• 考虑到缺陷时，能带图中 应包含带隙中的缺陷态。 戴维斯-莫特提出了右图所 示的能带模型，其中Ex和 Ey分别表示由悬挂键引起 的深受主和深施主态，它 们互相交叠而EF则被钉扎 在二者中间。
• 实际非晶体中的缺陷是很 复杂的，而且还随着制备 过程中的条件不同而改变， 因此不能用这样简单的模 型来说明带隙中的状态。
非晶态材料的XRD谱
非晶态半导体中的电子态
• 在晶体中，由于晶格排列具有周期性，即平移 对称性。可得到晶体中电子的波函数为布洛赫 函数，其状态可由简约波矢k标志。
• 由布洛赫波表示的电子态可扩展到整个晶体范 围，故称为扩展态。导带和价带中的电子态都 是扩展态。
• 非晶体中原子的排列不具有长程序，薛定鄂方 程中的势能函数不再是周期性分布的，因此非 晶体中电子的波函数不再是布洛赫波，其状态 不再能由简约波矢k标志。
安德森模型
• 安德森于1958年提出了在无序体系中由于无序产生了 电子定域态的概念。假定晶格格点的几何排列仍是周 期性的，而各个格点处的势场由一个无规势场加理想 三维间期性势场上构成的。
特点
• 安德森势场是一个局域场，对应的波函 数一般也为局域态。定域态一般为分立 能级，但对非晶态材料而言，这种定域 态密度很高，因此对应的能级合并成为 子带。子带可与原来的能带重叠而连接 起来。
• 氧Sn化O2物及非Ta晶2O半5等导。体GeO2，BaO，SiO2，TiO2，
非晶态半导体的结构
• 长程有序、短程无序 • 非晶态半导体的结构虽然不具有长程序，但其中原子
的排列也不是完全杂乱无章的。
• 每一原子周围的最近邻原于数与同质晶体中一样，仍 是确定的，且这些最近邻原子的空间排列方式仍大体 保留晶体中的特征。
• 当体系的费米能级处于带尾定域态范围时，只有通过热激 发使电子从定域态跃迁到迁移率边以上的能态才能产生导 电性能，导电性表现为非金属型的。如果费米能级进入扩 展态区域，则处于扩展态中的电子将可象金属中电子那样 导电，导电性表现为金属型的。
• 这种当费米能级通过迁移率边从定域态进入扩展态时发生 的导电性从非金属到金属型的转变称做安德森转变。
非晶态半导体
• 晶体的特征是其中原子的排列具有周期性，这 种性质称为长程有序。
• 自然界还存在另一类固体，其中原子的排列不 具有周期性，即不具有长程序，这类物质统称 为非晶态或无定形体。
• 例如： 由快淬冷却形成的各种玻璃态固体； 用蒸发、溅射和化学气相淀积（CVD）等方法 制备的各种非晶薄膜；
• 非晶导体为主。
其他非晶态半导体的能带模型
• 莫特-CFO模型的不足：由定域 态组成的带尾一直延伸到禁带中 部并互相交叠。
• 实验发现非晶态材料对红外光甚 至部分可见光都是透明的，表明 仍应有明确的带隙存在。因此右 图所示的模型更为合理。另外， 对于没有缺陷的无规网络，定域 态只存在于导带底和价带顶附近， 分在E为VE别带和C延尾和EB伸定E间A至域间为图态为价中。导带E带定A和定域E域态B态，两，通点在称，
研究最多的非晶态半导体
•四 面 体 结 构 非 晶 态 半 导 体 。 IV 族 元 素 非 晶 态 半 导 体 （ a-Si 和 a-Ge ） ； III-V族化合物非晶态半导体（a-GaAs，a-GaP， a-InP及a-GaSb等）。
• 硫系非晶态半导体。这类非晶态半导体中含有 硫系元素如S、Se、Te等，它们往往是以玻璃 态形式存在。
非晶态半导体的本征导电机理
• 除了扩展态的电子外还有局域态电子的电导。 在的温能度态较而高导时电，，电形子成可扩被展激态发电到导迁。移温边度E较C低以时上， 电声子 子只 的能 帮被 助激 从发一到个接定近域态EC跃的迁带到尾另态一，个然定后域通态过 而导电，形成带尾态电导。在温度更低时，电 子的的只 帮 近能 助 程从 跃 跳费 迁 跃米 到 电能导EF以级。上在EF的以温邻下度近的极空能低态量时，状，形态能成通量定过在域声EF态附子 近的电子，只能在能量相近的能级之间作变程 跳跃。
• 连续网络模型 几乎没有悬挂键， 也与实验不符。
• 纳米晶组合？
用纳米概念描述非晶态
• 非晶态由纳米颗粒＋界面相组成。 1、短程有序：纳米粒子内部仍保留与晶体大 致相同的结构。但因受到表面及界面的影响， 晶格常数及键角可能发生畸变。 2、长程无序：纳米颗粒之间没有紧密联系， 晶格不连续，取向不相同。
• 与微晶不同，纳米晶粒本身不一定有很高的悬 挂键，如C60。
a-Si和晶体硅的原子径向分布函数
• 第1峰和第2峰分别代表最近邻 和次近邻原子分布的极大值。 可见最近邻和次近邻原子距离 与晶态的基本相同。
• 峰高较晶体硅的低，表明在aSi中较远原子的距离分布比较 分散，相对于晶体硅已发生了 较大的偏离。随着距离的增大， 原子径向分布函数的峰值变得 越来越不显著，说明原子的分 布已不具有晶体中的长程序了。
迁移率边-Mott理论
• 莫特指出，非晶态能带中 部虽然仍保持为扩展态， 但在带顶和带底等能带尾 部的状态可以发生定域化， 产生一个由定域态组成的 能带尾。下图表示有带尾 存在时的能带模型。计算 结果表明，随着无序程度 的增加，定域态与扩展态 的交界处向能带中部移动， 最后相遇于能带中部，整 个能带中的态都变为定域 态。
• 在非晶硅中每一硅原子周围仍是4个最近邻硅原子，而 且它们的排列仍大体上保持单晶硅中的四面体结构配 位形式，只是键角和键长发生了一些畸变。任意二个 键之间的夹角不象单晶硅那样都是109O 28’，而是随机 地分布在109O28’10O的范围内。非晶态固体中的上述 特征称为短程有序。
非晶模型
• 微晶模型 存在许多悬挂键， 这一点与实验不符。
• 扩展态与定域态交界处的能量称作迁移率边。
• 由两个迁移率边确定的能量差为迁移率隙。
• T=0K时，能量在定域态范围内的电子的迁移率为零。当电 子态能量通过扩展态与尾部定域态交界处的临界能量，即 进入扩展态时，电子迁移率突增至一个有限值。
• 在T0时，定域态中的电子可以通过与非晶格子相互作用而 进行跳跃式导电，故迁移率并不为零，但与扩展态中电子 的迁移率相比要小得多。