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Material Sciences
Vol.05 No.03(2015), Article ID:15241,10 pages
10.12677/MS.2015.53014

Investigation of Optical Properties of In-Doped SrTiO3 Conducting Films by First-Principles

Limin Fang1, Kelun Zhao2*

1Department of Physics, Guangdong University of Education, Guangzhou Guangdong

2School of Mechanical and Automotive Engineering, South China University of Technology, Guangzhou Guangdong

*通讯作者。

Email: fanglimin@gdei.edu.cn, lmfang1975@163.com, *msklzhao@scut.edu.cn, *klzhao1975@163.com

Received: Apr. 29th, 2015; accepted: May 13th, 2015; published: May 19th, 2015

Copyright © 2015 by authors and Hans Publishers Inc.

This work is licensed under the Creative Commons Attribution International License (CC BY).

http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

ABSTRACT

It is well known that p-type doped SrTiO3 can successfully be applied in semiconductor diodes in a blue-light region, transparent conductive films and perovskite-oxides hetero-junction optical- electric devices. First-principles plane-wave pseudopotential (PWPP) calculations have been performed to investigate the electronic structure and optical properties of In-doped SrTiO3/MgO(001) interface system with the explanations of the related experiment phenomena. It is found that the optical properties of In doped SrTiO3/MgO(001) interface are dependent not only on the concentration of In atoms but also on the relative positions of the In atoms to the interface.

Keywords:First-Principles, Optical Properties, Conducting Films, Doped, Interface

In掺杂SrTiO3导电薄膜光学性质的第一性 原理研究

房丽敏1，赵可沦2*

1广东省第二师范学院物理系，广东 广州

2华南理工大学机械与汽车工程学院，广东 广州

Email: fanglimin@gdei.edu.cn, lmfang1975@163.com, *msklzhao@scut.edu.cn, *klzhao1975@163.com

收稿日期：2015年4月29日；录用日期：2015年5月13日；发布日期：2015年5月19日

摘 要

p型掺杂SrTiO3材料成功用于研制蓝光波段发光二极管、高透明导电薄膜和钙钛矿氧化物光电子器件。本文采用第一性原理平面波赝势方法对In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面体系的电子结构与光学性质进行了计算研究，系统分析了In原子相对界面位置及浓度的变化对其光学性质的影响，并解释了In掺杂SrTiO3导电薄膜的相关实验现象。研究发现，In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面体系的光学性质，不仅与In原子相对界面的位置有关，并且与In原子浓度密切相关。

关键词 :第一性原理，光学性质，导电薄膜，掺杂，界面

1. 引言

近年来，p型掺杂SrTiO3材料成功用于研制蓝光波段发光二极管、高透明导电薄膜和钙钛矿氧化物异质结光电子器件等，已成为一种具有广泛发展前景和应用价值的功能材料[1] -[3] 。因此，p型掺杂SrTiO3材料的微观结构和光学性能引起了人们不断的关注 [4] - [7] 。在实验方面，Higuchi等 [4] 通过观测光电发射光谱研究了p型Sc掺杂SrTiO3单晶材料的电子结构，p型掺杂元素Sc3+引入SrTiO3单晶时，代替了Ti4+的位置；刚性能带模型仍然适于描述p型Sc掺杂SrTiO3的能带结构。Guo等 [6] 研究了激光分子束外延生长在MgO基体上SrIn0.1Ti0.9O3薄膜的光学性能，在可见光大部分区域SrIn0.1Ti0.9O3薄膜的透射率在80%以上，并观察到光学吸收边的蓝移现象。Zhang等 [7] 利用透射电子显微术研究了以激光分子束外延技术生长在SrTiO3基体上的SrIn0.1Ti0.9O3薄膜内部和界面的微观结构，在界面附近发现了高密度、尺度均匀、自组装的纳米团簇结构，这些纳米团簇在几何上与传统半导体中的量子点非常相似。虽然对于SrTiO3晶体材料光学性质的理论研究取得了一定的进展 [4] [8] - [11] ，例如p型掺杂元素Sc3+引入晶格畸变导致SrTiO3费米能级进入价带 [4] 、p型掺杂元素In在母体化合物SrTiO3中引入大量导电空穴 [11] 导致体系光学透过率显著增加等；但对于In掺杂SrTiO3导电薄膜的光学性质，理论上和实验上还不能很好的比较，其内部机理还不完全清楚。因此，从理论上研究p型受主In掺杂的SrTiO3/MgO(001)界面电子结构，从而研究材料的光学性质，解释实验中遇到的一些问题和现象，并通过理论计算结果，为实验研究提供理论依据，对制备高质量的SrTiO3透明导电薄膜具有重要的指导意义。本文运用第一性原理赝势方法对In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面的电子结构与光学性质进行了计算研究，系统分析了In原子相对界面位置及浓度的变化对其光学性质的影响并解释了In掺杂SrTiO3导电薄膜相关的实验现象。

2. 实验

第一性原理平面波赝势方法已经成功地用于研究钙钛矿结构氧化物材料的电子结构和光学性质，并且增进了钙钛矿结构氧化物相关性能的在微观层面理解 [8] - [11] 。本文采用第一原理平面波赝势方法研究In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面的电子结构和光学性质。在线性响应范围内，固体宏观光学响应函数常用复介电函数来描述。从量子力学的观点看，带间跃迁光吸收过程是电子在辐射电磁场微扰作用下从低能态跃迁到高能态的过程。从直接跃迁几率的定义可推导出晶体介电常数虚部的表达式为 [12] ：

(1)

式中：c、v分别表示导带和价带；BZ表示积分区间为第一布里渊区，K为倒格矢，为动量跃迁矩阵元；C为常数，ω为频率，和分别为导带和价带上的本征能级。复介电响应函数是分析晶体能带结构和光学性质的理论依据，它反映了能级间电子跃迁所产生光谱的发光机理，是分析晶体能带结构和光学性质的理论依据；而且，从某种意义上说，复介电响应函数比宏观光学常数更能表征材料的物理特性，更易于与物理过程的微观模型以及固体的微观电子结构联系起来。根据克拉默斯–克勒尼希(Kramers-Kroning)变换关系可以推导出介电函数实部：

(2)

对于其它光学常数，包括吸收系数α(ω)、反射率R(ω)、能量损失函数L(ω)、折射率n(ω)和消光系数K(ω)，其具体表达式如下：

(3)

实验和理论研究表明 [13] - [15] ，只有界面接触为TiO2-MgO，即原子Ti(O) (TiO2原子层)与O(Mg) (MgO界面原子层)一一对应时，SrTiO3薄膜才能够在MgO衬底上稳定地外延生长。基于上述生长模式，我们建立了具有三维周期的多层几何超胞结构：SrTiO3(n)/MgO(m)。超胞中含有两个基本点相等的界面S，n表示超胞中的TiO2和SrO原子层数之和，m代表超胞中的MgO原子层数。依据研究SrTiO3/MgO界面体系的计算结果 [14] [15] ，我们选取SrTiO3(n)/MgO(m)(n = 7, m = 5)几何超胞结构来研究In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面体系的光学性质。

实验结果 [5] [6] 表明，In原子将在SrTiO3/MgO(001)薄膜中置换Ti原子的位置。如图1所示，考虑In原子置换界面附近不同位置的Ti原子，我们建立了六种可能的In掺杂SrTiO3(7)/MgO(5)界面模型。图1(a)为求简便只给出了三层SrTiO3(001)和一层MgO(001)原子层，我们将图1(a)所示的SrTiO3(7)/MgO(5)界面称为理想模型A。当In原子置换了Ti(I)或Ti(II)原子时，理想模型A就转化成界面模型B或C；如果Ti(I)和Ti(II)同时被两个In原子所置换，理想模型A就转化为模型D。图1(b)和14(c)对应SrTiO3(7)/MgO(5)界面模型的二维示意图，当Ti(1)和Ti(2)或者Ti(1)和Ti(3)原子同时被两个In原子所置换时，我们将这两种情形称为界面模型E或F。图1(b)给出了界面模型E(F)在(010)面的原子构型，其中用虚线表示的TiO2界面层的原子构型则如图1(c)所示。对于上述六种可能的界面模型，我们分别进行几何结构优化。在优化过程中，对于超胞内原子相对位置的结构驰豫，我们不仅考虑垂直于界面的方向的结构驰豫，而且包括平行于界面方向的原子驰豫。

Figure 1. Schematics of six possible models of the SrTiO3/MgO(001) interface in present study. (a) Models A, B, C and D, (b) and (c) Models E and F, respectively (where the black spheres are O, the bright spheres are Sr, the small gray spheres are Ti, and the big gray spheres are Mg)

图1. 本文六种In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面模型示意图。(a) 模型A-D，(b)和(c) 模型E和F (黑球代表O，亮球表示Sr，较小灰球代表Ti，较大灰球表示Mg)

3. 结果与讨论

3.1. 电子结构

为了加深理解In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面的基本性质，我们系统地分析了六种图1所示界面模型在平衡位置的电子结构(包括5个In掺杂界面和1个理想界面模型)。

图2给出了每个界面模型参照费米能级位置的总体态密度(TDOSs)随能量变化的曲线。对于理想界面模型A而言，位于费米能级下方能量范围−6.1 eV~0.3 eV之间，价带态密度主要来源于O 2p和Ti 3d轨道电子杂化效应的贡献；而导带态密度则绝大部分由Ti 3d轨道电子态密度组成。如图2所示，理想界面模型A的带隙约为0.87 eV，这一带隙值远远小于SrTiO3和MgO晶体材料的带隙值 [16] [17] ，这说明界面间的相互作用(化学键性质)对于SrTiO3/MgO界面的电子结构起主导作用。对于In掺杂界面模型，其总体态密度与理想界面模型A存在明显的差异。最显著的态密度变化差异就是位于能量范围1.5 eV~2.2 eV之间，导带态密度的峰值明显减小。由于In-SrTiO3/MgO(001)总体态密度的导带底向高能偏移效应显著，而其价带顶向高能偏移距离非常小；因此In-SrTiO3/MgO(001)界面模型的带隙宽度相对理想界面增大。例如，模型B和F的带隙宽度变为0.92 eV和0.98 eV。这意味着随着TiO2界面层上In原子浓度的增加，掺杂体系的总体态密度向高能方向移动，光学带隙Eg展宽。这主要是由于高浓度掺杂产生的自由载流子空穴从以下两个方面改变了SrTiO3材料的带隙。一方面是高浓度载流子空穴使费米能级(EF)移入价带产生所谓的“Burstein-Moss”移动 [18] ，其光学吸收边向高能方向移动从而使光学带隙Eg展宽；另一方面，空穴之间的相互作用产生多体效应或者缺陷能级之间的重叠效应使得其光学带隙Eg变窄 [19] 。由于前者的作用大于后者，则总的效应是光学带隙随载流子空穴浓度增加而增大。此外，In掺杂界面模型的总体态密度曲线在能量范围−7.3~−5.0 eV之间形成了一些具有扩展尾翼的附加狭窄宽化峰，从而导致其价带宽度相对理想界面增大，这意味着Ti 3d与O 2p轨道电子的杂化效应增强。例如，界面模型F的价带宽度达到7.6 eV，这和实验值(8.7 eV)较为接近 [5] 。

3.2. 光学性质

为了进一步明确In原子掺杂效应对SrTiO3/MgO(001)光学性质的影响，我们计算了每个界面模型的

Figure 2. Total density of states (TDOSs) of six interface models. The insert shows an enlarged part of the TDOSs in the rectangular field enclosed with dot lines

图2. 六种界面模型总体态密度，其中插图是总体态密度曲线虚线方框的放大图

复介电函数，因为它反映了材料对电磁波线性响应的根本性质并决定了相关辐射的传播行为。考虑到界面模型的对称性特点，图3和图4分别给出了介电函数虚部ε2(ω)和实部ε1(ω)沿着三个不同方向随能量变化的特征曲线。

图3(a)~(c)分别对应介电函数虚部ε2(ω)在[001]、[100]和[010]方向上的谱线。对于模型A而言，如图3(a)所示，ε2(ω)在[001]方向上的谱线阈值出现在大约1.5 eV处；在能量范围1.5 eV~8.5 eV之间，ε2(ω)谱特征曲线主要由三个峰状结构(three-peak structure)组成，这与SrTiO3晶体材料的介电函数虚部谱线特征完全相符 [8] [9] 。对于模型B和C，由于界面中引入了In原子，ε2(ω)谱线在较低的能量区间(<1.5 eV)出现了一个新的“特征峰”。更为重要的是ε2(ω)谱线的形状转化为以双峰结构为主体，并且相对理想界面而言，谱线主体结构向高能级方向移动。根据前面相关能量和投影态密度的分析可知，In原子更易于取代界面层Ti原子的位置，使得掺杂体系带隙宽度相对增加，从而导致O原子2p轨道和导带间的电子跃迁几率减小，这是In掺杂界面体系介电函数虚部谱线特征变化的根本原因。此外，相对模型C而言，在模型B的ε2(ω)谱线中，这一新特征峰的强度以及双峰结构向高能级的偏移效果相对减弱。上述比较分析说明，In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面的介电函数虚部谱线的变化特征与In原子相对界面的位置密切相关。对于其它界面模型D、E和F，由于界面附近In原子浓度的增加，不仅使这一新特征峰的强度进一步增强，而且单峰结构逐渐成为ε2(ω)谱线形状的主体特征。此外，虽然三者的In原子浓度完全相同，但是其ε2(ω)谱线的特征却有着较为明显的差异。例如，当两个In原子全部位于界面层之上时，即对于模型F，其ε2(ω)谱线单峰结构向高能级的偏移距离是这三者中最小的。这说明ε2(ω)谱线特征与In原子的浓度和相对位置都有关系。

此外，如图3(b)所示，对于理想模型A而言，介电函数虚部ε2(ω)在[100]方向上的谱线特征明显不同于其在[001]方向上(图3(a)所示)的谱线特征。在此情形下，ε2(ω)谱线的阈值出现在大约1.2 eV处，并且在能量范围1.2 eV~8.5 eV之间，ε2(ω)谱线主要由双峰结构组成。二者差异显著的ε2(ω)谱线特征揭示了In原子的掺杂效应(占据SrTiO3晶格中Ti原子位置)将引起SrTiO3/MgO(001)界面光学性能显著的各向异性。对于其它界面模型，In原子的掺杂效应使得介电函数虚部谱线在大部分能量区间内的共同特征表现为：谱线形状以单峰结构为主体以及在较低能量区间(<1.5 eV)出现了一个的新特征峰。这进一步表明In

Figure 3. Imaginary part ε2(ω) spectra of dielectric function of six interface models along (a) [001], (b) [100], and (c) [010] direction, respectively

图3. 六种模型的介电函数虚部ε2(ω)分别在(a) [001]、(b) [100]和(c) [010]方向上谱线

掺杂SrTiO3/MgO(001)界面的介电函数虚部谱线特征不仅与In原子浓度而且与In原子相对界面的位置密切相关。如图3(b)和17(c)所示，通过比较模型E和F在[010]和[100]方向上的介电函数虚部谱线，我们可以发现，尽管模型E(F)在这两个方向的结构对称性上存在一定的差异(图1(b)显示模型E表示In原子替代平行于[001]方向并在不同轴向上相邻两层TiO2原子层上的两个Ti原子；图1(c)显示模型F表示In原子替代垂直于[001]方向并在同一TiO2原子层平面上的两相邻Ti原子)，然而其ε2(ω)谱线特征完全相似。当然，这还有待于在实验上进一步进行考证。

图4(a)~(c)则分别给出了介电函数实部ε1(ω)在[001]、[100]和[010]方向上的谱线。对于模型A而言，如图4(a)所示，ε1(ω)谱线在[001]方向上的变化特征是：在开始阶段，ε1(ω)的数值逐渐增大达到最大值(主峰位置)—大致位于能量为3.1 eV处，其幅度约为4.5；此后ε1(ω)的数值急剧减小至能量约为4.2 eV时ε1(ω) = 0。至此，理想界面模型ε1(ω)谱线的特征与SrTiO3晶体材料几乎完全一致 [7] [8] 。

值得注意的是：在能量范围4.2 eV~7.3 eV之间，ε1(ω)谱线表现出震荡起伏的特征，其数值基本保持在负值范围内；当能量达到7.3 eV后，ε1(ω)谱线又回ε1(ω) = 0进而达到正值范围开始缓慢增加。然而，

Figure 4. The real part ε1(ω) spectra of dielectric function of six interface models along (a) [001], (b) [100], and (c) [010] direction, respectively

图4. 六种模型的介电函数实部ε1(ω)分别在[001] (a)、(b) [100]、(c) [010]方向上谱线

对于SrTiO3晶体材料，当能量达到满足ε1(ω) = 0之后，ε1(ω)的数值则开始急剧减小。此外，当ω = 0时，理想界面模型A的ε1(0)值大小约为2.7，这仅仅达到SrTiO3晶体材料的一半左右(5.2~5.6) [8] 。通过上述比较分析，可以推断：当能量达到4.2 eV后，SrTiO3/MgO(001)理想界面的介电函数实部谱线特征由于界面相互作用而受到强烈的影响。

如图4(b)和18 (c)所示，虽然模型A的ε1(ω)谱线在其它两个方向的变化趋势较为相近，但是与其[001]方向谱线比较而言则变化明显：首先，ε1(ω)谱线的主峰变得更加陡峭尖锐即ε1(ω)的数值在开始阶段就急剧增大；其次，当能量达到使ε1(ω) = 0之后，在能量区间4.0 eV~6.2 eV内，ε1(ω)的数值在负值范围内继续减小达到一个最小值——“谷底”，并没有出现类似的“震荡”现象。这一明显差异再次表明SrTiO3/ MgO(001)界面的光学性质具有各向异性。

对于其它界面模型与模型A比较而言，In原子的掺杂效应导致其ε1(ω)光谱曲线特征有所改变。首先，在ε1(ω)谱线达到主峰位置之前出现了一个衰减过程(depression)，并且随着In原子位置和浓度的变化这一过程变得更为显著。其次，ε1(ω)谱线的主峰位置开始向高能级移动，并且对应In原子不同的位置其主峰位置的偏移距离(程度)也不尽相同：具体来讲，当界面体系只含有一个In原子时，模型B小于模型C；当界面体系中有两个In原子时，则模型F最小。

为了进一步阐明In掺杂效应对SrTiO3/MgO(001)界面光学性能的影响，图5~9分别给出了其它光学常数在[001]方向上随能量变化的曲线，包括吸收系数α(ω)、反射率R(ω)、能量损失函数L(ω)、折射率(n(ω))、消光系数K(ω)。

Figure 5. The spectra of absorption coefficient, α(ω), for each interface model

图5. 每个界面模型的吸收系数α(ω)谱线

Figure 6. The spectra of reflectivity, R(ω), for each model

图6. 每个模型的反射率R(ω)谱线

Figure 7. The spectra of energy loss function, L(ω), for each model

图7. 每个模型的能量损失函数L(ω)谱线

Figure 8. The spectra of refractive index, n(ω), for each model

图8. 每个模型的折射率n(ω)谱线

Figure 9. The spectra of extinction coefficient, K(ω), for each model

图9. 每个模型的消光系数K(ω)谱线

图5给出了每个界面模型吸收谱随能量变化的曲线。对于模型A而言，光学吸收边(optical adsorption edge)对应的开始能量约为1.5 eV；在能量区间1.5 eV~8.5 eV之内，吸收带(adsorption band)的整体形状是由三个峰状结构组成，这主要对应O 2p轨道电子向导带的跃迁过程 [8] 。上述理想界面吸收谱的变化趋势与SrTiO3晶体材料的吸收光谱基本相同 [8] [9] 。应当指出，吸收谱的特征与图3(a)所示的介电函数虚部谱线特征完全相似，这说明吸收系数α(ω)与介电函数虚部ε2(ω)二者紧密相关。对于其它模型而言，In原子的掺杂效应在吸收带的左侧产生了一个微弱的吸收峰，结合前面态密度的分析(如图2所示)，这再次揭示了In原子的掺杂效应导致SrTiO3价带引入了大量空穴，从而减小了O 2p轨道电子的跃迁几率 [6] [11] 。

In原子掺杂效应最为重要而直接的体现是：In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面体系的吸收带宽度变窄，并且其光学吸收边向高能方向移动，即引起了光学吸收边的蓝移现象。具体来讲，比较界面模型A、B和F，图5清晰地显示出随着In原子浓度的增加，界面体系光学吸收边明显地向高能方向移动的趋势，同时相应吸收峰的强度也有所减弱，即光学吸收效应亦相对减弱。综合上面的分析讨论可知，如果In原子在界面附近不断地偏聚富集，则在实验上观测In掺杂SrTiO3/MgO(001)薄膜将会表现出更为显著的吸收边蓝移现象和光学透明(transparent)效应，这与实验和理论的研究结果十分相符 [6] [11] 。

图6给出了每个界面模型反射率R(ω)随能量变化的曲线。对于模型A而言，其反射率的变化特征表现为：在开始阶段即能量范围0~4 eV之间，反射率逐渐增大；在能量范围4~9 eV之间，反射率谱线连续出现三个峰状结构，反射率的最大值大致位于能量7.0 eV处；此后，反射率逐渐减小，当能量达到9.0 eV之后，反射率几近于零，即在红外光区范围内，理想界面SrTiO3/MgO薄膜接近完全透明。对于其它界面模型，In原子掺杂效应导致其反射率谱线特征发生了变化。具体来讲，相对模型A而言，R(0)的数值明显增大，并且在能量范围0~1.5 eV之间，反射率由R(0)开始急剧下降直至反射率接近于零；在能量范围4~9 eV之间，尽管反射率谱线的峰状结构依然存在，但第一个峰值位置明显向高能级偏移，并且其强度有所减弱。在此必须强调指出：比较模型A，B和F的反射率谱线可知，在能量范围1.5~3.1 eV之间即可见光区，三者反射率的数值按照模型A→B→F的顺序逐渐减小，这意味着随着In原子浓度的增大，界面模型的透射性能增强。然而，比较模型D，E和F三者的反射率谱线可知，即使界面附近In原子浓度保持不变，对应某一固定频率的光波而言，模型F的反射率最大，即其透射性能最差。

图7给出了每个界面模型能量损失函数L(ω)随能量变化的曲线。能量损失函数是描述电子在通过某种材料时能量损失情况的物理量，而能量损失谱的峰值则描绘了等离子共振的特征，相应的频率称为等离子共振频率(ω0)；频率高于ω0材料表现为介电性，低于ω0则表现为金属性，即能量损失谱的峰值位置对应材料由介电性向金属性转变的临界点。此外，能量损失谱峰值位置与反射谱下降边缘(trailing edge)相对应。例如，对于理想界面模型A，L(ω)谱线的主峰位置大致位于能量为7.3 eV处，而此时，R(ω)的数值急剧减小(图6所示)。对于其它In掺杂的界面模型，在较低的能量区间(<2.0 eV)，L(ω)谱线出现一个微弱的附加特征峰，这意味着In掺杂效应使SrTiO3/MgO(001)界面体系更容易表现为金属性。

图8给出了每个界面模型折射率n(ω)随能量变化的曲线。通过比较发现，n(ω)谱线特征与介电函数实部ε1(ω)谱线(图4(a))非常相近，这意味着较大的静态介电常数ε1(0)对应较大的静态折射率n(0)。对于理想界面模型A，n(ω)随着能量增加而增大，在能量达到3.1 eV时，n(ω)达到最大值；此后，n(ω)逐渐减小直至能量约为7.0 eV处达到其最小值。对于In掺杂的界面模型，类似于ε1(ω)和反射率R(ω)谱线，在能量范围0~1.5 eV之间，n(ω)谱线特征表现为由n(0)开始急剧下降的过程。

图9给出了每个界面模型消光系数K(ω)随能量变化的曲线。类似于吸收系数α(ω)谱线特征(图5所示)，K(ω)谱线与介电函数虚部ε2(ω)谱线(图3(a))紧密相关，其谱线变化规律在此就不再赘述。在此应当指出，在能量范围2.3~3.1 eV之间，比较模型A、B和F的K(ω)特征曲线可知，消光系数按照模型A→B→F的顺序逐渐减小，这说明随着界面附近In原子浓度的增大，界面的消光性能减弱。同样地，比较模型D、E和F的消光系数谱线发现，对于某一固定光频，界面附近In原子浓度越大则消光性能越强。这与反射率谱线特征(图6)非常相似，从而进一步证明了前面的相关推论。此外，比较图4(a)、图6和图9所示谱线特征，我们发现在能量约为4.0 eV附近，介电函数实部谱线的零点位置(即满足ε1(ω) = 0时的谱能量)和反射率R(ω)以及消光系数K(ω)谱线的峰值位置几乎完全一致。然而，此时在能量损失函数L(ω)谱线上并没有任何峰值出现(图7所示)，这是因为此时复介电函数虚部ε2(ω)谱线仍然对应着很大的数值(图3(a))。

4. 结论

本文采用第一性原理平面波赝势计算方法对In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面模型的电子结构与光学性质进行了系统地研究，讨论分析了In原子相对界面位置及其浓度的变化对其电子结构与光学性质的影响，得出如下结论：

1) 随着界面附近In原子浓度的增加，In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面体系的带隙宽度将有所增加，即In掺杂将导致界面体系能带结构的“带隙展宽”效应。

2) In掺杂SrTiO3/MgO(001)界面体系的光学性质不仅与In原子相对界面的位置有关，而且与In原子浓度密切相关。

通过电子结构与光学常数的理论分析较好地解释了相关实验现象，例如SrTi1-xInxO3薄膜的可见光透射性能以及光学带隙宽度随In原子浓度的变化规律等，对于进一步分析In原子和O空位缺陷的复合效应 [20] 与In掺杂SrTiO3/MgO界面的结构特征及其相关性能的微观机理，从而实现In掺杂SrTiO3导电薄膜相关电子元器件的设计优化具有重要的实际意义。

基金项目

本研究工作获得深圳市新材料发展专项资金2012第一批扶持计划：3G天线所用介质材料的研发及产业化项目资助(s2012006630002)。

文章引用

房丽敏,赵可沦, (2015) In掺杂SrTiO3导电薄膜光学性质的第一性原理研究
Investigation of Optical Properties of In-Doped SrTiO3 Conducting Films by First-Principles. 材料科学,03,92-102. doi: 10.12677/MS.2015.53014

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