半导体器件物理结

1、半导体器件物理课件结第1页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二引言PN结是几乎所有半导体器件的基本单元。除金属半导体接触器件外，所有结型器件都由PN结构成。PN结本身也是一种器件整流器。PN结含有丰富的物理知识，掌握PN结的物理原理是学习其它半导体器件器件物理的基础。由P型半导体和N型半导体实现冶金学接触（原子级接触）所形成的结构叫做PN结。任何两种物质（绝缘体除外）的冶金学接触都称为结（junction）,有时也叫做接触（contact）。1.PN结定义：第2页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二引言2.几种分类：因此PN结有同型同质结、同型异质结

2、、异型同质结和异型异质结之分。广义地说，金属和半导体接触也是异质结，不过为了意义更明确，把它们叫做金属半导体接触或金属半导体结（M-S结）。 同质结：由同种物质构成的结（如硅）；异质结：由不同种物质构成的结（如硅和锗） ；同型结：由同种导电类型的物质构成的结 （如P-硅和P-锗、N-硅和N-锗）；异型结：由不同种导电类型的物质构成的结 （如P-硅和N-硅、P-锗和N锗）；第3页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二引言3.采用硅平面工艺制备PN结的主要工艺过程(a)抛光处理后的型硅晶片(b)采用干法或湿法氧化 工艺的晶片氧化层制作 (c)光刻胶层匀胶及坚膜 （d)图形掩膜、

3、曝光 (e)曝光后去掉扩散窗口胶膜的晶片n - Si光刻胶SiO2N+（f)腐蚀SiO2后的晶片 第4页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二引言采用硅平面工艺制备PN结的主要工艺过程(g)完成光刻后去胶的晶片 (i)蒸发/溅射金属 （j） PN 结制作完成 (h)通过扩散（或离子注入）形成 PN结P - SiN - SiSiO2N+第5页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二引言4.突变结与线性缓变结 1)突变结： P区和N区杂质过渡陡峭单边突变结（一侧的杂质浓度远远大于另一侧的质浓度的突变结）第6页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，

4、星期二引言4.突变结与线性缓变结 2)线性缓变结： 在线性区：两区之间杂质过渡是渐变的第7页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结1.PN结空间电荷区的形成（热平衡系统费米能级恒定原理）在形成结之前N型材料中费米能级靠近导带底，P型材料中费米能级靠近价带顶。当N型材料和P型材料被连接在一起时，费米能级在热平衡时必定恒等。p n CE FE iE VE 0yq 漂移 漂移 扩散 扩散 E ny py （a）在接触前分开的P型和N型硅的能带图 （b）接触后的能带图第8页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二多子扩散和少子漂移达到动态平衡1.

5、空间电荷区浓度差多子的扩散运动形成空间电荷区形成内建电场促使少子漂移阻止多子扩散第9页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二内建电场： 空间电荷区中的正、负电荷间产生的电场，其方向由n区指向p区。平衡p-n结： 载流子在内建电场的作用下，漂移运动和扩散运动相抵时，所达到 的动态平衡（p-n结的净电流为零）。 +-空间电荷区内建电场第10页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二形成扩散电流并增加空间电荷区的宽度平衡时平衡p-n结形成漂移电流并减小空间电荷区的宽度空间电荷区的宽度也达到稳定，电流为零多子的扩散运动少子的漂移运动第11页，共128页，2022年

6、，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结2.PN结空间电荷区的形成（热平衡系统划分）恒定费米能级的条件是由电子从N型一边转移至P型一边，空穴则沿相反方向转移实现的。电子和空穴的转移在N型和P型各边分别留下未被补偿的施主离子和受主离子。它们是荷电的，固定不动的，称为空间电荷。空间电荷存在的区域叫做空间电荷区。（c） 与（b）相对应的空间电荷分布 第12页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结3.几个概念耗尽近似：在空间电荷区，与电离杂质浓度相比，自由载流子浓度可以忽略，这种近似称为耗尽近似。因此空间电荷区也称为耗尽区（又称为耗尽层）。在完全耗尽的

7、区域，自由载流子密度为零。内建电势差：由于内建电场，空间电荷区两侧存在电势差，这个电势差叫做内建电势差（用 表示）。势垒区：N区电子进入P区需要克服势垒，P区空穴进入N区也需要克服势垒。于是空间电荷区又叫做势垒区。中性近似：假设耗尽区以外，在杂质饱和电离情况下，多子浓度等于电离杂质浓度 ，因而保持电中性，因此PN结空间电荷区外部区域常称为中性区。中性区自由载流子浓度与杂质浓度相等，不存在电场。第13页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二第14页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结4.空间电荷区内建电势差(N型一边和P型一边中性区之间

8、的电位差）方法一：（中性区电中性条件）由一维泊松方程：取费米势为零基准时：（2-1-2b）由中性区电中性条件，即电荷的总密度为零。得到：即：（2-1-4）第15页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结方法一：（中性区电中性条件）（2-1-5）对于N型的中性区，假设 ， 。即 ，连并（2-1-2a）代入（2-1-4）中，得N区中性区电势为：采用同样的方法，得到P型中性区的电势为：（2-1-6）因而，在N型一边与P型一边中性区之间的电位差为（2-1-7）第16页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结方法二：（费米能级恒定）

9、从费米能级恒定的观点来看，热平衡PN结具有统一的费米能级。形成PN结之前N区费米能级比P区费米能级高。形成PN结之后，费米能级恒定要求N区费米能级相对P区费米能级下降，则原费米电势差 即PN结中N型与P型中性区间电势差 。未形成PN结之前的N区（P区）的电子（空穴）浓度为：可以得到分别的费米能级为：再由热电势，得：第17页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二方法三：（在平衡状态下，净的空穴电流密度为零）并可进一步求出内建电势为从上式可解出内建电场， 由于 ， ，故得：第18页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结5. 利用Poisso

10、n方程求解单边突变结 (P+N) SCR内建电场、内建电势、内建电势差和耗尽层宽度N侧Poisson方程：P侧Poisson方程：空间电荷的电中性：空间电荷层宽度：对于单边突变结：单边突变结电荷分布、电场分布、电势分布第19页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结对N侧Poisson方程边界条件：应用做一次积分：得：边界条件：再次积分：第20页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结很小，由电势连续性，内建电势差：扩散电势或自建电势热平衡下的势垒高度耗尽层宽度：思考： 利用Poisson方程求解突变结SCR（非单边）内建

11、电场、内建电势、内建电势差和耗尽层宽度第21页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.1热平衡PN结6.学习要求1)掌握下列名词、术语和基本概念：PN结、突变结、线性缓变结、单边突变结、空间电荷区、耗尽近似、中性区、内建电场、内建电势差、势垒。2)分别采用费米能级和载流子漂移与扩散的观点解释PN结空间电荷区（SCR) Space Charge Region )的形成3)正确画出热平衡PN 结的能带图（图2-3a、b）。4)利用中性区电中性条件导出空间电荷区内建电势差公式：5)解Poisson方程求解单边突变结SCR内建电场、内建电势、内建电势差和耗尽层宽度。（2-1-7）

12、第22页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.2加偏压的PN结1.加偏压的PN结的能带图1)热平衡时2)加正向偏压时耗尽层宽度为耗尽层宽度为第23页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.2加偏压的PN结加正向偏压时远离PN结空间电荷区的中性区的准费米能级 和 。偏压 使热平衡费米能级分裂，N区准费米能级 相对P区准费米能级 上移 。相应地，N区各个能级上移 。势垒高度降至 。在空间电荷区由于 ，可以认为费米能级 和 通过空间电荷区时分别不变。在空间电荷区N侧，空穴准费米能级从 逐渐升高,最后与准电子费米能级 相等。这个空穴准费米能级变化的区域，称

13、为空穴扩散区。类似地，在空间电荷区P侧 逐渐下降,最后与空穴准费米能级 相等。这个电子准费米能级变化的区域，称为电子扩散区。第24页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.2加偏压的PN结3)加反偏压时耗尽层宽度为N区接正电位，在远离PN结空间电荷区的中性区， 及诸能级相对P区 下移 。在空间电荷区由于载流子耗尽，通过空间电荷区时 和 不变。势垒高度增加至 ，增高的势垒阻挡载流子通过PN结扩散，通过PN结的电流非常小，结的阻抗很高。耗尽层宽度（突变结）：（2-2-1）第25页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.2加偏压的PN结4)根据载流子扩散与

14、漂移的观点分析结的单向导电性 正偏压使空间电荷区内建电势差由 下降到 打破了PN结的热平衡，使载流子的扩散运动占优势即造成少子的正向注入且电流很大。反偏压使空间电荷区内建电势差由 上升到 同样打破了PN结的热平衡，使载流子的漂移运动占优势,这种漂移是N区少子空穴向P区和P区少子电子向N区的漂移，因此电流是反向的且很小。第26页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.2加偏压的PN结在正偏压下，外加电压降低了PN结的势垒，加强了电子从N侧到P侧的扩散以及空穴从P侧到N侧的扩散。2. 少数载流子的注入与输运1)结边缘的少数载流子浓度N侧和P侧平衡电子浓度N侧和P侧平衡空穴浓度

15、自建电势：（2-2-9）第27页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.2加偏压的PN结加上偏压 ，结电势变为 N侧和P侧空间电荷层边缘的电子浓度考虑低水平注入，得：类推得： （2-2-11,12）空间电荷层边缘的少数载流子浓度正向少子注入：当PN结加上正向偏压时，在结边缘反向少子抽取：当PN结加上反向偏压时，在结边缘1)结边缘的少数载流子浓度第28页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.2加偏压的PN结2)空间电荷效应和扩散近似在注入载流子存在的区域，假设电中性条件完全得到满足。注入载流子通过扩散运动在电中性区中输运。这种近似称为扩散近似。在扩散

16、近似下，稳态载流子输运满足扩散方程。注入PN结的N侧的空穴及其所造成的电子分布第29页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二(2-2-3)空穴电流(2-2-4)(2-2-5)电子电流(2-2-6)第30页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压特性1.理想的P-N结的基本假设及其意义1)外加电压全部降落在耗尽区上，耗尽区以外的半导体是电中性的，这意味着忽略中性区的体电阻和接触电阻。2)均匀掺杂。无内建电场，载流子不作漂移运动。3)空间电荷区内不存在复合电流和产生电流。4)小注入，即5)半导体非简并第31页，共128页，2022

17、年，5月20日，17点34分，星期二第32页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 一 正向电流电压特性在N型区的右侧，由于注入的非平衡少子（空穴）基本复合消失，少子的扩散电流为零，流过的电流主要是多子电子的漂移电流少子空穴的浓度很低，其漂移电流可忽略不计在P型区的左侧，流过的电流主要是多子空穴的漂移电流，少子（电子）的浓度很低，其漂移电流可忽略不计。中性区漂移电流漂移电流扩散电流扩散电流复合复合N区P区第33页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二N区：电子在外加电压的作用下向边界Xn 漂移，越过空间电荷区，经过边界XP注入P区，然后向前扩散形成电子扩

18、散电流，但在电子扩散区域内，电子边扩散边复合，不断与从左边漂移过来的空穴复合而转化为空穴的漂移电流，直到XP 处注入的电子全部复合，电子扩散电流全部转变为空穴的漂移电流。扩散区第34页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二P区：空穴在外加电压的作用下向边界XP 漂移，越过空间电荷区，经过边界XN注入N区，然后向前扩散形成空穴扩散电流，在空穴扩散区域内，空穴扩散电流都通过复合而转化为电子的漂移电流。扩散区：少子扩散电流和多子漂移电流相互转换扩散区扩散区第35页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二电子电流和空穴电流的大小在PN结附近扩散区域内的各处是不相等

19、的，但两者之和始终相等。说明电流转换并非电流的中断，而仅仅是电流的具体形式和载流子类型的改变，因此，PN结内的电流是连续的。则通过PN结任意截面的电流都一样：漂移电流漂移电流扩散电流扩散电流复合复合第36页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二PN结的IV特性要进一步研究PN结的电流输运情况，需要解决以下问题：1.计算空间电荷区边界处的少子浓度2.计算中性区少子浓度的空间分布3.计算空间电荷区边界处的少子扩散电流4.空间电荷区的少子电子和少子空穴扩散电流的和可以得出空间电荷区电流第37页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二直流情况下 ，又因 ，故可得N

20、 区中的空穴扩散方程为式中， ，称为空穴的 扩散长度，典型值为 10 m 。第38页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压特性2.载流子分布满足边界条件解得解稳态扩散方程第39页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 P 区内的非平衡少子电子 当 N 区足够长 ( Lp ) 时，利用 pn(x) 的边界条件可解出系数 A、B，于是可得 N 区内的非平衡少子空穴的分布为第40页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压特性2.载流子分布对于长二极管 ，上式简化为PN结P侧的电子分布

21、为少数载流子分布第41页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压特性3.电流分布对于长二极管，空穴注入所引起的扩散电流为在空间电荷层边缘（2-3-8），空穴电流为空穴电流分布改写为（2-3-9）第42页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压特性3.电流分布（2-3-15）类似，电子电流分布为空穴电流分布为第43页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二电子电流和空穴电流的大小在PN结附近扩散区域内的各处是不相等的，但两者之和始终相等。说明电流转换并非电流的中断，而仅仅是电流的具体

22、形式和载流子类型的改变，因此，PN结内的电流是连续的。则通过PN结任意截面的电流都一样：漂移电流漂移电流扩散电流扩散电流复合复合第44页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二PN结的IV特性要进一步研究PN结的电流输运情况，需要解决以下问题：1.计算空间电荷区边界处的少子浓度2.计算中性区少子浓度的空间分布3.计算空间电荷区边界处的少子扩散电流4.空间电荷区的少子电子和少子空穴扩散电流的和可以得出空间电荷区电流第45页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二第46页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压特性

23、3.电流分布公式（2-3-9）和（2-3-15）指出，由于少子电流沿远离PN结的方向而e指数地减小。因为总电流相对于x来说必定不变，才能满足电流连续性。所以多子电流必须随着x增加而增加，以补偿空穴电流的下降。也就是说，少子电流通过电子空穴对的复合不断地转换为多子电流。电子电流和空穴电流：忽略空间电荷区的复合电流和产生电流，得总电流：二极管饱和电流第47页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压特性4.PN结饱和电流的几种表达方式(一般是反向饱和电流)理想PN结饱和电流来源于扩散区内产生的非平衡少数载流子。（2-3-21）（2-3-20）二极管饱和

24、电流由电子扩散电流和空穴扩散电流两部分构成（2-3-18）（2-3-19）对于P+N(N+P)单边突变结，电子电流（空穴电流）可以忽略与半导体材料的禁带宽度有密切的关系。禁带宽度大，其值越小。第48页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二在XNXN区域和XPXP区域的少子浓度低于平衡少子浓度，因而产生大于复合。扩散电流扩散电流漂移电流漂移电流二 反向电流电压特性第49页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二扩散电流扩散电流漂移电流漂移电流在XNXN区域净产生的空穴往结区扩散，到达空间电荷区边界XN处，被电场扫过空间电荷区进入P区，产生的电子以漂移的形式流

25、出XpXp区。第50页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二扩散电流扩散电流漂移电流漂移电流在XPXP区域中净产生的电子往XP方向扩散，一到达空间电荷区边界XP即被电场扫过空间电荷区进入N区，产生的空穴则以漂移形式流出XNXN 。第51页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二这样形成了由N区流向P区的PN结反向电流。在右侧是电子漂移电流，在左侧全部变为空穴电流。扩散电流扩散电流漂移电流漂移电流第52页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二+第53页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压

26、特性5.反向偏置PN结的少子分布和电流分布（a）少数载流子分布（b）少数载流子电流（c）电子电流和空穴电流反向偏压反向饱和电流分别是PN结空穴扩散区和电子扩散区所发生的空穴产生电流和电子产生电流第54页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.3理想PN结的直流电流电压特性6.PN结的典型电流电压特性 PN结正向电流随外加电压e指数增加，反向电流则很小，这就是PN结的单向导电性。第55页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.4空间电荷区的复合电流和产生电流1.复合电流（在正偏压的时候出现）正偏压使得空间电荷层边缘处的载流子浓度增加，以致 ，这些过量载

27、流子穿越空间电荷层，使得超过平衡值，因此，在空间电荷层中会有复合。复合电流：考虑最大复合条件外加电压 V 时，在势垒区中，平衡时，可见：当 V = 0 时，np = ni2 ，U = 0 ， 不发生净复合； 当 V 0 时，np ni2 ，U 0 ， 发生净复合； 当 V 0 时，np ni2 ，U VT 时，把扩散电流记为3.复合电流与扩散电流的比较（对于P+N结）上式表明，若 越小，电压愈低，则势垒区复合电流的影响愈大；半导体材料的禁带宽度愈大，势垒区复合电流愈大；硅PN结比锗PN结势垒区复合电流大； PN结轻掺杂区杂质浓度愈大，势垒区复合电流愈大。 第63页，共128页，2022年，5月

28、20日，17点34分，星期二PN结反偏时，由于空间电荷区对载流子的抽取作用，空间电荷区的载流子浓度低于平衡值（pn ni2） ，所以产生率大于复合率，净产生率不为零，空间电荷区内存在产生电流。体内扩散电流来自PN结两侧P区和N区内产生的电子和空穴，而空间电荷区中的产生电流，是指空间电荷区中复合中心产生出来的电子空穴对形成的电流。二 反向PN结空间电荷区产生电流第64页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二CBAD: 反向电子扩散电流，在P区通过复合中心产生的电子A和空穴B，电子由A扩散到PN结空间电荷区，并被电场扫到N区流向右方，而空穴流向左方。 CBAD空穴EFGH：PN

29、结空间电荷区中复合中心产生的电子空穴对被电场分别扫进N区和P区，这个产生电流是反向扩散电流之外的一个附加的反向电流。反向电流产生的物理过程第65页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二空间电荷区复合中心的产生电流不像反向扩散电流那样会达到饱和值，而是随着反向偏压的增大而增大。这是因为，PN结空间电荷区随着反向偏压的增大而展宽，处于空间电荷区的复合中心数目增多，所以产生电流增大。U kT/q V1 为迭加在直流偏压上的交流小信号电压振幅，V1 kT/q第93页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二上式中，由于 ，可利用近似公式 得： 以 N 区中的空穴扩散

30、电流为例，取 N 区与势垒区的边界为坐标原点，由结定律可得边界 ( x = 0 ) 处的少子浓度为第94页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二即 x = 0 处的少子浓度由直流分量和交流小信号分量组成，并可得到 x = 0 处少子浓度直流分量和交流小信号分量的边界条件分别为第95页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 在 不太高的情况下，可以假设在 N 区内任意位置 x 处，pn (x, t) 也由直流分量和交流小信号分量组成，即 将此 pn (x, t) 代入空穴扩散方程并将方程分拆成 不含 和 含 的两个方程，即第96页，共128页，2022年，

31、5月20日，17点34分，星期二 解第一个方程可得到 p0 (x) ，代入空穴电流密度方程中，可得到空穴扩散电流密度中的直流分量，即前面已求得的 Jdp 同理，电子扩散电流密度中的直流分量为， 于是可得 PN 结正向扩散电流中的 直流分量 为第97页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 解第二个扩散方程结合少子浓度交流小信号分量的边界条件，得到 p1(x) ，代入空穴电流密度方程，得到空穴扩散电流密度的交流分量，第98页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 同理，电子扩散电流密度的交流分量为 于是可得 PN 结正向扩散电流中的 交流分量 为式中，第9

32、9页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 PN 结的 小信号交流导纳 为 在 的情况下，由近似公式 ，得式中， 2.8.2 交流导纳与扩散电容 ，就是 PN 结的 扩散电容。 由上式可见，CD 与正向直流偏流成正比，即 ，为 PN 结的 直流增量电导，第100页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 对于 P+N 单边突变结， 可见 CD也是取决于低掺杂一侧的杂质浓度。N 区：（同时产生） 扩散电容的物理意义P 区：（同时产生 ）P区N区第101页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二势垒电容与扩散电容的比较 势垒区中电离杂质电荷随

33、外加电压的变化率； 正负电荷在空间上是分离的； 与直流偏压成幂函数关系； 正偏反偏下均存在，可作电容器使用； 要使 CT， 应使 A，xd （N , 反偏）。 中性区中非平衡载流子电荷随外加电压的变化率； 正负电荷在空间上是重叠的； 与直流电流成线性关系，与直流偏压成指数关系； 只存在于正偏下； 要使 CD，应使 IF（A， 正偏）， 。 第102页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 图中 gl 为 漏电导，取决于 PN 结的加工质量与清洁程度，rs 为 寄生串联电阻。这两个都是非本征元件。 2.8.3 二极管的交流小信号等效电路第103页，共128页，2022年，5月

34、20日，17点34分，星期二2.8PN结二极管的频率特性空穴分布：1.少子边界条件（2-8-3）在PN结边缘N侧 处，（2-8-7）对于采用近似：得：（2-8-3）式中：少子的边界条件为: （2-8-11）第104页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.8PN结二极管的频率特性在N型中性区，把空穴分布2.交流少子连续性方程代入连续性方程：（2-8-4）式中得由于（2-8-5）第105页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.8PN结二极管的频率特性3.交流少子分布（2-8-14）N区空穴交流分量对于长二极管（ ） （2-8-13）第106页，共12

35、8页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.8PN结二极管的频率特性交流少子分布P区电子交流分量（2-8-16）（2-8-18）第107页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.8PN结二极管的频率特性4.交流电流（2-8-15）（2-8-20）总的交流电流 而空穴电流 ： 注入到P区电子交流分量： 得： （2-8-18）第108页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.8 PN结二极管的频率特性5.二极管的交流导纳二极管的交流导纳定义为交流电流与交流电压之比：（2-8-22）其中为二极管正向电流直流成分。 直流电导也叫做扩散电导，其倒数叫

36、做PN结扩散电阻。 称为P-N结扩散电容。其性质如下：1、扩散电容在PN结正偏压情况下出现。偏压愈高，扩散电容愈大。反偏PN结不存在贮存电荷，因此不表现出扩散电容；2、工作电流愈大，扩散电容愈大；3、对于高频情形，存贮电荷跟不上结电压的变化、很小，对于 低频情况，扩散电容特别重要；4、减少少子寿命（硅材料中掺金）可以有效地减小扩散电容。第109页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.8PN结二极管的频率特性6.二极管的等效电路 在许多应用中，总是根据在使用条件下半导体器件各部分的物理作用，用电阻，电容，电流源和电压源等组成一定的电路来达到等效器件的功能。这种电路叫做等效

37、电路。PN结小信号交流等效电路如图2-20所示。耗尽层电容 串联电阻 扩散电容 直流电导 第110页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.8PN结二极管的频率特性7.学习要求掌握概念：交流导纳 扩散电导 扩散电阻 扩散电容 等效电路掌握解扩散方程求出了交流少子分布、电流分布、交流电流掌握二极管等效电路第111页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.9PN结二极管的开关特性1.二极管的开关作用PN结二极管处于正向偏置时，允许通过较大的电流，处于反向偏置时通过二极管的电流很小，因此，常把处于正向偏置时二极管的工作状态称为开态，而把处于反向偏置时的工作

38、状态叫作关态。可见结二极管能起到开关作用。第112页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.9PN结二极管的开关特性2.PN结的反向瞬变 电流和电压的延迟现象源于PN结的电荷贮存效应第113页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.9PN结二极管的开关特性3.PN结二极管的电荷存储效应PN结加一恒定的正向偏压时，载流子被注入并保持在结二极管中，在扩散区建立确定的非平衡少数载流子分布，这种现象称为电荷存储效应。当正向偏压突然转至反向偏压时，在稳态条件下所保持的载流子并不能立刻消除。第114页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.

39、9PN结二极管的开关特性4.PN结反向瞬变的定性解释 到则沿X轴的正方向，于是电流反向。 1、在处注入的载流子浓度结界面不断下降，注入载流浓度的梯度2、注入的非平衡少子的浓度梯度不变，因此反向电流变成反向电流的原因。 为常量。这就解释了当偏压由立即变成扩散电流之后，但在这一段时间内，由于在减小，因此平衡少子被去除完毕，于是结电压为零。 仍然大于面上，因此PN结两端的电压3、在也在减小，当时，可以认为，即全部注入的非第115页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.9PN结二极管的开关特性PN结反向瞬变的定性解释 在，因而也愈来愈小，因此也愈来愈小，电流和电压波形中出现“尾

40、巴”。（即达到稳定的反偏状态之后） 由于反向偏压PN结的抽取作用，在面上达到反向偏压PN结稳定状态时的分布状况，第116页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.9PN结二极管的开关特性5.PN结反向瞬变的定量分析（电荷控制分析方法 ） 在 考虑长P+N结二极管的电荷贮存效应。 N侧的总贮存电荷定义为 （2-9-1）对连续方性程 从0至求一次积分（令）并利用（2-9-1）式，得到 （2-9-2）电荷控制方程 第117页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.9PN结二极管的开关特性PN结反向瞬变的定量分析（电荷控制分析方法 ） 在 为在全部贮存电荷被

41、去除（定义贮存时间）所需要的时间，从而 通过解依赖于时间的连续性方程进行精确分析得到的是 （2-9-7）（2-9-8）第118页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二 2.9PN结二极管的开关特性6.阶跃恢复二极管反向瞬变波形可以通过在二极管中引入一自建场进行修正。例如若在P+N二极管轻掺杂一侧的杂质浓度为 （2-9-9）自建电场为：式中 为在PN结处的杂质浓度；a为常数。（2-9-10）于是注入的非平衡少子空穴既有扩散运动，也有在自建场作用下的漂移运动。自建场沿着-x方向，漂移电流也沿-x方向，方向当二极管由正向偏置转换到反向偏置之后，注入少子空穴开始反向流向空间电荷区，

42、而此时自建场E将加速这种流动。 第119页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.9PN结二极管的开关特性7.学习要求掌握概念： PN结二极管的开关作用、反向瞬变、电荷贮存、贮存时间、电荷控制分析方法、阶跃恢复二极管根据PN结二极管的少数载流子分布示意图定量地解释PN结二极管的反向瞬变现象。利用电荷控制方法求得贮存时间并与严格解的结果比较。掌握阶跃恢复二极管工作原理第120页，共128页，2022年，5月20日，17点34分，星期二2.10 PN结击穿1.PN结击穿当加在PN结上的反偏压增加到一定数值，再稍微增加，PN结就会产生很大的反向电流。这种现象叫做结击穿。击穿过程并非具有破坏性的，只要最大电流受到限制，它可以长期地重复。2.击穿机制齐纳击穿：齐纳提出在高电场下耗尽区的共价键断裂产生电子和空穴，即有些价电子通过量子力学的隧道效应从价带转移到导带，从而形成反向隧道电流。齐纳击穿发生在低电压