怎樣學好微電子知識

1、怎樣學好微電子知識微電子學（Microelectronics）是電子學的一門分支學科，主要是研究電子或離子在固體材料中的運動規(guī)律及其應用，并利用它實現信號處理功能的學科。它以實現電路和系統的集成為目的的。微電子學中實現的電路和系統又成為集成電路和集成系統，是微小化的；在微電子學中的空間尺寸通常是以微米（m，1m=10 6m）和納米（nm，1nm=10 9m）為單位的。形象的說，電腦主板上的器件是普通肉眼可見的，而CPU等等類似的芯片里面的電子器件是無法用肉眼觀察的，因為是微米和納米級別大小的，所以電子器件的形貌和性質跟普通電子器件不同，因此微電子專業(yè)不僅僅需要學習數字電路、模擬電路這些普通電子

2、類基礎課，還要學習半導體物理、半導體器件、集成電路設計等等專業(yè)課，了解微觀的物理現象，所以微電子比其他學科要深要難要專一點，微電子的可以轉行搶別的電子專業(yè)的飯碗，但是別的電子專業(yè)很少能夠轉到微電（關于這點有人存在爭議，僅供參考）其次是方向。這個本科的時候體會不深，到了研究生就能區(qū)分開了。微電子的方向分為三個：材料、器件和工藝、電路設計。材料就是研究做芯片需要的材料，就業(yè)面非常窄；器件和工藝主要是研究芯片怎么做出來的，怎么做才會有更好的性能；電路設計就是設計芯片內部電路，這個是難度最大也是人才最稀缺的方向，所謂高收入人群就是這群精英。微電子技術是在電子電路和系統的超小型化和微型化過程中逐漸形成和

3、發(fā)展起來的， 微電子第二次大戰(zhàn)中、后期，由于軍事需要對電子設備提出了不少具有根本意義的設想，并研究出一些有用的技術。1947年晶體管的發(fā)明，后來又結合印刷電路組裝使電子電路在小型化的方面前進了一大步。到1958年前后已研究成功以這種組件為基礎的混合組件。集成電路技術是通過一系列特定的加工工藝，將晶體管、二極管等有源器件和電阻、電容等無源器件，按照-定的電路互連，“集成”在一塊半導體單晶片上，執(zhí)行特定電路或系統功能。微電子學是研究在固體（主要是半導體）材料上構成的微小型化電路、電路及系統的電子學分支。作為電子學的分支學科，它主要研究電子或離子在固體材料中的運動規(guī)律及其應用，并利用它實現

4、信號處理功能的科學，以實現電路的系統和集成為目的，實用性強。微電子學又是信息領域的重要基礎學科，在這一領域上，微電子學是研究并實現信息獲取、傳輸、存儲、處理和輸出的科學，是研究信息獲取的科學，構成了信息科學的基石，其發(fā)展書評直接影響著整個信息技術的發(fā)展。微電子科學技術的發(fā)展水平和產業(yè)規(guī)模是一個國家經濟實力的重要標志。 微電子學是一門綜合性很強的邊緣學科，其中包括了半導體器件物理、集成電路工藝和集成電路及系統微電子技術。  微電子學是一門發(fā)展極為迅速的學科，高集成度、低功耗、高性能、高可靠性是微電子學發(fā)展的方向。信息技術發(fā)展的方向是多媒體（智能化）、網絡化和個體化。

5、要求系統獲取和存儲海量的多媒體信息、以極高速度精確可靠的處理和傳輸這些信息并及時地把有用信息顯示出來或用于控制。所有這些都只能依賴于微電子技術的支撐才能成為現實。超高容量、超小型、超高速、超高頻、超低功耗是信息技術無止境追求的目標，是微電子技術迅速發(fā)展的動力。微電子技術，乍聽起來給人一種很高深很復雜的感覺。其實它并沒有您想象中的那么神秘，下面就讓我們揭開它的面紗，了解一下它在軍事領域的應用。微電子技術是當代信息技術的基礎，是隨著集成電路的發(fā)展而產生的。電子技術的發(fā)展經歷了電子管、晶體管、集成電路、大規(guī)模集成電路、超大規(guī)模集成電路等階段。1978年超大規(guī)模集成電路研制成功，標志著電子技術正式進入

6、微電子時代。雖然從產生到現在還不到30年，但是微電子技術的應用范圍之廣、發(fā)揮作用之大，使它不得不讓人刮目相看。計算機、移動通訊、宇航、原子能、海洋開發(fā)、生物工程以及工業(yè)生產控制等等，到處都有微電子技術的應用?？梢哉f，微電子技術已經完全融入了我們的生活。另一方面，在軍事領域，它的普及程度和所起的作用也是驚人的：作戰(zhàn)指揮、武器控制、作戰(zhàn)保障、后勤保障、軍事訓練、人員培訓、行政管理、軍事科研等到處都有微電子技術的影子；而武器小型化智能化自動化、精確制導系統和衛(wèi)星航天系統的實現也都離不開微電子技術。難怪美國國防部會將微電子技術列為國防關鍵技術項目，花大力氣支持工業(yè)界聯合進行科研開發(fā)呢！下面詳細的介紹該

7、如何學好微電子知識。 （1）溫度是粒子（分子、原子、電子等）平均動能的量度。熱量是粒子的隨機運動、通過碰撞把動能從較高溫度的物體傳遞給較低溫度的物體的平均動能。對于熱平衡系統，其中無熱量的轉移。 （2）熱平衡狀態(tài)就是整個系統中溫度均勻的狀態(tài)；對于幾個系統而言，即是處于相同溫度的一種狀態(tài)，它們之間不存在熱量轉移的現象。 （3）熱漲落是系統的能量或者溫度發(fā)生瞬間波動（起伏）的現象。雖然處于熱平衡狀態(tài)的兩個體系之間并無凈能量的轉移；但是熱平衡是一種動態(tài)平衡。從某一個瞬間來看，由于粒子的速度有高、有低（服從Maxwell速率分布定律），則仍然存在著瞬間動能熱量的傳遞，這就

8、會造成熱漲落。 （4）熱噪聲（又稱為Johnso npihyg kunhn （5）晶體結構的種類：有七大類，即7個晶系。按照晶格型式，則共有14種（因為每一個晶系可以有幾個不同的晶格型式），即14種Bravais格子。按照點群對稱性，則共有32種，即32個點群。按照空間群對稱性，則共有230種，即230個空間群。 （6）原胞是晶體的最小重復單元，但只反映了晶體的周期性；晶胞也是晶體的一種重復單元，但反映了晶體的對稱性（一般，體積要大一些）。原胞中只有一個原子的晶格是簡式晶格，原胞中有一個以上原子的晶格是復式晶格。簡式晶格的熱振動只有聲學波，復式晶格的熱振動則既有聲學波、也有

9、光學波。 （7）晶體原胞的選取方法可以有無窮多種（體積不變），但是最具有對稱性的一種原胞是所謂Wigner-Seitz原胞；這種原胞是由一個格點到所以的近鄰格點連線的垂直平分面所構成的一種多面體。例如，體心立方格子的Wigner-Seitz原胞，就是把一個體心立方晶胞切去8個頂角之后、所得到的14面體（有6個正方形和8個正六邊形）；Wigner-Seitz原胞的體積是其晶胞體積的1/4。 （8）晶體的正格子與其倒格子具有相同的對稱性。例如，面心立方格子的倒格子是體心立方格子，體心立方格子的倒格子是面心立方格子，都具有立方晶系的對稱性。 （9）對于晶體中的電子波和格

10、波，由于受到晶體體積的限制，則表示電子波和格波狀態(tài)的波矢，它們的取值也要受到一定的限制，即是被限制在由kx、ky、kz構成的波矢空間的Wigner-Seitz原胞中；該原胞也就是所謂Brillouin區(qū)。 對于Si、Ge、GaAs這些由面心立方Bravais格子構成的半導體而言，其Brillouin區(qū)也就是面心立方的倒格子的Wigner-Seitz原胞，因此Brillouin區(qū)的形狀就是由6個正方形和8個正六邊形包圍而成的14面體。 （10）晶體電子的狀態(tài)與晶體對稱性有關，并且由波矢k表示。波矢k被限制在Brillouin區(qū)中，Brillouin區(qū)中的一個代表點就表示一種狀

11、態(tài)；由于代表點的狀態(tài)與對稱性有關，因此就常常采用與對稱性相關的符號來標志這些代表點，例如，在Brillouin區(qū)內部的代表點用大寫希臘字母標志：Brillouin區(qū)中心，在<100>晶向上的代表點，在<111>晶向上的代表點；在Brillouin區(qū)邊界上的代表點用大寫英文字母標志：在<100>晶向的邊界上（即正方形中心）X，在<111>晶向的邊界上（即正六邊形中心）L。即由點到X點連線上的任一個狀態(tài)都是，由點到L點連線上的任一個狀態(tài)都是。點表示的狀態(tài)的對稱性最高。 （11）Si、Ge是元素半導體，但從晶體結構來看，其中卻有兩種原子（它們

12、的共價鍵取向不同），因此這些半導體的晶格是復式晶格，則存在光學波模式的晶格振動。 （12）Si、Ge (111)晶面上的原子分布最均勻（每個原子的周圍都有6個原子），故采用這種晶面來制作擴散p-n結時，能夠獲得平坦的結面（以得到窄的基區(qū)寬度和較高的擊穿電壓）。 Si、Ge (100)晶面上的共價鍵密度最小，故采用這種晶面來制作MOS器件時，能夠獲得較低、而可控的閾值電壓。 （13）GaAs (111)晶面的晶體片，若片子的正面是Ga原子面，則片子的背面必然是As原子面（因為GaAs具有離子性，<111>是它的極性軸，為了保

13、持電中性，就必然如此）；Ga原子面（又稱為A面）和As原子面（又稱為B面）的性質不同，因此在使用時必須事先區(qū)分清楚（在Ga原子面上可以看到腐蝕坑）。 （14）Si、Ge、GaAs等立方晶系的晶體，沿著一定方向生長而成的晶體錠，其外表上都呈現出規(guī)則分布的所謂生長棱：沿111晶向生長的晶體錠，有3根主要的棱；沿100晶向生長的晶體錠，有4根主要的棱。并且(111)晶體片上會出現三角形的腐蝕坑；(100) 晶體片上會出現四邊形的腐蝕坑。 （15）Si、Ge等共價鍵晶體（原子半導體）中的點缺陷，可以存在單個的空位或者間隙原子。 但是GaAs等離子性半導體中的點缺

14、陷，卻只能存在正、負離子成對的點缺陷（這樣才能保證整個晶體的電中性）。例如，正、負離子對的空位（兩個原子的空位），即Frenkel缺陷；或者分別帶正、負電荷的空位和間隙原子，即Schottky缺陷。 （16）半導體熱處理的目的：一是為了激活施主或受主雜質（使得雜質原子進入替代位置，如離子注入以后的退火），二是為了消除晶體中的應力（以避免產生缺陷）。 金屬熱處理的目的：主要是控制其中晶粒的大小，以獲得所需要的力學特性（因為金屬是多晶體，它的力學性質與晶粒尺寸直接有關）。 （17）晶體原子的熱運動及其效果： 隨著溫度的升高，晶體原子的熱運動將表現出不同的形式

15、。 晶格振動 只要不是0K，原子就會不斷地在其平衡位置附近進行熱振動（小振幅的振動），產生格波或者聲子，將對晶體的比熱和導電提供貢獻。并且聲子會散射載流子（例如，在室溫下半導體中載流子的遷移率主要就決定于聲子散射的作用），影響到遷移率；同時聲子還會引起絕緣體或者半導體的傳熱（熱導率最高的金剛石就是聲子傳熱的結果）。 注意，即使是在0K，由于載流子要受到測不準關系的限制，則也將存在著晶格振動（稱為零點振動）。 熱膨脹在較高一些溫度時，原子熱振動的振幅增大，即使得原子的互作用勢能曲線呈現出不對稱性（即熱振動的非線性效應），從而導致晶體體積發(fā)生膨脹。這時原子之

16、間的化學鍵仍然維持不變（即并未斷裂）。 產生熱缺陷晶體原子在熱運動過程中，由于能量的熱漲落，總會有一些能量較高的原子離開其平衡位置（發(fā)生價鍵的斷裂），這就產生出晶格空位和間隙原子熱缺陷。 晶體熔化當溫度升高到某一定程度時，晶體原子的許多化學鍵發(fā)生了斷裂，即使得長程有序的晶體轉變?yōu)槎坛逃行虻囊后w。 （18）聲子晶格振動呈現為格波的形式，格波能量的量子就稱為聲子。每一個格波對應于一種簡正振動，即對應于一種聲子；一個格波中可包含許多個聲子（聲子的數目由該格波所對應的能量來決定，它們遵從Bose-Einstein分布）。 （19）晶體表面原子的分布不同于體內的三

17、種情況： 出現懸掛鍵這就是產生本征表面態(tài)（即Tamm態(tài)）的根源； 表面重構表面上相鄰的兩個懸掛鍵之間互相結合成共價鍵時，將使得表面原子發(fā)生微小的位移，即導致表面的晶格常數不同于體內，這種情況稱為表面原子的重構； 表面吸附例如，Si表面吸附H原子、O原子或者H2O分子的現象；表面通過化學吸附某些原子以后，即可適當中和一些懸掛鍵、使表面態(tài)密度降低。 （20）相對于固態(tài)而言，液態(tài)與非晶態(tài)的內部結構都是短程有序的物質，即在原子分布上極為相似。因此，如果讓液態(tài)物質以極快的速度冷卻而成為固體的話，則可以把液態(tài)中原子的分布狀況固定起來，即得到內部結構類似于液態(tài)的固體非

18、晶態(tài)物質。事實上，許多氧化物（如SiO2、B2O2、GO2、P2O5等）以及許多合金（如Cu66Zr33、Fe80B20、Pd80Si20等），都能夠采用這種快速冷卻的辦法來制備它們的非晶體；但是純金屬的非晶體不能采用這種方法來制備。 （21）雜質的分凝系數就表示雜質在兩種材料中、或者在兩種相中的溶解度不同的一種效果。 例如，雜質在固相-液相的分凝系數就等于雜質在固相中的溶解度與雜質在液相中的溶解度之比。金屬雜質Al在Si中的分凝系數<1，這就意味著液相Si中的Al含量要高于固相Si中，因此當液相Si冷卻、再結晶后，即成為了p型層。 又如，雜質硼和磷在Si-

19、SiO2之間的分凝系數分別為3/10和10/1。這就是說，摻硼的Si在表面通過熱氧化而形成一層SiO2以后，在表面附近處的硼濃度將會減?。欢鴵搅椎腟i在經過熱氧化以后，Si表面附近處的磷濃度將會增高。 （2半導體材料的區(qū)域熔化提純技術（區(qū)熔技術）的基本依據：雜質在固相和在液相中的溶解度不同。雜質的分凝系數越小，就越有較多的雜質被集中到熔區(qū)而趕走；并且為了達到雜質的穩(wěn)態(tài)分布，則區(qū)熔移動的速度不能太快。 （23）半導體熱擴散摻雜（摻入施主或者受主）的機制：一是晶體產生熱缺陷（主要是空位），二是雜質原子擴散。因為晶體空位的產生需要較大的能量（激活能），所以熱擴散需要在高溫下進行。

20、 但是，Au、Pt等原子半徑較小的雜質，能夠比較容易地進入晶格間隙位置，所就不需要很高的擴散溫度（例如，對于Si中擴散Au，在700oC時只需要幾分鐘即可布滿整個Si片）。 （24）Si熱氧化的機制：一是Si片表面上O原子與Si原子化合而成二氧化硅膜，覆蓋在表面上；二是O原子通過已經形成的二氧化硅膜擴散進入到界面、并進一步與Si原子化合，使氧化層增厚。熱氧化速度主要決定于第二個機制，即由O原子在二氧化硅中的擴散過程決定，所以熱氧化需要較高的溫度。 （25）半導體離子注入摻雜的機制：高能離子直接轟擊而進入半導體。因此，摻入的雜質原子有許多是處在晶格間隙位置；為了讓這

21、些雜質原子進入到替代位置（稱為雜質的激活），也為了消除離子轟擊所產生的缺陷（輻照缺陷），所以在離子注入以后必須進行退火。  （26）純金屬的熔點一般較高，但是其合金的熔點（共熔點）則往往較低。例如，Pb-Sn合金的最低共熔點為183oC；Au-Si合金的最低共熔點為370oC；Al-Si合金的最低共熔點為577oC；Ag-Si合金的最低共熔點為830oC。  （27）在半導體中，在有許多多數載流子漂移運動時，處于前面的載流子對于其后面的載流子具有排斥阻擋作用，這種作用即可認為是在途中形成了空間電荷的緣故，空間電荷即限制著總的電流，并影響到整個的電流-電壓

22、關系。例如當晶體管穿通以后，將通過很大的電流，但電流并不是隨著電壓而線性增大，這時的電流即會受到空間電荷的限制。因此，只有多數載流子漂移電流，在載流子速度有限時（即介電弛豫時間大于載流子渡越時間），才會受到空間電荷的限制。     （28)  半導體中電子的能量與波矢k的關系 導帶底附近的等能面：電子通常處于導帶底，即導帶的最小能量處；而導帶底附近的電子可看作為具有有效質量的自由電子，即電子的能量與波矢k具有拋物線關系，這在k空間中，若導帶底在Brillouin區(qū)中心（像GaAs的導帶底），就表現為等能面是球面，具

23、有各向同性的一個有效質量。但是若導帶底不在Brillouin區(qū)中心（像Si的導帶底），則導帶底附近的等能面為橢球面，這時就存在三個有效質量（一個縱向有效質量和兩個橫向有效質量）。  （29）半導體中空穴的能量與波矢k的關系價帶頂附近的等能面：空穴處于價帶頂附近。而常見半導體的價帶頂附近存在兩個能帶（它們在Brillouin區(qū)中心簡并），這兩個能帶的曲率半徑不同，則具有不同的有效質量，一個能帶稱為輕空穴帶，另一個稱為重空穴帶。因此，空穴就存在有效質量不同的兩種空穴載流子一種是輕空穴，另一種是重空穴。所以，在p型半導體中對導電有貢獻的載流子就是輕空穴和重空穴。 輕空穴

24、帶的有效質量較小，其中的空穴與自由載流子很接近，因此在價帶頂附近處，輕空穴帶的等能面可可近似為球面；但重空穴帶則否，其等能面是扭曲的等能面（遠遠偏離于球面）。 （26）微觀粒子的基本特性決定于其勢能形式（以電子為例）： 勢能為0：不受任何約束，則為自由電子（如真空中、無限遠處的電子）；能量連續(xù)。波函數是平面波擴展狀態(tài)（坐標不確定、動量確定）。 原子核的中心Coulomb場：電子受到很強的作用，即處于束縛狀態(tài)；其能量是分立的能級。波函數不是平面波局域狀態(tài)（坐標確定、動量不確定）。 晶體周期性勢場：電子既不完全自由，也不完全受到束縛；其能量是能帶狀態(tài)，即能量

25、準連續(xù)（因為每一個能帶都是由許多準連續(xù)的能級組成的）。波函數是所謂Bloch函數晶體電子既不完全自由，也不完全受到束縛（坐標不確定、動量也不確定）。 （27）由于晶體的有限性和晶格周期性勢場的作用，晶體電子的準動量只能取有限數目的分立值，這些不同的準動量在k空間（由kx、ky、kz構成的空間）中的取值范圍即稱為Brillouin區(qū)。 （28）半導體中載流子的簡并和非簡并，可從幾個方面來分析： 凡是量子化（即呈現出波動性）的、不滿足準經典近似條件（de Broglie波長大于粒子間距）的載流子，常常稱為簡并載流子（或退化載流子），相應的半導體就稱為簡并半導

26、體（或退化半導體）。凡是滿足準經典近似條件的載流子，則常常稱為非簡并載流子（或非退化載流子），相應的半導體就稱為非簡并半導體（或非退化半導體）。   凡是遵從Fermi-Dirac統計發(fā)布規(guī)律的載流子，就是簡并載流子；因為這時體現量子效應的Pauli原理起著限制作用，所以這種簡并標準與呈現量子效應的標準是一致的。 幾個狀態(tài)具有相同的能量，這也體現了量子效應的作用。 實際上，對于一個載流子系統而言，簡并這個概念與呈現量子效應、遵從Fermi-Dirac統計以及幾個態(tài)具有相同的能量這些概念，本質上都是一致的，它們都表征著微觀粒子所具有的量子特性。&

27、#160;（29）從載流子所遵從的能量分布形式來確定簡并和非簡并： 對于非簡并載流子，因其濃度小，在一條能級上很難發(fā)生有幾個電子同時去占據的情況，則可以采用未考慮Pauli原理限制的Boltzmann分布函數來近似描述它們的統計分布；因此可以說，遵從Boltzmann分布函數的載流子就是非簡并載流子，相應的半導體即為非簡并半導體。相反，遵從考慮了Pauli原理限制的Fermi-Dirac分布函數的載流子，則為簡并載流子，相應的半導體即為簡并半導體；顯然，濃度很高、或者能量較低的載流子，一定是簡并載流子。 因為Fermi-Dirac分布函數在(E-EF)>>kT（

28、對n型半導體）或(EF-E)>>kT（對p型半導體）條件下，可以近似為Boltzmann分布函數。因此，也可以說：凡是滿足該條件的載流子或者半導體就是非簡并的；相反，凡是不滿足這些條件的載流子或者半導體就是簡并的。 只有能量較高、或者載流子濃度較小（摻雜濃度較低）的半導體，才是非簡并半導體；摻雜濃度越高（載流子濃度越大）、溫度越低，就越容易出現簡并化。 由于提高摻雜濃度或者降低溫度時，Fermi能級都將向能帶邊（EC或者EV）靠近，所以簡并化的程度越高，Fermi能級也就越靠近能帶邊（甚至進入到導帶或者價帶的內部）；從而，也可以采用Fermi能級與能帶邊的距離來

29、判斷是否簡并，例如對n型半導體的標準則為：在(ECEF)>2kT時為非簡并，在0<(ECEF)2kT時為弱簡并，在(ECEF)0時為強簡并。 （30）本征半導體中的載流子本征載流子，因為它們要么是分布密度很小，要么是所處的溫度很高（則所能夠占據的能級數目很多），則它們總將滿足準經典近似條件；并且本征半導體的Fermi能級在禁帶中央。所以，本征半導體總是非簡并半導體。 對于一般的摻雜半導體，只要溫度不是太低的情況下，基本上也都是非簡并半導體。因此，都可以采用準經典近似和相應的有效質量概念來討論載流子的運動。 當然，半導體價帶中的所有價電子都是簡并的，因其

30、間距基本上等于晶體原胞的大小，這要比其de Broglie波長小得多，故它們都是量子化的，不能當作為經典粒子處理。 同樣，高摻雜的、以及低溫下的半導體中的載流子都是簡并的，因此，高摻雜半導體和低溫下的半導體都是簡并半導體。 （31）Fermi能級（EF）是Fermi-Dirac分布函數中的一個能量參量，它實際上起到了衡量能級被電子占據的幾率大小的一個標準的作用：在E<EF時，f(E)>1/2；在E>EF時，f(E) <1/2；在E=EF時，f(E)=1/2。 一般，可以說，EF之上的能級基本上是空著的（例如，導帶即如此）

31、，EF之下的能級基本上是被電子填滿了的（例如，價帶即如此）；在EF之上、并越靠近EF（即E-EF越?。┑哪芗?，被電子所占據的幾率就越大。因此，對于n型半導體，因為導帶中有較多的電子（多數載流子），則Fermi能級EF必將靠近導帶底（EC），并且這時半導體的導電以電子導電為主；對于p型半導體，空穴是多數載流子，則Fermi能級EF必將靠近價帶頂（EV）。當然，如果EF處于禁帶中央，即兩種載流子分別占據導帶能級和價帶能級的幾率相等，則兩種載流子的數量也就差不多相等，那么這就必然是本征半導體，這時的Fermi能級特稱為本征Fermi能級。 Fermi能級就是熱平衡電子系統的一個熱力學函數化

32、學勢，即系統增、減一個電子所引起的系統自由能的變化量。由于在熱平衡狀態(tài)下系統具有統一的化學勢，因此整個電子系統在熱平衡時也必將具有統一的Fermi能級。 （32）施主和受主的摻雜濃度越高，則多數載流子濃度就越大，但少數載流子濃度就越小。因為在熱平衡時，多數載流子濃度與少數載流子濃度的乘積總是等于一個常數“熱平衡條件”（即np=ni2）。 （33）當同時摻入施主和受主雜質時，這兩種雜質將相互抵消，使得其同時喪失了提供載流子的作用。因此，這時能夠提供載流子的雜質，應該是它們抵消以后所剩余的那些多出來的部分雜質。這種施主和受主雜質的抵消作用，就稱為雜質的補償效應?？梢?，對于一塊半

33、導體，如果同時摻入大量的施主和受主，半導體的導電性不一定增強，相反還可能大大降低； 33）當同時摻入施主和受主雜質時，這兩種雜質將相互抵消，使得其同時喪失了提供載流子的作用。因此，這時能夠提供載流子的雜質，應該是它們抵消以后所剩余的那些多出來的部分雜質。這種施主和受主雜質的抵消作用，就稱為雜質的補償效應。可見，對于一塊半導體，如果同時摻入大量的施主和受主，半導體的導電性不一定增強，相反還可能大大降低；并且通過雜質的補償作用，也可以使半導體的型號發(fā)生轉變（即由n型變?yōu)閜型，或者相反），實際上許多器件就是利用這種雜質的補償來實現各種器件結構的。 （34）施主雜質原子上的束縛電子和受主雜質

34、原子上的束縛空穴，所受到的束縛力都比較弱，因此，不大的熱運動能量即可把這些束縛電子或束縛空穴分別激發(fā)到導帶或價帶，使它們成為載流子。從而施主和受主雜質的能級分別距離導帶底和價帶頂都很近（即電離能很?。撬^“淺能級”。 這種淺能級的位置可以近似地采用所謂“類氫模型”來計算。對于Si中P、As、Sb的電離能分別為0.045eV、0.054eV、0.039eV；對于Si中B、Al的電離能分別為0.045eV、0.067eV。因此，在室溫下，所有的施主和受主往往都是電離了的，即都能激發(fā)出載流子而對導電有貢獻（這種情況稱為雜質全電離）。 （35）“復合中心”是促進載流子（電子和空

35、穴）成對消失（復合）的一種雜質或缺陷。當復合中心的濃度增大時，對于少數載流子濃度和多數載流子濃度的影響不大，但是少數載流子壽命將會大大減短。不過，有的復合中心雜質（例如Au），也具有一定的提供載流子的作用，因此在Si中摻入Au以后，Si的電阻率也將相應地有所提高。 （36）復合中心雜質上所束縛的載流子較緊，不容易激發(fā)的能帶中去，所以復合中心雜質的能級在能帶圖上所處的位置比較深（即很靠近禁帶中央）。這種能級的位置不能簡單地采用類氫模型來計算。 （37）“陷阱”是存儲某一種載流子的雜質或缺陷，可以是電子陷阱，也可以是空穴陷阱。當陷阱的濃度增大時，將會減小少數載流子的或者多數載流

36、子的濃度，但是對于少數載流子壽命的影響一般不大。 （38）陷阱雜質的能級，在能帶圖上的位置一般是比施主或受主的能級要深，但是比復合中心的能級要淺，即往往處于施主或受主的能級與復合中心能級之間。 （39）為什么雜質（包括施主、受主、復合中心和陷阱）能級可以處在禁帶中間呢？因為雜質能級上的電子（或空穴）是被各個雜質原子所束縛著的，只出現在雜質原子附近，故雜質能級屬于所謂束縛狀態(tài)；而半導體禁帶是不存在所謂共有化狀態(tài)（即屬于整個晶體所有的電子的能量狀態(tài)）的能量范圍，這并不排斥其中可以存在非共有化的束縛狀態(tài)。所以，在禁帶中間出現束縛狀態(tài)的雜質、缺陷等能級，也是很正常的。 （

37、40）施主、受主、復合中心、陷阱等雜質和缺陷，還具有散射載流子的作用，是所謂散射中心。這種散射作用往往是影響低溫下載流子遷移率的重要因素（隨著溫度的升高，載流子熱運動速度增大，則這種散射作用減小，并導致載流子遷移率增大）。在較高溫度下，晶格振動散射將起主要作用，這將導致載流子遷移率降低。 （41）因為半導體中多數載流子的壽命（稱為介電弛豫時間）非常短（10-14s），存在的有效范圍（稱為介電屏蔽長度）也非常小，故非平衡多數載流子的影響可以忽略。而少數載流子具有較長的有效存在時間壽命，以及較大的有效存在范圍擴散長度；從而，半導體中的非平衡載流子往往就是指少數載流子。 （42）

38、載流子輸運參量之間的關系（Einstein關系）：對于非簡并半導體，電子的擴散系數D與遷移率m成正比，并且其比值與溫度成正比，即D/m=kT/q=(k/q)T。 金屬的電子熱導率k與電導率s之間也存在著正比關系，并且它們的比值也與溫度成正比，即韋德曼-弗蘭茲-洛倫茲定律：k/s=LT. 式中L是洛倫茲常數（L=2k2/3q2=2.44×10-8W-K-2）?？梢姡珽instein關系與韋德曼-弗蘭茲-洛倫茲定律有一定的相似性。 （43）功函數是材料的一個基本特性參數。金屬的功函數就是真空自由電子能級與其Fermi能級的差，該數值基本上是一個常數。

39、0;半導體電子的親和能是真空自由電子能級與導帶底能級的差，這也是一個不變的材料參數。半導體的功函數也是真空自由電子能級與其Fermi能級的差，但是半導體功函數與摻雜濃度和摻雜種類（型號）等有關。對于同一種半導體，n型半導體的功函數要小于p型半導體的功函數；摻雜濃度越高的n型半導體，功函數就越小（對于p型半導體，恰恰相反）。 （44）接觸的勢壘高度： 不同材料（甚至液體-固體，液體-液體）接觸所形成的勢壘高度，都可以根據其功函數之差來確定。 同一種半導體的p型材料與n型材料接觸時，因為n型半導體的功函數小于p型半導體，所以電子將向p型一邊轉移，空穴將向n型一邊轉移，

40、從而形成空間電荷區(qū)，即造成p-n結勢壘。于是接觸勢壘高度就等于兩邊半導體Fermi能級的差。對于同一種半導體（譬如不同型號的Si，不同摻雜濃度的Si）的接觸時，也可以通過考慮載流子濃度的差別來確定勢壘高度，但是決定勢壘高度的最基本因素還是功函數之差。n型與p型 但是，對于不同種類半導體的接觸（將形成“異質結”），不管它們之間的載流子濃度差別有多大，也必須由功函數差來確定其勢壘高度；這時電子就有可能從濃度較低的一邊轉移到濃度較高的一邊。 對于金屬與半導體的接觸（形成Schottky勢壘或者歐姆接觸），與異質結的形成一樣，也必須由它們的功函數差來確定其勢壘高度。 （4

41、5）p-n結的重要區(qū)域：p-n結主要包括三個區(qū)域，即空間電荷區(qū)和兩邊的兩個擴散區(qū)。 空間電荷區(qū)中的正、負電荷產生較強的電場，對載流子往來兩邊的輸運具有阻擋作用，故空間電荷區(qū)也稱為勢壘區(qū)。p-n結的勢壘區(qū)主要是起著控制p-n結能否導電的作用，即控制著是注入載流子還是抽取載流子。 擴散區(qū)是存在少數載流子、并且是少數載流子進行擴散的區(qū)域；其中不存在電場，屬于電中性區(qū)域。p-n結的擴散區(qū)主要是起著限制通過p-n結電流大小的作用，因此常常說通過p-n結的電流主要是少數載流子的擴散電流。由于擴散電流與少數載流子的濃度梯度成正比，從而，擴散區(qū)的狀況（厚度）對于p-n結的電流具有重要的意義

42、。擴散區(qū)的厚度近似為少數載流子的擴散長度（與少數載流子的擴散系數和壽命有關）。 （46）耗盡層近似認為p-n結的勢壘區(qū)是沒有載流子的耗盡層。因為空間電荷區(qū)（勢壘區(qū)）中存在較強的電場，所以其中的載流子（多數載流子和少數載流子）往往被電場驅趕出去了，則留下的空間電荷主要是電離雜質中心的電荷，即勢壘區(qū)可近似為耗盡層。 即使勢壘區(qū)不完全是耗盡層，但是其中的空間電荷也往往主要是電離雜質中心的電荷，因此摻雜濃度越高，空間電荷密度就越大。 （47）p-n結的勢壘高度決定于空間電荷區(qū)中的電荷數量，即直接關系著其中的電場；并且等于兩邊半導體Fermi能級的差，即勢壘高度EFn-EF

43、pEg。因此，p-n結的最大正向電壓Eg/q 。對于Si p-n結，實際上在正向電壓大約為0.85V左右時，就已經能夠很好導電了；電壓再大，勢壘即不再起作用，則p-n結就變成了半導體電阻。 （48）半導體摻雜濃度提高時，p-n結勢壘高度增大，則正向導通電壓增大，并且在同樣電壓下的正向電流降低。 （49）溫度升高時，p-n結勢壘高度降低，則正向導通電壓減小，并且在同樣電壓下的正向電流增大。 （50）p-n結的反向電流與正向電流一樣，都主要是少數載流子的擴散電流（不是多數載流子電流，也不是漂移電流）。 半導體摻雜濃度提高時，半導體中的少數

44、載流子濃度減小，則p-n結擴散區(qū)中少數載流子濃度梯度降低，從而p-n結的反向電流減小。 溫度升高時，p-n結擴散區(qū)中少數載流子的濃度及其梯度增大，則使得p-n結的反向電流增大。 （51）p-n結的正向伏安特性基本上是指數式的，因此正偏的p-n結可看成為一個恒壓源。這種電壓源的恒壓性能要優(yōu)越于柵極-漏極短接的MOS二極管（MOS二極管的伏安特性是拋物線式的）。 （52）p-n結的正向交流電阻小于正向直流電阻；而p-n結的反向交流電阻大于反向直流電阻。 （53）隧道二極管：實際上就是兩邊都是強簡并的半導體所構成的p-n結。工作時，載流子可直接穿過禁帶而到達相同