Bandlücke

Nach dem Bändermodell sind gebundene Zustände der Elektronen nur auf bestimmten Intervallen der Energieskala zugelassen, den Bändern. Zwischen den Bändern können (aber müssen nicht) energetisch verbotene Bereiche liegen. Jeder dieser Bereiche stellt eine Lücke zwischen den Bändern dar, jedoch ist für die physikalischen Eigenschaften eines Festkörpers nur die eventuelle Lücke zwischen dem höchsten noch vollständig mit Elektronen besetzten Band (Valenzband, VBM) und dem nächsthöheren (Leitungsband, CBM) von entscheidender Bedeutung. Daher ist mit der Bandlücke immer diejenige zwischen Valenz- und Leitungsband gemeint.

Das Auftreten einer Bandlücke in manchen Materialien lässt sich quantenmechanisch durch das Verhalten der Elektronen in dem periodischen Potential einer Kristallstruktur verstehen. Dieses Modell der quasifreien Elektronen liefert die theoretische Grundlage für das Bändermodell.

Falls das Valenzband mit dem Leitungsband überlappt, tritt keine Bandlücke auf. Ist das Valenzband nicht vollständig mit Elektronen besetzt, so übernimmt der obere nicht gefüllte Bereich die Funktion des Leitungsbandes, folglich hat man auch hier keine Bandlücke. In diesen Fällen reichen infinitesimale Energiebeträge zur Anregung eines Elektrons aus.

Wie oben erwähnt ist die Art und Größe der Bandlücke eng mit dem der Kristallstruktur des betrachteten Materials verbunden und nicht auf das chemische Element festgelegt. Daraus folgt, dass andere Kristallisationsformen eines Elements auch andere Eigenschaften der Bandlücke aufweisen können oder dass Verzerrungen der Kristallstruktur (durch äußeren Zwang oder die Temperatur) diese beeinflussen können. So wurde 1973 theoretisch vorhergesagt, dass Germanium (eigentlich ein indirekter Halbleiter in Diamantstruktur) in hexagonaler Kristallstruktur ein direkter Halbleiter ist.[3] 2020 gelang es, hexagonale Silizium-Germanium-Kristalle zu züchten, indem man sie auf Nanodrähte mit Galliumarsenid aufdampfte, die bereits hexagonale Struktur hatten, und somit Silizium-Germanium-Kristalle mit direkter Bandlücke zu erzeugen.[4][5]

Anregung eines Halbleiters durch thermische Energie

Die Energie ${\displaystyle E_{\mathrm {g} }}$ der Bandlücke nimmt mit steigender Temperatur für viele Materialien zuerst quadratisch, dann linear ab, und zwar ausgehend von einem maximalen Wert ${\displaystyle E_{\mathrm {g} }(0)}$ bei ${\displaystyle T=0\,\mathrm {K} }$. Für einige Materialien, die in Diamantstruktur kristallisieren, kann die Bandlücke auch mit steigender Temperatur größer werden. Die Abhängigkeit lässt sich phänomenologisch u. a. mit der Varshni-Formel beschreiben:[6]

${\displaystyle E_{\mathrm {g} }(T)=E_{\mathrm {g} }(T=0\,\mathrm {K} )-\alpha \cdot {\frac {T^{2}}{T+\beta }}}$

mit der Debye-Temperatur ${\displaystyle \beta \approx \Theta _{\mathrm {Debye} }.}$

Die Varshni-Parameter können für unterschiedliche Halbleiter angegeben werden:

Varshni-Parameter für ausgewählte Halbleiter

Halbleiter	Eg (T=0K) (eV)	${\displaystyle \alpha }$ (10−4 eV/K)	${\displaystyle \beta }$ (K)	Quelle
Si	01,170	04,73	0636	[7]
Ge	00,744	04,774	0235
GaAs	01,515	05,405	0204	[7]
GaN	03,4	09,09	0830	[8]
AlN	06,2	17,99	1462	[8]
InN	00,7	02,45	0624	[8]

Dieses Temperaturverhalten ist hauptsächlich auf die relative Positionsverschiebung von Valenz- und Leitungsband durch die Temperaturabhängigkeit der Elektron-Phonon Wechselwirkungen zu erklären. Ein zweiter Effekt, der u. a. bei Diamant zu einem negativen ${\displaystyle \alpha }$ führt, ist die Verschiebung aufgrund der thermischen Ausdehnung des Gitters. Diese kann in bestimmten Bereichen nicht-linear und auch negativ werden, wodurch negative ${\displaystyle \alpha }$ erklärbar werden.[6]

Anwendungen gibt es vor allem in der Optik (u. a. verschiedenfarbige Halbleiter-Laser) und in allen Gebieten der Elektrotechnik, wobei man u. a. die Halbleiter- bzw. Isolator-Eigenschaften der Systeme und ihre große Variabilität (z. B. durch Legierung) ausnutzt. Zu den Systemen mit Bandlücke gehören auch die seit etwa 2010 aktuellen sog. topologischen Isolatoren, bei denen zusätzlich zu den Zuständen im Innern, die keinen Strom tragen, (fast) supraleitende Oberflächenströme auftreten.

• Bandstruktur
• Schrödinger-Gleichung
• Bandabstandsreferenz
• Solarzelle
• III-V-Verbindungshalbleiter#Berechnung der ternären Bandübergangsenergien
• Halbleiter mit breitem Bandabstand

• Charles Kittel: Einführung in die Festkörperphysik. 14. Auflage, Oldenbourg, 2005, ISBN 3-486-57723-9 (dt. Übersetzung).
• Charles Kittel: Introduction to Solid State Physics. John Wiley and Sons, 1995, 7. Auflage, ISBN 0-471-11181-3.

1. Jerry L. Hudgins: Wide and narrow bandgap semiconductors for power electronics: A new valuation. In: Journal of Electronic Materials, June 2003, Volume 32, Issue 6. Springer, 17. Dezember 2002, S. 471–477, abgerufen am 13. August 2017 (englisch).
2. A. F. Holleman, E. Wiberg, N. Wiberg: Lehrbuch der Anorganischen Chemie. 101. Auflage. Walter de Gruyter, Berlin 1995, ISBN 3-11-012641-9, S. 1313.
3. J. D. Joannopoulos, Marvin L. Cohen: Electronic Properties of Complex Crystalline and Amorphous Phases of Ge and Si. I. Density of States and Band Structures. In: Physical Review B. Band 7, Nr. 6, 15. März 1973, S. 2644–2657, doi:10.1103/PhysRevB.7.2644.
4. Hamish Johnston: Silicon-based light emitter is ‘Holy Grail’ of microelectronics, say researchers. In: Physics World. 8. April 2020.
5. Elham M. T. Fadaly u. a.: Direct-bandgap emission from hexagonal Ge and SiGe alloys. In: Nature. Band 580, Nr. 7802, April 2020, S. 205–209, doi:10.1038/s41586-020-2150-y, arxiv:1911.00726.
6. Y. P. Varshni: Temperature dependence of the energy gap in semiconductors. In: Physica. Band 34, Nr. 1, S. 149–154, doi:10.1016/0031-8914(67)90062-6.
7. Hans-Günther Wagemann, Heinz Eschrich: Solarstrahlung und Halbleitereigenschaften, Solarzellenkonzepte und Aufgaben. Vieweg+Teubner Verlag, 2007, ISBN 3-8351-0168-4, S. 75.
8. Barbara Monika Neubert: GaInN/GaN LEDs auf semipolaren Seitenfacetten mittels selektiver Epitaxie hergestellter GaN-Streifen. Cuvillier Verlag, 2008, ISBN 978-3-86727-764-8, S. 10.