半导体物理与器件第八章1剖析.ppt

§8.5 隧道二极管 重掺杂PN结的电流电压特性 1 2峰 3 4谷 5 6 0 正向电流一开始随正向电压增加迅速增加（1区）， 到达峰值JP（2点）后，电压增大电流反而下降（3区），到达极小值Jv（4点）， 反向电流随反向电压增加迅速增加（5区） 这类重或简并掺杂的PN结称为隧道结，其电流电压特性与隧道效应密切相关，这类二极管称为隧道二极管。隧道效应由江崎（1973年诺奖获得者）于1958年发现。又称为江崎二极管。 而后电压增大，电流又随电压增大而增大（6区）。 隧道结未加电压时： 隧道结未加电压时的能带图：重掺杂导致半导体简并，费米能级进入导带和价带。 热平衡，费米能级相等，结两边费米能级下无空状态，费米能级上无电子，隧道电流为0。 0 隧道结加正向小电压时： 由能带图可知，P区费米能级上有空状态，而n区费米能级以下有电子，则n区导带电子可以通过隧道效应到达P区价带中，形成正向隧道电流。 1 隧道结加正向电压不断增大并达峰值电压VP时 随正向电压增大，更多具有与P区空状态能量相同的N区电子到达P区，隧道电流增大。 2峰 1 Vp 当电压达到峰值电压时，N区导带底与P区费米能级持平，隧道电流达到最大。 隧道结加正向电压继续不断增大 随正向电压增大，势垒降低，具有与P区空状态能量相同的N区电子开始越来越少，隧道电流开始减小。 3 隧道结加正向电压不断增大并达谷底电压VP时 正向电压增大至Vv，具有与P区价带空状态能量相同的N区导带电子为0，隧道电流达到最小。 正向电压继续增大，PN结的结电流为扩散电流为主，遵循非简并PN结的电流电压关系。 4谷 6 隧道结加反向偏压时： 反向电压增加，反向隧道电流迅速增大，与齐纳击穿的原理类似。 5 隧道二极管噪音低：多子器件，单位时间内通过pn结的多子数目起伏小。 隧道二极管的优点： 工作温度范围大：隧道结用重掺杂简并半导体，温度对多子浓度影响较小。 可工作于极高频率：隧穿为量子效应，电子隧穿势垒极其迅速，不受度越时间限制。 小结 PN结二极管三种偏置状态下的空间电荷区变化，电流特性，少子分布，能带图特征。 PN结二极管理想电流电压特性关系及特性分析 长二极管与短二极管的区别 PN结二极管的产生电流、复合电流、大注入效应等非理性电流电压特性关系，理想因子的取值 PN结小信号等效电路模型组成，扩散电阻、扩散电容成因及特性 隧道二极管的负阻特性的基本工作原理 少子扩散电流呈指数下降，而流过PN结的总电流不变，二者之差就是多子的电流。 以P区情况为例，在远离结区的P区，PN结的电流为多子空穴电流，该电流为漂移电流，该电流作用如下： 物理意义小结： PN结势垒区两侧少子的扩散电流分别为： 它既提供向n区中注入的少子空穴 还提供与N区中注入过来的过剩少子电子相复合的空穴 上图为流过PN结的正向电流中，多子电流与少子电流成分的相互关系 基于双极输运特性，多子的电流完全可以用各区的少子电流进行分析： 在前面的分析中，我们假设理想PN结二极管N区和P区的长度远大于少子的扩散长度。实际PN结中，某个少子扩散区长度小于扩散长度L，如下图所示 短二极管特性  N型区的长度WnLp，此时N型区中过剩少子空穴的稳态输运方程为： 其在x=xn处的边界条件仍然为： 另一个边界条件，假设在x=xn+Wn处为欧姆接触，该处表面复合速度可认为无限大，即该处过剩载流子浓度为零。由此得到另一个边界条件为： 对于上述关于N型区中过剩少子空穴的稳态输运方程 来说，其通解的形式仍然为： 利用上述两个边界条件，可得稳态输运方程最终的解为： 对于WnLp的条件，我们还可以对上式做进一步的简化，因为此时有： 由上式可见此时，短N型区中过剩少子空穴的浓度呈线性分布。求N型区中少子空穴的扩散电流密度为 因此在短N型区中，少子空穴的扩散电流密度为： 在短N型区中，少子空穴的扩散电流密度保持不变，意味着短N型区中少子空穴的复合基本上可以忽略不计。 利用上述两个条件，可得稳态输运方程最终的解为： 正向电流较小时，曲线a段实验值比理论计算值大。且J-V关系为: 理想PN结电流电压特性与实际PN结电流电压特性的区别 正向电流较大时，曲线c段实验值J-V关系为： n又称为理想因子 在曲线d段，J-V关系不是指数关系，而是线性关系。 在反向偏压时，实际测得的反向电流比理论计算值大得多，且不饱和。 引起区别的主要因素： 空间电荷区中的产生及复合（8.2节） 大注入条件（8.2节） 串联电阻效应（8.3节） 在前面推导理想PN结I－V特性的过程中，我们完全忽略了载流子在PN结空间电荷区中可能发生的产生－复合现象。在实际PN结空间电荷区中，载流子的产生－复合现象由SRH复合理论给出，即：  1. 反偏PN结中的产生