纳米器件范文（精选7篇）
纳米器件 第1篇
早在1959年,诺贝尔物理学奖获得者理查德·费曼曾预言未来世界将是纳米技术发展的时代。今天,费曼的预言不但已经成为现实,而且纳米技术的发展之迅速异乎寻常,将成为作为二十一世纪的关键技术。自从1991年碳纳米管的发现以来,纳米技术获得了突破性的进展。近年来基于碳纳米管的纳米器件也发展迅速,这里所讨论的用碳纳米管所制成的光敏器件就是其中碳纳米器件的一种尝试[1,2]。
由于碳纳米材料本身尺寸极小,存在着量子效应,并且实验仪器本身的误差,从而通过实验的方法来直接测量该器件的吸收功率比较困难,因此理论分析和数值仿真的方法不失为较好的研究手段本文的主要工作就是对该碳纳米管光敏器件进行适当理论建模分析,并通过数值的方法估计其吸收功率特性。通过商业电磁数值仿真软件HFSS对该器件模型进行了全波仿真。
1 单根碳管束光敏器件的电磁理论模型的建立
如图1所示,为碳纳米管束制成的光敏器件结构示意图在双层分层介质层硅和二氧化硅(SiO2)上放置两个金属电极(Electrical node),两个电极之间为碳纳米管(Carbon nanotube)做成的碳管束(Bundle)。从该器件的正上方入射太阳光或单色激光。我们所要计算的为碳纳米管束的吸收功率。
为了便于分析计算,要对原器件建立一个较为简化的模型。首先给出该器件的一些典型参数[1]。碳纳米管束的直径在30nm之内,两个电极之间的距离,也即碳纳米管束的轴向长度为500nm,电极的高度为300nm,入射光的频率为300THz。在以上参数下,根据器件特性和所研究的目的,来做一些建模和简化。
(1)由于要考察的是器件的吸收功率特性,主要是碳管束的直径,轴向长度对吸收功率的影响,另外,实际的器件中往往不止一根碳管束,而是许多跟平行排布甚至是周期排布的的碳管束构成,在设计器件时,碳管束之间的距离也是一个值得考虑的重要的影响器件吸收特性的因素。对于硅衬底,它是由加工工艺因素所决定的,不能做结构层面上的改变,因此为了针对性地考虑器件结构设计对吸收特性的影响以及计算上的方便,可以将衬底材料的影响暂时不考虑在内,等最后再综合考虑其效应,做一些定性的分析。
(2)由于激励源为太阳光或单色光源,其频率范围在可见光的区域内,非普通的电磁波,且碳管束在光的照射下存在着特定的量子效应[3]等,因此为了能用宏观的电磁模型来分析,需要对碳管束本身进行宏观电磁建模,将其等效成宏观电磁情况下的有损的介质体圆柱材料,这里的量子效应可以等效为有损介质体的相对介电常数εr(ω)[3],εr为频变的复数。这样入射光就可以处理为频率在光频段的TEM波,为方便起见,这里考虑单色光入射情况。
(3)由于碳管直径远小于两边金属电极的高度,因此可以将两个金属处理为无限大的平板波导。
通过上述建模及简化后,可以将问题归结为无限大平板波导里的介电体圆柱的散射特性分析。如图2所示,接下来,就可以用经典的宏观电磁场理论来分析该器件的光电特性主要为功率吸收特性[1]对于介质圆柱的散射分析,可以方便地在圆柱坐标系中进行,用矢量圆柱函数来进行电磁场的求解[4]。
为了计算碳管束的吸收功率,首先要求出碳管束内部的电场分布。对于平板波导里面的场,考虑到解得完备性问题[5],先来分析计算磁场,然后再转换到电场,这个转换过程是很方便的。因此,令Hex表示对碳管束的激励磁场,Hs表示经碳管束散射后的散射波磁场,Hint表示碳管束的内部场。
由于碳管束模型为圆柱体,且磁场是无散的,因此可用矢量圆柱函数表示的波导模式来将上述磁场展开。以碳管束圆柱中心为坐标原点,中心轴为z轴,建立圆柱坐标系。在该坐标系下,对于入射场和散射场,有
这里,为自由空间的波数。对于碳管束内部场,有
这里,,而为碳管束内部的波数,εr为相对介电常数,在这里由于碳管束建模为有损介电体,因此εr为复数。
公式(1),(2),(3)中的Rg HnTM,Rg HnTE为波导模式[6],其表达式为:
在上两式中,
这里符号Rg表示表达式中的贝塞尔函数为第一类贝塞尔函数;若是没有Rg符号,则用第一类汉克尔函数来代替(6),(7)表达式中的第一类贝塞尔函数。
对于kz,由于磁场要满足在波导壁处的边界条件,因此kz为一些孤立的值,。
根据公式(1),(2),(3),在碳管束与自由空间分界处根据场的连续性,有如下关系式
可以得到激励场系数anTM,anTE与内部场系数cnTM,cnTE的关系式如下
这里(10),(11)两式中的耦合系数如下表示式
其中为碳管束的半径
2 周期排列的多根碳管束散射的模型
在实际的应用中,光敏器件一般采用上百根的碳管束阵列来实现,因此可以将其处理成周期排列的碳管束阵列来建模。类似上面部分的处理方法,简化后的电磁散射模型如图3所示。
为了得到碳管束的内部场表达式,首先需要通过上述模型来建立多根碳管束散射的Foldy-lax方程。用d表示碳管束之间的距离,l表示碳管束长度,取定一根碳管束的中心位置为柱坐标原点,用rj=(ρj,φj,zj)表示第j根碳管束中心位置在该圆柱坐标系中坐标,两电极的位置则分别在处。通过以下步骤来的到得到相应的Foldy-lax方程:
第一,用带未知系数的圆柱矢量波函数的组合来表达第j根碳管束的内部场;
第二,用无限大平板波导中的并矢格林函数来求得通过第j根碳管束的散射场;
第三,通过坐标变换,将第j根碳管束的散射场表示为处于上述圆柱坐标系下的表达式;
第四,通过匹配中心位置碳管束的激励场系数的方法来求得自洽的关于中心位置的碳管束的Foldy-lax方程[7],其中中心位置碳管束的激励场包括来自所有的碳管束j的散射场以及外界激励场。
以下根据上述步骤,来做具体的推导。
(1)第j根碳管束的内部场可表示为如下形式,
这里cnTM,cnTE为待定系数,由于碳管束呈周期排列,因此所有的碳管束有相同的内部场,因而也有相同的模式系数,故用统一的系数cnTM,cnTE来表示;Rg Hn,Rg En为波导模式,Rg Hn,如文章第一部分(4),(5)所示,Rg En可以方便地从如下关系式Rg Hn得到,
(2)从第j根碳管束产生的散射场可以通过Huygens原理[5]由碳管束的表面场分布得出,
这里≧G(r※,r※′)为平板波导里的并矢格林函数,其中r※=(ρ,Υ,z)为观察点坐标,而r※′=(ρ′,Υ′,z′)为源点的坐标。格林函数可用平板波导模式表达如下[5]。
当对于z>z′的情况,有
对于z
由于平板波导里的模式是孤立的,从而kz的值也为孤立的因此对于上述并矢格林函数的表达式中求和下表l为第l个孤立的波导模式,即
这里
注意到,对于TE模,当l=0时,jωεEnTE=Δ×HnTE(kρl,kzl,ρ-ρj,z+2d)=0,因此TE模的l从1开始;对于TM模,当l=0时,TM0成为TEM模。
将(16),(17),(21),(22)代入(20)式,化简得,
其中:
(3)由式(17),利用Bessel函数的坐标转换公式[8]可以得到散射场在中心位置圆柱的局部坐标表达,即
(4)为了得到关于系数的自洽的Foldy-lax方程,可将外界的激励场用波导模式表达成如下形式
而,其中Hjs如(21)式表达。对于Hinc,取平板波导里主模TEM模,即
这样做的目的不仅仅是为了计算上的方便,而且与实际的入射光的特性更为一致,因为实际入射光波在到达碳管束时也近似为TEM波。
匹配系数得,
上式中
这一项为入射场Hinc的贡献。
由于碳管束为周期排布,设相邻两根碳管束之间的距离为D,因此有ρj=j·D。(30),(31)联合文章第1部分中的(10),(11)两式,即为关于系数cnTE,cnTM的自洽的Foldy-lax方程,从而求得碳管束的内部场系数cnTE,cnTM的值。
以下来求碳管束的吸收功率。首先通过碳管束的内部磁场Hint(r※),可以方便求得其内部电场,即
其中Rg EnTM,Rg EnTE为电场的波导模式。由此可以求得其吸收功率为:
Img(εr)表示碳管束内部相对介电常数εr的虚部。
3 计算结果
这里考察的碳管束的吸收特性主要为吸收功率与碳管束阵列的周期间距D的关系。取如下参数,入射光波角频率为ω=2π·300THz,碳管束的轴向长度为d=500nm,碳管束半径a=30nm。从参考文献[3],可得在此入射光频率下,碳管束的相对介电常数εr=20+j20,联立式(10),(11),(30),(31)可以用迭代法求得碳管束内部场系数cnTE,cnTM,利用(33)和求得的系数,用Matlab计算的吸收功率如表
从表中数据可得,随着碳管束间距D增加,吸收功率呈上升趋势,事实上这可从式(24),(25)中得到反映,两式右边含有Hn(1)(kρl jD),这里D的取值在一个波长之内,即kD≤2π,如图4可以知道在这个范围内,Hn(1)(kρl jD)是单调下降的,而且当D较小时下降的较快,当D增大时,下降得速度趋于稳定,上面的计算结果表明吸收功率的变化也是单调的,且当D值较小的时候增加的较快,而当D值较大的时候增加的较慢,这也正好与Hn(1)(kρl jD)的这种变化趋势相吻合。
商业电磁计算软件HFSS的仿真结果如表2所示,用软件仿真散射特性时,将介质衬底也考虑在内。
从仿真结果可以看到,虽然数据的数值大小与理论计算结果有出入,但是数据的数量级是一致,而且随D的变化,数据的大小走向也是一致的。
图为在相同器件参数下入射光波电场极化方向与碳管束平行时的用HFSS仿真得到的碳管束附近的散射场幅值示意图。
4 结束语
本文用宏观电磁理论对碳纳米材料光敏器件的光电特性主要为功率吸收特性进行了分析,得出了吸收功率与器件结构,主要是与碳管束的周期排布情况的关系,对该类器件的设计提出了一些指导性的意见。由于碳管束的值做工艺的不同,相对其量子效应的等效有损介电常数是各不相同的[3]。这里采用了一组特定的值,即直径为30nm在光频300THz下的值来作说明,实际应用的时候可以根据不同的参数来进行计算。
从计算结果可以看出,随着碳管束排布间距的增大,吸收功率也会增大;但吸收功率增加的同时,碳管束排布所占有的面积也在增加,且增加的比吸收功率来的快,因此对于单位面积吸收功率来说却是减小的。因此在设计过程中,根据不同的设计目的这是需要权衡的地方
摘要：用经典的宏观电磁理论对由碳纳米材料制成的光敏器件的光电特性——主要为功率吸收特性[1],作了适当的建模分析。在该模型中,将光处理为频率较高的电磁波,纳米材料处理为有损介质材料,应用经典的电磁散射理论中的并矢格林函数建立了相应的散射模型,由此求得器件中碳纳米管束处的电场强度,并分析其吸收功率特性,从而对该光敏器件的设计给出一些指导性的意见。最后用商业全波仿真软件HFSS对该结果进行了验证。
关键词：光敏器件,碳纳米管束,电磁散射
参考文献
[1]Freitag M,Martin Y,Misewich J A.Photoconductivity of sigle CarbonNanotubes[J].Nano letters,2003,3(8):1067-1071.
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[5]戴振铎,鲁述.电磁理论中的并矢格林函数[M].武汉大学出版社,2005.
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[7]Leung Tsang,Jin Au Kong.Scattering of electromagnetic waves[M].Advanced topics.New York:Wiley,c2001.
纳米器件 第2篇
电子技术的快速发展要求电子器件运算速度更快、体积更小、能耗更低、集成度更高。这一发展趋势促使人们把研究的目的更多集中在纳米分子器件技术上。利用分子模型设计和自组构技术制作各种不同类型的纳米分子电子器件不仅是当今理论和应用研究的热点,而且已经成为超越传统电子学的发展趋势[1]。
到目前为止,分子二极管[2]、碳纳米管三极管[3]、多壁碳纳米管效应三极管[4]、分子逻辑门[5]、单分子器件[6]、硅纳米线[7]、纳米薄膜三极管[8]、多端分子桥[9,10,11]、原子开关[12]、分子开关[13]等各种类型及各种用途的纳米分子器件已经被试验成功。但是这些实验结果的理论尚有不足之处。尽管已经出现了一些理论处理方法和计算方法,但还是不能够精确地揭示纳米分子器件中电子传导的物理学机制。
1 电子输运理论
现在的绝大多数电子输运理论存在一些共同的局限性,如采用单电子近似方法,没有考虑多体效应、非弹性隧穿和强关联效应等;计算过程中采用模型交换关联势能否较好地描述所研究的体系;研究对象只限于单结系统(两电极系统,如分子桥)等。由于研究分子器件的传导特性是在纳米尺度上讨论电子的运动,经典的电子动力学理论已经不再适用,必须用量子力学的方法去表述电子在分子键上及分子节点的状态,说明电子在分子中的透射。特别是要用量子波函数描述电子在分子界面的反射与折射。绝大多数理论研究工作都是采用电子弹性散射理论来描述分子结/分子桥的输运过程。
为了讨论的方便,可以考虑简单的两电极分子器件模型,其结构如图1所示。图中的中间部分是纳米分子器件的分子本体,两端细线部分是由原子线构成的电极。入射电子由一端进入,经过中间分子器件的处理,由另一端输出。
计算过程中,分子桥被分成3个区域,它们分别是分子桥体,原子线电极和偶合界面。很显然,传输过程的物理特征必须通过求解系统的量子波动方程来实现。根据Fisher-Lee关系式[12],电子从输入到输出端的传输函数TSD(E)可以表示为耦合与格林函数矩阵的迹,也就是
(1)式中,Γs,ΓD分别为输入线和输出线与分子桥体间的耦合,G是从激发点到反应点的格林函数。
方程(1)中的耦合具有如下形式:
(2)式中,r和r分别为电子传输的超前自能和推迟自能,可以表示为
(3)式中t为i到j点的跳跃积分;gR和gA分别为输入与输出引线上的格林函数,它们具有如下的形式
(4)式中,Xm(P)为传输波m的横向分量。
方程(1)中的格林函数具有如下形式:
(5)式中,E为电子传输能量,HOP为系统的Hamiltonian算子,其满足以下的Shrödinger方程式:
εα为能量,Ψα(r)为r处的量子态。利用方程(3)中的本征函数,可以得出格林函数的具体形式,其中,Ψα(r)为r处的量子态,η是为了满足分子桥的边界条件而加入的微小量。由(2)式,我们可以得出满足格林函数的波动方程
其中
式中势能项U(r)已经包含了分子桥的最低势能Es。方程(4)的矩阵形式可以表示为
I为单位矩阵。由式(7)得出了可数值求解的格林函数
由电子流密度理论可知,每一个通道从j到i点的电子流密度可以由系统波函数表示出来,参照Naganishi的方法[13],求得每一个分子键上的电子流密度是
e为电子电量,Ψn为电子波函数。为了得出波函数中的相位关系,利用分子轨道作基函数,将(11)式中的传输波函数作展开,得出
(12)式中αμ=|α|eiθμ,θμ为相位角。将(12)式代入(11)式,得出如下形式的电子流密度
tij为电子从i点传输到j点的跳跃积分。
显然,这是一个包含了分子本体、输入电极和输出电极的系统的电流密度函数,更为有意义的是,这是一个可以进行数值计算的理论模型。
3 结束语
随着一些功能器件的不断涌现,为了理解纳米分子器件的输运问题,必须建立相应的量子输运理论。本文根据纳米分子器件的实验和理论的重要研究进展和现状,给出了纳米器件的电子输运理论的一种理论计算公式,对纳米分子器件的实验研究和开发是有实际意义的。
高性能碳纳米管光电器件和光电集成 第3篇
1 碳纳米管及其光电器件
1.1 碳纳米管
碳纳米管, 又名巴基管, 是一种具有特殊结构的一维量子材料。碳纳米管可以看做是石墨烯片层卷曲而成, 因此按照石墨烯片的层含缺陷碳纳米管数可分为:单壁碳纳米管 (如图1) 和多壁碳纳米管。其中, 单壁碳纳米管可以看做是由单层石墨烯沿着一定方向卷曲而成。根据对称性碳管可以将其分为手性碳管和非手性碳管, 碳纳米管会因为手性不同的原因, 呈现很多独特的现象, 即它可能是导体, 也可能是半导体, 而且半导体的带隙也会随直径的变化而各不相同, 导致不同直径的碳管可以吸收不同波长的光子, 具有很高的光吸收系数, 被誉为“最黑的材料”, 因此它在光学领域有着巨大的应用前景。另外, 碳纳米管还是一种有意的电学材料, 碳纳米管的电导接近极限电导, 本征迁移率高, 平均自由程较长。就金属型碳纳米管来说, 其量子电导可以到2e2/h, 接近理论极限, 且可以承受高达109A/cm2电流密度。
1.2 碳纳米管光电器件
碳纳米管光电器件的工作原理为, 电子吸收光子能量后, 首先形成激子, 随后高能级的激子衰减为低能级的自由电子空穴, 激子衰减为自由电子空穴后再内建电场的作用下分离并被外电路收集, 从而形成输出信号。碳管的制备工艺包括光学曝光、电子束镀膜、SEM定位碳纳米管等, 通过制备就可以制作出由于生产碳纳米管光电器件的二极管。二极管是现代光电系统的最基本原件, 基于碳纳米管的二极管可以通过对碳纳米管进行化学掺杂来实现p-n结, 通过金半接触可实现内部电势差。通过分离栅结构等二极管制备工艺制作的非对称无势垒双极性二极管具有很明显的优势, 主要表现为:结构简单, 制作程序简便;器件尺寸小, 功耗低;有着很好的稳定性等。
碳纳米管光电器件的光电压与管径大小密切相关, 其中, 对于单壁碳纳米管来说, 其直径大约在0.8nm~3nm之间, 对应的光电压为0.2V~1.5V。然而这只是理论上的数据, 在实际测量中则要小得多, 一般的二极管光电压只有0.2V左右。在这种情况下, 光电集成电路很难有效驱动下一级的放大电路, 因此, 必须要提高其高效性。这就要引入非对称无势垒双极性二极管的研究。为了达到有效解决碳纳米管光电器件输出光电压信号小的问题, 可以通过在碳管二极管中引入级联结构。而且实践研究证明, 通过引入虚电极 (不会向外传导电流) 可以实现无势垒双极性碳管二极管的级联。这就有分为串联和并联两种情况。由于在串联电路中, 短路电流往往低于串联结构中的单独器件的电流, 因此, 可以在单根碳纳米管上引入并联结构, 这样二极管总短路电流为子器件之和, 以增加二极管的光电流输出强度。
2 高性能碳纳米管光电集成
2.1 光电集成
所谓光电集成就是为了制备稳定性高, 成本低廉的小型化光电集成回路。一般而言, 一个光电集成回路通常包括光发射器、光探测器、光波导、驱动电路和处理电路。相较于电子电路, 光电集成电路具有传输速率快、稳定性好、抗干扰能力强等优势, 因而基于光电器件的集成电路将会被广泛应用到通信、自动化控制、信息处理等高技术领域, 成为未来信息传输和信息处理的主要工具。然而, 不可否认的是, 当前这种集成电路的制备工艺受限, 没有标准化, 且生产成本高, 难以规模化生产, 发展速度缓慢, 现阶段的光电集成电路尚处于初级阶段。
2.2 光电集成与碳纳米管
光电集成电路在制备工艺上, 成本低廉、稳定性高的单片集成方式应用较为广泛, 当前光通信高速发展, 为了满足其发展的需要, 必须要寻找一种高效的片光电集成方法, 而碳纳米管就是一种不错的选择。碳纳米管具有很强的光学和电学性能, 具有高的光吸收系数, 有着很强的兼容性及较快的光响应特征, 是制备单片光电集成电路的理想材料。尤其是半导体单壁碳纳米管, 在集成电路制备方面已有了很大的进展。总之, 光电集成通过引入碳纳米管元件能够获得高性能的单片光电集成电路, 而且还会促使未来的光电集成逐步实现从微米量级的大小向亚微米级甚至是纳米量级的转变, 届时光电集成各方面的性能都将会得到最大程度的提高。
3 总结与展望
总之, 单壁碳纳米管具有很高的光吸收系数, 光响应速度极快, 且其能隙随直径可调, 因而在纳米尺度光电集成回路方面具有巨大的应用前景。当前光电集成回路存在着工艺不匹配、制备工作效率较低等问题, 寻找这些问题的解决方法, 探索新的解决思路, 将会不断促进碳纳米管一体化光电集成的向前发展。
另外, 在碳纳米管光电器件和光电集成领域取得了一些成绩的同时, 也应清醒的认识到, 基于碳纳米管的光电器件发展还有很长的一段路要走, 仍有很多技术性问题亟待解决, 比如, 光电器件的发光效率提升问题, 碳纳米管生长的可控性问题等, 未来随着碳纳米管材料生长技术和器件结构设计的日臻成熟, 碳纳米管光电器件将很有可能实现在片光互连。
摘要：当前, 由于大多数光电器件的工艺与硅基电路不相匹配, 致使其制备需要巨大的成本, 且制备过程异常繁琐。本文就以碳纳米管制备材料为切入点, 探讨高性能碳纳米管光电器件和光电集成的优化。
关键词：碳纳米管,光电器件,光电集成
参考文献
[1]北京大学在碳纳米管光电器件研究方面有新进展[J].中国粉体工业, 2011.
浅谈纳米光电子器件的发展现状 第4篇
2001年, 美国加利福尼亚大学伯克利分校的研究人员在只及人的头发丝千分之一的纳米光导线上制造出世界最小的激光器-纳米激光器。这种激光器不仅能发射紫外激光, 经过调整后还能发射从蓝色到深紫外的激光。研究人员使用一种称为取向附生的标准技术, 用纯氧化锌晶体制造了这种激光器。他们先是"培养"纳米导线, 即在金层上形成直径为20nm~150nm, 长度为10000nm的纯氧化锌导线。然后, 当研究人员在温室下用另一种激光将纳米导线中的纯氧化锌晶体激活时, 纯氧化锌晶体会发射波长只有17nm的激光。这种纳米激光器最终有可能被用于鉴别化学物质, 提高计算机磁盘和光子计算机的信息存储量。
2 紫外纳米激光器
继微型激光器、微碟激光器、微环激光器、量子雪崩激光器问世后, 美国加利福尼亚伯克利大学的化学家杨佩东及其同事制成了室温纳米激光器。这种氧化锌纳米激光器在光激励下能发射线宽小于0.3nm、波长为385nm的激光, 被认为是世界上最小的激光器, 也是采用纳米技术制造的首批实际器件之一。在开发的初始阶段, 研究人员就预言这种Zn O纳米激光器容易制作、亮度高、体积小, 性能等同甚至优于Ga N蓝光激光器。由于能制作高密度纳米线阵列, 所以, Zn O纳米激光器可以进入许多今天的Ga As器件不可能涉及的应用领域。为了生长这种激光器, Zn O纳米线要用催化外延晶体生长的气相输运法合成。首先, 在蓝宝石衬底上涂敷一层1 nm~3.5nm厚的金膜, 然后把它放到一个氧化铝舟上, 将材料和衬底在氨气流中加热到880℃~905℃, 产生Zn蒸汽, 再将Zn蒸汽输运到衬底上, 在2min~10min的生长过程内生成截面积为六边形的2μm~10μm的纳米线。研究人员发现, Zn O纳米线形成天然的激光腔, 其直径为20nm~150nm, 其大部分 (95%) 直径在70nm~100nm。为了研究纳米线的受激发射, 研究人员用Nd:YAG激光器 (266nm波长, 3ns脉宽) 的四次谐波输出在温室下对样品进行光泵浦。在发射光谱演变期间, 光随泵浦功率的增大而激射, 当激射超过Zn O纳米线的阈值 (约为40k W/cm) 时, 发射光谱中会出现最高点, 这些最高点的线宽小于0.3nm, 比阈值以下自发射顶点的线宽小1/50以上。这些窄的线宽及发射强度的迅速提高使研究人员得出结论:受激发射的确发生在这些纳米线中。因此, 这种纳米线阵列可以作为天然的谐振腔, 进而成为理想的微型激光光源。研究人员相信, 这种短波长纳米激光器可应用在光计算、信息存储和纳米分析仪等领域中。
3 量子阱激光器
2010年前后, 蚀刻在半导体片上的线路宽度将达到100nm以下, 在电路中移动的将只有少数几个电子, 一个电子的增加和减少都会给电路的运行造成很大影响。为了解决这一问题, 量子阱激光器就诞生了。在量子力学中, 把能够对电子的运动产生约束并使其量子化的势场称之成为量子阱。而利用这种量子约束在半导体激光器的有源层中形成量子能级, 使能级之间的电子跃迁支配激光器的受激辐射, 这就是量子阱激光器。目前, 量子阱激光器有两种类型:量子线激光器和量子点激光器。
3.1 量子线激光器
近日, 科学家研制出功率比传统激光器大1000倍的量子线激光器, 从而向创造速度更快的计算机和通信设备迈进了一大步。这种激光器可以提高音频、视频、因特网及其他采用光纤网络的通信方式的速度, 它是由来自耶鲁大学、位于新泽西洲的朗讯科技公司贝尔实验室及德国德累斯顿马克斯·普朗克物理研究所的科学家们共同研制的。这些较高功率的激光器会减少对昂贵的中继器的要求, 因为这些中继器在通信线路中每隔80km (50mile) 安装一个, 再次产生激光脉冲, 脉冲在光纤中传播时强度会减弱 (中继器) 。
3.2 量子点激光器
由直径小于20nm的一堆物质构成或者相当于60个硅原子排成一串的长度的量子点, 可以控制非常小的电子群的运动而不与量子效应冲突。科学家们希望用量子点代替量子线获得更大的收获, 但是, 研究人员已制成的量子点激光器却不尽人意。原因是多方面的, 包括制造一些大小几乎完全相同的电子群有困难。大多数量子装置要在极低的温度条件下工作, 甚至微小的热量也会使电子变得难以控制, 并且陷入量子效应的困境。但是, 通过改变材料使量子点能够更牢地约束电子, 日本电子技术实验室的松本和斯坦福大学的詹姆斯和哈里斯等少数几位工程师最近已制成可在室温下工作的单电子晶体管。但很多问题仍有待解决, 开关速度不高, 偶然的电能容易使单个电子脱离预定的路线。因此, 大多数科学家正在努力研制全新的方法, 而不是仿照目前的计算机设计量子装置。
4 微腔激光器
微腔激光器是当代半导体研究领域的热点之一, 它采用了现代超精细加工技术和超薄材料加工技术, 具有高集成度、低噪声的特点, 其功耗低的特点尤为显著, 100万个激光器同时工作, 功耗只有5W。
该激光器主要的类型就是微碟激光器, 即一种形如碟型的微腔激光器, 最早由贝尔实验室开发成功。其内部为采用先进的蚀刻工艺蚀刻出的直径只有几微米、厚度只有100nm的极薄的微型园碟, 园碟的周围是空气, 下面靠一个微小的底座支撑。由于半导体和空气的折射率相差很大, 微碟内产生的光在此结构内发射, 直到所产生的光波积累足够多的能量后沿着它的边缘折射, 这种激光器的工作效率很高、能量阈值很低, 工作时只需大约100μA的电流。
长春光学精密机械学院高功率半导体激光国家重点实验室和中国科学院北京半导体研究所从经典量子电动力学理论出发研究了微碟激光器的工作原理, 采用光刻、反应离子刻蚀和选择化学腐蚀等微细加工技术制备出直径为9.5μm、低温光抽运In Ga As/In Ga As P多量子阱碟状微腔激光器。它在光通讯、光互联和光信息处理等方面有着很好的应用前景, 可用作信息高速公路中最理想的光源。
微腔光子技术, 如微腔探测器、微腔谐振器、微腔光晶体管、微腔放大器及其集成技术研究的突破, 可使超大规模集成光子回路成为现实。因此, 包括美国在内的一些发达国家都在微腔激光器的研究方面投人大量的人力和物力。长春光机与物理所的科技人员打破常规, 用光刻方法实现了碟型微腔激光器件的图形转移, 用湿法及干法刻蚀技术制作出碟型微腔结构, 在国内首次研制出直径分别为8μm、4.5μm和2μm的光泵浦In Ga As/In Ga As P微碟激光器。其中, 2μm直径的微碟激光器在77K温度下的激射阔值功率为5μW, 是目前国际上报道中的最好水平。此外, 他们还在国内首次研制出激射波长为1.55μm, 激射阈值电流为2.3m A, 在77K下激射直径为10μm的电泵浦In Ga As/In Ga As P微碟激光器以及国际上首个带有引出电极结构的电泵浦微柱激光器。值得一提的是, 这种微碟激光器具有高集成度、低阈值、低功耗、低噪声、极高的响应、可动态模式工作等优点, 在光通信、光互连、光信息处理等方面的应用前景广阔, 可用于大规模光子器件集成光路, 并可与光纤通信网络和大规模、超大规模集成电路匹配, 组成光电子信息集成网络, 是当代信息高速公路技术中最理想的光源;同时, 可以和其他光电子元件实现单元集成, 用于逻辑运算、光网络中的光互连等。
5 新型纳米激光器
据报道, 世界上最早的纳米激光器是由美国加州大学伯克利分校的科学家于2001年制造的, 当时使用的是氧化锌纳米线, 可发射紫外光, 经过调整后还能发射从蓝色到深紫外的激光。但是, 美中不足的是只有用另一束激光将纳米线中的氧化锌晶体激活, 其才会发射出激光。而新型纳米激光器具备了电子自动开关的性能, 无需借助外力激活, 这无疑会使其实用性大为增强。
摘要：纳米光电子技术是一门新兴的技术, 近年来越来越受到世界各国的重视, 而随着该技术产生的纳米光电子器件更是成为了人们关注的焦点。主要介绍了纳米光电子器件的发展现状。
纳米器件 第5篇
碳材料一直被认为是材料科学研究的前沿。此前已经发现的碳材料和碳纳米结构大多是以碳六元环作为主要结构基元而构成, 除最小的富勒烯C20分子以外, 仅以碳五元环为结构基元而构成的碳材料尚未发现。王前团队发现只用碳五元环也可以构成二维的碳结构, 打破了碳材料中的“孤立五边形规则”, 并用分子动力学模拟证明了五边形石墨烯是热稳定的, 可以承受高达1 000 K的温度。
五边形石墨烯具有新颖的结构, 其投影类似于一种名为“开罗五边形瓷砖”的装饰图案。研究人员提出, 五边形石墨烯可以使用化学剥离技术从一种称为T12相的碳同素异形体得到。
王前团队通过深入研究发现, 五边形石墨烯具有罕见的负泊松比效应, 即当一个方向受到拉伸应变时, 其垂直方向具有扩张效应, 这与普通材料具有收缩效应是不同的;在承受双轴拉伸应变时, 它具有可与石墨烯媲美的超高力学强度。因此, 五边形石墨烯具有特殊的物理机械性能, 如具有比石墨烯更好的抗断裂性能和回弹韧性, 以及抗负荷能力等, 可应用于隔音材料和缓冲材料。
纳米器件 第6篇
纳米材料被誉为21 世纪最有价值的材料。纳米材料具有表面效应、体积效应、量子尺寸效应、宏观量子隧道效应和介电限域效应等特殊效应,因此拥有块体材料不具备的奇异特性。准一维纳米材料是纳米器件设计的基础,是今后系统级纳米组装、纳米制造的重要技术前提,因此成为目前纳米技术研究中最热门的领域之一。
ZnO是一种化合物半导体,在室温下具有较大的禁带宽度、激子结合能和光增益系数,因此在微电子和光电子学领域有着重要用途。自2001年佐治亚理工大学王中林小组和加州大学伯克利分校杨培东小组分别在Science报道了相关研究后[1,2],准一维ZnO材料的研究热潮开始兴起。准一维ZnO材料包括纳米线、纳米带、纳米管、纳米螺旋等丰富的形态,是非碳管类准一维纳米材料的主力军,也是目前纳米材料和纳米技术领域最具挑战的课题之一[1,2,3,4,5,6,7,8]。2006年,王中林小组首次利用 ZnO 纳米阵列的压电效应设计并实现了纳米尺度的“发电机”,并提出可以在其基础上研制出为微纳米器件供电的电源[9],准一维ZnO纳米材料和器件的研究热度再次升温。近10年来,纳米ZnO的研究历经了从材料制备、到结构设计、再到原型器件制备的3个发展阶段,并已在这些基础上开始了纳米制造的前期探索性工作。本文对这些研究工作进行了综述,并展望了准一维ZnO纳米材料、器件和相关技术的发展方向。
1 准一维ZnO纳米材料的制备方法
纳米材料的制备是纳米技术的底层基础。从已有报道来看,最常用的准一维ZnO纳米材料的制备方法主要是气相法和液相法两大类,固相法相对较少。值得一提的是,某些制备颗粒状纳米材料的常用方法并不一定适合制备准一维纳米材料,如溶胶-凝胶涂膜法中多次涂膜、烘干的过程往往会妨碍准一维纳米结构的完整性,而常用的纳米粉末制备方法“球磨法”也不适用于制备准一维纳米材料。
1.1 气相法
气相法是指源物质通过气相过程完成材料制备的方法。最常见的方法有直接热蒸发法、化学气相沉积法、金属有机化学气相沉积法等。
直接热蒸发法是最简单的气相法之一,其原理是通过高温蒸发固体源获得蒸汽,然后冷却、凝结蒸汽而形成纳米材料。将其用于制备准一维ZnO纳米材料的优点是过程安全、不涉及有毒有害物质,缺点是较难控制准一维ZnO纳米材料的直径[10]。化学气相沉积法在气相过程中会涉及到化学反应,通过改变温度、压强、流量、催化剂、源等工艺参数,可以对准一维ZnO纳米材料的形貌、尺寸、取向进行有效控制,其优点是工艺灵活、控制手段丰富多样[11,12]。金属有机化学气相沉积法是化学气相沉积法的一种,主要特点是采用了金属有机化合物源,反应温度可以更低,对气态反应物的控制更加精确,所制备的准一维ZnO纳米材料晶体质量更高,但该方法的设备昂贵,且用到的金属有机化合物源往往易燃易爆或有毒,安全性要求很高[13,14]。
气相法的生长机理主要是气固(VS)和气液固(VLS)两种。VS机理是将一种或几种反应物在高温区通过加热形成蒸气,然后在低温区直接沉积下来,生长为固态的准一维纳米材料,在纳米材料的生长过程中不引入金属催化剂[15]。而VLS机理则需要金属催化剂辅助,其特点是催化剂与其它组分一起形成触媒液滴,在纳米材料的生长区成为一个处于气相反应物和固相基体之间的液态界面层,该界面层不断吸纳气相分子,并在基体表面析出固相晶体,形成准一维纳米材料[16]。VLS机理比VS机理更易于制备准一维ZnO纳米阵列,但过程中的催化剂往往导致污染而降低材料的晶体质量。
总体而言,气相法是优秀的准一维ZnO纳米材料制备方法,尤其在对形貌的控制能力上表现突出,在纳米设计领域有着一定优势。
1.2 液相法
液相法也是合成准一维ZnO纳米材料的常用方法,主要包括水热法(溶剂热法)、热分解前驱物法、电化学合成法、离子液体法等。
水热法(溶剂热法)是在高压釜里的高温高压反应环境中,采用水(或其它溶剂)作为介质,使物质在溶液中进行反应的一种纳米材料制备方法。其优点是合成温度较低、条件温和、体系稳定,是目前制备高分散度的准一维ZnO纳米材料最常用的方法之一[17,18,19]。热分解前驱物法是在一定的表面活性剂中制得前驱体,然后在适当的温度下焙烧前驱体,使其分解获得一维纳米材料。此法简单方便,只要选择适当的表面活性剂并控制反应条件,便可得到准一维ZnO纳米材料[20,21]。电化学合成法是一种氧化还原过程,利用锌盐溶液在导电玻璃、硅片等导电基底上用恒电位或恒电流电沉积ZnO,通过调节前驱物的浓度、弱碱的种类合成不同形貌、不同尺寸的准一维ZnO纳米材料。电化学合成法较容易控制准一维ZnO纳米材料的尺寸,且可生成大面积、均匀的准一维ZnO纳米材料阵列[22]。离子液体法近年来也被用于合成准一维ZnO纳米材料。离子液体又叫作室温熔融盐,是许多有机、无机物的优良溶剂。制备时通常先将Zn(OH)2等源材料和反应剂溶于离子液体,然后加热反应获得准一维ZnO纳米材料。其优点是方法简单,且离子液体在准一维ZnO纳米材料的制备过程中往往还可以起到修饰作用[23,24]。
液相法的主要优点是设备廉价、方法简单安全,且可制备高质量单晶,具有相当的产业化潜力。
2 制备ZnO纳米阵列的辅助方案
当准一维纳米结构的生长取向、长度、形貌一致时,被称为准一维纳米阵列。准一维纳米阵列结构除了拥有纳米基本单元的特性外,还有组合而引起的新效应,如量子耦合效应与协同效应等。更重要的是,人们很容易通过光、电等外界作用实现对ZnO纳米阵列的性能控制,这是多种纳米器件所需要的特性。可以说,纳米阵列是从材料到器件发展过程中的一种常用结构,因此引起了极大关注。目前实现ZnO纳米阵列的辅助方案主要有模板法和晶种诱导法。
2.1 模板法
模板法是具有代表性的实现ZnO纳米阵列的方法,可利用模板的空间限制作用和模板剂的调试作用对ZnO纳米阵列的大小、形貌、结构和排布进行控制[14,25,26]。
模板法通常是用孔径为纳米级到微米级的多孔材料作为模板,最常用的模板有氧化铝、聚合物隔膜和介孔硅石材料等。制备时结合常规的准一维纳米材料制备方法,将晶种沉淀在模板的孔壁上,并在模板孔道的限制作用下生长,形成所需的ZnO纳米阵列,然后使用化学溶解或物理蒸发的方法去除模板,将ZnO纳米阵列从模板中分离出来。图1是典型的氧化铝模板的SEM图[26]。模板法制备的ZnO纳米阵列优点很多,如可以用小孔径模板制备出直径很小的纳米线阵列,这是其它方法很难做到的;但其缺点也相当明显,因为模板去除时可能存留一定的杂质,且使用模板法制备的准一维ZnO纳米阵列晶体质量往往不高。
2.2 晶种诱导法
晶种诱导法是先在基片上生长一层作为晶种的纳米晶薄膜(同质的ZnO或异质的金属、金属氧化物),然后以此为基础进一步生长出ZnO纳米阵列[27,28]。ZnO晶种膜的制备方法大体可分为湿法和干法。湿法主要包括溶胶-凝胶法等,干法主要包括脉冲激光沉积、磁控溅射等方法。根据晶体生长匹配的规律,晶种能改善准一维纳米材料的形貌和取向性。研究表明基片表面无晶种时往往得到的是稀疏且东倒西歪的ZnO纳米结构,而当基片上预先生长了一层晶种后,ZnO纳米结构的有序性和取向性都得到显著提高,从而形成了ZnO纳米阵列[27]。晶种诱导法还可以利用有机高分子或者表面活性剂充当位阻剂和形貌控制剂,通过改变其比例对ZnO纳米阵列的形貌进行控制。晶种诱导法是一种方便的纳米阵列辅助方法,尤其是同质晶种能避免杂质污染,具有较大的实用意义。
3 ZnO纳米器件
近年来,随着准一维ZnO纳米材料制备方法的成熟完善和相关机理的深入认知,基于准一维ZnO纳米材料的纳米器件逐渐成为研究重点。这意味着准一维ZnO纳米材料将逐渐从实验室中的基础研究走向应用。
3.1 压电器件和“纳米发电机”
2006年,王中林小组在Science发表了利用ZnO纳米线的压电效应实现“纳米发电机”的研究结果[9]。他们用热蒸发法在氧化铝衬底上合成了均匀规则的单晶ZnO纳米线,利用ZnO纳米线容易被弯曲的特性,在纳米线内外侧分别造成压缩和拉伸。其实验过程是:用导电的原子力显微镜作为机械能输入和电能的收集设备,原子力显微镜的探针扫过纳米线顶部使得纳米线被压缩时压缩部分的ZnO纳米线积累的压电电荷释放并为外电路输出电流。图2是这种“纳米发电机”的显微图片和电流产生的示意过程。令人瞩目的是该“纳米发电机”的效率可达17%~30%。在这一重要的研究结果报道后,其他小组也开始了对准一维ZnO纳米压电器件的研究[29]。由于纳米压电器件可望成为为微纳米器件供电的纳米电源,在纳米制造中将有着巨大的潜在应用价值。
3.2 纳米线网络及器件
剑桥大学的Unalan小组于2009年报道了利用ZnO纳米线网络制备薄膜晶体管和互补倒相器器件的研究结果[30]。该报道随后被Nature Nanotechnology引用并高度评价[31]。实验中,他们首先在硅基片上用碳还原法于950℃制备了ZnO纳米线,然后利用接触印刷法形成纳米网络,最后用光刻获得器件。该ZnO纳米线网络的有效电子迁移率达到了25cm2/(V·s),薄膜晶体管的转移特性如图3所示。该研究为ZnO在薄膜晶体管等宏观电子器件领域的应用提供了非常有价值的参考思路。
3.3 气敏传感器
ZnO在气敏传感方面的研究已经有较长历史。作为理想的气敏材料,ZnO在高温下对多种气体(如一氧化碳、氨气、乙醇和氢气)均显示较高的灵敏度。此外,ZnO通过掺杂可对硫化氢、氟利昂和二氧化硫等气体进行选择性测试。准一维ZnO纳米材料主要是通过所吸附的气体改变纳米线、纳米带体内的载流子浓度等物理性质,因此这种气敏传感器的灵敏度特别高[32,33]。目前,ZnO一维纳米结构的气敏传感器已经成为新的研究热点。
3.4 场发射器件
场发射器件在电子束源、平板显示领域和照明领域有着广泛的应用。ZnO具有良好的稳定性、高热导率、小介电常数、低电子亲和势、高迁移率和高击穿电压,非常适合作为场发射阴极材料。近年来,利用准一维纳米ZnO材料作为场发射阴极材料以提高场发射阴极的发射性能已经成为ZnO研究领域的热点之一[34,35,36]。ZnO一维纳米结构的功函数低,且拥有很高的场增强因子,具有优良的场发射性质[37]。下一步如能解决场发射性能的稳定性、重复性和可靠性,则基于准一维纳米ZnO的场发射器件将具有巨大的应用前景。
3.5 纳米激光器
自2001年Science报道了如图4所示的基于ZnO纳米线阵列的激光器原型后[2],人们发现ZnO纳米激光器的激发阈值比传统的薄膜材料要低得多,因此准一维ZnO纳米材料在激光器领域中的应用受到关注。
在典型的ZnO纳米阵列激光器结构中,准一维ZnO纳米阵列可以形成良好的激光器谐振腔,而纳米线与蓝宝石的分界面和纳米线的自由端表面正好成为共振腔两端的反射面。直到最近基于准一维ZnO纳米材料的纳米激光器仍然是非常受重视的研究领域[38,39]。虽然ZnO纳米线阵列激光器的研究进展一直受到p型ZnO掺杂技术瓶颈的制约,但由于ZnO具有很高激子结合能的优势,仍被认为是目前ZnO有可能最先实现应用化的领域之一。
4 展望
目前,对准一维ZnO纳米材料制备方法的研究已经获得较大进展,制备具有各种形貌的准一维ZnO 纳米材料已不再困难。但在准一维ZnO纳米器件层次上,相关研究仍非常欠缺,大多ZnO纳米器件(原型)的研究还处于实验室阶段,技术尚未成熟。更进一步来说,要想进行真正的纳米制造,必须进行纳米器件的系统集成,即将大量不同的纳米器件和纳米结构在微小的面积上有目的、有计划地设计并完成平行制造。这需要对各个纳米组件进行链接使其发生联系,相关研究目前还很少开展。可见,准一维ZnO纳米材料要想从研究走向应用,还有很多问题有待解决。
纳米器件 第7篇
1 实验部分
1.1 合成Zn S:Mn纳米颗粒
以醋酸锌、醋酸锰、硫化钠、巯基丙酸和去离子水为化学试剂, 采用液相法合成Zn S:Mn纳米颗粒[5]。
1.2 制作有机电致发光器件
把采用液相法合成的Zn S:Mn纳米颗粒[5]加入到PVK中制作了有机电致发光器件:ITO/PEDT:PSS (50nm) /PVK (Zn S (2.0%) ) /BCP (10nm) /Al, 制作方法可参照Zn S:Mn纳米颗粒的制备及在电致发光中的应用这篇论文[6]。在外加磁场的作用下对有机电致发光器件进行电流和亮度进行测试, 来研究了有机电致发光器件性能提高的机理。
2 结果与讨论
2.1 器件的结构能级图
图1为制作的器件能级结构图, 对器件施加电压时, 从阴极注入的电子和从阳极注入的空穴在发光层复合发光。异质结界面的能级匹配性不好会阻碍载流子传输。
该器件的Zn S能级和PVK的能级匹配性不是很好, 能级的理想位置应该是Mn离子的能级在PVK的HOMO能级和LUMO能级之间, 该有机电致发光器件的载流子只能在PVK的HOMO能级和LOMO能级之间传输, 不能沿Mn离子的能级传输。
2.2 器件的电流密度-电压关系曲线
图2为0-75m T磁场强度作用下有机电致发光器件的电流-电压曲线。从图上我们可以看出, 器件在磁场中电流密度有明显的增加。这一现象说明磁场提高了自旋角动量量子数为零的激子的数量, 使器件的电流密度有明显的提高。
2.3 器件的亮度-电压关系曲线
图3为0-75m T磁场强度作用下有机电致发光器件的亮度-电压曲线。从图上我们可以看出, 器件在磁场中发光亮度有很大的提高。这是由于载流子注入正确的原因。至于是否显著至于是否显著控制电子或空穴的自旋还需要更加深入的研究。
3 结论
利用外部条件合理的选择载流子注入和传输材料, 进而提高自旋角动量量子数为零的激子的数量, 达到提高有机电致发光器件亮度的效果。本文试验中我们可以看出:掺杂Zn S:Mn纳米颗粒的PVK有机电致器件的磁场调控性。掺杂了稀磁半导体Zn S:Mn纳米颗粒的PVK有机电致发光器件在磁场中, 亮度有明显的提高。但是, 由于Zn S基质的带隙比较宽, 电子注入比较困难, 器件阈值电压比较高, 下一步的工作将筛选带隙窄的基质材料, 或功函数小的电极材料, 降低阈值电压, 提高器件效率。
参考文献
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