第三单元：半导体双极器件(PN结).ppt

第三单元 半导体双极器件 第一章 P N结P N结是晶体二极管和三极管中最基本的环节 是半导体器件的核心部分 在制造晶体管和半导体集成电路时 其主要工艺就是制造性能良好的P N结 P N结理论是结型晶体管的物理基础 因此在学习晶体管原理时 首先应该很好掌握p n结的基本理论 第一章 P N结 第一章 P N结 二 平衡PN结平衡PN结 无外加电压且通过结的净电流为零 1 空间电荷区 P区与N区结合在一起时 由于存在极大的载流子浓度梯度 导致P区的空穴向N区扩散和N区的电子向P区扩散 随着自建电场的增强 空间电荷不断增多 空间电荷区也不断扩大 则载流子的漂移电流不断加大 达到平衡时 流过PN结的净电流为零 空间电荷区不再展宽 空间电荷区内存在一从N区指向P区的自建电场 2 平衡PN结的能带 平衡PN结的费米能级不随位置变化本征费米能级Ei随位置的变化与电子电势能的变化一致 即 3 1 3 2 3 3 3 P N结接触电势差平衡P N结的空间电荷区两端间的电势差VD 称为平衡P N结的接触电势差或内建电势差 相应的电子电势能之差即能带的弯曲量qVD称为P N结的势垒高度 3 4 非简并半导体 3 5 3 6 3 7 三 平衡P N结的载流子分布 3 8 空间电荷区内处的电子和空穴浓度 3 9 3 10 得 3 11 3 12 3 13 3 14 3 15 四 平衡P N结的电场i 突变结对非简并半导体 假设杂质全部电离 在空间电荷区 3 16 假设空间电荷区内自由载流子密度为零 即耗尽层近似 则电荷密度可表示为 3 17 3 18 3 19 3 20 求解一维泊松方程 3 21 利用边界条件 3 22 3 23 3 24 最大电场为于X 0处 3 25 利用处电势分布连续性 可得 3 26 3 27 3 28 3 29 线性缓变结 电荷是对称分布的 PN结界面为原点 其浓度梯度为a 3 30 3 31 3 32 3 33 五 P N结电流电压特性1 非平衡PN结给PN结加上外电压V 结两边的电势差从平衡时的 VD变为 VD V 势垒高度的变化将引起势垒区内电场的变化 破坏了平衡 须用准费米能级描述非平衡PN结各处的载流子浓度 正向偏置 势垒降低 在PN结界面处发生少子的注入效应 反向偏置 势垒增高 在PN结界面处发生少子的抽取 2 理想PN结模型及电流电压方程l小注入条件l突变耗尽层l忽略势垒区内载流子的产生与复合l玻尔兹曼边界计算理想PN结电流的步骤 l根据费米能级计算势垒区边界处注入的非平衡少数载流子浓度 l以边界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 得到扩散区中非平衡少数载流子分布 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 再算出少数载流子的电流密度 求边界处的非平衡少数载流子浓度 3 34 3 35 3 36 3 37 为多数载流子 即 3 38 3 39 同理可得n区边界处少数载流子浓度为 3 40 3 41 注入势垒区边界处的非平衡少数载流子是外加电压的函数在稳态时 空穴扩散区中非平衡少子的连续性方程为 3 42 小注入时 很小 可忽略不计 在扩散区内Ex 0 3 43 方程的通解为 3 44 其中 边界条件 得 3 45 同理可得注入P区的非平衡少子 3 46 在小注入时 扩散区内不存在电场 在x xn处 空穴扩散流密度为 3 47 同理 在x xp处的电子扩散流密度为 3 48 通过P N结的总电流密度为 3 49 3 50 3 51 3 51 式为理想P N结电流电压方程式 又称肖克莱方程式 A P N结具有单向导电性 B 温度对电流密度的影响很大 3 52 二极管电流随温度升高而迅速增大并且越大的半导体变化越快 六 P N结电流电压特性偏离理想方程的因素 实验测量表明 理想的电流电压方程式和小注入下锗P N结的实验结果符合较好 但与硅P N结的实验结果偏离较大 由图看出 在正向偏压时 理论与实验结果间的偏差为 正向电流小时 理论计算值比实验值小 正向电流较大时 曲线C段J V关系为 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 而且反向电流是不饱和的 随反向偏压的增大略有增加 砷化镓P n结情况和硅P n结相似 这说明理想电流电压方程式没有完全反映外加电压下PN结情况 还必须考虑其他因素的影响 使理论更进一步完善 引起上述差别的主要原因有 表面效应 势垒区的产生及复合 大注入条件 串联电阻效应 1 PN结空间电荷区中的复合 产生电流 设复合小心是最典型的深能级 所以 并忽略电子和空穴寿命的差别 复合率简化为 3 53 在势垒区内电子 空穴浓度相等时相遇复合的几率最大 当时 3 54 3 55 3 56 扩散电流的特点是和成正比 而复合电流则和成正比 因此 正向电流密度可表示为 3 57 同理可推出势垒区的产生电流为 3 58 3 59 硅P N结反向偏压时势垒区的产生电流比扩散电流大 故反向实测电流比理想反向电流大 而且不饱和 2 大注入条件3 串联电阻效应4 表面效应 七 P N结电容P N结在低频电压下具有整流效应 随着电压频率的提高其整流特性变坏 这是因为P N结具有电容效应 其可分为势垒电容和扩散电容 1 势垒电容P N结势垒宽度随外加电压而变 所以其中包含的电离杂质电荷量也随外加电压而变 P N结的这种电容效应称为势垒电容 3 60 对单边突变结 如N P结 3 61 3 62 3 63 对线性缓变结 3 64 杂质分布测量对单边突变结 如P N结 3 82 3 83 3 84 3 65 2 扩散电容正偏P N结两侧的扩散区积累的少子浓度随外加电压而变化 P N结的这种电容效应称为扩散电容 由式 3 45 知N区空穴浓度为 3 66 当外加电压变化时 X处的空穴浓度变化为 3 67 将上式从xn到 积分 则空穴的变化量为 3 68 总电量变化量为 3 69 3 70 同理可得P N结P区电子的扩散电容为 3 71 单位面积上总的扩散电容 3 72 反偏P N结以势垒电容为主 正偏P N结既有势垒电容也有扩散电容 八 P N结击穿当P N结的反向偏压加大到某一值VBR时 P N结的反向电流急剧增加的现象称为P N结击穿 在这种击穿不是由于载流子的迁移率增加引起的 而是由于载流子数目的剧增引起的 其击穿机理主要有雪崩击穿 隧道击穿和热电击穿 第一章 P N结 雪崩击穿不仅与势垒区中电场强度有关还与势垒区的宽度有关 电场强度足够强 碰撞电离 雪崩击穿 当反向电压足够高时 U 6V PN结中内电场较强 使参加漂移的载流子加速 与中性原子相碰 使之价电子受激发产生新的电子空穴对 又被加速 而形成连锁反应 使载流子剧增 反向电流骤增 雪崩击穿不仅与势垒区中电场强度有关还与势垒区的宽度有关 齐纳击穿 对掺杂浓度高的半导体 PN结的耗尽层很薄 只要加入不大的反向电压 U 4V 耗尽层可获得很大的场强 足以将价电子从共价键中拉出来 而获得更多的电子空穴对 使反向电流骤增 雪崩击穿的改进方法 pn结的雪崩击穿电压可以用例如场板 保护环和结的造形等技术来得到充分的提高 它们的目的是要将电击穿的可能性从表面移向半导体的体内部 并将电场减至最小以充分地利用半导体体内特性 1 场板场板技术仍然是改进平面型结击穿电压的最有用方法之一 它是由结接触的金属化延伸超过n p结所构成的 良好设计并具有足够厚度氧化层的场板将不会使表面反型 而是使P区深耗尽 等位环场板通常与另一个电极一起使用 该电极就是包围场板的等位环 并与负偏置的P衬底电连接 负偏置的等位环将空穴吸引到Si SiO2的界面 以抵消场板的反型作用 并对积累在SiO2表面的正电荷提供一个对地的通道 P 区改善了等位环与p型区的接触 并同时用作沟道的终止环 因为P 区比P区难于反型得多 扩散保护环一个浅的扩散平面型结只有低的击穿电压 如在平面型结构四周环统一个扩散保护环 它与结具有相同的极性 但扩散深度更大 具有较大曲率半径 因而提高了器件的击穿 场限制环场限制环由扩散区构成 它具有与反面偏置结的高掺杂区同样的极性 但是处于电浮置状态 环和主结之间的距离应小到足以能够受两个结的耗尽区在雪崩击穿之前就已汇合 这将把电场限在小于临界击穿电场的值 当结电位进一步增加时 两个空间电荷区便完全合并 场限制环在某种程度起到了分压器的作压 并有助于明显地减小主结耗尽区的曲率 台面造型通过台面造型将表面耗尽区展宽 达到提高表面PN结耐压的目的 提高雪崩击穿电压外还有耗尽区腐蚀法 离子注入控制耗尽区电荷法 电阻性场板等 雪崩击穿电压随着温度的升高而增加 具有正的温度系数 2 隧道击穿 齐纳击穿