微電子器件優(yōu)秀課件

當(dāng)

PN

結(jié)的外加電壓為時，

2.6.1交流小信號下的擴(kuò)散電流

則

PN

結(jié)的擴(kuò)散電流也具有如下形式2.6PN

結(jié)的交流小信號特性與擴(kuò)散電容ω

為角頻率，式中，V0

為直流電壓，V0>>kT/q

V1

為迭加在直流偏壓上的交流小信號電壓振幅，|V1|

<<

kT/q

求擴(kuò)散電容

CD

的思路

對于給定的

V1

，求出與之相應(yīng)的

I1，可得到

PN

結(jié)的交流小信號導(dǎo)納，Y的實部為

PN

結(jié)小信號電導(dǎo)

gD，Y的虛部中即包含了

PN

結(jié)的擴(kuò)散電容

CD

，即上式中，由于，可利用近似公式得：以

N

區(qū)中的空穴擴(kuò)散電流為例，取

N

區(qū)與勢壘區(qū)的邊界為坐標(biāo)原點，由結(jié)定律可得邊界(x=0)處的少子濃度為可見x=0處的少子濃度由直流分量和交流小信號分量組成，該處少子濃度直流分量和交流小信號分量的邊界條件分別為

小信號

條件的作用是將p1(0)

與

V1

的關(guān)系

線性化。

在ω

不太高的情況下，可以假設(shè)在

N

區(qū)內(nèi)任意位置x處，pn(

x,t

)也由直流分量和交流小信號分量組成，即將此pn(

x,t

)代入空穴擴(kuò)散方程并將方程分拆成不含和含的兩個方程，即可將以上兩個方程分別寫為：解第一個方程可得

N

區(qū)內(nèi)少子濃度分布的直流分量p0(x)，同理，電子擴(kuò)散電流密度中的直流分量為于是可得

PN

結(jié)正向擴(kuò)散電流中的

直流分量

為代入空穴電流密度方程，得到空穴擴(kuò)散電流密度的直流分量解第二個擴(kuò)散方程結(jié)合少子濃度交流小信號分量的邊界條件，可得

N

區(qū)內(nèi)少子濃度分布的交流小信號分量p1(x)ejωt，將所得到的p1(x)ejωt

代入空穴電流密度方程，可得到空穴擴(kuò)散電流密度的交流分量，同理，電子擴(kuò)散電流密度的交流分量為于是可得

PN

結(jié)正向擴(kuò)散電流中的

交流分量

為式中，PN

結(jié)的

小信號交流導(dǎo)納

為在的情況下，由近似公式，得式中，

2.6.2交流導(dǎo)納與擴(kuò)散電容，就是

PN

結(jié)的

擴(kuò)散電容。由上式可見，CD與正向直流偏流成正比，即，為

PN

結(jié)的

直流增量電導(dǎo)，對于

P+N

單邊突變結(jié)，

可見

CD

也是取決于低摻雜一側(cè)的雜質(zhì)濃度。N區(qū)：（同時產(chǎn)生）

擴(kuò)散電容的物理意義P區(qū)：（同時產(chǎn)生）P

區(qū)N

區(qū)當(dāng)外加電壓有(-

V)的變化時，勢壘區(qū)寬度發(fā)生變化，使勢壘區(qū)中的空間電荷也發(fā)生相應(yīng)的

Q

的變化。P

區(qū)N

區(qū)

復(fù)習(xí)勢壘電容的物理意義勢壘電容與擴(kuò)散電容的比較勢壘區(qū)中電離雜質(zhì)電荷隨外加電壓的變化率；正負(fù)電荷在空間上是分離的；與直流偏壓成冪函數(shù)關(guān)系；正偏反偏下均存在，可作電容器使用；要使

CT↓，應(yīng)使

A↓，xd↑（N↓,反偏↑）。中性區(qū)中非平衡載流子電荷隨外加電壓的變化率；正負(fù)電荷在空間上是重疊的；與直流電流成線性關(guān)系，與直流偏壓成指數(shù)關(guān)系；只存在于正偏下；要使

CD↓，應(yīng)使

IF↓（A↓，正偏↓），

↓。圖中

gl為

漏電導(dǎo)

，取決于

PN

結(jié)的加工質(zhì)量與清潔程