PN结的击穿
qN A ( x p x) εS 0 ε
εS 0 ε
(0 x xn )
(2.4.3)
在 P 型一侧（－xp＜x＜0），通过类似的考虑得到
E ( x)＝ x ＝EM (1 ), xp
( x p x 0)
qND xn A 表示空间电荷区电离施主电荷的总量，所以上式就 代表空间电荷区最大电场强度，用下标M表示。
ε S 表示材料的相对介电常数，它使空电区电场较真空情况减弱 了 倍。 εS
N型一侧的 x处，通过结面积A 的电力线，应该等于A(xn-x)这一 体积中的正空间电荷所发出的电力线数。这个体积内的正电荷总量 为qND(xn-x)A , 发射电力线的数目为 qND ( xn x) A 所以 0＜ x ＜xn 的各点的电场强度为
2.4 PN结的击穿
PN 结加反向电压时，电流很小，
但是，当反向电压增加到一定大小 时，反向电流就会如图2.4.1那样迅 速增加，这种现象叫做 结的击 PN 穿，发生击穿时的电压值称为击穿 电压，用 表示。 VB
2.4.1 PN结空间电荷区中的电场
N 突变 PN 结 ， 区的电子是耗尽的，只剩下带正电荷的电离施 主，施主电荷密度为 qND；在 P 区，空穴是耗尽的，只留下带负 电荷的电离受主，受主电荷密度为 qNA 。由于电中性的要求，空 间电荷区正负电荷的总量应该相等，即 qND xn A＝qN A xP A
n
n( x)V ( x) p( x)V
p
( x) ( x)dx
方括号内的式子乘以q就是(2.4.16)式，它是不依赖于 x 的总电 流 I ，所以 xm ' I 0＝I ( x)dx (2.4.19)
0
' 前面说过，通过PN结的总电流应该等于碰撞电离电流 I 0 与原来的电 xm 流 I 0 之和，于是有 I I ( x)dx I 0 （2.4.20）
1 1 VD V＝ E ( x)dx＝ E M ( x n x p )＝ E M x m xp 2 2
xn
(图2.4.5)
式中 xm＝xn x p 为耗尽层总宽度。积分的结果就是图2.4.3中的 三角形面积。对于单边突变结，例如P+N结，xm≈xn，把(2.4.2)
式代入(2.4.5)式则有
线性缓变结的空电区的宽度和最大场强分别为
εε 12 S 0 (VD V ) xm＝ qa
1 3
(2.4.9)
qa xm 2 EM＝ ( ) εS 0 2 ε
(2.4.10)
a为PN结前沿杂质浓度梯度
2当加在PN结上的反向电压逐渐增加时，空间电荷区的电 场强度也随着增强，因而通过空电区的电子和空穴从电场所获得的 能量也随着增大。载流子在晶体中运动时，会不断地与晶格原子发 生碰撞，当载流子从电场获得的能量足够大时，这种碰撞能使价带 的电子激发到导带，形成电子-空穴对，称这种现象为“碰撞电离”。 雪崩倍增效应:如果空间电荷区 足够宽，载流子通过势垒区时 将发生多次碰撞，碰撞电离将 使空电区的载流子数量迅速、 成倍地增加，由于这种载流子 增加的过程具有雪崩的性质， 所以称为雪崩倍增效应， 雪崩击穿:由于载流子雪崩倍增， 就会使反向电流迅速增大，从 而发生击穿，这就是所谓的雪 崩击穿。
n n
同理 ,每秒通过 x 处单位截面的空穴数为p(x)VP(x)，产生的电子-空 穴对数为 p( x)V ( x) ( x)dx
p p
n( x)V ( x)
xm 0 n
以上两项相加，并在整个空电区积分，就得到每秒钟在PN结中产生 的电子-空穴对总数
n
( x) p( x)V p ( x) p ( x) d x
I＝n( x)qVn ( x)＋p( x)qVp ( x)
I值应是一个不随 移速度。
n P
(2.4.16)
x 变化的量。 V (x)、V (x)分别为电子和空穴的漂
每秒通过 x 处单位截面积的电子数为 n(x)Vn(x) 这些电子将在 dx 薄层发生碰撞电离，所以在 dx 薄层内产生的电子空穴对数可以写为 n( x)V ( x) ( x)dx
隧道长度d和能带倾斜的斜率tgθ之间 有如下关系 （2.4.11） Eg 是不随位置变化的，而能带的倾斜，反映了电子位能-qV(x) 的变化，所以有
d tg E g
d qV x tg qE dx
（2.4.12）
隧道击穿
隧道长度d: 把（2.4.12）式代入（2.4.11）式得
(2.4.4)
把突变结空电区中的电场分布画于图2.4.5中 可以看出，电场E在PN结两边随x线性分布，在势垒边界处为零。 从式(2.4.3) 和(2.4.4)也可以看出：E∝x , 在 –xp＜x＜0 范围内，斜率 为负；在0＜x＜xn范围内，斜率为正；在x=0处，电场有最大值—— EM ，图2.4.5中直线的斜率正比于两边的掺杂浓度 ND和NA。 电场强度E在势垒区的积分就表示PN 结两边的电位差。对平衡PN结，N区和P 区的电位差就是接触电势差VD；当PN结 外加电压V时，N区和P区的电位差就等 于VD-V。PN结正偏时V＞0，N区和P区 的电位差就减小；PN结反偏时V＜0，N 区和P区的电位差就增大，所以有
物理意义：一个载流子在穿过势垒时，只要能碰撞电离出一对电子、 空穴，就足以让雪崩击穿维持下去。
0
利用Si的电离率的经验公式 ( E) 1.5 10 E （E的单位为 伏／厘米，α的单位为cm-1）可以导出Si单边突变结击穿电压VB 和倍增因子M(V)如下: 1 M (V ) 4 3 13 (2.4.25) 1 V VB 5.3 10 N 0 4 (2.4.24) V B N0 为低掺杂一侧的杂质浓度,对不同材料， 不同掺杂浓度的PN结，有类似的经验公式
击穿电压高于 6E g q 时，击穿机构是雪崩击穿； 击穿电压在 4Eg q ～ 6E g q 时，两种击穿机构同时起作用。
2.4.3 雪崩击穿条件 电离率表示一个载流子在电场作用 下，漂移单位距离所产生的电子空 穴对数，电离率用α表示。为了区别 电子的电离率和空穴的电离率，常 用 n 表示前者，用 p 表示后者。 图2.4.6给出了Ge、Si、GaAs、GaP 中载流子电离率随着电场变化的实 验曲线 ，从图中可以看出电离率随 电场变化非常快，例如在伏／厘米 范围内电场每增加一倍，电离率要 增加几个数量级。 在不考虑空间电荷区产生电流的情况下，可以假设PN结没有发生 倍增效应时的反向电流为 I 0＝I n0 I p0 （2.4.14）
d
Eg qE
（2.4.13）
电场越强，能带越倾斜，隧道就越短。因此只要电场足够强，价带 的电子就可以大量穿透禁带，进入导带，引起隧道击穿。 隧道击穿与雪崩击穿的主要区别如下： 隧道 仅取决于 不受光照 温度升高，击穿电压下降 击穿 最大电场E 影响 T↑,V ↓
B
与电场E及 受光照影 温度升高，击穿电压升高 响 空电区宽 T↑,VB↑ 度xm有关 击穿电压低于 4E g q 时，击穿机构是隧道击穿； 雪崩 击穿
n
(2.4.17)
碰撞电离所产生的电流
' 0 xm n
I ＝q
' 0
( x) p( x)V p ( x) p ( x) d x (2.4.18) 0 ＝ 为了避免繁杂的运算，我们假设 n ( x)＝ p x ( x) ，于是得到
I ＝q
xm 0
n( x)V ( x)
2 S 0 (VD V ) εε ，则有 qN0
解：把 VD－V ≈ 20伏，代入(2.4.8)式
x m＝
最大场强
2 11.8 8.85 1014 20 xm＝ 5 104 cm＝5 μm 1.6 1019 1015
qN0 xm 1.6 1019 1015 5 104 EM＝ ＝ ＝7.8 104 伏/厘米 εS 0 ε 11.8 8.85 1014
如果有雪崩倍增后，通过PN结的电流为 I ，那么雪崩倍增因子 可定义为
I M＝ I0
(2.4.15)
图2.4.7为PN结碰撞电离电流示意图 图中实线表示电子电流，虚线表示 空穴电流。从图看出，越接近N区， 电子电流密度越大，越接近P区，空 穴电流密度越大。 根据电流的连续性原理，在任一截面 上，总电流是相同的。如果我们假设 PN结的横截面积等于一个单位面积， 那么通过PN结x点的总电流 应为x点 的电子电流和空穴电流之和：
雪崩击穿
隧道击穿
隧道击穿的物理过程和雪崩击穿是完 全不同的，图2.4.5给出了隧道击穿的 能带示意图。可见，在空电区中由于 反向偏压下能带陡峻地倾斜，价带中 的电子有可能通过隧道效应穿过禁带 进入导带，隧道穿透的结果是形成一 对电子和空穴，它们分别被扫向N区 和P区，形成一股通过PN结的反向电 流。由此导致的击穿为隧道击穿。
(2.4.7)
(2.4.6)式中的ND和(2.4.7)中的NA都是低掺杂一侧的杂质浓度。如果 用N0表示低掺杂一边的杂质浓度，则(2.4.6)式和(2.4.7)式可统一写为
2 S 0 (VD V ) εε x m＝ qN0
(2.4.8)
【例】假设Si的单边突变结上外加反压为20伏，N0＝1015cm-3， 硅的εs＝11.8，ε0＝8.85×10-14F／cm，计算耗尽层宽度和最大 场强。
35 7
M (V )
1 1 V V B
n
(2.4.26)
n的取值为2~6之间 碰撞电离集中发生在电场最强的区域附近， x 即积分 0 E dx 中对倍增有贡献的部分主要 在势垒区最大场强EM 处，图2.4.8示意地给 出了单边突变结中电离率分布的情况。
PN结及其特性详细介绍
PN结及其特性详细介绍1. PN结的形成在一块本征半导体在两侧通过扩散不同的杂质,分别形成N型半导体和P型半导体。
此时将在N型半导体和P型半导体的结合面上形成如下物理过程:扩散到对方的载流子在P区和N区的交界处附近被相互中和掉，使P区一侧因失去空穴而留下不能移动的负离子，N区一侧因失去电子而留下不能移动的正离子。
这样在两种半导体交界处逐渐形成由正、负离子组成的空间电荷区〔耗尽层〕。
由于P区一侧带负电，N区一侧带正电，所以出现了方向由N区指向P 区的内电场PN结的形成当扩散和漂移运动到达平衡后，空间电荷区的宽度和内电场电位就相对稳定下来。
此时，有多少个多子扩散到对方，就有多少个少子从对方飘移过来，二者产生的电流大小相等，方向相反。
因此，在相对平衡时，流过PN结的电流为0。
对于P型半导体和N型半导体结合面，离子薄层形成的空间电荷区称为PN结。
在空间电荷区，由于缺少多子，所以也称耗尽层。
由于耗尽层的存在，PN结的电阻很大。
PN结的形成过程中的两种运动：多数载流子扩散少数载流子飘移PN结的形成过程〔动画〕2. PN结的单向导电性PN结具有单向导电性，假设外加电压使电流从P区流到N区，PN结呈低阻性，所以电流大；反之是高阻性，电流小。
如果外加电压使PN结中：P区的电位高于N区的电位，称为加正向电压，简称正偏；P区的电位低于N区的电位，称为加反向电压，简称反偏。
(1) PN结加正向电压时的导电情况PN结加正向电压时的导电情况如下图。
外加的正向电压有一局部降落在PN结区，方向与PN结内电场方向相反，削弱了内电场。
于是,内电场对多子扩散运动的阻碍减弱，扩散电流加大。
扩散电流远大于漂移电流，可忽略漂移电流的影响，PN结呈现低阻性。
PN结加正向电压时的导电情况(2) PN结加反向电压时的导电情况外加的反向电压有一局部降落在PN结区，方向与PN结内电场方向一样，加强了内电场。
内电场对多子扩散运动的阻碍增强，扩散电流大大减小。
pn结击穿电压公式
pn结击穿电压公式1. PN结击穿的类型。
- 雪崩击穿。
- 当反向电压增大到一定程度时，PN结内的电场很强，使得载流子在电场作用下获得足够大的能量，与晶体原子发生碰撞，从而产生新的电子 - 空穴对。
新产生的载流子在电场作用下又会碰撞出更多的电子 - 空穴对，这种连锁反应就像雪崩一样，导致反向电流急剧增大，发生雪崩击穿。
- 对于单边突变结（例如P^+N结，P^+表示重掺杂的P区），雪崩击穿电压V_BR的近似公式为：V_BR≈frac{ε_sE_crit^2}{2q}((N_B)/(N_D))^ - (1)/(s)，其中ε_s是半导体的介电常数，E_crit是临界击穿电场强度，q是电子电荷量，N_B和N_D 分别是基区和掺杂区的杂质浓度，s是与半导体材料和结的类型有关的常数（对于硅s = 6）。
- 齐纳击穿。
- 在重掺杂的PN结中，由于耗尽层很窄，在反向电压作用下，耗尽层中的电场非常强，能够直接将价带中的电子拉到导带，从而产生大量的电子 - 空穴对，使反向电流急剧增大，这种击穿称为齐纳击穿。
- 齐纳击穿电压V_Z与半导体的禁带宽度E_g、杂质浓度N等因素有关。
对于硅材料，齐纳击穿电压较低（一般小于6V左右），而雪崩击穿电压相对较高。
在实际的PN结中，当击穿电压V_BR在6V左右时，雪崩击穿和齐纳击穿可能同时存在。
2. 影响PN结击穿电压的因素。
- 掺杂浓度。
- 对于雪崩击穿，随着掺杂浓度的增加，击穿电压降低。
因为掺杂浓度增加，耗尽层宽度变窄，载流子在较短的距离内就能够获得足够的能量发生雪崩倍增。
- 对于齐纳击穿，重掺杂会使耗尽层宽度极窄，从而更容易发生齐纳击穿，即齐纳击穿电压会随着掺杂浓度的增加而降低。
- 半导体材料。
- 不同的半导体材料具有不同的禁带宽度E_g、介电常数ε_s和电子迁移率等参数。
例如，硅（Si）和锗（Ge）的禁带宽度不同，这会影响到它们的击穿电压。
硅的禁带宽度比锗大，在相同的掺杂浓度和结构下，硅PN结的击穿电压相对较高。
pn结的特性,PN结的击穿特性,PN结的电容特性
pn结的特性,PN结的击穿特性,PN结的电容特性
当反向电压增大到一定值时，PN 结的反向电流将随反向电压的增加而急剧增加，这种现象称为PN 结的击穿，反向电流急剧增加时所对应的电压称为反向击穿电压，如上图所示，PN 结的反向击穿有雪崩击穿和齐纳击穿两种。
1、雪崩击穿：阻挡层中的载流子漂移速度随内部电场的增强而相应加快到一
定程度时，其动能足以把束缚在共价键中的价电子碰撞出来，产生自由电子—空穴对新产生的载流子在强电场作用下，再去碰撞其它中性原子，又产生新的自由电子—空穴对，如此连锁反应，使阻挡层中的载流子数量急剧增加，象雪崩一样。
雪崩击穿发生在掺杂浓度较低的PN 结中，阻挡层宽，碰撞电离的机会较多，雪崩击穿的击穿电压高。
2、齐纳击穿：当PN 结两边掺杂浓度很高时，阻挡层很薄，不易产生碰撞电离，但当加不大的反向电压时，阻挡层中的电场很强，足以把中性原子中的价电子直接从共价键中拉出来，产生新的自由电子—空穴对，这个过程称为场致激发。
一般击穿电压在6V 以下是齐纳击穿，在6V 以上是雪崩击穿。
3、击穿电压的温度特性：温度升高后，晶格振动加剧，致使载流子运动的平均自由路程缩短，碰撞前动能减小，必须加大反向电压才能发生雪崩击穿具有正的温度系数，但温度升高，共价键中的价电子能量状态高，从而齐纳击穿电压随温度升高而降低，具有负的温度系数。
6V
左右两种击穿将会同时发生，击穿电压的温度系数趋于零。
4、稳压二极管：PN 结一旦击穿后，尽管反向电流急剧变化，但其端电压几乎不变（近似为V(BR)，只要限制它的反向电流，PN 结就不会烧坏，利用这一特性可制成稳压二极管，其电路符号及伏安特性如上图所示：其主要参数有：VZ 、Izmin 、Iz 、Izmax。
pn结击穿机理
PN 结击穿机理
PN 结击穿是指当反向电压增大到一定值时，PN 结的反向电流将随反向电压的增加而急剧增大，这种现象称为 PN 结的击穿。
PN 结的击穿主要有两种类型：雪崩击穿和齐纳击穿。
1. 雪崩击穿：阻挡层中的载流子漂移速度随内部电场的增强而相应加快到一定程度时，其动能足以把束缚在共价键中的价电子碰撞出来，产生自由电子 - 空穴对。
在新产生的载流子在强电场作用下，再去碰撞其他中性原子，又产生新的电子空穴对。
这种连锁反应引起载流子数目剧增，从而导致击穿。
2. 齐纳击穿：当反向电压增大到一定程度，PN 结内部的电场强度足够破坏共价键，使电子从原子中解离出来。
这些电子在电场作用下迅速移动，与价带中的空穴相遇，形成大量的电子空穴对。
电子空穴对在电场作用下加速运动，碰撞到中性原子时，将其中的电子撞出，形成更多的电子空穴对。
这样，击穿电流迅速增加，直至达到 PN 结的承受极限。
PN 结击穿机理是由于反向电压作用下，PN 结内部电场强度增大，导致载流子数目剧增，从而引发雪崩击穿或齐纳击穿。
这两种击穿机理的共同特点是，当反向电压达到一定值时，PN 结的反向电流急剧增大，最终导致 PN 结的击穿。
pn结的导电原理
pn结的导电原理pn结是一种常见的半导体器件结构，其导电原理是通过p型半导体和n型半导体之间的结合形成的。
本文将从以下几个方面详细介绍pn结的导电原理。
1. pn结的结构和形成原理pn结是由p型半导体和n型半导体通过扩散、结合等工艺方法形成的。
在p型半导体中，多数载流子是空穴；在n型半导体中，多数载流子是电子。
当两种半导体材料结合形成pn结时，由于材料的不同，形成了空穴浓度较高的p区和电子浓度较高的n区。
在结区域，p区的空穴与n区的电子发生复合，形成了一个带电的耗尽层，这种结构使得pn结具有一些特殊的导电性质。
2. pn结的正向偏置导电原理当外加电压的正极连接在p区，负极连接在n区时，称为正向偏置。
此时，外加电压会使得p区的空穴向耗尽层移动，n区的电子向耗尽层移动，这样会减小耗尽层的宽度，进而减小耗尽层的电阻。
同时，p区的空穴与n区的电子会发生复合，形成电流。
这样，正向电流就能够通过pn结，这种导电状态称为正向导通。
3. pn结的反向偏置导电原理当外加电压的正极连接在n区，负极连接在p区时，称为反向偏置。
此时，由于电压的作用，n区的电子向正极移动，p区的空穴向负极移动，进一步增加耗尽层的宽度，增加耗尽层的电阻。
因此，在反向偏置下，pn结的导电性能非常差，只有极小的反向漏电流。
4. pn结的击穿现象和导电原理当反向偏置电压继续增大，超过了pn结的击穿电压时，就会发生击穿现象。
在击穿时，耗尽层中的电子和空穴会受到电场的加速，产生大量的电子空穴对，导致电流剧增。
这种情况下，pn结的导电性能会急剧提高，形成击穿电流。
5. pn结的温度对导电性能的影响温度对pn结的导电性能也有一定影响。
一般来说，温度升高会导致载流子的浓度增加，从而增加导电性能。
但是，在一定温度范围内，温度升高也会使得载流子的复合速率增加，导致导电性能下降。
因此，在实际应用中，需要根据具体的温度条件来选择合适的pn结器件。
pn结的导电原理是通过正向偏置和反向偏置下的载流子移动和复合，以及击穿现象来实现的。
pn结击穿电压
•
雪崩击穿特点 • 1.空间电荷区的xD要有一定宽度；如果空间电荷区太窄（小 于一个平均自由程），既使是载流子的能量再高，电离能力 再强，不发生碰撞也无法产生雪崩现象。单边突变结的击穿 电压主要由低掺杂边的掺杂浓度决定。 • 2.雪崩击穿电压较高，击穿曲线比较陡直（硬击穿）；一般 Ge、Si 器件，雪崩击穿电压在6Eg/q 以上，而且击穿特性较 硬（所谓硬击穿）。 • 3. 雪崩击穿的击穿电压VB 具有正温度系数。随着温度的提 高，散射增强，载流子的平均自由运动时间减少，导致动能 不易积累，使电离率下降，击穿电压提高。 • 雪崩击穿电压确定了大多数二极管反向偏压的上限，也确定 了双极晶体管集电极电压以及场效应晶体管漏电压的上限。
k0T nn 0 k0T N A N D 1 VD EFn EFp ln ln 2 q q p0 q ni
•
14、写出理想PN结的J-V特性关系公式（肖 克莱方程）。并在半对数坐标下（X轴为V， Y轴为ln（J/J0），定性画出该曲线。若此PN 结为实际的PN结，应做哪些改动？为什么？ （2006）
• 结接触电势差与掺杂浓度、温度、禁带宽度等 有关
• 10、（24分）一个硅PN结（T=300K），P区的 掺杂浓度为NA＝1x1015cm-3，N区的掺杂浓度 ND＝3 NA，使用杂质全部电离和载流子全部耗 尽假设， • (1) 计算室温下PN结的接触电势差VD； • (2) 定性画出PN结的电场分布、电荷分布。 • (3) 若温度T增加、材料的禁带宽度Eg增加，VD 将分别如何变化？ • (4) 若此结构是N+-N结，即N+区一侧ND+=3 NA， N区一侧ND= NA，计算此时的VD。（2006）
§6.6 隧道pn 结简介 一、现象 当pn 结的P 区和N 区的掺杂浓度都很高时(1019cm-3~1020cm-3)， 其I-V 特性出现： 1.正向时，在小的正向偏压下，电流开始随电压上升而上升，达 到最大电流Ip 之后，下降到Iv，然后才与普通pn 结扩散电流 一样随正向电压的升高而指 数上升。 2.反向时，反向电流随反向电压 的增加而迅速增加。
PN结的击穿与习题解答
二、雪崩击穿
碰撞电离率强烈的依赖电场强度，只 有电场强度达到一定值才会表现出；
碰撞电离的效果---产生新的电子-空穴 对
二、雪崩击穿
2、雪崩倍增和雪崩击穿
（1）物理过程：
PN结反偏情况下，空间电荷区电场强度加大，
p 区中 电 子 经势垒区被扫向 n
n
空穴
p
二、雪崩击穿
（2）击穿电压定量结论
由于
xd 0
dx
i
1
可以求解出不同掺杂PN结
所要加的外加反向偏压，即为击穿电压VB
当V= VB 时，M→∞
三、齐纳击穿
1、齐纳击穿原理
根据量子理论，电子具有波动性，可以有一 定的几率穿过位能比电子动能高的势垒区， 这种现象称为隧道效应
电子能量
位能 电子动能
与流入势垒区的原始载流子电流之比称为雪
崩倍增因子，用M表示。
用
xd 0
d
i
x
表示一个载流子通过势垒区
产生的电子空穴对，记流入的电流为I入。
二、雪崩击穿
3、雪崩击穿电压
（1）击穿条件 M
xd 0
d
i
x
1
物理意义：每个进入势垒区的载流子能产生新的电 子-空穴对，新的电子-空穴对又产生新的电子-空 穴对。
计算得x d=3.8×10- 4cm=3.8um
用公式
xn
Na Na Nd
xm
xp
Nd Na Nd
xm
分别计算得x n= 0.633um , x p=3.167um
课后习题解答
最大电场强度为
pn结击穿电压-第十一次课
•
反向二极管（ Diode） 反向二极管（Backward Diode）
10、（ ）写出理想PN结的 特性，即电流密 、（1）写出理想 结的I-V特性， 、（ 结的 特性 与电压V的关系方程 度J与电压 的关系方程。分别在直角线性坐标 与电压 的关系方程。 系和半对数坐标系中，示意画出PN结电流 结电流－ 系和半对数坐标系中，示意画出 结电流－ 电压特性曲线。 电压特性曲线。 • (2) 在半对数坐标系中的曲线上，如何将正向 在半对数坐标系中的曲线上， 小电压下势垒区复合电流和反向电压下势垒区 产生电流产生的作用反映在曲线上？ 产生电流产生的作用反映在曲线上？简单解释 之。 • (3）如果 结电流中，同时考虑扩散电流和复 结电流中， ）如果PN结电流中 合电流时，即采用理想因子m， 合电流时，即采用理想因子 ，写出含有理想 因子m的 特性方程， 因子 的J-V特性方程，并描述一种测量 的实 特性方程 并描述一种测量m的实 验方法。 验方法。 • (4) 分别分析 结加正向偏置和反向偏置，对 分别分析PN结加正向偏置和反向偏置 结加正向偏置和反向偏置， PN结边界处少子浓度的改变，以此论述，PN 结边界处少子浓度的改变， 结边界处少子浓度的改变 以此论述， 结具有正向导通和反向饱和特性。 结具有正向导通和反向饱和特性。 （2008） （32分） 分
k0T nn 0 k0T N A N D 1 VD = ( EFn − EFp ) = ln = ln 2 q q p0 q ni
• 结接触电势差与掺杂浓度、温度、禁带宽度等 结接触电势差与掺杂浓度、温度、 有关
• 10、（24分）一个硅PN结（T=300K），P区的 掺杂浓度为NA＝1x1015cm-3，N区的掺杂浓度 ND＝3 NA，使用杂质全部电离和载流子全部耗 尽假设， • (1) 计算室温下PN结的接触电势差VD； • (2) 定性画出PN结的电场分布、电荷分布。 • (3) 若温度T增加、材料的禁带宽度Eg增加，VD 将分别如何变化？ • (4) 若此结构是N+-N结，即N+区一侧ND+=3 NA， N区一侧ND= NA，计算此时的VD。（2006）
P N 结介绍
一、PN结的形成 PN结的形成
电子、 电子、空穴 当导体处于热力学温度0 当导体处于热力学温度0K时，导体中没有自由电子。当 导体中没有自由电子。 温度升高或受到光的照射时，价电子能量增高， 温度升高或受到光的照射时，价电子能量增高，有的价 电子可以挣脱原子核的束缚，而参与导电， 电子可以挣脱原子核的束缚，而参与导电，成为 自由电子。 自由电子。 这一现象称为本征激发，也称热激发。 这一现象称为本征激发，也称热激发。 本征激发 热激发 自由电子产生的同时，在其原来的共价键中就出现了一个空位， 自由电子产生的同时，在其原来的共价键中就出现了一个空位， 原子的电中性被破坏，呈现出正电性，其正电量与电子的负电量相等， 原子的电中性被破坏，呈现出正电性，其正电量与电子的负电量相等， 人们常称呈现正电性的这个空位为空穴 空穴。 人们常称呈现正电性的这个空位为空穴。
一、PN结的形成 PN结的形成
P + + + N + + + + + + PN结的接触电位： PN结的接触电位： 结的接触电位 (1).内电场的建立 内电场的建立， PN结中产生电位差 结中产生电位差。 (1).内电场的建立，使PN结中产生电位差。 从而形成接触电位V 又称为位垒) 从而形成接触电位Vϕ(又称为位垒)。 动态平衡时：扩散电流=漂移电流。 (2). 动态平衡时：扩散电流=漂移电流。 PN结内总电流=0。 PN结的宽度一定 结内总电流=0 PN结内总电流=0。 PN结的宽度一定 。 (3).PN结根据耗尽层的宽度分为对称结与 (3).PN结根据耗尽层的宽度分为对称结与 不对称结： 不对称结： 对称结—两个区（ 区和N 对称结—两个区（P区和N区）内耗尽层 相等（杂质深度相等） 相等（杂质深度相等） 不对称结— 不对称结—杂质浓度高的侧耗尽层小于杂 质深度低的一侧，这样的PN PN结称为不对 质深度低的一侧，这样的PN结称为不对 称结
半导体物理pn结击穿
pn结正向偏置时的载流子运动
导通状态下的复合发光
• 显示三并150A均流特性
• 作业
4-14、 20、 21
用下，大量电子直接从p区价带穿过禁带 进入n区导带，引起反向电流急剧增大。
3、发生隧道击穿的条件
• 1）高反压使n侧导带底低于p侧价带顶;
• 2）重掺杂使空间电荷区相当窄，载流子易于隧穿.
根据量子力学的隧穿几率公式
XD
x
P
exp[
4
(
2mn* h2
)1/
2
xn
(
E
(
x)
E
1/
)
2
dx]
xp
可以算得p区价带电子隧穿宽度为x
§4.4 pn结击穿
I
实验现象
• 当施加在pn结上的反向偏
压增大到某值时, 反向电
流突然迅速增大。
UB
• 称此现象为pn结击穿。
U
• 发生击穿时的偏压UB 称
为pn结的击穿电压。
击穿本质：由于载流子数目的增加。
击穿的三种模式：雪崩击穿 （avalanche breakdown）
隧道击穿 （tunnel breakdown)
(3)继续增大正向电压，势垒高度不断下降，有更多的电 子从n区穿过隧道到p区的空量子态，使隧道电流不断增 大。当正向电流增大到JP时，达时p区的费米能级与n区 导带底一样高，n区的导带和p区的价带中能量相同的量 子态达到最多，n区的导带中的电子可能全部穿过隧道到 p区价带中的空量子态去，正向电流达到极大值Jp，这时 对应于特性曲线的点2，
的势垒到达n区的隧穿几率：
－qU
P
exp[ 8
3
(