1、第八章 pn結(jié)二極管 pn結(jié)靜態(tài)特性回顧 理想pn結(jié)正偏電流-電壓特性 pn結(jié)的小信號模型 空間電荷區(qū)中的產(chǎn)生與復合電流（非理想特性） pn結(jié)二極管的擊穿特性 pn結(jié)二極管的開關(guān)特性,同質(zhì)pn結(jié)性質(zhì)回顧 同一均勻半導體 冶金結(jié) 空間電荷區(qū) 內(nèi)建電場 耗盡區(qū) 零偏pn結(jié),pn結(jié)的零偏、反偏和正偏,零偏狀態(tài)下 內(nèi)建電勢差形成的勢壘維持著p區(qū)和n區(qū)內(nèi)載流子的平衡 內(nèi)建電場造成的漂移電流和擴散電流相平衡,pn 結(jié)兩端加正向偏壓Va后， Va基本上全降落在耗盡區(qū)的勢壘上； 由于耗盡區(qū)中載流子濃度很小，與中性P區(qū)和N區(qū)的體電阻相比耗盡區(qū)電阻很大。 勢壘高度由平衡時的eVbi降低到了e(Vbi-Va) ；正

2、向偏置電壓Va在勢壘區(qū)中產(chǎn)生的電場與自建電場方向相反，勢壘區(qū)中的電場強度減弱，并相應的使空間電荷數(shù)量減少，勢壘區(qū)寬度變窄。,產(chǎn)生了凈擴散流； 電子：N區(qū) P區(qū) 空穴：P區(qū) N區(qū) 熱平衡時載流子漂移流與擴散流相互抵消的平衡被打破：勢壘高度降低，勢壘區(qū)中電場減弱，相應漂移運動減弱，因而使得漂移運動小于擴散運動，產(chǎn)生了凈擴散流。,在空間電荷區(qū)的兩側(cè)產(chǎn)生了過剩載流子； 通過勢壘區(qū)進入P區(qū)的電子和進入N區(qū)的空穴分別在界面（-xp和xn）處積累，從而產(chǎn)生了過剩載流子。這稱為正向注入，由于注入的載流子對它進入的區(qū)域來說都是少子，所以又稱為少子注入。對于注入的少子濃度遠小于進入?yún)^(qū)多子濃度的情況稱為小注入。 邊

3、界上注入的過剩載流子，不斷向體內(nèi)擴散，經(jīng)過大約幾個擴散長度后，又恢復到了平衡值。,理想PN結(jié)電流電壓特性方程的四個基本假設(shè)條件： PN結(jié)為突變結(jié)，可以采用理想的耗盡層近似，耗盡區(qū)以外為中性區(qū)； 載流子分布滿足麥克斯韋玻爾茲曼近似； 滿足小注入的條件； 通過PN結(jié)的總電流是一個恒定的常數(shù)；電子電流和空穴電流在PN結(jié)中各處是一個連續(xù)函數(shù)；電子電流和空穴電流在PN結(jié)耗盡區(qū)中各處保持為恒定常數(shù)。,推導理想PN結(jié)電流電壓特性方程時所用到的各 種物理量符號如表所示,邊界條件,加正向偏壓后，空間電荷區(qū)勢壘高度降低，內(nèi)建電場減弱,勢壘降低,空間電荷區(qū)縮短,內(nèi)建電場減弱,擴散電流漂移電流,空間電荷區(qū)邊界處少數(shù)載

4、流子濃度注入,偏置狀態(tài)下p區(qū)空間電荷區(qū)邊界處的非平衡少數(shù)載流子濃度,注入水平和偏置電壓有關(guān),注入到p（n）型區(qū)中的電子（空穴）會進一步擴散和復合，因此公式給出的實際上是耗盡區(qū)邊界處的非平衡少數(shù)載流子濃度。 上述邊界條件雖然是根據(jù)pn結(jié)正偏條件導出的，但是對于反偏情況也是適用的。因而當反偏電壓足夠高時，從上述兩式可見，耗盡區(qū)邊界處的少數(shù)載流子濃度基本為零。,正偏pn結(jié)耗盡區(qū)邊界處少數(shù)載流子濃度的變化情況,反偏pn結(jié)耗盡區(qū)邊界處少數(shù)載流子濃度的變化情況,例8.1,少數(shù)載流子分布 假設(shè)：中性區(qū)內(nèi)電場為0 無產(chǎn)生 穩(wěn)態(tài)pn結(jié) 長pn結(jié),作業(yè)題6.11，例8.4,邊界條件,雙極輸運方程可以簡化為：,長p

5、n結(jié),雙極輸運方程的通解為：,從邊界條件可以確定系數(shù)A=D=0，同時，在xn、x-p處的邊界條件可以得出：,由此，我們可以得出PN結(jié)處于正偏和反偏條件時，耗盡區(qū)邊界處的少數(shù)載流子分布,正偏,反偏,理想pn結(jié)電流 pn結(jié)電流為空穴電流和電子電流之和 空間電荷區(qū)內(nèi)電子電流和空穴電流為定值,因此耗盡區(qū)靠近N型區(qū)一側(cè)邊界處空穴的擴散電流密度為：,在pn結(jié)均勻摻雜的條件下，上式可以表示為：,利用前邊求得的少子分布公式，可以得到耗盡區(qū)靠近N型區(qū)一側(cè)邊界處空穴的擴散電流密度為：,在pn結(jié)正偏條件下，空穴電流密度是沿著x軸正向的，即從p型區(qū)流向N型區(qū)。類似地，我們可以計算出耗盡區(qū)靠近P型區(qū)一側(cè)邊界處電子的擴散

6、電流密度為：,利用前面求得的少子分布公式，上式也可以簡化為：,在pn結(jié)正偏條件下，上述電子電流密度也是沿著x軸正方向的。若假設(shè)電子電流和空穴電流在通過pn結(jié)耗盡區(qū)時保持不變，則流過pn結(jié)的總電流為：,上式即為理想pn結(jié)的電流-電壓特性方程，我們可以進一步定義Js為：,則理想pn結(jié)的電流-電壓特性可簡化為：,盡管理想pn結(jié)電流-電壓方程是根據(jù)正偏pn結(jié)推導出來的，但它同樣應當適用于理想的反偏狀態(tài)?？梢钥吹?，反偏時，電流飽和為Js,當PN結(jié)正偏電壓遠大于Vt時，上述電流電壓特性方程中的1項就可以忽略不計。PN結(jié)二極管的IV特性及其電路符號如下圖所示。,理想pn結(jié)模型的假設(shè)條件 小注入條件 注入的少

7、子濃度比平衡多子濃度小得多 突變耗盡層條件 注入的少子在p區(qū)和n區(qū)是純擴散運動 通過耗盡層的電子和空穴電流為常量 不考慮耗盡層中載流子的產(chǎn)生和復合作用 玻耳茲曼邊界條件 在耗盡層兩端，載流子分布滿足玻氏分布,例8.3,可見，少子擴散電流呈指數(shù)下降，而流過PN結(jié)的總電流不變，二者之差就是多子的漂移電流。以N型區(qū)中的電子電流為例，它不僅提供向P型區(qū)中擴散的少子電子電流，而且還提供與P型區(qū)中注入過來的過剩少子空穴電流相復合的電子電流。因此在流過PN結(jié)的正向電流中，電子電流與空穴電流的相互轉(zhuǎn)換情況如下頁圖所示。,物理意義總結(jié)： PN結(jié)耗盡區(qū)兩側(cè)少子的擴散電流分別為：,例8.4,在流過PN結(jié)的正向電流中

8、，電子電流與空穴電流的相互轉(zhuǎn)換情況如下頁圖所示。,pn結(jié)的正偏電流實際上是復合電流,正偏電流圖像 當電流由P區(qū)歐姆接觸進入時，幾乎全部為空穴的漂移電流；空穴在外電場作用下向電源負極漂移； 由于少子濃度遠小于多子濃度可以認為這個電流完全由多子空穴攜帶。 空穴沿x方向進入電子擴散區(qū)以后，一部分與N區(qū)注入進來的電子不斷地復合，其攜帶的電流轉(zhuǎn)化為電子擴散電流；,另一部分未被復合的空穴繼沿x方向漂移，到達-xp的空穴電流，通過勢壘區(qū)； 若忽略勢壘區(qū)中的載流子產(chǎn)生-復合，則可看成它全部到達了xn處，然后以擴散運動繼續(xù)向前，在N區(qū)中的空穴擴散區(qū)內(nèi)形成空穴擴散流；,在擴散過程中，空穴還與N區(qū)漂移過來的電子不斷

9、地復合，使空穴擴散電流不斷地轉(zhuǎn)化為電子漂移電流； 直到空穴擴散區(qū)以外，空穴擴散電流全部轉(zhuǎn)化為電子漂移電流。忽略了少子漂移電流后，電子電流便構(gòu)成了流出N區(qū)歐姆接觸的正向電流。,空穴電流與電子電流之間的相互轉(zhuǎn)化，都是通過在擴散區(qū)內(nèi)的復合實現(xiàn)的，因而正向電流實質(zhì)上是一個復合電流。,反偏電流圖像 pn在反向偏置下， P區(qū)的多子空穴受外電場的作用向P區(qū)的歐姆接觸負電極漂移，同時增強的空間電荷區(qū)電場也不斷地把N區(qū)的少子空穴拉過來； N區(qū)的電子受外電場作用向N區(qū)的歐姆接觸正電極漂移，同時空間電荷區(qū)自建電場亦不斷地把P區(qū)的少子電子拉過來； N區(qū)邊界xn處的空穴被勢壘區(qū)的強電場驅(qū)向P區(qū)，而P區(qū)邊界-xp處的電子

10、被驅(qū)向N區(qū)，當這些少數(shù)載流子被電場驅(qū)走后，內(nèi)部的少子就來補充，形成反偏下的空穴擴散電流和電子擴散電流。這種情況好象少數(shù)載流子不斷地被抽向?qū)Ψ剑苑Q為少數(shù)載流子的抽取。,溫度效應： 理想PN結(jié)二極管的反向飽和電流密度JS是熱平衡條件下少子濃度np0和pn0的函數(shù)：,而np0和pn0都與ni2成正比，由此可見反向飽和電流密度JS是溫度的敏感函數(shù)，忽略擴散系數(shù)與溫度的依賴關(guān)系，則有：,可見，在室溫下，只要溫度升高10C，反向飽和電流密度增大的倍數(shù)將為：,例8.5,溫度效應對PN結(jié)二極管正、反向IV特性的影響如下圖所示?？梢?，溫度升高，一方面二極管反向飽和電流增大，另一方面二極管的正向?qū)妷合陆怠?/p>

11、,短二極管 在前面的分析中，我們假設(shè)理想PN結(jié)二極管N型區(qū)和P型區(qū)的長度遠大于少子的擴散長度。實際PN結(jié)中往往有一側(cè)的長度小于擴散長度，如下圖所示，N型區(qū)的長度WnLp，此時N型區(qū)中過剩少子空穴的穩(wěn)態(tài)輸運方程為：,其在x=xn處的邊界條件仍然為：,而另一個邊界條件則需要做適當?shù)男拚?，通常我們假設(shè)在x=xn+Wn處為歐姆接觸，即表面復合速度為無窮大，因此過剩載流子濃度為零。由此得到另一個邊界條件為：,對于上述關(guān)于N型區(qū)中過剩少子空穴的穩(wěn)態(tài)輸運方程 來說，其解的形式仍然為：,再利用上述兩個邊界條件，可得穩(wěn)態(tài)輸運方程最終的解為：,對于WnLp的條件，我們還可以對上式做進一步的簡化，因為此時有：,再利用上述兩個邊界條件，可得穩(wěn)態(tài)輸運方程最終的解為：,由上式可見此時短N型區(qū)中過剩少子空穴的濃度呈線性分布。N型區(qū)中少子空穴的擴散電流密度為,因此在短N型區(qū)中，少子空穴的擴散電流密度為：,由此可見，在短N型區(qū)中，少子空穴的擴散電流密度保持不變，即在短N型區(qū)中少子空穴的復合作用基本上可以忽略不計。,對于三種可能的N型區(qū)長度，下表總結(jié)了三種情況下的空穴電流密度表達式，與此類似，對于不同的P型區(qū)長度，同樣可以給出三種情況下的電子電流密度表達式。,小節(jié) 勢壘高度和載流子濃度的對應關(guān)系偏壓對空間電荷區(qū)邊界處注入的非平衡載流子濃度的調(diào)制理想pn結(jié)電流-電壓關(guān)系 正偏狀態(tài)的pn結(jié)，正偏電流