當(dāng)p型半導(dǎo)體和n型半導(dǎo)體緊密結(jié)合時(shí),就將形成p結(jié)。pn結(jié)具有正反向不對稱是電性,因此可以用作整流二極管。pn結(jié)普遍用于其他半導(dǎo)體器件和集成電路的隔離、少子注人以及場效應(yīng)器件的源漏等。可以說pn結(jié)是構(gòu)成半導(dǎo)體器件和集成電路的最基本元素pn結(jié)界面也是半導(dǎo)體集成電路制造中最重要的界面之一。本節(jié)將討論 Pn結(jié)的基本特性。

3.3.1pn結(jié)空間電荷區(qū)

由于口型和p型半導(dǎo)體的熱平衡載流子類型與濃度不同,當(dāng)這兩種半導(dǎo)體結(jié)合在一起時(shí)就要發(fā)生載流子擴(kuò)散,如圖3.9所示,電子會(huì)從n型向p型擴(kuò)散,空穴從p型向n型擴(kuò)散這種互擴(kuò)散的結(jié)果是原本電中性的n型和p型半導(dǎo)體均偏離了電中性,n型半導(dǎo)體側(cè)帶正電，P型半導(dǎo)體側(cè)帶負(fù)電。與金屬接觸中的半導(dǎo)體類似,這種偏離電中性的區(qū)域也存在著定的寬度,稱為空間電荷區(qū),如圖3.10所示。在pn界面兩側(cè)形成空間電荷區(qū)的同時(shí),也產(chǎn)生相應(yīng)電場。由于這種電場是由載流子互擴(kuò)散造成的,為區(qū)別通常的外電場,這種電場又稱為內(nèi)建電場,但對載流子而言,內(nèi)建電場具有與外電場同樣性質(zhì)的作用力。由于p型半導(dǎo)體側(cè)帶負(fù)電、n型半導(dǎo)體側(cè)帶正電,所以,內(nèi)建電場的方向從n型指向p型,內(nèi)建電場就試圖將電子從p型半導(dǎo)體拉回n型半導(dǎo)體,將空穴從n半導(dǎo)體拉回p型半導(dǎo)體，或者說,內(nèi)建電場的作用是阻止電子、空穴的互擴(kuò)散。因此，位于pn結(jié)界面兩側(cè)的載流子既受到濃度梯度場作用力，又受到內(nèi)建電場作用力，載流子擴(kuò)散與漂移兩種運(yùn)動(dòng)同時(shí)存在，達(dá)到動(dòng)態(tài)平衡,在一定Pn結(jié)摻雜條件下,形成一定的空間電荷與電場分布。

3.3.2pn結(jié)界面電勢差

從能帶角度來看,由于P型和n型半導(dǎo)體功函數(shù)不等,兩種半導(dǎo)體在未接觸前,它們的費(fèi)米能級位置不同,如圖3.11所示。當(dāng)兩種半導(dǎo)體結(jié)合形成pn結(jié)時(shí),電子就要從費(fèi)米能級較高的n型半導(dǎo)體,流向費(fèi)米能級較低的p型半導(dǎo)體。隨著電子轉(zhuǎn)移,n型半導(dǎo)體顯正電性,P型半導(dǎo)體顯負(fù)電性，形成從n型指向P型半導(dǎo)體的內(nèi)建電場,從而使n區(qū)的靜電勢升高、能帶下降。根據(jù)熱力學(xué)理論,熱平衡狀態(tài)系統(tǒng)具有統(tǒng)一的費(fèi)米能級。n區(qū)半導(dǎo)體能帶相對p區(qū)下降,使得兩種半導(dǎo)體的費(fèi)米能級持平,達(dá)到熱平衡狀態(tài),如圖3.12所示。這種n區(qū)和p區(qū)靜電勢差,可稱為內(nèi)建電勢或接觸電勢差,對于均勻摻雜的Pn突變結(jié),內(nèi)建電勢大小可表示為

其中,NA和No分別為p型和n型半導(dǎo)體的摻雜濃度，n;為半導(dǎo)體本征載流子濃度,k為玻爾茲曼常數(shù),T為絕對溫度，q為電子電荷。

對于均勻摻雜的Pn突變結(jié),根據(jù)高斯定理、泊松方程及電場連續(xù)性原理,Pn結(jié)空間電荷區(qū)內(nèi)的電場分布為線性,Pn結(jié)界面電場應(yīng)連續(xù),空間電荷區(qū)邊界的電場強(qiáng)度為零。由于電勢是電場強(qiáng)度的積分，因此，電勢分布為拋物型，能帶形狀即為電勢分布圖的倒轉(zhuǎn)。圖3.13展示了熱平衡條件下Ppn突變結(jié)的凈電荷密度、電場強(qiáng)度、電勢分布,其具體數(shù)學(xué)表達(dá)式可參見相關(guān)文獻(xiàn)[1.7.8]

3.3.3 載流子分布與注入

由于能帶圖是對電子而言,因此，與靜電勢V(x)對應(yīng)的能帶圖變化應(yīng)為一qV(x)。能帶邊Ec(z)、Ev(z)與本征費(fèi)米能級E;(z)具有相同的變化關(guān)系，因此,E(x)即為靜電勢的翻轉(zhuǎn)。根據(jù)(2.12a)和(2.12b)式,載流子濃度:(x)、p(x)隨E(x)具有指數(shù)依賴關(guān)系圖3.14展示的載流子濃度分布,包括熱平衡、正偏、反偏3種狀態(tài)。在空間電荷區(qū)內(nèi)絕大部分區(qū)域,載流子的濃度遠(yuǎn)小于熱平衡多子濃度Pro、n，所以，空間電荷區(qū)也常稱為耗盡區(qū)因?yàn)榭臻g電荷區(qū)內(nèi)的靜電勢變化，對多數(shù)載流子有阻擋作用,所以,空間電荷區(qū)又稱勢壘區(qū)。

在熱平衡時(shí),載流子濃度的變化只發(fā)生在空間電荷區(qū)，加n=n仍成立。在該區(qū)域中，載流子除了有擴(kuò)散運(yùn)動(dòng)外,還有漂移運(yùn)動(dòng),如前所述，這兩種運(yùn)動(dòng)達(dá)到了動(dòng)態(tài)平衡;在中性區(qū)，載流子濃度均勻分布。在正偏(即p區(qū)加正、n區(qū)加負(fù),偏壓為V)條件下,外電場與內(nèi)建電場方向相反,或者說削弱了內(nèi)建電場，從而有凈擴(kuò)散電流持續(xù)流過pn結(jié),同時(shí)，縮小了空間電荷區(qū)?？臻g電荷區(qū)內(nèi)的載流子處于非平衡狀態(tài),需用準(zhǔn)費(fèi)米能級描寫,由于電子準(zhǔn)費(fèi)米能級比空穴準(zhǔn)費(fèi)米能級高qV,因此，pn=nexp(qV/kT)。這時(shí),載流子濃度的變化不僅發(fā)生在空間電荷區(qū),也發(fā)生在中性區(qū),在空間電荷區(qū)邊界上少子濃度發(fā)生了一定程度的堆積,其濃度分別為

其中Lp和Ln分別為n區(qū)和p區(qū)熱平衡少子濃度。根據(jù)連續(xù)性方程,中性區(qū)內(nèi)少子濃度呈指數(shù)分布，可表示如下:

其中,Lp和Ln分別為n區(qū)空穴和p區(qū)電子的擴(kuò)散長度。由以上各式可以看出,在正偏時(shí)，P區(qū)的空穴和n區(qū)的電子將分別向n區(qū)和P區(qū)注人,且這種注人隨偏壓V呈指數(shù)增長關(guān)系。當(dāng)pn結(jié)反偏(即P區(qū)加負(fù)、n區(qū)加正)時(shí),外電場與內(nèi)建電場方向相同,空間電荷區(qū)加寬。

3.3.4 pn結(jié)的單向?qū)щ娞匦?/p>

由(3.19)式可知,pn結(jié)在正向偏置時(shí),進(jìn)人非平衡狀態(tài),少子注人隨偏壓V呈指數(shù)增長關(guān)系。同時(shí),pn結(jié)在反偏時(shí),空間電荷區(qū)邊界上的少子濃度幾乎為零(因?yàn)閂為負(fù)數(shù)),且與反偏電壓的大小幾乎無關(guān)。這時(shí)中性區(qū)也形成非平衡狀態(tài),只不過此時(shí)非平衡載流子濃度變化為負(fù),即載流子缺少,如圖3.14(c)所示。所以,pn結(jié)反偏時(shí)仍存在擴(kuò)散電流,只不過此時(shí)的電流很小,正比于少子濃度梯度,且與反偏電壓的大小幾乎無關(guān)。因此,Pn結(jié)導(dǎo)電具有正向電流隨偏壓指數(shù)上升,反向電流很小且?guī)缀醣３植蛔兊膯蜗驅(qū)щ娦?如圖3.15所示C。經(jīng)過簡單推導(dǎo),不難獲得其電流表達(dá)式

其中,A為pn結(jié)面積,D，和D。分別為n區(qū)空穴和p區(qū)電子的擴(kuò)散系數(shù)。pn結(jié)的單向?qū)щ娞匦?其物理機(jī)制可以理解如下:當(dāng)Ppn結(jié)施加正向偏壓時(shí),結(jié)的勢壘區(qū)變窄、變低,就會(huì)有大量空穴從P區(qū)流向n區(qū)，大量電子從n區(qū)流向p區(qū)，其結(jié)果是電流增大;反過來，當(dāng)pn結(jié)施加反向偏壓時(shí),結(jié)的勢壘區(qū)變寬、勢壘變高,空穴只能從n區(qū)流向P區(qū),電子只能從p區(qū)流向n區(qū),而空穴在n區(qū)和電子在p區(qū)都是少子，它們的數(shù)量都很少,且與外加反偏電壓的大小關(guān)系不大，導(dǎo)致反偏時(shí)電流很小，而且?guī)缀醪蛔儭?/p>

從(3.20b)式可以看出,流過pn結(jié)的總電流是電子向p區(qū)擴(kuò)散和空穴向n區(qū)擴(kuò)散的電流之和,這兩股電流均為少子電流?？昭ㄅc電子兩種離子擴(kuò)散電流之比為

由于兩種載流子的擴(kuò)散系數(shù)和擴(kuò)散長度均為同數(shù)量級物理量,因此,其比值的大小主要是由N/N。比值決定。對于pn結(jié),空穴擴(kuò)散電流遠(yuǎn)大于電子擴(kuò)散電流，總電流主要由空穴擴(kuò)散電流構(gòu)成;對于np結(jié),電子擴(kuò)散電流遠(yuǎn)大于空穴擴(kuò)散電流，總電流主要由電子擴(kuò)散電流構(gòu)成。值得指出的是，上面所述的電流方程是在理想情況下，且pn結(jié)為很厚樣品時(shí)成立。對于薄pn結(jié),表達(dá)式需要作一定的修正。例如,若p型半導(dǎo)體的厚度W。遠(yuǎn)小于電子擴(kuò)散長度L。則電子向p區(qū)擴(kuò)散電流項(xiàng)中的L。需由W代替。

另外，由于正偏或反偏時(shí)空間電荷區(qū)內(nèi)存在過?；驕p少的非平衡載流子，因此,空間電荷區(qū)內(nèi)就會(huì)有復(fù)合電流或產(chǎn)生電流，可分別表示為

其中,W為耗盡層寬度,為復(fù)合壽命。由于這種電流是疊加在(3.20)式所表達(dá)的少子擴(kuò)散電流上的,因此,在一定條件下,如當(dāng)材料的本征載流子濃度較低時(shí),在反偏和正向小偏壓情況下,這種產(chǎn)生-復(fù)合電流可能會(huì)對pn結(jié)的理想I-V特性有較大影響:1反向電流明顯大于(3.20b)式表達(dá)值,且因W為反偏電壓的函數(shù)而導(dǎo)致反向電流不飽和;2正向小偏壓時(shí)電流隨電壓變化關(guān)系偏離exp(gV/kT),可用exp(gV/mkT)描述，理想因子n在1~2之間。相對于硅管,產(chǎn)生-復(fù)合電流對鍺管的影響較小,因?yàn)殒N的室溫本征載流子濃度較硅高3個(gè)數(shù)量級。

3.3.5 pn結(jié)的電容效應(yīng)

上面討論了Pn結(jié)的直流特性,其特性類似于單向電流開關(guān)。從前面討論中可知,p結(jié)中間存在一個(gè)耗盡區(qū),這類似于一個(gè)MIM平板電容器。當(dāng)一個(gè)變化的偏壓施加在pn結(jié)上時(shí),pn結(jié)會(huì)表現(xiàn)出電容特性。一方面,由于Pn結(jié)存在空間電荷區(qū),且該空間電荷區(qū)的寬度會(huì)隨偏壓大小而變化,即空間電荷區(qū)儲(chǔ)存的電荷量會(huì)隨偏壓變化，具有電荷儲(chǔ)存效應(yīng),這種電荷儲(chǔ)存效應(yīng)導(dǎo)致的電容稱為勢壘電容。另一方面,Pn結(jié)在中性擴(kuò)散區(qū)也存有非平衡載流子，尤其在正偏時(shí)其存儲(chǔ)的電荷量很大，這種擴(kuò)散區(qū)中非平衡少子儲(chǔ)存效應(yīng)導(dǎo)致的電容稱為擴(kuò)散電容。由于pn結(jié)的電容通常是偏壓的函數(shù),因此,一般所講的Pn結(jié)電容都是指微分電容,定義為

3.3.6 異質(zhì)pn結(jié)

上面討論的Pn結(jié)都是指用同一種半導(dǎo)體構(gòu)成的,如硅或鍺。還有一種pn結(jié)可以用兩種半導(dǎo)體材料構(gòu)成,則稱其為異質(zhì)pn結(jié)。圖3.16展示了9Xx2n-GaAs/p-AlGaAs異質(zhì)結(jié)的能帶圖。異質(zhì)結(jié)由于有兩種半導(dǎo)體構(gòu)成,因此,其電子親合能不同,禁帶寬度也各不相同。對于如圖3.16所示的n-GaAs/AEp-AIGaAs異質(zhì)結(jié),GaAs禁帶較窄,AIGaAs禁帶較寬,在異質(zhì)結(jié)界面存在導(dǎo)帶不連續(xù)E。和價(jià)帶不連續(xù)Ev。于是,相對于同質(zhì)結(jié),電子從窄禁帶EV的GaAs注人到寬禁帶的AIGaAs要跨越一個(gè)額外的勢壘Ec，相反,空穴從寬禁帶 AIGaAs注人圖3.16 n-GaAs/p-AIGaAs異質(zhì)結(jié)能帶圖到窄禁帶GaAs的勢壘降低了 Ev。這表明在n-窄禁帶/P-寬禁帶異質(zhì)Pn結(jié)中，相對于同質(zhì)Ppn結(jié),空穴注人更容易,電子注人更困難。如果重新計(jì)算空穴擴(kuò)散電流與電子擴(kuò)散電流之比,應(yīng)為

與同質(zhì)pn結(jié)相比，少子擴(kuò)散電流之比提高了exp(E。/kT)，因?yàn)镋。通?？蛇_(dá)幾百毫電子伏特，而室溫kT只有26meV，這樣，少子擴(kuò)散電流之比可提高幾個(gè)數(shù)量級，可超過摻雜濃度比。因此，利用寬禁帶半導(dǎo)體向窄禁帶半導(dǎo)體注人少子的高注人比,可以設(shè)計(jì)出新型異質(zhì)結(jié)雙極型晶體管(HBT)。