晶体管原理第二章

晶体管原理第二章第1页，课件共45页，创作于2023年2月

平衡状态：PN

结内部的温度均匀稳定，不存在外加电压、光照、磁场、辐射等外作用。

2.1PN

结的平衡状态第2页，课件共45页，创作于2023年2月

2.1.1空间电荷区的形成空穴扩散：P区N区电子扩散：P区N区扩散电流方向为，P区N区P区N区NA-，pp0ND+，nn0内建电场空间电荷区P区N区NA-ND+NA-pp0ND+nn0第3页，课件共45页，创作于2023年2月

2.1.2内建电场、内建电势与耗尽区宽度第4页，课件共45页，创作于2023年2月PN以上的E(x)

就是

PN

结的

内建电场。1.N区P区的电场为第5页，课件共45页，创作于2023年2月

Vbi

与掺杂浓度、温度及半导体的材料种类有关。在常用的掺杂浓度范围和室温下，硅的Vbi

约为0.75V

。（2-13）对内建电场作积分可得

内建电势Vbi

2、内建电势

第6页，课件共45页，创作于2023年2月可求出

N

区与

P

区的耗尽区宽度

：

3、耗尽区宽度

总的耗尽区宽度

：第7页，课件共45页，创作于2023年2月

2.1.3能带图

第8页，课件共45页，创作于2023年2月N区P区由图可见，电子从

N

区到

P

区必须克服一个高度为

qVbi的势垒，空穴从

P

区到

N

区也必须克服一个同样高度的势垒，所以耗尽区也被称为“势垒区”。PN第9页，课件共45页，创作于2023年2月

2.2

PN

结的直流电流电压方程

PN

结二极管的直流电流电压特性曲线第10页，课件共45页，创作于2023年2月面积为Vbi

2.2.1

外加电压时载流子的运动情况外加正向电压

V后，PN结势垒高度由

qVbi降为

q(Vbi-V)，

使扩散电流大于漂移电流，形成正向电流。由于正向电流的电荷来源是

N区电子和

P区空穴，它们都是多子，所以正向电流很大。PNx0平衡时外加正向电压时外加电场内建电场面积为Vbi-V第11页，课件共45页，创作于2023年2月VP区N区0正向电流密度由三部分组成：

1、空穴扩散电流密度

Jdp

(在

N区中推导）

2、电子扩散电流密度

Jdn

(在

P区中推导）

3、势垒区复合电流密度

Jr

(在势垒区中推导）第12页，课件共45页，创作于2023年2月外加反向电压V(V<0)后，PN结的势垒高度由qVbi

增高到q(Vbi

-V)，xd

与都增大。PNx0平衡时外加反向电压时外加电场内建电场面积为Vbi

-V面积为Vbi多子面临的势垒提高了，难以扩散到对方区域中去了，但少子更容易被反向电场拉入对方区域，从而形成反向电流。由于反向电流的电荷来源是少子，所以反向电流很小。第13页，课件共45页，创作于2023年2月VP区N区0反向电流密度也由三部分组成：

1、空穴扩散电流密度

Jdp

2、电子扩散电流密度

Jdn

3、势垒区产生电流密度

Jg（Jg与

Jr可统称为

Jgr

)

第14页，课件共45页，创作于2023年2月

以上两式常被称为“结定律”，对正、反向电压均适用。但在正向时只适用于小注入。2.2.2结定律在

N

型区与耗尽区的边界处，在

P

型区与耗尽区的边界处，第15页，课件共45页，创作于2023年2月

2.2.3扩散电流

第16页，课件共45页，创作于2023年2月外加正向电压时PN结中的少子分布图为P区N区注入

N区的非平衡空穴，在

N区中

一边扩散一边复合

，其浓度随距离作指数式衰减。衰减的特征长度就是空穴的扩散长度

Lp。每经过一个

Lp的长度，非平衡空穴浓度降为

1/e

。

第17页，课件共45页，创作于2023年2月P区N区外加反向电压时PN结中的少子分布图为

N区中势垒区附近的少子空穴全部被势垒区中的强大电场拉向

P区，

所以空穴浓度在势垒区边界处最低，随距离作指数式增加，在足够远处恢复为平衡少子浓度。减少的空穴由

N区内部通过热激发产生并扩散过来补充。

第18页，课件共45页，创作于2023年2月

PN结总的扩散电流密度（N区内的空穴扩散电流+P区内的电子扩散电流）

Jd

为当V=0

时，Jd=0

，当V>>kT/q时，当V<0且|V|>>kT/q时，Jd=-J0第19页，课件共45页，创作于2023年2月室温下硅

PN结的

J0值约为

10-10A/cm2的数量级。IVI00

J0乘以

PN结的结面积

A，得：反向饱和电流

第20页，课件共45页，创作于2023年2月

2.2.4势垒区产生复合电流请同学自己看书复习第21页，课件共45页，创作于2023年2月

2.2.5薄基区二极管本小节的结果在第

3

章中有重要用途。第22页，课件共45页，创作于2023年2月

薄基区二极管

是指，PN结的某一个或两个

中性区的长度小于少子扩散长度。PNWB0这时其扩散电流

Jd

会因为少子浓度的边界条件不同而有所不同。但势垒区产生复合电流Jgr

的表达式无任何变化。解扩散方程得到的N区中的非平衡少子分布为第23页，课件共45页，创作于2023年2月对于薄基区二极管，WB<<Lp

，利用近似公式

N区中的非平衡少子：上式对正、反向电压都适用。类似地可得P区中的非平衡少子分布np(x)的表达式。薄基区二极管中的少子分布图为第24页，课件共45页，创作于2023年2月

2.3大注入效应

大注入条件：注入某区边界附近的非平衡少子浓度远大于该区的平衡多子浓度。第25页，课件共45页，创作于2023年2月在

N区中

xn

附近，或在

P区中（-

xp）附近，N区第26页，课件共45页，创作于2023年2月当发生大注入时，PN结的电流电压关系为这时，PN

结的

lnI~V

特性曲线的斜率，将会从

小注入时的

(q/kT)

过渡到

大注入时的(q/2kT)

。

第27页，课件共45页，创作于2023年2月

2.4PN

结的击穿雪崩倍增隧道效应热击穿击穿现象击穿机理：电击穿第28页，课件共45页，创作于2023年2月

2.4.1雪崩击穿

反向电压可使被碰撞的价带电子跃迁到导带，从而产生一对新的电子空穴对，这就是

碰撞电离。碰撞电离主要发生在反偏PN结的耗尽区中。之后,新的载流子再被加速,再与原子碰撞,又继续产生一对新的电子空穴对…….,这种现象称为雪崩倍增。第29页，课件共45页，创作于2023年2月对于突变结，可见，禁带宽度EG越大，则击穿电压

VB越高；约化杂质浓度N0

越低，VB越高。对于单边突变结，N0

就是低掺杂一侧的杂质浓度，因此

击穿电压也取决于低掺杂一侧，该侧的杂质浓度越低，则

VB越高。第30页，课件共45页，创作于2023年2月对于线性缓变结，第31页，课件共45页，创作于2023年2月结面曲率半径的影响由扩散工艺所形成的PN结，在结面的四周和四角会形成柱面与球面。结深xj

越小，曲率半径就越小，电场就越集中，击穿电压VB也就越低，且多发生在表面而不是体内。第32页，课件共45页，创作于2023年2月

2.4.2齐纳击穿

隧道效应：由于电子具有波动性，可以有一定的几率穿过势垒。势垒越薄，隧道效应就越明显。由于存在隧道效应，使价带中不具有

EG能量的A点电子可有一定的几率穿过隧道到达导带中的B点，从而进入

N区形成反向电流。电子能量电子动能x第33页，课件共45页，创作于2023年2月随着反向电压的提高，增大，隧道长度d缩短，使反向电流增大。当反向电压增大到使达到临界值时，d

变的足够小，使反向电流急剧增大，这种现象就称为

齐纳击穿，或

隧道击穿。硅和锗PN结的齐纳击穿临界电场分别为1200kV/cm和200kV/cm。第34页，课件共45页，创作于2023年2月反向电压V↑→功率PC

=VI0↑→结温Tj↑→I0↑当Tj

不受控制的不断上升时，将导致PN结的烧毁，这就是

热击穿。热击穿是破坏性的，不可逆的。

2.4.3热击穿式中V为反向电压，Tj

为PN结的结温。第35页，课件共45页，创作于2023年2月半导体材料的禁带宽度

EG越大，则

I0越小，热稳定性就越好，因此硅PN结的热稳定性优于锗PN结。由于

PN结的反向电流

I0极小，所以功率损耗

PC也极小，一般并不容易发生热击穿。实际上热击穿往往发生在已经出现电击穿，因而反向电流比较大的情况下。或者发生在正向时，因为正向电流不但很大，而且也有正的温度系数。

第36页，课件共45页，创作于2023年2月势垒电容CT

2.5PN

结的势垒电容PN结电容扩散电容CD第37页，课件共45页，创作于2023年2月

2.5.1势垒电容的定义

当外加电压有(-V)的变化时，势垒区宽度发生变化，使势垒区中的空间电荷也发生相应的Q

的变化，如下图。P区N区

PN

结势垒微分电容CT

的定义为简称为

势垒电容。（2-126）

第38页，课件共45页，创作于2023年2月

势垒电容CT可以表示为（2-127）

第39页，课件共45页，创作于2023年2月

2.5.2突变结的势垒电容

于是可得：式中，（2-130）

根据势垒电容的定义，第40页，课件共45页，创作于2023年2月

2.5.3线性缓变结的势垒电容当外加较大