半导体器件物理课件结

半导体器件物理课件结第1页，课件共128页，创作于2023年2月引言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，课件共128页，创作于2023年2月引言2.几种分类：因此PN结有同型同质结、同型异质结、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，课件共128页，创作于2023年2月引言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、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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月引言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，课件共128页，创作于2023年2月引言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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月多子扩散和少子漂移达到动态平衡1.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，课件共128页，创作于2023年2月内建电场：

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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月第14页，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月2.1热平衡PN结方法二：（费米能级恒定）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，课件共128页，创作于2023年2月方法三：（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，课件共128页，创作于2023年2月2.1热平衡PN结5.利用Poisson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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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）内建电场、内建电势、内建电势差和耗尽层宽度第21页，课件共128页，创作于2023年2月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)SpaceChargeRegion)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）第22页，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月2.2加偏压的PN结4)根据载流子扩散与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，课件共128页，创作于2023年2月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侧平衡空穴浓度自建电势：（2-2-9）第27页，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月(2-2-3)空穴电流(2-2-4)(2-2-5)电子电流(2-2-6)第30页，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月第32页，课件共128页，创作于2023年2月

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，课件共128页，创作于2023年2月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X’P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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月直流情况下，又因，故可得N

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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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侧的电子分布为少数载流子分布第41页，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月第46页，课件共128页，创作于2023年2月2.3理想PN结的直流电流－电压特性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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月在XN~X’N区域和XP~X’P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，课件共128页，创作于2023年2月扩散电流扩散电流漂移电流漂移电流在XN~X’N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出Xp~X’p区。第50页，课件共128页，创作于2023年2月扩散电流扩散电流漂移电流漂移电流在XP~X’P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XN~X’N。第51页，课件共128页，创作于2023年2月这样形成了由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，课件共128页，创作于2023年2月+第53页，课件共128页，创作于2023年2月2.3理想PN结的直流电流－电压特性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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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<0，发生净产生。？？第56页，课件共128页，创作于2023年2月ABCD:电子的注入电流，AB段：电子从N区注入到P区后，与在B点与从左方来的空穴C复合；A’B’C’D’:空穴的注入电流，A’B’段：空穴从P区注入到N区后，与在B’点与从右方来的电子C’复合；EFGH：PN结空间电荷区中复合中心造成的复合电流。空间电荷区内的复合电流第57页，课件共128页，创作于2023年2月复合电流定义为：空间电荷区的宽度载流子通过复合中心复合的复合率最大复合率（Et=Ei时）：（1-208）Et=Ei第58页，课件共128页，创作于2023年2月可得最大复合率：第59页，课件共128页，创作于2023年2月其中：（2-4-5）得：最大复合率为:考虑最大复合影响外加电压V一定时，第60页，课件共128页，创作于2023年2月正向PN结空间电荷区中的费米能级注入的扩散电流和空间电荷区中的复合电流的区别：复合地点不同；在电子或空穴扩散区中电子和空穴一个是多子，一个是少子，其浓度相差很大。在空间电荷区，位于禁带中央附近的复合中心能级处，有Et=Ei，即电子和空穴的浓度基本相等，所以通过空间电荷区复合中心的复合相对较强。第61页，课件共128页，创作于2023年2月2.4空间电荷区的复合电流和产生电流图2-11衬底掺杂浓度为1016cm3的硅扩散结的电流电压特性低偏压：空间电荷区的复合电流占优势偏压升高：扩散电流占优势更高偏压：串联电阻的影响出现了（扩散电流为主）第62页，课件共128页，创作于2023年2月2.4空间电荷区的复合电流和产生电流2.扩散电流对于P+N结，当外加正向电压且V>>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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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。C’B’A’D’空穴EFGH：PN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，课件共128页，创作于2023年2月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<0

意味着正的产生率，所形成的电流是空间电荷区产生的电流而不是复合电流：特点：第66页，课件共128页，创作于2023年2月2.5隧道电流当P侧N侧均为重掺杂时，有些载流子可能穿透（代替越过）势垒而产生额外的电流，这种机制称为量子力学的隧道效应。（1）费术能级位于导带或价带的内部；（2）空间电荷层的宽度很窄，因而有较高的隧道穿透率；（3）在相同的能量水平上，在一侧的能带中有电子而在另一侧的能带中有空状态。条件：当结的两边均为重掺杂，从而成为简并半导体，这些条件就得到满足第67页，课件共128页，创作于2023年2月第68页，课件共128页，创作于2023年2月

隧道二极管是因为用含有大量杂质的本征半导体制作PN结时，会产生极薄的耗尽层，若加正向偏压，则在达到扩散电位之前，由于隧道效应而发生电流流动。若接近扩散电位，则为通常的二极管特性，所以如图所示，在正向电压低的范围，显示出负的电阻。隧道二极管的电压电流特性

隧道二极管的优点是开关特性好，速度快、工作频率高；缺点是热稳定性较差。一般应用于某些开关电路或高频振荡等电路中。第69页，课件共128页，创作于2023年2月(1)隧道结未加电压时的能带图如右图所示。这时P区价带和n区导带虽然具有相同能量的量子态，但是n区和p区的费米能级相等，在结的两边，费米能级以下没有空量子态，费米能级以上的量子态没有电子占据，所以，隧道电流为零，对应于特性曲线上的o点

各种偏压条件下隧道结的能带图图(a)

第70页，课件共128页，创作于2023年2月(2)加一很小的正向电压v，n区能带相对于p区将升高qv，如右图所示，这时结两边能量相等的量子态中，p区价带的费米能级以上有空量子态，而n区导带的费米能级以下有量子态被电子占据，因此n区导带中的电子可能穿过隧道到p区价带中，产生从p区向n区的正向隧道电流，这时对应于特性曲线上的点1

图(b)各种偏压条件下隧道结的能带图第71页，课件共128页，创作于2023年2月(3)继续增大正向电压，势垒高度不断下降，有更多的电子从n区穿过隧道到p区的空量子态，使隧道电流不断增大。当正向电流增大到Ｉp时，这时P区的费米能级与n区导带底一样高，n区的导带和p区的价带中能量相同的量子态达到最多，n区的导带中的电子可能全部穿过隧道到p区价带中的空量子态去，正向电流达到极大值Ｉp，这时对应于特性曲线的点2.第72页，课件共128页，创作于2023年2月(4)再增大正向电压，势垒高度进一步降低，在结两边能量相同的量子态减少，使n区导带中可能穿过隧道的电子数以及p区价带中可能接受穿过隧道的电子的空量子态均减少，如右图所示，这时隧道电流减小，出现负阻，如特性曲线上的点3

图(d)第73页，课件共128页，创作于2023年2月(5)正向偏压增大到vv时，n区导带底和p区价带顶一样高，如右图所示，这时p区价带和n区导带中没有能量相同的量子态，因此不能发生隧道穿通，隧道电流应该减少到零，对应于特性曲线上的点4。但实际上在vv时正向电流并不完全为零，而是有一个很小的谷值电流Ｉv.实验证明，谷值电流基本上具有隧道电流的性质。

第74页，课件共128页，创作于2023年2月(6)对硅、锗p-n结来说，正向偏压大于vv时，一般地扩散电流就开始成为主要的，这时隧道结和一般p-n结的正向特性基本一样；(7)加反向偏压时，p区能带相对n区能带升高，如图所示,p区中的价带电子可以穿过隧道到n区导带中，产生反向隧道电流。随着反向偏压的增加，p区价带中可以穿过隧道的电子数大大增加，故反向电流也迅速增加，如特性曲线上的点5所示。

第75页，课件共128页，创作于2023年2月2.5隧道电流6.隧道二极管的特点和应用上的局限性（1）隧道二极管是利用多子的隧道效应工作的。由于单位时间内通过结的多数载流子的数目起伏较小，因此隧道二极管具有较低的噪声。（2）隧道结是用重掺杂的简并半导体制成，由于温度对多子的影响小，使隧道二级管的工作温度范围大。（3）由于隧道效应的本质是量子跃迁过程，电子穿越势垒极其迅速，不受电子渡越时间的限制，因此可以在极高频率下工作。这种优越的性能，使隧道二级管能够应用于振荡器，双稳态触发器和单稳多谐振荡器，高速逻辑电路以及低噪音微波放大器。由于应用两端有源器件的困难以及难以把它们制成集成电路的形式，隧道二极管的利用受到限制。第76页，课件共128页，创作于2023年2月1.PN结处于正向偏置2.6温度对PN结I-V特性的影响总电流（扩散电流）：（2-3-16）复合电流：（2-4-5）得：（2-6-1）式中随温度的增加而迅速增加，可见在高于室温时，不太大的正偏压（Si0.3V）就使占优势。

第77页，课件共128页，创作于2023年2月2.PN结处于反向偏置2.6温度对PN结I-V特性的影响（2-6-2）随着温度增加，增大，也是扩散电流占优势。无论是在正向还是反向偏置，PN结的温度特性主要取决于二极管方程：（2-3-16）反向偏压情况下，二极管I－V特性的温度效应：（2-3-18）（2-4-9）第78页，课件共128页，创作于2023年2月3.PN结处于反向偏置2.6温度对PN结I-V特性的影响相对来说，括号内的参量对温度变化不灵敏。

（2-6-3）对T求导，所得的结果除以，得到（2-6-4）反映了反偏压情况下，二极管I－V特性的温度效应。20

40

60

80

100

101

102

103

100

VR=6V

T°C

第79页，课件共128页，创作于2023年2月4.PN结处于正向偏置2.6温度对PN结I-V特性的影响取（2-6-5）导出：代入（2-6-4）式，得到

（2-6-7）I，A

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

10-4

10-3

10-2

10-1

100

10-5

150°C

25°C

-55°C

V—V

结电压随温度变化十分灵敏，常用来精确测温和控温第80页，课件共128页，创作于2023年2月低频，pn结有整流作用；高频，无整流作用pn结电容破坏整流特性pn结电容包括耗尽层(势垒)电容和扩散电容1.势垒电容平衡pn结势垒区正偏时势垒区变窄2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管第81页，课件共128页，创作于2023年2月正偏V,空间电荷，部分电子和空穴存入势垒区正偏V,空间电荷，部分电子和空穴从势垒区中取出反偏V,空间电荷，部分电子和空穴从势垒区中取出反偏V,空间电荷，部分电子和空穴存入势垒区第82页，课件共128页，创作于2023年2月耗尽层的空间电荷数量随外加V而变化，和一个电容器的充放电作用相似，这种pn结的电容效应称为耗尽层(势垒)电容。势垒电容是可变电容，可引入微分电容的概念来描述C

随V

变

第83页，课件共128页，创作于2023年2月耗尽层电容

已经证明耗尽层宽度是偏置电压的函数，由于在结的两个半边内空间电荷直接正比于耗尽层宽度，则有：2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管（2-7-1）空间电荷层小信号电容：得：（2-7-3）C称为过渡电容或耗尽层电容有时亦称为势垒电容第84页，课件共128页，创作于2023年2月耗尽层电容

2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管PN结空间电荷区空间电荷随外加偏压变化所引起的电容。

常用关系：

（2-7-7）21C

0y

RV

1、根据该图中的直线斜率可以计算出施主浓度。2、使直线外推至电压轴可求出自建电压。在截距处第85页，课件共128页，创作于2023年2月2.求杂质分布

2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管在杂质分布未知的PN结中，可以利用电容电压曲线描绘出轻掺杂一边的杂质分布，此称求杂质分布。考虑任意杂质分布：（2-7-8）x

()xN

()WN

W

dW

式中是在空间电荷层边缘处的杂质浓度。由泊松方程，电场增量是与电荷增量之间具有如下关系：电场增量偏压增量的具有如下关系：

（2-7-9）第86页，课件共128页，创作于2023年2月2.求杂质分布

2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管由

得：

——势垒电容把（2-7-9）式至（2-7-11）式代入（2-7-8）式并将结果重新整理得到（2-7-12）（2-7-11）第87页，课件共128页，创作于2023年2月3.求杂质分布的程序

2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管在不同反偏压下测量电容：用（2-7-11）式求出以上不同反偏压下的空间电荷区宽度：画出相对的曲线。从此曲线中取并将其结果代入（2-7-12）式计算出画出完整的杂质分布注意：倘若出现高密度的陷阱中心和界面态，如硅中掺金情形，前面的分析必须加以修正，以适应这些荷电的状态。

第88页，课件共128页，创作于2023年2月3.求杂质分布的程序

2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管由劳伦斯和沃纳用计算机算出的结果第89页，课件共128页，创作于2023年2月3.求杂质分布的程序

2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管由劳伦斯和沃纳用计算机算出的结果第90页，课件共128页，创作于2023年2月4.变容二极管

2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管根据（2-7-3）可见反向偏置的PN结可以作为电容使用在LC调谐电路中。专门为此目的制造的二极管称为变容二极管。结型二极管的电容电压方程可写成

：对于单边突变结，，如式（2-7-3）中所表示。

第91页，课件共128页，创作于2023年2月4.变容二极管

2.7耗尽层电容求杂质分布和变容二极管包括一个P-N结电容的LC电路，其谐振频率可表示为（2-7-13）在电路应用中，总是希望在谐振频率和控制电压之间有线性关系，也就是说，要求。第92页，课件共128页，创作于2023年2月当

PN

结的外加电压为时，

2.8.1交流小信号下的扩散电流

则

PN

结的扩散电流也具有如下形式

2.8PN

结的频率特性与扩散电容

ω

为角频率，式中，V0为直流电压，V0>>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，课件共128页，创作于2023年2月上式中，由于，可利用近似公式得：以

N

区中的空穴扩散电流为例，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，课件共128页，创作于2023年2月即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，课件共128页，创作于2023年2月

在ω

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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月同理，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99页，课件共128页，创作于2023年2月

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，课件共128页，创作于2023年2月对于

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，课件共128页，创作于2023年2月势垒电容与扩散电容的比较势垒区中电离杂质电荷随外加电压的变化率；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，课件共128页，创作于2023年2月图中

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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月2.8PN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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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状态叫作关态。可见结二极管能起到开关作用。第112页，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月2.9PN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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月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，课件共128页，创作于2023年2月

2.9PN结二极管的开关特性6.阶跃恢复二极管反