半導(dǎo)體物理與器件第八章

1、半導(dǎo)體物理與器件第八章第1頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二同質(zhì)pn結(jié)性質(zhì)回顧同一均勻半導(dǎo)體冶金結(jié)空間電荷區(qū)內(nèi)建電場(chǎng)耗盡區(qū)零偏pn結(jié)第2頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二pn結(jié)的零偏、反偏和正偏第3頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二零偏狀態(tài)下內(nèi)建電勢(shì)差形成的勢(shì)壘維持著p區(qū)和n區(qū)內(nèi)載流子的平衡內(nèi)建電場(chǎng)造成的漂移電流和擴(kuò)散電流相平衡第4頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二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(shì)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(shì)壘

2、高度由平衡時(shí)的eVbi降低到了e(Vbi-Va) ；正向偏置電壓Va在勢(shì)壘區(qū)中產(chǎn)生的電場(chǎng)與自建電場(chǎng)方向相反，勢(shì)壘區(qū)中的電場(chǎng)強(qiáng)度減弱，并相應(yīng)的使空間電荷數(shù)量減少，勢(shì)壘區(qū)寬度變窄。第5頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二產(chǎn)生了凈擴(kuò)散流； 電子：n區(qū) p區(qū)空穴：p區(qū) n區(qū)熱平衡時(shí)載流子漂移流與擴(kuò)散流相互抵消的平衡被打破：勢(shì)壘高度降低，勢(shì)壘區(qū)中電場(chǎng)減弱，相應(yīng)漂移運(yùn)動(dòng)減弱，因而使得漂移運(yùn)動(dòng)小于擴(kuò)散運(yùn)動(dòng)，產(chǎn)生了凈擴(kuò)散流。第6頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二在空間電荷區(qū)的兩側(cè)產(chǎn)生了過剩載流子；通過勢(shì)壘區(qū)進(jìn)入p區(qū)的電子和進(jìn)入n區(qū)的空穴分別在界面（-xp和xn）處積累

3、，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(duì)它進(jìn)入的區(qū)域來(lái)說都是少子，所以又稱為少子注入。對(duì)于注入的少子濃度遠(yuǎn)小于進(jìn)入?yún)^(qū)多子濃度的情況稱為小注入。邊界上注入的過剩載流子，不斷向體內(nèi)擴(kuò)散，經(jīng)過大約幾個(gè)擴(kuò)散長(zhǎng)度后，又恢復(fù)到了平衡值。第7頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二理想pn結(jié)電流電壓特性方程的四個(gè)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(gè)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(gè)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)

4、。第8頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二推導(dǎo)理想pn結(jié)電流電壓特性方程時(shí)所用到的各種物理量符號(hào)如表所示名 稱意 義pn結(jié)內(nèi)p區(qū)受主濃度pn結(jié)內(nèi)n區(qū)施主濃度熱平衡狀態(tài)下n區(qū)內(nèi)的多子電子濃度熱平衡狀態(tài)下p區(qū)內(nèi)的多子空穴濃度熱平衡狀態(tài)下p區(qū)內(nèi)的少子電子濃度熱平衡狀態(tài)下n區(qū)內(nèi)的少子空穴濃度p區(qū)內(nèi)總少子電子濃度n區(qū)內(nèi)總少子空穴濃度空間電荷區(qū)邊緣處p區(qū)內(nèi)的少子電子濃度空間電荷區(qū)邊緣處n區(qū)內(nèi)的少子空穴濃度p區(qū)內(nèi)過剩少數(shù)載流子電子濃度n區(qū)內(nèi)過剩少數(shù)載流子空穴的濃度第9頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二邊界條件第10頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星

5、期二加正向偏壓后，空間電荷區(qū)勢(shì)壘高度降低，內(nèi)建電場(chǎng)減弱勢(shì)壘降低空間電荷區(qū)縮短內(nèi)建電場(chǎng)減弱擴(kuò)散電流漂移電流空間電荷區(qū)邊界處少數(shù)載流子濃度注入第11頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二偏置狀態(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)第12頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二注入到p（n）型區(qū)中的電子（空穴）會(huì)進(jìn)一步擴(kuò)散和復(fù)合，因此公式給出的實(shí)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(dǎo)出的，但是對(duì)于反偏情況也是適用的。因而當(dāng)反偏電壓足夠高時(shí)，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。

6、第13頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二正偏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第14頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二少數(shù)載流子分布假設(shè)：中性區(qū)內(nèi)電場(chǎng)為0無(wú)產(chǎn)生穩(wěn)態(tài)pn結(jié)長(zhǎng)pn結(jié)例8.4第15頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二邊界條件雙極輸運(yùn)方程可以簡(jiǎn)化為：長(zhǎng)pn結(jié)第16頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二雙極輸運(yùn)方程的通解為：從邊界條件可以確定系數(shù)A=D=0，同時(shí)，在xn、x-p處的邊界條件可以得出：第17頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1

7、點(diǎn)55分，星期二由此，我們可以得出pn結(jié)處于正偏和反偏條件時(shí)，耗盡區(qū)邊界處的少數(shù)載流子分布正偏反偏第18頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二理想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第19頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二因此耗盡區(qū)靠近n型區(qū)一側(cè)邊界處空穴的擴(kuò)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(kuò)散電流密度為：第20頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二在pn結(jié)正偏條件下，空穴電流密度是沿著x軸正向的，即從

8、p型區(qū)流向n型區(qū)。類似地，我們可以計(jì)算出耗盡區(qū)靠近p型區(qū)一側(cè)邊界處電子的擴(kuò)散電流密度為：利用前面求得的少子分布公式，上式也可以簡(jiǎn)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(shí)保持不變，則流過pn結(jié)的總電流為：第21頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二上式即為理想pn結(jié)的電流-電壓特性方程，我們可以進(jìn)一步定義Js為：則理想pn結(jié)的電流-電壓特性可簡(jiǎn)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(dǎo)出來(lái)的，但它同樣應(yīng)當(dāng)適用于理想的反偏狀態(tài)?？梢钥吹?，反偏時(shí)，電流飽和為Js反偏飽和電流（密度）第22頁(yè)，共89頁(yè)，2

9、022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二當(dāng)pn結(jié)正偏電壓遠(yuǎn)大于Vt時(shí)，上述電流電壓特性方程中的1項(xiàng)就可以忽略不計(jì)。pn結(jié)二極管的IV特性及其電路符號(hào)如下圖所示。第23頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二理想pn結(jié)模型的假設(shè)條件小注入條件注入的少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(kuò)散運(yùn)動(dòng)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(fù)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第24頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二 可見，少子擴(kuò)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

10、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(kuò)散的少子電子電流，而且還提供與p型區(qū)中注入過來(lái)的過剩少子空穴電流相復(fù)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(yè)圖所示。物理意義總結(jié)：pn結(jié)耗盡區(qū)兩側(cè)少子的擴(kuò)散電流分別為：例8.4第25頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二在流過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(yè)圖所示。pn結(jié)擴(kuò)散區(qū)內(nèi)的正偏電流實(shí)際上是復(fù)合電流第26頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二正偏電流圖像當(dāng)電流由p區(qū)歐姆接觸進(jìn)入時(shí)，幾乎全部為空穴的漂移電流；空穴在外電場(chǎng)作用

11、下向電源負(fù)極漂移；由于少子濃度遠(yuǎn)小于多子濃度可以認(rèn)為這個(gè)電流完全由多子空穴攜帶?？昭ㄑ豿方向進(jìn)入電子擴(kuò)散區(qū)以后，一部分與n區(qū)注入進(jìn)來(lái)的電子不斷地復(fù)合，其攜帶的電流轉(zhuǎn)化為電子擴(kuò)散電流；第27頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二另一部分未被復(fù)合的空穴繼沿x方向漂移，到達(dá)-xp的空穴電流，通過勢(shì)壘區(qū)； 若忽略勢(shì)壘區(qū)中的載流子產(chǎn)生-復(fù)合，則可看成它全部到達(dá)了xn處，然后以擴(kuò)散運(yùn)動(dòng)繼續(xù)向前，在n區(qū)中的空穴擴(kuò)散區(qū)內(nèi)形成空穴擴(kuò)散流； 在擴(kuò)散過程中，空穴還與n區(qū)漂移過來(lái)的電子不斷地復(fù)合，使空穴擴(kuò)散電流不斷地轉(zhuǎn)化為電子漂移電流；直到空穴擴(kuò)散區(qū)以外，空穴擴(kuò)散電流全部轉(zhuǎn)化為電子漂移電流。忽略了少

12、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?？昭娏髋c電子電流之間的相互轉(zhuǎn)化，都是通過在擴(kuò)散區(qū)內(nèi)的復(fù)合實(shí)現(xiàn)的，因而正向電流實(shí)質(zhì)上是一個(gè)復(fù)合電流。第28頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二反偏電流圖像pn在反向偏置下， p區(qū)的多子空穴受外電場(chǎng)的作用向p區(qū)的歐姆接觸負(fù)電極漂移，同時(shí)增強(qiáng)的空間電荷區(qū)電場(chǎng)也不斷地把n區(qū)的少子空穴拉過來(lái)； n區(qū)的電子受外電場(chǎng)作用向n區(qū)的歐姆接觸正電極漂移，同時(shí)空間電荷區(qū)自建電場(chǎng)亦不斷地把p區(qū)的少子電子拉過來(lái)；n區(qū)邊界xn處的空穴被勢(shì)壘區(qū)的強(qiáng)電場(chǎng)驅(qū)向p區(qū)，而p區(qū)邊界-xp處的電子被驅(qū)向n區(qū)，當(dāng)這些少數(shù)載流子被電場(chǎng)驅(qū)走后，內(nèi)部的少子就來(lái)補(bǔ)充

13、，形成反偏下的空穴擴(kuò)散電流和電子擴(kuò)散電流。這種情況好象少數(shù)載流子不斷地被抽向?qū)Ψ?，所以稱為少數(shù)載流子的抽取。第29頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二溫度效應(yīng)：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(kuò)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第30頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二溫度效應(yīng)對(duì)pn結(jié)二極管正、反向IV特性的影響如下圖所示?？梢姡瑴囟壬?，一方面二極管

14、反向飽和電流增大，另一方面二極管的正向?qū)妷合陆?。?1頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二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(zhǎng)度遠(yuǎn)大于少子的擴(kuò)散長(zhǎng)度。實(shí)際pn結(jié)中有可能有一側(cè)的長(zhǎng)度小于擴(kuò)散長(zhǎng)度，如下圖所示，n型區(qū)的長(zhǎng)度WnLp，此時(shí)n型區(qū)中過剩少子空穴的穩(wěn)態(tài)輸運(yùn)方程為：第32頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二其在x=xn處的邊界條件仍然為：而另一個(gè)邊界條件則需要做適當(dāng)?shù)男拚?，通常我們假設(shè)在x=xn+Wn處為歐姆接觸，即表面復(fù)合速度為無(wú)窮大，因此過剩載流子濃度為零。由此得到另一個(gè)邊界條件為：對(duì)于上述關(guān)于n型區(qū)中過剩少子空

15、穴的穩(wěn)態(tài)輸運(yùn)方程來(lái)說，其解的形式仍然為：第33頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二再利用上述兩個(gè)邊界條件，可得穩(wěn)態(tài)輸運(yùn)方程最終的解為：對(duì)于Wnn0(x)p0(x)=ni2 ，所以，存在著載流子的凈復(fù)合； 反偏時(shí)，n(x)p(x)n0(x)p0(x)=ni2 ，所以，有著載流子的凈產(chǎn)生。第50頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二在實(shí)際PN結(jié)空間電荷區(qū)中，載流子的產(chǎn)生復(fù)合現(xiàn)象由SRH復(fù)合理論給出，即：反偏產(chǎn)生電流在反偏狀態(tài)下，耗盡區(qū)內(nèi)載流子濃度可以近似為0，因而：R為凈復(fù)合率，其中n和p是電子和空穴的濃度；n為一個(gè)和復(fù)合中心有關(guān)的濃度。一般假設(shè)復(fù)合中心能級(jí)位

16、于本征費(fèi)米能級(jí)處，這時(shí)，n=p = ni第51頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二PN結(jié)耗盡區(qū)中存在電子空穴對(duì)的凈產(chǎn)生。凈產(chǎn)生的存在，實(shí)際上是向平衡態(tài)恢復(fù)的一個(gè)驅(qū)動(dòng)作用，若去掉持續(xù)的反偏電壓，則凈產(chǎn)生率會(huì)導(dǎo)致空間電荷區(qū)的載流子濃度恢復(fù)到平衡態(tài)時(shí)的濃度。載流子在空間電荷區(qū)產(chǎn)生后，在內(nèi)建電場(chǎng)作用下，形成PN結(jié)反向產(chǎn)生電流疊加在理想反向擴(kuò)散電流上。第52頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二 估計(jì)計(jì)算反向產(chǎn)生電流的大?。杭僭O(shè)產(chǎn)生率在整個(gè)空間電荷區(qū)內(nèi)保持不變（最大），則：第53頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二總的PN結(jié)反向偏置電流密度為理想

17、的反向飽和電流密度與反偏產(chǎn)生電流密度之和，即：上式中，理想的反向飽和電流密度與PN結(jié)反偏電壓關(guān)系不大，而反偏產(chǎn)生電流密度則與耗盡區(qū)的寬度W有關(guān)，這是與反偏電壓有關(guān)的，因此實(shí)際PN結(jié)總的反偏電流密度則是與反偏電壓有關(guān)的（反向電流不飽和）。P.214 例8.7例8.7的結(jié)果說明，實(shí)際二極管中的反向電流主要是反向產(chǎn)生電流控制的?？梢钥闯龇聪虍a(chǎn)生電流的大小主要和載流子壽命有關(guān)系。載流子壽命越短，則反向產(chǎn)生電流越大。因此若半導(dǎo)體材料中存在大量的缺陷，會(huì)造成其載流子壽命縮短，反向漏電流增大。第54頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二正偏復(fù)合電流當(dāng)PN結(jié)處于正偏狀態(tài)時(shí)，顯然，多數(shù)載流子通

18、過空間電荷區(qū)注入到相應(yīng)的空間電荷區(qū)邊界處。注入的機(jī)制是凈擴(kuò)散流。因而在空間電荷區(qū)內(nèi)存在過剩載流子（大于平衡時(shí)載流子濃度），這導(dǎo)致空間電荷區(qū)內(nèi)存在凈復(fù)合率，其大小仍然由SRH復(fù)合理論所描述：第55頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二正偏狀態(tài)下，載流子濃度可用準(zhǔn)費(fèi)米能級(jí)來(lái)描述：正偏狀態(tài)下的能帶圖第56頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二由此可見在正偏PN結(jié)空間電荷區(qū)中有：可見正偏PN結(jié)空間電荷區(qū)存在凈的載流子復(fù)合。由上圖可知：假設(shè)第57頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二同樣假設(shè)復(fù)合中心能級(jí)位于禁帶中心附近，則有：假設(shè)第58頁(yè)，共89頁(yè)，

19、2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二則Rmax為正偏PN結(jié)處的電子與空穴的最大復(fù)合率。若上式可簡(jiǎn)化為:第59頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二PN結(jié)空間電荷區(qū)復(fù)合率并不是常數(shù)，但可用最大復(fù)合率來(lái)近似計(jì)算，得出最大的復(fù)合電流密度為： 上式中W為正偏PN結(jié)中空間電荷區(qū)的寬度。復(fù)合電流密度為：第60頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二總的PN結(jié)正偏電流： 少子空穴在N型區(qū)的分布圖存在耗盡區(qū)的復(fù)合時(shí)，空間電荷區(qū)邊界處注入的非平衡少數(shù)載流子濃度和理想情況下相同why？第61頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二為了補(bǔ)充在空間電荷區(qū)內(nèi)復(fù)合掉

20、的載流子，就需要額外的電流，因而總電流為理想電流和復(fù)合電流的和第62頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二對(duì)復(fù)合電流密度和擴(kuò)散電流密度求對(duì)數(shù)：結(jié)果說明對(duì)于這兩種電流密度，隨電壓變化的關(guān)系是不同的，在ln（J）V曲線上，兩者有不同的斜率第63頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二將上述兩個(gè)關(guān)系式繪成曲線則如下圖所示，圖中同時(shí)還包含了PN結(jié)中總的正偏電流密度的變化關(guān)系第64頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二由此圖中可見，在小電流區(qū)域，正偏PN結(jié)中以空間電荷區(qū)復(fù)合電流為主，而在大電流區(qū)域，則以理想PN結(jié)的擴(kuò)散電流為主。一般情況下正偏PN結(jié)的電

21、流為：其中n稱為理想因子，一般介于1和2之間。問題：理想因子是大了好，還是小了好？第65頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二8.4結(jié)擊穿在上一節(jié)的學(xué)習(xí)中，我們已經(jīng)知道了在實(shí)際的PN結(jié)二極管中，正偏電流在一些因素的影響下會(huì)偏離理想特性。而反偏產(chǎn)生電流的存在同樣使得PN結(jié)偏離反向特性。在實(shí)際的PN結(jié)中，反向電流隨偏壓增大而不飽和，并且在一定的偏壓下會(huì)發(fā)生電流突然增大的現(xiàn)象，這稱為結(jié)擊穿，相應(yīng)的電壓稱為擊穿電壓。第66頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二 電擊穿過程本身是非破壞性的，但必須用外圍電路來(lái)限制最大電流，避免pn 結(jié)發(fā)熱，熱擊穿是不可恢復(fù)的，是破壞性

22、的。 pn 結(jié)電擊穿有兩種重要的機(jī)制：雪崩倍增和隧道效應(yīng)。第67頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二雪崩倍增擊穿原理PN結(jié)反向時(shí)，外加電場(chǎng)增加了空間電荷區(qū)的電場(chǎng)強(qiáng)度。在電場(chǎng)作用下，空穴將向電源負(fù)極移動(dòng)，電子向電源正極移動(dòng)；當(dāng)P區(qū)的電子向電源正極移動(dòng)的過程中穿越勢(shì)壘時(shí)，將受到勢(shì)壘電場(chǎng)的加速。反向電壓越高，勢(shì)壘區(qū)中電場(chǎng)越強(qiáng)；若電場(chǎng)足夠強(qiáng)，電子獲得了足夠的動(dòng)能和原子碰撞，將晶格的共價(jià)鍵破壞，產(chǎn)生一個(gè)電子-空穴對(duì)，這一過程被稱之為碰撞電離。這些新產(chǎn)生的電子-空穴對(duì)再?gòu)碾妶?chǎng)中獲得動(dòng)能，進(jìn)一步產(chǎn)生電子-空穴對(duì)，這種連鎖過程稱之為雪崩倍增。EEcEv第68頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月2

23、0日，1點(diǎn)55分，星期二在電場(chǎng)作用下，新產(chǎn)生的電子和空穴會(huì)朝著相反的方向運(yùn)動(dòng)，于是形成了新的產(chǎn)生電流。新的產(chǎn)生電流疊加在原有的電流上。導(dǎo)致反向電流迅速增大。第69頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二假設(shè)反偏PN結(jié)中由P型區(qū)進(jìn)入耗盡區(qū)中x=0處的電子電流為In0，如下頁(yè)圖所示，由于雪崩倍增效應(yīng)電子電流In在耗盡區(qū)中不斷增加，在x=W處電子電流增加為：雪崩倍增過程中流過PN結(jié)空間電荷區(qū)的電子電流和空穴電流變化關(guān)系如圖所示。倍增因子第70頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二在某一點(diǎn)x處的增量電子電流表達(dá)式可以寫為：其中， 與 分別為電子和空穴的電離率。電離率：

24、單位電子或單位空穴在單位長(zhǎng)度內(nèi)通過碰撞產(chǎn)生的電子-空穴對(duì)的數(shù)量注意，電子的碰撞電離過程和空穴的碰撞電離過程都同時(shí)產(chǎn)生了電子和空穴，因而電子電流增量和空穴的電離率也有關(guān)系。第71頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二總電流在空間電荷區(qū)內(nèi)保持不變，即：假設(shè)電子和空穴的電離率相同，即：可得到:第72頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二在整個(gè)空間電荷區(qū)內(nèi)積分可得：可以注意到：使倍增因子達(dá)到無(wú)窮大的電壓定義為雪崩擊穿電壓。因此產(chǎn)生雪崩擊穿的條件為：怎么理解？第73頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二電離率是電場(chǎng)的函數(shù)，因此該式不是很容易計(jì)算，我們

25、在特定條件下來(lái)計(jì)算擊穿場(chǎng)強(qiáng)假定有P+N結(jié)，其最大場(chǎng)強(qiáng)為：耗盡區(qū)寬度xn可以求得：注意，忽略了內(nèi)建電勢(shì)差，這代表著反向偏壓較大時(shí)的情況第74頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二我們假定此時(shí)PN結(jié)擊穿，因而反向偏壓VR為擊穿電壓VB，則相應(yīng)地最大場(chǎng)強(qiáng)Emax就是臨界場(chǎng)強(qiáng)Ecrit，通過xn和Emax的表達(dá)式，我們可以求出：其中NB為單邊結(jié)中低摻雜一側(cè)的摻雜濃度。第75頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二線性緩變PN結(jié)與單邊突變PN結(jié)擊穿電壓的對(duì)比第76頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二雪崩擊穿特點(diǎn)：空間電荷區(qū)要有一定寬度；如果空間電荷區(qū)

26、太窄（小于一個(gè)平均自由程），既使是載流子的能量再高，電離能力再?gòu)?qiáng)，不發(fā)生碰撞也無(wú)法產(chǎn)生雪崩現(xiàn)象。雪崩擊穿電壓較高，擊穿曲線比較陡直（硬擊穿）； 一般Ge、Si 器件，雪崩擊穿電壓在 6Eg/e 以上。雪崩擊穿的擊穿電壓VB 具有正溫度系數(shù)。隨著溫度的提高，散射增強(qiáng)，載流子的平均自由運(yùn)動(dòng)時(shí)間減少，導(dǎo)致動(dòng)能不易積累，使電離率降低，擊穿電壓提高。第77頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二隧道擊穿（齊納擊穿） 原理在反偏電壓下，P區(qū)價(jià)帶頂附近電子能量可以升高到超過N區(qū)導(dǎo)帶頂電子的能量，此時(shí)，若是電場(chǎng)較強(qiáng)，空間電荷區(qū)寬度（隧道長(zhǎng)度）較短，則電子的隧穿幾率就大增加，使得P區(qū)價(jià)帶電子直接

27、穿過禁帶而達(dá)到N區(qū)導(dǎo)帶底，形成很大的反向電流。第78頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二 隧道擊穿的特點(diǎn)空間電荷區(qū)越窄越有利于隧道效應(yīng)發(fā)生，VB 越?。凰愿邠诫s突變結(jié)，一般容易發(fā)生隧道擊穿。 隧道擊穿的擊穿特性是緩變的（軟擊穿）；隧道擊穿不是在某個(gè)電壓下驟然發(fā)生的，而是隨著反向增加，電子的隧道穿透幾率逐漸增加，反向電流也就逐漸增因而I-V 特性是緩變的，所謂“軟擊穿”。隧道擊穿的擊穿電壓VB 是負(fù)溫度系數(shù)的。隨著溫度升高，半導(dǎo)體的帶隙Eg 減少，隧道長(zhǎng)度相應(yīng)減小，電子的穿透幾率相應(yīng)增大，因而VB 隨溫度升高而減少。第79頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星

28、期二8.6 電荷存儲(chǔ)效應(yīng)與二極管的瞬態(tài)特性 在開關(guān)電路應(yīng)用中我們非常關(guān)心PN結(jié)二極管的開關(guān)速度。下面我們將對(duì)此做一個(gè)定性的討論。關(guān)斷瞬態(tài)過程： 假設(shè)我們要將一個(gè)PN結(jié)二極管從導(dǎo)通狀態(tài)轉(zhuǎn)換為關(guān)斷狀態(tài)，如圖所示當(dāng)t0時(shí)，二極管處于反向偏置狀態(tài)，二極管將呈現(xiàn)出反向關(guān)斷特性。第80頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二當(dāng)t0時(shí)，PN結(jié)二極管中的正偏導(dǎo)通電流為：當(dāng)PN結(jié)外加正偏電壓Va時(shí)，其兩側(cè)少子分布如下圖所示，PN結(jié)兩側(cè)均存儲(chǔ)有過剩少子，在耗盡區(qū)邊界處的過剩少子濃度是由外加的正偏電壓Va所支持的。第81頁(yè)，共89頁(yè)，2022年，5月20日，1點(diǎn)55分，星期二 當(dāng)PN結(jié)兩端的外加電壓由正偏改變?yōu)榉雌珪r(shí)，耗盡區(qū)邊界處的過剩少子濃度就無(wú)法繼續(xù)得