1、12载流子的运输现象在这一节中，我们将会去分析各种各样的载流子运输现象。这种现象发生在电场和浓度梯度影响下半导体中的载流子运动。我们先讨论剩余载流子注入的概念。剩余载流子在非平衡条件下会增加，这就是说，载流子的浓度的乘积 p*n 不等于平衡时 ni*ni 的值。回到平衡条件下，载流子的产生和复合过程将会在后面的章节中讨论到。我们在半导体的装置运算中取得一个基本的控制方程，它包括电流密度方程和连续方程。这一节我们对高场效应作了一个简单的讨论，高场效应会导致速度饱和和碰撞电离。这一节讨论到这就结束了。P18P16 考虑一个在热平衡条件下的为均匀施主浓度 n-类型的半导体样品，如在第 1.1 节中所
2、讨论的,在半导体导带中的传导电子，由于他们没有与特别的晶格或施主位置有关，所以基本上是自由的电子。晶格的影响是合并在一起的，电子的有效质量和电子的惯性质量有点不同。在热平衡下， 那平均传导电子的平均热能可以从平均分配定理获得，每一个自由能为 1/2kT ，k 是波尔兹曼常数，t 是居里温度。电子在一半导体有三个自由度；他们能在三度空间的空间内活动。因此, 电子动能可以由方程（ 1-13）得到。Mn 是电子的有效质量和 Vth 是平均热运动速度。在室温 (300K) 那热的速度是对于硅和砷化镓来说大约为 107 cm/s。P17 在半导体的电子因此在各个方向快速地移动 。作热的运动单一电子可以形
3、象的当做是原子晶格或杂质原子或其他散射中心碰撞产生的连续随即散射。就像 1- 7 所阐述的。电子的随即运动在一个足够长的电子周期内会产生一个净位移。碰撞的平均距离为平均自由程，碰撞的平均时间为平均自由时间。平均自由程的典型的值为*，平均自由时间为 1ps.当一个小的电场 E 外加在半导体样品 , 每电子会经历从那领域的一个力 - qE，而且在此碰撞期间，会被沿着场的方向加速。因此, 一另外的速度成份将会是重叠在那电子的热的运动之上。 这个另外的分量叫作漂流速度。由于随意热的运动产生电子的组合转移和漂流物分量如 Flgurel_7(b)所示. 注意到，与外加电场方向相反的电子的一个净余换置。P1
4、8 我们能获得漂流物速度 v, 藉由使冲量(力量 x 时间)相等于，在相同的时间内, 加载在电子在那期间自由的飞行碰撞的动量。相等是有根据的，在一定稳态所有碰撞得到的冲量是丧失在对碰撞的晶格里。外加的电子的冲量是- qEt，得到的动量是 mn vn，我们得到 (1-14)或(1-14a).方程 1- 14a 表明电子漂流物速度是外加的电场成比例的，比例因素倚赖于平均自由时间和有效质量。那比例因素叫做电子迁移率。P19 迁移率对于载流子转移来说是一个非常重要的参数,因为它描述了电子受外加电场的影响的程度,可以写一个相同的表达式对于价带中的空穴来说 Vp 是空穴迁移电压 u 是空穴的迁移率在 eq
5、 中的负号没了,因为空穴在补偿方向上的转移和电场的方向是一样的。P20 1-15 迁移率在碰撞中和平均自由时间成正比,它是轮流由各种散射机制决定的,最重要的两种机制是由于在绝对零度以上任何温度的晶格热振动晶格散射机制和杂质散射机制.这些振动影响了晶格周期势能和允许在载流子和晶格当中的能量.因为晶格振动随着温度的增加而增加,晶格散射在高温下在统治地位,所以迁移率随着温度的增加而增加,理论分析表明迁移率油晶格散射决定,它在比例温度中会增加杂质散射是由于当一个带电载流子通过了电离掺杂杂质时发生的,带电载流子程将会偏析,是因为库仑力的吸引.杂质散射的几率依赖于电离杂质的浓度,也就是说,正离子和负离子的
6、中和,但是,不想晶格散射那样,杂质散射变在高温下变得不这么明显,在高温时,载流子移动加快,它们在短时间内仍然在杂质原子附近所以有效的散射减少了.由杂质散射引起的迁移率的变化 u 在理论上为t 是总的杂质浓度.发生在单位时间里碰撞的几率是所有碰撞几率的和因为各种的散射机制.P20 被测量的硅在五种不同受主浓度下的是温度函数的电子迁移率已经给出,插图表明了理论上依赖于电子迁移率的温度因为晶格和杂质散射,对于轻掺杂的样品,晶格散射起主要作用,对于重掺杂的试样,低温下的杂质散射非常明显,迁移率随着温度的增加而增加,我们看看一个给定温度下掺杂浓度为的试样,迁移率随着温度的增加而增加,因为提高了的杂质散射
7、被测量的在硅和 GaSn 中的迁移率作为室温下杂质浓度的一个函数已经给出,迁移率在低浓度下到达一个最大值,这相当于晶格散射的限制,电子和空穴迁移率随着杂质浓度的增加而减少,最后在高浓度下到达一个极小2值,注意电子的迁移率比空穴的要大很多,主要由于很小的有效质量.P20 1.2.2 在前面的章节中，我们认为漂移电流就是在提供一个电场的情况下载流子的运动。如果在半导体材料中的载流子浓度有一个空间的变化，会产生另一个重要的电流分量，就是载流子倾向于从一个高浓度区域运动到一个低浓度区域。这个电流分量称为扩散电流。P20 要理解这个扩散过程，让我们先假设一个电子密度在 X 方向发生偏离。半导体在均匀温度
8、下，因此电子的平均热能没有跟随 X 发生偏离，只有密度 n（x）发生偏离。我们应该考虑在单位时间和空间内通过 x=0面的电子数目。因为限定的温度，电子有具有一个热速度 v 和一个平均自由程 l 的随机热运动。 （注意 l = vthr， ro 是平均自由时间）电子处于 x=-l 位置，即在左边的一个平均自由程，具有相同的几率向左或向右运动；在一个平均自由时间内，一半时间就可以运动通过 x=0 面。因为每个电子都带有一个电荷 q，所以载流子运动形成一个电 D, vl is 称为扩散系数。扩散电流是和空间衍生的电子密度成正比的。扩散电流是由浓度梯度中随机热运动推导出来的。电子密度随x 增加，梯度是
9、正的，电子会向 x 的负方向扩散。电流是正的，其流动方向和电子相反。P21 1.2.3 在热平衡中 pn = n的关系是有效的，如果非平衡载流子被输入到一个半导体中使得，我们就有一个不平衡状态。输入非平衡载流子的过程叫做载流子掺杂。我们可以用包括光激发和正向偏置一个 pn 结的多种方法掺杂载流子。在光激发的情况下，我们向一个半导体照一束光。如果光中的光子能量大于半导体中的禁带能量，光子会被半导体吸收并且有一个电子空穴对产生，h 是普朗克常量，v 是光频率。光激发提高了电子和空穴的浓度高于它们的平均值。这些外加的载流子成为非平衡载流子。P22 非平衡载流子的量值和决定掺杂程度的多子浓度有关。我们
10、应该用一个例子来阐明掺杂程度的意思。多子浓度近似等于施主浓度，少子浓度来自 po = n / n 0 = 1.45 105。在这个符号中，第一个下标指半导体类型，下标 o 指热平衡条件。因此， 单独的说，在平衡条件下的 n 型半导体中 no po 表示电子和空穴浓度。P24-25 当我们引进两类（例如，光激发）非平衡载流子到半导体，非平衡电子浓度必须等于非平衡孔穴浓度 因为电子和空穴成对产生.如图 1 -8 （ b ）所示，增加少数载流子到 10， 因此，空穴浓度增加了七个数量级，在同一时间，我们增加大多数载流子向半导体。然而，这非平衡电子浓度是微乎其微相比原电子浓度。 ，多数载流子浓度百分比
11、的变化只有百分之一。此条件下，非平衡载流子浓度相对于杂质浓度是很小的，即n=pND,称为低层的注入。P25 图 l - 8 展示高层注入的例子.因为掺杂浓度的关系使被注射的非平衡载流子的数量是可相当于或大于载流子的数量,在这种情况下,这个注入的载流子浓度可能会压倒平衡时的多数载流子的浓度. P 型相当于 n, 就像图中所示。高级射入有时候在设备操作中遇到。然而, 由于在处理过程中的复杂性, 我们主要对低注入感兴趣.1.2.4 产生和复合过程每当这热平衡情况被打破时。在非平衡载流子被射入情况下, 恢复平衡的原理是被注射的少数载流子和多数载流子的复合。根据再结合过程的本质,复合过程所释放出的能量可
12、以作为光子或热量发散到晶格。光子散发时的过程叫做辐射性再结合,否则叫做非辐射性再结合。P25-26 复合现象可以分为直接和间接复合过程. 也可叫做带对带复合,在直接能带隙半导体中直接复合占只配地位, 譬如砷化镓.在间接能带隙半导体中通过能带隙复合中心的间接复合占优势, 也可叫做带对带复合, 譬如硅.P26-27) 直接复合考虑一种半导体的直接能隙是在热平衡状态下。一些原子间的共价键被打破是由原子晶格连续的热振动引起的。当一个共价键被打破，电子和空穴就会成对出现。根据能带图，热能能够使电子由价带向上跃迁到导带同时留下一个空穴在价带上。这个过程被称为载流子产生，同时也被描述为形成率 Gth（每立方
13、米每秒钟产生电子和空穴对的数量）如图 1-9（a）所示。当一个电子从导带跃迁到价带，一对电子与空穴对就会消失。这个反过程就称为再结合；它被描述为再结合率 Rth 如图 1-9（a）所示。在热平衡条件下，形成率 Gth 必须与再结合率相等以至于载流子浓度保持不变，同时 pn = ni2 也继续成立。P27 当载流子浓度过度时就引入一个直接能隙半导体，这在电子和空穴将再直接复合时是很有可能的，因为导带底和价带顶是整队的和没有足够跃迁过能隙的额外的晶体动力。直接复合率 R 被表示为与价带中空穴的数量的比例；那就是：R=？np3P27-28 其中？是比例常数。同时讨论前面的，在热平衡条件下的再结合率必
14、须与形成率平衡。因此，在 n-型半导体中，有：Gth=Rth=BnnopnoP28 其中 nno 和 pno 分别描述为电子和空穴在热平衡时在 n-型半导体中的密度。当我们用光照射在半导体上就会产生电子空穴对时的速率 GL（图 1-9（b） ） ，载流子浓度就会超出平衡值。因此，纯粹的再结合率是与少数载流子浓度均衡的。明显地，在热平衡下 U=0。比例常数 1/？nno 被称为寿命时间 rp 的过剩少数载流子。物理意义的一生，最能说明瞬态响应这一装置是在突然除去光源。考虑一个 n-型的样本，如图 1-10（a）所示，这是用光来照射产生的电子-空穴对通过产生率 GL 均一地分布在整个样品中。图 1
15、-10（b）显示出空穴浓度随时间的变化。少数载流子再结合是以多数载流子和指数衰减与时间常数 rp 相对应的。上述案例说明，其主要思想测量载流子寿命用光电方法。图 1-10（c）展示出机械装置。剩余的载流子，通过光脉冲产生均一地分布在样品中，引起瞬间增加电导率。增加导电率体现了本身所下降电压通过抽样时当有恒电流通过它时。衰变的导电性能可以通过一个示波器来测量剩余少子的寿命时间。P29 1.3 PN 结大多数半导体器件都包含 1 个 P 型和 N 型的结.这些 PN 结是根本功能表现如整流,增幅,开关,和另外一些电路元器件.在这里我们应该讨论 PN 结的平衡态和在稳态和不稳态下,经过 PN 结的电
16、子和空穴的流动.P30 1.3.1 平衡态在这里我们我们希望建立有效的 PN 结数字模型和对它的性质的定性理解。在这个 PN 结之间一定存在一些规律,经过完整的数学处理将使简单的 PN 结的活动物理特征难理解；另一方面，在统计时，一个完整的定性分析将没用。当忽略那些轻微增加解决办法的小现象时，将能分析描绘数学模型的 PN 结。PN 结的数学模型简化了结的突变情况，像一个明显的均匀的 P 参杂在一边 N 参杂在另一边的结。这种模型表现出来的 PN 结很好；扩散型的结是缓慢变化的(在结的其中一边 Nd-Na 变化超过一个很大的范围)。结理论的基本观念是研究变化的结，我们能作适当的修正把理论推广到不
17、同 PN 结。在这些讨论中，我们假定一维地流入横截面一致的样品。P30-31 在这个截面中，我们研究稳态变化的结（外部没电场和内部没有电流） 。我们发现在结的两边参杂的不同导致在两种材料之间的电位差。这是理论的结果，因为我们认为一些电荷在 p 材料和 n 材料之间扩散。另外，因为电子和空穴的漂移和扩散，我们发现通过结的电流有 4 部分。在平衡态这 4 部分没有静电流。但是，因为结的偏压的增加导致电场的增大，导致静电流。如果我们明白这本质是这 4 中电流的组成，无论有没有偏压，一个合理的 PN 结理论都成立成立。P31 让我们研究 p 型半导体材料和 n 型半导体材料的个别区域，将其一起形成一个
18、结点（图形 1-11） 。这不足以形成一个设计，但它可以允许我们去发现均衡结点的要求。在它们参与之前，一个 n 型材料有高浓度的电子和一些空穴，反之相反的事物就是 P 型材料。在加入二个区域的基础上，我们认为会发生载流子扩散，因为大量的载流子倾向于结点。因而空穴从 p 极向 n 极扩散，电子从 n 极向 p 极扩散。因为扩散，电流不能不确定地增大。如果二个区域是装着红色空气分子和绿色空气分子的盒子（多半因为适当类型的的污染） ，最后这将会有一种相似的来自二种物质的混合物（在二个盒子合在一起以后） 。当带电粒子在一个 p-n 结时的情况下，这将不会发生，因为空间电荷和电场的发展。如果我们认为在
19、n 型材料中，从 n 极到 p 极的扩散滞后于未补偿的施主离子（Nd+） ，在 p 区域移动的空穴滞后于未补偿的施方离子(Na-),很容易可以想象得到结点 n极附近的正空间电荷和 p 极附近负电荷的发展。正电荷向负电荷移动产生了电场。因而的方向和每种电流的扩散电流的方向相反(记起电子流动方向和电流方向相反). 所以,那个区域生出一个从 n 极到 p 极的漂移分量,一个相反的扩散分量。因为我们知道，没有净电流可以流过均衡结点，由于在 E 区域的漂移载流子产生的电流必须要完全抵消扩散电流。此外，由于这里没有净余电子累积或者空穴任一侧作为一个函数的期限，漂移电流和扩散电流必须以任一种载体形式相互抵消
20、。因此，电场积聚到某个程度的净电流为 0 时处于平衡状态。电场出现在一些关于结点的 W 区域，而且还有一个平衡电位差 Vo 跨越 W。在静电势图的图 1-11（二）中，有一个梯度的电压在的相反方向，与基本联系一致。我们假定电场为 0 时，在中立区域对外开放 W。因而在 n 型材料的中性区域，有一个稳定电压 v，在p 型材料中，有一个稳定电压 Vp，以及电位差 v= v. - %介于二者之间。4区域 W 是所谓的过渡区，以及电压不同于 Vo，叫接触电压。跨越 W 区域的接触电压是一个内置的势垒。（1）空穴扩散 （3）电子扩散（2）空穴漂移 (4)电子漂移（图 1-12 中的 p-n 结点的斜线作
21、用；在 W 区域的过渡区的宽度和电场，静电势，能带图，粒子流和电流方向是因为：（a）平衡， （b）正向偏压和(c) 反向偏压。 ）因为这有必要去维持结点的均衡；这并不意味着任何外部电压。切确的说，接触电压不能通过在二个仪器之间接一个伏特计来测量，因为新的接触电位是形成于每个探针的，正好抵消了 Vo。通过定义，Vo 是一个均衡量，而且净电流不能产生它。P35-37 接触电压如图 1- 11(b)中那样将能带分离开来;在 p 区的价带和导带比在 n 区的高 qVo 的数量。能带在平衡状态时的分离仅仅需要在器件各处使费米能级保持不变。我们将在下一节证明这是正确的。不过，从热力学的论点，我们可以预测到
22、费米能级空间变化的缺乏。任何在准费米能级里的梯度意味着净电流。由于在平衡状态时 EF=Fn=Fp,又由于净电流必须等于零,我们的结论是 EF 在 pn 结中必须保持不变。因此，我们能够简单地通过画一个像图 1 11 (b)这样费米能级一致的图表，知道 pn 结的能带分离。为了得到在结的两边Vo 和掺杂浓度的定量关系，我们必须用到漂移和扩散电流方程平衡的条件。空穴电流的漂移分量和扩散分量在平衡状态是刚好相互抵消的。1.3.2 正向和反向偏置的 P-N 结的一个有用的特征是，当 p 区相对于 n 区有一个正向外部偏置电压时，电流能够相当自由地以 p 区到 n 区的方向流动（正向偏置和正向电流） ，
23、反之，当使 p 区相对于 n 区是负的时候（反向偏置和反向电流） ，本质上没有电流流动。这个电流流动的不对称使 p-n 结型二极管作为整流器时非常有用。作为一个整流的例子，假设一个正弦 a-c 发生器与一个电阻和一个二极管串联，它只能通过一个方向的电流。由此产生的通过电阻的电流将只反映一半的正弦信号，例如只有正的那半圈的信号。经过整流的正弦波有一个平均值，比方说可以用来给蓄电池充电；另一方面，输入正弦波没有平均值。二极管整流器在电子电路的应用方面有用，特别是在“波形整形”方面（利用二极管的非线性来改变随时间变化的信号的形状） 。虽然整流是一个重要的应用，但它只是偏置结许多用途的开始。偏置的 p
24、-n 结能够用来作为可变电压电容器、光电池、光信号发生器，还有更多基本的现代电子器件。两个或更多的结能够用于构成晶体管和可控开关。在这一节中我们由对偏置的结中电流流动的定性描述开始。有了前一节的背景知识，电流流动的基本特征理解起来相对简单，而这些定性的概念形成了对结中的正向和反向电流的分析性描述的基础。我们假设外加偏置电压出现在结的过渡区中，而不是在电中性的 n 区或 p 区。当然，如果一个电流流过电中性材料，在这里会有一些电压降。但是，在大多数的 p-n 结型器件中，与它的面积相比，每个区域的长度是很小的，而掺杂通常是中等到重度掺杂；因此每个中性区的电阻是很小的，在空间电荷（过渡）区外，只有
25、很小的电压降能被维持。对于几乎所有的计算，假设外加电压完全出现在过渡区是正确的。当在 p 区外部偏置电压相对于 n区是正的时候，我们应该把 V 当成是正的。P37-38 当外加电压改变静电势垒和过渡区域的电场, 我们会期待改变 P-N 结的电流分量 (Figurel- 12)。 另外,能带的分离会受到外加偏置电压的影响,也会受到损耗区宽度的影响。 让我们从精确检测外加电压对结的重要性能的影响开始。在 P-N 结上由正向外加偏置电压 Vf 引起的静电势垒从平衡接触电压 V0 降到 Vo-Vf。这势垒降低的发生，因为正向偏压增加了相对于 N 区来说的 P 区的静电势。反向偏置电压时相反情况出现，相
26、对于 N 区来说 P 区的静电势会降低，而 P-N 结的静电势垒会变得更大 ( V0+ Vr)。过渡区的电场能从势垒推导出来。我们意识到场会随着正向偏置电压而减少，因为外加电场和内电场相反。P-N 结的反向偏置电压区域会随着外加电场而增大， 藉由反面的偏见领域在联接被增加，由于反向偏置电压的存在 PN 结的电场会随着外加电场而增加，这个增加的方向趋势是趋向平衡的 PN 结里的电场变化要求跃迁宽度的变化，然而它也要求有固定数目的正负电荷提供给电场。所以，我们希望那宽度减少到低于正向偏压同时增加到低于反向偏压。在 PN 结里能带分离是静电能垒的一个直接函数。电子能垒的高度就是简单由电子电荷静电能垒
27、的宽度。所以在正向偏置时分离出来的能带比平衡时的少 q(vo-vf),而在反向偏置时比平衡时的多 q(vo-vr)我们假设在中性区深处费米能级基本上是一个平衡值。所以在偏置下的能带漂移意味着结的任何一区的费米能级的分离。在正向偏压下，在 N 区的费米能级 Efn 比在 P 区的费米能级 Efp 大 qVf，在反向偏压下，Efp 比 Efn 高 qVf,在能量单位是电子伏特时，在外加电压下费米能级在两个中性区分离扩散电流是由多数电子载体组成，电子从 N 区静电能垒顶上扩散到 P 区，在它们的能垒顶的空穴从 P 扩散到5N。在 N 区导带上存在者电子的能量分布，一些分布在的高能态的电子有足够的能量
28、从 N 扩散到 P 在平衡时不会因能垒而停止。由于正向偏置电压，然而那能垒会降低到（vo-vf） ，同时在 N 区导带上很多电子有充足的能量从 n 扩散到 P。类似的，在正向偏压下许多的空穴能从 P 扩散到 N 因为降低能垒。对于反向偏压，能垒变得很大( V0 + Vf)然而事实上在 N 区导带或者 P 区的价带上没有电子或者空穴有足够的能量去超越它。所以，对于反向偏压来说，这扩散电流通常可以忽略。P39 漂移电流对势垒的高度是相当不敏感的。这起先听起来很奇怪，因为我们通常会认为，在有充足的载流子的材料，漂移电流是完全相称到外加电场的。这个明显不规则的原因是，漂移电流被阻止不是因为载流子以多快
29、的速度掠过势垒, 而是频率。举例来说，在 p 区，进入过渡区的因电场作用而掠过势垒的少数载流子，引起漂移电流的电子成分。不过，这个电流小不是因为势垒的大小，而是因为在 p 区有极少数的少数载流子加入。在 p 区，每个电子扩散到过渡区都将掠过势能峰，无论峰是大或是小。电子漂移电流不是决定于个别电子从 p 区掠过 n 区的速度，而是决定于每秒掠过势垒的电子数量。类似的解释适用于少数空穴从 n 区漂移到 p 区的交界处。取一个恰当的近似值，因此电子和空穴在结的漂移电流与外加电压无关。在交界的两边，须加入电流的漂移成分的少数载流子的补给是由电子-空穴对的热激发产生的。举例来说，一个在 p 区交界附近产
30、生的电子-空穴对，在 p 型材料里提供了一个少数电子。如果那个电子-空穴对产生在一个扩散长度为 Ln 的过渡区内，电子将能扩散到交界处并且掠过能垒到达 n 区。那因产生的载流子漂移通过交界得到的电流俗称为产生电流，其大小完全决定于电子-空穴对的产生速度。我们稍后将讨论到，在交界附近，这个产生电流会因光激发而大大增加（pn 结光电二极管）穿过交界的总电流是由扩散和漂移成分的总和组成的。如图 1-12 所示，电子和空穴的扩散电流都是定向地从 p 到 n（虽然两边的粒子流动方向是相反的） ，而漂移电流是从 n 到 p 的。在平衡状态时，通过交界的净电流是 0，因为漂移和扩散的成分抵消了各自的载流子（
31、平衡电子和空穴成分不需要相等，如图 1-12，只要空穴净电流和电子净电流都是 0）在反偏压之下，两边的扩散成分都是可以忽略的，因为在交界处有巨大的能垒，而且唯一的电流是从 n 到 p的相对较小的（本质上独立电压）产生电流。这产生电流被显示在图 1-13 中，在草图中典型的 I-V 曲线为一个 p-n 结。在这个图中，正向电流 I 是从 p 到 n 的，而当电池正电极接到 p，负电极接到 n 时，外加电压 V是正向的。V 为负值时，在 p-n 结二极管里，唯一流动的电流是由在过渡区产生的载流子或者是由扩散到交界而被收集的少数载流子产生的小电流。那电流在 v=0(平衡状态)时为 0，因为产生和扩散
32、电流相抵消P41 我们将在下一个区段中见到，外在的斜线 V= Vf 通过因子 exp (qVr/kT)作用增加了载流子扩散通过结点的概率。因此,在低于斜线的扩散电流由平衡值乘以 exp (qV/kT)来决定; 同样地，对于相反方向斜线的扩散电流是被相同的因素的平衡值减少而决定，有 V=- Vr既然平衡扩散电流和| I (gen.) |有相同的数量级, 那么扩散电流的多少就可以简单地用| I (gen.) |exp (qV/kT)来表示. 总电流 I 由扩散电流减去产生电流的绝对值, 并且将会提及到 Io1 = lo (eqv/kr - 1) (1-20)在公式 (1- 20) 中实际电压 V
33、可能是正的也可能是负的,即 V= Vf 或 V=- Vr 。当 V 的取值稍微超过 kT/q (室温下 kT/q =0.0259V)时,指数的期限比个体远大得多 .电流指数因此会随着斜率的增加而增加 .当 V 是负的(相反的斜线), 指数的值将会接近零,并且电流为-I0 , 也就是电流从 n 结流向 p 结的方向。 这反方向产生的电流称为反面饱和电流.图 1-13 的显著特征显示了 I-V 的非线性特性。电流在二极管的正方向相对自由地流动,但在相反方向几乎没有电流。 在先前的区段讨论中我们知道在 p-n 结两边的少数载流子的浓度随着实线的变化而变化,由于载流子通过结点时产生变化.两边空穴的浓度
34、平衡比 pp/pn=eqvo/kT (1-21) 对直线同样有 p(-xpo)/p(xno)=eq(Vo-v)/kT (1-22)这个方程式可以由公式 1-21 同理获得,并会随 V0-V 的值而改变.它使得过渡层两边的稳定状态空穴浓度与任一边或相反方向的斜线联系起来(V 为正或者为负时). 对于浅掺杂,我们可以忽略那些和平均值相比斜线只有微小变化的多数载流子浓度.用公式(1-21)和公式(1.22)简并起来,我们可以写出如下的比值P43( 1 - 23)表明在边缘的过渡区大大增加少子空穴浓度 比 n 边的区域在平衡的情形下偏袒 p(Xn0) ，相反，在反向偏置下空穴浓度被减少到均衡值，该指数
35、增长的空穴浓度在 xn0 由于正向偏置，一个例子如少数载流子注入。我们可以很容易从 Eq 中计算过剩空穴浓度p 由在边缘的过渡区浓度减去平衡空穴浓度。通过最后一部分我们对非平衡载流子的学习，我们期望在对p 稳定浓度中注入非平衡空穴 n 材料中将会产6生非平衡载流子的分配，由于空穴弥漫到更深的 n 区，在 n 型材料中他们与电子的复合，而且那产生的非平衡空穴分布作为扩散方程的获得的解，如果 n 区很长与空穴扩散长度 Lp 的解是指数方程，同样，注入的电子在 P 型材料中的扩散与复合，也能得到一个非平衡电子的指数分布函数。为了方便起见，让我们定义两个新的坐标：测量距离在 x 方向 n 型材料从 x
36、n0 标明 Xn 距离； P44 p 型材料在-x 方向标明xp0 距离，原点标为 xp0。对这些约定做简化的数学处理。我们可以写扩散方程为：pn 结每边而且为非平衡载流子的分布解假设长的 n 区和 p 区在 n 型材料中 Xn 任何点的空穴的扩散流可以被计算 A 是 pn 结的横截面面积，因此空穴的扩散流在每一个位置与非平衡空穴浓度每一个位置成正比。总的空穴流注入到 n 型材料中在 pn 结处可以简单的估计 Eq (1- 27) 表示电子涌流与方向相反 ; 这就是说， In 真正的方向，在正+ x 方向，在总电流加上 IP,如果我们忽略复合在过渡区，我们烤炉到每一个注入的电子到达必须通过，因
37、此，总的二极管电流 I 在Xn 出可以计算作为总的和。如果我们采取的方向作为参考方向为总电流 i 方向，我们必须使用减号来解释 Xp 是定义在-X 方向的p 型材料在-x 方向标明xp0 距离，原点标为 xp0。对这些约定做简化的数学处理。我们可以写扩散方程为：pn 结每边而且为非平衡载流子的分布解假设长的 n 区和 p 区在 n 型材料中 Xn 任何点的空穴的扩散流可以被计算 A 是 pn 结的横截面面积，因此空穴的扩散流在每一个位置与非平衡空穴浓度每一个位置成正比。总的空穴流注入到 n 型材料中在 pn 结处可以简单的估计 Eq (1- 27) 表示电子涌流与方向相反 ; 这就是说，In
38、真正的方向，在正 + x 方向，在总电流加上 IP,如果我们忽略复合在过渡区，我们烤炉到每一个注入的电子到达必须通过，因此，总的二极管电流 I 在 Xn 出可以计算作为总的和。如果我们采取的方向作为参考方向为总电流 i 方向，我们必须使用减号来解释 Xp 是定义在-X 方向的P45 方程（ 1 -2 7） ，是二极管方程具有相同的形式定性 关系 推导 排除了这个可能性， 总电流通过二极管正向 反向偏压 计算 电流反向偏压简单而有启发性计算 总电流要考虑 注入电流供应载体 为超额分配超额分配供给空穴维持稳态指数分布重组总 正电荷储存在过剩载波分布 在任何瞬间的时间是 Qp = qALppn (1
39、-29)寿命空穴 n 型材料整个电荷分布复合、组合补充注入 空穴电流 xn = 0 )维持分布 总电荷除以平均交换时间Ip(x. = O) = Qp/rp = qAp,Dp/Lv (1-30) Dp/Lp = Lp/rp 相同的结果计算扩散电流同样计算负电荷储存 分布 获得注入电子 电流材料这种方法电荷 控制近似法表明少数 载流电流 跌幅 指数中立区。因此扩散长度 远离结总电流多数载流子在下一节我们更详细的讨论这一点总之计算电流 p-n 结斜率过剩 少数载流子分布 在两边过渡区稳态电荷储存 在各 发行加入空穴电流电子注入减号符合常规定义积极电流方向 能够 增加由于假设重组发生过渡区总电子 空穴
40、 电流设备常数设备 尽管 误差 在 目前组件描述位置二极管P46 Eq(1-28)的一个含义是在结点的总电流是由从重掺杂到轻掺杂的载流子所支配的。例如，如果 p 材料是重掺杂，n 区域是轻掺杂，那么在 p 的一边的少数载流子浓度对于 n 的一边来说是可以忽略的。因此，二极管的方程式可以近似认为的只有空穴决定，与 Eq（1-27）的情况一样。这就意味着少数载流子储存电荷的分布是由 n 的一边的空穴决定的。这种结构叫 p+ -n 结，上标的+表示重掺杂。P+-n 或者 n+-p 结构的另外一个特征是跃迁区域主要延伸到轻掺杂区域。很多实际的设备都是有一边是重掺杂分布的，比如我们的开关二极管和晶体管。
41、用逆向掺杂制造的类型在很多设备普遍用到。比如，一个 Nd1014 的 n 型硅可以用作合金和扩散的反应物。如果 p 区域掺杂大于 1019cm-3，那么这种结构无疑就是 p+-n，因为 np 型比 pn 型要小五个数量级以上。既然这种结构在科技设备上这么普遍应用，我们将在下面做更多的讨论。在载流子和少数载流子的分配的讨论中, 我们已经主要地假定向前的偏差。如果 v 的负值可以被引入，那么偏差的分布也可以从反面相同的条件得到。例如，如此为反面偏差大于十分之一伏特,在过渡区的边缘的少数载流子浓度变成零变成本质上零如过度集中接近平衡集中的否定。在中性区域的过量的少数载流子浓度是由Eq（1-25）提供
42、的，以便在下面的载流子的消耗平衡值大约扩充散布长度超过转变区域。这个少数载流子的相反-偏差消耗能被认为是少数的载流子的提取, 类似之前对偏差的注入。实际上提取发生因为少数载流子在边缘那消耗区域在联接被扫射下来在结点到另一边而且这是不能被相反方向扩散的载流子取代的。举例来说，当空穴在 Xno 被 电势场领域的 p 边在整个联接被扫射的时候，在 n 材料空穴分布有一个倾斜度存在，而7且在 n 区域的空穴向结点扩散。重要的是，虽然方向相反的电流发生在结点由于载流子的漂移，这个电流由每边中间区域的两边的少数载流子流入的。横过结点的载流子漂流物的比率 (电流的相反方向) 取决于空穴到达 Xno 的从中间
43、材料扩散的比率。这些 少数载流子因为热激发而产生的，我们可以用电流的相反方向表示，用在过渡区域的每边散布的长度比率表示热激发产生的载流子。 P43P50 一个好的导体电阻率数量级为 106 ohm*cm，对一个半导体而言，数量级的范围为 103 到 10（6）ohm*cm，对绝缘体，可能是 10（10）ohm*cm 或更大。一种材料的宏观性质就是这种材料不受表面干扰的性质。一种振荡器具有的特定频率，或者是运动模式，并且由 N 种这样相似的振荡器的耦合装配表现出了 N 种特定的运动模式，这种现象称为劈裂。一个电子在孤立的原子上存在着离散的能级且只能容纳一个电子。当两个原子由于靠近互相作用时，每个
44、这种状态就分裂成两种状态， 。在 Si 晶体中包含了 N 个原子，每个这种状态就分裂成 N 种状态， ，在这里， N 代表着一个很大的数量。因这种分裂现象产生的很多状态堆积成了一个电子伏数量级大小的能带，因此那里等效于存在一个连续的允态，我们成为能带。因为能带起源于大量的存在于孤立原子的的离散状态在固体的情况下能与之交跌，这样就产生了更密切的连续允态。在半导体和绝缘体中，能带被间隙分离了，在能隙中，没有（或很少）状态存在，进一步的说，就是在低能带的状态数量刚好等于固体中所有原子的外壳电子。在绝缘体中，能隙相当于几个电子伏，因此上层的能带是空的在固体中没有电子载流子。在半导体中，能隙较小，所以有
45、一些电子在室温就能从低能带跃迁到上面的能带，这些上面能带的电子和在低能带留下的空穴提供的适当的到点率给固体。上面的能带叫导带，它的电子就是导电电子，或自由电子，低能带就是价带，失去价电子的叫做空穴。在低温下，电子恢复到价带，和空穴复合后消失了，所以半导体就转变成了绝缘体。导体，相反的，有一个能带在任何温度下都是部分被电子填充的，因此在任何温度下都有导电的能力。P44 概率，即一个电子状态，在稳固的，是被占领由一个电子是一个能量位置函数;该有关表达的是被称为费米-狄拉克概率功能，此功能是对称的一个点上概率等于 0.5 ，而这一点，它确定一个能量称之为费米能级。以上费米能级，入住概率（一个状态是由
46、一个电子）接近零，低于该标准。因此，费米能级，是一种“顶面“的电子对分布，类似于前一个面对面的液体，在一个容器。一个简单的指数函数逼近费米-狄拉克功能任何能量大于 4 KT 以上的费米能级。不同的指数函数逼近它用于任何能量更多比 4KT 低于费米能级。这两项指数意是著名的玻尔兹曼逼近了费米-狄拉克函数。因为“ 有实力 “ ，这些指数函数，大部分被占状态在导带（即，大部分的传导电子）位于靠近传导带边缘，而且大部分的空穴在价带接近价带边缘，只要在这两种情况下说，费米能级之间位于带边40 KT。因为载体（电子和空穴）位于接近带边，就可以定义等量密度状态和 nv 为导带和价价，分别由承担一切可用中阶必
47、须设严密， 。这也是众所周知的所谓等量密度- 逼近。密度和 nv 是常量在某一特定温度（和具有弱温度依赖性） ，提供了费米能级是限于能量范围以上。虽然是 Nc 大于 nv 一个因子在 1 至 2，对许多目的之一，可以假设了 Nc = Nv。这是被称为带对称近似。随着能带带对称性假定，而且由于实际对称性的费米-狄拉克在功能方面，电子密度 n 和空穴密度 p 都是平等的，当费米能级是在该中心的差距，共同密度值称为内在密度，ni。由于对对称性的费米 -狄拉克函数，产生空穴和电子密度在某一特定温度是一个常数，独立的费米水平位置，这个状态称为质量作用律，PN=N2。在纯，本征，硅，与能带对称的假设，费米
48、能级位于能隙中心，为能带的地位被称为本征能带。P51 杂质被有意地引进入一个半导体晶体之内来改变它的导电特性,在一个过程里，那些被引进替换的原子的杂质被称为 “ 掺杂剂 “也就是说是替代 si 原子的.在周期表的第五族元素原子被用来掺杂到 si 原子 ,例如磷原子就通常被用来掺杂,它有 5 个最外层电子.这些最外层电子用来保证中性 si 样品包含它们以拥有更多原子从而中性 si 比本征 si 拥有更多原子,因而，费米能级的位置会提升到禁带中心以上.就像一个容器里面的溶液的表面在加入溶液时会提升一样,那些被选择了的杂质原子就随机的填入晶体里的各个位置那么这样以后，就相当于在禁带引进高域的状态.杂
49、质原子和由它引入的能级类比于相当数量的氢原子在绝缘介质里一样. 一个电子处于这样的能量状态就像一个电子围绕在一个质子一样,因而它的键能要比氢原子的电子之间的键能要少一个介电常数平方的因子;所以磷的能级接近于导带能级的边缘.一个原子从它本身的能级跃迁到导代里成为一个导带电子（相当于一个自由电子）,在室温下，杂质的能级里的899的电子由于晶体里的热能激发而跃迁.所以每个原子都留下一个带正电荷的空穴，或者是被离化了; 通常假设有 100的原子被电离那就意味着第五族的杂质原子全部“捐出“它的第五个原子到导带中去. 因此这些杂质原子被称为施主杂质; 接近 100的电离也会引起施主掺杂样品的电子浓度等于施主浓度.这些电子浓度比基本上由热能激发的非平衡浓度（仅有几的浓度是本征样品的）要超出很多. 三族原子的置换，硼元素是用的比较多和比较普遍，同样地也会在 si 禁带里面引进它自己的能级. 发生这种情况是由于硼存在有一种四面体结构的键（共价键）需要一个额外的电子来完成. 这个被需要的
