半導體物理 第六章

1、半導體物理 第六章第1頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二1 p-n結與能帶 p-n結形成和雜質分布p-n結形成和類型p-n結形成方法：一塊n型(或P型)半導體單晶體上，利用合金法擴散法生長法離子注入法 等適當?shù)墓に嚪椒ò裀型(或n型)雜質摻入其中，使單晶體不同區(qū)域分別具有n型和p型的導電類型，在二者的交界面處就形成了p-n結 第2頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二擴散法合金法第3頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二1 p-n結與能帶 p-n結類型：按雜質分布一般可以歸納為突變結和線性緩變結： 突變結 實際上的合金突變結

2、兩邊的載流子濃度有數(shù)量級差別，稱之為單邊突變結。表示方法P+-NN+-P第4頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二緩變結雜質分布緩變結線性緩變結第5頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二線性緩變結近似突變結近似-高表面濃度淺擴散結表示方法P+-NN+-P第6頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二空間電荷區(qū)單獨的n和p型半導體是電中性的。產生原因當這兩塊半導體結合形成p-n結時，由于它們之間存在載流子濃度梯度，導致了空穴從p區(qū)到n區(qū)、電子從n區(qū)到p區(qū)的擴散運動。界面附近p區(qū)留下了不可動的帶負電荷的電離受主，而n區(qū)一例出現(xiàn)了電離施主

3、構成的一個正電荷區(qū)，通常就把在p-n結附近的這些電離施主和電離受主所構成的電荷稱為空間電荷。它們所存在的區(qū)域稱為空間電荷區(qū)第7頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二空間電荷區(qū)空間電荷區(qū)中的電荷產生了從n區(qū)指向p區(qū)的電場內建電場。內建電場作用載流子作漂移運動。因電子和空穴的漂移運動方向與它們各自的擴散運動方向相反。因此，內建電場起阻礙電子和空穴繼續(xù)擴散的作用。 E內第8頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二載流子的擴散和漂移最終將達到動態(tài)平衡，無外加電壓的情況下，電子和空穴的擴散電流和漂移電流的大小相等、方向相反而互相抵消。沒有電流流過pn結。這時空間

4、電荷的數(shù)量一定，空間電荷區(qū)保持一定的寬度其中存在一定的內建電場。一般稱這種情況為熱平衡狀態(tài)下的p-n結(簡稱為平衡p-n結)。第9頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二平衡p-n結費米能級一致第10頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二載流子的擴散和漂移最終將達到動態(tài)平衡平衡p-n結費米能級一致第11頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧平衡態(tài)載流子濃度當然, 類似地第12頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二熱平衡態(tài)下無凈電流通過p-n結：電子電流：平衡下電子密度電子密度隨位置變化考慮愛因斯坦關系本征

5、費米能級變化和電子電勢一致：第13頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第14頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二所以平衡態(tài)下各處費米能級相同；顯示出電子電流和電子密度與費米能級隨位置的梯度成反比；在電子電流密度一定時，電子密度大的地方，費米能級隨地點變化率小，電子密度小地方費米能級隨地點變化率大。同理 平衡態(tài)第15頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二勢壘區(qū)第16頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二接觸電勢差平衡p-n結的空間電荷區(qū)兩端電勢差VD，稱為p-n結接觸電勢差或內建電勢差。相應的電子電勢能之

6、差即能帶的彎曲量qVD稱為p-n結的勢壘高度。勢壘高度正好補償了n和p區(qū)費米能級之差： 第17頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二取n0和p0分別表示n和p區(qū)的平衡電子濃度，則對非簡并半導體：因 VD和p-n結兩邊的摻雜濃度、溫度和禁帶寬度相關 第18頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第19頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二 平衡p-n結中載流子分布 電子分布規(guī)律：在x處能量dE范圍內電子數(shù)：取p區(qū)電子勢能為零Ecp=0，n區(qū)電子勢能為Ecn=qVD。勢壘區(qū)內任一處x的內建電勢V(x)和位置相關，電子勢能為Ec(x)=

7、qV(x)，計算出電子濃度分布：第20頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二采用變量代換：Z=(E-E(x)/ k0T，第21頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二 平衡p-n中載流子分布 同樣得到空穴濃度分布： 第22頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二載流子在勢壘區(qū)兩邊的濃度關系服從玻爾茲曼分布函數(shù)關系第23頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二根據(jù)電子濃度表達式： x=xn ， V(x)=VD， ，即n區(qū)多子濃度。 x=xp，V(x)=0，有 為p區(qū)少子平衡濃度根據(jù)空穴濃度表達式在x=xn， ，n區(qū)

8、平衡少子濃度x=xp，為p區(qū)多子平衡濃度第24頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二耗盡層近似：一般情況下，勢壘區(qū)雜質全部電離，但勢壘區(qū)載流子的濃度遠小于平衡態(tài)n區(qū)和p區(qū)多子濃度，認為載流子耗盡，空間電荷區(qū)的電荷密度就等于電離雜質濃度。設勢壘區(qū)電勢比n區(qū)導帶高0.1eV,設勢壘區(qū)高度0.7eV,該處空穴濃度為第25頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第26頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二2 p-n結的電流電壓特性 非平衡下的p-n結 平衡下沒有凈電流通過p-n結,每一種載流子的擴散和漂移電流互相抵消，p-n結中費米能級處

9、處相等。當p-n結兩端有外加電壓時，p-n結處于非平衡狀態(tài)。 第27頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二2 p-n結的電流電壓特性 外加正向偏壓(即p區(qū)接電源正極n區(qū)接負極) 外加正向偏壓基本降落在勢壘區(qū): 因勢壘區(qū)內載流子濃度很?。徽螂妷簻p弱勢壘區(qū)電場，破壞原載流子擴散和漂移運動之間平衡，削弱了漂移運動，使擴散流大于漂移流。 電子從n區(qū)向p區(qū)以及空穴從p區(qū)向n區(qū)的凈擴散流。第28頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二2 p-n結的電流電壓特性 非平衡下的p-n結 電子在邊界-xp處形成高濃度電子的積累成為p區(qū)的非平衡少數(shù)載流子，形成了邊界向p區(qū)

10、內部的電子擴散流，邊擴散邊與空穴復合，經(jīng)若干倍擴散長度后全部被復合，此區(qū)域為擴散區(qū)。正向偏壓一定時，此處有穩(wěn)定的電子擴散流。同理，在邊界xn處也有一不變的向n區(qū)內部流動的空穴擴散流。 正向偏壓增時，勢壘降得更低，流入p區(qū)的電子流和注入n區(qū)的空穴流增大，外加正向偏壓使非平衡載流子進入半導體的過程稱為非平衡載流子的電注入。第29頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二正向偏壓在勢壘區(qū)中產生了與內建電場方向相反的電場，減弱勢壘區(qū)中的場強，空間電荷相應減少。故勢壘區(qū)的寬度也減小，同時勢壘高度下降為： q(VD-V ）第30頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二

11、p-n結任一截面處通過的電子流和空穴流并不相等，由電流連續(xù)性原理通過p-n結的總電流是相等的（勢壘區(qū)載流子的復合不計） ，只是對于不同的截面，電子流和空穴流的比例不同。*通過p-n結的總電流，為兩端少子擴散電流之和。第31頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二p-n結加反向偏壓(V0) 反向偏壓增強勢壘區(qū)的電場，勢壘區(qū)變寬，勢壘高度高為q(VD-V), 漂移運動增強漂移流大于擴散流。這時n區(qū)邊界xn處的空穴被勢壘區(qū)的強電場驅向p區(qū)，而p區(qū)邊界處的電子被驅向n區(qū)。邊界附近的少數(shù)載流子被電場驅走后，內部的少子就來補充，形成了反向偏壓下的電子擴散電流和空穴擴散電流-少數(shù)載流子的

12、抽取或吸出。E內E外xPxn第32頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二p-n結加反向偏壓(V0, exp(qV/k0T)0, 則n區(qū)空穴分布： 在x=xn處，pn(x)pn0，pn(x) 0； 在n區(qū)內部 xLp，pn(x)=pn0。 反向偏壓下的p-n費米能級第45頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第46頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二小注入時擴散區(qū)中不存在電場在結區(qū)兩端少子擴散電流密度為 假設勢壘區(qū)內的復合產生作用可以忽略，通過p-n結的總電流密度J為 其中理想p-n結模型的電流電壓方程式稱為肖克萊方程式。第47

13、頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二可看出： 1）偏壓一定，總電流密度一定。 2）單向導電性：在正向偏壓下電流密度隨正向偏壓呈指數(shù)關系迅速增大。因qV koT， J Jsexp(qV /koT) , 電流隨正向偏壓呈指數(shù)增大 2）在反向偏壓下, VPn0因為前面求出所以第64頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二對p+-n結加正向偏壓時，電流電壓關系可表為： 其中m在12之間變化，隨外加正向偏壓而定。在很低的正向偏壓下，m2，勢壘區(qū)的復合電流起主要作用；正向偏壓較大時，m1，擴散電流起主要作用，大注入時m2，這時一部分正向電壓降落在空穴擴散區(qū)的結果

14、。 第65頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二串聯(lián)電阻效應：在大電流時，還必須考慮體電阻上的電壓降，這樣勢壘區(qū)上的電壓降就更小，正向電流增加更緩慢。 第66頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第67頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問1 PN結內建電場是從P取指向N區(qū)還是N區(qū)指向P區(qū)?2 PN結兩端哪端電子電勢能高?3 外加電壓時候,PN結兩端準費米能級差與外加電壓的關系如何?第68頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問E內E外xPxn x=xn, x=xp處 EfnEFp=qV 正向

15、偏壓下的p-n費米能級第69頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問3若若第70頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問3第71頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問4 簡述理想PN結電流電壓方程的推導思路第72頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問4 簡述理想PN結電流電壓方程的推導思路1)求解邊界條件-XN 和XP處的載流子濃度, 而體內非平衡載流子濃度已知。2）利用連續(xù)性方程，解出載流子在擴散區(qū)的分布。3）依據(jù)載流子在擴散區(qū)的分布方程，計算XN 和XP處電流密度。4）考慮兩

16、部分擴散電流密度之和，既得到流過PN結的電流密度。第73頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問 簡述理想PN結電流電壓方程的推導思路4)總電流3）擴散電流2）連續(xù)性方程1）邊界條件-玻耳茲曼邊界條件而在體內,載流子濃度等于平衡狀態(tài)載流子濃度-XPXN第74頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問5 當PN結正偏時，應考慮-（ ）電流，反偏時，應考慮（ ）電流。填寫產生或復合。6 說明大注入條件下擴散區(qū)的特點。第75頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二回顧提問EVP第76頁，共140頁，2022年，5月20日，17

17、點37分，星期二3 p-n結的電容特性 電容來源勢壘電容： 勢壘區(qū)的電場隨p-n結外加正偏壓變化，即空間電荷數(shù)產生變化，因為空間電荷是由不能移動的雜質離子組成的，所以空間電荷的變化主要在于載流子數(shù)量變化。在外加正向偏壓增加時，將有一部分電子和空穴“存入”勢壘區(qū)。反之，當正向偏壓減少時，勢壘區(qū)的電場增強，勢壘區(qū)寬度增加空間電荷數(shù)量增多，這就是有一部分電子和空穴從勢壘區(qū)中“取出”。對于加反向偏壓的情況，可作類似分析。總之，p-n結上外加電壓的變化，引起了電子和空穴在勢壘區(qū)的“存入”和“取出”作用，導致勢壘區(qū)的空間電荷數(shù)量隨外加電壓而變化，這種電容效應稱為勢壘電容。用CT表示。第77頁，共140頁，

18、2022年，5月20日，17點37分，星期二3 p-n結的電容特性 電容來源擴散電容： 正向偏壓時，有空穴從p區(qū)注入n區(qū)，于是在n區(qū)邊界擴散區(qū)一側一個擴散長度內，便形成了非平衡空穴和電子的積累，同樣在p區(qū)也有非平衡電子空穴的積累。當正向偏壓增加時，由p區(qū)注入到n區(qū)的空穴增加，注入的空穴一部分擴散走了，一部分則增加了n區(qū)的空穴積累，增加了濃度梯度，所以外加電壓變化時，n區(qū)擴散區(qū)內積累的非平衡空穴也變化；同樣， p區(qū)擴散區(qū)內積累的非平衡電子也要隨外加電壓變化。這種由于擴散區(qū)的電荷數(shù)量隨外加電壓的變化所產生的電容效應，稱為p-n結的擴散電容。用符號CD表示第78頁，共140頁，2022年，5月20日

19、，17點37分，星期二當P-N結在一個固定直流偏壓V的作用下，迭加一個微小的交流電壓dv，在這個微小電壓dv所引起的電荷變化dQ稱這個直流偏壓下的微分電容PN結的直流偏壓不同，微分電容也不同。第79頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二突變結勢壘電容突變結勢壘區(qū)中的電場、電勢分布：p-n結勢壘區(qū)耗盡層近似，勢壘區(qū)為雜質全部電離，空間電荷區(qū)由電離雜質組成，n區(qū)有均勻施主雜質濃度NA，p區(qū)有均勻受主雜質濃度ND。空間電荷密度勢壘區(qū)寬度電荷總量 勢壘區(qū)內正負空間電荷區(qū)的寬度和該區(qū)的雜質濃度成反比，雜質濃度高的一邊寬度小，雜質濃度低的一邊寬度大，勢壘區(qū)寬度主要向雜質濃度低的一邊擴

20、展。第80頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第81頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二突變結勢壘區(qū)內的泊松方程為積分一次，得第82頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二根據(jù)勢壘邊界處電場為零條件，得電場強度在勢壘中心達到最大 第83頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二電勢分布函數(shù)（由電場方程的積分得到，考慮到平衡條件下 V(-xp)=0, V(xn)=VD,以及中心處電勢連續(xù)性 ）突變結的勢壘寬度xD ：利用在勢壘中心電勢連續(xù)性可得 由 , 第84頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分

21、，星期二因為而所以第85頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二有外加偏壓時單位面積電容為 對單邊突變結pn，pn結來說，接觸電勢差VD隨著低摻雜一邊的雜質濃度的增加而升高；而單邊突變結的勢壘寬度隨輕摻雜一邊的雜質濃度增大而下降。勢壘區(qū)幾乎全部在輕摻雜的一邊，因而能帶彎曲主要發(fā)生于這一區(qū)域。則pn電容可簡化為： 第86頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第87頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二若PN結面積為A, 顯示與平行板電容一致, 但是一個隨外加電壓而變化的非線性電容第88頁，共140頁，2022年，5月20日，17點3

22、7分，星期二突變結的特點： 突變結的勢壘電容和結的面積以及輕摻雜一邊的雜質濃度的平方根成正比，因此減小結面積以及降低輕摻雜一邊的雜質濃度是減小結電容的途徑；突變結勢壘電容和電壓的平方根成反比，反向偏壓越大，則勢壘電容越小，若外加電壓隨時間變化，則勢壘電容也隨時間而變，可利用這一特性制作變容器件。此結論在半導體器件的設計和生產中有重要的實際意義。第89頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二注意：電容表達式導出利用了耗盡層近似，這對于加反向偏壓時是適用的。然而當p-n結加正向偏壓時，一方面降低了勢壘高度，使勢壘區(qū)變窄，空間電荷數(shù)量減少，所以電容比加反向偏壓時大；另一方面，使大

23、量載流子流過勢壘區(qū)，它們對勢壘電容也有貢獻。因考慮這一因素，這些公式就不適用于正向偏情況下的電容計算。一般正向偏壓時的勢壘電容近似計算：第90頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第91頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二線性緩變結電容 線性緩變結概念：對于較深的擴散結，在結附近其電荷分布為線性，可以近似作為線性緩變結。線性緩變結電容也采用耗盡層近似，則勢壘區(qū)的空間電荷密度為：電勢分布表達式：解泊松方程，利用結邊界電場為零，設結中心處電勢為零條件 外加電場時： 第92頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二單位截面電容的電荷量：

24、 單位面積電容 線性緩變結特點：勢壘電容和結面積及雜質濃度梯度的立方根成正比，因此減小結面積和降低雜質濃度梯度有利于減小勢壘電容；勢壘電容和電壓的立方根成反比，增大反向電壓，電容減小。勢壘電容和電壓關系，可用來測定雜質濃度及梯度分布。第93頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二緩變結電荷、電場、電勢、電勢能分布圖 第94頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二擴散電容概念p-n結加正向偏壓時，由于少子的注入，在擴散區(qū)內有一定數(shù)量的少子和等量的多子的積累，而且它們的濃度隨正向偏壓的變化而變化，從而形成了擴散電容。擴散電容計算注入到n和p區(qū)非平衡少子濃度分

25、別為：第95頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二擴散區(qū)內積分得到擴散區(qū)電荷積累量：單位面積擴散電容 單位截面積總的擴散電容為 第96頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二擴散電容特點這里用的濃度分布是穩(wěn)態(tài)公式，所以應用于低頻情況，擴散電容隨頻率的增加而減小。擴散電容隨正向偏壓按指數(shù)關系增加，所以在大的正向偏壓時，擴散電容便起主要作用。對單邊突變結如p-n而言， np0pn0, CCDn第97頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二4. p-n結擊穿 概念 實驗顯示，對p-n結施加的反向偏壓增大到某一數(shù)值VBR時，反向電流密度突然

26、開始迅速增大的現(xiàn)象稱為p-n結擊穿。發(fā)生擊穿時的反向偏壓稱為p-n結的擊穿電壓。擊穿現(xiàn)象中，電流增大的基本原因不是由于遷移率的增大，而是由于載流子數(shù)目的增加。p-n結擊穿機理：雪崩擊穿、隧道擊穿和熱電擊穿第98頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二雪崩擊穿 在反向偏壓下，流過p-n結的反向電流，主要是由p區(qū)擴散到勢壘區(qū)中的電子電流和由n區(qū)擴散到勢壘區(qū)中的空穴電流所組成。反向偏壓很大時，勢壘區(qū)中的電場很強，在勢壘區(qū)內的電子和空穴由于受到強電場的漂移作用，具有很大的動能，它們與勢壘區(qū)內的晶格原子發(fā)生碰撞時，能把價帶上的電子碰撞出來，成為導電電子，同時產生一個空穴。從能帶觀點來

27、看，就是高能量的電子和空穴把滿帶中的電子激發(fā)到導帶，產生了電子空穴對。第99頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二雪崩擊穿 載流子(電子和空穴)在強電場作用下，向相反的方向運動，還會繼續(xù)發(fā)生碰撞，產生第三代的電子空穴對。如此繼續(xù)下去，載流子就大量增加，這種繁殖載流于的方式稱為載流子的倍增效應。由于倍增效應，使勢壘區(qū)單位時間內產生大量載流子，迅速增大了反向電流，從而發(fā)生p-n結擊穿。這就是雪崩擊穿的機理。 第100頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二第101頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二隧道擊穿(齊納擊穿) 概念：隧道擊

28、穿是在強電場作用下，由隧道效應，使大量電子從價帶穿過禁帶而進入到導帶引起的一種擊穿現(xiàn)象。因為是由齊納提出來解釋電介質擊穿現(xiàn)象的，故叫齊納擊穿。機理p-n結加反向偏壓時，勢壘區(qū)能帶發(fā)生傾斜；反向偏壓越大，勢壘越高，內建電場也超強，勢壘區(qū)能帶也越加傾斜，甚至可以使n區(qū)的導帶底比p區(qū)的價帶頂還低。內建電場E使p區(qū)的價帶電子得到附加勢能qEx；第102頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二當內建電場E大到某值以后，p區(qū)價帶中的部分電子所得到的附加勢能qEx可以大于禁帶寬度Eg。隨著反向偏壓的增大，勢壘區(qū)內的電場增強，能帶更加傾斜，相同能量的p區(qū)的價帶電子和n區(qū)的導帶上電子水平距離

29、x將變得更短。當反向偏壓達到一定數(shù)值，x短到一定程度時，量子力學證明p區(qū)價帶中的電子將通過隧道效應穿過禁帶而到達n區(qū)導帶中。第103頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二隧道幾率是： 式中E(x)表示點x處的勢壘高度，E為電子能量,x1及x2為勢壘區(qū)的邊界。電子隧道穿過的勢壘可看成為三角形勢壘。一定的半導體材料勢壘區(qū)中的電場愈大，或隧道長度x愈短，則電子穿過隧道的幾率愈大。當電場E大到或x短到一定程度時，將使p區(qū)價帶中大量的電子隧道穿過勢壘到達n區(qū)導帶中去，使反向電流急劇增大，于是p-n結就發(fā)生隧道擊穿。這時外加的反向電壓即為隧道擊穿電壓(或齊納擊穿電壓)。 第104頁，

30、共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二勢壘區(qū)導帶底斜率 而這個斜率也可以表示為所以其中第105頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二在雜質濃度較低，反向偏壓大時，勢壘寬度增大，隧道長度會變長，不利于隧道擊穿，但是卻有利于雪崩倍增效應，所以在一般雜質濃度下，雪崩擊穿機構是主要的。而雜質濃度高時，反向偏壓不高的情況下就能發(fā)生隧道擊穿，所以在重摻雜的情況下，隧道擊穿機構變?yōu)橹饕摹５?06頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二熱電擊穿 當p-n結上施加反向電壓時，流過p-n結的反向電流要引起熱損耗。反向電壓逐漸增大反向飽和電流密度隨溫度按

31、指數(shù)規(guī)律上升，上升速度很快。因此，隨著結溫的上升，反向飽和電流密度也迅速上升，產生的熱能也迅速增大，進而又導致結溫上升，反向飽和流密度進一步增大。如此反復循環(huán)下去，最后使Js無限增長而發(fā)生擊穿。這種由于熱不穩(wěn)定性引起的擊穿，稱為熱電擊穿。窄禁帶寬度半導體在室溫下出現(xiàn)熱電擊穿。第107頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二5. p-n結隧道效應 實驗現(xiàn)象實驗發(fā)現(xiàn)，對于兩邊都是重摻雜的p-n結的電流電壓持性如圖所示，正向電流開始就隨正向電壓的增加而迅速上升達到一個極大值IP稱為蜂值電流，對應的正向電壓VP，稱為峰值電壓。隨后電壓增加，電流反而減小，達到一極小值Iv，稱為谷值電

32、流，對應的電壓Vv。稱為谷值電壓。當電壓大于谷值電壓后電流又隨電壓而上升。在Vp到Vv這段電壓范圍內，隨著電壓的增大電流反而減小的現(xiàn)象稱為負阻，這一段電流電壓特性曲線的斜率為負的，這一特性稱為負阻特性。反向時，反向電流隨反向偏壓的增大而迅速增加。第108頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二5. p-n結隧道效應 實驗現(xiàn)象由重摻雜的p區(qū)和n區(qū)形成的p-n結通常稱為隧道結。這種隧道結制成的隧道二極管,由于它具有正向負阻特性而獲得了多種用途。例如用于微波放大、高速開關、激光振蕩源等。隧道結的這種電流電壓特性，是與它的隧道效應密切相關的。 第109頁，共140頁，2022年，5

33、月20日，17點37分，星期二隧道結電流電壓特性解釋在隧道結中正向電流由兩部分組成。一是擴散電流，隨正向電壓的增加而指數(shù)增加；正向偏壓微小的情況下，擴散電流很小，以隧道電流為主。隧道電流和偏壓關系：未加偏壓時：處于熱平衡狀態(tài)時n區(qū)和p區(qū)的費米能級相等，雖然n區(qū)導帶和p區(qū)價帶有相同的能量量子態(tài)，但費米能級以下占滿，而費米能級以上為空，在n區(qū)的導常和P區(qū)的價帶中出現(xiàn)具有相同能量的量子態(tài)。所以隧道電流為零。第110頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二很小正向電壓V，n區(qū)相對于p區(qū)的能級提供qV，p區(qū)費米能級以上有空量子態(tài)，n區(qū)費米能級以下有量子態(tài)被占據(jù)， n區(qū)的導帶帶中的電子

34、可能穿過隧道到P區(qū)價帶中產生從p區(qū)向n區(qū)的正向隧道電流，這時對應于特性曲線上的點1； 第111頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二繼續(xù)增大正向電壓，勢壘高度不斷下降，有更多的電子從n區(qū)穿過隧道到p區(qū)的空量子態(tài)，使隧道電流不斷增大。 當正向電流增大到Ip時，這時p區(qū)的費米能級與n區(qū)導帶底一樣高，n區(qū)的導帶和p區(qū)的價帶中能量相同的量子態(tài)達到最多, n區(qū)的導帶中的電子可能全部穿過隧道到p區(qū)價帶中的空量子態(tài)去，正向電流達到極大值Ip這時對應干特性曲線的點2；第112頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二增大正向電壓，勢壘高度進一步降低，在結兩邊能量相同的量

35、子態(tài)減少使n區(qū)導帶中可能穿過隧道的電子數(shù)以及p區(qū)價帶中可能接受穿過隧道的電子的空量子態(tài)均減少，所以隧道電流減小，出現(xiàn)負阻，如特性曲線上的點3； 第113頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二正向偏壓增大到Vv時，n區(qū)導帶底和p區(qū)價帶頂一樣高，這時p區(qū)價帶和n 區(qū)導帶中沒有能量相同的量子態(tài)，因此不能發(fā)生隧道穿通，隧道電流應該減少到零，對應于特性曲線上的點4。 實際上正向電流并不完全為零，而是有一個很小的谷值電流Iv，它的數(shù)值要比谷值電壓下的正向擴散電流大得多，也稱為過量電流。實驗證明，谷值電流基本上具有隧道電流的性質。 第114頁，共140頁，2022年，5月20日，17點

36、37分，星期二 產生谷值電流的一個可能原因是簡并半導體能帶邊緣的延伸，當VVv時，n區(qū)導帶底和p區(qū)價帶頂高度相同，但是由于能帶邊緣的延伸n區(qū)導帶底有一個向下延伸的尾部，p區(qū)價帶項有一個向上延伸的尾部，于是n區(qū)導帶和p區(qū)價帶仍有能量相同的量子態(tài)，這時仍可產生隧道效應形成谷值電流。 當存在深能級的雜質或缺陷時，谷值電流增大，這說明了產生谷值電流的另一個可能原因，是通過禁帶中的某些深能級所產生的隧道效應； 第115頁，共140頁，2022年，5月20日，17點37分，星期二對硅、鍺p-n結來說，正向偏壓大于Vv時，一般地擴散電流占主導這時隧道結和一般p-n結的正向持性基本一樣； 第116頁，共140頁，2022年，5月20日，17