新型半导体物理 第八章4.ppt

§8．5 异质结中的电流; 目前总的说来，对异质结电流的认识仍然比较少，往往难于对实验得到的伏安特性作出满意的说明。但看来并不象同质pn结和肖特基势垒那样，对于异质结不存在一种在多数情形下占主导地位的电流机制。 这一节先介绍扩散-发射电流为主的情形，然后说明复合机制和隧穿机制的作用．讨论只限于异质pn结． ; 在异质结中，在势垒区，导带或价带可能包含有尖峰．以图8. 26(a)的异质结为例，在正向偏压下，n区导带电子向p区的运动既包含有扩散，又包含有通过尖峰的发射．; 下面我们来导出包括考虑尖峰发射在内的电子电流．为了清楚起见，我们把正向偏压下的导带略加放大，画在图8．27中。; 为了能在尖峰处产生净发射电流，界面两边必定存在一定的费米能级差?EF，以使由n区向p区的发射超过由p区向n区的发射。由外加偏压V引起的费米能级差eV的其余部分降落在p区，用以驱动载流子向p区扩散(在两极管理论适用的条件下，可以认为电子费米能级水平通过n区)．这两部分费米能级降落的相对大小显然由电流连续来调节。 ; 先考虑越过尖峰的发射电流．尖峰处由n区向p区发射电流可写作 式中vr为描述电子发射的等效速度，它具有电子热运动速度的数量级．e(VDn?Vn)代表偏压下的尖峰高度． ; 由于在界面处费米能级降落了?EF， 比 降低了exp(-?EF/kT) 因子，因此由p区向n区的发射电流可写作; 通过尖峰的净热发射电流可写作： 其中; 现在来考虑p型区内电子的扩散电流。与同质pn结相比，由于驱动电子向p区内部扩散的费米能降落现在是(eV??EF)，而不是eV, 由界面向p区内部的扩散电流可以写作; 第二个等号是由于平衡时p区导带底比n区高出eVD??Ec，因此有np0=nn0exp[?(eVD??Ec)/kT]. 式中VD为扩散速度, vD=Dn/Ln。上式又可写作; jI和jD都受?EF调节．?EF的大小应使两者相等，由式（8-5-3)解出exp(??EF/kT)，代入式(8-5-6)，由电流连续：jI=jD=jn,可解出电流jn为;则jn约化为; 和同质结的结果完全相同。即在条件（8-5-9）满足时，降落在界面两边的费米能级差可以忽略不计。在相反的条件下; 与式(8-5-3)对比可见，上式可由eV代替式(8-5-3)中的?EF得到．即在上述情况下，费米能级主要降落在界面，电流是由界面尖峰处的电子发射决定的． 由A和B的表示式(8-5-4)和(8-5-7)，(8-5-9)和(8-5-11);(8-5-4); 当p区导带底高于尖峰时，条件(8-5-9)成立，电流主要由扩散决定．而当尖峰高于p区导带底kTlnVr/VD时，条件(8-5-11)成立，发射模型适用.但两者的相对高度是随偏压变化的，因此按照上述理论有可能出现由发射限制情形向扩散限制情形的过渡．在足够大的反向偏压下，?Vp有较大的值，VDp?Vp总会大于?Ec，一般应趋向于扩散限制的情形．; 综合式(8-5-10)和(8-5-12)可把正向扩散—发射电流一般表示为(略去第二项的小量)：  考虑到VnV，式中n≤1．在半对数坐标中电流与电压有线性关系： 斜率与温度有关． ; 在上面的讨论中，没有考虑势垒区和界面附近任何形式的复合电流．在这种情形下，注入的少子将在空间电荷区以外的区域逐渐复合，转化为多子电流，即有少子的注入． 下面我们以扩散为主的情形为例，讨论异质结中两种载流子电流比例问题。 ; 对于图8.26所示的异质结势垒(n区为宽禁带)，很容易写出空穴注入电流为; 在正向偏压V下，d处的空穴浓度为 式中np0为n区体内空穴平衡浓度．由之可求出空穴扩散电流为  利用np0与p区空穴平衡浓度pp0的平衡关系np0 = pp0 exp(?(eVD+?EV)/kT)可将上式写为 ; 若式(8-5-10)和(8-5-15)中的np0和pp0分别用NDexp[?(eVD??Ec)/kT]和NA代替, 可得jn和总电流j之比为 在得到上式时用??g代替了?Ec+?EV, 为两种材料禁带宽度之差。; 上式说明，在??gkT的条件下，即使NDNA,结电流中的电子电流也可远超过空穴电流. 这是因为在??g很大时, 空穴所面临的势垒比电子的高得多. jn/j称为电子注射效率. 异质结最初正是由最预料它能在相反掺杂(例如p区的受主掺杂比n区施主高)的情形下仍可获得高的电子注射效率．(电子注入远超过空穴)而引起人们注意. ; 这里顺便指出