1、1,第六章 pn結,在同一塊半導體材料中若同時有兩種不同的導電類型時，交界面處形成了pn結。pn結是很多半導體器件如結型晶體管、集成電路等的基本結構，了解和掌握其性質具有重大意義。 本章重點討論了pn結的形成過程和能帶情況，并對其電流電壓特性、電容效應及擊穿特性等性質進行了介紹。,2,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.1 pn結中的雜質分布,在一塊n型(或p型)半導體單晶上，用合金法、擴散法、生長法、離子注入法等方法將另一種導電類型的雜質摻入其中，使這塊單晶的不同區(qū)域分別具有n型和p型的導電類型，在兩者的交界面處就形成了pn結.,3,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.1 pn結中的雜質分布,根

2、據(jù)pn結中雜質分布的不同, pn結可分為突變結和線性緩變結兩種. 突變結 合金結和高表面濃度的淺擴散結一般可認為是突變結,結中雜質分布表示為: 邊界兩側可認為只含有一種導電類型的雜質.,4,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.1 pn結中的雜質分布,線性緩變結 低表面濃度的深擴散結中，雜質濃度從p區(qū)到n區(qū)是逐漸變化的, 為緩變結.若雜質分布可用x=xj處雜質分布曲線的切線表示,則稱為線性緩變結,可表示為: 式中的j是x=xj處切線的斜率,稱為雜質濃度梯度.,5,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.2 平衡pn結的形成,6,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.2 平衡pn結的形成,載流子的兩種運動:

3、擴散運動:多子在濃度差作用下定向移動 漂移運動:在內建電場的作用下載流子的定向移動,阻礙了擴散運動的進行. 空間電荷區(qū)(pn結、勢壘區(qū)、耗盡層): 由帶正電的電離施主和帶負電的電離受主雜質構成,存在內建電場，電場方向由n區(qū)指向p區(qū).當pn結達到平衡時,凈電流為零,空間電荷區(qū)寬度一定。 中性區(qū)+空間電荷區(qū)+中性區(qū),7,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.2 平衡pn結的形成,空間電荷區(qū)內的電勢分布: 由于內建電場的存在,空間電荷區(qū)內電勢V(x)由n區(qū)向p區(qū)不斷降低,而電子的電勢能-qV(x)則由n區(qū)向p區(qū)不斷升高（電勢越高的地方電子的能量越低）。,返回,8,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.3 平

4、衡pn結的能帶圖,返回1,返回2,返回3,9,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.3 平衡pn結的能帶圖,當兩塊半導體形成pn結時,電子將從費米能級高的n區(qū)流向費米能級低的p區(qū)。當pn結處于平衡狀態(tài)時,兩者的費米能級達到一致.此時，n區(qū)整個能帶比p區(qū)整個能帶低,空間電荷區(qū)內的能帶產生彎曲,彎曲的高度即為qVD.當電子從勢能低的n區(qū)向勢能高的p區(qū)運動時,必須克服這一勢能高坡,對空穴也一樣,所以也稱空間電荷區(qū)為勢壘區(qū). 平衡pn結中費米能級處處相等恰好標志了每一種載流子的擴散電流和漂移電流相互抵消,沒有凈電流流過pn結,這一結論也可從電流密度方程式推出。,10,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.3

5、平衡pn結的能帶圖,證明如下: 考慮電子電流，流過pn結的電子總電流密度為: 由愛因斯坦關系,則 由平衡非簡并半導體電子濃度公式:,11,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.3 平衡pn結的能帶圖,得到: 而本征費米能級Ei的變化與電子電勢能-qV(x)的變化一致,所以:,12,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.3 平衡pn結的能帶圖,帶入后得到電子總電流密度: 同理,空穴總電流密度為:,13,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.3 平衡pn結的能帶圖,上兩式表示了費米能級隨位置的變化和電流密度之間的關系.對于平衡pn結,Jn和Jp均為零,因此有: 上述關系式還說明當電流密度一定時,載流子濃度大的

6、地方,EF隨位置變化小，而載流子濃度小的地方,EF隨位置變化較大。,14,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.4 pn結接觸電勢差,平衡pn結的空間電荷區(qū)兩端的電勢差VD稱為pn結接觸電勢差或內建電勢差,相應的qVD稱為pn結勢壘高度. 從能帶圖中可以看出，勢壘高度正好補償了兩個半導體的費米能級的差異,即 令nn0和np0分別表示n區(qū)和p區(qū)平衡電子濃度,則,15,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.4 pn結接觸電勢差,兩式相除取對數(shù)得: 若半導體處于強電離區(qū),則 接觸電勢差VD和pn結兩邊的摻雜濃度、溫度、材料的禁帶寬度有關。一定溫度下,突變結兩邊摻雜濃度越高,VD越大;禁帶寬度越大，ni越小，

7、VD也越大.,16,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.5 pn結載流子分布,取p區(qū)電勢為零,并且p區(qū)導帶底能量為零,勢壘區(qū)中一點x的電勢V(x)為正值,且越接近n區(qū)的點電勢越高.到勢壘區(qū)靠近n一側邊界xn處的電勢最高為VD,用xn和-xp分別代表n區(qū)和p區(qū)勢壘區(qū)的邊界.勢壘區(qū)內點x處的電子的附加電勢能為E(x)=-qV(x). 對非簡并半導體，考慮內建電場的附加電勢后:,17,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.5 pn結載流子分布,當x=xn時,V(x)=VD n(xn)=nn0 當x=-xp時,V(x)=0 而n(-xp)為p區(qū)中平衡少數(shù)載流子-電子的濃度np0,因此可得到空間電荷區(qū)兩邊界處

8、電子濃度的關系: 同理,求得x處的空穴濃度為:,勢壘區(qū),18,6.1 pn結及其能帶圖 6.1.5 pn結載流子分布,因此可得到空間電荷區(qū)兩邊界處空穴濃度的關系: 以上的推導說明，平衡pn結中同一種載流子在勢壘區(qū)兩邊的濃度關系服從玻耳茲曼分布函數(shù)的關系. 在勢壘區(qū)內，多子濃度隨x呈指數(shù)衰減.在室溫附近,雖然勢壘區(qū)內雜質基本全部電離,在載流子濃度比起n區(qū)和p區(qū)多數(shù)載流子濃度小得多,就像載流子全部耗盡了一樣,所以又稱為耗盡層.耗盡層內載流子濃度可忽略不計,空間電荷密度就等于電離雜質濃度。,19,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,pn結常常工作在外加電壓的情況下,此時pn

9、處于非平衡狀態(tài)，有電流流過,其能帶圖也會發(fā)生改變,流過的電流密度與外加正(負)電壓有定量關系. 這一節(jié)我們就要討論外加正負電壓情況下pn的各種改變,并利用連續(xù)性方程推導其電流電壓方程，并結合實際簡單分析影響其電流電壓關系偏離的各種因素。,20,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,一 外加電壓下pn結勢壘區(qū)的變化及載流子的運動,正向偏壓 外加偏壓與內建電場方向相反,勢壘區(qū)區(qū)寬度減小,勢壘高度降為q(VD-V)。擴散運動大于漂移運動,pn結內有由p區(qū)流向n區(qū)的凈擴散電流,隨正向偏壓增大而增大,形成非平衡載流子的電注入(少子注入),pn結導通.,21,6.2 pn結電流電壓

10、特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,分析載流子的運動: 當p區(qū)接電源正極,n區(qū)接電源負極時,pn結外加正向偏壓.勢壘區(qū)內載流子濃度很低,電壓主要落在勢壘區(qū).由于勢壘區(qū)電場減弱，削弱了載流子的漂移運動，使擴散電流大于漂移電流,產生了電子從n區(qū)向p區(qū)及空穴從p區(qū)向n區(qū)的凈擴散流. 電子通過勢壘區(qū)擴散入p區(qū),在邊界pp(x=-xp)處形成電子的積累,成為p區(qū)的非平衡少數(shù)載流子,使pp處電子濃度比p區(qū)內部高,形成了從pp向p區(qū)內部的電子擴散流.邊擴散邊與p區(qū)的空穴復合,經過比擴散長度大若干倍的距離后,全部被復合,這一段區(qū)域稱為電子擴散區(qū).在一定的正向偏壓下,單位時間內從n區(qū)來到pp處的非平衡少子濃

11、度是一定的,并在擴散區(qū),22,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,內形成一穩(wěn)定的分布.所以，當正向偏壓一定時,在pp處就有一不變的向p區(qū)內部流動的電子擴散電流。 同理,在邊界nn處也有一不變的向n區(qū)內部流動的空穴擴散流, 非平衡的空穴邊擴散邊復合的區(qū)域稱為空穴擴散區(qū)。n區(qū)的電子和p區(qū)的空穴都是多數(shù)載流子，分別進入p區(qū)和n區(qū)后成為非平衡少數(shù)載流子. 當增大正向偏壓時,勢壘降的更低,增大了流入p區(qū)的電子流和流入n區(qū)的空穴流.這種由于外加正向偏壓的作用使非平衡載流子進入半導體的過程稱為非平衡載流子的電注入,也稱正向偏壓下的少子注入. p型中性區(qū)+電子擴散區(qū)+勢壘區(qū)+空穴擴散

12、區(qū)+n型中性區(qū),23,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,外加正向電壓下pn結中電流的分布: 在正向偏壓下，流過pn結的總電流應為電子電流和空穴電流之和.在勢壘區(qū)以外的部分,電子電流和空穴電流并不相等(例如在電子從pp邊界向內部擴散時,電子不斷與p區(qū)內部的空穴復合,電子電流不斷轉化為空穴電流),但通過pn結任一截面的總電流是相等的. 設勢壘區(qū)的電子電流和空穴電流的均保持不變,則流過pn結的總電流,就等于通過邊界pp的電子擴散電流與通過邊界nn的空穴擴散電流之和。,24,外加偏壓與內建電場方向一致,勢壘區(qū)寬度增大,勢壘高度增高為q(VD+V).漂移運動大于擴散運動，出現(xiàn)

13、由n區(qū)流向p區(qū)的很小的電流，隨反向電壓增大而趨向飽和,形成少子的抽取(或少子的吸出).pn結截止。,反向偏壓,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,25,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,分析載流子的運動: 反向偏壓增強了勢壘區(qū)的內建電場,破壞了載流子的擴散運動和漂移運動之間的平衡,使漂移流大于擴散流.這時n區(qū)邊界nn處的空穴被勢壘區(qū)的強電場驅向p區(qū),而p區(qū)邊界pp處的電子被驅向n區(qū).當這些少數(shù)載流子被電場驅走后，內部的少子就來補充，形成了反向偏壓下的電子擴散電流和空穴擴散電流。這種情況好象少數(shù)載流子不斷被抽出來一樣，所以稱為少數(shù)載流子的抽取

14、或吸出. p型中性區(qū)+電子擴散區(qū)+勢壘區(qū)+空穴擴散區(qū)+n型中性區(qū),26,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,外加反向電壓下pn結中電流的分布: pn結中總的反向電流等于勢壘區(qū)邊界nn和pp附近的少數(shù)載流子的擴散電流之和.因為室溫下少子主要來自本征激發(fā)，少子濃度低而擴散長度基本不變,所以少子濃度梯度也較小,反向電流很小。當反向偏壓很大時,邊界處的少子可以認為是零,少子濃度梯度不再隨電壓變化,因此擴散流也不隨電壓變化.所以在反向偏壓下,pn結的電流較小并趨于不變.,27,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,二 外加直流電壓下pn結的能帶圖,正向偏

15、壓下pn結的能帶圖,28,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,注意的問題: 準費米能級EFn和EFp的出現(xiàn) 在有非平衡載流子存在的區(qū)域內，必須用電子準費米能級EFn和空穴準費米能級EFp代替EF,包括勢壘區(qū)和兩側的擴散區(qū).最外側的p型和n型中性區(qū)仍然有統(tǒng)一的費米能級. 兩個能量差值 外加正向電壓時,勢壘高度(p區(qū)和n區(qū)能帶的高度差)由qVD變?yōu)閝(VD-V);勢壘區(qū)內兩個準費米能級的高度差為qV,即:,29,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,注意的問題: 準費米能級EFn和EFp隨位置不同而變化 前面已經證明，費米能級隨載流子濃度而變化.在

16、空穴擴散區(qū)內, EFn基本不變, EFp由邊界nn向內部為一條斜線,到比Lp大很多的地方時,兩個準費米能級重合;在電子擴散區(qū)內,EFp基本不變, EFn由邊界pp向內部為一條斜線,到比Ln大很多的地方時,兩個準費米能級重合. 由于擴散區(qū)比勢壘區(qū)大很多,準費米能級的變化主要發(fā)生在擴散區(qū),所以在勢壘區(qū)中兩個準費米能級基本保持水平.,30,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,反向偏壓下pn結的能帶圖,31,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.1 非平衡狀態(tài)下的pn結,注意的問題: 當pn結加反向偏壓時,在電子擴散區(qū)、勢壘區(qū)、空穴擴散區(qū)中，電子和空穴的準費米能級隨位置的變化規(guī)

17、律與正向偏壓基本相似,所不同的是EFn和EFp的相對位置發(fā)生了改變. 正向偏壓時, EFn高于EFp,即EFnEFp;反向偏壓時, EFp高于EFn,即EFpEFn.,32,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,一、理想pn結模型 理想pn結滿足以下條件: 小注入條件; 突變耗盡層條件; 通過耗盡層的電子和空穴電流為常量; 玻耳茲曼邊界條件.,33,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,二、理想pn結的電流電壓方程 前面已經推導出，流過pn結的總電流就等于通過邊界pp的電子擴散電流與通過邊界nn的空穴擴散電流之和,可以按以下步驟進行計算:

18、 根據(jù)準費米能級計算勢壘區(qū)邊界nn和pp處注入的非平衡少數(shù)載流子濃度; 以邊界nn和pp處非平衡少數(shù)載流子濃度為邊界條件,解擴散區(qū)內載流子的連續(xù)性方程,得到擴散區(qū)中非平衡少數(shù)載流子的濃度分布函數(shù)； 將非平衡少數(shù)載流子的濃度分布函數(shù)代入擴散方程，算出少數(shù)載流子的擴散電流密度； 將兩種載流子的擴散電流密度相加,就得到理想pn結的電流電壓方程.,34,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,根據(jù)準費米能級計算勢壘區(qū)邊界nn和pp處注入的非平衡少數(shù)載流子濃度; 先求pp處注入的非平衡少數(shù)載流子濃度.p區(qū)載流子濃度與準費米能級的關系為:,np,電子擴散區(qū),35,6.2 pn結電

19、流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,在p區(qū)邊界pp處,即x=-xp處,EFn-EFp=qV,所以有 其中:pp(-xp)為p區(qū)多數(shù)載流子濃度,故 得到p區(qū)邊界pp處（x=-xp）的少數(shù)載流子濃度為,而且,36,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,由此，注入p區(qū)邊界pp處的非平衡載流子濃度為 同理可得n區(qū)邊界nn（x=xn）處非平衡載流子濃度為 可見，注入勢壘區(qū)邊界的非平衡少數(shù)載流子是外加電壓的函數(shù)，這兩式就是解連續(xù)性方程的邊界條件。,37,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,解擴散區(qū)內載流子的連續(xù)性方程,得到擴散區(qū)中非平

20、衡少數(shù)載流子的濃度分布函數(shù)； 穩(wěn)態(tài)時，空穴擴散區(qū)中非平衡少子的連續(xù)性方程為 小注入時，空穴擴散區(qū)中=0，故,38,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,方程的通解為： 式中 是空穴擴散長度。A、B是待定參數(shù)，由邊界條件決定。 邊界條件：,39,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,得到： 代入通解中得到空穴擴散區(qū)非平衡載流子濃度為： 同理，電子擴散區(qū)的非平衡少數(shù)載流子濃度分布為：,40,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,勢壘區(qū)邊界處載流子的擴散電流密度； 小注入時，擴散區(qū)中不存在電場。在x=xn處，空穴擴散

21、電流密度為： 同理，在x=-xp處，電子擴散電流密度為,41,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,流過pn結總的電流密度； 根據(jù)假設，勢壘區(qū)的復合-產生作用可以忽略，通過pn結的總電流密度J為： 上式即為理想pn結的電流電壓方程式，又稱肖克萊方程式。,42,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,理想pn結電流電壓特性討論： pn結的整流效應 在正向偏壓下，正向電流密度隨正向偏壓呈指數(shù)關系迅速增大。 室溫下，一般外加正向偏壓約零點幾伏，有 此時電流電壓方程可表示為： 說明正向偏壓下正向電流密度與電壓V呈指數(shù)關系。,43,6.2 pn結電流

22、電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,在反向偏壓下，反向電流密度為常量，與電壓無關。 反向偏壓的V0時， 此時電流電壓方程可表示為： 式中的負號表示出電流密度方向與正向時相反，故稱-Js為反向飽和電流密度。由理想pn結J-V曲線可以看出，在正向及反向偏壓下曲線是不對稱的，表現(xiàn)出pn結的單向導電性或稱為整流效應。,44,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,溫度對電流密度影響很大 方程中的Js中的Dn、Ln、np0均與溫度T有關，設Dn/n與T 成正比，為一常數(shù)，討論Js中的任一項與溫度的關系： 式中T 隨溫度變化緩慢，而起決定作用的是指數(shù) 。,3+/2,4

23、5,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.2 理想pn結的電流電壓方程,因此，Js隨溫度升高而迅速增大，即反向飽和電流密度隨溫度升高而迅速增大。并且Eg越大的半導體，Js的變化越快。 禁帶寬度也是溫度的函數(shù)，Eg=Eg(0)+T，設Eg(0)=qVg0 為絕對零度時的禁帶寬度，為絕對零度時導帶底和價帶頂?shù)碾妱莶睿瑒t加正向偏壓VF時，正向電流密度與溫度關系為： 所以正向電流密度隨溫度上升而增加。,46,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種因素,實驗表明,理想的電流電壓特性和小注入下鍺pn結符合較好,但與硅pn結的實驗結果偏離較大.如下圖所示:,正向電流

24、較小時,理論計算值比實際值小,如a段所示; 正向電流較大時,實際曲線的c段J-V關系為JexpqV/2k0T; 在曲線d段，J-V關系不是指數(shù)關系而是接近線性關系; 在反向偏壓時,實際反向電流比理論大得多,而且反向電流不飽和,隨反向偏壓增大略有增加；,47,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種因素,我們從以下幾個方面考慮影響理想電流電壓特性的因素: 勢壘區(qū)的產生電流影響反向特性的因素 當pn結處于熱平衡時（無偏壓），勢壘區(qū)內通過復合中心的載流子產生率等于復合率。當pn結加反向偏壓時，勢壘區(qū)內建電場加強，由于熱激發(fā)作用在勢壘區(qū)通過復合中心產生的電子空

25、穴對來不及復合就被強電場驅走了，即勢壘區(qū)中具有凈產生率，從而形成另一部分反向電流，稱為勢壘區(qū)的產生電流，可用IG表示。,48,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種因素,若pn結面積為A，勢壘區(qū)寬度為XD，凈產生率為G，則得： 勢壘區(qū)的產生電流密度為 對于禁帶寬度大的硅材料，ni小，室溫下反向擴散電流密度比勢壘區(qū)產生電流密度小得多，所以在反向電流中勢壘區(qū)產生電流占主要地位，實際反向電流比理論值要大；當反向偏壓增大時，由于勢壘寬度XD的增加，導致反向電流不飽和，隨反向偏壓增大而增加。,49,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性

26、偏離理 想方程的各種因素,勢壘區(qū)的復合電流影響正向特性的因素 在正向偏壓下，從n區(qū)注入p區(qū)的電子和從p區(qū)注入n區(qū)的空穴，在勢壘區(qū)內復合了一部分，構成了另一股正向電流，稱為勢壘區(qū)復合電流，其電流密度可用Jr表示。 設復合中心與本征費米能級重合，令rn=rp=r，=1/rNt，當qVk0T時，勢壘區(qū)復合電流密度為：,50,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種因素,總的正向電流密度JF應為擴散電流密度JFD與勢壘區(qū)復合電流密度Jr之和，以p n結為例，在qVk0T時 從上式中可以看出： 正向電流由兩部分組成，其中擴散電流的特點是與exp(qV/k0T)成

27、正比，復合電流則與exp(qV/2k0T) 成正比，可用經驗公式表示為： m介于12之間；,+,51,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種因素,擴散電流與復合電流之比為： 可見，JFD/Jr和ni及外加電壓有關。 當V減小時,exp(qV/2k0T)迅速減小，對硅而言，室溫下ND遠大于ni，所以在低正向電壓下，JrJFD即復合電流占主導地位，這就是曲線a段； 但在較高正向偏壓下，exp(qV/2k0T) 迅速增大，使JFDJr，復合電流可忽略，這就是圖中b段。,52,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種

28、因素,復合電流減少了pn結中的少子注入，這是三極管的電流放大系數(shù)在小電流時下降的原因。 大注入情況影響正向特性的因素 當正向偏壓較大時，注入的非平衡少子濃度接近或超過該區(qū)多子濃度的情況，稱為大注入情況。為了討論問題的方便，考慮p n結情況。該結的正向電流主要是從p 區(qū)注入n區(qū)的空穴擴散電流，由n區(qū)注入p區(qū)的電子電流可以忽略，所以只討論空穴擴散區(qū)的情況。,+,+,+,53,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種因素,在空穴擴散區(qū)內，由于電注入的pn(xn)很大，為了保持n區(qū)的電中性，n區(qū)的電子也要增加相應的濃度，分布在空穴擴散區(qū)內。為了使空穴擴散區(qū)內的

29、電子形成穩(wěn)定分布，總的正向偏壓V需要在空穴擴散區(qū)內降落一部分VP，若勢壘區(qū)的電壓降為VJ，則有,54,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種因素,此時，p n結的電流電壓關系改變?yōu)椋?它的特點是JFexpqV/2k0T，正確地表示了實際電流電壓特性曲線中的c段，這是一部分正向電壓降落在空穴擴散區(qū)的結果。 串聯(lián)電阻效應影響正向特性的因素 在大電流時，還要考慮中性區(qū)體電阻的分壓作用，總電壓 ，落在pn結勢壘區(qū)上的壓降就更小，正向電流增加緩慢，就是曲線中的d段。,+,55,6.2 pn結電流電壓特性 6.2.3 影響pn結電流電壓特性偏離理 想方程的各種因

30、素,綜上所述： 正向偏壓下，電流電壓關系為 ， 其中m隨外加偏壓在12之間變化。在很低的正偏壓下，m=2，勢壘區(qū)的復合電流起主要作用，表現(xiàn)為a段；正向偏壓較大時，m=1，擴散電流起主要作用，為曲線b段；大注入時，擴散區(qū)對總電壓分壓，m=2，為曲線c段；在大電流時，考慮體電阻的串聯(lián)分壓作用，正向電流增加更加緩慢，表現(xiàn)為d段。 反向偏壓時，計入勢壘區(qū)的產生電流 ，使實際反向電流比理想時值大且不飽和。,56,6.3 pn結電容 6.3.1 pn結電容的來源,pn結電容包括勢壘電容和擴散電容兩部分。 勢壘電容CT的來源 當pn結加正向偏壓時，勢壘區(qū)寬度變窄，空間電荷減少，其實質是p區(qū)空穴和n區(qū)的電子中

31、和了勢壘區(qū)中一部分電離施主和受主的過程，對反向偏壓可作類似的分析。pn結上外加電壓的變化，引起了電子和空穴在勢壘區(qū)的“存入”和“取出”，導致空間電荷量隨外加電壓而變化，這和一個電容器的充放電作用相似，這種pn結電容效應稱為勢壘電容，以CT表示。,57,6.3 pn結電容 6.3.1 pn結電容的來源,擴散電容CD 當外加電壓變化時，電子擴散區(qū)內積累的非平衡電子和與它保持電中性的空穴也要變化，空穴擴散區(qū)內積累的非平衡空穴和與它保持電中性的電子也會變化，這種由于擴散區(qū)的電荷數(shù)量隨外加電壓的變化所產生的電容效應，稱為pn結擴散電容，用CD表示。,58,6.3 pn結電容 6.3.1 pn結電容的來源

32、,pn結的勢壘電容和擴散電容都隨外加電壓而變化，為可變電容，定義微分電容的概念來表示： 當pn結在一個固定直流偏壓V的作用下，疊加一個微小的交流電壓dV時，這個微小的電壓變化dV所引起的電荷變化dQ，稱為這個直流偏壓下的微分電容，即 pn結的直流偏壓不同，微分電容也不同。,59,6.3 pn結電容 6.3.2 突變結的勢壘電容,突變結勢壘區(qū)中的電場、電勢分布 解突變結勢壘區(qū)中的泊松方程得到勢壘區(qū)中的電場為： 在平衡突變結勢壘區(qū)中，內電場強度呈線性分布，其中xn、xp為勢壘區(qū)在交界兩側的寬度。 單側高摻雜的pn結（單邊突變結）勢壘區(qū)主要發(fā)生,60,6.3 pn結電容 6.3.2 突變結的勢壘電容

33、,在濃度低的一側，如對p n結，勢壘區(qū)寬度XDxn。最大電場強度可以表示為： 式中的NB代表輕摻雜一邊的雜質濃度。 勢壘區(qū)中的電勢分布呈拋物線形，可表示為：,+,61,6.3 pn結電容 6.3.2 突變結的勢壘電容,突變結的勢壘寬度XD 突變結接觸電勢差為： 突變結的勢壘寬度為： 外加正向偏壓，V0；外加反向偏壓，V0。,62,6.3 pn結電容 6.3.2 突變結的勢壘電容,突變結勢壘電容 外加反向偏壓時，突變結勢壘電容可表示為： 此時的勢壘電容等效為一個平行板電容器，是隨外加電壓而變化的非線性電容。 外加正向偏壓時，估算式為：,63,6.3 pn結電容 6.3.2 突變結的勢壘電容,結論

34、： 突變結的勢壘電容和結的面積以及輕摻雜一邊的雜質濃度的平方根成正比，因此減小結面積以及降低輕摻雜一邊的雜質濃度是減小結電容的途徑； 突變結勢壘電容和電壓(VD-V)的平方根成反比，反向偏壓越大則勢壘電容越小，若外加電壓隨時間變化，則勢壘電容也隨時間而變，可利用這一特性制作變容器件。,64,6.3 pn結電容 6.3.3 線性緩變結的勢壘電容,線性緩變結的電場強度呈拋物線分布，若j表示雜質濃度梯度，則勢壘區(qū)電場強度為： 線性緩變結電勢按x的立方曲線形式分布，為：,65,6.3 pn結電容 6.3.3 線性緩變結的勢壘電容,線性緩變結的接觸電勢差為： 線性緩變結的勢壘寬度為（V為外加偏壓）：,6

35、6,6.3 pn結電容 6.3.3 線性緩變結的勢壘電容,線性緩變結的勢壘電容為： 無論雜質分布如何，在耗盡層近似下pn結在一定反向電壓下的微分電容都可以等效為一個平行電容器的電容，具有如下形式：,結論： 線性緩變結的勢壘電容和結面積以及雜質濃度梯度的立方根成正比，因此減小結面積和降低雜質濃度梯度有利于減小勢壘電容； 線性緩變結的勢壘電容和（VD-V）的立方根成反比，增大反向電壓，電容將減小。,67,6.3 pn結電容 6.3.4 擴散電容,根據(jù)兩個擴散區(qū)中非平衡載流子的分布函數(shù)，積分得到單位面積的擴散區(qū)積累的載流子總電荷量，由微分電容公式求出pn結加正向偏壓時，總的微分擴散電容為： 上式主要

36、適用于低頻情況，進一步分析發(fā)現(xiàn)擴散電容隨頻率的增加而減小。由于擴散電容隨電壓V指數(shù)增大，所以在大的正向電壓時，擴散電容起主要作用。,68,6.4 pn結擊穿,實驗發(fā)現(xiàn)，對pn結施加的反向偏壓增大到某一數(shù)值VBR時，反向電流密度突然開始迅速增大的現(xiàn)象稱為pn結擊穿，則VBR稱為pn結的擊穿電壓。 pn結被擊穿時電流急劇增大的根本原因，不是遷移率的變化，而是由于擊穿時材料中載流子數(shù)目的急劇增加。 pn結擊穿共有三種形式：雪崩擊穿、隧道擊穿和熱電擊穿。,69,6.4 pn結擊穿 6.4.1 雪崩擊穿,雪崩擊穿 反向偏壓下，勢壘區(qū)中的電場很強，在勢壘區(qū)中的電子和空穴由于受到強電場的漂移作用，具有很大的動能，當它們與勢壘區(qū)內的晶格原子碰撞時，能把價鍵上的電子碰撞出來，成為導電電子同時產生一個空穴。從能帶觀點來看，就是高能量的電子和空穴把滿帶上的電子激發(fā)到導帶，產生電子-空穴對。這種激發(fā)，使一個電子碰撞出一個電子和一個空穴，產生第一代載流子，而這三個載流子又繼續(xù)碰撞產生第,70,6.4 pn結擊穿 6.4.1 雪崩擊穿,二代、第三代載流子，如此繼續(xù)下去，載流子數(shù)量急速增加，這種繁殖載流子的方式稱為載流子的倍增效