通过脉冲激光沉积沉积的 Nb 掺杂 SrSnO3 外延薄膜的电学和光学特性

背景

透明导电氧化物 (TCO) 是具有低电阻率和高光学透明度的非凡材料。这两个显着特征的结合使得 TCO 成为光电器件中广泛应用的关键材料，例如 pn 结、场效应晶体管和太阳能电池 [1,2,3,4,5,6,7]。作为典型的TCO材料，Sn掺杂的In2O3由于其在可见光谱区的透射率高达90%以上，以及1×10 ⁴ 的优异导电性而被广泛应用。 秒/厘米 [8]。其他众所周知的 TCO，包括 Al 掺杂的 ZnO [9, 10] 和 Sb 掺杂的 SnO2 [11]，也很受关注。这些相当高性能的导电特性与特殊的电子结构有关，其中导带由离域金属 s 组成 轨道，导致低电子有效质量和高色散。在给定的材料中，低有效质量和高分散会导致高导电性。然而，这些二元氧化物有其自身的局限性，例如热和化学不稳定性，这将导致氧化物电子应用的运行退化问题。因此，人们努力寻找性能令人满意的替代材料来弥补二元氧化物的弱点。已发现具有钙钛矿结构的材料具有特殊的物理特性，例如超导性 [12]、多铁性 [13] 和巨磁阻 [14]。与传统的二元TCOs相比，它们表现出更好的结构稳定性和更灵活的化学改性，这可能会改善它们的物理性能或有助于实现新的功能。

碱土锡酸盐A SnO3 (A =Ca、Sr 和 Ba) 因其有趣的介电特性和应用（例如在热稳定电容器中）而备受关注 [15,16,17]。最近，这些钙钛矿作为基于高光学透明度和高载流子迁移率的独特特征的新型 TCO 薄膜也受到了相当多的关注 [18,19,20,21,22]。它们的价带主要由 O 2p 组成 轨道和导带主要由 Sn 5s 贡献 轨道位于费米能级以上，形成宽带隙 [23]。 A的电子有效质量小，因此具有良好的导电性 SnO3 可以归因于大尺寸的 Sn 使导带边缘具有反键 s 字符 [23]。 A中 SnO3, SrSnO3 (SSO) 表现出带隙为 4.1 eV 的半导体行为，并具有晶格常数为 a 的正交结构 =5.708 Å, b =5.703 Å 和 c =8.065 Å [24]。纯 SSO 薄膜不导电。为了进一步提高 SSO 薄膜的导电性，人们选择了许多元素来掺杂 SSO 薄膜以通过替换 A 位或 B 位来产生载流子，例如 La 用于 Sr 位 [25]，Ta 用于 Sn 位 [26]。选择合适的掺杂元素和合适的掺杂浓度对于获得高性能 TCO 薄膜以及优化生长条件至关重要。通常采用 Nb 元素来部分替代 TCO 薄膜，因为受益于高价态 Nb ⁵⁺ 的材料系统中往往会产生更多的载流子 阳离子。事实上，根据实验和第一性原理计算结果，已经证明了通过引入 Nb 离子产生的高密度载流子。例如，掺 Nb 的 TiO2 薄膜的室温电阻率低至 2 × 10 ^-4 Ωcm [27] 和 Nb 掺杂的 ZnO 薄膜的电阻率最低，为 8.95 × 10 ^-4 Ωcm [28]。从本征物理学和基础科学的角度来看，由于Nb ⁵⁺ 的离子半径相似，当Sn离子被Nb取代时，Nb供体会向SSO的导带捐赠一个电子 (0.64 Å) 和 Sn ⁴⁺ (0.69 Å)，并将导致电子掺杂 SSO 薄膜的导电性增强。另一方面，TCO 薄膜的物理特性也可以在薄膜生长过程中在不同的沉积氧气压力和温度下进行调整。 BaSnO3 (BSO) [29]、LaNiO3 [30] 和 SrTiO3 薄膜 [31] 的传输性能，以及 Gd 掺杂的 ZnO 薄膜 [32, 33] 的磁行为先前已报道显示对氧气压力的敏感性。 La 掺杂的 SSO 薄膜和 Nd 掺杂的 BSO 薄膜也表现出电性能和沉积温度之间的显着相关性 [20, 34]。为了更好地控制物理性能并获得用于研究的高质量薄膜，研究这些关键沉积条件对薄膜的影响具有重要意义。然而，之前的报告对氧压和衬底温度对 SSO 薄膜的结构、光学和电学性能的影响非常有限。因此，我们专注于这项工作的这一方面。通过脉冲激光沉积 (PLD) 制造了一系列 Nb 掺杂的 SSO 薄膜。为了避免影响薄膜的透射率测量，采用具有 5.5 eV 宽带隙的 LaAlO3 单晶衬底来沉积薄膜。生长过程中的氧气压力变化为 1 × 10 ^-3 到 20 Pa 和基板温度从 660 到 820 °C。详细研究了薄膜的结构、电学和光学性能。

方法

Sr(Sn0.95Nb0.05)O3 (SSNO) 靶材采用高纯度 SrCO3、SnO2 和 Nb2O5 为原料，通过固态反应制备，最终烧结温度保持在 1520 °C，持续 10 h。两组外延 SSNO 薄膜（A 和 B）通过 PLD 生长在 LaAlO3(001) [LAO(001)] 衬底上，使用 248 nm KrF 准分子激光器以 3 Hz 的重复频率烧蚀 SSNO 靶。靶旋转面上的激光能量密度约为1.8 J/cm ² ，并且基板到目标的距离保持在 55 mm。首先制备 A 组样品，以在 1 × 10 ^-3 的不同氧气压力下优化电阻率 至 20 Pa，同时保持基板温度恒定在 780 °C。基于优化的氧气压力，然后在 660 和 820°C 之间的不同衬底温度下沉积 B 组中的薄膜，以进一步探索最佳生长条件。在通入纯氧之前，腔室的基础压力为 1 × 10 ^-4 Pa. 沉积后，所有薄膜都在原位退火 15 分钟，然后在相同的氧气环境中冷却。使用来自 Empyrean PANalytical 衍射仪的高分辨率 X 射线衍射 (XRD) 表征薄膜结构，Cu Kα 1 个来源 (λ =1.5406 Å）。面内和面外衍射 2θ -ω 扫描和φ 进行扫描以确定外延生长。 ω 进行扫描以确认薄膜的结晶度，并采用倒易空间映射（RSM）来研究应变状态。使用X射线反射率估计薄膜的生长速率，并且每个沉积薄膜的厚度控制在230 nm。 X射线光电子能谱（XPS，Thermo，escalab 250XI）用于分析元素的价态。霍尔效应测量是在室温下在 Ecopia HMS-3000 系统上使用范德堡几何进行的。使用标准四端方法和 Keithley 2400 源表，在 300 到 30 K 的温度范围内获得了薄膜电阻率的温度依赖性曲线。紫外可见分光光度计（Lambda 950，Perkin Elmer，USA）测量200-1800 nm波长范围内的透光率。

结果与讨论

图 1a 和 b 显示了 2θ -ω 分别沿 (002) 和 (101) 方向在 LAO(001) 单晶基板上生长的 SSNO 薄膜的线性扫描。衬底温度保持在780 °C，A组薄膜在1×10 ^-3 , 0.03, 0.2, 5, 和 20 Pa，如所示。只能观察到（002）和（101）反射峰，表明薄膜中没有其他杂质相。可以通过宽范围的 XRD 2θ 进一步证明 -ω 在 20 Pa 和 780 °C 下制备的薄膜的扫描，作为代表，如图 S1 所示。为了研究 Nb 掺杂剂对结构特性的影响，具有相同生长条件的 SSO 薄膜的 XRD 结果也显示在图 S1 中。观察到 (00 l ) SSNO 膜的峰值移动到更高的 2θ 与 SSO 薄膜的角度相比，这可归因于 Nb ⁵⁺ 的离子半径的差异 (0.64 Å) 和 Sn ⁴⁺ (0.69 Å)。随着A组沉积氧压力的降低，衍射峰向2θ方向移动 角度逐渐增加，晶格参数和晶胞体积增加。图 1c 显示了取自 A 组中 SSNO 膜的 (002) 峰的摇摆曲线。半峰全宽 (FWHM) 作为氧压的函数显示在图 1c 的插图中。随着氧气压力从 1 × 10 ⁻³ 到 20 Pa，FWHM 值从 1.08° 下降到 0.17°，表明在 20 Pa 下制备的薄膜具有最高的结晶度。注意到更多的氧气有利于 SSNO 薄膜的成核、结晶和生长。在缺氧 SSO 薄膜和 ZnO 薄膜中也报道了类似的现象 [35, 36]。图 1d 和 e 描绘了 B 组中的 SSNO 薄膜沿（002）和（101）反射取向，没有其他相位。这些样品在 0.2 Pa 下沉积，基板温度为 660、700、740、780 和 820 °C。 XRD φ 通过将衍射平面设置为 ψ 进行扫描以研究 SSNO 薄膜相对于 LAO 基板的面内取向 =45°。如图 1f 所示，在 780 °C 和 0.2 Pa 下制造的薄膜的四重反射峰，两个相邻峰之间的间隔为 90°，与 LAO 衬底的角度相同，表明 SSNO 薄膜是外延生长的在立方体取向的 LAO(001) 衬底上。

XRD 2θ -ω LAO(001) 衬底上 SSNO 薄膜沿 a 的扫描模式 (002) 和 b (101) 方向与不同的氧气压力。 c XRD ω - 在薄膜的 (002) 峰上取得的摇摆曲线。插图显示了从 1 × 10 ⁻³ 改变氧气压力的 FWHM 结果 到 20 Pa.d 和 e 是 2θ -ω 分别沿 (002) 和 (101) 平面扫描具有不同基板温度的薄膜。 f φ 在 0.2 Pa 和 780 °C 下沉积的 SSNO 薄膜和 (101) 反射附近的 LAO 衬底的扫描

可以使用图 1a 和 b 中的（002）和（101）衍射峰计算在各种氧气压力下沉积的薄膜的面内和面外晶格参数。如图 2a 所示，随着氧气压力从 1 × 10 ^-3 增加，细胞体积和晶格参数表现出相同的下降趋势 到 20 Pa。这些沉积样品的三个参数的计算值如表 1 所示。在其他缺氧钙钛矿薄膜中也观察到晶格常数随沉积氧压力的变化 [29, 35] 并且可以归因于氧空位的存在。事实上，A 和 B 阳离子（在这种情况下是 Sr 和 Sn 或 Nb）之间存在强大的库仑排斥力，这种相互作用将通过高密度的带正电的氧空位来增强 [29, 37]。随着沉积氧气压力的降低，面内晶格常数的变化小于面外晶格常数，这与薄膜的生长过程有关。在缺氧的 BSO 薄膜中也可以发现类似的现象 [29]。图 2b 显示了从具有各种氧气压力的薄膜获得的不对称 (\( \overline{1} \)03) 反射的 RSM 结果。只能观察到来自 SSNO 薄膜和 LAO 基板的衍射点。人们可以清楚地看到，由于薄膜和基板之间相当大的晶格失配，薄膜几乎完全松弛。晶格失配值评估为 7.04、7.07、7.12、7.13、7.15%，氧气压力从 20 到 1 × 10 ^-3 Pa。同时，获得了更大的薄膜点与基板之间的距离，这意味着 SSNO 薄膜的晶格参数增大。此外，通过降低氧气压力，SSNO薄膜的反射点变得分散且强度减弱，这与XRD收集的结果ω非常吻合。 - 上面提到的摇摆曲线。晶格常数a , b , 和 c 也可以使用 Q 估计 SSNO 薄膜或 LAO 基板的 x ^* 和 Q 是 ^* 值 (a =b =−λ/ 2问 x ^* 和 c = 3λ/ 2问 是 ^* ）。发现由 RSM 计算的晶格常数与 2θ -ω 线性扫描。图 S2 还显示了在 0.2 Pa 和各种基板温度下沉积的薄膜的 (\( \overline{1} \)03) 平面上的 RSM 结果。在几乎相同的位置观察到薄膜斑点，表明这些薄膜的晶格参数相似。

一 面内和面外晶格参数和单元体积随氧压力从 1 × 10 ⁻³ 的变化而变化 到 20 Pa。b 从 SSNO/LAO 异质结构收集的 (1̅03) 反射的 XRD RSMs

如图 3 所示，XPS 用于研究在 780 °C 下在不同氧气压力下生长的薄膜的化学元素的价态。所有结合能均通过校准C 1s 峰值为 284.6 eV。图 3a 描绘了 Sr 3d 的双峰 所有研究样品的峰分离度为 1.8 eV。 135.05 ± 0.10 eV 和 133.25 ± 0.10 eV 的结合能可以分配给 Sr 3d 3/2 和 Sr 3d 5/2行，分别表示Sr ²⁺ 沉积膜中的离子 [38]。 Sn 3d的XPS数据 状态如图 3b 所示。基于NIST数据库，Sn 3d的结合能 5/2 in Sn ⁰ , Sn ²⁺ , 和 Sn ⁴⁺ 态分别位于大约 485.0、485.9 和 486.6 eV。对于在 20、5 和 0.2 Pa 下制备的样品，Sn 3d 的两条线 3/2 和 Sn 3d 发现 5/2 位于 494.68 和 486.27 eV，自旋轨道分裂为 8.4 eV，表明只有 Sn ⁴⁺ 在这些电影中的状态。然而，随着氧气压力降低到 1 × 10 ⁻³ Pa，Sn 3d 峰在 494.59 和 486.18 eV 的位置略微向较低的结合能移动，揭示了 Sn ⁴⁺ 的部分转化 到 Sn ²⁺ .这一结果也有助于解释样品晶格常数随 Sn ²⁺ 的离子半径的显着变化 (1.12 Å) 大于 Sn ⁴⁺ (0.69 Å)，因此，对晶格扩大有促进作用。在掺 Ta 的 SSO 薄膜 [26] 和掺 La 的 BSO 薄膜 [39] 中也可以观察到 Sn 中类似的价态跃迁现象。图 3c 显示了 Nb 3d 具有双峰的光谱对应于 Nb 3d 的跃迁 3/2 和 Nb 3d 5/2 相隔 2.7 eV。可以看出，Nb 3d 的结合能 3/2 和 Nb 3d 对于 0.2-20 Pa 的样品，5/2 出现在大约 210.10 和 207.40 eV 处，而对于 1 × 10 ^-3 降低到 209.77 和 207.07 eV Pa. 这一结果证实了 Nb 离子在 SSNO 薄膜中以 +5 态存在 [40,41,42]。 Nb 3d的结合能略有下降 在高真空下制备的样品的信号可能是由于 Nb 离子周围化学环境的变化。图 3d 描述了不对称的 O 1s SSNO 电影的信号。所有数据都可以使用 Gaussian-Lorentzian 函数分成三个混合曲线。位于最低结合能 529.94 ± 0.15 eV 的一个峰对应于晶格氧，而另外两个具有较高结合能 531.48 ± 0.15 eV 和 532.50 ± 0.15 eV 的峰与 O ²⁻ 离子分别位于氧空位区域和松散结合的氧 [29, 43]。低、中和高结合能峰下的积分面积表示为 OA、OB 和 OC。然后通过计算 [OB/(OA + OB)] 量化每个薄膜的相对氧空位浓度。取自图 3d 中数据的该比率的值是 47.5、19.8、16.0 和 15.1%，氧气压力从 1×10 ^-3 增加 到 20 Pa，表明随着 SSNO 薄膜中氧压力的降低，氧空位的浓度逐渐增加。

(a ) Sr 3d , (b ) Sn 3d , (c ) 铌 3d , 和 (d ) O 1s 从不同氧压下的 SSNO 薄膜中获得

为了了解氧气压力和沉积温度对 SSNO 薄膜传输特性的影响，进行霍尔效应测量以确定载流子浓度 (n ), 霍尔迁移率 (μ ) 和电阻率 (ρ ) 在室温下如图 4 所示。样品在 1 × 10 ⁻³ 测量Pa具有~100 MΩ的高电阻率（未显示），其他薄膜均表现出n 型传导。从图 4a 可以看出，载流子浓度增加到 6.03 × 10 ¹⁹ /cm ³ 随着氧压从 20 降低到 0.2 Pa。作为 SSNO 薄膜中主要电荷载流子的电子是通过氧空位的电离和用 Nb 取代 Sn 位点产生的。通过比较 Nb 3d 下的面积，可以从 XPS 测量中估计 Nb 浓度 和 Sn 3d 峰值并使用灵敏度因子进行校正。对于在 0.2、5 和 20 Pa 下生长的薄膜，计算出的 Nb/(Sn + Nb) 的原子比分别为 0.061、0.064 和 0.071。在 Gd 掺杂的 ZnO 薄膜 [44] 中也可以发现随着氧气压力的增加掺杂浓度的增加。计算出的 Nb 浓度略大于 SSNO 薄膜中的标称掺杂含量，这可能是由于半定量 XPS 分析造成的。另一方面，随着氧气压力降低到 0.2 Pa，相对氧空位浓度逐渐增加，这可以从 XPS 结果证明。因此，更多的氧空位提供更多的载流子，以及掺杂浓度的变化可以解释载流子浓度较高的原因。需要说明的是，随着氧压的变化，(002)峰的峰位偏移也可能与掺杂浓度的偏差有关。电子迁移率随载流子浓度的变化趋势而变化，最大值为3.31 cm ² /Vs at 0.2 Pa. 随着氧气压力的增加，迁移率降低源于费米能级向间隙中心的移动，导致位于导带边缘下方的散射中心的效率更高 [45]。考虑到ρ的关系 =1/neμ （其中 e 是电子电荷），在 0.2 Pa 下观察到的最低室温电阻率为 31.3 mΩcm，这是该沉积氧压力下载流子浓度和电子迁移率最大的结果。然而，随着氧气压力降低到 0.03 Pa，然后到 1 × 10 ⁻³ Pa，在 SSNO 薄膜中产生相当多的氧缺陷，其结构无序，结晶度差（见图 1c 的插图），有利于电子定位[46]。此外，XPS 分析表明 Sn ²⁺ 的电荷歧化 和 Sn ⁴⁺ 在 1 × 10 ⁻³ 的样本中 Pa，这将进一步阻止载流子浓度的增加并抑制电导率[41]。因此，在 1 × 10 ^-3 的样品中获得了传输性能的显着下降 Pa. 在 ZnO 薄膜 [47] 和 BSO 薄膜 [48] 中也观察到了类似的变化趋势。此外，将沉积氧气压力设置为 0.2 Pa，研究了薄膜的导电性能对基板温度的依赖性，如图 4b 所示。显然，随着温度从 660 升高到 780 °C，载流子密度最初逐渐增加，并且在 780 °C 沉积的样品中达到最大值，值为 6.03 × 10 ¹⁹ /cm ³ .电阻率与载流子浓度呈相反的趋势，表明这些薄膜的导电性很大程度上取决于载流子浓度。在 780 °C 下获得 31.3 mΩcm 的最低室温电阻率。观察到霍尔迁移率与电阻率具有几乎相同的沉积温度关系。因此，发现SSNO薄膜的电导率也可以通过衬底温度进行调节。

SSNO 薄膜的电阻率、载流子浓度和迁移率随 (a ) 氧气压力从 20 到 0.03 Pa 和 (b ) 室温下测量的基板温度为 660 至 820 °C

图5a和b显示了在30-300 K温度范围内不同条件下生长的SSNO薄膜的温度相关电阻率曲线。对于在0.03 Pa沉积的薄膜，电阻率随着温度的降低而增加（dρ我> /dT <0)，这是半导体行为的特征。为了了解导电机制，对温度相关的电阻率进行了详细分析。如图 5a 下部插图所示，Inρ 之间存在线性关系 和 T ^-1/4 ，表明可变范围跳跃是主要的传导机制 [49]。可以注意到，只有在 0.2 Pa 和 780 °C 的衬底温度下沉积的薄膜在 157 K 时才表现出金属-半导体转变（MST）。高于 MST 温度的金属行为可归因于由于退化带的形成引入系统的载流子密度大，而较低温度下的半导体行为可以通过电子的无序定位来解释 [50, 51]。类似的 MST 行为也可以在 Ta 掺杂的 SSO [26] 和缺氧 BSO 薄膜 [29] 中找到。为了进一步解释该薄膜中的传输机制，当电子费米波长 λ 时，可以采用无序物质中的电导率模型 F =[2π /(3π ² n ) ^1/3 ] 和平均自由程 l =(h /ρne ² λ F ) 变得可比 [50, 52, 53]。在低温下，λ F 和 l 估计有可比性。因此，考虑电阻率的半经典玻尔兹曼方程来拟合实验数据，如以下关系式[54,55,56]：

$$ \rho (T)=\kern0.5em \frac{1}{\sigma_0+{a}_1T+{a}_2{T}^{1/2}}\kern0.75em +b{T}^2 $ $ (1)

在不同氧气压力下生长的 SSNO 薄膜的电阻率的温度依赖性 (a ) 和各种基板温度 (b ）。 a 的上部插图 显示了 ρ vs InT 的相应线性拟合结果 , Inρ 越低 和 T ^-1/4 . b 的插图 也是 ρ 之间的线性关系 和 InT

其中 σ 0 是残余电导率，a 1T term 对应于弱定位，a 2T ^1/2 描述 e ^- -e ^- 3D 电影的交互。术语 bT ² 包括用于扩展描述更高温度下的散射贡献。图 5a 中通过实验数据的深灰色实线表明方程（1）给出了很好的 ρ 拟合结果 (T ）。拟合结果取值为σ 0 =28.0 mΩ ⁻¹ cm ⁻¹ , a 1 =−0.02 mΩ ⁻¹ cm ⁻¹ K ⁻¹ , a 2 =0.65 mΩ ⁻¹ cm ⁻¹ K ^−1/2 , 和 b =9.19 × 10 ⁻⁹ mΩcmK ⁻² ， 分别。可以得出结论，电子与电子的相互作用是对低温电阻率的贡献的主要原因，为a 1 远小于 a 2.随着氧气压力增加到5和20 Pa，SSNO薄膜的电阻值逐渐增加，并且在整个测量温度范围内半导体行为占主导地位。如图 5a 上部插图所示，ρ 的良好线性关系 -InT 可以观察到两个样品的曲线，表明相应的机制是二维弱局域化[57]，这主要是由传导电子对系统缺陷的量子干涉引起的。考虑到部分电子传导路径的非弹性散射，干涉效应只存在于t <t 1 当一个电子从 t 的某一点开始扩散时 =0。这里，t 1 是非弹性散射时间。图 5b 中具有不同衬底温度的样品都在 30 到 300 K 的温度范围内表现出半导体行为。可以清楚地看到，随温度变化的电阻率最初从 660 降低到 780 °C，然后增加到 820 °C，随着氧气压力固定在 0.2 Pa。如图 5b 的插图所示，ρ 之间的线性关系 和 InT 660、700、740和820 °C的样品也表明弱定位机制[58, 59]。

1×10 ^-3 沉积的SSNO薄膜在200-1800 nm波长范围内的透射光谱 -20 Pa 和 660-820 °C 分别如图 6a 和 b 所示。尽管基材可能会吸收部分光，但在 600 和 1800 纳米之间的光谱范围内，薄膜在不同氧气压力和沉积温度下的光学透明度超过 70%。该薄膜在近红外区域显示出高透射率，这是太阳能电池中 TCO 应用所必需的。由于大多数 TCO 薄膜的吸收，该特性不同于近红外区域的透射率降低 [20, 60]。此外，还观察到它们具有位于近紫外区域的基本吸收边缘。从图 6a 可以看出，随着氧气压力从 20 降低到 1 × 10 ^-3 ，在 780 °C 沉积的 SSNO 薄膜的吸收边向更短的波长移动 Pa，如插图中更清楚地显示。然而，当氧气压力固定在 0.2 Pa 时，在不同衬底温度下生长的薄膜的吸收边缘几乎重叠，如图 6b 所示，表明沉积温度不会明显调节 SSNO 薄膜的光学特性。带隙E g 可以从以下等式估计薄膜的数量：

$$ {\left(\alpha h\nu \right)}^n=A\left( h\nu -{\mathrm{E}}_{\mathrm{g}}\right) $$ (2) <图片>

在 (a ) 不同的氧气压力和 (b ) 200-1800 nm波长范围内的不同衬底温度。 The plots of (α h ν ) ^1/2 versus h ν and (αh ν ) ² versus h ν for the films with various oxygen pressures are shown in Fig. 6c and d, respectively. The inset in Fig. 6d shows the direct and indirect band-gap energy variations by varying oxygen pressure from 1 × 10 ⁻³ to 20 Pa

其中 α represents the absorption coefficient, hν is the photon energy, n =1/2 for indirect band gap and 2 for direct, A is a constant related to electron-hole mobility, and E g is the separation between the bottom of the conduction band and the top of the valence band.这里，α can be calculated using the relationship, α =(1/d )In(1/T ), where d stands for the film thickness and T is the transmittance. Figure 6c and d show the plots of (αhν ) ^1/2 and (αhν ) ² versus hν for the samples deposited at 780 °C with different oxygen pressures, respectively. The band gaps can be obtained by extrapolating the linear portions of the curves to α =0. Importantly, the band gap is evaluated to increase with decreasing oxygen pressure from 4.35 to 4.90 eV for the indirect gap and from 4.82 to 5.29 eV for the direct, described in the inset of Fig. 6d. With varying oxygen pressure from 20 to 0.2 Pa, the band gap widening of SSNO film with increased carrier concentration is related to the raised Fermi level in the conduction band of an n -type semiconductor, which is referred to as Burstein-Moss effect [61, 62]. As the low energy levels of conduction band were filled up by the conduction electrons, only the photons with higher energies can be absorbed, leading to an enlarged band gap [63]. For the samples deposited at lower oxygen pressures, the further increment in band gap is due to the generation of considerable oxygen vacancies in this film [35].