半導體物理學 綱要2014

西安理工大學電子工程系馬劍平1半導體物理學總復習SemiconductorPhysics西安理工大學電子工程系DepartmentofelectronicsengineeringXi’anUniversityofTechnology

馬劍平majp@西安理工大學電子工程系馬劍平2半導體物理架構圖非平衡載流子平衡載流子擴散載流子統(tǒng)計分布半導體絕緣體金屬載流子能帶結構導電性產生運動漂移復合金屬絕緣體半導體肖特基結MOSpn結半導體電光熱磁效應半導體器件應用半導體直接間接電子、空穴的分布、產生和輸運控制西安理工大學電子工程系馬劍平3描述半導體原理的基本方程泊松方程電荷密度(x）

連續(xù)方程

載流子的輸運方程描述半導體中靜電勢的變化規(guī)律西安理工大學電子工程系馬劍平4電荷密度(x)可動的－載流子（n,p)固定的－電離施主ND+、電離受主NA-基本步驟西安理工大學電子工程系馬劍平5摻雜半導體的費米能級熱平衡電中性條件n型p型p0+nD+=n0+pA-n0=nD++p0p0=pA-+n0低溫弱電離P0=0n0=nD+n0=0p0=pA-過渡區(qū)n0=

p0+

NDp0=n0+NA強電離n0=nD+

=

NDp0=pA-

=NA高溫本征激發(fā)n0=

p0n0=

p0西安理工大學電子工程系馬劍平6必須掌握的幾個公式1載流子濃度表達式EvEcEFEi西安理工大學電子工程系馬劍平7強電離載流子濃度n型半導體p型半導體多子濃度少子濃度多子濃度少子濃度西安理工大學電子工程系馬劍平82.平衡p-n結的載流子分布pnpp0np0nn0pn0P’n’n(x)p(x)V(x)-xpxnnV(-xp)=0V(-xn)=VD西安理工大學電子工程系馬劍平93.表面處電勢為Vs時,表面載流子的濃度EvEcEFEiVsP型VB西安理工大學電子工程系馬劍平104.半導體的電導率5.電中性條件6.耗盡層西安理工大學電子工程系馬劍平11三大理論四大機理耗盡層近似熱電子發(fā)射隧道勢壘貫穿擴散-漂移、產生-復合

pn結少子注入與擴散肖特基多子的發(fā)射反型層的建立與耗盡區(qū)的形成西安理工大學電子工程系馬劍平12重要概念半導體、N型半導體、P型半導體、本征半導體、非本征半導體載流子、電子、空穴、平衡載流子、非平衡載流子、過剩載流子、熱載流子能帶、導帶、價帶、禁帶摻雜、施主、受主輸運、漂移、擴散、產生、復合耗盡層近似、熱電子發(fā)射、隧道勢壘貫穿西安理工大學電子工程系馬劍平13概念的區(qū)分有效質量、縱向有效質量、橫向有效質量

非平衡載流子和熱載流子

擴散長度，牽引長度與德拜長度

歐姆接觸與整流接觸

平帶電壓與閾值電壓（對MOS結構而言）

費米能級與準費米能級復合中心與陷阱中心費米能級、化學勢、電子親和能

遷移率與擴散系數(shù)光磁電效應

西安理工大學電子工程系馬劍平14基本規(guī)律的理解肖特基勢壘與PN結勢壘的異同

強電場下半導體的歐姆定律的偏離本征和摻雜半導體電導率隨溫度T的變化強場下的負微分遷移率俄歇復合的特點半導體對光的吸收的主要吸收過程西安理工大學電子工程系馬劍平15半導體的能帶圖西安理工大學電子工程系馬劍平16深能級雜質與淺能級雜質金是硅中的深能級雜質，形成有效的復合中心，嚴重影響少子壽命。淺能級雜質在半導體中決定多數(shù)載流子的濃度，對少子的壽命影響不大。金在硅中的兩個深能級并不是同時起作用的。在n型硅中,費米能級總是比較靠近導帶,金的能級被電子基本填滿，所以只有受主能級EtA起作用；而在p型硅中，金的能級基本上是空的，因而只存在施主能級EtD

。西安理工大學電子工程系馬劍平17半導體器件的工作溫度限制一般半導體器件正常工作時，載流子主要來源于雜質電離。隨著器件溫度的上升，在保持載流子主要來源于雜質電離時，器件性能才可不失效。為此要求本征載流子濃度至少比雜質濃度低一個數(shù)量級。硅平面管一般采用室溫電阻率為1Ωcm的材料，其雜質濃度約為5x1015cm-3，根據(jù)本征載流子濃度與溫度的關系可得硅器件的極限工作溫度約為520K。西安理工大學電子工程系馬劍平18本征載流子濃度與溫度的關系西安理工大學電子工程系馬劍平19載流子濃度平衡態(tài)下的載流子濃度非平衡態(tài)下的載流子濃度可表示為：西安理工大學電子工程系馬劍平20不同摻雜情況下的費米能級摻有某種雜質的半導體的載流子濃度和費米能級由溫度和雜質濃度所決定。對于雜質濃度一定的半導體，隨著溫度的升高，載流子則是從以雜質電離為主來源過渡到以本征激發(fā)為主要來源的過程。相應地，費米能級則從位于雜質能級附近逐漸移近禁帶中線處。對于n型半導體，費米能級位于禁帶中線以上；而對于p型半導體，費米能級則位于禁帶中線以下。雜質濃度越高，費米能級距離禁帶中線越遠。對于電子而言，越靠近導帶電子能量越高；對于空穴而言，則是越靠近價帶空穴的能量越高。西安理工大學電子工程系馬劍平21摻雜半導體的費米能級熱平衡電中性條件n型p型p0+nD+=n0+pA-n0=nD++p0p0=pA-+n0低溫弱電離P0=0n0=nD+n0=0p0=pA-過渡區(qū)n0=

p0+

NDp0=n0+NA強電離n0=nD+

=

NDp0=pA-

=NA高溫本征激發(fā)n0=

p0n0=

p0西安理工大學電子工程系馬劍平22一般情況下關于EF和T的方程西安理工大學電子工程系馬劍平23硅中電子和空穴遷移率與雜質和溫度的關系對摻雜的鍺、硅等原子半導體，主要的散射機構是聲學波晶格散射和電離雜質散射.雜質散射使遷移率隨溫度增加而增大；晶格散射使遷移率隨溫度增加而降低。雜質濃度較低時,遷移率隨溫度升高迅速減小,晶格散射起主要作用.隨著雜質濃度的增加，雜質散射逐漸加強。當雜質濃度很高時，在低溫范圍，遷移率隨溫度升高緩慢上升，直到很高溫度(250°C)才稍有下降。說明雜質散射直到此時才讓位于晶格振動散射為主。西安理工大學電子工程系馬劍平24EcEFEiEv載流子濃度與能級的關系E0西安理工大學電子工程系馬劍平25費米能級的深刻含義濃度越高￡費米能級越靠近事實上，能帶與費米能級的距離決定了載流子的濃度。EvEcEFEi費米能級越靠近導帶底，說明導帶電子濃度越高。費米能級越靠近價帶頂，則說明價帶空穴濃度越高。西安理工大學電子工程系馬劍平26準費米能級當半導體處于非平衡狀態(tài)時，不再存在統(tǒng)一的費米能級。然而分別就價帶和導帶的電子而言，各自又基本處于平衡態(tài)，而導帶和價帶之間則處于非平衡態(tài)。對于非平衡態(tài)，費米能級和統(tǒng)計分布函數(shù)分別對導帶和價帶各自仍然適用。對于非平衡態(tài)下的導帶和價帶分別引人導帶費米能級和價帶費米能級，稱為“準費米能級”。西安理工大學電子工程系馬劍平27復合中心和陷阱中心復合中心：半導體中的雜質和缺陷可以在禁帶中形成一定的能級，對非平衡載流子的壽命有很大影響。實驗發(fā)現(xiàn)，雜質、缺陷越多，壽命越短，說明雜質和缺陷具有促進復合的作用。把促進復合過程的雜質和缺陷稱為復合中心，重金屬形成有效的復合中心。陷阱中心：半導體中的雜質和缺陷在禁帶中形成一定的能級，這些能級具有收容部分非平衡載流子的作用，雜質能級的這種積累非平衡載流子的作用稱為陷阱效應。把產生顯著陷阱效應的雜質和缺陷稱為陷阱中心。西安理工大學電子工程系馬劍平28表面復合實際上，少數(shù)載流子壽命值在很大程度上受半導體樣品的形狀和表面狀態(tài)的影響。表面復合是指在半導體表面發(fā)生的復合過程。表面處的雜質和表面特有的缺陷也在禁帶中形成復合中心能級，因此，表面復合仍為間接復合。表面復合率Us：單位時間通過單位表面積復合掉的電子-空穴對數(shù)。實驗發(fā)現(xiàn)，表面復合率與表面處非平衡載流子濃度成正比，比例系數(shù)稱為表面復合速度s。表面復合具有重要的實際意義，可以影響載流子的注入效果。西安理工大學電子工程系馬劍平29俄歇復合載流子從高能級向低能級躍遷發(fā)生電子-空穴復合時，一定要釋放出多余的能量。如果載流子將多余的能量傳給另一個載流子，使這個載流子被激發(fā)到能量更高的能級上去，當它重新躍遷回低能級時，多余的能量常以聲子形式放出，這種復合稱為俄歇復合,其特征為伴隨著復合過程有另一個載流子的躍遷過程?？蓪⒍硇獜秃戏譃閹чg復合和與雜質和缺陷有關的復合兩大類。在小信號情況下，俄歇復合率正比于非平衡載流子的濃度。西安理工大學電子工程系馬劍平30歐姆接觸整流接觸所謂歐姆接觸是指金屬與半導體間接觸電阻很小，不產生明顯的附加阻抗，不會使半導體內部的平衡載流子濃度發(fā)生顯著的改變。

金屬與半導體相接觸，在緊密接觸的金屬和半導體之間加上電壓時，阻擋層具有類似p-n結的伏-安特性，即有整流特性，則稱為整流接觸。

西安理工大學電子工程系馬劍平31雜質半導體中的非平衡少子壽命小注入時，非平衡少子的壽命取決于n0、p0、n1、p1，其中最大者起主要作用。對于一般的復合中心，rn=rp=r,那么τp=τn=1/(Ntr)西安理工大學電子工程系馬劍平32摻金工藝

在摻金的硅中，少子壽命與金的濃度成反比。因此，通過控制金濃度，可以在寬廣的范圍內改變少子的壽命。少量的有效復合中心就能大大縮短少數(shù)載流子的壽命,摻金工藝已作為縮短少數(shù)載流子的壽命的有效手段而廣泛應用。西安理工大學電子工程系馬劍平33肖特基二極管與PN結二極管肖特基二極管與PN結二極管具有類似的電流-電壓關系，即它們都有單向導電性；但又有區(qū)別：首先，就載流子的運動形式而言，PN結正向導通時，由P區(qū)注入N區(qū)的空穴或由N區(qū)注入P區(qū)的電子都是少數(shù)載流子，它們先形成一定的積累，然后靠擴散運動形成電流。這種注入的非平衡載流子的積累稱為電荷存儲效應，它嚴重地影響了PN結的高頻特性。而肖特基二極管的正向電流主要是由半導體中的多數(shù)載流子進入金屬形成的，它是多數(shù)載流子器件，因此有比PN結更好的高頻特性。其次，對于相同的勢壘高度，肖特基二極管的JsD

或JsT

比PN結的反向飽和電流Js大得多。換言之，對于同樣的使用電流，肖特基勢壘二極管將有較低的正向導通電壓，一般為0.3V左右。

西安理工大學電子工程系馬劍平34強電場下歐姆定律發(fā)生偏離的原因主要可以從載流子與晶格振動散射時的能量交換過程來說明。在有電場存在時，載流子從電場中獲得能量，隨后又以發(fā)射聲子的形式將能量傳給晶格，穩(wěn)態(tài)時平均的說，單位時間載流子從電場中獲得的能量同給予晶格的能量相同。

在強電場情況下，載流子從電場中獲得的能量很多，載流子的平均能量比熱平衡狀態(tài)時的大，因而載流子和晶格系統(tǒng)不再處于熱平衡狀態(tài)。此時，歐姆定律發(fā)生偏移，表明電導率不再是常數(shù)，隨電場而變。電導率決定于載流子濃度和遷移率。平均漂移速度與電場強度不再成正比，遷移率隨電場改變。

西安理工大學電子工程系馬劍平35漂移遷移率和電導遷移率漂移遷移率：半導體內部電場穩(wěn)定時，載流子具有一個恒定不變的平均漂移速度。電場強度增大，平均漂移速度也增大，將μ稱為載流子的漂移遷移率，表示單位場強下載流子平均漂移速度。電導遷移率：對等能面為旋轉橢球面的多極值半導體，因為晶體不同方向有效質量不同，所以引入半導體電導有效質量mc來取代m*，這樣得到的遷移率μ稱為電導遷移率，記為μc。西安理工大學電子工程系馬劍平36強場效應、耿氏效應、異質結窗口效應強場效應：指當電場強度很強時，電流密度和電場強度關系偏離了歐姆定律，遷移率隨電場變化?？梢詮妮d流子與晶格振動散射時能量交換過程來說明。在強電場情況下，載流子有效溫度Te比晶格溫度T高，載流子平均能量比晶格的大，在平均自由程不變的情況下，平均自由時間減小，因而遷移率降低。耿氏效應：在耿氏器件兩端加上電壓后，由于器件內局部摻雜不均勻，使器件內場強處于負微分電導區(qū)時，就形成帶負電的電子積累層和帶正電的由電離施主構成的電子耗凈層，組成空間電荷偶極層，稱為偶極疇。偶極疇形成后，疇內正負電荷產生一個與外加電場同方向的電場，使疇內電場增強，疇外電場降低隨著偶極高場疇不斷生成、生長達到穩(wěn)定，形成耿氏震蕩，這個效應稱為耿氏效應。異質結窗口效應：用禁帶寬度不同的兩塊半導體構成的異質結，并將禁帶寬度Eg1大的半導體1作為光的入射面時，則半導體1的透射光譜與禁帶寬度Eg2較小的半導體2的吸收光譜組成一個較寬的光譜范圍，異質結對光譜范圍具有很靈敏的光電特性。這一效應在太陽能電池，光電二極管等光電器件中有著實際的應用。西安理工大學電子工程系馬劍平37擴散長度，牽引長度與德拜長度擴散長度：指非平衡載流子在復合前深入樣品的平均距離，由擴散系數(shù)和材料非平衡少數(shù)載流子的壽命決定.牽引長度：非平衡載流子在電場的作用下，在壽命τ時間內所漂移的距離。德拜長度：在研究電介質表面極化層時提出的理論上的長度，用來描寫正離子的電場所能影響到電子的最遠距離。對于半導體，表面空間電荷所能影響到電子的最遠距離，表面空間電荷層厚度隨襯底摻雜濃度、介電常數(shù)、表面電勢等許多因素而改變，但其厚度的數(shù)量級用一個特征長度—德拜長度LD表示。西安理工大學電子工程系馬劍平38電阻率隨溫度的變化對于純的本征半導體,電阻率主要由本征載流子濃度決定,電阻率隨溫度增加而單調地下降,這是半導體區(qū)別于金屬的一個重要特征。ρT對于雜質半導體,既有雜質電離和本征激發(fā)兩個因素,有雜質散射和晶格散射兩種散射機構存在。溫度很低時，本征激發(fā)可以忽略，散射主要由電離雜質決定，遷移率隨溫度升高而增大，電阻率隨溫度升高而下降。溫度較高時，雜質已全部電離，晶格振動散射上升為主要矛盾，遷移率隨溫度升高而降低，電阻率隨溫度升高而增大。高溫及本征激發(fā)成為矛盾的主要方面時，電阻率又由本征載流子濃度決定，并隨溫度急劇下降。西安理工大學電子工程系馬劍平39強場下歐姆定律發(fā)生偏離的原因載流子與晶格振動散射時的能量交換過程有電場存在時,載流子從電場中獲得能量,隨后又以聲子的形式將能量傳給晶格,即主要和聲學波散射.達到穩(wěn)定狀態(tài)時,載流子與晶格系統(tǒng)處于熱平衡狀態(tài),具有相同的熱力學溫度。在強場情況下,載流子從電場中獲得的能量很多,在與晶格散射時,平均自由時間縮短,因而遷移率降低.由于載流子的平均能量比熱平衡狀態(tài)時的大,載流子不再與晶格系統(tǒng)保持熱平衡,此時的載流子稱為熱載流子.但是,當場強進一步增強,載流子的能量高到散射時可以發(fā)射光學聲子,載流子從電場中獲得的能量大部分又消失,平均漂移速度達到飽和。西安理工大學電子工程系馬劍平40vdIEIIE2IIETIIE1Iμ1IE1Iμ2IE2I2x104V/cm3.2x104V/cmn2>>n1n1>>n2能谷間的散射微分電導ΓLk<111>0.49eVEValley2Valley1n1n2ΔkΔE二階導數(shù)代表曲率、一階導數(shù)(斜率)代表速度。有效質量與曲率成反比、與曲率半徑成正比、速度與斜率成正比、曲率大，曲率半徑小，能谷1速度大、曲率大有效質量小，遷移率大。西安理工大學電子工程系馬劍平41高場疇區(qū)及耿氏震蕩由于某種原因比如摻雜不均勻出現(xiàn)一個高阻區(qū),電場在此區(qū)集中,超過閾值時位于微分負電導區(qū)，使此區(qū)中的部分電子躍遷到高能谷中，平均漂移速度低于區(qū)外電子。由于區(qū)外電子速度較大，前端電子的快速逸出而區(qū)內電子不能及時補充從而形成電子耗盡層;同時后端電子又快速推進，而區(qū)內電子漂移緩慢，必然在后端形成電子的積累層。這樣就形成了一個空間電荷偶極層，稱為偶極疇，簡稱疇，疇的電場方向與外電場一致，使疇內電場進一步加強，疇外電場也有所降低，因此這種偶極疇又稱高場疇。-V+--++隨著漂移的進行,疇內電場的不斷加強,疇的厚度繼續(xù)增大,疇外電場也不斷降低.最終疇內電子的漂移速度飽和,疇外電子的速度也降到與之相同，疇不再增長,疇區(qū)內外電子以相同的速度漂移。V=Edl=Ebd+(l-d)Ea西安理工大學電子工程系馬劍平42一維n型半導體表面光照穩(wěn)態(tài)少子分布n型E粒子數(shù)積累西安理工大學電子工程系馬劍平43表面注入空穴的一維穩(wěn)態(tài)擴散1樣品足夠厚：x=0，Δp(0)=(Δp)0,

末端x=∞，濃度Δp=02樣品厚度為W，在W端非平衡少子被全部引出。即:x=0，Δp(0)=(Δp)0x=W，Δp(W)=0

西安理工大學電子工程系馬劍平44xP(x)P(0)穩(wěn)定光照射下的表面復合穩(wěn)定光照射在一塊均勻摻雜的n型半導體中均勻產生非平衡載流子,產生速率為gp,樣品一端的表面復合速度為sp，平衡空穴濃度為p0。p0n型西安理工大學電子工程系馬劍平45非平衡少子的運動：擴散、漂移和復合非平衡少子Δnp擴散區(qū)非平衡少子Δpn擴散區(qū)復合←擴散擴散→復合+-+-+++++++-------漂移Dp/Lp具有速度的量綱，稱為擴散速度Dn/Ln具有速度的量綱，稱為擴散速度p-n結的形成和能帶p-n結的一個重要特點就是其中存在有電場很強的空間電荷區(qū)，故p-n結的形成機理，關鍵也就在于空間電荷區(qū)的形成問題；p-n結的能帶也就反映了空間電荷區(qū)中電場的作用。從能量上來看，由于空間電荷所形成的內建電場的出現(xiàn)，就使得電子在p型半導體一邊的能量提高了，同時空穴在n型半導體一邊的能量也提高了；而在界面附近處產生出了一個阻擋載流子進一步擴散的勢壘—p-n結勢壘。由于n型和p型兩邊存在著內建電勢差，電子在n型半導體中和在p型半導體中的勢能就不相等了。由于電場等于電勢降落的梯度，因此能帶在p-n結勢壘區(qū)中是傾斜的，載流子在勢壘區(qū)內的運動主要靠漂移；但在勢壘區(qū)以外的能帶是水平的，載流子的運動主要靠擴散。西安理工大學電子工程系馬劍平16西安理工大學電子工程系馬劍平47平衡p-n結的載流子分布pnpp0np0nn0pn0P’n’n(x)p(x)x-xpxn西安理工大學電子工程系馬劍平48勢壘邊界處非平衡少數(shù)載流子的濃度分布n區(qū)勢壘邊界x=xn非平衡少子Δpn(xn)p區(qū)勢壘邊界x=xp非平衡少子Δnp(xp)西安理工大學電子工程系馬劍平41西安理工大學電子工程系馬劍平41為什么認為通過理想p-n結的電流（正向電流和反向電流）都是少數(shù)載流子在擴散區(qū)的擴散電流？載流子通過勢壘區(qū)的方式主要有三種：若勢壘厚度非常薄（與載流子deBlolig波長相當），則為量子隧道效應方式；若勢壘厚度較?。ù笥赿eBlolig波長，但小于載流子的平均自由程），則為熱發(fā)射方式；若勢壘厚度較厚（大于載流子平均自由程），則為依靠濃度梯度的擴散方式。因為勢壘區(qū)近似為耗盡層,屬于高阻區(qū),則外加電壓將完全降落在勢壘區(qū),擴散區(qū)中沒有電壓和電場。外加電壓可以改變勢壘區(qū)的特性：正向電壓使電場減弱、勢壘厚度減薄和勢壘高度降低；反向電壓使電場增強、勢壘厚度增厚和勢壘高度升高。②因為擴散區(qū)中沒有電場，則載流子在擴散區(qū)中的電流就是由濃度梯度所產生的擴散電流，而不存在漂移電流。③根據(jù)電流的連續(xù)性，若載流子由漂移和擴散相繼產生電流時，則總電流的大小將主要受到最慢、最小過程的限制。例如，當一種載流子相繼進行擴散和漂移（不是既有擴散、又有漂移）時，則電流大小將主要由較慢的擴散過程來決定，而與迅速的漂移過程基本上無關。④少數(shù)載流子電流不一定小于多數(shù)載流子電流。因為少數(shù)載流子電流決定于載流子濃度的梯度（與濃度大小無關），多數(shù)載流子電流決定于載流子濃度的大小，兩種電流的大小不可因載流子的多少而論。西安理工大學電子工程系馬劍平43pn結的正向電流當p-n結加上正向電壓時，勢壘高度降低(勢壘厚度也減薄)，則載流子按照Boltzmann能量分布規(guī)律，即有一定數(shù)量的載流子“越過”勢壘區(qū)而到達對面的擴散區(qū)表面（擴散區(qū)與勢壘區(qū)的界面）。這種“越過”勢壘區(qū)的過程不是電場的漂移作用，而是載流子能量的統(tǒng)計作用(實際上就是載流子的熱發(fā)射效應)，不需要考慮渡越時間。然而，到達對面擴散區(qū)表面的載流子成為了少數(shù)載流子，不能很快地到達對面的電極而形成電流，于是就在散區(qū)表面附近積累、形成濃度梯度，然后一邊向內部擴散、一邊復合，從而產生了電流—擴散電流。所以，理想p-n結的正向電流主要是少數(shù)載流子在擴散區(qū)中的擴散電流，至于載流子“越過”勢壘區(qū)過程的限制作用就被忽略了。pn結的反向電流p-n結的反向電流包含少數(shù)載流子擴散電流和復合中心的產生電流。p-n結的反向擴散電流：當p-n結加上反向電壓時，勢壘高度升高（勢壘厚度也增大），則由于能量分布的限制，載流子不能“越過”勢壘區(qū)；這時n區(qū)邊界xn附近的空穴被勢壘區(qū)的強電場驅向p區(qū)，而p區(qū)邊界xp附近的電子被驅向n區(qū)。當這些少數(shù)載流子被電場驅走后，就形成與正向注入時方向恰好相反的少數(shù)載流子的密度梯度，p區(qū)和n區(qū)內部的少子就會分頭向勢壘區(qū)方向擴散，形成反向偏壓下的電子擴散電流和空穴擴散電流。這種情況好像少數(shù)載流子不斷地被抽出來，所以稱為少數(shù)載流子的抽取。與此同時，只要載流子進入勢壘區(qū)，就馬上被電場拉向(漂移)到對面、并形成反向電流?？梢?，形成p-n結的反向電流包含兩個過程—少數(shù)載流子在擴散區(qū)中的反向擴散過程和載流子漂移渡越勢壘區(qū)的過程；但因為載流子漂移渡越勢壘區(qū)的過程很快，可以忽略，所以p-n結的反向電流即可認為主要是少數(shù)載流子在擴散區(qū)中的擴散電流。p-n結的反向產生電流：在反向電壓下，勢壘區(qū)處于載流子嚴重欠缺的非平衡狀態(tài)，則為了恢復平衡，勢壘區(qū)中的復合中心產生出大量的電子和空穴對，并且電子即被電場拉向n型半導體一邊、空穴即被電場拉向p型半導體一邊，從而就形成了反向電流。因為產生電流主要決定于勢壘區(qū)中產生中心的數(shù)量，而勢壘厚度會隨著反向電壓的增大而展寬，所以產生中心的數(shù)量也將隨著反向電壓的增大而增多，于是反向產生電流也就不會飽和—電流與電壓有關。西安理工大學電子工程系馬劍平46西安理工大學電子工程系馬劍平52突變結的勢壘電容CT時n區(qū)邊界xn附近的空穴被勢壘區(qū)的強電場驅向p區(qū)，而p區(qū)邊界xp附近的電子被驅向n區(qū)。當這些少數(shù)載流子被電場驅走后，就形成與正向注入時方向恰好相反的少數(shù)載流子的密度梯度，p區(qū)和n區(qū)內部的少子就會分頭向勢壘區(qū)方向擴散，形成反向偏壓下的電子擴散電流和空穴擴散電流。這種情況好像少數(shù)載流子不斷地被抽出來，所以稱為少數(shù)載流子的抽取。西安理工大學電子工程系馬劍平53阻擋層的整流作用外加電壓V于金屬,由于阻擋層是一個高阻區(qū),因此電壓主要降落在阻擋層上,原來半導體表面和內部之間的電勢差即表面勢Vs0現(xiàn)在應為-q[Vs0+V]。顯然,外加電壓V與原來表面勢Vs0符號相同時,阻擋層將提高,否則勢壘將下降。對于n型阻擋層而言,由于表面勢Vs0<0,加在金屬上的正電壓(V>0)將使半導體一邊到金屬的勢壘降低,但金屬中的電子要想進入半導體所面臨的勢壘高度卻不隨是否外加電壓而變化,因為金屬的費米能級幾乎不隨外加電壓而變化，從金屬到半導體的電子電流是恒定的。西安理工大學電子工程系馬劍平54表面電場效應反偏多子積累,正偏多子耗盡,少子反型EvEcEFEiEi=EF時，表面處導帶電子濃度等于價帶空穴濃度.EvEcEFEiP型EvEcEFEiqVBEvEcEFEiEvEcEFEiEvEcEFEiEvEcEFEiEvEcEFEiqVBqVB西安理工大學電子工程系馬劍平55Ei=EF時，表面處價帶空穴濃度等于導帶電子濃度.n型EvEcEFEiEvEcEFEiqVBEvEcEFEiqVB表面電場效應反偏多子積累,正偏多子耗盡,少子反型理想MIS結構的充放電(a)負電壓在MIS電容器中產生的正負電荷分別聚集在絕緣層兩邊的金屬和半導體表面(b)當UG>0，但不足以使半導體表面反型時，空間電荷區(qū)處于耗盡狀態(tài)，電容器CS的充放電反映在耗盡層厚度的變化上反型層一旦形成，耗盡層的空間電荷區(qū)基本不再隨UG升高而改變，其寬度保持在極大值xd,max,大量電子聚集在半導體表面，與金屬表面的大量正電荷一起分布在絕緣層兩邊,耗盡層空間電荷對MIS電容的貢獻完全被表面反型層屏蔽掉.當UG頻率極高，以至在其過短的作用時間內，反型層中電子的產生遠遠滿足不了形成強反型層對電荷量的需要，那么，即使UG已超過UT，也不能在半導體表面形成強反型層，這時對半導體起屏蔽作用的只能是耗盡層，電壓增量引起的電荷增量仍須通過耗盡層的擴展來提供，而在反型層中沒有相應的電量變化西安理工大學電子工程系馬劍平56

（a）多子積累(b)多子耗盡(c)強反型（低頻）(d)強反型（高頻）(a)多子積累(b)多子耗盡(c)