正偏pn結(jié)的大注入效應(yīng)

1、正偏pn結(jié)的大注入效應(yīng)正偏pn結(jié)的大注入效應(yīng)分析正向pn結(jié)的電流電壓關(guān)系時，實際上假 定了非平衡載流子在擴散區(qū)只有擴散運動，亦即擴散區(qū)為電中性的。當(dāng)注入的非平衡載流子的濃 度遠低于多數(shù)載流子濃度時，即所謂小注入條 件，上述假定是合理的。但如果注入的非平衡載 流子與多數(shù)載流子的濃度相當(dāng)，或大于多子濃 度，即發(fā)生大注入時，擴散區(qū)的電中性假定不再 成立。實驗結(jié)果也指出，當(dāng)pn結(jié)的電流密度較高 時，半對數(shù)坐標(biāo)平面上的電流電壓關(guān)系曲線的斜 率偏離q/kT,而趨于q/2kTo前面已經(jīng)指出，正偏pn結(jié)空間電荷區(qū)直至空 間電荷區(qū)邊界處，都有n(x)p(x) = nf exp(告)(2.68) 現(xiàn)以p+n結(jié)為例

2、，如圖所示，取n型側(cè)空間電荷區(qū) 邊界為坐標(biāo)原點，則有(O)p(O) = gp(為(2.69) 定義注入的空穴濃度等于n區(qū)電子濃度為臨界大 注入條件，這時(2.70) 在大注入下，非平衡空穴形成濃度梯度的同時， 電中性要求，必有相應(yīng)的電子的濃度梯度的形 成。載流子濃度梯度的存在，導(dǎo)致載流子從空間 電荷區(qū)邊界向n區(qū)內(nèi)部擴散，空穴的擴散因有p 區(qū)的注入而維持一定的濃度梯度(從而維持了外 電路的穩(wěn)定電流)。但電子的擴散無注入加以補 充，導(dǎo)致近空間電荷區(qū)邊界一側(cè)電子欠缺，而在 擴散區(qū)的另一側(cè)電子過剩，電中性條件不再滿 足。在擴散區(qū)產(chǎn)生了指向11區(qū)內(nèi)部的電場。電場 的作用是使電子作反方向的漂移運動。當(dāng)電子

3、的 擴散運動和漂移運動達到動態(tài)平衡時，電場大小pn結(jié)空間電荷區(qū)外側(cè)空穴擴散區(qū)內(nèi) 大注入自建電場的形成示。大注入自建電場的存在,非平衡為定值，這一電場 就稱為大注入自 建電場，如圖所空穴在擴散區(qū)不 僅作擴散運動，而 且也作漂移運動?，F(xiàn)在求大注入自建電場的大小。當(dāng)電子的擴散運動和漂移運動達到動態(tài)平衡時，擴散區(qū)的凈電子電流為零，于是所以D 僉*Eg =0(2.71)E(x) =(2.72) 因電子的擴散運動，擴散區(qū)的電子濃度分布與空穴分布略有差異，但仍可近似認為兩者分布相 等。利用愛因斯坦關(guān)系，可得“ 入大注入自建電場可改寫為Eg亠丄冬“ P dx(2.73)空穴電流J p=qPpl)E-qDp 注(2.74)將大注入自建電場代入，得Jp =-q(2D )牛dx(275)此式表明，大注入自建電場的漂移作用，等效于 使空穴擴散系數(shù)增大一倍。大注入下，擴散區(qū)空 穴分布函數(shù)形式不變，即p(x) = p(O)exp(2.76)將此分布代入(275)式，并令兀=0,得到p+n結(jié)大注入下的空穴電流密度表達式Lpexp(2.77) 這一關(guān)系式是大電流條件下，pn結(jié)電流-電壓關(guān) 系曲線斜率減小的原因之一。斜率減小的另一個 原因是大電流下，半導(dǎo)體的體電阻上的壓降不能再忽略不計。將小電流和大電流的情形一并考慮進去，可 將pn結(jié)的電流電壓方程