半導體物理_第八章

1、 第八章第八章 PN結(jié)與肖特基結(jié)二極管結(jié)與肖特基結(jié)二極管本章學習要點：本章學習要點：1.1.推導并掌握理想推導并掌握理想PNPN結(jié)二極管的電流電壓特結(jié)二極管的電流電壓特 性特性方程；性特性方程；2.2.掌握理想肖特基二極管的電流電壓特性方程掌握理想肖特基二極管的電流電壓特性方程3.3.建立并掌握建立并掌握PNPN結(jié)二極管的小信號等效電路模型結(jié)二極管的小信號等效電路模型4.4.學會分析學會分析PNPN結(jié)二極管空間電荷區(qū)中的產(chǎn)生與結(jié)二極管空間電荷區(qū)中的產(chǎn)生與 復合電流；復合電流；5.5.掌握掌握PNPN結(jié)二極管的擊穿特性；結(jié)二極管的擊穿特性；6.6.了解了解PNPN結(jié)二極管的開關(guān)特性。結(jié)二極管的開

2、關(guān)特性。8.2 PN8.2 PN結(jié)理想電流電壓特性結(jié)理想電流電壓特性 推導理想推導理想PNPN結(jié)電流電壓特性方程的四個基結(jié)電流電壓特性方程的四個基本假設(shè)條件：本假設(shè)條件：（1 1）PNPN結(jié)為突變結(jié)，可以采用理想的耗盡層近結(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)；似，耗盡區(qū)以外為中性區(qū)；（2 2）載流子分布滿足麥克斯韋玻爾茲曼近似）載流子分布滿足麥克斯韋玻爾茲曼近似（3 3）滿足小注入的條件；）滿足小注入的條件；（4 4）通過）通過PNPN結(jié)的總電流是一個恒定的常數(shù)；電結(jié)的總電流是一個恒定的常數(shù)；電 子電流和空穴電流在子電流和空穴電流在PNPN結(jié)中各處是一個連結(jié)中各處是一個連

3、 續(xù)函數(shù)；電子電流和空穴電流在續(xù)函數(shù)；電子電流和空穴電流在PNPN結(jié)耗盡結(jié)耗盡 區(qū)中各處保持為恒定常數(shù)。區(qū)中各處保持為恒定常數(shù)。推導理想推導理想PN結(jié)電流電壓特性時所用到的各種符號結(jié)電流電壓特性時所用到的各種符號 當外加正向偏壓當外加正向偏壓V Va a時，此電壓主要降落在時，此電壓主要降落在勢壘區(qū)上，勢壘區(qū)上，PNPN結(jié)內(nèi)建電場減弱。此時擴散電流結(jié)內(nèi)建電場減弱。此時擴散電流與漂移電流之間的平衡被打破，與漂移電流之間的平衡被打破，擴散電流為主擴散電流為主，形成少數(shù)載流子注入。形成少數(shù)載流子注入。 當外加正向偏置電壓時，當外加正向偏置電壓時，PNPN結(jié)中的勢壘將結(jié)中的勢壘將會降低，這時空穴就會從

4、會降低，這時空穴就會從P P型區(qū)擴散至型區(qū)擴散至N N型區(qū)，型區(qū)，成為成為N N型區(qū)中的過剩少數(shù)載流子，同樣電子也型區(qū)中的過剩少數(shù)載流子，同樣電子也會從會從N N型區(qū)擴散至型區(qū)擴散至P P型區(qū)，成為型區(qū)，成為P P型區(qū)中的過剩型區(qū)中的過剩少數(shù)載流子。少數(shù)載流子。 這些過剩少數(shù)載流子的漂移、擴散和復合這些過剩少數(shù)載流子的漂移、擴散和復合過程依然滿足上一章中我們討論過的雙極輸過程依然滿足上一章中我們討論過的雙極輸運方程。運方程。1. 1. 邊界條件：邊界條件：下圖為熱平衡狀態(tài)下下圖為熱平衡狀態(tài)下PNPN結(jié)的導帶示意圖，由結(jié)的導帶示意圖，由PNPN結(jié)內(nèi)建勢壘公式可得：結(jié)內(nèi)建勢壘公式可得： 下圖為下圖

5、為PNPN結(jié)正偏時的能帶圖，結(jié)正偏時的能帶圖，PNPN結(jié)中的勢壘結(jié)中的勢壘由由V Vbibi變?yōu)椋ㄗ優(yōu)椋╒ Vbibi V Va a），和零偏時類似可得：），和零偏時類似可得： 在正偏條件下，在正偏條件下，PNPN結(jié)內(nèi)部勢壘降低，出現(xiàn)少數(shù)結(jié)內(nèi)部勢壘降低，出現(xiàn)少數(shù)載流子電子的注入，載流子電子的注入，P P型區(qū)中的少數(shù)載流子電子型區(qū)中的少數(shù)載流子電子的濃度高于熱平衡時的濃度。的濃度高于熱平衡時的濃度。注入到注入到P P型區(qū)中的型區(qū)中的電子還會進一步擴散和復合，因此上式給出的實電子還會進一步擴散和復合，因此上式給出的實際上是際上是P P型區(qū)中耗盡區(qū)邊界處型區(qū)中耗盡區(qū)邊界處-x-xp p的電子濃度。的

6、電子濃度。 類似地，在正偏條件下，類似地，在正偏條件下，N N型區(qū)中少子空穴的型區(qū)中少子空穴的濃度為：濃度為：在小注入條件下，則有：在小注入條件下，則有： 注入到注入到N N型區(qū)中的空穴也會進一步擴散和復型區(qū)中的空穴也會進一步擴散和復合，合，因此上式給出的實際上也是因此上式給出的實際上也是N N型區(qū)中位于耗型區(qū)中位于耗盡區(qū)邊界處盡區(qū)邊界處x xn n的空穴濃度。的空穴濃度。 另外，上述邊界條件雖然是根據(jù)另外，上述邊界條件雖然是根據(jù)PNPN結(jié)正偏條結(jié)正偏條件導出的，但是對于反偏情況也是完全適用的。件導出的，但是對于反偏情況也是完全適用的。而且當反偏電壓足夠高時，耗盡區(qū)邊界處的少而且當反偏電壓足夠

7、高時，耗盡區(qū)邊界處的少數(shù)載流子濃度基本為零。數(shù)載流子濃度基本為零。少子注入少子注入少子抽取少子抽取2. 2. 少數(shù)載流子分布：少數(shù)載流子分布： 對于對于N N型區(qū)型區(qū)中的過剩少數(shù)載流子空穴來說，中的過剩少數(shù)載流子空穴來說，其雙極輸運方程為：其雙極輸運方程為： 假設(shè)假設(shè)中性中性N N型區(qū)和型區(qū)和P P型區(qū)中的電場為零，過型區(qū)中的電場為零，過剩載流子的產(chǎn)生率為零，對于穩(wěn)態(tài)情形，有：剩載流子的產(chǎn)生率為零，對于穩(wěn)態(tài)情形，有： 在上述兩個方程中，第一項代表擴散過程，在上述兩個方程中，第一項代表擴散過程，第二項代表復合過程，因此在第二項代表復合過程，因此在PNPN結(jié)兩側(cè)的結(jié)兩側(cè)的N N型區(qū)型區(qū)和和P P型

8、區(qū)中，過剩載流子既有擴散，也有復合。型區(qū)中，過剩載流子既有擴散，也有復合。因此上述兩個雙極輸運方程的解為：因此上述兩個雙極輸運方程的解為： 在正偏狀態(tài)下，在正偏狀態(tài)下，PNPN結(jié)兩側(cè)總的少數(shù)載流子結(jié)兩側(cè)總的少數(shù)載流子濃度的邊界條件為：濃度的邊界條件為： 隨著少子由空間電荷區(qū)邊界向中性半導體區(qū)隨著少子由空間電荷區(qū)邊界向中性半導體區(qū)域擴散，它們還將不斷地與多子復合域擴散，它們還將不斷地與多子復合. 假設(shè)假設(shè)PNPN結(jié)兩側(cè)中性區(qū)寬度足夠?qū)挘唇Y(jié)兩側(cè)中性區(qū)寬度足夠?qū)?，即W Wn nLLp p，W Wp pLLn n，此即所謂的長二極管，此即所謂的長二極管，在離開空間電荷，在離開空間電荷區(qū)足夠遠處，過剩

9、少子濃度將趨于零區(qū)足夠遠處，過剩少子濃度將趨于零. . 應(yīng)用上述邊界條件可求得上式中的系數(shù)應(yīng)用上述邊界條件可求得上式中的系數(shù)A、B、C、D（其中（其中AD0），由此得到方程），由此得到方程的解為：的解為：3.3.理想理想PNPN結(jié)電流結(jié)電流 按照理想按照理想PNPN結(jié)的第四個假設(shè)條件，正偏條結(jié)的第四個假設(shè)條件，正偏條件下流過件下流過PNPN結(jié)的總電流可以表示為電子電流和結(jié)的總電流可以表示為電子電流和空穴電流兩部分之和。空穴電流兩部分之和。 類似地，可以計算出耗盡區(qū)靠近類似地，可以計算出耗盡區(qū)靠近P型區(qū)一側(cè)邊型區(qū)一側(cè)邊界處電子的擴散電流密度為：界處電子的擴散電流密度為： 在在PN結(jié)正偏條件下，上

10、述空穴電流，電子電結(jié)正偏條件下，上述空穴電流，電子電流密度都是沿著流密度都是沿著x軸正方向的。軸正方向的。若假設(shè)電子電流若假設(shè)電子電流和空穴電流在通過和空穴電流在通過PN結(jié)耗盡區(qū)時保持不變，結(jié)耗盡區(qū)時保持不變，則則流過流過PN結(jié)的總電流為：結(jié)的總電流為： 上式即為理想上式即為理想PNPN結(jié)二極管的電流電壓方結(jié)二極管的電流電壓方程，盡管上式是根據(jù)程，盡管上式是根據(jù)PNPN結(jié)正偏特性導出的，但結(jié)正偏特性導出的，但是它同樣也適用于是它同樣也適用于PNPN結(jié)的反偏狀態(tài)，反向飽和結(jié)的反偏狀態(tài)，反向飽和電流密度即為電流密度即為J JS S 。當當PN結(jié)正偏電壓遠大于結(jié)正偏電壓遠大于Vt時，上述電流電壓時，

11、上述電流電壓特性方程中的特性方程中的1項就可以忽略不計。項就可以忽略不計。PN結(jié)二結(jié)二極管的極管的IV特性及其電路符號如下圖所示。特性及其電路符號如下圖所示。4. 物理意義總結(jié)：物理意義總結(jié)： PN結(jié)耗盡區(qū)兩側(cè)少子的擴散電流分別為：結(jié)耗盡區(qū)兩側(cè)少子的擴散電流分別為： 可見，少子擴散電流呈指數(shù)下降，而流過可見，少子擴散電流呈指數(shù)下降，而流過PN結(jié)的結(jié)的總電流不變，總電流不變，因此二者之差就是多子的漂移電流。因此二者之差就是多子的漂移電流。以以N型區(qū)中的電子電流為例，它不僅提供向型區(qū)中的電子電流為例，它不僅提供向P型區(qū)中擴散的型區(qū)中擴散的少子電子電流，還提供與少子電子電流，還提供與P型區(qū)中注入過來

12、的過剩少子型區(qū)中注入過來的過剩少子空穴相復合的電子電流空穴相復合的電子電流在流過在流過PN結(jié)的正向電流中，電子電流與空穴電結(jié)的正向電流中，電子電流與空穴電流的相互轉(zhuǎn)換情況如下頁圖所示。流的相互轉(zhuǎn)換情況如下頁圖所示。5. 溫度效應(yīng)：溫度效應(yīng)： 理想理想PN結(jié)二極管的反向飽和電流密度結(jié)二極管的反向飽和電流密度JS是是熱平衡條件下少子濃度熱平衡條件下少子濃度np0和和pn0的函數(shù)：的函數(shù)： 而而n np0p0和和p pn0n0都與都與n ni i2 2成正比，由此可見反向飽成正比，由此可見反向飽和電流密度和電流密度J JS S是溫度的敏感函數(shù)，忽略擴散系數(shù)是溫度的敏感函數(shù)，忽略擴散系數(shù)與溫度的依賴關(guān)

13、系，則有：與溫度的依賴關(guān)系，則有： 可見，在室溫下，只要溫度升高可見，在室溫下，只要溫度升高1010C C，反，反向飽和電流密度增大的倍數(shù)將為：向飽和電流密度增大的倍數(shù)將為：溫度效應(yīng)對溫度效應(yīng)對PNPN結(jié)二極管正、反向結(jié)二極管正、反向I IV V特性的影特性的影響如下圖所示。可見，溫度升高，一方面二極響如下圖所示?？梢?，溫度升高，一方面二極管反向飽和電流增大，另一方面二極管的正向管反向飽和電流增大，另一方面二極管的正向?qū)妷合陆怠妷合陆怠?. 6. 短二極管效應(yīng)：短二極管效應(yīng)： 在前面的分析中，我們假設(shè)理想在前面的分析中，我們假設(shè)理想PNPN結(jié)二極結(jié)二極管管N N型區(qū)和型區(qū)和P P型區(qū)

14、的長度遠大于少子的擴散長度。型區(qū)的長度遠大于少子的擴散長度。實際實際PNPN結(jié)中往往有一側(cè)的長度小于擴散長度，結(jié)中往往有一側(cè)的長度小于擴散長度，如下圖所示，如下圖所示，N N型區(qū)的長度型區(qū)的長度W Wn nLLp p。其在其在x=xx=xn n處的邊界條件仍然為：處的邊界條件仍然為： 而另一個邊界條件則需要做適當?shù)男拚硪粋€邊界條件則需要做適當?shù)男拚?，通常我們假設(shè)在通常我們假設(shè)在x=xx=xn n+W+Wn n處處為歐姆接觸，即表面為歐姆接觸，即表面復合速度為無窮大，因此過剩載流子濃度為零。復合速度為無窮大，因此過剩載流子濃度為零。由此得到另一個邊界條件為：由此得到另一個邊界條件為： 對于

15、對于N N型區(qū)中過?？昭ǖ姆€(wěn)態(tài)輸運方程，其型區(qū)中過剩空穴的穩(wěn)態(tài)輸運方程，其解的形式仍然為：解的形式仍然為： 再利用上述兩個邊界條件，可得穩(wěn)態(tài)輸運再利用上述兩個邊界條件，可得穩(wěn)態(tài)輸運方程最終的解為：方程最終的解為： 對于對于W Wn nLLp p的條件，還可以對上式做進一步的條件，還可以對上式做進一步的簡化，因為此時有：的簡化，因為此時有：由上式可見此時短由上式可見此時短N型區(qū)中過剩少子空穴的濃型區(qū)中過剩少子空穴的濃度呈線性分布。度呈線性分布。N型區(qū)中少子空穴的擴散電流型區(qū)中少子空穴的擴散電流密度為密度為因此在短因此在短N型區(qū)中，少子空穴的擴散電流密度為：型區(qū)中，少子空穴的擴散電流密度為：穩(wěn)態(tài)輸

16、運方程最終的解為：穩(wěn)態(tài)輸運方程最終的解為： 由此可見，由此可見，在短在短N N型區(qū)中，少子空穴的擴散型區(qū)中，少子空穴的擴散電流密度保持不變，即在短電流密度保持不變，即在短N N型區(qū)中少子空穴的型區(qū)中少子空穴的復合作用基本上可以忽略不計。復合作用基本上可以忽略不計。7. 7. 本節(jié)內(nèi)容小結(jié)本節(jié)內(nèi)容小結(jié) 對于三種可能的對于三種可能的N N型區(qū)長度，下表總結(jié)了三型區(qū)長度，下表總結(jié)了三種情況下的空穴電流密度表達式，與此類似，種情況下的空穴電流密度表達式，與此類似，對于不同的對于不同的P P型區(qū)長度，同樣可以給出三種情況型區(qū)長度，同樣可以給出三種情況下的電子電流密度表達式。下的電子電流密度表達式。9.3

17、 9.3 肖特基勢壘結(jié)：理想的肖特基勢壘結(jié)：理想的I IV V特性特性在第九章中我們同樣也已經(jīng)介紹過了肖特基在第九章中我們同樣也已經(jīng)介紹過了肖特基結(jié)的基本概念，這里我們再進一步討論其結(jié)的基本概念，這里我們再進一步討論其I IV V特性。特性。cE1.1.肖特基二極管：肖特基二極管： 金屬和金屬和N N型半導體相接觸，其電流輸運機理型半導體相接觸，其電流輸運機理為多子電子越過勢壘的發(fā)射過程，可采用為多子電子越過勢壘的發(fā)射過程，可采用熱電子熱電子發(fā)射理論發(fā)射理論來描述來描述 電子由半導體流向金屬的電流密度可表示為：電子由半導體流向金屬的電流密度可表示為： 其中其中E Ec c是熱電子發(fā)射至金屬所需

18、的最小能量，是熱電子發(fā)射至金屬所需的最小能量，v vx x是載流子的速度是載流子的速度,g,gc c(E(E) )為導帶的態(tài)密度為導帶的態(tài)密度 假設(shè)仍然滿足麥克斯韋玻爾茲曼近似條假設(shè)仍然滿足麥克斯韋玻爾茲曼近似條件，則有：件，則有：假設(shè)半導體材料中電子的能量高于假設(shè)半導體材料中電子的能量高于E Ec c部分均為部分均為電子的動能，則有：電子的動能，則有：代入積分得：代入積分得：稱為熱電子發(fā)射過程的稱為熱電子發(fā)射過程的有效理查遜常數(shù)有效理查遜常數(shù)。正偏條件下金屬正偏條件下金屬半導體之間形成肖半導體之間形成肖特基結(jié)的能帶圖及特基結(jié)的能帶圖及其電路符號其電路符號 流過肖特基結(jié)的總電流可表示為電子由半

19、流過肖特基結(jié)的總電流可表示為電子由半導體流入金屬所引起的電流導體流入金屬所引起的電流Js m與電子由金屬與電子由金屬流入半導體所引起的電流流入半導體所引起的電流Jm s之差，即：之差，即：由熱平衡總電流為零（且該電流不隨外加電壓的由熱平衡總電流為零（且該電流不隨外加電壓的變化而變化）知：變化而變化）知：上述電流的正方向定義為由金屬流向半導體方上述電流的正方向定義為由金屬流向半導體方向，因此可得：向，因此可得：上述電流方程也可以表示為通常的二極管電流上述電流方程也可以表示為通常的二極管電流方程形式，即：方程形式，即： 稱為肖特基結(jié)二極管的反向飽和電流密度。稱為肖特基結(jié)二極管的反向飽和電流密度。式

20、中式中BnBn通常即為理想情況下的肖特基勢壘高度通常即為理想情況下的肖特基勢壘高度B0B0，對于硅材料來說，有效理查遜常數(shù)為，對于硅材料來說，有效理查遜常數(shù)為A A* *=120A/cm=120A/cm2 2K K2 2，對于砷化鎵材料來說，則為，對于砷化鎵材料來說，則為A A* *=1.12A/cm=1.12A/cm2 2K K2 2。 2. 2. 肖特基二極管與肖特基二極管與PNPN結(jié)二極管的對比：結(jié)二極管的對比： 肖特基結(jié)二極管的特性與肖特基結(jié)二極管的特性與PNPN結(jié)二極管的特結(jié)二極管的特性主要存在兩點區(qū)別：性主要存在兩點區(qū)別：一是二者的反向飽和電一是二者的反向飽和電流存在很大差別，肖特

21、基結(jié)二極管的流存在很大差別，肖特基結(jié)二極管的J JsTsT一般情一般情況下要遠遠大于況下要遠遠大于PNPN結(jié)二極管的結(jié)二極管的J JS S，通常二者相，通常二者相差幾個數(shù)量級以上差幾個數(shù)量級以上（例（例9.59.5六個數(shù)量級）六個數(shù)量級）；二；二是肖特基結(jié)二極管的開關(guān)特性要比是肖特基結(jié)二極管的開關(guān)特性要比PNPN結(jié)二極管結(jié)二極管的開關(guān)特性快得多的開關(guān)特性快得多（多子器件（多子器件, ,不存在少子的不存在少子的存儲效應(yīng)）。存儲效應(yīng)）。 由于肖特基結(jié)二極管的由于肖特基結(jié)二極管的J JsTsT遠遠大于遠遠大于PNPN結(jié)結(jié)二極管的二極管的J JS S，因此肖特基結(jié)二極管正向電流，因此肖特基結(jié)二極管正向

22、電流隨正向電壓的增長速度要遠遠超過隨正向電壓的增長速度要遠遠超過PNPN結(jié)二極結(jié)二極管正向電流隨正向電壓的增長速度，在管正向電流隨正向電壓的增長速度，在I IV V特性曲線上表現(xiàn)出的就是特性曲線上表現(xiàn)出的就是肖特基結(jié)二極管的肖特基結(jié)二極管的正向?qū)妷罕容^小。正向?qū)妷罕容^小。 從左邊所示從左邊所示的的I IV V特性曲特性曲線圖中可見，線圖中可見，肖特基結(jié)二極肖特基結(jié)二極管的正向?qū)ü艿恼驅(qū)妷阂话銥殡妷阂话銥?.3V0.3V左右，而左右，而PNPN結(jié)二極管的結(jié)二極管的正向?qū)妷赫驅(qū)妷簞t為則為0.6V0.6V左右。左右。8.4 PN8.4 PN結(jié)的小信號模型結(jié)的小信號模型 以上

23、是以上是PNPN結(jié)二極管的直流特性，在實際應(yīng)用中結(jié)二極管的直流特性，在實際應(yīng)用中更關(guān)心的是更關(guān)心的是PNPN結(jié)二極管的小信號等效電路模型結(jié)二極管的小信號等效電路模型1. 1. 擴散電阻：擴散電阻：二極管的電流可表示為：二極管的電流可表示為： 在某個靜態(tài)工作點在某個靜態(tài)工作點Q Q附近，附近，其微分電導可表示為其微分電導可表示為其倒數(shù)為二極管在靜態(tài)工作點附近的微分電阻：其倒數(shù)為二極管在靜態(tài)工作點附近的微分電阻：如果二極管外加的正向偏置電壓足夠大，則電流如果二極管外加的正向偏置電壓足夠大，則電流方程中的方程中的( (1)1)項可以忽略，因此其微分電導為：項可以忽略，因此其微分電導為：相應(yīng)地其小信號

24、的微分電阻為：相應(yīng)地其小信號的微分電阻為：上述小信號微分電阻也稱為二極管的上述小信號微分電阻也稱為二極管的擴散電阻。擴散電阻。2.2.擴散電容：擴散電容： 前面介紹過反偏狀態(tài)下前面介紹過反偏狀態(tài)下PNPN結(jié)耗盡電容，結(jié)耗盡電容，當當PNPN處于正偏狀態(tài)時，同樣也會表現(xiàn)出一種電容效處于正偏狀態(tài)時，同樣也會表現(xiàn)出一種電容效應(yīng)。應(yīng)。 當一個當一個PNPN結(jié)正偏在直流電壓結(jié)正偏在直流電壓V Vdcdc上，同時又上，同時又疊加了一個正弦交流電壓疊加了一個正弦交流電壓v v，因此總的正向偏置，因此總的正向偏置電壓可以表示為：電壓可以表示為： 以空穴由以空穴由P P型區(qū)注入型區(qū)注入N N型區(qū)為例，在型區(qū)為例

25、，在t t0 0、t t1 1、t t2 2三個時刻，三個時刻，N N型區(qū)一側(cè)空間電荷區(qū)邊界處少子型區(qū)一側(cè)空間電荷區(qū)邊界處少子空穴的濃度分別如下圖所示。由圖中可見，空空穴的濃度分別如下圖所示。由圖中可見，空間電荷區(qū)邊界處少子空穴的濃度也在直流穩(wěn)態(tài)間電荷區(qū)邊界處少子空穴的濃度也在直流穩(wěn)態(tài)的基礎(chǔ)上疊加了一個隨時間變化的交流分量。的基礎(chǔ)上疊加了一個隨時間變化的交流分量。 假設(shè)交流電壓信號的周期遠大于過剩載流假設(shè)交流電壓信號的周期遠大于過剩載流子往子往N N型區(qū)中擴散所需的時間型區(qū)中擴散所需的時間，因此空穴濃度，因此空穴濃度在在N N型區(qū)中隨空間位置的分布可以近似為一種型區(qū)中隨空間位置的分布可以近似為

26、一種穩(wěn)態(tài)分布，如下圖所示。穩(wěn)態(tài)分布，如下圖所示。圖中陰影區(qū)的面積則圖中陰影區(qū)的面積則代表由于交流信號的代表由于交流信號的周期性變化而引起的周期性變化而引起的充放電電荷。充放電電荷。 對于電子由對于電子由N N型區(qū)注入到型區(qū)注入到P P型區(qū)中之后，過剩型區(qū)中之后，過剩少子電子在少子電子在P P型區(qū)中的分布也表現(xiàn)出完全類似的型區(qū)中的分布也表現(xiàn)出完全類似的情形。這種情形。這種空穴分布在空穴分布在N N型區(qū)中的起伏（充放電）型區(qū)中的起伏（充放電）過程以及電子分布在過程以及電子分布在P P型區(qū)中的起伏（充放電）型區(qū)中的起伏（充放電）過程將導致電容效應(yīng)，該電容稱為過程將導致電容效應(yīng)，該電容稱為PNPN結(jié)的

27、擴散結(jié)的擴散電容。電容。 正偏正偏PNPN結(jié)的擴散電容通常要遠遠大于結(jié)的擴散電容通常要遠遠大于PNPN結(jié)的結(jié)的耗盡耗盡( (勢壘勢壘) )電容。電容。3.3.小信號導納小信號導納: : PN PN結(jié)二極管的小信號導納為：結(jié)二極管的小信號導納為： 上式中上式中I Ip0p0和和I In0n0分別是二極管中空穴電流和分別是二極管中空穴電流和電子電流電子電流直流分量直流分量， I IDQDQ為二極管的直流偏置電為二極管的直流偏置電流。流。p0p0和和n0n0分別是過剩少子空穴和過剩少子分別是過剩少子空穴和過剩少子電子的壽命。電子的壽命。在正偏電流比較大的條件下，在正偏電流比較大的條件下，PN結(jié)二極管

28、的擴結(jié)二極管的擴散電容往往起主要作用，而擴散電阻則通常比散電容往往起主要作用，而擴散電阻則通常比較小。較小。4. 4. 小信號等效電路模型小信號等效電路模型 PNPN結(jié)二極管的小信號等效電路模型可以根結(jié)二極管的小信號等效電路模型可以根據(jù)其正偏條件下的小信號導納公式得到：據(jù)其正偏條件下的小信號導納公式得到：由上式得出的等效電路如下圖所示由上式得出的等效電路如下圖所示: : 在此基礎(chǔ)上，在此基礎(chǔ)上，我們還需加上耗盡層電容的我們還需加上耗盡層電容的影響，該電容是與擴散電容和擴散電阻相并影響，該電容是與擴散電容和擴散電阻相并聯(lián)的。聯(lián)的。 另外，我們還必須考慮另外，我們還必須考慮PNPN結(jié)兩側(cè)中性結(jié)兩側(cè)

29、中性N N型型區(qū)和中性區(qū)和中性P P型區(qū)寄生串聯(lián)電阻的影響。型區(qū)寄生串聯(lián)電阻的影響。設(shè)設(shè)PNPN結(jié)二極管兩端外加電壓為結(jié)二極管兩端外加電壓為V Vappapp，真正降落在，真正降落在PNPN結(jié)耗盡區(qū)兩側(cè)的電壓為結(jié)耗盡區(qū)兩側(cè)的電壓為V Va a，則有，則有一個實際一個實際PNPN結(jié)二極管在正偏狀態(tài)下的結(jié)二極管在正偏狀態(tài)下的I IV V特性特性寄生串聯(lián)電阻的影響在寄生串聯(lián)電阻的影響在正常情況下可以忽略不正常情況下可以忽略不計，但是計，但是當外加正向偏當外加正向偏置電壓比較大使得正偏置電壓比較大使得正偏PN結(jié)電流也比較大時，結(jié)電流也比較大時，寄生串聯(lián)電阻的影響就寄生串聯(lián)電阻的影響就變得十分明顯了，這

30、樣變得十分明顯了，這樣就使得就使得PN結(jié)二極管的特結(jié)二極管的特性與正常的指數(shù)關(guān)系有性與正常的指數(shù)關(guān)系有很大偏離。很大偏離。8.5 8.5 產(chǎn)生復合電流產(chǎn)生復合電流 在前面推導理想在前面推導理想PNPN結(jié)結(jié)I IV V特性的過程中，特性的過程中，完全忽略了載流子在完全忽略了載流子在PNPN結(jié)空間電荷區(qū)中可能發(fā)結(jié)空間電荷區(qū)中可能發(fā)生的產(chǎn)生復合現(xiàn)象。在實際生的產(chǎn)生復合現(xiàn)象。在實際PNPN結(jié)空間電荷區(qū)結(jié)空間電荷區(qū)中，載流子的產(chǎn)生復合現(xiàn)象由中，載流子的產(chǎn)生復合現(xiàn)象由SRH(SRH(肖克萊肖克萊里德霍爾里德霍爾) )復合理論（復合理論（通過復合中心復合理通過復合中心復合理論論）給出，即：）給出，即：P15

31、6 其中其中n n和和p p分別是電子和空穴的濃度，分別是電子和空穴的濃度， 分別為電子，空穴俘獲截面比例常數(shù)，分別為電子，空穴俘獲截面比例常數(shù)，N Nt t為陷為陷阱中心的總濃度。阱中心的總濃度。pnCC ,)(exp)(expkTEENpkTEENnvtvtcc1. 1. 反偏反偏PNPN結(jié)中的產(chǎn)生電流：結(jié)中的產(chǎn)生電流： 當當PNPN結(jié)處于反偏狀態(tài)時，空間電荷區(qū)中結(jié)處于反偏狀態(tài)時，空間電荷區(qū)中可可動載流子動載流子基本上處于耗盡狀態(tài)，即基本上處于耗盡狀態(tài)，即np0np0，因，因此上述復合率公式變?yōu)椋捍松鲜鰪秃下使阶優(yōu)椋?上式中的負號意味著在反向偏置的上式中的負號意味著在反向偏置的PNPN結(jié)

32、耗盡結(jié)耗盡區(qū)中實際上存在著電子空穴對的凈產(chǎn)生。區(qū)中實際上存在著電子空穴對的凈產(chǎn)生。 我們知道，過剩電子和過?？昭ǖ膹秃线^我們知道，過剩電子和過剩空穴的復合過程實際上是一個恢復到熱平衡狀態(tài)的過程，程實際上是一個恢復到熱平衡狀態(tài)的過程，而而反偏反偏PNPN結(jié)耗盡區(qū)中電子和空穴的濃度基本為零，結(jié)耗盡區(qū)中電子和空穴的濃度基本為零，因此其中電子空穴對的凈產(chǎn)生實際上也是一因此其中電子空穴對的凈產(chǎn)生實際上也是一個恢復到熱平衡狀態(tài)的過程。個恢復到熱平衡狀態(tài)的過程。這個產(chǎn)生過程如這個產(chǎn)生過程如下頁圖所示。下頁圖所示。反偏反偏PN結(jié)耗盡區(qū)中電子空穴對的凈產(chǎn)生過程結(jié)耗盡區(qū)中電子空穴對的凈產(chǎn)生過程 在反偏在反偏PN結(jié)

33、耗結(jié)耗盡區(qū)中產(chǎn)生的電盡區(qū)中產(chǎn)生的電子空穴對將被子空穴對將被電場拉向兩側(cè)，電場拉向兩側(cè)，形成形成PN結(jié)反向產(chǎn)結(jié)反向產(chǎn)生電流。生電流。這個反這個反偏產(chǎn)生電流將構(gòu)偏產(chǎn)生電流將構(gòu)成成PN結(jié)反向飽結(jié)反向飽和電流的一部分和電流的一部分(理想反向飽和電理想反向飽和電流僅僅是擴散電流僅僅是擴散電流）流） 可以計算反偏可以計算反偏PNPN結(jié)中的產(chǎn)生電流密度，結(jié)中的產(chǎn)生電流密度，假設(shè)假設(shè)復合中心能級位于禁帶中心附近復合中心能級位于禁帶中心附近，則有：，則有：上式中負號意味著實際反偏上式中負號意味著實際反偏PN結(jié)耗盡區(qū)中存在結(jié)耗盡區(qū)中存在著凈的產(chǎn)生率，因此產(chǎn)生電流密度為：著凈的產(chǎn)生率，因此產(chǎn)生電流密度為：上式中積分

34、對整個空間電荷區(qū)進行，上式中積分對整個空間電荷區(qū)進行，如果產(chǎn)生率如果產(chǎn)生率在整個空間電荷區(qū)中保持為常數(shù)在整個空間電荷區(qū)中保持為常數(shù)，則有：，則有： 上式中，理想的反向飽和電流密度與上式中，理想的反向飽和電流密度與PNPN結(jié)反結(jié)反偏電壓關(guān)系不大，偏電壓關(guān)系不大，而反偏產(chǎn)生電流密度則與耗而反偏產(chǎn)生電流密度則與耗盡區(qū)的寬度盡區(qū)的寬度W W有關(guān)，這是與反偏電壓有關(guān)的，因有關(guān)，這是與反偏電壓有關(guān)的，因此實際此實際PNPN結(jié)總的反偏電流密度則是與反偏電壓結(jié)總的反偏電流密度則是與反偏電壓有關(guān)的。有關(guān)的?？偟目偟腜N結(jié)反向偏置電流密度為理想的反向飽和結(jié)反向偏置電流密度為理想的反向飽和電流密度與反偏產(chǎn)生電流密度

35、之和，即：電流密度與反偏產(chǎn)生電流密度之和，即：2. 2. 正偏正偏PNPN結(jié)中的復合電流：結(jié)中的復合電流： 在反偏在反偏PNPN結(jié)的耗盡區(qū)中，電子和空穴的濃結(jié)的耗盡區(qū)中，電子和空穴的濃度基本為零，而在正偏度基本為零，而在正偏PNPN結(jié)中，結(jié)中，電子和空穴要電子和空穴要通過空間電荷區(qū)實現(xiàn)少子注入，因此在空間電通過空間電荷區(qū)實現(xiàn)少子注入，因此在空間電荷區(qū)中會存在一定的過剩電子和過?？昭?，這荷區(qū)中會存在一定的過剩電子和過?？昭?，這些過剩電子和過剩空穴之間就會發(fā)生復合，形些過剩電子和過?？昭ㄖg就會發(fā)生復合，形成耗盡區(qū)復合電流。成耗盡區(qū)復合電流。按照電子和空穴的復合率按照電子和空穴的復合率公式：公式：

36、 將上式分子和分母同時除以將上式分子和分母同時除以C Cn nC Cp pN Nt t，并利用過，并利用過剩載流子壽命的定義，可得：剩載流子壽命的定義，可得： 下頁圖所示為一個正偏下頁圖所示為一個正偏PNPN結(jié)的能帶圖，有：結(jié)的能帶圖，有：其中其中E EFnFn和和E EFpFp分別是電子和空穴的準費米能級。分別是電子和空穴的準費米能級。正偏條件下正偏條件下PNPN結(jié)的能帶示意圖結(jié)的能帶示意圖由此可見在正偏由此可見在正偏PNPN結(jié)空間電荷區(qū)中有：結(jié)空間電荷區(qū)中有：正偏正偏PNPN結(jié)空間電荷區(qū)存在凈的載流子復合，復結(jié)空間電荷區(qū)存在凈的載流子復合，復合電流密度為：合電流密度為：3. 3. 總的總的

37、PNPN結(jié)正偏電流：結(jié)正偏電流：PNPN結(jié)中總的正偏電流密度應(yīng)該是空間電荷區(qū)復結(jié)中總的正偏電流密度應(yīng)該是空間電荷區(qū)復合電流密度與理想的擴散電流密度之和，即：合電流密度與理想的擴散電流密度之和，即：如圖所示為少子空穴在中性如圖所示為少子空穴在中性N N型區(qū)中的分布型區(qū)中的分布 當空間電荷區(qū)中當空間電荷區(qū)中存在載流子復合時，存在載流子復合時，由由P P型區(qū)中注入過來型區(qū)中注入過來的空穴數(shù)目的空穴數(shù)目必須增加必須增加，這樣才能維持中性這樣才能維持中性N N型區(qū)中少子空穴的濃型區(qū)中少子空穴的濃度分布。度分布。將上述兩個關(guān)系式繪成曲線則如下圖所示將上述兩個關(guān)系式繪成曲線則如下圖所示 由此圖中可由此圖中可

38、見，見，在小電流區(qū)在小電流區(qū)域，正偏域，正偏PNPN結(jié)中結(jié)中以空間電荷區(qū)復以空間電荷區(qū)復合電流為主，而合電流為主，而在大電流區(qū)域，在大電流區(qū)域，則以理想則以理想PNPN結(jié)的結(jié)的擴散電流為主。擴散電流為主。一般情況下正偏一般情況下正偏PNPN結(jié)的電流為：結(jié)的電流為：其中其中n n稱為理想因子，一般介于稱為理想因子，一般介于1 1和和2 2之間。之間。8.6 PN8.6 PN結(jié)的擊穿特性結(jié)的擊穿特性 在理想在理想PNPN結(jié)中，外加的反偏電壓將導致一結(jié)中，外加的反偏電壓將導致一個很小的反向飽和電流，然而，反向偏置電壓個很小的反向飽和電流，然而，反向偏置電壓不可能無限制增大，當反向偏置電壓達到某個不可

39、能無限制增大，當反向偏置電壓達到某個臨界點時，臨界點時，PNPN結(jié)反向電流將急劇增大，結(jié)反向電流將急劇增大，這個臨這個臨界的外加反向偏置電壓就稱為界的外加反向偏置電壓就稱為PNPN結(jié)的擊穿電壓。結(jié)的擊穿電壓。 PN PN結(jié)中通常存在兩種擊穿機理：結(jié)中通常存在兩種擊穿機理：齊納擊穿和齊納擊穿和雪崩擊穿，前者主要發(fā)生在重摻雜的雪崩擊穿，前者主要發(fā)生在重摻雜的PNPN結(jié)中結(jié)中 齊納擊穿齊納擊穿是通過載流子的隧道擊穿機理而產(chǎn)是通過載流子的隧道擊穿機理而產(chǎn)生的，反偏條件下重摻雜生的，反偏條件下重摻雜PNPN結(jié)兩側(cè)的導帶和價結(jié)兩側(cè)的導帶和價帶靠得非常近，在強電場作用下電子有可能通帶靠得非常近，在強電場作用下電子有可能通過隧道作用直接由過隧道作用直接由P P型區(qū)中的價帶躍遷至型區(qū)中的價帶躍遷至N N型區(qū)型區(qū)中的導帶，從而引起齊納擊穿，這種隧道擊穿中的導帶，從而引起齊納擊穿，這種隧道擊穿的物理過程如下頁圖所示。的物理過程如下頁圖所示。熱平衡能帶圖熱平衡能帶圖通過隧道效應(yīng)引發(fā)齊納擊穿的物理過程示意圖通過隧道效應(yīng)引發(fā)齊納擊穿的物理過程示意圖 在外加的反向偏置電壓在外加的反向偏置電壓作用下，重摻雜作用下，重摻雜PN結(jié)的