專利名稱：具有嵌入在能量圍欄勢壘中的量子點的中間帶光敏器件的制作方法
技術(shù)領(lǐng)域：
本發(fā)明大致地涉及光敏光電子器件。更具體地講，本發(fā)明涉 及具有在無機半導(dǎo)體基體中提供中間帶的無機量子點的中間帶光敏光
電子器件。
背景技術(shù)：
光電子器件依賴于材料的光學(xué)和電子特性，以電子地產(chǎn)生或 檢測電磁輻射或根據(jù)周圍電磁輻射來發(fā)電。
光敏光電子器件將電磁輻射轉(zhuǎn)化成電信號或電。太陽能電 池、也稱為光伏("PV")器件是專用于產(chǎn)生電功率的一種光敏光電 子器件。光電導(dǎo)體電池是與信號檢測電路結(jié)合使用的一種光敏光電子 器件，該信號檢測電路監(jiān)控該器件的電阻，以檢測由于吸收的光所引 起的變化?？山邮帐┘拥钠秒妷旱墓怆姍z測器是與電流檢測電路結(jié) 合使用的一種光敏光電子器件，該電流檢測電路測量當(dāng)光電檢測器暴 露于電磁輻射時產(chǎn)生的電流。三類光敏光電子器件可根據(jù)以下標(biāo)準(zhǔn)來區(qū)分根據(jù)是否具有 以下限定的整流結(jié)，并且還根據(jù)該器件是否通過外部施加電壓、又稱 為偏壓或偏置電壓來操作。光電導(dǎo)體電池沒有整流結(jié)并且通常通過偏 壓來操作。PV器件具有至少一個整流結(jié)并且不通過偏壓來操作。光電 檢測器具有至少一個整流結(jié)并且通常不總是通過偏壓來操作。如在此所使用的，術(shù)語"整流"尤其表示界面具有不對稱傳
導(dǎo)特性，即界面可優(yōu)選地支持在一個方向上進行電子電荷遷移。術(shù)語
"光電導(dǎo)"一般地涉及如下過程電磁輻射能量被吸收并從而被轉(zhuǎn)化
成電荷載流子的激發(fā)能量，使得載流子能在材料中傳導(dǎo)(即遷移)電 荷。術(shù)語"光電導(dǎo)材料"指的是由于它們吸收電磁輻射的特性而用于 產(chǎn)生電荷載流子的半導(dǎo)體材料。當(dāng)適當(dāng)能量的電磁輻射入射在光電導(dǎo) 材料上時，能夠吸收光子以產(chǎn)生受激狀態(tài)?？梢杂芯娱g層，除非指定 第一層與第二層"物理接觸"或"直接接觸"。在光敏器件的情況下，整流結(jié)稱為光伏異質(zhì)結(jié)。為了在占據(jù)
相當(dāng)大的體積的光伏異質(zhì)結(jié)處內(nèi)部地產(chǎn)生電場，通常的方法是并置尤 其相對于它們的費米能級和能帶邊具有適當(dāng)選擇的半導(dǎo)體特性的兩層 材料。無機光伏異質(zhì)結(jié)的類型包括在p型摻雜材料與n型摻雜材料 的界面處形成的p-n異質(zhì)結(jié)，以及在無機光電導(dǎo)材料與金屬的界面處形成的肖特基勢壘異質(zhì)結(jié)。在無機光伏異質(zhì)結(jié)中，形成異質(zhì)結(jié)的材料通常表示為n型或
p型。在此，n型表示多數(shù)載流子類型為電子。其可被看作具有處于相
對自由能態(tài)的許多電子的材料。p型表示多數(shù)載流子類型為空穴。這樣 的材料具有處于相對自由能態(tài)的許多空穴。半導(dǎo)體和絕緣體的一個共有特征是"帶隙"。帶隙是充滿電 子的最高能級與空的最低能級之間的能量差。在無機半導(dǎo)體或無機絕
緣體中，該能量差是價帶邊Ev (價帶的頂部)與導(dǎo)帶邊Ee (導(dǎo)帶的底
部)之間的差。純材料的帶隙缺乏電子和空穴能夠存在的能態(tài)。僅有 可用于傳導(dǎo)的載流子是具有足以激發(fā)越過帶隙的能量的電子和空穴。 通常，半導(dǎo)體與絕緣體相比較具有相對小的帶隙。根據(jù)能帶模型，價帶電子激發(fā)到導(dǎo)帶會產(chǎn)生載流子；也就是 電子當(dāng)在帶隙的導(dǎo)帶邊時是電荷載流子，而空穴當(dāng)在帶隙的價帶邊時 是電荷載流子。如在此所使用的，在平衡條件下，第一能級相對于能帶圖上 的能級的位置"超出"、"大于"或"高于"第二能級?？梢詫⒛軒?圖用于半導(dǎo)體模型。作為無機材料的慣例，調(diào)節(jié)相鄰摻雜材料的能量 對準(zhǔn)，以對準(zhǔn)相應(yīng)材料的費米能級(EF)，從而使摻雜與摻雜的界面 和摻雜與本征的界面之間的真空能級彎曲。作為能帶圖的慣例，對于電子，其能量有利地向較低能級運 動，然而對于空穴，其能量有利地向較高能級(其對于空穴為較低勢 能，而相對于能帶圖是較高的)運動。更簡單而言，電子下降而空穴 上升。在無機半導(dǎo)體中，在導(dǎo)帶邊(Ee)上方可有連續(xù)的導(dǎo)帶，而在價帶邊(Ev)下方可有連續(xù)的價帶。載流子遷移率是無機和有機半導(dǎo)體中的重要特性。遷移率測 量載流子響應(yīng)于電場能而運動通過導(dǎo)電材料的容易度。與半導(dǎo)體相比 較，絕緣體通常提供差的載流子遷移率。

發(fā)明內(nèi)容
器件包括在第一電極與第二電極之間的堆疊中設(shè)置的多個 第一半導(dǎo)體材料層和多個在多點型圍欄勢壘。每個多點型圍欄勢壘設(shè)
置在相應(yīng)的兩個第一半導(dǎo)體材料層之間的堆疊中，并與該相應(yīng)的兩個 第一半導(dǎo)體材料層直接接觸。每個多點型圍欄勢壘實質(zhì)上由第二半導(dǎo) 體材料的多個量子點構(gòu)成，該第二半導(dǎo)體材料嵌入在兩個第三半導(dǎo)體 材料層之間并與該兩個第三半導(dǎo)體材料層直接接觸。每個量子點以第 一半導(dǎo)體材料的相鄰層的導(dǎo)帶邊與價帶邊之間的能量提供至少一個量 子態(tài)。多個量子點的至少一個量子態(tài)的波函數(shù)重疊為至少一個中間帶。 第三半導(dǎo)體材料層布置成隧穿勢壘，以要求第一材料層中的第一電子 和/或第一空穴執(zhí)行量子力學(xué)隧穿，以達(dá)到相應(yīng)量子點內(nèi)的第二材料。 第三半導(dǎo)體材料層還布置成隧穿勢壘，以要求第一半導(dǎo)體材料層中的 第二電子和/或第二空穴以執(zhí)行量子力學(xué)隧穿，以在不通過量子點的情 況下達(dá)到另一第一半導(dǎo)體材料層。第一半導(dǎo)體材料和第三半導(dǎo)體材料 的晶格常數(shù)可優(yōu)選地充分接近，以避免引起缺陷(例如^"/"|<1%)。 更可優(yōu)選地，使第三半導(dǎo)體材料與第一半導(dǎo)體材料晶格匹配。作為第一組示例材料，第一半導(dǎo)體材料是GaAs，第二半導(dǎo) 體材料是InAs，以及第三半導(dǎo)體材料是AlxGai.xAs，其中x >0。可優(yōu) 選地，每個InAs量子點具有2R的平均橫向橫截面和《的高度，其中 2nm《R《10nm，以及每個AlxGai.xAs層具有t的厚度，其中0.1R《t 《0.3R。在兩個圍欄勢壘的點之間設(shè)置的每個GaAs層具有厚度d，其 中2nm《d《10nm。相應(yīng)的多點型圍欄勢壘內(nèi)的量子點晶胞的周期為L， 其中2R《L《2R+2nm，以及相鄰的多點型圍欄勢壘之間的量子點晶胞的周期為Lz，其中LF,+d+t。為了獲得與不具有勢壘圍欄的傳統(tǒng)結(jié)構(gòu)
類似的載流子逃逸率，6nm《R《8nm。在GaAs本體中嵌入的InAs量 子點的優(yōu)選密度為101()至1012個量子點每平方厘米。作為第二組示例材料，第一半導(dǎo)體材料是InP，第二半導(dǎo)體 材料是InAs，以及第三半導(dǎo)體材料是Al。.48GaQ.52As。可優(yōu)選地，每個 InAs量子點具有2R的平均橫向橫截面和,的高度，其中2nm《R《 12nm，以及每個Al。.48In().52As層具有厚度t，其中0.1R《t《0.3R。兩 個在多點型圍欄勢壘之間設(shè)置的每個InP層具有厚度d，其中2nm《d 《12nm。相應(yīng)的多點型圍欄勢壘內(nèi)的量子點晶胞的周期為L，其中2R 《L《2R+2nm，以及相鄰的多點型圍欄勢壘之間的量子點晶胞的周期 為Lz，其中U^+d+t。如果器件布置成p-i-n異質(zhì)結(jié)構(gòu)，則多個第一材料層最靠近 第一電極的第一層是n摻雜型，多個第一材料層最靠近第二電極的第 二層是p摻雜型，以及多個第一材料層的其它層是本征的。器件能夠 被定向，使得n摻雜的第一層或p摻雜的第二層是較靠近襯底/半導(dǎo)體 晶片的層。此外，n摻雜的第一層和p摻雜的第二層中的一個可以是襯 底/半導(dǎo)體晶片。每個量子點中的至少一個量子態(tài)可以包括在第二半導(dǎo)體材 料的帶隙上方的量子態(tài)，以提供中間帶，和/或可以包括在第二半導(dǎo)體 材料的帶隙下方的量子態(tài)，以提供中間帶?？蓪⒃诙帱c型圍欄勢壘中的量子點布置在諸如太陽能電池 的光敏器件中。


圖1示出中間帶太陽能電池。圖2A和2B是在導(dǎo)帶中的最低量子態(tài)提供中間帶的情況下，無機基體材料中的無機量子點的橫截面的能帶圖。圖3A和3B是在價帶中的最高量子態(tài)提供中間帶的情況下，
無機基體材料中的無機量子點的橫截面的能帶圖。圖4是在無機量子點處于無機基體材料中、并且導(dǎo)帶中的最 低量子態(tài)提供中間帶的情況下，圖1的中間帶太陽能電池的能帶圖。圖5示出總體理想化并如在膠狀溶液中形成的、圖1的器件 中的量子點陣列的橫截面。圖6示出在利用Stranski-Krastanow法產(chǎn)生的情況下，圖1 的器件中的量子點陣列的橫截面。圖7是無機基體材料中的無機量子點的橫截面的能帶圖，示 出通過電子的去激發(fā)和俘獲。圖8示出改進成包括隧穿勢壘的類似圖5所示的量子點陣列 的橫截面。圖9A和9B是在帶隙上方的最低量子態(tài)提供中間帶的情況 下，包括隧穿勢壘的量子點的橫截面的能帶圖。圖IO是在量子點改進成包括隧穿勢壘，并且?guī)渡戏阶畹?的量子態(tài)提供中間帶的情況下，基于圖1的設(shè)計的太陽能電池的能帶 圖。圖IIA和11B是在帶隙下方最高的量子態(tài)提供中間帶的情 況下，包括隧穿勢壘的量子點的橫截面的能帶圖。圖12是在量子點改進成包括隧穿勢壘，并且?guī)断路阶罡?的量子態(tài)提供中間帶的情況下，基于圖1的設(shè)計的太陽能電池的能帶圖。圖13示出在利用Stranski-Krastanow法產(chǎn)生的情況下，改進 成包括隧穿勢壘的量子點的陣列的橫截面。圖14和15證實通過矩形勢壘的隧穿。
圖16示出三角隧穿勢壘。
圖17示出拋物線隧穿勢壘。圖18示出GaAs/InAs中間帶圍欄勢壘(DFENCE)太陽能 電池的結(jié)構(gòu)。路徑A示出沿點上位置通過GaAs緩沖層、AM3a^As圍欄、InAs浸潤層和InAs量子點的輸送。路徑B示出沿點外位置通過 GaAs緩沖層、InAs浸潤層和InAs量子點的電荷輸送。圖19A和19B是來自圖18的DFENCE結(jié)構(gòu)的能帶圖。圖 19A示出點上(沿圖18中的線"A")的能帶圖，以及圖19B示出點 外(沿圖18中的線"B")的能帶圖。由于薄的InAs浸潤層1832對 隧穿的撞擊可以忽略，所以在圖19B中未表示。圖20是在對于鋁組分x = 0、 0.1、 0.2和0.3時圍欄勢壘的 厚度固定為t = 0.1R的情況下，對于圖18中的結(jié)構(gòu)的基態(tài)躍遷能量相 對于量子點半徑(R)的曲線圖。在此，,為點長度并且《二R， d為圍 繞的GaAs層的厚度并且d=5nm，以及L為襯底表面的平面中量子點 之間的距離并且L=lnm + 2R。 x = 0的軌跡對應(yīng)于具有隧穿勢壘的結(jié) 構(gòu)。圖21是對于與圖20中的相同結(jié)構(gòu)的載流子逃逸率相對于量 子點半徑的圖形。圖22是作為堆疊量子點層數(shù)N的函數(shù)(x二0.2)，對于GaAs DFENCE異質(zhì)結(jié)的電流密度相對于電壓的圖形。圖23是當(dāng)x從0增加到0.2時，對于具有8nm半徑的量子 點的功率轉(zhuǎn)換效率相對于量子點層數(shù)(N)的圖形。DFENCE結(jié)構(gòu)不同 于如圖20中所說明的結(jié)構(gòu)(ti.lR二0.8nm; d=5nm;L=lnm+2R=17nm)。圖24是為以下情形計算的功率轉(zhuǎn)換效率相對于中間帶能級 的圖形(a)在A. Luque和A. Marti的文獻(xiàn)Phys. Rev. Lett. 78, 5014 (1997)提出的理想條件("Luque模型")，(b)在帶隙為1.426eV 的情況下，對于GaAs的LuQue模型，以及(c) 、 (d)與(e)在x =0.2、 O.l和O的情況下，GaAs/InAs DFENCE模型的相應(yīng)上限。曲線 (a)中的標(biāo)記數(shù)據(jù)是假定與橫坐標(biāo)上的中間帶能級相對應(yīng)以實現(xiàn)最大 效率的本體帶隙。圖25示出InP/InAs中間帶圍欄勢壘(DFENCE)太陽能電 池的結(jié)構(gòu)。路徑A示出沿點上位置通過InP緩沖層、Alo.4sGao.52As圍 欄、InAs浸潤層和InAs量子點的輸送。路徑B示出沿點外位置通過InP 緩沖層、InAs浸潤層和Alo.48Ga。.52As圍欄的電荷輸送。
圖26A和26B是來自圖25的DFENCE結(jié)構(gòu)的橫截面的能 帶圖。圖26A示出(沿圖25中的線"A")點上的能級圖，以及圖26B 示出(沿圖25中的線"B")點外的能帶圖。由于薄的InAs浸潤層2532 對隧穿的撞擊可以忽略，所以在圖26B中未表示。圖27是在圍欄勢壘的厚度固定為t=0.1R的情況下，對于圖 25中的結(jié)構(gòu)的基態(tài)躍遷能量相對于量子點半徑(R)的曲線圖。在此， ^是點長度并且^R， d是圍繞的GaAs層的厚度并且d=5nm，以及L 是襯底表面的平面中量子點之間的距離并且I^lnm+2R。對于沒有隧穿 勢壘的相同結(jié)構(gòu)，也包括該數(shù)據(jù)。圖28是對于如圖25中的結(jié)構(gòu)的載流子逃逸率相對于量子點 半徑的圖形，以及等效結(jié)構(gòu)不具有隧穿勢壘。圖29是對于如圖25中的結(jié)構(gòu)的載流子逃逸率相對于量子點 半徑的圖形。由于在圖28中的逃逸率看起來似乎為零，調(diào)節(jié)圖29中 的y軸比例，以更清楚地示出對于DFENCE結(jié)構(gòu)的逃逸率。圖30是對于具有8nm半徑的量子點，功率轉(zhuǎn)換效率相對于 量子點層數(shù)(N)的圖形。DFENCE結(jié)構(gòu)不同于如圖27中所說明的 (t=0.1R=0.8nm; d=5nm; L=lnm+2R=17nm)。圖31是為以下情形計算的功率轉(zhuǎn)換效率相對于中間帶能級 的圖形在Luque模型中提出的理想條件、對于具有1.34eV的帶隙的 InP的Luque模型、InP/InAs DFENCE模型的上限。理想的Luque模型
曲線上的標(biāo)記數(shù)據(jù)是假定與橫坐標(biāo)上的中間帶能級相對應(yīng)以實現(xiàn)最大 效率的本體帶隙。圖32示出各種普通化合物半導(dǎo)體的晶格常數(shù)、峰值吸收波 長和能隙之間的關(guān)系。這些半導(dǎo)體的三元和四元組合(在示出的點之 間)提供具有不同能隙的晶格匹配材料。圖中的結(jié)構(gòu)不一定按比例繪制。
具體實施例方式研究改善太陽能電池的效率的一種方法是使用量子點來在 太陽能電池的帶隙內(nèi)形成中間帶。量子點將電荷載流子(電子、空穴和/或激子)三維地限制在分立的量子能態(tài)。每個量子點的橫截面尺寸 通常為大約幾百?；蚋?。除此之外，通過點之間重疊的波函數(shù)，中 間帶結(jié)構(gòu)是可區(qū)分的。"中間"帶是由重疊的波函數(shù)形成的連續(xù)微帶。 盡管波函數(shù)重疊，但在相鄰的點之間沒有物理接觸。圖1示出中間帶器件的示例。該器件包括第一接觸110、第 一過渡層115、嵌入在半導(dǎo)體本體基體材料120中的多個量子點130、 第二過渡層150和第二接觸155。在由無機材料制成的器件中， 一個過渡層(115、 150)可以 是p型，而另一過渡層為n型。本體基體材料120和量子點130可以 是本征的(未摻雜的)。過渡層115、 150與本體基體材料120之間的 界面可以在器件內(nèi)提供整流、極化的電流。作為替選方式，電流整流 可以由接觸(110、 155)與過渡層(115、 150)之間的界面來提供。根據(jù)帶的布置，中間帶可對應(yīng)于點130中的帶隙上方最低的 量子態(tài)，或者點130中的帶隙下方最高的量子態(tài)。圖2A、 2B、 3A和3B是通過在無機本體基體材料120中的 示例無機量子點130的橫截面的能帶圖。在點內(nèi)，導(dǎo)帶被分成量子態(tài) 275，而價帶被分成量子態(tài)265。在圖2A和2B中，點的導(dǎo)帶中最低的量子態(tài)(Ee;1)提供中 間帶280。具有能量^^的第一光子的吸收將電子的能量增加EL，以將 電子從量子點的價帶激發(fā)至導(dǎo)帶電子基態(tài)E^。具有能量^^的第二光 子的吸收將電子的能量增加EH，以將電子從量子點的基態(tài)Eej激發(fā)至 本體半導(dǎo)體120的導(dǎo)帶邊，于是電子自由地貢獻(xiàn)于光電流。具有能量^4 的第三光子的吸收將電子的能量增加Ec，以將電子從價帶直接激發(fā)到 導(dǎo)帶中(這也能在本體基體材料120本身中發(fā)生)，于是電子自由地 貢獻(xiàn)于光電流。
在圖3A和3B中，價帶中最高的量子態(tài)(Eh"提供中間帶 280。具有能量^K的第一光子的吸收將具有能量Ehj的電子的能量增加 EH，以將電子從帶隙的價帶邊激發(fā)至導(dǎo)帶中，由此產(chǎn)生電子空穴對。
在概念上，這可以被認(rèn)為是以EH激發(fā)導(dǎo)帶中的空穴，從而使空穴運動
至Ew量子態(tài)中。具有能量^^的第二光子的吸收將空穴的勢能增加EL， 以將電子從量子點的基態(tài)E^激發(fā)至本體半導(dǎo)體120的導(dǎo)帶邊，于是電 子自由地貢獻(xiàn)于光電流。利用在圖2A和2B中的分布的點陣列，圖4示出針對中間 帶器件的能帶圖。相鄰量子點之間Eej能態(tài)重疊的波函數(shù)的聚集提供本 體基體半導(dǎo)體120的導(dǎo)帶邊(Ee)與價帶邊(Ev)之間的中間帶280。 如在如果省略量子點的相同器件中，能量^V4的光子的吸收產(chǎn)生電子空 穴對，由此產(chǎn)生光電流。中間帶280允許兩個子帶隙光子^v'和^"2的 吸收，導(dǎo)致產(chǎn)生附加的光電流。在圖4中，過渡層115和150被布置 成產(chǎn)生整流。圖5示出包括球狀量子點陣列的器件的橫截面。在實踐中， 點的實際形狀取決于制造技術(shù)的選擇。例如，能將無機量子點形成為 膠狀溶液中的半導(dǎo)體納米晶體，諸如本領(lǐng)域已知的溶膠凝膠工藝。采 用某些其它布置，即使實際的點不是真的球體，球體仍然可提供精確 的模型。例如，在無機基體中成功產(chǎn)生無機量子點的外延生長法是 Stranski-Krastanow法(在文獻(xiàn)中有時拼寫為Stransky-Krastanow)。該 方法在使晶格損傷和缺陷最少的同時在點與本體基體之間有效率地產(chǎn) 生晶格失配應(yīng)變。Stranski-Krastanow有時稱為"自組織量子點" (SAQD)技術(shù)。在通過有機金屬化學(xué)汽相淀積(MOCVD)或分子束外延(MBE)的晶體生長期間，自組織量子點自發(fā)地、大量地出現(xiàn)。利用
Stranski-Krastanow法的生長條件，可以產(chǎn)生具有高的面密度 (〉10"cm—2)和光學(xué)質(zhì)量的自組織微型點( 10nm)的陣列和堆疊。 自排列量子點(SOQD)技術(shù)能夠產(chǎn)生由高密度的無缺陷量子點構(gòu)成的 三維準(zhǔn)晶體，其中輻射復(fù)合占主導(dǎo)地位。圖6示出由Stranski-Krastanow法制造的中間帶器件的橫截 面。在本體基體材料130上形成浸潤層132 (例如一個單層)。用于形 成浸潤層132的材料(例如InAs)具有不同于本體材料(例如GaAs) 的本征晶格間距，但生長成與本體晶格對準(zhǔn)的應(yīng)變層。其后，自發(fā)成 核( 1.5單層)播種點，隨后是點生長，產(chǎn)生量子點層131。本體121 (在點層131上)的過生長實質(zhì)上是無缺陷的。點之間的浸潤層對器 件的電學(xué)和光學(xué)特性沒有明顯貢獻(xiàn)，使得通過Stranski-Krastanov法產(chǎn) 生的點常常示出為如在文獻(xiàn)中的圖5所示的球，其中該浸潤層具有在 點形成期間保持不變的厚度。(點之間的浸潤層不考慮點之間的"連 接")。對于無機中間帶量子點器件的附加背景和制造，參見 A.Marti等人的"Design constraints of quantum-dot intermediate band solar cell" ， Physica E 14,150-157 (2002) ; A丄uque等人的"Progress towards the practical implementation of the intermediate band solar cell", Conference Record of the Twenty-Ninth IEEE Photovoltaic Specialists Conference, 1190-1193 (2002) ; A.Marti等人的"Partial Filling of a quantum dot intermediate band For Solar Cells" , IEEE Transactions on Electron Devices, 48, 2394-2399 (2001) ; Y.Ebiko等人的"Island Size Scaling in InAs/GaAs Self-Assembled quantum Dots" , Physical Review Letters 80,2650-2653( 1998);以及授予Petroff等人的美國專利6,583,436 B2 (2003年6月24日)；以上文獻(xiàn)對現(xiàn)有技術(shù)的說明通過引用結(jié)合于 此。
由于斷言量子點中間帶太陽能電池具有實現(xiàn)太陽能功率轉(zhuǎn)
換效率>60%的潛能，所以近年來積極地研究這樣的電池。參見A丄uque 和A.Marti的Phys.Rev.Lett.78, 5014 ( 1997)。實際上，低帶隙能量量 子點通過單個高能光子的吸收能夠產(chǎn)生多個電子空穴對(激子)，理 論上導(dǎo)致超過100%的量子效率。參見R.D.Schaller和V丄Klimov的 Phys.Rev丄ett.92， 186601-1 ( 2004 ); 以及G.S.Philippe的Nature Mater.4,653 (2005)。為了將光譜響應(yīng)擴展至較長的波長，需要充分靠 近地填充窄帶隙量子點(例如InAs)，以在主體基體材料(例如GaAs) 的間隙內(nèi)形成中間能帶。然而，應(yīng)變量子點的高濃度引入點區(qū)域中高的電荷密度( lX10"cm-3——-見R.Wetzler、 A.Wacker、 E.Schll、 C.M.A.Kapteyn、 R.Heitz禾卩D.Bimberg的Appl.Phys丄ett.77,1671 (2000))，并且光激 發(fā)的載流子(電子和空穴)由自組織量子點迅速俘獲。因此，部分地 由于不理想的能帶結(jié)構(gòu)，所以未實現(xiàn)對于量子點中間帶太陽能電池預(yù) 測的非常高的效率，該不理想的能帶結(jié)構(gòu)導(dǎo)致電荷俘獲，隨后在點中 進行光載流子的復(fù)合。與需要快速載流子俘獲的激光應(yīng)用相反(參見 L.V.Asryan禾卩R.A.Suris的Semicond.Sci.Technol. 11,554 (1996))，光 生載流子必須隧穿穿過量子點，或者繞過量子點進行輸送，以避免在 這些位置的俘獲和復(fù)合。理論模型(參見 V.Aroutiounian 、 S.Petrosyan 和 A.Khachatryan的Solar Energy Mater.& Solar Cells 89,165 (2005))證
實對于相對短的復(fù)合時間( 2ns)，量子點主要充當(dāng)復(fù)合中心而不是 產(chǎn)生中心，導(dǎo)致在較大帶隙的半導(dǎo)體主體內(nèi)光電流隨量子點層的數(shù)目 (N)的增加而減小。通過主體的SiS-摻雜(參見A.Marti、 N丄6pez、 E.Antolin、C.Stanley、C.Farmer、L. Cuadra禾卩A丄uque的Thin Solid Films 511,638 (2006))，在中間帶太陽能電池的點區(qū)域中的受限態(tài)的部分 填充表現(xiàn)出有限的成功。盡管這些器件具有擴展至較長波長的光響應(yīng)， 但它們與大的帶隙同質(zhì)結(jié)電池相比，還呈現(xiàn)顯著減小的開路電壓(V。c)。
實際上，同質(zhì)結(jié)GaAs在功率轉(zhuǎn)換效率上的改進還沒有報道。盡管中間帶的形成改善器件性能，但結(jié)果沒有達(dá)到光電流預(yù) 期的理論改善。對于理想的量子點中間帶太陽能電池預(yù)測功率效率 >60%。部分地由于非理想性和缺少最佳材料組合，所以尚未實現(xiàn)該目 的，該非理想性導(dǎo)致電荷俘獲，隨后在點中進行光載流子的復(fù)合。圖7示出當(dāng)電荷載流子衰減至受激態(tài)Ee，2 (701)或衰減至 基態(tài)Ee，i (702、 703)時由量子點130俘獲的自由電子。當(dāng)作為聲子的 能量被吸收到晶格中時，去激發(fā)過程減小光電流。相似的載流子去激 發(fā)和俘獲同樣發(fā)生在空穴上。因此，為了改善中間帶太陽能電池的性 能，需要減少由于電荷俘獲所引起的電荷載流子去激發(fā)。用于減少去激發(fā)俘獲的解決方案是將每個量子點密封在薄 勢壘殼中，以要求載流子執(zhí)行進入點的量子力學(xué)隧穿。在經(jīng)典力學(xué)中， 當(dāng)電子撞擊較高電勢的勢壘時，其完全由電勢"壁"來限制。在量子 力學(xué)中，電子能夠由其波函數(shù)來表示。該波函數(shù)不會在有限電勢高度 的壁處突然終止，并且其能穿透勢壘。這些原理同樣適用于空穴。電 子或空穴隧穿通過有限高度的勢壘的概率Tt不為零，并且能夠通過求 解薛定諤方程來確定。根據(jù)Tp碰撞勢壘的電子或空穴僅在勢壘的另 一側(cè)再出現(xiàn)。對于量子力學(xué)隧穿現(xiàn)象和薛定諤方程的附加背景討論， 參見以下參考圖14-17的討論；以及Robert F.Pierret的"Modular Series on Solid State Devices Volume VI ， Advanced Semiconductor Fundamentals"， 第 2 章，Elements of Quantum Mechanics, 25-51, Addison-Wesley出版(1989);以及Kwok K.Ng的"Complete Guide to Semiconductor Devices",第二版,Appendix B8， Tunneling, 625-627, Wiley-Interscience (2002) 。 Pierret和Ng的這些部分通過引用結(jié)合于 此，用于它們的背景說明。
圖8是量子點陣列的概括的橫截面，每個量子點被修改成包 括隧穿勢壘140。圖9A和9B是能帶圖，其示出量子點被修改成包括隧穿勢 壘140以及在作為中間帶280的帶隙上方具有量子態(tài)。有些自由電子 (卯l)被隧道勢壘排斥。這樣的電子仍然可以對光電流作貢獻(xiàn)。 一些 自由電子隧穿通過隧穿勢壘(902)進入點，然后從點出來。如果抽象地觀察勢壘140，則自由電子隧穿通過該勢壘的概 率與從勢壘的兩側(cè)通過的概率相同。例如，如果勢壘具有0.5的隧穿概 率(Tt)，則碰撞在勢壘上(具有能量E)的電子有50%的機率隧穿。
然而，由于具有Ee，bi或更高能量的電子因空間限制而連續(xù)碰撞在勢壘
上，所以在量子點本身內(nèi)的限制的小區(qū)域?qū)е聜€別的電子在馳豫之前 逃逸和/或去激發(fā)使電子下降至較低能態(tài)的高得多的可能性。點內(nèi)在帶隙下方的電子通過具有能量^^的光子而被激發(fā)至 提供中間帶的第一量子態(tài)(例如Ee,。。從中間帶，具有能量^^的光 子可將電子激發(fā)至使其隧穿通過(903)隧穿勢壘140至本體基體材料 120的Ee，b^k能級的能量。另外，具有能量^3的光子可在勢壘140上 激發(fā)電子(904)。在勢壘上被激發(fā)的電子具有AE，的過剩能量。當(dāng)在 勢壘上被激發(fā)的電子衰減至Ee,b^能級時，該過剩能量AEi迅速損失。 該過剩能量的損失與無隧穿勢壘140的情況下?lián)p失以使得俘獲的能量 相比相對較小，并且通常在電子能被相鄰的點俘獲(即越過隧穿勢壘 140而非穿過隧穿勢壘140進入相鄰的點)之前出現(xiàn)。具有能量^、的光子可將電子從Ev,bulk能級直接激發(fā)至使其 隧穿穿過(905)隧穿勢壘140至本體基體材料120的Ee，bu,k能級中的 能級。此外，具有能量h的光子可以激發(fā)直接從Ev,滅能級越過(906) 在勢壘140的電子。
為了進一步使進入(902)點和從點出來的自由電子經(jīng)歷去
激發(fā)的概率最小，可優(yōu)選的是，第二量子態(tài)(例如Ee，2)實質(zhì)上等于本 體材料的Ee，wk能級。具體地，第二量子態(tài)可優(yōu)選地在Ee,wk能級的土 ^T內(nèi)(A為波耳茲曼常數(shù)，而『為工作溫度)，由此在第二量子態(tài)與
Ec，b涯能級之間產(chǎn)生重疊。如果自由電子以與點內(nèi)的禁帶能級相對應(yīng)的 能量進入點，則在統(tǒng)計上，自由電子更加可能由于去激發(fā)而被俘獲；
通過將第二量子態(tài)定位在Ee，隱能級的土5^內(nèi)的點中，來降低俘獲的概率。無機光敏器件的工作溫度通常指定為具有T^4(TC至+100 。C的范圍。因而，將+ 10(TC用作最大限制并且求解土5^1 (即5X
1.3806505E-23 (J/K) /1.602E-19 (J/eV) X (T。C+273.15) ° K)，第
二量子態(tài)應(yīng)在本體基體材料120的導(dǎo)帶邊士0.16eV的范圍內(nèi)。圖IO是利用來自圖9A和9B的量子點的器件的能帶圖。過 渡層115和150被布置成產(chǎn)生整流，由此控制電流的方向。根據(jù)量子 點與過渡層115之間的相對接近以及電子越過勢壘140從點中逃逸 (904或906)以衰減至Ee,bu!k能級花費的時間，對于某些構(gòu)造可能的 是，電子越過勢壘140從點中逃逸可以具有足夠的能量，以產(chǎn)生流入 過渡層115的反向電流。因此，根據(jù)近似和衰減時間，認(rèn)為應(yīng)該給出 △E3，其是過渡層115的導(dǎo)帶邊(Ee,p.tMnsiti。n)與隧穿勢壘140的導(dǎo)帶 邊(Ee,ba iw)峰值之間的差。為了保持與過渡層115的界面處的整流，
P型過渡層115的Ee，wsit^帶隙邊可優(yōu)選地大于隧穿勢壘的導(dǎo)帶峰值圖IIA和11B示出量子點被修改成包括隧穿勢壘140并在 作為中間帶280的帶隙下方具有量子態(tài)的能帶圖。 一些空穴被隧穿勢 壘抵擋(1101)。這樣的空穴仍然可用于對光電流作貢獻(xiàn)。有些空穴 隧穿穿過隧穿勢壘(1102)進入點，然后從點出來。
正如上述電子示例的情況一樣，由于具有Ev，bu,k或更低能量 的空穴因空間限制而連續(xù)碰撞在勢壘上，所以在量子點本身內(nèi)的限制 的小區(qū)域?qū)е聜€別的空穴在馳豫之前逃逸和/或去激發(fā)使空穴"下降" 至較高能態(tài)的高得多的可能性。點內(nèi)帶隙上方的空穴通過具有能量^^的光子而被激發(fā)至提 供中間帶的第一量子態(tài)(例如Elu)中(正如以上參考圖3A和3B討 論的概念的情況一樣，在電子被激發(fā)至導(dǎo)帶中并且空穴留在中間帶中 的情況下，導(dǎo)帶中的空穴的激發(fā)與中間帶中的電子空穴對的產(chǎn)生在概 念上可互換的)。從中間帶，具有能量^2的光子可將空穴激發(fā)至使其 隧穿通過(1103)隧穿勢壘140至本體基體材料120的Ev，bu,k能級中的 能量。另外，具有能量^^的光子可以激發(fā)越過在勢壘140的空穴(1104) (由于空穴上升所以使用"越過")。越過勢壘被激發(fā)的空穴具有A E2的過剩能量。當(dāng)越過勢壘被激發(fā)的空穴衰減至Ev，wk能級時，該過剩 能量AE2迅速損失。該過剩能量的損失與沒有隧穿勢壘140的情況下 對于俘獲而損失的能量相比相對較小，并且通常在空穴能被相鄰的點 俘獲(即越過隧穿勢壘140而不是穿過隧穿勢壘140進入相鄰的點) 之前發(fā)生。具有能量^^的光子可以將空穴從Ee，bulk能級直接激發(fā)至使 其隧穿通過(1105)隧穿勢壘140至本體基體材料120的Ec加ik能級中 的能級。此外，具有能量^5的光子可以將空穴從Ev，^k能級直接激發(fā) 越過(1106)勢壘140。為了進一步使進入(1102)點并且從點出來的空穴經(jīng)歷去激 發(fā)的概率最小，可優(yōu)選的是，量子點的價帶的第二量子態(tài)(例如Eh，2) 實質(zhì)上等于體材料的Ev，b業(yè)能級。具體地，第二量子態(tài)應(yīng)該在本體材料 的Ev,Mk能級的土5^^內(nèi)，由此在第二量子態(tài)與Ev,wk能級之間產(chǎn)生重 疊。如果空穴以與點內(nèi)的禁帶能級相對應(yīng)的能量進入點，則在統(tǒng)計上， 空穴更加可能由于去激發(fā)而被俘獲；通過將第二量子態(tài)定位在Ev，bulk能級的士5^內(nèi)的點中，來降低俘獲的概率。圖12是利用來自圖IIA和11B的量子點的器件的能帶圖。 過渡層115和150被再次布置成產(chǎn)生整流，從而控制電流的方向。根 據(jù)量子點與過渡層150之間的相對接近以及空穴越過勢壘140從點逃 逸(1104或1106)以衰減至Ev，bwk能級花費的時間，對于某些構(gòu)造可 能的是，越過勢壘140從點逃逸的空穴可具有足夠的能量，以產(chǎn)生流 入n型過渡層150的反向電流。因此，根據(jù)近似和衰減時間，應(yīng)該考 慮給出AE4，其為過渡層150的價帶邊(Ev，n.tninsiti。n)與隧穿勢壘140 的價帶邊(Ev，ba iCT)峰值之間的差。為了保持與過渡層150的界面處的
整流，過渡層150的Ew滅i。n帶隙邊可優(yōu)選地低于隧穿勢壘的價帶峰 值 (Ev,barrier )。如在此所使用的，隧穿電子勢壘的"峰值"是勢壘的Ee，barrier 的最高能量邊，而在與勢壘的界面處，"基底"與本體基體材料中的
Ec，bu,k能級相當(dāng)。用于隧穿空穴的勢壘的"峰值"是勢壘的Ev,barrier的最 低能量邊，而在與勢壘的界面處，"基底"與本體基體材料中的Ev,b^k 能級相當(dāng)。提供說明并且在圖9A和9B中顯現(xiàn)的無機量子點的特性是
在無機量子點中，Eej量子態(tài)可以或者可以不與量子點材料的導(dǎo)帶邊
(帶隙的頂部)相對應(yīng)。即使不"允許"如布置在量子點內(nèi)的材料的 帶隙邊的量子態(tài)，也習(xí)慣于示出如同本體材料一樣的點材料的帶隙。 在無機量子點內(nèi)被允許的量子態(tài)的位置取決于波函數(shù)。如本領(lǐng)域已知
的，能設(shè)計波函數(shù)/量子態(tài)的位置。如圖9A和9B所示，這可導(dǎo)致Ee，j 量子態(tài)被定位成遠(yuǎn)離帶隙邊。換句話說，無機量子點中的帶隙邊不一 定是允許的量子態(tài)。這些特性也同樣適用于無機量子點的價帶邊(即 圖IIA和11B中的Eh,。。無機本體基體材料120的特性可以包括在無機本體基體材料的帶隙邊上方和下方的價帶統(tǒng)一體260和導(dǎo)帶統(tǒng)一體270的形成。 在態(tài)密度隨著距帶隙邊的距離而降低的情況下，這些統(tǒng)一體實質(zhì)上是 能態(tài)云。統(tǒng)一體的存在意味著越過隧穿勢壘從點逃逸的電荷載流子可 以離開點進入被允許的能態(tài)，這是在當(dāng)確定載流子如何快速地朝帶隙 下降時考慮。對于帶統(tǒng)一體中通常的態(tài)密度，過剩能量(AE,、 AE2)
去激發(fā)的損失仍然可能在自由電子能被相鄰的點俘獲之前出現(xiàn)(即越
過隧穿勢壘140而不是穿過隧穿勢壘140進入相鄰的點)。對于無勢壘層的無機基體中的無機點(例如圖2和3)，越 過點的帶統(tǒng)一體270、 260基本分別從Ee，^k和Ev,bwk開始。相比之下， 勢壘140的存在可以在圖9A和9B中的點上方將統(tǒng)一體270推得更高， 并且可在圖IIA和11B中的點下方將統(tǒng)一體260推得更低。圖13是在利用Stranski-Krastanow法制造并改進成包括隧穿
勢壘140的情況下，基于圖1的器件的量子點陣列的橫截面。在浸潤 層132的沉積之前，(例如MBE、 MOCVD)生長一薄的(例如至少 一個單層；例如0.1至10nm)的勢壘層141。然后，在量子點130的 生長之后，生長另一勢壘層141，從而密封每個點?？蓛?yōu)選地，使勢壘層140、 141與本體基體材料120、 121 匹配。本體材料與勢壘材料之間的應(yīng)變中的失配增加缺陷的可能。例 如，如果薄的勢壘層的厚度在適當(dāng)?shù)奈恢脙H改變單層，則失配可以在 勢壘層內(nèi)導(dǎo)致不一致的晶格間距，以在播種點的自發(fā)成核期間產(chǎn)生變 化。因此，勢壘與本體基體匹配的晶格使連續(xù)的量子點層與相鄰點之 間的不均勻性的機率最少。然而，只要本體與勢壘之間的晶格失配不 引起缺陷，則能容許晶格常數(shù)"""的小的失配(例如|^"/"|<1%)。參考圖8-13所描述的器件可以利用多種不同的材料類型組 合來實現(xiàn)。
對于任何無機量子點130、 131和無機本體基體材料120、 121，無機半導(dǎo)體材料的示例包括m-V族化合物半導(dǎo)體，諸如AlAs、 AlSb、 A1P、 A1N、 GaAs、 GaSb、 GaP、 GaN、 InAs、 InSb、 InP禾P InN; II-VI族化合物半導(dǎo)體，諸如CdS、 CdSe、 CdTe、 ZnO、 ZnS、 ZnSe和 ZnTe;其它化合物半導(dǎo)體，諸如PbS、 PbSe、 PbTe禾卩SiC;以及這些 化合物半導(dǎo)體的三元合金和四元合金。對于任何無機隧穿勢壘140、 141，材料的示例包括上述無
機半導(dǎo)體材料以及諸如氧化物、氮化物或氧氮化物的絕緣體。本領(lǐng)域
眾所周知的是如何選擇具有合適相對能量的材料以及如何選擇晶格匹
配的材料。圖32示出各種m-V族化合物半導(dǎo)體的晶格常數(shù)、波長和能
隙。如本領(lǐng)域已知的，這些化合物的三元合金和四元合金能夠被生長
成晶格匹配的二元m-V族化合物。例如，三元化合物AlxGai.xAs能夠
被生長成對于大多數(shù)的任何值x來說非常接近的晶格匹配的GaAs (大
約在0.1%內(nèi))。類似地，通過調(diào)節(jié)x和y，能夠使四元化合物
GaxIni.xASl.yPy與GaAs和InP晶格匹配(例如Gao.8Ino.2Aso.65Po.35與InP
晶格匹配)。作為又一示例，Al。.48lno.52As與InP晶格匹配。此外，能
夠使三元和四元化合物彼此晶格匹配。能夠通過Vegard定律來計算合
金的晶格常數(shù)(a)，該定律給出與組成二元體的加權(quán)平均相等的值。
例如，對于GaxIn^ASyP,.y ，<formula>formula see original document page 24</formula>
能夠以相似的方式插值用于合金帶隙的近似值。圖14-17進一步證實量子力學(xué)隧穿的原理。以下的說明和方 程基于Kwok K. Ng的"Complete Guide to Semiconductor Devices,"第 二版，Appendix B8， Tunneling, 625-627， Wiley-Interscience (2002)中 的討論。尤其地，修改說明和方程以適應(yīng)除電子以外的空穴。此外， 盡管量子點材料和勢壘材料中電荷載流子的有效質(zhì)量通常不顯著改 變，但修改方程，以使用為變化而調(diào)節(jié)的折合有效質(zhì)量。
通常，不考慮有機和/或無機材料是否用于構(gòu)造光敏器件， 如果已知載流子相對于勢壘高度的能級E，則需要三個參數(shù)，以確定載 流子的隧穿概率Tt:隧穿勢壘的峰值與載流子的能量之間的差(4>b) 的絕對值，在載流子能級處的勢壘厚度(Ax)以及勢壘的電勢分布 U(x)。勢壘的電勢分布U(x)有時稱為勢壘的"形狀"。在圖14中示出
電子隧穿通過矩形勢壘的示例。如本領(lǐng)域已知的，為了計算電子的隧穿概率Tt，必須通過 薛定諤方程來確定波函數(shù)V:<formula>formula see original document page 25</formula>
其中"^是電荷載流子(在該情況下，為電子)的折合有效質(zhì)量，& 是折合普朗克常數(shù)，而q是電子電荷。電荷載流子的折合有效質(zhì)量是<formula>formula see original document page 25</formula> 其中W;是量子點中電荷載流子的有效質(zhì)量，以及 <。，是勢壘材 料中電荷載流子的有效質(zhì)量。由于勢壘的電勢分布U(x)改變不迅速，所以能利用 Wentzel-Kramers-Brillouin近似值來簡化方程(1)并且被積分以確定波 函數(shù)
<formula>formula see original document page 25</formula>由于電子存在的概率與波函數(shù)幅度的平方成比例，所以隧 穿概率Tt給出為<formula>formula see original document page 26</formula>對于圖14所示的矩形勢壘的情形，隧穿概率的求解方程 (4)給出為<formula>formula see original document page 26</formula>(除圖14所示的電子隧穿以外)如圖15所示，通過取得 4>b的絕對值，然后重新整理方程以求解在勢壘能級處的載流子的厚度 (Ax)，改寫方程(5)同樣適用于空穴隧穿，給出<formula>formula see original document page 26</formula>
其中^是電荷載流子(電子或空穴)的折合有效質(zhì):從設(shè)計的觀點，可優(yōu)選地基于隧穿勢壘基底處的能級來選 擇勢壘的厚度Ax。如果本體基體為具有導(dǎo)帶統(tǒng)一體270和價帶統(tǒng)一體 260的無機材料，則態(tài)密度通常建議具有在勢壘基底處的能級的電荷載 流子成為占主導(dǎo)的載流子能量。如果電荷載流子的能量E等于在隧穿勢壘基底處的能級， 則l4)bl等于勢壘高度的絕對值，其是在隧穿勢壘的峰值處的能級與在基 底處的能級之間的差。這些能級是用于本體基體材料120和勢壘材料 140的材料的物理特性。例如，在圖14中，勢壘高度等于勢壘材料的 Ec，b肌ier減去本體基體材料的Ee,bulk;在圖15中，勢壘高度等于勢壘材
料的Ev,b肌ier減去本體基體材料的Ev，bu化。勢壘材料中的電荷載流子的有
效質(zhì)量w^ r和量子點材料中的電荷載流子的有效質(zhì)量也是相應(yīng)材
料的物理特性。此外，在隧穿勢壘基底處的厚度Ax等于隧穿勢壘層 140、 Ml的物理厚度。
例如，如果電子為隧穿電荷載流子并且將E近似為在勢壘
基底處的能級，則方程(6)可表示為 <formula>formula see original document page 27</formula>
類似地，如果空穴隧穿通過無機勢壘并且將E近似為在勢
壘基底處的能級，則方程(6)可表示為-<formula>formula see original document page 27</formula>因此，如果已知材料，則能為任何隧穿概率Tt確定勢壘層 140的優(yōu)選厚度Ax。在隧穿勢壘140的邊界處基本沒有擴散或其它材料的混 合，隧穿勢壘的電勢分布U(x)幾乎總是為基本的矩形。此外，對于任 何材料組合，勢壘層所需的厚度根據(jù)以下方程與隧穿概率的自然對數(shù) 的負(fù)數(shù)直接成比例-
<formula>formula see original document page 27</formula>
對于任何函數(shù)U(x)可得到計算勢壘厚度的方程。不考慮隧 穿勢壘的電勢分布U(x)的情況下，方程(7)有效。例如，圖16示出 三角勢壘，以及圖17示出拋物線勢壘。在圖16中，電勢可描述為 <formula>formula see original document page 27</formula>
用方程(8)求解方程(4)，隧穿概率給定為<formula>formula see original document page 28</formula>通過取得4)b的絕對值，然后重新整理方程以求解在載流子 能級處的勢壘厚度(Ax)，改寫方程(9)同樣適用于空穴隧穿，給 出<formula>formula see original document page 28</formula>
在圖17中，電勢可描述為
<formula>formula see original document page 28</formula>[ooin]用方程(io)求解方程(4)，隧穿概率給定為<formula>formula see original document page 28</formula>通過取得4)b的絕對值，然后重新整理方程以求解在載流子 能級處的勢壘厚度(Ax)，改寫方程(12)同樣適用于空穴隧穿，給 出
<formula>formula see original document page 28</formula>因此，不考慮隧穿勢壘的電勢分布U(x)的情況下，方程(7) 有效。對于勢壘140，隧穿概率Tt可優(yōu)選地在O.l與0.9之間?？?通過測量光電流輸出為任何設(shè)計實驗地確定更精確地概率Tt，從而確 定要獲得的效率。對于Tt，更優(yōu)選的范圍在0.2和0.5之間。
對于任何給定的隧穿概率Tt，在勢壘高度與勢壘厚度之間 存在要打破的平衡?？雌饋恚ㄟ^減少越過勢壘從點跳出、而不是從 點隧穿出的、損失成使載流子的去激發(fā)的能量，使勢壘降低可以提高
效率。然而，由于對于相同的隧穿概率Tt需要加厚勢壘層，所以這引
入另一無效率，從而減少器件對產(chǎn)生光電流所貢獻(xiàn)的體積百分比。即 使勢壘由光電導(dǎo)材料制成，也不希望它們對光電流的產(chǎn)生作出可觀的 貢獻(xiàn)(由于它們相對大的帶隙)。最終結(jié)果是較厚的勢壘占據(jù)另外由 光電導(dǎo)材料構(gòu)成的空間，以降低光電流的產(chǎn)生和效率。因此，對于隧
穿勢壘的優(yōu)選厚度限制是在0.1至10納米之間。在0.1至10納米的范 圍內(nèi)，隧穿勢壘的厚度可優(yōu)選地是通過量子點的中心、不多于量子點 的平均橫截面厚度的10%。不管是空穴還是電子用作隧穿電荷載流子，通常優(yōu)選的是 帶隙相對側(cè)的能級不對相反載流子產(chǎn)生陷阱。例如，參考圖9A和9B， 勢壘層140的Ev,b^er可優(yōu)選地在本體基體120的Ev，bwk的士5^內(nèi)。在
圖IIA禾卩11B中的量子點的導(dǎo)帶邊上，該通常土5^的差在Ec,barHer與 Ee一k之間同樣是優(yōu)選的。量子點材料可以被選擇成將用于相反載流子 的電勢"陷阱"的深度最小化。另外，可優(yōu)選地使在用于帶隙相對側(cè) 的電勢"陷阱"內(nèi)的能態(tài)可優(yōu)選地被定位成將陷阱內(nèi)最外面的量子態(tài)
保持在相鄰勢壘層140的能級的士5^內(nèi)，在某種程度上改善在沒有去
激發(fā)的情況下電子或空穴正好通過的概率。附圖中示出的量子點內(nèi)的能級數(shù)目僅是示例。在隧穿側(cè)上， 盡管可優(yōu)選地存在至少兩個量子態(tài)(形成中間帶的一個量子態(tài)和定位 成與相鄰的本體基體材料的能級重疊的一個量子態(tài))，但可以只有提 供中間帶的單個量子態(tài)。同樣地，盡管中間帶可優(yōu)選地由最靠近帶隙 的量子態(tài)形成，但能夠使用較高級的能態(tài)。只要相鄰點之間的波函數(shù) 重疊，則關(guān)于量子態(tài)能否用作中間帶的決定性因素是通過EL和Eh栗浦 載流子所需要的兩個波長是否將入射在點上。
實際上，如果泵浦載流子通過帶所需的兩個波長決不會入 射在量子點上，則帶不能用作中間帶。例如，如果栗浦E^或Eh所需的 波長之一被本體基體材料、勢壘材料等吸收，則其不會入射在量子點 上，即使波長入射在光敏器件本身上。對于許多材料，該相同的問題 限制泵浦通過兩個量子態(tài)的帶間(例如從價帶到Ee，,態(tài)、然后到&，2態(tài)，
然后進入導(dǎo)帶的泵浦)的實用性。無論如何，隧穿勢壘140和本體基 體材料120基本需要對具有能量E^和EH的光子透明。在選擇材料中的 平衡的另一考慮是在本體基體120和在點130本身中的效率和對于(在 不進入中間帶的情況下)直接越過本體基體帶隙Ec的載流子的躍遷的 光電流貢獻(xiàn)。
實驗例如如果在膠狀溶液中將點130添加隧穿勢壘140，并且 涂覆的點被散置在本體材料基體內(nèi)，則本體120中的電荷載流子在不 一定隧穿通過勢壘140的情況下通過該結(jié)構(gòu)。然而，如果點通過上述 并且在圖13中示出的Stranski-Krastanow技術(shù)來形成，則載流子將隧 穿通過勢壘層141，以在本體層121之間輸運。我們把包括這樣的一系 列隧穿勢壘的器件稱作"多點型圍欄(dots-in-a-fence) " (DFENCE) 的異質(zhì)結(jié)構(gòu)。執(zhí)行多個p+-i-n+DFENCE異質(zhì)結(jié)構(gòu)的分析，以測試結(jié)構(gòu)的 性能并驗證電荷俘獲的減少。利用GaAs和InP本體層。盡管 Stranski-Krastanow生長的In As量子點的實際形狀是等邊四面體并且通 常模型化為球，但在這些實驗中將量子點的簡化近似用作發(fā)現(xiàn)提供足 夠近似的圓柱體。選擇與相應(yīng)的本體材料晶格匹配的勢壘材料。在圖 18中示出示例的GaAs/InAs多點型圍欄 (dots-in-fence)結(jié)構(gòu)。該結(jié)構(gòu)包括p-GaAs層1815、多個多點型圍欄 勢壘和n-GaAs層1850。在每個多點型圍欄勢壘之間生長GaAs本體層1821。還在p-GaAs層1815上設(shè)置GaAs本體層1821，以促進第一多 點型圍欄勢壘的一致性生長。每個多點型圍欄勢壘包括圍繞InAs量子 點1830的AlxGai.xAs能量勢壘"圍欄(fence) " 1841和在GaAs同質(zhì) 結(jié)中嵌入的浸潤層1832。圖19A是沿圖18中的線"A"通過點的能級圖，以及圖 19B是沿圖18中的線"B"點外的能級圖。薄的InAs浸潤層1832不 被認(rèn)為是點外的隧穿的特定結(jié)果，并且作為來自圖19B的特征而被省 略。如圖13所示，盡管在點上沉積的理想隧穿勢壘是保形的， 但利用相當(dāng)平坦的上勢壘層進行測試。結(jié)果，與保形勢壘相比較，點 外的載流子隧穿(沿圖18中的線"B")減小，使得更容易地由量子 點來檢測電荷俘獲(如參考圖7所討論的)。在內(nèi)建的耗盡區(qū)的結(jié)中，在采用由AlxGai.xAs圍繞的InAs 量子點的10-20層的示例GaAs基光伏電池的AM1.5光譜輻射下，最大 太陽能轉(zhuǎn)換效率可高達(dá)45%。對于InP基電池預(yù)期有更高的效率。這 表示相對于具有最大效率<25%的GaAs同質(zhì)結(jié)電池的明顯改善。與在A丄uque和A.Marti, Phys.Rev丄ett. 78,5014 ( 1997)中
所說明的量子點太陽能電池的先前理想計算相比，示出包括非理想的 電荷復(fù)合和泄漏電流效應(yīng)的模型。新的模型產(chǎn)生實用的DFENCE異質(zhì) 結(jié)構(gòu)太陽能電池，從而開發(fā)自組織原型GaAs/InAs系統(tǒng)。計算建議 DFENCE結(jié)構(gòu)在非理想的GaAs結(jié)構(gòu)中對AM1.5太陽光譜(與對于傳 統(tǒng)同質(zhì)結(jié)GaAs電池<25%相比較)可具有高達(dá)45%的功率轉(zhuǎn)換效率， 以及利用InAs/InP系統(tǒng)能夠產(chǎn)生甚至更高的效率。圖18中的DFENCE異質(zhì)結(jié)構(gòu)的結(jié)構(gòu)在GaAs +小11+結(jié)構(gòu)的 本征區(qū)中包括多個量子點1830的層。各個InAs點1830夾在兩個薄的高帶隙AlxGa^As勢壘層1841之間，該兩個勢壘層1841又嵌入在GaAs 1821中(并且在最高的多點型圍欄層1850與1821之間)。對于模型來說，InAs點1830在GaAs/AlxGai_xAs勢壘中的 空間分布被視為具有長度^和半徑R的密集周期布置的圓柱陣列。 AlxGai.xAs圍欄勢壘的厚度t假定為O.IR，以及圍繞的GaAs層的厚度 為d。量子點"晶胞"的周期為平行于襯底表面的平面的L，而L^《+d+t 與該表面正交。為了確定2D能帶結(jié)構(gòu)，應(yīng)變InAs點與GaAs緩沖層之間 的導(dǎo)帶偏移為它們帶隙差的70% (圖19A中的AE3)，并且AlxGai.xAs 與GaAs之間的導(dǎo)帶偏移為它們帶隙差的67% (圖19A中的AE。。 對于背景技術(shù)，參見R.Colombelli， V.Piazza, A.Badolato, M丄azzarino， F.B.W.Schoenfeld和P. Petroff， A卯.Phys丄ett.76, 1146 (2000);以及 P.Harrison, Quantum Well, Wires and Dots (Wiley, England, 2005)， p.459。對于具有兩個有限勢壘(圍欄勢壘加主體層)的量子點， 利用通過有效質(zhì)量包絡(luò)函數(shù)理論確定的矩陣元來計算沿圖18中的路徑 A在AlxGai.xAs圍欄勢壘中掩埋的周期GaAs/InAs量子點的r點處的 電子和空穴能級。參見X.X.Han, J.M丄i, J丄Wu, G.W.Cong, X丄丄iu， Q.S.Zhu, Z.G.Wang禾口 J.Appl.Phys. 98,053703 (2005)。當(dāng)量子尺寸增大時，由于對具有或不具有AlxGai.xAs圍欄 的GaAs/InAs量子點結(jié)構(gòu)減少的限制，所以基態(tài)光子躍遷能量減少， 如圖20所示。由于圍欄的附加電勢勢壘，所以圍繞InAs量子點的 AlxGai.xAs勢壘層(x>0)的并入使基態(tài)光子躍遷能量稍微增加。當(dāng) !^8nm時，在沒有圍欄的情況下，最低的躍遷能量為1.06eV，與在類 似尺寸的結(jié)構(gòu)的發(fā)光中觀察到的1.05土0.05eV處的吸收峰值一致。參 見J.Y.Marzin,J.M.G6rard,A.IzraS,D.Barrier禾卩 G.Bastard,Phys.Rev丄ett.73,716 (1994)。—旦在量子點中光生電子空穴對，則該對能復(fù)合或逃逸到 寬的帶隙主體中。在逃逸之后，電荷由結(jié)的內(nèi)建電場分離，并在電極
處被收集。復(fù)合(l/、ec)與逃逸率(1/Tese)之間的競爭確定由量子
點所貢獻(xiàn)的光電流。對于背景技術(shù)，參見W.H.Chang， T.M.Hsu, C.C.Huang, S丄.Hsu和C.Y丄ai， Phys.Rev.B 62, 6959 (2000)?；趦蓚€過程來計算逃逸率在有內(nèi)建電場的情況下直接 隧穿通過梯形圍欄勢壘，以及來自越過勢壘的點量子態(tài)的熱電子發(fā)射。 從圖21，當(dāng)x^0.2時，在局部能級(被限定為量子點態(tài)與GaAs勢壘的 導(dǎo)帶最小值之間的差)和激活能(參見Y.Fu和0.Engstr6m， J.Appl.Phys.96,6477 (2004))隨著半徑從2nm變化至1 lnm而增加的 情況下，載流子逃逸率從2.6X10^s"減少至3X109s"。當(dāng)R》6nm時， 勢壘高度通過增加Al組分x控制而增加，與沒有圍欄勢壘的傳統(tǒng)情形 相比較，x不會導(dǎo)致逃逸率的明顯改變(見圖21)。來自量子點的光電流密度為<formula>formula see original document page 33</formula>
在此，e為基本電荷，G(E,z)為i區(qū)域內(nèi)的量子點中的光載流子產(chǎn) 生率(對于背景技術(shù)，見V.Aroutiounian, S.Petrosyan禾Q A.Khachatryan, J.AppLPhys.89,2268 (2001))，并且E！和E2分別為量子點中用于吸 收的上下能量。此外，z為從冶金p-n結(jié)測量在(總寬度為Zi的)i區(qū) 域中的位置，JD(Z)為在位置Z處產(chǎn)生的增加光電流，以及Jo為從N個 量子點層收集的總光電流。利用費米黃金定律基于導(dǎo)帶邊狀態(tài)與價帶邊狀態(tài)之間的偶 極躍遷矩陣元計算量子點的吸收系數(shù)(參見S.Datta， QuantumPhenomena (Addison Wesley, New York, 1989) ，P.233)。光子躍遷能量 的不均勻高斯加寬對吸收光譜的貢獻(xiàn)為大約50meV的寬度(參見 J.Y.Marzin， J.M.G6rard, A.IzraS， D.Barrier 禾卩 G.Bastard, Phys.Rev丄ett.73,716 ( 1994))。對于InAs量子點系統(tǒng)，輻射復(fù)合時 間通常為t ree l ns (參見W.H.Chang, T.M.Hsu, C.C.Huang， S丄.Hsu和 C.Y丄ai, Phys.Rev.B 62， 6959 (2000))，如在隨后的分析中所使用的。在圖18中，為了理解圍欄勢壘對沿包括InAs浸潤層的存 在的點上(A)和點外(B)路徑的電荷遷移特性的影響(對于背景技 術(shù)， 參見 D.Morris, B.Deveaud, A.Regreny 禾卩 P.Auvray， Phys.Rev.B47,6819 (1993);以及T.K.Suzuki, K.Nomoto, K.Taira和 I.Hase， Jpn丄A卯l.Phys.36,1917 (1997))，我們基于與包絡(luò)函數(shù)和有 效質(zhì)量近似相結(jié)合的傳輸矩陣法，計算作為光載流子和勢壘能量的函 數(shù)的透射系數(shù)(參見P.Harrison, Quantum Well, Wires和Dots (Wiley, England, 2005) ,p.459)。平均透射系數(shù)<1>的特征在于在沒有俘獲到 分立量子點能級中的情況下，電子和空穴通過圍欄的隧穿效率。于是， 電流等于沿點上的路徑隧穿的載流子的數(shù)目，其又等于在GaAs層中隧 穿概率與該能量處的載流子數(shù)目的乘積。因此<1>可表示為 _ f JV諷/(柳五)必
I f，卿五 (16) 其中NJE)是GaAs導(dǎo)帶態(tài)密度，f(E)為費米-狄拉克分布，以及T(E) 是在入射電子能量E.處的透射系數(shù)。沿路徑A，當(dāng)圍欄厚度從O增加 值1.6nm時，(對于x=0.1) <1>在沒有圍欄勢壘的情況下從65%減少 至25%。相比之下，沿著路徑B， <1>從24% (沒有圍欄勢壘)減少至 12%。盡管InAs浸潤層與GaAs緩沖層之間的導(dǎo)帶偏移( 0.33eV—參 見O.Brandt, H丄age和K.Ploog, Phys.Rev.B45,4217 (1992))與InAs 量子點和GaAs緩沖層之間的( 0.513eV)是可比較的，但非常薄的 浸潤層(《2nm—參見K.Suzuki, K.Nomoto, K.Taira禾卩I.Hase, Jpn丄Appl.Phys.36,1917 ( 1997))導(dǎo)致在圍欄勢壘之間的少數(shù)分立能 級的情況下具有較高的2D基態(tài)能。在量子點中從3D至0D狀態(tài)的共振隧穿有助于它們的高<丁>。因此，由于薄的圍欄勢壘，所以光載流子 主要隧穿通過量子點。根據(jù)InAs量子點和浸潤層中的狀態(tài)(參見S.K.Zhang, H丄Zhu， F丄u， Z.M.Jiang， X.Wang, Phys.Rev丄ett.80,3340 ( 1998);和 0.Engstr6m, M.Kaniewska， Y.Fu， J.Piscator 禾口 M.Malmkvist， Appl.Phys丄ett.85,2908 (2004))，反向暗電流密度由于電子和空穴的
熱電子發(fā)射而可以為<formula>formula see original document page 35</formula>
其中Nd。t為量子點的面密度(對于該材料系統(tǒng)通常在4.7X10W與 5 X 1012cm-2之間一參見T.S.Yeoh, C.P丄iu， R.B.Swint, A.E.Huber， S.D.Roh,C.Y.Woo,K,E丄ee,J丄Coleman， Appl.Phys丄ett.79,221
(2001) ) ， N^和Nw為GaAs中電子和空穴的狀態(tài)的有效密度，Ec 和Ev為GaAs的導(dǎo)帶能量和價帶能量，Ee和Eh為InAs量子點中用于 電子和空穴的能量特征值(參考圖InAs量子點的導(dǎo)帶邊)，v是電子 的熱速度，o e和o h分別為電子和空穴的俘獲截面，以及AE2為 AlxGa,.xAs與GaAs之間的價帶偏移。此外，反向飽和電流J。隨GaAs與AlxGai.xAs層之間的帶 隙偏移能量AE的增加而減小。GaAs層與AlxGai.xAs圍欄勢壘中的并 入產(chǎn)生和復(fù)合電流產(chǎn)生<formula>formula see original document page 35</formula>
其中rR為由于圍欄勢壘的并入所產(chǎn)生的處于平衡狀態(tài)的凈i區(qū)域 復(fù)合的部分增加，P為處于平衡狀態(tài)的i區(qū)域中的復(fù)合電流與由少數(shù)載 流子提取導(dǎo)致的反向漂移電流的比，以及J順為本征GaAs區(qū)域中的非 輻射復(fù)合電流(參見N.G.Anderson, J.Appl.Phys.78,1850 (1995))。 此外，JS^N為在點外的位置處的界面復(fù)合電流(參見J.C.Rimada,L.Hemandez， J.P.Connolly和K.W丄Barnham， Phys.Stat.Sol.(b)242，1842
(2005) ) ， Jse為在照射下的短路電流密度。采用諸如GaAs的直接帶隙半導(dǎo)體的太陽能電池具有接近 100%的內(nèi)量子效率，并且表現(xiàn)為與溫度無關(guān)、與照射強度成比例的恒 流源。對于量子點中間帶太陽能電池，在圖22中示出利用方程(18) 計算出的電流密度-電壓特性。在沒有量子點的情況下，對于GaAs同 質(zhì)結(jié)太陽能電池，計算出的開路電壓V。^1.01eV與實驗結(jié)果一致(參 見 S.P.Tobin， S.M.Vernon, C.Bajgar, S丄Wojtczuk, M.R.Melloch, A.Keshavarzi, T.B.Stellwag， S.Venkatensan, M.S丄undstrom 禾口 K.A.Emery, IEE Trans.Electron Devices37,469 (1990))。隨著量子點 層數(shù)目的增加，由于子GaAs帶隙光子的吸收，所以對于^0.2， L增 加，同時由于在作為沿路徑B的GaAs/AlxGai.x界面處的復(fù)合以及在 GaAsi-區(qū)域中的非輻射復(fù)合，所以V。J人1.01eV (N=l)僅僅稍微減少 至0.91eV (N=20)。在圖23中示出在1 sun (116mW/cm2) 、 AMI.5照度的情 況下，對DFENCE電池計算出的太陽能轉(zhuǎn)換效率(np)。在沒有圍欄 勢壘(x=0)的情況下，由于InAs中大的熱激發(fā)反向飽和電流(JDR 10—5—10—6A/cm2)和非輻射復(fù)合，所以V。c隨堆疊量子點層的數(shù)目增加 而減小至0.54eV。對應(yīng)地，在量子點電池中，功率轉(zhuǎn)換效率從(在沒 有量子點情況下的)20%減少至15%。因而，功率轉(zhuǎn)換效率實際上在量 子點中間帶太陽能電池中如Luque和Marti (Phys.Rev丄ett.78,5014 (1997)所提出的那樣降低)，其與實驗結(jié)果一致。相比之下，在并入AlxGai.xAs圍欄的情況下(假定x=0.1 至0.2)，由于大大減小的Jim，所以在N-6至20量子點層和R^8nm 的情況下，功率轉(zhuǎn)換效率能夠高達(dá)36%。當(dāng)GaAs/AlxGa,.xAs層中的非 輻射復(fù)合在量子點的產(chǎn)生中占主導(dǎo)地位時，np隨N降低。由于在i區(qū) 域中子帶隙光子的吸收與復(fù)合損失之間的競爭，所以N的最佳值為10至20。由AlxGai.xAs圍欄的結(jié)合產(chǎn)生的大大減小的反向飽和電流和由 量子點產(chǎn)生的增加的短路電流有助于提高的功率轉(zhuǎn)換效率。Luque模型等通過選擇中間量子能級和本體帶隙的最優(yōu)組 合，預(yù)測理想(即沒有復(fù)合或飽和電流效應(yīng))假定的(即獨立于特定 材料組合)量子點電池的最大可實現(xiàn)的功率轉(zhuǎn)換效率(圖24中的曲線 (a))。因此，為了與DFENCE構(gòu)造相比較而確定具有可實現(xiàn)材料系 統(tǒng)的實用電池的性能，需要計算在沒有圍欄勢壘的情況下的GaAs/InAs 基量子點中間帶太陽能電池的相應(yīng)的最大功率轉(zhuǎn)換效率。計算的結(jié)果 由曲線(b)示出。在該情況下，參考GaAs的價帶邊，在0.6eV與0.7eV 之間的中間帶能量的情況下，GaAs基中間帶太陽能電池的最大np為 52% 。假定電池中具有在中間帶能級以上的能量的所有入射光子 在DFENCE異質(zhì)結(jié)構(gòu)的本征區(qū)中被吸收，對于中間帶能級為0.6eV的 理想量子點結(jié)構(gòu)(圖24的曲線(c))，對于具有N40的np的上限 接近Luque等的r\p=55%;對應(yīng)地，在InAs量子點中以空穴的分立能 級為基準(zhǔn)的基態(tài)躍遷能量應(yīng)為0.45eV。不幸的是，由于在InAs點中的 量子限制和大應(yīng)變，所以不可得到低的基態(tài)躍遷能量(見圖20)。在中間帶能量或基態(tài)躍遷能量增加的情況下，由于子帶隙 光電流的伴隨減少，所以DFENCE結(jié)構(gòu)效率的上限降低。當(dāng)中間帶能 量為1.2eV (與圖20中1.05eV的基態(tài)躍遷能量相對應(yīng))時，np=36% (x=0.2，曲線(c))。在相同的1.2eV的中間帶能級處，由Al濃度x 的減小而產(chǎn)生的電勢勢壘的降低導(dǎo)致、從28% (x=0.1，曲線(d)) 降低至17% (x=0，曲線(e))。在圖24中從曲線(e)觀察到，對 于沒有圍欄的量子點電池， 沒有明顯的提高。當(dāng)基態(tài)光子躍遷能量 在0.9eV與1.05eV之間時(x=0.2，曲線(c))，與1.05eV禾口 1.20eV 之間的中間帶能級相對應(yīng)，對于N^10可獲得35%至45%的np。
基于GaAs/InAs多點型圍欄結(jié)構(gòu)的數(shù)據(jù)的分析，在每個 AlxGaLxAs層具有滿足0.1R《t《0.3R的厚度(t)、并且在兩個多點型 圍欄勢壘之間設(shè)置的每個GaAs層具有滿足2nm《d《10nm的厚度(d) 的情況下，每個量子點的平均側(cè)向橫截面(2R)可優(yōu)選地滿足2nm《R 《10nm。為了逼近沒有圍欄勢壘的結(jié)構(gòu)的逃逸率，每個點的平均側(cè)向 橫截面應(yīng)該可優(yōu)選地滿足6nm《R《10nm。相應(yīng)的多點型圍欄勢壘內(nèi)的 量子點晶胞的周期(L)可優(yōu)選地滿足2R《L《2R+2nm。 InAs量子點 的密度可優(yōu)選地為101()至1012個量子點每平方厘米。包括圍繞量子點的薄圍欄勢壘創(chuàng)造新的機會，以使高性能 多結(jié)太陽能電池與理想的中間帶量子點太陽能電池之間的性能間隙變 狹窄。并入DFENCE能量勢壘結(jié)構(gòu)的多個優(yōu)點是(i)在沒有量子點 或浸潤層中的俘獲的情況下，通過調(diào)節(jié)圍欄勢壘的高度(經(jīng)由半導(dǎo)體 合金成分)和厚度使通過點上和點外位置的共振隧穿通過變?yōu)榭赡埽?br> (ii )在不影響V。e的情況下，圍欄允許量子點主要用作子帶隙光載流 子產(chǎn)生中心，而不是用作不期望復(fù)合的位置；以及(iii)通過圍欄與 窄帶隙主體層之間的帶隙偏移，明顯減小由于在耗盡層邊處和在InAs 層的內(nèi)部中的熱生少數(shù)載流子所產(chǎn)生的反向飽和電流。通過這些特性， GaAs基量子點中間帶DFENCE太陽能電池保證高達(dá)45y。的功率轉(zhuǎn)換效率。同樣能在InP基材料系統(tǒng)中開發(fā)采用能量圍欄的異質(zhì)結(jié) 構(gòu)。與具有GaAs/InAs的6°/。至7%的失配相比較，InP/InAs系統(tǒng)具有 大約3%的晶格失配，使得InP/InAs系統(tǒng)中最佳的點尺寸傾向于更小。 如圖24所示，與產(chǎn)生差不多55%的最大功率轉(zhuǎn)換效率的能量相對應(yīng)， 在InP本體的情況下，InAs量子點中的最低躍遷能能低至0.65eV (參 見M.Holm， M.E.Pistol和C.Pryor, J.Appl.Phys.92,932 (2002))。圖25示出InP/InAs DFENCE結(jié)構(gòu)。該結(jié)構(gòu)包括p-InP層 2515、多個多點型圍欄勢壘和n-InP層2550。在每個多點型圍欄勢壘中之間生長InP本體層2521 。還在p-InP層2515上提供InP本體層2521 ，
以提高第一多點型圍欄勢壘的一致性生長。每個多點型圍欄勢壘包括 圍繞InAs量子點2530的Alo.48In0.52As能量勢壘"圍欄"2541和在InP 同質(zhì)結(jié)中嵌入的浸潤層2532。圖26A是沿圖25中的線"A"通過點的能級圖，以及圖 26B是沿圖25中的線"B"點外的能級圖。不認(rèn)為薄的InAs浸潤層2532 對點外隧穿有特定影響，并且作為特征從圖26B省略。圖27是在圍欄勢壘的厚度固定為t=0.1R的情況下，對于 圖25中的結(jié)構(gòu)的基態(tài)躍遷能量相對量子點半徑(R)的曲線圖。在此， ^是點長度并且^R， d是圍繞的GaAs層的厚度并且d=5nm，以及L 是襯底表面的平面中量子點之間的距離并且L=l nm+2R。對于不具有 隧穿勢壘的相同結(jié)構(gòu)，同樣包括該數(shù)據(jù)。當(dāng)量子尺寸增大時，由于對 具有或不具有AlQ.48InQ.52AS圍欄的InP/InAs量子點結(jié)構(gòu)減少的限制，所 以基態(tài)光子躍遷能量減少。如圖28所示，在具有或沒有AlQ.48InQ.52AS圍欄的情況下， 如上所述對GaAs、對于InP/InAs結(jié)構(gòu)計算逃逸率。由于在圖28中的 逃逸率看起來似乎為零，調(diào)節(jié)圖29中的y軸比例，以更清楚地示出對 于DFENCE結(jié)構(gòu)的逃逸率。圖30是對于具有8nm半徑的量子點，功率轉(zhuǎn)換效率相對 量子點層數(shù)(N)的功率轉(zhuǎn)換效率的圖形。DFENCE結(jié)構(gòu)與如圖27中 所說明的結(jié)構(gòu)不同(t=0.1R=0.8nm; d=5nm; L=l nm+2R=17nm)。圖31是為以下情形而計算的功率轉(zhuǎn)換效率相對中間帶能 級的圖形在Luque模型中提出的理想條件、對于具有1.34eV的帶隙 的InP的Luque模型以及InP/InAs DFENCE模型的上限。理想的Luque 模型曲線上的標(biāo)記數(shù)據(jù)是假定與橫坐標(biāo)上的中間帶能級相對應(yīng)以實現(xiàn)最大效率的本體帶隙?；趯nP/InAs多點型圍欄結(jié)構(gòu)的數(shù)據(jù)的分析，在每個 Alo.48lno.52As層具有滿足0.1R《t《0.3R的厚度(t)并且在兩個多點型 圍欄勢壘之間設(shè)置的每個InP層具有滿足2nm《d《12nm的厚度(d) 的情況下，每個量子點的平均側(cè)向橫截面(2R)可優(yōu)選地滿足2nm《R 《12nm。相應(yīng)的在多點型圍欄勢壘內(nèi)的量子點晶胞的周期可優(yōu)選地滿 足2R《L《2R+2nm。盡管在實驗中使用的用于多點型圍欄結(jié)構(gòu)的勢壘材料與本 體材料晶格匹配，只要失配不引起缺陷，則能夠容許晶格常數(shù)的小失 配(例如IA""kl。/。)。如上所述，本發(fā)明的有機光敏器件可以用于由入射的電磁 輻射來產(chǎn)生電功率(例如光伏器件)。該器件可以用于檢測入射的電 磁輻射(例如光電檢測器或者光電導(dǎo)體電池)。如果用作光電導(dǎo)體電 池，則可以省略過渡層115/1815/2515和150/1850/2550。在此圖解和/或說明了本發(fā)明的具體示例。然而，應(yīng)意識到 的是，在不偏離本發(fā)明的精神和范圍的情況下，本發(fā)明的修改和變形 由以上教授覆蓋并且在所附權(quán)利要求的范圍內(nèi)。
權(quán)利要求
1.一種器件，包括第一電極和第二電極；設(shè)置在所述第一電極與所述第二電極之間的堆疊中的多個第一半導(dǎo)體材料的層；以及多個多點型圍欄勢壘，每個多點型圍欄勢壘實質(zhì)上由多個嵌入在兩個第三半導(dǎo)體材料的層之間并與所述兩個第三半導(dǎo)體材料的層直接接觸的、第二半導(dǎo)體材料的量子點構(gòu)成，其中，每個多點型圍欄勢壘設(shè)置在所述第一半導(dǎo)體材料的各層中的相應(yīng)兩個層之間的堆疊中并與該相應(yīng)的兩個第一半導(dǎo)體材料的層直接接觸，其中，每個量子點在所述第一半導(dǎo)體材料的相鄰層的導(dǎo)帶邊與價帶邊之間的能量處提供至少一個量子態(tài)，所述多個量子點的所述至少一個量子態(tài)的波函數(shù)重疊以作為至少一個中間帶，以及所述第三半導(dǎo)體材料的層被布置為隧穿勢壘，以要求一第一材料的層中的第一電子和/或第一空穴執(zhí)行量子力學(xué)隧穿以到達(dá)相應(yīng)的量子點內(nèi)的第二材料，并且要求一第一半導(dǎo)體材料的層中的第二電子和/或第二空穴執(zhí)行量子力學(xué)隧穿以到達(dá)另一第一半導(dǎo)體材料的層。
2. 根據(jù)權(quán)利要求l所述的器件，其中，所述第三半導(dǎo)體材料與所述第一半導(dǎo)體材料是晶格匹配的。
3. 根據(jù)權(quán)利要求l所述的器件，其中，所述第一半導(dǎo)體材料是GaAs，所述第二半導(dǎo)體材料是InAs，以及 所述第三半導(dǎo)體材料是AlxGai.xAs，其中xX)。
4. 根據(jù)權(quán)利要求3所述的器件，其中，每個InAs量子點具有2R的平均橫向橫截面和^的高度，其中2nm 《R《10nm;每個AlxGa^As層具有厚度t，其中0.1R《t《0.3R;以及每個被設(shè)置在兩個多點型圍欄勢壘之間的GaAs層具有厚度d，其 中2nm《d《10nm。
5. 根據(jù)權(quán)利要求4所述的器件，其中，相應(yīng)的多點型圍欄勢壘內(nèi)的量子點晶胞的周期為L，其中2R《L 《2R+2nm;以及相鄰的多點型圍欄勢壘之間的量子點晶胞的周期為Lz，其中 Lz="d+t。
6. 根據(jù)權(quán)利要求4所述的器件，其中，6nm《R《8nm。
7. 根據(jù)權(quán)利要求6所述的器件，其中， 每平方厘米存在101()至1012個量子點。
8. 根據(jù)權(quán)利要求3所述的器件，其中，多個GaAs層中的最靠近所述第一電極的第一層是n摻雜的，多 個GaAs層中的最靠近所述第二電極的第二層是p摻雜的，以及多個 GaAs層中的其它層是本征的。
9. 根據(jù)權(quán)利要求3所述的器件，其中，每個量子點中的所述至少一個量子態(tài)包括用于提供中間帶的在 InAs的帶隙上方的量子態(tài)。
10. 根據(jù)權(quán)利要求3所述的器件，其中，每個量子點中的所述至少一個量子態(tài)包括用于提供中間帶的在 InAs的帶隙下方的量子態(tài)。
11. 根據(jù)權(quán)利要求1所述的器件，其中，所述第一半導(dǎo)體材料是InP，所述第二半導(dǎo)體材料是InAs，以及所述第三半導(dǎo)體材料是Alo.48lno.52As。
12. 根據(jù)權(quán)利要求ll所述的器件，其中，每個InAs量子點具有2R的平均橫向橫截面和^的高度，其中2nm 《R《12nm;每個Alo.48lno.52As層具有厚度t，其中0.1R《t《0.3R;以及 每個被設(shè)置在兩個多點型圍欄勢壘之間的InP層具有厚度d，其中 2nm《d《12nm。
13. 根據(jù)權(quán)利要求12所述的器件，其中，相應(yīng)的多點型圍欄勢壘內(nèi)的點內(nèi)的量子點晶胞的周期為L，其中 2R《L《2R+2nm;以及相鄰的多點型圍欄勢壘之間的量子點晶胞的周期為Lz，其中 Lz"+d+t。
14. 根據(jù)權(quán)利要求11所述的器件，其中，多個InP層中的最靠近所述第一電極的第一層是n摻雜的，多個 InP層中的最靠近所述第二電極的第二層是p摻雜的，以及多個InP層 中的其它層是本征的。
15. 根據(jù)權(quán)利要求ll所述的器件，其中，每個量子點中的所述至少一個量子態(tài)包括用于提供中間帶的在 InAs的帶隙上方的量子態(tài)。
16. 根據(jù)權(quán)利要求11所述的器件，其中，每個量子點中的所述至少一個量子態(tài)包括用于提供中間帶的在 InAs的帶隙下方的量子態(tài)。
17. 根據(jù)權(quán)利要求l所述的器件，其中，多個第一材料的層中的最靠近所述第一電極的第一層是n摻雜 的，多個第一材料的層中的最靠近所述第二電極的第二層是P摻雜的，以及多個第一材料的層中的其它層是本征的。
18. 根據(jù)權(quán)利要求l所述的器件，其中，每個量子點中的所述至少一個量子態(tài)包括用于提供中間帶的在所 述第二半導(dǎo)體材料的帶隙上方的量子態(tài)。
19. 根據(jù)權(quán)利要求l所述的器件，其中，每個量子點中的所述至少一個量子態(tài)包括用于提供中間帶的在所 述第二半導(dǎo)體材料的帶隙下方的量子態(tài)。
全文摘要
在第一電極與第二電極之間的堆疊中設(shè)置的多個第一半導(dǎo)體材料層和多個多點型圍欄勢壘。每個多點型圍欄勢壘基本由第二半導(dǎo)體材料的多個量子點構(gòu)成，該第二半導(dǎo)體材料嵌入在兩個第三半導(dǎo)體材料層之間并且與該兩個第三半導(dǎo)體材料層直接接觸。量子點的波函數(shù)重疊為至少一個中間帶。第三半導(dǎo)體材料層布置成隧穿勢壘，以要求第一材料層中的第一電子和/或第一空穴執(zhí)行量子力學(xué)隧穿，以達(dá)到在相應(yīng)的量子點內(nèi)的第二材料，并且要求第一半導(dǎo)體材料層中的第二電子和/或第二空穴執(zhí)行量子力學(xué)隧穿，以達(dá)到另一第一半導(dǎo)體材料層。
文檔編號H01L31/0352GK101622718SQ200780042145
公開日2010年1月6日 申請日期2007年11月6日 優(yōu)先權(quán)日2006年11月13日
發(fā)明者史蒂芬·R·福里斯特, 韋國丹 申請人:普林斯頓大學(xué)理事會;密歇根大學(xué)董事會