《半导体物理学简明教程第2版 陈治明第4章 p.n结2011》由会员分享，可在线阅读，更多相关《半导体物理学简明教程第2版 陈治明第4章 p.n结2011（102页珍藏版）》请在金锄头文库上搜索。
1、西安理工大学电子工程系 马剑平,1,4.1 pn结的形成及其平衡态 4.2 pn结的伏安特性 4.3 pn结电容 4.4 pn结击穿 4.5 pn结的光伏效应 4.6 pn结发光,第四章 p-n结,西安理工大学电子工程系 马剑平,2,4.1 pn结的形成及其平衡态,4.1.1 pn结的形成及其杂质分布 一、 pn结的形成及其杂质分布 二、pn结的杂质分布 4.1.2 热平衡状态下的pn结 一、pn结的空间电荷区与内建电场的形成 二、平衡pn结的能带结构 三、pn结的接触电势差 四、平衡pn结的载流子分布,西安理工大学电子工程系 马剑平,3,4.1.1 pn结的形成及其杂质分布,一、pn结的形成
2、及其杂质分布,1、合金法（Alloying technology）,AlSi alloy on n-Si for p+n,AuSb alloy on p-Si for pn+,合金结的特点是合金掺杂层的杂质浓度高，而且分布均匀 合金结的深度对合金过程的温度和时间十分敏感，较难控制,理想突变结的杂质分布,西安理工大学电子工程系 马剑平,4,2）扩散法（Diffusion technology）,（恒定表面杂质浓度和恒定杂质总量两种方法） 扩散法需要在较高温度下操作，而且形成的是渐变式的杂质分布,西安理工大学电子工程系 马剑平,5,3、离子注入法（Ion-implantation technolo
3、gy）,离子注入法采用气相杂质源，在高强度的电磁场中令其离化并静电加速至较高能量后注入到半导体适当区域的适当深度，通过补偿其中的异型杂质形成pn结。与扩散法相比，这种方法的最大特点是掺杂区域和浓度能够精确控制，而且杂质分布接近于图4-1所示的突变结。用离子注入法形成pn结不需要扩散法那样高的温度，因高能离子注入而受到损伤的晶格也只须在适当高的温度下退火即可修复，因此不会引起注入区周边杂质的扩散，是集成电路工艺普遍采用的掺杂方法。,西安理工大学电子工程系 马剑平,6,4）外延法和直接键合法,在n型或p型半导体衬底上直接生长一层导电类型相反的半导体薄层，无须通过杂质补偿即可直接形成pn结。用这种方
4、法形成pn结时，只需在生长源中加入与衬底杂质导电类型相反的杂质，在薄层生长的同时实现实时的原位掺杂。这种方法形成的杂质分布更接近于理想突变结分布。 将n型和p型半导体片经过精细加工和活化处理的两个清洁表面在室温下扣接在一起，然后在高真空和适当的温度与压力下，令原本属于两个表面的原子直接成键而将两块晶片结合成一个整体，同时形成pn 结。直接键合法能形成最接近理想状态的突变结。,西安理工大学电子工程系 马剑平,7,二、pn结的杂质分布,1）突变结：用合金法、离子注入法、外延法和直接键合法制备的pn结，高表面浓度的浅扩散结可近似为突变结。直接键合法制备的突变结是最理想的突变结。 2）线性缓变结：低表
5、面浓度的深扩散结近似为线性缓变结,理想线性缓变结的杂质分布,理想突变结的杂质分布,单边突变结 p+n 或pn+,西安理工大学电子工程系 马剑平,8,4.1 pn结的形成及其平衡态,4.1.1 pn结的形成及其杂质分布 一、 pn结的形成及其杂质分布 二、pn结的杂质分布 4.1.2 热平衡状态下的pn结 一、pn结的空间电荷区与内建电场的形成 二、平衡pn结的能带结构 三、pn结的接触电势差 四、平衡pn结的载流子分布,西安理工大学电子工程系 马剑平,9,一、pn结的空间电荷区与内建电场的形成,在一块 n 型半导体基片的一侧掺入较高浓度的受主杂质，由于杂质的补偿作用，该区就成为型半导体。,p-
6、n结,n型,p型,N 区的电子向 P区扩散；P 区的空穴向N区扩散。,在P型半导体和型半导体的交界面附近产生了一个电场,称为内建场。,西安理工大学电子工程系 马剑平,10,空间电荷区-耗尽层的形成,空间电荷区宽度XD,空间电荷区-耗尽层因为缺少可移动载流子,空间电荷区为高阻区,西安理工大学电子工程系 马剑平,11,二、平衡pn结的能带结构,1、能带弯曲 2、热平衡pn结的费米能级,西安理工大学电子工程系 马剑平,12,电子从费米能级高的n区流向费米能级低的p区，以及空穴从p区流向n区来实现的。在载流子转移的过程中，EFn下降，EFp上升，直至EFnEFpEF时达到平衡。,热平衡状态下的p型和n
7、型半导体以及pn结的能带图,1、能带弯曲,西安理工大学电子工程系 马剑平,13,2、热平衡pn结的费米能级,在浓度差引起的扩散与扩散产生的自建电场的共同作用下,由,得电子电流,其中,因为热平衡时 Jn0，所以结果表明热平衡时,同理，得空穴电流,电子电流,西安理工大学电子工程系 马剑平,14,三、pn结的接触电势差,平衡pn结空间电荷区两端的电势差VD称为pn结的接触电势差或自建电势差，相应的电子势能之差，即能带的弯曲量qVD，称为pn结的势垒高度。,nn0、np0分别表示n区和p 区的平衡电子密度，对非简并半导体,两式相除取对数得,因为nn0ND，np0ni2/ NA：,若NA1017cm-3
8、，ND1015cm-3，在室温下可以算得pn结接触电势差VD 对硅为0.7 V，对锗为0.32 V，对砷化镓为1 V。,西安理工大学电子工程系 马剑平,15,【例题】,一个Si突变结的p区和n区掺杂浓度分别为NA1018cm-3, ND5x1015cm-3,计算室温下平衡态费米能级的位置,按计算结果画出能带图并确定势垒高度qVD的大小,解：假定室温下p区和n区的杂质都已完全电离，则平衡态费米能级相对于各自本征费米能级的位置,两式相加得势垒高度 qVD=0.796eV,西安理工大学电子工程系 马剑平,16,西安理工大学电子工程系 马剑平,16,p-n结及其能带图,西安理工大学电子工程系 马剑平,
9、17,四、平衡pn结的载流子分布,取p区电势为零,势垒区内 x 处电子的电势能 E(x)=-qV(x), 点 x 处的电子浓度n0(x) 用x 处的导带Ec(x)表示为：,因为 Ecn=qVD，EC(x)=qV(x)，,当x=xn时，V(x)VD，所以 n(xn)=nn0； 当x=xp时，V(x)0， 所以 n(xp)= np0,西安理工大学电子工程系 马剑平,18,西安理工大学电子工程系 马剑平,18,平衡p-n结的载流子分布,西安理工大学电子工程系 马剑平,19,4.1 pn结的形成及其平衡态 4.2 pn结的伏安特性 4.3 pn结电容 4.4 pn结击穿 4.5 pn结的光伏效应 4.
10、6 pn结发光,第六章 p-n结,西安理工大学电子工程系 马剑平,20,4.2 pn结的伏安特性,4.2.1 广义欧姆定律 4.2.2 理想状态下的pn结伏安特性方程 4.2.3 pn结伏安特性对理想方程的偏离,西安理工大学电子工程系 马剑平,21,4.2.1 广义欧姆定律,对n= n0+n、p= p0+p的一般情况，也可得类似结果：,该式表明: 若费米能级随位置变化，则pn结中必有电流；当电流密度一定时，载流子密度大的地方, EF随位置变化小，而载流子密度小的地方，EF随位置变化较大。 由于pn结中既存在电场又存在载流子密度的不均匀分布，因而既有漂移电流又有扩散电流.广义欧姆定律更深刻地揭示
11、了电流的动力，即电荷是否流动并不单纯取决于是否存在电场，而是取决于费米能级是否有空间坐标上的变化。,西安理工大学电子工程系 马剑平,22,西安理工大学电子工程系 马剑平,22,4.2.2 理想状态下的pn结伏安特性方程,一、正向偏置下的pn结 1、势垒区的变化与载流子运动 2、能带结构 3、正偏置pn结的扩散电流 4、注入载流子的密度 5、肖克莱方程式 二、反向偏置下的pn结 三、理想pn结的伏安特性 1、单向导电性 2、温度依赖性,西安理工大学电子工程系 马剑平,23,1、正向偏置下的pn结势垒区的变化与载流子运动,正偏置使pn结势垒区变窄 势垒高度: 由qVD下降为q(VDU),势垒区电场
12、减弱即破坏了载流子扩散与漂移之间原有的平衡，削弱了漂移运动，使扩散流大于漂移流。,西安理工大学电子工程系 马剑平,24,西安理工大学电子工程系 马剑平,24,非平衡少子的运动：扩散、漂移和复合,非平衡少子 np扩散区,非平衡 少子pn 扩散区,复合扩散,扩散复合,+,-,+,-,漂移,西安理工大学电子工程系 马剑平,25,2、能带结构,因扩散区中的不断复合因而密度逐渐减小，故EF为一斜线； 准费米能级EFn从n型中性区到边界xp 处为一水平线，在电子扩散区逐渐下降，到注入电子为零处与EFn相汇合。 准费米能级EFp从p型中性区到边界xn处为一水平线，在空穴扩散区逐渐上升，到注入空穴为零处与EF
13、n相汇合；,Ln,Lp,Ecp,Evp,Evn,Ecn,qU,EFn,EFp,EFp,EFn,xp 0 xn,q(VD-U),按照广义欧姆定律,有净电流流过pn结,说明准费米能级将随空间变化。,外加正向电压U 的大小决定了两条准费米能级的间隔,西安理工大学电子工程系 马剑平,26,3、正偏置pn结的扩散电流,正偏压使pn结势垒降低，使穿越pn结的扩散流超过漂移流，p侧和n侧分别通过空间电荷区向对方注入少子空穴和电子。这些注入的少子因较大的密度差而向其纵深扩散，且一边扩散一边与多数载流子复合，形成指数衰减形式的密度梯度。 在空间电荷区边界xp和xn处的少子扩散电流密度即可分别写成,通过pn结的总
14、电流是通过同一截面的电子电流和空穴电流之和：,假定注入电子和注入空穴在通过空间电荷区时没有复合,西安理工大学电子工程系 马剑平,27,西安理工大学电子工程系 马剑平,27,1) p区势垒边界处注入的额外少数载流子密度,虽是非平衡状态，但空间电荷区p侧边界xp处的费米能级与n型中性区的费米能级是基本一致的，即xp处的电子密度可以用EFn求解。但是，正偏压下EFn比零偏压下升高了qU，即xp处的电子密度在正偏压下是零偏压下平衡密度np0的exp(qU/kT)倍,p区边界x=xp处的少数载流子浓度np,p区边界x=xp处的非平衡少子浓度np,4、注入载流子的密度,西安理工大学电子工程系 马剑平,28
15、,西安理工大学电子工程系 马剑平,28,2) n区势垒边界处注入的非平衡少数载流子密度,n区边界x=xn处的少数载流子浓度pn,n区边界x=xn处的非平衡少子浓度pn,同理，虽是非平衡状态，但空间电荷区n侧边界xn处的费米能级与p型中性区的费米能级是基本一致的，即xn处的空穴密度可以用EFp求解。但是，正偏压下EFp比零偏压下下降了qU，即xn处的空穴密度在正偏压下是零偏压下平衡密度pn0的exp(qU/kT)倍,西安理工大学电子工程系 马剑平,29,西安理工大学电子工程系 马剑平,29,3) 扩散区中非平衡少子连续性方程,空穴扩散区(n区)中非平衡少子的连续性方程,电子扩散区(p区)中非平衡
16、少子的连续性方程,西安理工大学电子工程系 马剑平,30,西安理工大学电子工程系 马剑平,30,4) 突变耗尽层条件下扩散少数载流子的分布,在小注入突变耗尽层条件下时，外加电压和接触电势差全部降落在耗尽层上，耗尽层外的n区和p区半导体是电中性的，因而无漂移作用，构成少子的扩散区。因此，注入到n区的少子空穴和注入到p区的少子电子分别在n区和p区是纯扩散运动。,n区边界x=xn处少子密度p(xn),p区边界x=xp处少子密度n(xp),西安理工大学电子工程系 马剑平,31,西安理工大学电子工程系 马剑平,31,5) 势垒边界处非平衡少数载流子的密度分布,n区势垒边界x= xn 非平衡少子pn (xn ) p区势垒边界x=-xp 非平衡少子np(-xp),西安理工大学电子工程系 马剑平,32,西安理工大学电子工程系 马剑平,32,正向偏置下的非平衡少子的密度分布,x
