第六章-p-n结.pptx
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第六章p-n结,本章内容,-n结(5学时)p-n结及其能带图;p-n结的电流电压特性;p-n结的击穿重点:
分析空间电荷区的形成过程;掌握p-n结接触电势差和载流子分布的计算;掌握p-n结电流电压方程式的推导;了解p-n结的齐纳击穿和雪崩击穿机理。
难点:
对非平衡态状态的p-n结的能带变化分析。
6.1p-n结及其能带图,一p-n结的形成在一块n型(或p型)半导体单晶上,用适当的工艺方法把p型(或n型)杂质掺入其中,使这块半导体的不同区域分别具有n型和p型导电类型,在两者的交界面处就形成了p-n结。
方法:
合金法;扩散法;离子注入法;生长法。
杂质分布:
n型区杂质浓度为ND,p型区杂质浓度为NA,在交界面处杂质浓度由ND(n型)突变为NA(p),称为突变结。
设pn结的位置在x=xj处,如ND=1016cm-3,NA=1019cm-3,单边突变结(p+n结),1.合金法,用合金法制备的p-n结一般为突变结;,NA,ND,2.扩散法,用扩散法制备的p-n结一般为缓变结,杂质浓度逐渐变化。
杂质分布由扩散过程和杂质补偿决定,杂质浓度从p区n区是逐渐变化的,称为缓变结。
若杂质分布可用x=xj处的切线近似表示,称为线性缓变结。
j-杂质浓度梯度,NA(x),ND,扩散结的杂质分布,但对高表面浓度的浅扩散结,用突变结近似,0,x,NA,ND,N(x),突变结近似,扩散结的杂质分布,xj,突变结,缓变结,-n结,合金结,高表面浓度的浅扩散结(p+n或n+p),根据杂质分布,低表面浓度的深扩散结,4.生长法,3.离子注入法,注入深度由离子能量决定,n型半导体,二、空间电荷区,阻止多子扩散,利于少子漂移,P-N结形成的物理过程,空间电荷:
在结附近的电离施主和电离受主所带电荷,1、空间电荷区中没有载流子。
2、空间电荷区中内电场阻碍p区中的空穴、n区中的电子(都是多子)向对方运动(扩散运动)。
3、p区中的电子和n区中的空穴(都是少子),数量有限,因此由它们形成的电流很小。
注意:
三、p-n结能带图,E,区能带相对n区上移,n区能带相对p区下移,直至费米能级处处相等,-n结势垒,EFp,EFn,EF,当两块半导体结合形成p-n结时,电子将从费米能级高的n区流向费米能级低的p区,因而EFn不断下移,EFp不断上移,直至二者相等为止。
此时,p-n结中有统一的费米能级EF,pn结处于平衡状态。
p,n,平衡pn结能带图,-n结中费米能级处处相等恰好标志了每一种载流子的扩散电流和漂移电流互相抵消,总电子电流(假定电场E沿x方向,n只随x变化),同理,空穴电流密度为,对于平衡p-n结当电流密度一定时,载流子浓度大的地方,EF随位置变化小,载流子浓度小的地方,EF随位置变化大。
四、p-n结接触电势差,平衡p-n结空间电荷区两端间的电势差称为p-n结的接触电势差或内建电势差,相应的电子电势能之差即能带的弯曲量称为p-n结的势垒高度。
若NA=1017cm-3,ND=1015cm-3,在室温下,Si-0.70V,Ge-0.32V,五、p-n结的载流子分布,平衡p-n结处处EF相等,但由于存在内建电场,空间电荷区能带发生相对移动,使各处导带底和价带顶位置不相同,因此,空间电荷区各处载流子浓度不相同。
x,取p区电势为0,空间电荷区任一点电势为V(x),n区的电势为VD,对电子而言,电势能为-qV(x),p区电势能为0,n区电势能为-qVD。
x,qV(x),平衡p-n结中电势能,Evp,p,n,EF,Evn,Ecn,-xp,0,x,xn,Ecp,-qVD,对于非简并材料,,同理,点x处的空穴浓度为,平衡p-n结中的载流子分布,势垒区的载流子浓度很低,好象被耗尽,所以又称为耗尽区。
6.2p-n结电流电压特性,一、非平衡状态下的p-n结,1.外加电压下,p-n结势垒的变化及载流子的运动,A.p-n结加正向电压,-n结加正向偏压V(p区接电源正极,n区接负极)时,因势垒区内载流子浓度很小,电阻很大,而势垒区外的p区和n区中载流子浓度很大,电阻很小,所以外加正向偏压基本在势垒区。
正向偏压在势垒区中产生了与内建电场方向相反的电场,而且减弱了势垒区中的电场强度,表明空间电荷相应减少。
势垒区的宽度从qVD下降为q(VD-V),势垒区电场减弱,破坏了载流子的扩散运动和漂移运动之间原有的平衡,削弱了漂移运动,使扩散流大于漂移流。
因此在加正向偏压时,产生了电子从n区向p区以及空穴从p区向n区的净扩散流。
电子通过势垒区扩散进入p区,在边界pp处形成电子的积累,成为p区的非平衡载流子,使pp处电子浓度比p区内部高,形成从pp处向p区内部的电子扩散流。
非平衡少子边扩散边与p区的空穴复合,经过比扩散长度大若干倍的距离后,完全被复合。
这一段区域就称为扩散区。
在一定的正向偏压下,单位时间内从n区来到pp处的非平衡少子浓度是一定的,并在扩散区内形成一稳定的分布。
因此,当正向偏压一定时,在pp处旧有一不变的向p区内部流动的电子扩散流。
同理,在边界nn处也有一不变的向n区内部流动的空穴扩散流。
n区的电子和p区的空穴都是多数载流子,分别进入p区和n区后成为p区和n区的非平衡少数载流子。
当增大正偏压时,势垒降得更低,增大了流入p区的电子流和流入n区的空穴流。
这种由于外加正向偏压的作用使非平衡载流子进入半导体的过程称为非平衡载流子的电注入。
正向偏压时p-n结中电流的分布,在正向偏压下,n区中电子向边界nn漂移,越过势垒区,经边界pp进入p区,构成进入p区的电子扩散电流。
进入p区后,继续向内部扩散,形成电子扩散电流。
在扩散过程中,电子与从p区内部向边界pp漂移过来的空穴不断复合,电子电流不断地转化为空穴电流,直到注入的电子全部复合,电子电流全部转变为空穴电流为止。
根据以上分析可知,在平行于pp的任何截面出通过的电子电流和空穴电流并不相等。
但根据电流连续性原理,通过pn结中任一截面的总电流是相等的,只是对于不同截面,电子电流和空穴电流的比例有所不同而已。
假定通过势垒区的电子电流和空穴电流均保持不变的情况下,通过pn结的总电流就是通过边界pp的电子扩散电流与通过边界nn的空穴扩散电流之和。
B.p-n结加反向电压,反向偏压时p-n结势垒的变化,当pn结加反向偏压V时,反向偏压在势垒区产生的电场与内建电场方向一致,势垒区的电增加,势垒区也变宽,势垒宽度从qVD增高为q(VD+V),势垒区电场增强,增强了漂移运动,使漂移流大于扩散流。
这时n区边界nn处的空穴被势垒区的强电场驱向p区,而p区边界pp处的电子被驱向n区。
当这些少子被电场驱走后,内部少子就来补充,形成反向偏压下的电子扩散电流和空穴扩散电流,这种情况就称为少数载流子的抽取或吸出。
p-n结中总的反向电流等于势垒区边界nn和pp附近的少数载流子扩散电流之和。
因为少子浓度很低,而扩散长度基本不变,因此反向偏压时少子的浓度梯度也较小;当反向电压很大时,边界处的少子可以认为是零。
这时少子的浓度梯度不再随电压变化,因此扩散流也不随电压变化,所以在反向偏压下,p-n结的电流较小并且趋于不变。
2.外加直流电压下p-n结的能带图,在正向偏压下,p区和n区都有非平衡载流子注入。
在非平衡少子存在的区域,须用电子的准费米能级和空穴的准费米能级取代平衡时的统一费米能级EF。
由于有净电流流过p-n结,费米能级将随位置不同而变化。
在空穴扩散区内,电子浓度高,因此电子准费米能级变化很小,可看作不变;但空穴浓度很小,故空穴的准费米能级变化很大。
从p区注入n区的空穴,在边界nn处浓度很大,随着远离nn和电子复合,空穴浓度逐渐减小,故为一斜线;到离nn比LP大很多的地方,非平衡空穴已衰减为零,这时和相等。
扩散区比势垒区大,准费米能级的变化主要发生在扩散区,在势垒区中的变化则略而不计,所以在势垒区内,准费米能级保持不变。
在电子扩散区,可作类似分析。
外加正向偏压下p-n结的费米能级,综上所述,从p型中性区到边界nn处为一水平线,在空穴扩散区斜线上升,到注入空穴为零处与相等,而在n型中性区到边界pp处为一水平线,在电子扩散区斜线下降,到注入电子为零处与相等。
反向偏压下p-n结的费米能级,反向偏压时,在电子扩散区、势垒区、空穴扩散区中,电子和空穴的准费米能级的变化规律与正向偏压时基本相似,所不同的只是和的相对位置发生了变化。
反向偏压时,高于。
二、理想p-n结模型及其电流电压方程,理想p-n结模型:
小注入条件注入的少数载流子浓度比平衡多数载流子浓度小得多;,突变耗尽层条件外加电压和接触电势差都降落在耗尽层上,耗尽层中的电荷是由电离施主和电离受主的电荷组成,耗尽层外的半导体是电中性的。
因此,注入的少数载流子在p区和n区是纯扩散运动;,通过耗尽层的电子和空穴电流为常量,不考虑耗尽层中载流子的产生及复合作用;,玻耳兹曼边界条件在耗尽层两端,载流子分布满足玻耳兹曼统计分布。
求解理想pn结伏安特性方程的基本思路:
根据准费米能级计算势垒区边界nn和pp处注入的非平衡少数载流子浓度;,2.以边界及nn和pp处注入的非平衡少数载流子的分布为边界条件,解扩散区中载流子连续性方程,得到扩散区中非平衡少子的分布;,3.将非平衡少数载流子的浓度分布代入扩散方程,算出扩散流密度后,再算出少数载流子的电流密度;,4.将两种载流子的扩散电流密度相加,得到理想pn结模型的电流电压方程式,即伏安特性方程。
先求pp,处注入的非平衡少数载流子浓度,p区载流子浓度有关系,在p区边界pp,处,,因为为p区多数载流子,,因此,注入p区边界pp处的非平衡少数载流子浓度为,同理可得n区边界nn处少数载流子浓度为,由x=,p=0,得B=0当x=xn,稳定态时,空穴扩散区中非平衡少子的连续性方程为,同理,,小注入时,扩散区中不存在电场,在x=xn处,空穴扩散电流密度为,(势垒区内的复合-产生作用可忽略),肖克莱方程式理想p-n结电流电压方程式,三影响p-n结电流电压特性偏离理想方程的因素,理想p-n结电流电压方程和小注入下锗p-n结的实验结果符合较好,但与硅p-n结的实验结果偏离较大。
加正向偏压时,表现在:
正向电流小时,理论计算值比实验值小;正向电流大时,正向电流再增大时,J-V是线性关系。
加反向偏压时,实际的反向电流比理论计算值大得多,而且是不饱和电流,随反向电压的增大而略有增加。
影响p-n结电流电压特性偏离理想方程的因素,主要原因:
表面效应;势垒区的产生及复合;大注入条件;串联电阻效应。
势垒区的产生电流pn结加反向偏压时,势垒区内的电场加强,通过复合中心产生的电子-空穴对来不及复合就被强电场驱走了,因而产生率大于复合率,具有净产生率。
产生的载流子向两端运动形成电流。
E,势垒区的宽度随反向偏压的增加而变宽,势垒区的产生电流是不饱和电流。
以p+n结例:
Ge:
Eg小,ni2大,反向电流中扩散电流主要Si:
Eg大,ni2小,反向电流中势垒产生电流主要,V,XD,JG不饱和,J反缓慢增加,势垒区的产生电流,XD势垒区宽度,反向扩散电流密度,2.势垒区的复合电流,-n结加正向偏压时,电子和空穴在势垒区复合了一部分,构成了另一股正向电流,称为势垒区的复合电流。
正向电流密度的经验公式,扩散电流与复合电流之比与V有关,a段:
V,J扩/Jr迅速,低V时,JrJ扩,对Si而言,在室温下ND远大于ni,因此在低正向偏压下,复合电流占主要地位,b段:
V,J扩/Jr迅速,高V时,JrJ扩复合电流可忽略,3.大注入情况,当正向偏压较大时注入的非平衡少子浓度接近或超过该区多子浓度的情况称为大注入情况。
以p+-n结为例,p+-n结的正向电流主要是从p区注入n区的空穴电流,可忽略。
由于很大,注入的空穴在n区边界xn处形成积累,并在空穴扩散区内形成一定的浓度分布,为了保持n区电中性,n区的电子也增加同等数量,也在空穴扩散区内形成电子浓度分布,在n区边界xn处积累的空穴和电子分布在扩散
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