半導體器件物理課件結(jié)

半導體器件物理課件結(jié)第1頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月引言PN結(jié)是幾乎所有半導體器件的基本單元。除金屬－半導體接觸器件外，所有結(jié)型器件都由PN結(jié)構(gòu)成。PN結(jié)本身也是一種器件－整流器。PN結(jié)含有豐富的物理知識，掌握PN結(jié)的物理原理是學習其它半導體器件器件物理的基礎(chǔ)。由P型半導體和N型半導體實現(xiàn)冶金學接觸（原子級接觸）所形成的結(jié)構(gòu)叫做PN結(jié)。任何兩種物質(zhì)（絕緣體除外）的冶金學接觸都稱為結(jié)（junction）,有時也叫做接觸（contact）。1.PN結(jié)定義：第2頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月引言2.幾種分類：因此PN結(jié)有同型同質(zhì)結(jié)、同型異質(zhì)結(jié)、異型同質(zhì)結(jié)和異型異質(zhì)結(jié)之分。廣義地說，金屬和半導體接觸也是異質(zhì)結(jié)，不過為了意義更明確，把它們叫做金屬－半導體接觸或金屬－半導體結(jié)（M-S結(jié)）。

同質(zhì)結(jié)：由同種物質(zhì)構(gòu)成的結(jié)（如硅）；異質(zhì)結(jié)：由不同種物質(zhì)構(gòu)成的結(jié)（如硅和鍺）

；同型結(jié)：由同種導電類型的物質(zhì)構(gòu)成的結(jié)（如P-硅和P-鍺、N-硅和N-鍺）；異型結(jié)：由不同種導電類型的物質(zhì)構(gòu)成的結(jié)（如P-硅和N-硅、P-鍺和N－鍺）；第3頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月引言3.采用硅平面工藝制備PN結(jié)的主要工藝過程(a)拋光處理后的型硅晶片(b)采用干法或濕法氧化工藝的晶片氧化層制作

(c)光刻膠層勻膠及堅膜

（d)圖形掩膜、曝光

(e)曝光后去掉擴散窗口膠膜的晶片n-

Si光刻膠SiO2N+（f)腐蝕SiO2后的晶片

第4頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月引言采用硅平面工藝制備PN結(jié)的主要工藝過程(g)完成光刻后去膠的晶片

(i)蒸發(fā)/濺射金屬

（j）PN結(jié)制作完成

(h)通過擴散（或離子注入）形成PN結(jié)P-

SiN-

SiSiO2N+第5頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月引言4.突變結(jié)與線性緩變結(jié)

1)突變結(jié)：

P區(qū)和N區(qū)雜質(zhì)過渡陡峭單邊突變結(jié)（一側(cè)的雜質(zhì)濃度遠遠大于另一側(cè)的質(zhì)濃度的突變結(jié)）第6頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月引言4.突變結(jié)與線性緩變結(jié)

2)線性緩變結(jié)：

在線性區(qū)：兩區(qū)之間雜質(zhì)過渡是漸變的第7頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)1.PN結(jié)空間電荷區(qū)的形成（熱平衡系統(tǒng)費米能級恒定原理）在形成結(jié)之前N型材料中費米能級靠近導帶底，P型材料中費米能級靠近價帶頂。當N型材料和P型材料被連接在一起時，費米能級在熱平衡時必定恒等。p

n

CE

FE

iE

VE

0yq

漂移

漂移

擴散

擴散

E

ny

py

（a）在接觸前分開的P型和N型硅的能帶圖（b）接觸后的能帶圖第8頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月多子擴散和少子漂移達到動態(tài)平衡1.空間電荷區(qū)濃度差多子的擴散運動形成空間電荷區(qū)形成內(nèi)建電場促使少子漂移阻止多子擴散第9頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月內(nèi)建電場：

空間電荷區(qū)中的正、負電荷間產(chǎn)生的電場，其方向由n區(qū)指向p區(qū)。平衡p-n結(jié)：

載流子在內(nèi)建電場的作用下，漂移運動和擴散運動相抵時，所達到的動態(tài)平衡（p-n結(jié)的凈電流為零）。

++++++------空間電荷區(qū)內(nèi)建電場第10頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月形成擴散電流并增加空間電荷區(qū)的寬度平衡時平衡p-n結(jié)形成漂移電流并減小空間電荷區(qū)的寬度空間電荷區(qū)的寬度也達到穩(wěn)定，電流為零多子的擴散運動少子的漂移運動第11頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)2.PN結(jié)空間電荷區(qū)的形成（熱平衡系統(tǒng)劃分）恒定費米能級的條件是由電子從N型一邊轉(zhuǎn)移至P型一邊，空穴則沿相反方向轉(zhuǎn)移實現(xiàn)的。電子和空穴的轉(zhuǎn)移在N型和P型各邊分別留下未被補償?shù)氖┲麟x子和受主離子。它們是荷電的，固定不動的，稱為空間電荷?？臻g電荷存在的區(qū)域叫做空間電荷區(qū)。（c）與（b）相對應(yīng)的空間電荷分布第12頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)3.幾個概念耗盡近似：在空間電荷區(qū)，與電離雜質(zhì)濃度相比，自由載流子濃度可以忽略，這種近似稱為耗盡近似。因此空間電荷區(qū)也稱為耗盡區(qū)（又稱為耗盡層）。在完全耗盡的區(qū)域，自由載流子密度為零。內(nèi)建電勢差：由于內(nèi)建電場，空間電荷區(qū)兩側(cè)存在電勢差，這個電勢差叫做內(nèi)建電勢差（用表示）。勢壘區(qū)：N區(qū)電子進入P區(qū)需要克服勢壘，P區(qū)空穴進入N區(qū)也需要克服勢壘。于是空間電荷區(qū)又叫做勢壘區(qū)。中性近似：假設(shè)耗盡區(qū)以外，在雜質(zhì)飽和電離情況下，多子濃度等于電離雜質(zhì)濃度，因而保持電中性，因此PN結(jié)空間電荷區(qū)外部區(qū)域常稱為中性區(qū)。中性區(qū)自由載流子濃度與雜質(zhì)濃度相等，不存在電場。第13頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月第14頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)4.空間電荷區(qū)內(nèi)建電勢差(N型一邊和P型一邊中性區(qū)之間的電位差）方法一：（中性區(qū)電中性條件）由一維泊松方程：取費米勢為零基準時：（2-1-2b）由中性區(qū)電中性條件，即電荷的總密度為零。得到：即：（2-1-4）第15頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)方法一：（中性區(qū)電中性條件）（2-1-5）對于N型的中性區(qū)，假設(shè)，。即

，連并（2-1-2a）代入（2-1-4）中，得N區(qū)中性區(qū)電勢為：采用同樣的方法，得到P型中性區(qū)的電勢為：（2-1-6）因而，在N型一邊與P型一邊中性區(qū)之間的電位差為（2-1-7）第16頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)方法二：（費米能級恒定）從費米能級恒定的觀點來看，熱平衡PN結(jié)具有統(tǒng)一的費米能級。形成PN結(jié)之前N區(qū)費米能級比P區(qū)費米能級高。形成PN結(jié)之后，費米能級恒定要求N區(qū)費米能級相對P區(qū)費米能級下降，則原費米電勢差

即PN結(jié)中N型與P型中性區(qū)間電勢差。未形成PN結(jié)之前的N區(qū)（P區(qū)）的電子（空穴）濃度為：可以得到分別的費米能級為：再由熱電勢，得：第17頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月方法三：（在平衡狀態(tài)下，凈的空穴電流密度為零）并可進一步求出內(nèi)建電勢為從上式可解出內(nèi)建電場，由于，，故得：第18頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)5.利用Poisson方程求解單邊突變結(jié)(P+N)SCR內(nèi)建電場、內(nèi)建電勢、內(nèi)建電勢差和耗盡層寬度N側(cè)Poisson方程：P側(cè)Poisson方程：空間電荷的電中性：空間電荷層寬度：對于單邊突變結(jié)：單邊突變結(jié)電荷分布、電場分布、電勢分布第19頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)對N側(cè)Poisson方程邊界條件：應(yīng)用做一次積分：得：邊界條件：再次積分：第20頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)很小，由電勢連續(xù)性，內(nèi)建電勢差：——擴散電勢或自建電勢——熱平衡下的勢壘高度耗盡層寬度：思考：利用Poisson方程求解突變結(jié)SCR（非單邊）內(nèi)建電場、內(nèi)建電勢、內(nèi)建電勢差和耗盡層寬度第21頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.1熱平衡PN結(jié)6.學習要求1)掌握下列名詞、術(shù)語和基本概念：PN結(jié)、突變結(jié)、線性緩變結(jié)、單邊突變結(jié)、空間電荷區(qū)、耗盡近似、中性區(qū)、內(nèi)建電場、內(nèi)建電勢差、勢壘。2)分別采用費米能級和載流子漂移與擴散的觀點解釋PN結(jié)空間電荷區(qū)（SCR)SpaceChargeRegion)的形成3)正確畫出熱平衡PN結(jié)的能帶圖（圖2-3a、b）。4)利用中性區(qū)電中性條件導出空間電荷區(qū)內(nèi)建電勢差公式：5)解Poisson方程求解單邊突變結(jié)SCR內(nèi)建電場、內(nèi)建電勢、內(nèi)建電勢差和耗盡層寬度。（2-1-7）第22頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.2加偏壓的PN結(jié)1.加偏壓的PN結(jié)的能帶圖1)熱平衡時2)加正向偏壓時耗盡層寬度為耗盡層寬度為第23頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.2加偏壓的PN結(jié)加正向偏壓時遠離PN結(jié)空間電荷區(qū)的中性區(qū)的準費米能級

和

。偏壓

使熱平衡費米能級分裂，N區(qū)準費米能級

相對P區(qū)準費米能級

上移

。相應(yīng)地，N區(qū)各個能級上移

。勢壘高度降至。在空間電荷區(qū)由于，可以認為費米能級

和

通過空間電荷區(qū)時分別不變。在空間電荷區(qū)N側(cè)，空穴準費米能級從

逐漸升高,最后與準電子費米能級

相等。這個空穴準費米能級變化的區(qū)域，稱為空穴擴散區(qū)。類似地，在空間電荷區(qū)P側(cè)

逐漸下降,最后與空穴準費米能級相等。這個電子準費米能級變化的區(qū)域，稱為電子擴散區(qū)。第24頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.2加偏壓的PN結(jié)3)加反偏壓時耗盡層寬度為N區(qū)接正電位，在遠離PN結(jié)空間電荷區(qū)的中性區(qū)，

及諸能級相對P區(qū)

下移

。在空間電荷區(qū)由于載流子耗盡，通過空間電荷區(qū)時

和

不變。勢壘高度增加至，增高的勢壘阻擋載流子通過PN結(jié)擴散，通過PN結(jié)的電流非常小，結(jié)的阻抗很高。耗盡層寬度（突變結(jié)）：（2-2-1）第25頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.2加偏壓的PN結(jié)4)根據(jù)載流子擴散與漂移的觀點分析結(jié)的單向?qū)щ娦?/p>

正偏壓使空間電荷區(qū)內(nèi)建電勢差由下降到

打破了PN結(jié)的熱平衡，使載流子的擴散運動占優(yōu)勢即造成少子的正向注入且電流很大。反偏壓使空間電荷區(qū)內(nèi)建電勢差由上升到

同樣打破了PN結(jié)的熱平衡，使載流子的漂移運動占優(yōu)勢,這種漂移是N區(qū)少子空穴向P區(qū)和P區(qū)少子電子向N區(qū)的漂移，因此電流是反向的且很小。第26頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.2加偏壓的PN結(jié)在正偏壓下，外加電壓降低了PN結(jié)的勢壘，加強了電子從N側(cè)到P側(cè)的擴散以及空穴從P側(cè)到N側(cè)的擴散。2.少數(shù)載流子的注入與輸運1)結(jié)邊緣的少數(shù)載流子濃度——N側(cè)和P側(cè)平衡電子濃度——N側(cè)和P側(cè)平衡空穴濃度自建電勢：（2-2-9）第27頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.2加偏壓的PN結(jié)加上偏壓，結(jié)電勢變?yōu)椤狽側(cè)和P側(cè)空間電荷層邊緣的電子濃度考慮低水平注入，得：類推得：——（2-2-11,12）空間電荷層邊緣的少數(shù)載流子濃度正向少子注入：當PN結(jié)加上正向偏壓時，在結(jié)邊緣反向少子抽?。寒擯N結(jié)加上反向偏壓時，在結(jié)邊緣1)結(jié)邊緣的少數(shù)載流子濃度第28頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.2加偏壓的PN結(jié)2)空間電荷效應(yīng)和擴散近似在注入載流子存在的區(qū)域，假設(shè)電中性條件完全得到滿足。注入載流子通過擴散運動在電中性區(qū)中輸運。這種近似稱為擴散近似。在擴散近似下，穩(wěn)態(tài)載流子輸運滿足擴散方程。注入PN結(jié)的N側(cè)的空穴及其所造成的電子分布第29頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月(2-2-3)空穴電流(2-2-4)(2-2-5)電子電流(2-2-6)第30頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性1.理想的P-N結(jié)的基本假設(shè)及其意義1)外加電壓全部降落在耗盡區(qū)上，耗盡區(qū)以外的半導體是電中性的，這意味著忽略中性區(qū)的體電阻和接觸電阻。2)均勻摻雜。無內(nèi)建電場，載流子不作漂移運動。3)空間電荷區(qū)內(nèi)不存在復合電流和產(chǎn)生電流。4)小注入，即5)半導體非簡并第31頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月第32頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月

一正向電流－電壓特性在N型區(qū)的右側(cè)，由于注入的非平衡少子（空穴）基本復合消失，少子的擴散電流為零，流過的電流主要是多子－電子的漂移電流少子空穴的濃度很低，其漂移電流可忽略不計在P型區(qū)的左側(cè)，流過的電流主要是多子－空穴的漂移電流，少子（電子）的濃度很低，其漂移電流可忽略不計。中性區(qū)漂移電流漂移電流擴散電流擴散電流復合復合N區(qū)P區(qū)第33頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月N區(qū)：電子在外加電壓的作用下向邊界Xn漂移，越過空間電荷區(qū)，經(jīng)過邊界XP注入P區(qū)，然后向前擴散形成電子擴散電流，但在電子擴散區(qū)域內(nèi)，電子邊擴散邊復合，不斷與從左邊漂移過來的空穴復合而轉(zhuǎn)化為空穴的漂移電流，直到X’P處注入的電子全部復合，電子擴散電流全部轉(zhuǎn)變?yōu)榭昭ǖ钠齐娏?。擴散區(qū)第34頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月P區(qū)：空穴在外加電壓的作用下向邊界XP漂移，越過空間電荷區(qū)，經(jīng)過邊界XN注入N區(qū)，然后向前擴散形成空穴擴散電流，在空穴擴散區(qū)域內(nèi)，空穴擴散電流都通過復合而轉(zhuǎn)化為電子的漂移電流。擴散區(qū)：少子擴散電流和多子漂移電流相互轉(zhuǎn)換擴散區(qū)擴散區(qū)第35頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月電子電流和空穴電流的大小在PN結(jié)附近擴散區(qū)域內(nèi)的各處是不相等的，但兩者之和始終相等。說明電流轉(zhuǎn)換并非電流的中斷，而僅僅是電流的具體形式和載流子類型的改變，因此，PN結(jié)內(nèi)的電流是連續(xù)的。則通過PN結(jié)任意截面的電流都一樣：漂移電流漂移電流擴散電流擴散電流復合復合第36頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月PN結(jié)的IV特性要進一步研究PN結(jié)的電流輸運情況，需要解決以下問題：1.計算空間電荷區(qū)邊界處的少子濃度2.計算中性區(qū)少子濃度的空間分布3.計算空間電荷區(qū)邊界處的少子擴散電流4.空間電荷區(qū)的少子電子和少子空穴擴散電流的和可以得出空間電荷區(qū)電流第37頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月直流情況下，又因，故可得N

區(qū)中的空穴擴散方程為式中，，稱為空穴的

擴散長度，典型值為

10

m

。第38頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性2.載流子分布滿足邊界條件解得解穩(wěn)態(tài)擴散方程第39頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月P

區(qū)內(nèi)的非平衡少子電子

當

N

區(qū)足夠長(

>>

Lp

)時，利用

pn(x)的邊界條件可解出系數(shù)

A、B，于是可得

N

區(qū)內(nèi)的非平衡少子空穴的分布為第40頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性2.載流子分布對于長二極管，上式簡化為PN結(jié)P側(cè)的電子分布為少數(shù)載流子分布第41頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性3.電流分布對于長二極管，空穴注入所引起的擴散電流為在空間電荷層邊緣（2-3-8），空穴電流為空穴電流分布改寫為（2-3-9）第42頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性3.電流分布（2-3-15）類似，電子電流分布為空穴電流分布為第43頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月電子電流和空穴電流的大小在PN結(jié)附近擴散區(qū)域內(nèi)的各處是不相等的，但兩者之和始終相等。說明電流轉(zhuǎn)換并非電流的中斷，而僅僅是電流的具體形式和載流子類型的改變，因此，PN結(jié)內(nèi)的電流是連續(xù)的。則通過PN結(jié)任意截面的電流都一樣：漂移電流漂移電流擴散電流擴散電流復合復合第44頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月PN結(jié)的IV特性要進一步研究PN結(jié)的電流輸運情況，需要解決以下問題：1.計算空間電荷區(qū)邊界處的少子濃度2.計算中性區(qū)少子濃度的空間分布3.計算空間電荷區(qū)邊界處的少子擴散電流4.空間電荷區(qū)的少子電子和少子空穴擴散電流的和可以得出空間電荷區(qū)電流第45頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月第46頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性3.電流分布公式（2-3-9）和（2-3-15）指出，由于少子電流沿遠離PN結(jié)的方向而e指數(shù)地減小。因為總電流相對于x來說必定不變，才能滿足電流連續(xù)性。所以多子電流必須隨著x增加而增加，以補償空穴電流的下降。也就是說，少子電流通過電子空穴對的復合不斷地轉(zhuǎn)換為多子電流。電子電流和空穴電流：忽略空間電荷區(qū)的復合電流和產(chǎn)生電流，得總電流：——二極管飽和電流第47頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性4.PN結(jié)飽和電流的幾種表達方式(一般是反向飽和電流)理想PN結(jié)飽和電流來源于擴散區(qū)內(nèi)產(chǎn)生的非平衡少數(shù)載流子。（2-3-21）（2-3-20）二極管飽和電流由電子擴散電流和空穴擴散電流兩部分構(gòu)成（2-3-18）（2-3-19）對于P+N(N+P)單邊突變結(jié)，電子電流（空穴電流）可以忽略與半導體材料的禁帶寬度有密切的關(guān)系。禁帶寬度大，其值越小。第48頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月在XN~X’N區(qū)域和XP~X’P區(qū)域的少子濃度低于平衡少子濃度，因而產(chǎn)生大于復合。擴散電流擴散電流漂移電流漂移電流二反向電流－電壓特性第49頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月擴散電流擴散電流漂移電流漂移電流在XN~X’N區(qū)域凈產(chǎn)生的空穴往結(jié)區(qū)擴散，到達空間電荷區(qū)邊界XN處，被電場掃過空間電荷區(qū)進入P區(qū)，產(chǎn)生的電子以漂移的形式流出Xp~X’p區(qū)。第50頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月擴散電流擴散電流漂移電流漂移電流在XP~X’P區(qū)域中凈產(chǎn)生的電子往XP方向擴散，一到達空間電荷區(qū)邊界XP即被電場掃過空間電荷區(qū)進入N區(qū)，產(chǎn)生的空穴則以漂移形式流出XN~X’N。第51頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月這樣形成了由N區(qū)流向P區(qū)的PN結(jié)反向電流。在右側(cè)是電子漂移電流，在左側(cè)全部變?yōu)榭昭娏?。擴散電流擴散電流漂移電流漂移電流第52頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月+第53頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性5.反向偏置PN結(jié)的少子分布和電流分布（a）少數(shù)載流子分布（b）少數(shù)載流子電流（c）電子電流和空穴電流反向偏壓——反向飽和電流——分別是PN結(jié)空穴擴散區(qū)和電子擴散區(qū)所發(fā)生的空穴產(chǎn)生電流和電子產(chǎn)生電流第54頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.3理想PN結(jié)的直流電流－電壓特性6.PN結(jié)的典型電流電壓特性

PN結(jié)正向電流隨外加電壓e指數(shù)增加，反向電流則很小，這就是PN結(jié)的單向?qū)щ娦?。?5頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.4空間電荷區(qū)的復合電流和產(chǎn)生電流1.復合電流（在正偏壓的時候出現(xiàn)）正偏壓使得空間電荷層邊緣處的載流子濃度增加，以致，這些過量載流子穿越空間電荷層，使得超過平衡值，因此，在空間電荷層中會有復合。復合電流：考慮最大復合條件外加電壓V時，在勢壘區(qū)中，平衡時，可見：當V=0

時，np=ni2

，U=0

，不發(fā)生凈復合；當V>0時，np>ni2

，U>0，發(fā)生凈復合；當V<0時，np<ni2

，U<0，發(fā)生凈產(chǎn)生。？？第56頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月ABCD:電子的注入電流，AB段：電子從N區(qū)注入到P區(qū)后，與在B點與從左方來的空穴C復合；A’B’C’D’:空穴的注入電流，A’B’段：空穴從P區(qū)注入到N區(qū)后，與在B’點與從右方來的電子C’復合；EFGH：PN結(jié)空間電荷區(qū)中復合中心造成的復合電流?？臻g電荷區(qū)內(nèi)的復合電流第57頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月復合電流定義為：空間電荷區(qū)的寬度載流子通過復合中心復合的復合率最大復合率（Et=Ei時）：（1-208）Et=Ei第58頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月可得最大復合率：第59頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月其中：（2-4-5）得：最大復合率為:考慮最大復合影響外加電壓V一定時，第60頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月正向PN結(jié)空間電荷區(qū)中的費米能級注入的擴散電流和空間電荷區(qū)中的復合電流的區(qū)別：復合地點不同；在電子或空穴擴散區(qū)中電子和空穴一個是多子，一個是少子，其濃度相差很大。在空間電荷區(qū)，位于禁帶中央附近的復合中心能級處，有Et=Ei，即電子和空穴的濃度基本相等，所以通過空間電荷區(qū)復合中心的復合相對較強。第61頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.4空間電荷區(qū)的復合電流和產(chǎn)生電流圖2-11襯底摻雜濃度為1016cm3的硅擴散結(jié)的電流電壓特性低偏壓：空間電荷區(qū)的復合電流占優(yōu)勢偏壓升高：擴散電流占優(yōu)勢更高偏壓：串聯(lián)電阻的影響出現(xiàn)了（擴散電流為主）第62頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.4空間電荷區(qū)的復合電流和產(chǎn)生電流2.擴散電流對于P+N結(jié)，當外加正向電壓且V>>VT

時，把擴散電流記為3.復合電流與擴散電流的比較（對于P+N結(jié)）上式表明，若越小，電壓愈低，則勢壘區(qū)復合電流的影響愈大；半導體材料的禁帶寬度愈大，勢壘區(qū)復合電流愈大；硅PN結(jié)比鍺PN結(jié)勢壘區(qū)復合電流大；PN結(jié)輕摻雜區(qū)雜質(zhì)濃度愈大，勢壘區(qū)復合電流愈大。

第63頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月PN結(jié)反偏時，由于空間電荷區(qū)對載流子的抽取作用，空間電荷區(qū)的載流子濃度低于平衡值（pn<ni2），所以產(chǎn)生率大于復合率，凈產(chǎn)生率不為零，空間電荷區(qū)內(nèi)存在產(chǎn)生電流。體內(nèi)擴散電流來自PN結(jié)兩側(cè)P區(qū)和N區(qū)內(nèi)產(chǎn)生的電子和空穴，而空間電荷區(qū)中的產(chǎn)生電流，是指空間電荷區(qū)中復合中心產(chǎn)生出來的電子－空穴對形成的電流。二反向PN結(jié)空間電荷區(qū)產(chǎn)生電流第64頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月CBAD:反向電子擴散電流，在P區(qū)通過復合中心產(chǎn)生的電子A和空穴B，電子由A擴散到PN結(jié)空間電荷區(qū)，并被電場掃到N區(qū)流向右方，而空穴流向左方。C’B’A’D’空穴EFGH：PN結(jié)空間電荷區(qū)中復合中心產(chǎn)生的電子空穴對被電場分別掃進N區(qū)和P區(qū)，這個產(chǎn)生電流是反向擴散電流之外的一個附加的反向電流。反向電流產(chǎn)生的物理過程第65頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月空間電荷區(qū)復合中心的產(chǎn)生電流不像反向擴散電流那樣會達到飽和值，而是隨著反向偏壓的增大而增大。這是因為，PN結(jié)空間電荷區(qū)隨著反向偏壓的增大而展寬，處于空間電荷區(qū)的復合中心數(shù)目增多，所以產(chǎn)生電流增大。U<0

意味著正的產(chǎn)生率，所形成的電流是空間電荷區(qū)產(chǎn)生的電流而不是復合電流：特點：第66頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.5隧道電流當P側(cè)N側(cè)均為重摻雜時，有些載流子可能穿透（代替越過）勢壘而產(chǎn)生額外的電流，這種機制稱為量子力學的隧道效應(yīng)。（1）費術(shù)能級位于導帶或價帶的內(nèi)部；（2）空間電荷層的寬度很窄，因而有較高的隧道穿透率；（3）在相同的能量水平上，在一側(cè)的能帶中有電子而在另一側(cè)的能帶中有空狀態(tài)。條件：當結(jié)的兩邊均為重摻雜，從而成為簡并半導體，這些條件就得到滿足第67頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月第68頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月

隧道二極管是因為用含有大量雜質(zhì)的本征半導體制作PN結(jié)時，會產(chǎn)生極薄的耗盡層，若加正向偏壓，則在達到擴散電位之前，由于隧道效應(yīng)而發(fā)生電流流動。若接近擴散電位，則為通常的二極管特性，所以如圖所示，在正向電壓低的范圍，顯示出負的電阻。隧道二極管的電壓電流特性

隧道二極管的優(yōu)點是開關(guān)特性好，速度快、工作頻率高；缺點是熱穩(wěn)定性較差。一般應(yīng)用于某些開關(guān)電路或高頻振蕩等電路中。第69頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月(1)隧道結(jié)未加電壓時的能帶圖如右圖所示。這時P區(qū)價帶和n區(qū)導帶雖然具有相同能量的量子態(tài)，但是n區(qū)和p區(qū)的費米能級相等，在結(jié)的兩邊，費米能級以下沒有空量子態(tài)，費米能級以上的量子態(tài)沒有電子占據(jù)，所以，隧道電流為零，對應(yīng)于特性曲線上的o點

各種偏壓條件下隧道結(jié)的能帶圖圖(a)

第70頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月(2)加一很小的正向電壓v，n區(qū)能帶相對于p區(qū)將升高qv，如右圖所示，這時結(jié)兩邊能量相等的量子態(tài)中，p區(qū)價帶的費米能級以上有空量子態(tài)，而n區(qū)導帶的費米能級以下有量子態(tài)被電子占據(jù)，因此n區(qū)導帶中的電子可能穿過隧道到p區(qū)價帶中，產(chǎn)生從p區(qū)向n區(qū)的正向隧道電流，這時對應(yīng)于特性曲線上的點1

圖(b)各種偏壓條件下隧道結(jié)的能帶圖第71頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月(3)繼續(xù)增大正向電壓，勢壘高度不斷下降，有更多的電子從n區(qū)穿過隧道到p區(qū)的空量子態(tài)，使隧道電流不斷增大。當正向電流增大到Ｉp時，這時P區(qū)的費米能級與n區(qū)導帶底一樣高，n區(qū)的導帶和p區(qū)的價帶中能量相同的量子態(tài)達到最多，n區(qū)的導帶中的電子可能全部穿過隧道到p區(qū)價帶中的空量子態(tài)去，正向電流達到極大值Ｉp，這時對應(yīng)于特性曲線的點2.第72頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月(4)再增大正向電壓，勢壘高度進一步降低，在結(jié)兩邊能量相同的量子態(tài)減少，使n區(qū)導帶中可能穿過隧道的電子數(shù)以及p區(qū)價帶中可能接受穿過隧道的電子的空量子態(tài)均減少，如右圖所示，這時隧道電流減小，出現(xiàn)負阻，如特性曲線上的點3

圖(d)第73頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月(5)正向偏壓增大到vv時，n區(qū)導帶底和p區(qū)價帶頂一樣高，如右圖所示，這時p區(qū)價帶和n區(qū)導帶中沒有能量相同的量子態(tài)，因此不能發(fā)生隧道穿通，隧道電流應(yīng)該減少到零，對應(yīng)于特性曲線上的點4。但實際上在vv時正向電流并不完全為零，而是有一個很小的谷值電流Ｉv.實驗證明，谷值電流基本上具有隧道電流的性質(zhì)。

第74頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月(6)對硅、鍺p-n結(jié)來說，正向偏壓大于vv時，一般地擴散電流就開始成為主要的，這時隧道結(jié)和一般p-n結(jié)的正向特性基本一樣；(7)加反向偏壓時，p區(qū)能帶相對n區(qū)能帶升高，如圖所示,p區(qū)中的價帶電子可以穿過隧道到n區(qū)導帶中，產(chǎn)生反向隧道電流。隨著反向偏壓的增加，p區(qū)價帶中可以穿過隧道的電子數(shù)大大增加，故反向電流也迅速增加，如特性曲線上的點5所示。

第75頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.5隧道電流6.隧道二極管的特點和應(yīng)用上的局限性（1）隧道二極管是利用多子的隧道效應(yīng)工作的。由于單位時間內(nèi)通過結(jié)的多數(shù)載流子的數(shù)目起伏較小，因此隧道二極管具有較低的噪聲。（2）隧道結(jié)是用重摻雜的簡并半導體制成，由于溫度對多子的影響小，使隧道二級管的工作溫度范圍大。（3）由于隧道效應(yīng)的本質(zhì)是量子躍遷過程，電子穿越勢壘極其迅速，不受電子渡越時間的限制，因此可以在極高頻率下工作。這種優(yōu)越的性能，使隧道二級管能夠應(yīng)用于振蕩器，雙穩(wěn)態(tài)觸發(fā)器和單穩(wěn)多諧振蕩器，高速邏輯電路以及低噪音微波放大器。由于應(yīng)用兩端有源器件的困難以及難以把它們制成集成電路的形式，隧道二極管的利用受到限制。第76頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月1.PN結(jié)處于正向偏置2.6溫度對PN結(jié)I-V特性的影響總電流（擴散電流）：（2-3-16）復合電流：（2-4-5）得：（2-6-1）式中隨溫度的增加而迅速增加，可見在高于室溫時，不太大的正偏壓（Si0.3V）就使占優(yōu)勢。

第77頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.PN結(jié)處于反向偏置2.6溫度對PN結(jié)I-V特性的影響（2-6-2）隨著溫度增加，增大，也是擴散電流占優(yōu)勢。無論是在正向還是反向偏置，PN結(jié)的溫度特性主要取決于二極管方程：（2-3-16）反向偏壓情況下，二極管I－V特性的溫度效應(yīng)：（2-3-18）（2-4-9）第78頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月3.PN結(jié)處于反向偏置2.6溫度對PN結(jié)I-V特性的影響相對來說，括號內(nèi)的參量對溫度變化不靈敏。

（2-6-3）對T求導，所得的結(jié)果除以，得到（2-6-4）反映了反偏壓情況下，二極管I－V特性的溫度效應(yīng)。20

40

60

80

100

101

102

103

100

VR=6V

T°C

第79頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月4.PN結(jié)處于正向偏置2.6溫度對PN結(jié)I-V特性的影響取（2-6-5）導出：代入（2-6-4）式，得到

（2-6-7）I，A

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

10-4

10-3

10-2

10-1

100

10-5

150°C

25°C

-55°C

V—V

結(jié)電壓隨溫度變化十分靈敏，常用來精確測溫和控溫第80頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月低頻，pn結(jié)有整流作用；高頻，無整流作用pn結(jié)電容破壞整流特性pn結(jié)電容包括耗盡層(勢壘)電容和擴散電容1.勢壘電容平衡pn結(jié)勢壘區(qū)正偏時勢壘區(qū)變窄2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管第81頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月正偏V,空間電荷，部分電子和空穴存入勢壘區(qū)正偏V,空間電荷，部分電子和空穴從勢壘區(qū)中取出反偏V,空間電荷，部分電子和空穴從勢壘區(qū)中取出反偏V,空間電荷，部分電子和空穴存入勢壘區(qū)第82頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月耗盡層的空間電荷數(shù)量隨外加V而變化，和一個電容器的充放電作用相似，這種pn結(jié)的電容效應(yīng)稱為耗盡層(勢壘)電容。勢壘電容是可變電容，可引入微分電容的概念來描述C

隨V

變

第83頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月耗盡層電容

已經(jīng)證明耗盡層寬度是偏置電壓的函數(shù)，由于在結(jié)的兩個半邊內(nèi)空間電荷直接正比于耗盡層寬度，則有：2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管（2-7-1）空間電荷層小信號電容：得：（2-7-3）C稱為過渡電容或耗盡層電容有時亦稱為勢壘電容第84頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月耗盡層電容

2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管PN結(jié)空間電荷區(qū)空間電荷隨外加偏壓變化所引起的電容。

常用關(guān)系：

（2-7-7）21C

0y

RV

1、根據(jù)該圖中的直線斜率可以計算出施主濃度。2、使直線外推至電壓軸可求出自建電壓。在截距處第85頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.求雜質(zhì)分布

2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管在雜質(zhì)分布未知的PN結(jié)中，可以利用電容電壓曲線描繪出輕摻雜一邊的雜質(zhì)分布，此稱求雜質(zhì)分布?？紤]任意雜質(zhì)分布：（2-7-8）x

()xN

()WN

W

dW

式中是在空間電荷層邊緣處的雜質(zhì)濃度。由泊松方程，電場增量是與電荷增量之間具有如下關(guān)系：電場增量偏壓增量的具有如下關(guān)系：

（2-7-9）第86頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.求雜質(zhì)分布

2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管由

得：

——勢壘電容把（2-7-9）式至（2-7-11）式代入（2-7-8）式并將結(jié)果重新整理得到（2-7-12）（2-7-11）第87頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月3.求雜質(zhì)分布的程序

2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管在不同反偏壓下測量電容：用（2-7-11）式求出以上不同反偏壓下的空間電荷區(qū)寬度：畫出相對的曲線。從此曲線中取并將其結(jié)果代入（2-7-12）式計算出畫出完整的雜質(zhì)分布注意：倘若出現(xiàn)高密度的陷阱中心和界面態(tài)，如硅中摻金情形，前面的分析必須加以修正，以適應(yīng)這些荷電的狀態(tài)。

第88頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月3.求雜質(zhì)分布的程序

2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管由勞倫斯和沃納用計算機算出的結(jié)果第89頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月3.求雜質(zhì)分布的程序

2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管由勞倫斯和沃納用計算機算出的結(jié)果第90頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月4.變?nèi)荻O管

2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管根據(jù)（2-7-3）可見反向偏置的PN結(jié)可以作為電容使用在LC調(diào)諧電路中。專門為此目的制造的二極管稱為變?nèi)荻O管。結(jié)型二極管的電容電壓方程可寫成

：對于單邊突變結(jié)，，如式（2-7-3）中所表示。

第91頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月4.變?nèi)荻O管

2.7耗盡層電容求雜質(zhì)分布和變?nèi)荻O管包括一個P-N結(jié)電容的LC電路，其諧振頻率可表示為（2-7-13）在電路應(yīng)用中，總是希望在諧振頻率和控制電壓之間有線性關(guān)系，也就是說，要求。第92頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月當

PN

結(jié)的外加電壓為時，

2.8.1交流小信號下的擴散電流

則

PN

結(jié)的擴散電流也具有如下形式

2.8PN

結(jié)的頻率特性與擴散電容

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第93頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月上式中，由于，可利用近似公式得：以

N

區(qū)中的空穴擴散電流為例，取

N

區(qū)與勢壘區(qū)的邊界為坐標原點，由結(jié)定律可得邊界(x=0)處的少子濃度為第94頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月即x=0處的少子濃度由直流分量和交流小信號分量組成，并可得到x

=0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第95頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月

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)代入空穴擴散方程并將方程分拆成不含和含的兩個方程，即第96頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月解第一個方程可得到p0(x)，代入空穴電流密度方程中，可得到空穴擴散電流密度中的直流分量，即前面已求得的

Jdp

同理，電子擴散電流密度中的直流分量為，于是可得

PN

結(jié)正向擴散電流中的

直流分量

為第97頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月解第二個擴散方程結(jié)合少子濃度交流小信號分量的邊界條件，得到p1(x)，代入空穴電流密度方程，得到空穴擴散電流密度的交流分量，第98頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月同理，電子擴散電流密度的交流分量為于是可得

PN

結(jié)正向擴散電流中的

交流分量

為式中，第99頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月

PN

結(jié)的

小信號交流導納

為在的情況下，由近似公式，得式中，

2.8.2交流導納與擴散電容，就是

PN

結(jié)的

擴散電容。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，第100頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月對于

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）

擴散電容的物理意義P區(qū)：（同時產(chǎn)生）P區(qū)N區(qū)第101頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月勢壘電容與擴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↓），

↓。第102頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月圖中

gl

為

漏電導，取決于

PN

結(jié)的加工質(zhì)量與清潔程度，rs為

寄生串聯(lián)電阻。這兩個都是非本征元件。

2.8.3二極管的交流小信號等效電路第103頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.8PN結(jié)二極管的頻率特性空穴分布：1.少子邊界條件（2-8-3）在PN結(jié)邊緣N側(cè)處，（2-8-7）對于采用近似：得：（2-8-3）式中：少子的邊界條件為:

（2-8-11）第104頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.8PN結(jié)二極管的頻率特性在N型中性區(qū)，把空穴分布2.交流少子連續(xù)性方程代入連續(xù)性方程：（2-8-4）式中得由于（2-8-5）第105頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.8PN結(jié)二極管的頻率特性3.交流少子分布（2-8-14）N區(qū)空穴交流分量對于長二極管（

）

（2-8-13）第106頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.8PN結(jié)二極管的頻率特性交流少子分布P區(qū)電子交流分量（2-8-16）（2-8-18）第107頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.8PN結(jié)二極管的頻率特性4.交流電流（2-8-15）（2-8-20）總的交流電流

而空穴電流：

注入到P區(qū)電子交流分量：

得：

（2-8-18）第108頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.8PN結(jié)二極管的頻率特性5.二極管的交流導納二極管的交流導納定義為交流電流與交流電壓之比：（2-8-22）其中為二極管正向電流直流成分。

直流電導也叫做擴散電導，其倒數(shù)叫做PN結(jié)擴散電阻。稱為P-N結(jié)擴散電容。其性質(zhì)如下：1、擴散電容在PN結(jié)正偏壓情況下出現(xiàn)。偏壓愈高，擴散電容愈大。反偏PN結(jié)不存在貯存電荷，因此不表現(xiàn)出擴散電容；2、工作電流愈大，擴散電容愈大；3、對于高頻情形，存貯電荷跟不上結(jié)電壓的變化、很小，對于

低頻情況，擴散電容特別重要；4、減少少子壽命（硅材料中摻金）可以有效地減小擴散電容。第109頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.8PN結(jié)二極管的頻率特性6.二極管的等效電路

在許多應(yīng)用中，總是根據(jù)在使用條件下半導體器件各部分的物理作用，用電阻，電容，電流源和電壓源等組成一定的電路來達到等效器件的功能。這種電路叫做等效電路。PN結(jié)小信號交流等效電路如圖2-20所示?！谋M層電容——串聯(lián)電阻——擴散電容——直流電導第110頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.8PN結(jié)二極管的頻率特性7.學習要求掌握概念：交流導納擴散電導擴散電阻擴散電容等效電路掌握解擴散方程求出了交流少子分布、電流分布、交流電流掌握二極管等效電路第111頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.9PN結(jié)二極管的開關(guān)特性1.二極管的開關(guān)作用PN結(jié)二極管處于正向偏置時，允許通過較大的電流，處于反向偏置時通過二極管的電流很小，因此，常把處于正向偏置時二極管的工作狀態(tài)稱為開態(tài)，而把處于反向偏置時的工作狀態(tài)叫作關(guān)態(tài)?？梢娊Y(jié)二極管能起到開關(guān)作用。第112頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.9PN結(jié)二極管的開關(guān)特性2.PN結(jié)的反向瞬變電流和電壓的延遲現(xiàn)象源于PN結(jié)的電荷貯存效應(yīng)第113頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.9PN結(jié)二極管的開關(guān)特性3.PN結(jié)二極管的電荷存儲效應(yīng)PN結(jié)加一恒定的正向偏壓時，載流子被注入并保持在結(jié)二極管中，在擴散區(qū)建立確定的非平衡少數(shù)載流子分布，這種現(xiàn)象稱為電荷存儲效應(yīng)。當正向偏壓突然轉(zhuǎn)至反向偏壓時，在穩(wěn)態(tài)條件下所保持的載流子并不能立刻消除。第114頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.9PN結(jié)二極管的開關(guān)特性4.PN結(jié)反向瞬變的定性解釋

到則沿X軸的正方向，于是電流反向。

1、在處注入的載流子濃度結(jié)界面不斷下降，注入載流濃度的梯度2、注入的非平衡少子的濃度梯度不變，因此反向電流變成反向電流的原因。

為常量。這就解釋了當偏壓由立即變成擴散電流之后，但在這一段時間內(nèi)，由于在減小，因此平衡少子被去除完畢，于是結(jié)電壓為零。

仍然大于面上，因此PN結(jié)兩端的電壓3、在也在減小，當時，可以認為，即全部注入的非第115頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.9PN結(jié)二極管的開關(guān)特性PN結(jié)反向瞬變的定性解釋

在，因而也愈來愈小，因此也愈來愈小，電流和電壓波形中出現(xiàn)“尾巴”。（即達到穩(wěn)定的反偏狀態(tài)之后）由于反向偏壓PN結(jié)的抽取作用，在面上達到反向偏壓PN結(jié)穩(wěn)定狀態(tài)時的分布狀況，第116頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.9PN結(jié)二極管的開關(guān)特性5.PN結(jié)反向瞬變的定量分析（電荷控制分析方法

）

在

考慮長P+N結(jié)二極管的電荷貯存效應(yīng)。

N側(cè)的總貯存電荷定義為（2-9-1）對連續(xù)方性程從0至求一次積分（令）并利用（2-9-1）式，得到

（2-9-2）——電荷控制方程

第117頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月2.9PN結(jié)二極管的開關(guān)特性PN結(jié)反向瞬變的定量分析（電荷控制分析方法

）

在

為在全部貯存電荷被去除（定義貯存時間）所需要的時間，從而

通過解依賴于時間的連續(xù)性方程進行精確分析得到的是（2-9-7）（2-9-8）第118頁，課件共128頁，創(chuàng)作于2023年2月

2.9PN結(jié)二極管的開關(guān)特性6.階躍恢復二極管反