《半导体器件之pn结器件 0319综述》由会员分享，可在线阅读，更多相关《半导体器件之pn结器件 0319综述（74页珍藏版）》请在金锄头文库上搜索。
1、pn结二极管 upn结二极管 lpn结静态特性回顾 l理想pn结正偏电流-电压特性 lpn结的小信号模型 l空间电荷区中的产生与复合电流（非理想特性） lpn结二极管的击穿特性 m同质pn结性质回顾 同一均匀半导体 冶金结 空间电荷区 内建电场 耗尽区 零偏pn结 mpn结的零偏、反偏和正偏 m零偏状态下 内建电势差形成的势垒维持着p区和n区内载流子的 平衡 内建电场造成的漂移电流和扩散电流相平衡 mpn 结两端加正向偏压Va后， Va基本上全降落在耗尽区的 势垒上； 由于耗尽区中载流子浓度很小，与中性P区和N区的体电阻相比耗 尽区电阻很大。 m 势垒高度由平衡时的eVbi降低到了e(Vbi-
2、Va) ；正向偏置电压 Va在势垒区中产生的电场与自建电场方向相反，势垒区中的电场强度 减弱，并相应的使空间电荷数量减少，势垒区宽度变窄。 q 产生了净扩散流； 电子：N区 P区空穴：P区 N区 m热平衡时载流子漂移流与扩散流相互抵消的平衡被打破：势垒高 度降低，势垒区中电场减弱，相应漂移运动减弱，因而使得漂移 运动小于扩散运动，产生了净扩散流。 q 在空间电荷区的两侧产生了过剩载流子； m通过势垒区进入P区的电子和进入N区的空穴分别在界面（-xp和xn ）处积累，从而产生了过剩载流子。这称为正向注入，由于注入 的载流子对它进入的区域来说都是少子，所以又称为少子注入。 对于注入的少子浓度远小于
3、进入区多子浓度的情况称为小注入。 m边界上注入的过剩载流子，不断向体内扩散，经过大约几个扩散 长度后，又恢复到了平衡值。 q 理想PN结电流电压特性方程的四个基本假设条件： mPN结为突变结，可以采用理想的耗尽层近似，耗尽区 以外为中性区； m载流子分布满足麦克斯韦玻尔兹曼近似； m满足小注入的条件； m通过PN结的总电流是一个恒定的常数；电子电流和空 穴电流在PN结中各处是一个连续函数；电子电流和空 穴电流在PN结耗尽区中各处保持为恒定常数。 m推导理想PN结电流电压特性方程时所用到的各 种物理量符号如表所示 q边界条件 m加正向偏压后，空间电荷区势垒高度降低，内建电场 减弱 势垒降低 空间
4、电荷区缩短 内建电场减弱 扩散电流漂移电流 空间电荷区边界处少 数载流子浓度注入 采取小注入假设，多子浓度nn0基本保持不变， nn= nn0 偏置状态下p区空间电 荷区边界处的非平衡 少数载流子浓度 注入水平和偏 置电压有关 P区少子电子的浓度比热平衡 时值大很多 注入到p（n）型区中的电子（空穴）会进一步扩散和 复合，因此公式给出的实际上是耗尽区边界处的非平衡少 数载流子浓度。 上述边界条件虽然是根据pn结正偏条件导出的，但是 对于反偏情况也是适用的。因而当反偏电压足够高时，从 上述两式可见，耗尽区边界处的少数载流子浓度基本为零 。 正偏pn结耗尽区边 界处少数载流子浓 度的变化情况 反偏
5、pn结耗尽区边 界处少数载流子浓 度的变化情况 例8.1 q少数载流子分布 m假设：中性区内电场为0 m无产生 m稳态pn结 m长pn结 作业题6.11， 例8.4 = = = 小注入n型半导体N区内过 剩少子电子的双极运输方程 小注入电子的寿命 双极扩散系数 双极迁移率过剩载流 子产生率 过剩载流 子复合率 边 界 条 件 双极输运方程可以简化为： 长pn结 双极输运方程的通解为： 从边界条件可以确定系数A=D=0，同时，在xn、x-p处的边界条件 可以得出： 由此，我们可以得出PN结处于正偏和反偏条件时，耗尽 区边界处的少数载流子分布 正偏反偏 q理想pn结电流 mpn结电流为空穴电流和电
6、子电流之和 m空间电荷区内电子电流和空穴电流为定值 因此耗尽区靠近N型区一侧边界处空穴的扩散电流密度为： 在pn结均匀掺杂的条件下，上式可以表示为： 利用前边求得的少子分布公式，可以得到耗尽区靠近N型区一 侧边界处空穴的扩散电流密度为： 在pn结正偏条件下，空穴电流密度是沿着x轴正向的，即从p 型区流向N型区。类似地，我们可以计算出耗尽区靠近P型区 一侧边界处电子的扩散电流密度为： 利用前面求得的少子分布公式，上式也可以简化为： 在pn结正偏条件下，上述电子电流密度也是沿着x轴正方向的 。若假设电子电流和空穴电流在通过pn结耗尽区时保持不变 ，则流过pn结的总电流为： q物理意义总结： PN结
7、耗尽区两侧少子的扩散电流分别为： 可见，少子扩散电流呈指数下降，而流过PN结的总电流不 变，二者之差就是多子的漂移电流。以N型区中的电子电流 为例，它不仅提供向P型区中扩散的少子电子电流，而且还 提供与P型区中注入过来的过剩少子空穴电流相复合的电子 电流。因此在流过PN结的正向电流中，电子电流与空穴电 流的相互转换情况如下页图所示。 例8.4 上式即为理想pn结的电流-电压特性方程，我们可以进一步定义 Js为： 则理想pn结的电流-电压特性可简化为： 尽管理想pn结电流-电压方程是根据正偏pn结推导出来的，但 它同样应当适用于理想的反偏状态。可以看到，反偏时，电流 饱和为Js 当PN结正偏电压
8、远大于Vt时，上述电流电压特性方程中的 1项就可以忽略不计。PN结二极管的IV特性及其电路符 号如下图所示。 在流过PN结的正向电流中，电子电流与空穴电流的相 互转换情况如下页图所示。 pn结的正偏电流实 际上是复合电流 m正偏电流图像 m当电流由P区进入时，几乎 全部为空穴的漂移电流； 空穴在外电场作用下向电 源负极漂移； 由于少子浓度远小于多子 浓度可以认为这个电流完 全由多子空穴携带。 m空穴沿x方向进入电子扩散 区以后，一部分与N区注入 进来的电子不断地复合， 其携带的电流转化为电子 扩散电流； m另一部分未被复合的空穴继沿x方 向漂移，到达-xp的空穴电流，通过 势垒区； m 若忽略
9、势垒区中的载流子产生-复 合，则可看成它全部到达了xn处， 然后以扩散运动继续向前，在N区中 的空穴扩散区内形成空穴扩散流； m 在扩散过程中，空穴还与N区漂移过来的电子不断地复合，使 空穴扩散电流不断地转化为电子漂移电流； m直到空穴扩散区以外，空穴扩散电流全部转化为电子漂移电流 。忽略了少子漂移电流后，电子电流便构成了流出N区的正向电 流。 空穴电流与电子电流之间的相互转化，都是通过在扩散区内 的复合实现的，因而正向电流实质上是一个复合电流。 m反偏电流图像 pn在反向偏置下， P区的多子空穴受外电场的作 用向P区的负电极漂移，同时增 强的空间电荷区电场也不断地 把N区的少子空穴拉过来；
10、N区的电子受外电场作用向N区 的欧姆接触正电极漂移，同时 空间电荷区自建电场亦不断地 把P区的少子电子拉过来； N区边界xn处的空穴被势垒区的 强电场驱向P区，而P区边界-xp 处的电子被驱向N区，当这些少 数载流子被电场驱走后，内部 的少子就来补充，形成反偏下 的空穴扩散电流和电子扩散电 流。这种情况好象少数载流子 不断地被抽向对方，所以称为 少数载流子的抽取。 q温度效应： 理想PN结二极管的反向饱和电流密度JS是热平衡条件下少子浓 度np0和pn0的函数： 而np0和pn0都与ni2成正比，由此可见反向饱和电流密度JS是温 度的敏感函数，忽略扩散系数与温度的依赖关系，则有： 可见，在室温
11、下，只要温度升高10C，反向饱和电流密度增大 的倍数将为： 例8.5 温度效应对PN结二极管正、反向IV特性的影响如下图所示。 可见，温度升高，一方面二极管反向饱和电流增大，另一方面 二极管的正向导通电压下降。 q短二极管 在前面的分析中，我们假设理想PN结二极管N型区和P型区的长 度远大于少子的扩散长度。实际PN结中往往有一侧的长度小于 扩散长度，如下图所示，N型区的长度WnLp，此时N型区中过剩 少子空穴的稳态输运方程为： 其在x=xn处的边界条件仍然为： 而另一个边界条件则需要做适当的修正，通常我们假设在 x=xn+Wn处为欧姆接触，即表面复合速度为无穷大，因此过剩 载流子浓度为零。由此
12、得到另一个边界条件为： 对于上述关于N型区中过剩少子空穴的稳态输运方程 来说，其解的形式仍然为： 再利用上述两个边界条件，可得稳态输运方程最终的解为： 对于WnLp的条件，我们还可以对上式做进一步的简化，因为此 时有： 再利用上述两个边界条件，可得稳态输运方程最终的解为： 由上式可见此时短N型区中过剩少子空穴的浓度呈线性分布。N 型区中少子空穴的扩散电流密度为 因此在短N型区中，少子空穴的扩散电流密度为： 由此可见，在短N型区中，少子空穴的扩散电流密度保持不变， 即在短N型区中少子空穴的复合作用基本上可以忽略不计。 对于三种可能的N型区长度，下表总结了三种情况下的 空穴电流密度表达式，与此类似
13、，对于不同的P型区长 度，同样可以给出三种情况下的电子电流密度表达式 。 q小节 m势垒高度和载流子浓度的对应关系偏压对空间电荷 区边界处注入的非平衡载流子浓度的调制理想pn结 电流-电压关系 m正偏状态的pn结，正偏电流的大小随正偏电压的增加 而指数增加。反偏时趋于饱和 m随着温度的升高，反偏饱和电流增大，相同正向电流 下的偏压降低 m利用温度特性可以制成对温度敏感的二极管，作为温 度探测器件。但同时二极管的温度特性要求二极管要 正确应用，避免形成温度正反馈导致烧毁 m当pn结二极管的中性区长度远小于扩散长度时为短二 极管，扩散区缩短，扩散区内的复合作用可以忽略。 双极晶体管中的EB结通常就
14、是一个短pn结 8.2 PN结的小信号模型 以上讨论的是PN结二极管的直流特性，在实际应用中更关心的是 PN结二极管的小信号等效电路模型。 在直流电压上叠加一个小的 低频的正弦电压，当正弦电 压与电流无限小时，小信号 增量电导为： q扩散电阻： 二极管的电流可表示为： 其倒数定义为二极管在静态工作点附近的微分电阻，即： 如果二极管外加的正向偏置电压足够大，则电流方程中的( 1)项可以忽略，因此其微分电导为： 相应地其小信号的微分电阻为： 上述小信号微分电阻也称为二极管的扩散电阻。 我们已经介绍过了PN结电容随着反向偏置电压的变化，当PN处 于正偏状态时，同样也会表现出一种电容效应。如图所示，一
15、 个PN结正偏在直流电压Vdc上，同时又叠加了一个正弦交流电压 ，因此总的正向偏置电压可以表示为： 可见偏置电压Va随时 间而变化，因此注入 的少子浓度也将随着 时间而不断地发生变 化。 q扩散电容： 以空穴由P型区注入N型区为例，在t0、t1、t2三个时刻，N 型区一侧空间电荷区边界处少子空穴的浓度分别如下图所示。 由图中可见，空间电荷区边界处少子空穴的浓度也在直流稳态 的基础上叠加了一个随时间变化的交流分量。 如前所述，空穴从耗尽区边界处开始将不断地向N型区中 扩散，并在N型区中与多子电子相复合，假设交流电压信号的 周期远大于过剩载流子往N型区中扩散所需的时间，因此空穴 浓度在N型区中随空
16、间位置的分布可以近似为一种稳态分布， 如下图所示。 上页图中阴影区的面积则代表由于交流信号的周期性变 化而引起的充放电电荷。对于电子由N型区注入到P型区中之后 ，过剩少子电子在P型区中的分布也表现出完全类似的情形。这 种空穴分布在N型区中的起伏（充放电）过程以及电子分布在P 型区中的起伏（充放电）过程将导致电容效应，该电容称为PN 结的扩散电容，它与之前讨论过的反偏PN结耗尽区电容的物理 机理完全不同，另外，正偏PN结的扩散电容通常要远远大于PN 结的势垒电容。 q 小信号导纳: 利用双极输运方程，我们可以求得PN结二极管的小信 号导纳为： 上式中Ip0和In0分别是二极管中空穴电流和电子电流分量，p0和 n0分别是N型区中过剩少子空穴和P型区中过剩少子电子的寿命 ，上式还可进一步改写为： 称为PN结二极管的
