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第六章 pn结(2) 正向偏压在势垒区中产生了与内建电场方向相反的电场，因而减弱了势垒区中的电场强度，这就表明空间电荷相应减少。故势垒区的宽度也减小，同时势垒高度从 qVD下降为q(VD-V)，如图6-10所示。 势垒区电场减弱，破坏了载流子的扩散运动和漂移运动之间原有的平衡，削弱了漂移运动，使扩散流大于漂移流。所以在加正向偏压时，产生了电子从n区向p区以及空穴从p区向n区的净扩散流。 电子通过势垒区扩散入p区，在边界pp‘ (x=-xp)处形成电子的积累，成为p区的非平衡少数载流子，结果使pp’处电子浓度比p区内部高，形成了从pp’处向p区内部的电子扩散流。非平衡少子边扩散边与p区的空穴复合，经过比扩散长度大若干倍的距离后，全部被复合。这一段区域称为扩散区。 在一定的正向偏压下，单位时间内从 n区来到pp’处的非平衡少子浓度是一定的，并在扩散区内形成一稳定的分布。所以，当正向偏压一定时，在pp‘处就有一不变的向p区内部流动的电子扩散流。 同理，在边界nn‘处也有一不变的向n区内部流动的空穴扩散流。n区的电子和p区的空穴都是多数载流子，分别进入p区和n区后成为p区和n区的非平衡少数载流子。 当增大正偏压时，势垒降得更低，增大了流入p区的电子流和流入 n区的空穴流， 这种由于外加正向偏压的作用使非平衡载流子进入半导体的过程称为非平衡载流子的电注入 。 当pn结加反向偏压 V时，反向偏压在势垒区产生的电场与内建电场方面一致，势垒区的电场增强，势垒区也变宽，势垒高度由qVD增高为q(VD ＋V)，如图6-12所示。 势垒区电场增强，破坏了载流子的扩散运动和漂移运动之间的原有平衡，增强了漂移运动，使漂移流大于扩散流。这时n区边界 nn’处的空穴被势垒区的强电场驱向p区，而p区边界pp’处的电子被驱向n区。 当这些少数载流子被电场驱走后，内部的少子就来补充 ，形成了反向偏压下的电子扩散电流和空穴扩散电流，这种情况好像少数载流子不断地被抽出来，所以称为少数载流子的抽取或吸出。pn结中总的反向电流等于势垒区边界nn‘和pp‘附近的少数载流子扩散电流之和。 因为少子浓度很低，而扩散长度基本不变化，所以反向偏压时少子的浓度梯度也较小;当反向电压很大时，边界处的少子可以认为是零。这时少子的浓度梯度不再随电压变化，因此扩散流也不随电压变化，所以在反向偏压下，pn结的电流较小并且趋于不变。 6.2.2 理想pn结模型及其电流电压方程 符合以下假设条件的pn结称为理想pn结模型 : (1)小注入条件— 注入的少数载流子浓度比平衡多数载流子浓度小得多; (2)突变耗尽层条件— 外加电压和接触电势差都降落在耗尽层上，耗尽层中的电荷是由电离施主和电离受主的电荷组成，耗尽层外的半导体是电中性的。因此，注入的少数载流子在p区和n区是纯扩散运动; (3)通过耗尽层的电子和空穴电流为常量，不考虑耗尽层中载流子的产生及复合作用; (4)玻耳兹曼边界条件— 在耗尽层两端，载流子分布满足玻耳兹曼统计分布。 前面对于外加电压下的pn结的分析，和即将讨论的电流电压方程式，都是在上述理想pn结模型的基础上进行的。 因此，计算流过pn结的电流密度，可以按如下步骤进行: ①计算势垒区边界nn’及pp’处注入的非平衡少数载流子浓度; ②以边界nn’及pp’处注入的非平衡少数载流子浓度作边界条件，解扩散区中载流子连续性方程式，得到扩散区中非平衡少数载流子的分布; ③将非平衡少数载流子的浓度分布代入扩散方程，算出扩散流密度后，再算出少数载流子的电流密度; ④将两种载流子的扩散电流密度相加，得到理想pn结模型的电流电压方程式。 首先讨论pp’处注入的少数载流子电子的浓度 同理可得注入n区边界的非平衡载流子浓度为： 由(6-22)和(6-24)可见，注入势垒区边界pp’和nn’的非平衡少数载流子是外加电压的函数。它们可以作为解连续性方程的边界条件。 连续性方程为（见第五章） 稳态时，又假设材料是均匀的，所以，p0与x无关，此时，连续性方程可写为： 在半导体内部的电流密度与表面处相等，只是电子和空穴的扩散电流密度所占的比例不同。 另外，如果假设势垒区中的复合和产生可以忽略，因此，流过界面pp’的空穴电流密度等于流过nn’的空穴电流密度。 因此，求外加电压下流过pn结的电流密度，可以在pp’和nn’边界处分别求出电子和空穴的扩散电流密度，这是相对容易得到的。 6.2.3 影响pn结电流电压特性偏离理想方程的因素 实验表明，理想的电流电压方程式和小注入下锗pn结的实验结果符合较好，但和硅pn结的实验结果偏离较大。 砷化镓pn结和硅pn结的情况类似。 这说明理想电流电压方程式没有完全反映出外加电压下pn结的电流密度，还必须