固體與半導(dǎo)體物理第七章

1、第1頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二合金法離子注入法擴散法外延生長法1.突變結(jié)在結(jié)處雜質(zhì)分布突然變化2.緩變結(jié)在結(jié)處雜質(zhì)分布隨距離變化第2頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二(二) pn結(jié)的空間電荷區(qū)1.空間電荷區(qū) 載流子濃度不均勻產(chǎn)生擴散2.自建場從n區(qū)指向p區(qū)平衡時，擴散運動=漂移運動 空間電荷區(qū)和自建場一定 Pn結(jié)處于平衡態(tài)第3頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二(三）能帶圖1.載流子的擴散是由于兩區(qū)費米能級不一致所引起的2.平衡p-n結(jié)，具有統(tǒng)一的費米能級第4頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二3.能帶

2、彎曲的原因自建場從n區(qū) p區(qū)電勢 V(x)從n區(qū)到 p區(qū)電勢能qV(x)從n區(qū)到 p區(qū)(四) p-n結(jié)的接觸電勢差接觸電勢差p區(qū)和n區(qū)電勢之差勢壘高度 從載流子濃度公式如何理解？第5頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二勢壘區(qū)空間電荷區(qū)結(jié)區(qū)與哪些因素有關(guān)？ n區(qū)平衡電子濃度P區(qū)平衡電子濃度同為一區(qū)域第6頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二(五) Pn結(jié)的載流子分布P區(qū)電勢低于n區(qū)電勢 (1)電勢V(x) p區(qū)： n區(qū)：勢壘區(qū)中任一點x的電勢V(x)為正值常溫下，雜質(zhì)全電離第7頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二(2)電勢能qV(x) 勢

3、壘區(qū)內(nèi)任一點x處的電勢能比n區(qū)電子的電勢能高(3)勢壘區(qū)內(nèi)載流子分布A:勢壘區(qū)內(nèi)x處的電子濃度第8頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二B:勢壘區(qū)內(nèi)x處的空穴濃度 (4)估算勢壘區(qū)內(nèi)某一處的載流子濃度 A:假如x處的勢能比n區(qū)勢能高0.1ev第9頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二B:結(jié)區(qū)的載流子濃度很小，已經(jīng)耗盡。耗盡區(qū)二.非平衡pn結(jié)正向反向Pn結(jié)的伏安特性第10頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二Pn結(jié)的單向?qū)щ娦允且驗閯輭镜拇嬖冢ㄒ唬┱蚱珘合聀n結(jié)的特性非子的注入 1.pn結(jié)勢壘的變化勢壘高度降低勢壘寬度變窄擴散復(fù)合第11頁，

4、共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二載流子的擴散運動大于漂移運動電子從n區(qū)到p區(qū)，空穴從p區(qū)到n區(qū)的凈擴散流構(gòu)成從p區(qū)到n區(qū)的正向電流 2.載流子在勢壘區(qū)外的運動 （1）非子的注入在 處存在電子的積累，成為p區(qū)的非平衡少數(shù)載流子 在 處存在空穴的積累，成為n區(qū)的非平衡少數(shù)載流子外加電壓，使非平衡載流子進(jìn)入半導(dǎo)體的過程 非子電注入 （2）擴散區(qū)第12頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二 在該區(qū)完成了少子擴散電流與多子漂移電流的轉(zhuǎn)換 (3)中性區(qū)載流子濃度接近平衡值主要是多子的漂移電流 通過任一截面電子電流和空穴電流不相等電流連續(xù)性原理通過任一截面的總電流相等空

5、 穴 擴 散電 子 漂 移電 子 擴 散空 穴 漂 移第13頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二 3.正向pn結(jié)能帶圖平衡pn結(jié)能帶圖正向偏壓下pn結(jié)能帶圖(1)勢壘區(qū)和擴散區(qū)存在非子(2)中性區(qū)非子基本復(fù)合完畢電流通過pn結(jié)第14頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二 4.Pn結(jié)正向電流公式第15頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二平衡pn結(jié)正向偏壓下第16頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二同樣第17頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二 （二)反向偏壓下pn結(jié)的特性非子的產(chǎn)生 1.Pn結(jié)勢壘的

6、變化在反偏下勢壘區(qū)加寬勢壘高度增高漂移運動大于擴散運動 2.少子的抽取邊界處的少子掃向?qū)Ψ剑w內(nèi)補充 少子的抽取擴散抽取第18頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二 3.反向pn結(jié)的能帶圖第19頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二（1）勢壘區(qū)和擴散區(qū)存在非子正偏反偏（2）正偏反偏擴散區(qū)存在少子注入擴散區(qū)存在少子抽取這兩個區(qū)4.Pn結(jié)反向電流公式反向飽和電流密度第20頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二（三）理想pn結(jié)的電流電壓公式1.小注入2.突變耗盡層3.忽略勢壘區(qū)中載流子的產(chǎn)生和復(fù)合4.載流子分布滿足玻爾茲曼分布從p區(qū)流向n區(qū)的正向

7、電流從n區(qū)流向p區(qū)的反向電流 實際pn結(jié)的電流電壓公式與理想有較大的偏差第21頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二三.pn結(jié)電容“存”“放”電荷的特性1.勢壘電容正偏反偏 勢壘區(qū)的空間電荷數(shù)量隨 外加電壓的變化所產(chǎn)生的電容效應(yīng)發(fā)生在勢壘區(qū)第22頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二2.擴散電容 擴散區(qū)的電荷數(shù)量隨外加電壓的變化所產(chǎn)生的電容效應(yīng)發(fā)生在擴散區(qū)3.說明(1)電容值隨外加電壓變化 可變電容(2)反偏時，勢壘電容為主，擴散電容很小正偏時，既有勢壘電容，也有擴散電容 （3）勢壘電容效應(yīng)明顯，擴散電容效應(yīng)不明顯第23頁，共59頁，2022年，5月20日，

8、9點31分，星期二四.pn結(jié)擊穿擊穿電壓1.雪崩擊穿 碰撞電離引起載流子倍增碰撞電離使載流子濃度急劇增加的效應(yīng)為載流子倍增效應(yīng)反偏壓很大勢壘區(qū)電場很強第24頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二A: 勢壘高度B: 能帶很傾斜 C: P區(qū)價帶頂比n區(qū)導(dǎo)帶底高D: A點電子能量和B點電子能量相等E: p區(qū)A點電子有一定幾率 穿過禁帶進(jìn)入n區(qū)導(dǎo)帶的B點2.隧道擊穿(齊納擊穿） 在強電場作用下，發(fā)生隧道效應(yīng)F: 短到一定程度，大量電子從p區(qū) 價帶通過隧道穿透，進(jìn)入n區(qū)導(dǎo)帶G: 反向電流，pn結(jié)發(fā)生隧道擊穿第25頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二（三）兩種擊穿的主

9、要區(qū)別1.隧道擊穿 主要取決于外場雪崩擊穿 除與電場有關(guān) 還與勢壘區(qū)寬度有關(guān) 2.隧道擊穿雪崩擊穿3.一般摻雜 雪崩擊穿為主 重?fù)诫s 隧道擊穿為主第26頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二7.2 半導(dǎo)體表面表面狀態(tài)的變化會影響半導(dǎo)體器件的穩(wěn)定性、可靠性利用表面效應(yīng)可制作MOS器件、CCD器件、表面發(fā)光器件等 一.純凈表面和實際表面 純凈表面 沒有雜質(zhì)吸附層和氧化層的理想表面（1）超高真空下解理（2）高溫加熱（3）離子轟擊 實際表面外表面內(nèi)表面 與體內(nèi)晶體結(jié)構(gòu)不同的原子層第27頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二 二.表面態(tài)（1）從能帶角度當(dāng)晶體存在表面，

10、在垂直表面方向成了半無限周期勢場表面存在而產(chǎn)生的附加電子能級表面能級對應(yīng)的電子能態(tài)表面態(tài)第28頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二（2）從化學(xué)鍵角度表面是原子周期排列終止的地方未飽和鍵懸掛鍵純凈表面的表面態(tài)密度為實際表面的表面態(tài)密度 三.表面電場效應(yīng)1.表面電場（1）表面態(tài)與體內(nèi)電子態(tài)之間交換電子（2）金屬半導(dǎo)體接觸（3）MOS結(jié)構(gòu)和MIS結(jié)構(gòu)第29頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二2.空間電荷層及表面勢（1）n型P型A:電子從體內(nèi)轉(zhuǎn)移到表面態(tài) 表面受主態(tài)B:正空間電荷層第30頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二C:表面勢為D:空間

11、電荷層能帶彎曲電子勢壘空穴勢阱n型P型（2）n型P型第31頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二A:電子從表面態(tài)轉(zhuǎn)移到體內(nèi) 表面施主態(tài)B:負(fù)空間電荷層C:表面勢D:電子勢阱空穴勢壘n型P型空穴勢壘電子勢阱第32頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二3.空間電荷層內(nèi)載流子濃度的變化體內(nèi)在空間電荷層內(nèi)，電勢能 變化4.表面空間電荷層的三種基本狀態(tài)（1）積累層能帶從體內(nèi)到表面上彎以p型為例空間電荷層的載流子濃度與體內(nèi)的關(guān)系第33頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二空間電荷層處于多子堆積狀態(tài)積累層（2）耗盡層能帶從體內(nèi)到表面下彎空間電荷層處于多子

12、耗盡狀態(tài)耗盡層參考能級第34頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二反型層耗盡層（3）反型層7.3 金屬半導(dǎo)體接觸n型導(dǎo)電性反型層耗盡層熱蒸發(fā)濺射電鍍（1）整流接觸單向?qū)щ娦裕?）歐姆接觸低電阻的非整流接觸第35頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二1.金屬和半導(dǎo)體的功函數(shù)一.肖特基勢壘 功函數(shù) 費米能級上的電子逸出體外所作的功電子親和能真空能級功函數(shù)不同費米能級高低不一致系統(tǒng)不平衡載流子流動形成空間電荷層自建場勢壘系統(tǒng)平衡費米能級一致第36頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二2.肖特基勢壘高度肖特基勢壘高度3.金半接觸類型決定SBD特性的

13、重要物理參數(shù)第37頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二A:金屬與n型半導(dǎo)體接觸電子勢壘n型阻擋層電子勢阱n型反阻擋層B:金屬與p型半導(dǎo)體接觸空穴勢阱空穴勢壘P 型反阻擋層P 型阻擋層第38頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二對于一定的半導(dǎo)體一定 隨金屬功函數(shù)變化例：理論計算：實際測試：？許多半導(dǎo)體形成阻擋層不管還是？ 表面態(tài)的存在二.巴丁模型P 型反阻擋層P 型阻擋層第39頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二涉及三個子系統(tǒng)的平衡 金屬 表面態(tài) 半導(dǎo)體1.半導(dǎo)體與表面態(tài)接觸n型：p型： n型表面受主態(tài)表面能級接受電子帶負(fù)電空間電荷層帶正

14、電能帶由體內(nèi)到表面向上彎曲形成電子勢壘第40頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二2.半導(dǎo)體表面態(tài)系統(tǒng)與金屬接觸流向金屬的電子主要來自表面態(tài)因表面態(tài)密度比較高，能夠提供足夠多的電子半導(dǎo)體勢壘區(qū)幾乎不變化 平衡時金屬中的電子流向表面態(tài)基本保持不變第41頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二3.巴丁極限對于大多數(shù)半導(dǎo)體表面態(tài)密度在以上平衡時費米能級 位于價帶上方三分之一的禁帶寬度處不論n型半導(dǎo)體還是p 型半導(dǎo)體與金屬接觸 形成阻擋層三.金半接觸的整流特性阻擋層的整流作用外加電壓阻擋層的平衡被破壞產(chǎn)生電流n型P型第42頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31

15、分，星期二1.定性解釋 注意與p-n結(jié)的不同V=0電子電流大小相等，方向相反。（1）平衡時（2）正向偏壓（金屬接正）半導(dǎo)體一邊的勢壘高度 降低，金屬一邊的勢壘高度 基本不變.從半導(dǎo)體流向金屬的電子數(shù)多于從金屬流向半導(dǎo)體的電子數(shù). 形成方向從金屬到半導(dǎo)體的正向電流V0界面兩邊的金屬和半導(dǎo)體相互發(fā)射的構(gòu)成動態(tài)平衡，凈電流為零。第43頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二（3）反向偏壓（金屬接負(fù)）勢壘增高金屬流向半導(dǎo)體的電子數(shù)占優(yōu)勢 形成方向從半導(dǎo)體到金屬的反向電流 很高、且不隨外加電壓變化， 反向電流很小，并趨于飽和。V0反向 V0反向 V0正反向偏壓統(tǒng)一第47頁，共59頁，20

16、22年，5月20日，9點31分，星期二是勢壘高度 和溫度 的函數(shù)勢壘高度 對肖特基勢壘二極管電流的影響第48頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二3.肖特基勢壘二極管（SBD）與p-n結(jié)二極管的比較（1）SBD高頻性能好、開關(guān)速度快SBD的電流為多子電流， 不發(fā)生電荷存儲效應(yīng)p-n結(jié)二極管為少子電流， 存在電荷存儲效應(yīng)越過勢壘成為漂移電流先積累、再擴散限制了器件在高頻和高速器件中的應(yīng)用（2）SBD正向?qū)妷旱蚐BD的電子熱運動速度p-n結(jié)二極管的電子擴散速度在同樣的正向電壓下 第49頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二四.歐姆接觸接觸電阻小電流電壓關(guān)系應(yīng)

17、具有對稱和線性的關(guān)系若考慮表面態(tài)，金屬半導(dǎo)體接觸形成整流勢壘勢壘的存在必然使電流電壓關(guān)系呈非對稱和非線性 利用隧道效應(yīng) 形成歐姆接觸隧道穿透幾率依賴于隧道長度L若 較低，L較寬，隧道效應(yīng)忽略，電流電壓關(guān)系由熱電子發(fā)射理論或擴散理論得出是非對稱和非線性。 高摻雜第50頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二隧道電流與外加電壓關(guān)系采用隧道電流為主要電流7.4 異質(zhì)結(jié)導(dǎo)電類型相同的兩種不同半導(dǎo)體材料所形成 由導(dǎo)電類型相反的同種半導(dǎo)體材料接觸而構(gòu)成同質(zhì)結(jié)由兩種不同的半導(dǎo)體材料接觸而構(gòu)成異質(zhì)結(jié)（1）同型異質(zhì)結(jié) p-p Ge-GaAs n-n Ge-GaAs第51頁，共59頁，2022年，

18、5月20日，9點31分，星期二（2）反型異質(zhì)結(jié)導(dǎo)電類型相反的兩種不同半導(dǎo)體材料所形成 p-n Ge-GaAs n-p Ge-GaAs 禁帶寬度較小的半導(dǎo)體材料寫在前面一.理想異質(zhì)結(jié)的能帶圖不考慮表面態(tài)取決于禁帶寬度、功函數(shù)、電子親和能1. 突變反型異質(zhì)結(jié)能帶圖下標(biāo)為“1”者為禁帶寬度小的半導(dǎo)體材料的物理參數(shù)下標(biāo)為“2”者為禁帶寬度大的半導(dǎo)體材料的物理參數(shù) 兩種材料的過渡 發(fā)生于幾個原子間距形成突變p-n異質(zhì)結(jié)之前的能帶圖（1）突變p-n異質(zhì)結(jié)第52頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二形成突變p-n異質(zhì)結(jié)之后的平衡能帶圖電子從n型半導(dǎo)體流向p 型 空穴的流動方向相反直至兩塊半導(dǎo)體有統(tǒng)一的費米能級交界面的兩邊形成空間電荷層 n型半導(dǎo)體一邊為正空間電荷層 P型半導(dǎo)體一邊為負(fù)空間電荷層不考慮界面態(tài)正負(fù)空間電荷數(shù)相等 空間電荷層內(nèi)產(chǎn)生電場 能帶發(fā)生彎曲第53頁，共59頁，2022年，5月20日，9點31分，星期二能帶總的彎曲量 異質(zhì)結(jié)能帶的特點：A:能帶在交界面處不連續(xù)，有一個突變導(dǎo)帶底在交界面處的突變價帶頂在交界面處的突變而且對所有突變異質(zhì)結(jié)都適用 分別稱為導(dǎo)帶階和價帶階重要的物理量B: n型半導(dǎo)體的導(dǎo)帶底在界面處形成一向上的“尖峰”P型半導(dǎo)體的導(dǎo)帶底在界面處形成一向下的“凹口”第54頁，共59頁，