光電器件第二章

光電器件課件第二章第一頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第二頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日2.1pn結(jié)的基本結(jié)構(gòu)若在同一半導(dǎo)體內(nèi)部，一邊是P型，一邊是N型，則會在P型區(qū)和N型區(qū)的交界面附近形成pn結(jié)，它的行為并不簡單等價于一塊P型半導(dǎo)體和N型半導(dǎo)體的串聯(lián)。這種結(jié)構(gòu)具有特殊的性質(zhì)：單向?qū)щ娦?。PN結(jié)是許多重要半導(dǎo)體器件的核心第三頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第四頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第五頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第六頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第七頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第八頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日零偏（熱平衡）pn結(jié)p型半導(dǎo)體與n型半導(dǎo)體的能帶圖pn結(jié)的能帶圖內(nèi)建電勢差EcEvEFiEFEcEvEFiEF第九頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第十頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第十一頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第十二頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第十三頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第十四頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第十五頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第十六頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第十七頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日耗盡近似：認(rèn)為在勢壘區(qū)中全部自由載流子都被耗盡。第十八頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日電場強度pn+-E-xpxneNdeNa內(nèi)建電場由空間電荷區(qū)的電荷所產(chǎn)生，電場強度的大小和電荷密度的關(guān)系由泊松方程確定：其中φ為電勢，E為電場強度，ρ為電荷密度，εs為介電常數(shù)。

從圖可知，電荷密度ρ(x)為：耗盡區(qū)假設(shè)耗盡近似：認(rèn)為在勢壘區(qū)中全部自由載流子都被耗盡。第十九頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日則p側(cè)空間電荷區(qū)內(nèi)電場可以積分求得：邊界條件：x=-xp時，E=0相應(yīng)，n側(cè)空空間電荷區(qū)電場：邊界條件：x=xn時，E=0第二十頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日p側(cè)電場和n側(cè)電場在界面處（x=0）連續(xù)，即：-xpxneNdeNa-xpxnx=0E因而兩側(cè)空間電荷區(qū)的寬度xp和xn有關(guān)系：空間電荷區(qū)整體保持電中性空間電荷區(qū)主要向低摻雜一側(cè)延伸第二十一頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日根據(jù)電場強度和電勢的關(guān)系，將p區(qū)內(nèi)電場積分可得電勢：確定具體的電勢值需要選擇參考點，假設(shè)x=xp處的電勢為0，則可確定積分常數(shù)值C1’和p區(qū)內(nèi)的電勢值為：第二十二頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日同樣的，對n區(qū)內(nèi)的電勢表達(dá)式積分，可求出：當(dāng)x=0時，電勢值連續(xù)，因而利用p區(qū)電勢公式可求出：第二十三頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日pp0np0nn0pn0-xpxnx=0EpnΦ=0Φ=Vbi電勢和距離是二次函數(shù)關(guān)系，即拋物線關(guān)系空間電荷區(qū)內(nèi)的載流子濃度變化顯然，x=xn時，Φ=Vbi，因而可以求出：第二十四頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日空間電荷區(qū)寬度pn+-xp+xn由整體的電中性條件要求，我們已經(jīng)知道：將該式代入用電勢公式求出的Vbi式，可得到：空間電荷區(qū)寬度與摻雜濃度有關(guān)第二十五頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日熱平衡狀態(tài)下pn結(jié)處存在著空間電荷區(qū)和接觸電勢差內(nèi)建電場從n區(qū)空間電荷區(qū)邊界指向p區(qū)空間電荷區(qū)，內(nèi)建電場在p、n交界處最強因為是熱平衡狀態(tài)，p區(qū)、n區(qū)及空間電荷區(qū)內(nèi)具有統(tǒng)一的費米能級空間電荷區(qū)內(nèi)的漂移電流和擴散電流向平衡，無宏觀電流。p、n兩側(cè)的空間電荷總數(shù)量相等，對外部保持整體的電中性空間電荷區(qū)內(nèi)無（幾乎）自由載流子、因而又稱為耗盡區(qū)；空間電荷區(qū)內(nèi)形成內(nèi)建電場，表現(xiàn)為電子的勢壘，因而又稱為勢壘區(qū)空間電荷區(qū)的寬度與摻雜濃度密切相關(guān)第二十六頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日pnpn-xpxnx=0EcEFEFiEv-+EeVbi-xpxnEMax第二十七頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日

這一關(guān)系給出了內(nèi)建電勢差在p、n兩側(cè)的分配關(guān)系。這也解釋了為什么對于單邊突變結(jié)（p+n或pn+)來說，電壓主要降落在輕摻雜一側(cè)。

外加電壓同樣會分配在pn結(jié)兩側(cè)，其分配比例不變。因為在同樣的耗盡假設(shè)下，求解泊松方程的過程是完全相同的，只是將整個電場積分后的電勢差Vbi代換為Vbi-Vapp第二十八頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日零偏狀態(tài)下內(nèi)建電勢差形成的勢壘維持著p區(qū)和n區(qū)內(nèi)載流子的平衡內(nèi)建電場造成的漂移電流和擴散電流相平衡第二十九頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日pn結(jié)的單向?qū)щ娦詐n結(jié)兩端加正向偏壓V后，V基本上全降落在耗盡區(qū)的勢壘上；由于耗盡區(qū)中載流子濃度很小，與中性P區(qū)和N區(qū)的體電阻相比耗盡區(qū)電阻很大。勢壘高度由平衡時的eVbi降低到了e(Vbi-V)；正向偏置電壓V在勢壘區(qū)中產(chǎn)生的電場與自建電場方向相反，勢壘區(qū)中的電場強度減弱，并相應(yīng)的使空間電荷數(shù)量減少，勢壘區(qū)寬度變窄。第三十頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第三十一頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日產(chǎn)生了凈擴散流；電子：N區(qū)→P區(qū) 空穴：P區(qū)→N區(qū)熱平衡時載流子漂移流與擴散流相互抵消的平衡被打破：勢壘高度降低，勢壘區(qū)中電場減弱，相應(yīng)漂移運動減弱，因而使得漂移運動小于擴散運動，產(chǎn)生了凈擴散流。第三十二頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日在空間電荷區(qū)的兩側(cè)產(chǎn)生了過剩載流子；通過勢壘區(qū)進入P區(qū)的電子和進入N區(qū)的空穴分別在界面（-xp和xn）處積累，從而產(chǎn)生了過剩載流子。這稱為正向注入，由于注入的載流子對它進入的區(qū)域來說都是少子，所以又稱為少子注入。對于注入的少子濃度遠(yuǎn)小于進入?yún)^(qū)多子濃度的情況稱為小注入。邊界上注入的過剩載流子，不斷向體內(nèi)擴散，經(jīng)過大約幾個擴散長度后，又恢復(fù)到了平衡值。第三十三頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第三十四頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第三十五頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日外加偏壓時勢壘區(qū)附近的載流子分布準(zhǔn)費米能級用準(zhǔn)費米能級代替費米能級的位置，給出的是對應(yīng)的載流子在非平衡態(tài)條件下的密度

導(dǎo)帶電子準(zhǔn)費米能級EFN和價帶空穴準(zhǔn)費米能級EFP類似于平衡態(tài)非簡并半導(dǎo)體的載流子濃度公式：非平衡態(tài)下的載流子濃度可寫為：（2.1）

（2.2）

第三十六頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日變換上兩式

（2.3）（2.4）（2.5）（2.6）小注入：由于注入的載流子對它進入的區(qū)域來說都是少子，所以又稱為少子注入。對于注入的少子濃度遠(yuǎn)小于進入?yún)^(qū)多子濃度的情況稱為小注入。第三十七頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日pn結(jié)的零偏、正偏和反偏考慮小注入情況在視類區(qū)域內(nèi)空穴密度近似等于熱平衡時的空穴密度，其費米能級近似為熱平衡狀態(tài)時的空穴費米能級第三十八頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日正向偏壓下第三十九頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日反向偏壓下，在x=xn處的邊界處的空穴密度為：在x=-xp處的邊界處的電子密度為：第四十頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日加正向電壓、反向電壓時的載流子密度和電流密度分布第四十一頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日

由此，我們可以得出PN結(jié)處于正偏和反偏條件時，耗盡區(qū)邊界處的少數(shù)載流子分布正偏反偏第四十二頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日正偏電流圖像當(dāng)電流由P區(qū)歐姆接觸進入時，幾乎全部為空穴的漂移電流；空穴在外電場作用下向電源負(fù)極漂移； 由于少子濃度遠(yuǎn)小于多子濃度可以認(rèn)為這個電流完全由多子空穴攜帶?？昭ㄑ豿方向進入電子擴散區(qū)以后，一部分與N區(qū)注入進來的電子不斷地復(fù)合，其攜帶的電流轉(zhuǎn)化為電子擴散電流；第四十三頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日另一部分未被復(fù)合的空穴繼沿x方向漂移，到達(dá)-xp的空穴電流，通過勢壘區(qū)；若忽略勢壘區(qū)中的載流子產(chǎn)生-復(fù)合，則可看成它全部到達(dá)了xn處，然后以擴散運動繼續(xù)向前，在N區(qū)中的空穴擴散區(qū)內(nèi)形成空穴擴散流；

在擴散過程中，空穴還與N區(qū)漂移過來的電子不斷地復(fù)合，使空穴擴散電流不斷地轉(zhuǎn)化為電子漂移電流；直到空穴擴散區(qū)以外，空穴擴散電流全部轉(zhuǎn)化為電子漂移電流。忽略了少子漂移電流后，電子電流便構(gòu)成了流出N區(qū)歐姆接觸的正向電流?？昭娏髋c電子電流之間的相互轉(zhuǎn)化，都是通過在擴散區(qū)內(nèi)的復(fù)合實現(xiàn)的，因而正向電流實質(zhì)上是一個復(fù)合電流。第四十四頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日反偏電流圖像pn在反向偏置下，

P區(qū)的多子空穴受外電場的作用向P區(qū)的歐姆接觸負(fù)電極漂移，同時增強的空間電荷區(qū)電場也不斷地把N區(qū)的少子空穴拉過來；

N區(qū)的電子受外電場作用向N區(qū)的歐姆接觸正電極漂移，同時空間電荷區(qū)自建電場亦不斷地把P區(qū)的少子電子拉過來；N區(qū)邊界xn處的空穴被勢壘區(qū)的強電場驅(qū)向P區(qū)，而P區(qū)邊界-xp處的電子被驅(qū)向N區(qū)，當(dāng)這些少數(shù)載流子被電場驅(qū)走后，內(nèi)部的少子就來補充，形成反偏下的空穴擴散電流和電子擴散電流。這種情況好象少數(shù)載流子不斷地被抽向?qū)Ψ?，所以稱為少數(shù)載流子的抽取。第四十五頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日勢壘高度和載流子濃度的對應(yīng)關(guān)系偏壓對空間電荷區(qū)邊界處注入的非平衡載流子濃度的調(diào)制理想pn結(jié)電流-電壓關(guān)系正偏狀態(tài)的pn結(jié)，正偏電流的大小隨正偏電壓的增加而指數(shù)增加。反偏時趨于飽和當(dāng)產(chǎn)生非平衡載流子的外部作用撤除以后，非平衡載流子也就逐漸消失，半導(dǎo)體最終恢復(fù)到平衡態(tài)。半導(dǎo)體由非平衡態(tài)恢復(fù)到平衡態(tài)的過程，也就是非平衡載流子逐步消失的過程，稱為非平衡載流子的復(fù)合。第四十六頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日PN結(jié)電容第四十七頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第四十八頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第四十九頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第五十頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第五十一頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第五十二頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第五十三頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第五十四頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日小節(jié)勢壘高度和載流子濃度的對應(yīng)關(guān)系偏壓對空間電荷區(qū)邊界處注入的非平衡載流子濃度的調(diào)制理想pn結(jié)電流-電壓關(guān)系正偏狀態(tài)的pn結(jié)，正偏電流的大小隨正偏電壓的增加而指數(shù)增加。反偏時趨于飽和隨著溫度的升高，反偏飽和電流增大，相同正向電流下的偏壓降低利用溫度特性可以制成對溫度敏感的二極管，作為溫度探測器件。但同時二極管的溫度特性要求二極管要正確應(yīng)用，避免形成溫度正反饋導(dǎo)致燒毀當(dāng)pn結(jié)二極管的中性區(qū)長度遠(yuǎn)小于擴散長度時為短二極管，擴散區(qū)縮短，擴散區(qū)內(nèi)的復(fù)合作用可以忽略。雙極晶體管中的EB結(jié)通常就是一個短pn結(jié)第五十五頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日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：對于Wn<<Lp的條件，我們還可以對上式做進一步的簡化，因為此時有：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：第五十六頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日單邊突變結(jié)：一側(cè)高摻雜，而另一側(cè)低摻雜的突變結(jié)p+n或pn+單邊突變結(jié)空間電荷區(qū)主要向輕摻雜一側(cè)擴展單邊突變結(jié)的勢壘主要降落在輕摻雜一側(cè)第五十七頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第五十八頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第五十九頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第六十頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第六十一頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第六十二頁，共六十九頁，編輯于2023年，星期日第六十三頁，共六十九頁，編輯于2023年