载流子的行为问答PPT学习教案

1、会计学1 第一节第一节 接触电效应接触电效应 两种不同材料接触视目的不同有很多方式，如焊接、两种不同材料接触视目的不同有很多方式，如焊接、合金化、扩散、氧化、真空镀膜等。因为它们可以有不同的相，合金化、扩散、氧化、真空镀膜等。因为它们可以有不同的相，不同的晶态结构、电子结构，所以在其界面上几乎不可避免地不同的晶态结构、电子结构，所以在其界面上几乎不可避免地要形成空间电荷区，由此引起两种材料单独存在时所没有的新要形成空间电荷区，由此引起两种材料单独存在时所没有的新的电效应。的电效应。 金属、半导体、电解液都可金属、半导体、电解液都可“导电导电”，它们的载流子产生分，它们的载流子产生分别为电子、电

2、子和空穴、离子。这里选取的这几种导电物质的别为电子、电子和空穴、离子。这里选取的这几种导电物质的接触不论从原理上还是从应用上都具有代表性，它们是：接触不论从原理上还是从应用上都具有代表性，它们是：金金属属金属、金属金属、金属半导体、金属半导体、金属电解液、电解液、P型半导体型半导体N型型半导体、金属半导体、金属氧化物氧化物半导体接触，半导体接触，金属金属绝缘体绝缘体金属金属。 我们拟从以上接触的微观机制出发定性地讨论宏观可见我们拟从以上接触的微观机制出发定性地讨论宏观可见的物理效应，主要应用量子力学和固体物理的能带理论。的物理效应，主要应用量子力学和固体物理的能带理论。第1页/共139页 一、

3、一、 金属一金属接触金属一金属接触 1.1.金属中价电子的能量金属中价电子的能量 量子力学建立以后，人们认识量子力学建立以后，人们认识到，金属中价电子到，金属中价电子“气体气体”并并不服从经典统计的玻耳兹曼分不服从经典统计的玻耳兹曼分布布(当有保守外力(如重力场、电场等)作用时，气体分子的空间位置就不再均匀分布了，不同位置处分子数密度不同。玻耳兹曼分布律是描述理想气体在受保守外力作用、或保守外力场的作用不可忽略时，处于热平衡态下的气体分子按能量的分布规律)，而服从式而服从式(1-15)所表示的量子统计的费所表示的量子统计的费米一狄拉克分布。米一狄拉克分布。 kTEEEfFexp11)(图图11

4、5第2页/共139页 在金属晶体中，价电子不再专属于某个原子，在金属晶体中，价电子不再专属于某个原子，但也不是完全自由，而是在晶格原子的周期势场但也不是完全自由，而是在晶格原子的周期势场中做公有化运动。因此，价电子的许可能级，既中做公有化运动。因此，价电子的许可能级，既不象孤立原子的分立能级，也不象完全自由粒子不象孤立原子的分立能级，也不象完全自由粒子的连续能级，而是由在一定范围内准连续分布的的连续能级，而是由在一定范围内准连续分布的能级组成的能带，相邻两个能带之间有禁带，完能级组成的能带，相邻两个能带之间有禁带，完整晶体中的电子能级不能分布在禁带中，但晶体整晶体中的电子能级不能分布在禁带中，

5、但晶体缺陷及杂质引入的能级可处于其中。缺陷及杂质引入的能级可处于其中。 一、一、 金属一金属接触金属一金属接触 第3页/共139页0金属 真空（a）Ef图21第4页/共139页在金属中电子的势能为在金属中电子的势能为E0。又可以具有从零到。又可以具有从零到EF的动的动能能Ek， EF称为费米能级，它是称为费米能级，它是0K下，下，价电子价电子允许具有的允许具有的最大动能。显然金属中一个电子的总能量最大动能。显然金属中一个电子的总能量E=E0+Ek。但是，金属中价电子并非能取但是，金属中价电子并非能取0到到EF的任何动能值，的任何动能值，由由于电子具有波粒二象性和界面对电子波的反射作用，电于电子

6、具有波粒二象性和界面对电子波的反射作用，电子的平动能量也被量子化。子的平动能量也被量子化。金属中价电子允许具有的能金属中价电子允许具有的能量便不是绝对连续的，而是由许多相隔很近的能级组成，量便不是绝对连续的，而是由许多相隔很近的能级组成，而且能级间隔不是等距的，与能量而且能级间隔不是等距的，与能量E有关。这种关系可有关。这种关系可用能态密度用能态密度g(E)来表示。所谓态密度就是来表示。所谓态密度就是能量能量E附近附近单单位能量间隔的量子态数目位能量间隔的量子态数目，可以求得金属价电子的能态，可以求得金属价电子的能态密度为密度为 （9-1）式中式中V为金属体积，为金属体积，h为普朗克常数，为普

7、朗克常数，m是电子质量。上是电子质量。上式表明态密度式表明态密度g(E)正比于正比于E。能量越高，态密度越大，。能量越高，态密度越大，能级间隔越小；而能量越低，能级间隔越大。能级间隔越小；而能量越低，能级间隔越大。 2/12/3224EhmVEg第5页/共139页 EgEfEn图图115kTEEEfFexp11)(第6页/共139页FEE 0)(逸出功第7页/共139页o如图如图2-2，金属，金属1的费密能级的费密能级高于金属高于金属2的，所以开始时由的，所以开始时由金属金属l进入金属进入金属2的电子数多于的电子数多于由金属由金属2到金属到金属1的，这样金的，这样金属属1失去电子，其电位不断升

8、失去电子，其电位不断升高，相应在电子势能图上的能高，相应在电子势能图上的能级要不断降低，费密能级也不级要不断降低，费密能级也不断降低；金属断降低；金属2得到电子得到电子(这些这些电子大多集结在接触面上电子大多集结在接触面上)，其费密能级不断升高。其费密能级不断升高。 第8页/共139页12121eV第9页/共139页对金属来说，内层电子充对金属来说，内层电子充满能带（价带），不参与满能带（价带），不参与导电；外层电子部分地填导电；外层电子部分地填充在能带（半满带），它充在能带（半满带），它们可以从外电场吸收能量，们可以从外电场吸收能量，跃迁到未被电子占据的能跃迁到未被电子占据的能带中，形成电流

9、，这是价带中，形成电流，这是价电子形成的电流，金属的电子形成的电流，金属的能带如图能带如图2-3(a)所示。所示。第10页/共139页第11页/共139页图图24第12页/共139页第13页/共139页EcEvEgC（E）gV（E）图25 半导体的态密度曲线 EEhmVEgEEhmVEgVpVCnc32/3*32/3*)2(4)2(4第14页/共139页kTEEEfFexp11图图2-6表示了这种影响。表示了这种影响。在杂质半导体中费密能级在杂质半导体中费密能级的位置不仅反映导电类型的位置不仅反映导电类型，而且还反映其掺杂水平，而且还反映其掺杂水平。图26第15页/共139页 dEEfEgVd

10、n1图图27第16页/共139页第17页/共139页对于对于P型半导体，外电场型半导体，外电场V0，V0分别形成由空穴组成分别形成由空穴组成的堆积层，由受主形成的耗尽层，的堆积层，由受主形成的耗尽层，由电子和受主离子组成的反型层，由电子和受主离子组成的反型层，其能带弯曲如图其能带弯曲如图2-8(d)(f)。 可见，表面空间电荷区的不同可见，表面空间电荷区的不同状态是和表面能带弯曲的程度和状态是和表面能带弯曲的程度和方向直接联系着的，由此引入的方向直接联系着的，由此引入的表面势就是表面势就是Vs。图图28第18页/共139页nE、量子态E被电子占据的几率第19页/共139页 设想：设想：有一块金

11、属和一块有一块金属和一块N型半导型半导体接触，假定金属逸出功大于半导体接触，假定金属逸出功大于半导体逸出功，即体逸出功，即 m s ，显然，显然（EF）S高于高于（EF）S。如图。如图2-9(a)所示。当金属所示。当金属与半导体紧密接触时与半导体紧密接触时(通常称为通常称为MS结结)，半导体中的电子就会向金属中半导体中的电子就会向金属中流动，使金属表面带负电，半导体流动，使金属表面带负电，半导体表面带正电，能带发生相对移动，表面带正电，能带发生相对移动，最后费密能级重合，而达到平衡状最后费密能级重合，而达到平衡状态，不再有净电子流动，形成接触态，不再有净电子流动，形成接触电势差电势差 sme1

12、Vms图2-9第20页/共139页SFCSEE VCsmEE 21第21页/共139页金属与金属与P型半导体接触，型半导体接触， 时形成反阻挡层；时形成反阻挡层； 时形成阻挡层。时形成阻挡层。 上述表面电荷区有时引上述表面电荷区有时引入一种称为表面态的能态，入一种称为表面态的能态，它对整流结和欧姆结有明它对整流结和欧姆结有明显影响。显影响。 Smsm图图210第22页/共139页s（结势垒）e体流入金属的电子数增加，而Wm不变，从金属流入半导体的电子数不变。第23页/共139页图图211图图212第24页/共139页第25页/共139页而在而在N型硅片上通过氧化、型硅片上通过氧化、光刻、扩散等

13、工艺制得的光刻、扩散等工艺制得的PN结叫做扩散结。结叫做扩散结。一般合金结和高表面浓度一般合金结和高表面浓度的浅扩散结的浅扩散结(用用PN或或PN表示表示)是突变结，而低表面是突变结，而低表面浓度的深扩散结是缓变结浓度的深扩散结是缓变结(如图如图2-13)。图213同质结与异质结有很不同特性，重要价值同质结与异质结有很不同特性，重要价值第26页/共139页(2)PN结空间电荷区及能带图结空间电荷区及能带图 P型半导体和型半导体和N型半导体接触以后，型半导体接触以后，P区的多数载流子空穴和区的多数载流子空穴和N区的多数载流子电子都要向对方扩散，而分别留下电离受区的多数载流子电子都要向对方扩散，而

14、分别留下电离受主和电离施主，形成空间电荷区，它所产生的电场称为内建主和电离施主，形成空间电荷区，它所产生的电场称为内建电场，在此电场作用下载流于作漂移运动。电场，在此电场作用下载流于作漂移运动。这里扩散和漂移是一对矛盾运动。当这里扩散和漂移是一对矛盾运动。当它们达到平衡时，就形成了热平衡状它们达到平衡时，就形成了热平衡状态下的态下的PN结且结两侧空间电荷的数结且结两侧空间电荷的数量达到稳定。空间电荷区的载流子浓量达到稳定。空间电荷区的载流子浓度比两侧的多数载流于浓度小得度比两侧的多数载流于浓度小得多好象已耗尽了，故空间电荷区也多好象已耗尽了，故空间电荷区也称为耗尽层，且是个高阻区称为耗尽层，且

15、是个高阻区(如图如图2-14(c)。由于扩散运动，。由于扩散运动，P区积累电子，区积累电子，电位降低，能带上升；电位降低，能带上升；N区积累空穴，区积累空穴，电位升高，能带下降。直至两侧的费电位升高，能带下降。直至两侧的费密能级达到统一值，能带不运动为止，密能级达到统一值，能带不运动为止，因此，因此，PN结中的空间电荷区的能带将结中的空间电荷区的能带将发生弯曲发生弯曲(如图如图2-14(d)。 图图214第27页/共139页(3)接触电位差接触电位差 空间电荷区两端间的电位差空间电荷区两端间的电位差VD称称PN结的接触结的接触电位差电位差，相应的电子电位能之差即能带弯曲量，相应的电子电位能之差

16、即能带弯曲量称为称为PN结的势垒高度，无论是电子要从结的势垒高度，无论是电子要从N区进区进入入P区，还是空穴要从区，还是空穴要从P区进入区进入N区都要克服这区都要克服这一势垒所以空间电荷区又称为势垒区（但对一势垒所以空间电荷区又称为势垒区（但对少数载流子来说，这不是势垒）。由图可见，少数载流子来说，这不是势垒）。由图可见， （9-4）费米能级与掺杂浓度、温度有关。所以，费米能级与掺杂浓度、温度有关。所以，VD与与PN结两边掺杂浓度、温度、材料禁带宽度有关，结两边掺杂浓度、温度、材料禁带宽度有关，掺杂浓度高，禁带宽，则掺杂浓度高，禁带宽，则VD大。硅的禁带宽度大。硅的禁带宽度比锗大，在相同掺杂浓

17、度下，硅的比锗大，在相同掺杂浓度下，硅的VD比锗大。比锗大。FPFNDEEeV第28页/共139页图图215第29页/共139页由于在势垒区和扩散区中都有非平衡载流子，所以电子和空穴无统一的费米能级。势垒区中电子和空穴浓度基本不变，故准费米能级为两条平行线。在电子的扩散区中，空穴浓度高，且基本不变，故 也基本不变；但电子浓度低，而且随着向P区的深入越来越少，故 逐渐接近 ，即 为一斜线。同理在空穴的扩散区中， 恒定， 为一斜线。如图2-15(b)。可以看出，PFENFEPFENFEPFENFEeVEEPFNF第30页/共139页PN结加反向电压结加反向电压V时，势垒区变宽，势垒高度由时，势垒区

18、变宽，势垒高度由eVD增高为增高为e(VDV) ，如图，如图2-15(c)。这增强了漂。这增强了漂移运动存在于空间电荷区的电子又被拉回移运动存在于空间电荷区的电子又被拉回N区，区，同时同时P区的少数载流子电子来补充势垒区中电子的区的少数载流子电子来补充势垒区中电子的损失，形成电子扩散电流。同理在损失，形成电子扩散电流。同理在N区会形成空穴区会形成空穴的扩散电流，的扩散电流，PN结总的反向电流等于这两个少数结总的反向电流等于这两个少数载流子电流之和。因而是很微弱的。又由于少数载流子电流之和。因而是很微弱的。又由于少数载流子由本征热激发产生，一定温度下其数量一载流子由本征热激发产生，一定温度下其数

19、量一定，电压再高也不会使其数目增加，所以电流随定，电压再高也不会使其数目增加，所以电流随反向电压升高很快趋于稳定。易知反向电压下能反向电压升高很快趋于稳定。易知反向电压下能带图如图带图如图2-15(d)。 以上对以上对PN结电流电压特性定性分析的结果可简结电流电压特性定性分析的结果可简单地由图单地由图2-l6表示出来。与表示出来。与MS结一样，结一样，PN结也有结也有整流作用，或称单向导电性。整流作用，或称单向导电性。 第31页/共139页根据理论计算，电容根据理论计算，电容(“+”号为反偏，号为反偏，“”号为正偏号为正偏)，对突，对突变结变结n1/2 ，对线性缓变结，对线性缓变结n1/3，一

20、般缓变结一般缓变结n可以从可以从1/3到到1。正向偏压。正向偏压下的势垒电容大于反向偏压下的势垒电下的势垒电容大于反向偏压下的势垒电容。容。扩散电容是扩散区的电容，它总伴随相扩散电容是扩散区的电容，它总伴随相当大的损耗电导，所以不利用扩散电容，当大的损耗电导，所以不利用扩散电容，而利用势垒电容，且只工作在反向偏压而利用势垒电容，且只工作在反向偏压下。下。nDVVC图图216第32页/共139页(2) (2) 瞬变特性瞬变特性第33页/共139页(3)(3)击穿特性击穿特性第34页/共139页第35页/共139页4.P4.P型型-N-N型半导体接触的应用型半导体接触的应用第36页/共139页第3

21、7页/共139页(9)结型场效应晶体管结型场效应晶体管在一块在一块N(或或P)型半导体两边扩散高浓度的型半导体两边扩散高浓度的P(或或N)型区构成的晶体管。图型区构成的晶体管。图2-17中在两个中在两个PN结中间的结中间的N型区域称为导电沟道，栅极电压可调整型区域称为导电沟道，栅极电压可调整PN结耗尽区，使沟道的宽窄和闭合发生变化，也就控制了源极漏极电流。它的工作原理与肖脱基场效应管结耗尽区，使沟道的宽窄和闭合发生变化，也就控制了源极漏极电流。它的工作原理与肖脱基场效应管(见见“金属半导体接触金属半导体接触”)和绝缘栅场效应管和绝缘栅场效应管(见见“金属氧化物一半导体接触金属氧化物一半导体接触

22、”)类似。同三极管相比，场效应管有输入阻抗高、噪声低类似。同三极管相比，场效应管有输入阻抗高、噪声低(0.5ldb)、热稳定性好、抗辐射能力强、制造工艺简单等优点，为制造超大规模集成电路创造了条件。、热稳定性好、抗辐射能力强、制造工艺简单等优点，为制造超大规模集成电路创造了条件。图图217第38页/共139页第39页/共139页第40页/共139页MOS结构的各种应用都是基于半导件表结构的各种应用都是基于半导件表面的空间电荷区，而理想面的空间电荷区，而理想MOS的空间电的空间电荷区是由外加电压荷区是由外加电压VG引起的。所谓理想引起的。所谓理想MOS，指的是满足三个条件：，指的是满足三个条件：

23、VG=0时时,金属与半导体费米能级持平；金属与半导体费米能级持平；氧化物层中无任何静电荷，且完全不氧化物层中无任何静电荷，且完全不导电导电半导体界面无任何表面态。半导体界面无任何表面态。 图图218第41页/共139页为补偿金属电极上大量的正电为补偿金属电极上大量的正电荷，在半导体表面出现大量电荷，在半导体表面出现大量电离受主，并且由于受主较稀薄，离受主，并且由于受主较稀薄，这一电荷层较厚，这就是深耗这一电荷层较厚，这就是深耗尽状态（图尽状态（图2-19（e）。但这）。但这是一种非稳态，随着时间的推是一种非稳态，随着时间的推移，半导体内部电子会在移，半导体内部电子会在 VG的的作用下聚集到表面

24、，这时就过作用下聚集到表面，这时就过渡到反型状态（图渡到反型状态（图2-19（d），），它是一种稳态。显然，半导体它是一种稳态。显然，半导体掺杂浓度越高，表面电荷层就掺杂浓度越高，表面电荷层就越薄。由深耗尽态转入反型态越薄。由深耗尽态转入反型态也越困难（即加较大的也越困难（即加较大的VG才可才可转变）。转变）。图2-19第42页/共139页实测实测C- VG特性与图特性与图2-20曲线的形状符合曲线的形状符合较好。只是整体沿横轴有一些移动。这正较好。只是整体沿横轴有一些移动。这正是违背了理想条件所致，即金属与半导体是违背了理想条件所致，即金属与半导体存在功函数差、氧化层中含正电荷等。存在功函数

25、差、氧化层中含正电荷等。MOS的的C- VG特性直接反映了半导体表面特性直接反映了半导体表面空间电荷区在外电场作用下的状态变化情空间电荷区在外电场作用下的状态变化情况，是研究半导体表面和界面的重要手段。况，是研究半导体表面和界面的重要手段。图2-20第43页/共139页N沟道沟道MOS管管(图图2-21)是在是在P型半导体衬底上扩散两个型半导体衬底上扩散两个高掺杂的高掺杂的N区，即源区和漏区，即源区和漏区，而它们之间的二氧化区，而它们之间的二氧化硅上的铝层为栅板。它是硅上的铝层为栅板。它是通过栅极电压对漏极电流通过栅极电压对漏极电流的控制作用来工作的。的控制作用来工作的。图221第44页/共1

26、39页当当VG超过开启电压超过开启电压VT时，半导时，半导体表面出现反型状态，即出现电体表面出现反型状态，即出现电子层，这就是子层，这就是N沟道，它把源区沟道，它把源区与漏区联接起来，而与衬底又通与漏区联接起来，而与衬底又通过耗尽层绝缘。此时在过耗尽层绝缘。此时在VD作用作用下就产生了下就产生了ID，典型的，典型的ID- VD曲曲线如图线如图2-22所示。所示。第45页/共139页夹断区电阻很大，夹断区电阻很大， VD几乎全部落在这里，形成几乎全部落在这里，形成强电场，电子一靠近夹断区，就被其迅速拉向强电场，电子一靠近夹断区，就被其迅速拉向漏极。另一方面，沟道内电阻较小其两端电漏极。另一方面，

27、沟道内电阻较小其两端电压基本不变，电场也保持恒定，所以由沟道进压基本不变，电场也保持恒定，所以由沟道进入夹断区的电子流不随入夹断区的电子流不随VD的增大而变，即的增大而变，即I ID不变。不变。 区是击穿区区是击穿区。较大的。较大的VD会使源漏间发生雪会使源漏间发生雪崩击穿，崩击穿， I ID迅速上升。不允许工作于此区，否迅速上升。不允许工作于此区，否则管子将烧坏。则管子将烧坏。图图223第46页/共139页第47页/共139页第48页/共139页理。理。第49页/共139页图图224图图225第50页/共139页第51页/共139页第52页/共139页220241xeF第53页/共139页当

28、当x可与晶格常数相比时，可与晶格常数相比时，由于电子云的影响，已不能由于电子云的影响，已不能认为金属表面还象认为金属表面还象“镜面镜面”一样均匀了；一样均匀了；按上式，金属表面处按上式，金属表面处(x=0)电子受到的引力将为无穷大，电子受到的引力将为无穷大，电子逸出需要的功也为无穷电子逸出需要的功也为无穷大，显然与实际不符大，显然与实际不符。 0 xx0范围内电子受到的范围内电子受到的引力不易确定，不妨令由引力不易确定，不妨令由0点平滑过渡到点平滑过渡到x0的的因此用图因此用图2-35(a)描述作用力描述作用力还是比较符合实际的。还是比较符合实际的。 200216xe图图235第54页/共13

29、9页xFdxW0 xeEE02016FEE0第55页/共139页xexeEE02016图图236第56页/共139页041exm0321e第57页/共139页当当大于大于107 Vm时，电流的实验值周期性地偏离理论值；而当时，电流的实验值周期性地偏离理论值；而当大于大于l08 V m时，实验值则大大地超过理论值；这表示逐渐过渡到场致电子发射时，实验值则大大地超过理论值；这表示逐渐过渡到场致电子发射(见见“隧道效应隧道效应”)。 KTeATJ/2KTKTJeeATJ/2ln J图2-37第58页/共139页电子发射的肖脱基效应，因此又电子发射的肖脱基效应，因此又把这个效应称为内肖脱基效应。把这个

30、效应称为内肖脱基效应。第59页/共139页 reErEC42第60页/共139页引的性质，一般引的性质，一般后两种陷阱不会后两种陷阱不会产生普尔一夫伦产生普尔一夫伦克尔效应。克尔效应。图图238第61页/共139页图图239cos4,2rereErECcos4ermcos3e3e把此值同肖脱基效应的势垒降低值相比，把此值同肖脱基效应的势垒降低值相比，在外加同样大电场的情况下，前者比后在外加同样大电场的情况下，前者比后者大一倍。这是因为，肖脱基效应的镜者大一倍。这是因为，肖脱基效应的镜象正电荷是运动的，而普尔象正电荷是运动的，而普尔-夫伦克尔效夫伦克尔效应的陷阱正电荷是固定不动的。应的陷阱正电荷

31、是固定不动的。 第62页/共139页 KTeKT2/2exp300第63页/共139页第64页/共139页设想在某一维空间，粒子于不同位置设想在某一维空间，粒子于不同位置具有的势能具有的势能V（x）如图）如图2-40所示，即所示，即0 xa的区域形成了一个的区域形成了一个(势势)能垒，称为一维势垒，同样，你可想象二能垒，称为一维势垒，同样，你可想象二维、三维势垒。如果一个能量维、三维势垒。如果一个能量(这里就是动能这里就是动能)EV的微观粒子从的微观粒子从x0的的区域朝势垒冲过来。按经典力学观念，它绝对不可进入区域朝势垒冲过来。按经典力学观念，它绝对不可进入0 xa的区域。然而实验事实却是：的

32、区域。然而实验事实却是：能量能量E低于势垒高度低于势垒高度V的微观粒子不仅进入了的微观粒子不仅进入了0 xa的区域。也就是说，当粒子的的区域。也就是说，当粒子的EV时，在势垒一侧的粒子时，在势垒一侧的粒子有一部分能隧穿势垒到达另一侧，这种现象称为隧道效应。这个经典力有一部分能隧穿势垒到达另一侧，这种现象称为隧道效应。这个经典力学不可思议的行为，却是量子力学的必然结果。学不可思议的行为，却是量子力学的必然结果。 图图240 axVaxxxV0,00第65页/共139页 在量子理论发展初期，德布罗意提出了波粒二象性在量子理论发展初期，德布罗意提出了波粒二象性的假设，指出原来认为是粒子的电子、质子、

33、粒子等微的假设，指出原来认为是粒子的电子、质子、粒子等微观粒子也具有波动性，这设想很快被著名的电子衍射实观粒子也具有波动性，这设想很快被著名的电子衍射实验所证实。后来知道，这种性质由薛定谔方程的解验所证实。后来知道，这种性质由薛定谔方程的解波函数表示。波动性是理解隧道效应之根本。波函数表示。波动性是理解隧道效应之根本。 1957年，江崎制成了隧道二极管，第一次令人信服年，江崎制成了隧道二极管，第一次令人信服地证实了固体中的电子隧道效应。地证实了固体中的电子隧道效应。1960年贾埃弗利用隧年贾埃弗利用隧道效应测量了超导能隙，验证了超导理论。道效应测量了超导能隙，验证了超导理论。1982年德国年德

34、国的宾尼等研制成功第一台扫描隧道显微镜，把隧道效应的宾尼等研制成功第一台扫描隧道显微镜，把隧道效应的应用推向一个新的阶段。以上三人均分别获得了诺贝的应用推向一个新的阶段。以上三人均分别获得了诺贝尔物理奖。尔物理奖。第66页/共139页mEhmvh2/VEmh2/第67页/共139页图图2-40是从实际情况中高度简化出是从实际情况中高度简化出来的方形势垒，可以由这种简单情来的方形势垒，可以由这种简单情况证明电子隧道效应的存在。况证明电子隧道效应的存在。图图240 xiBxiA2exp2exp1xiA2exp2pxDpxC2exp2expEVmhp2/2122/ AAT 第68页/共139页图图2

35、41hEVmaT24exp上式表明上式表明T一般随势垒高一般随势垒高度度V和宽度和宽度a的增大而迅的增大而迅速减小，例如，速减小，例如，VE=5eV时，若时，若a由由0.1nm变为变为0.5nm，则，则T可下降可下降4个数量级。个数量级。 第69页/共139页图图242 粒子在重核内受到一种极大的吸力，其大小要比核中其他粒子在重核内受到一种极大的吸力，其大小要比核中其他质子对它的库仑斥力大得多，因而能够被牢固地束缚在核中。质子对它的库仑斥力大得多，因而能够被牢固地束缚在核中。这种核吸力的作用范围很短，这种核吸力的作用范围很短， 粒子一旦处于核外，吸力就迅粒子一旦处于核外，吸力就迅速减小为零，库

36、仑斥力变得占绝对主导地位。速减小为零，库仑斥力变得占绝对主导地位。 粒子的势能作粒子的势能作为它距核中心距离为它距核中心距离r的函数，大致如图的函数，大致如图2-42表示，表示， 粒子好象处粒子好象处于三维势垒包围的势阱中。按经典理论，于三维势垒包围的势阱中。按经典理论， 衰变现象很令人费衰变现象很令人费解，因为处于核中的解，因为处于核中的粒子没有足够的能量克服那么大的吸力逸粒子没有足够的能量克服那么大的吸力逸出原子核。随着隧道效应的提出，此问题迎刃而解。出原子核。随着隧道效应的提出，此问题迎刃而解。 第70页/共139页第71页/共139页图图243第72页/共139页由以上分析可知隧道二极

37、管的电流一电压特性如图由以上分析可知隧道二极管的电流一电压特性如图2-44，字，字母序列与图母序列与图2-43是对应的；其中是对应的；其中ce段是负阻区，有重要应用段是负阻区，有重要应用图图244第73页/共139页图图245第74页/共139页第75页/共139页图图246kaSSeVJ2第76页/共139页hmVk2/122第77页/共139页第78页/共139页第79页/共139页图图2481电介质的齐纳效应电介质的齐纳效应电介质的能带为图电介质的能带为图2-48(a)的形状。当外加向左的匀强电场时，左方电子的形状。当外加向左的匀强电场时，左方电子电位降低，但电子能量增大，故能带相对上升

38、，而右方能带相对下降，电位降低，但电子能量增大，故能带相对上升，而右方能带相对下降，即能带发生倾斜，如图即能带发生倾斜，如图2-48(b)所示。左方能量为所示。左方能量为E的电子在电场作用下的电子在电场作用下有右边漂移的趋势，但要受到三角形势垒有右边漂移的趋势，但要受到三角形势垒ABC的阻拦，因而不能实现。的阻拦，因而不能实现。若电场很大，情况就不同了，此时能带倾斜得很厉害，使势垒宽度若电场很大，情况就不同了，此时能带倾斜得很厉害，使势垒宽度a较窄，较窄，根据隧道效应原理，电子有较大的几率从根据隧道效应原理，电子有较大的几率从A点跃迁到点跃迁到B点。实现这种跃迁点。实现这种跃迁的电子不仅由价带

39、进入了导带，而且能在电场作用下向右漂移。的电子不仅由价带进入了导带，而且能在电场作用下向右漂移。 第80页/共139页agdxxeEhT024exp第81页/共139页DDXVV/图2-49第82页/共139页压为零，这相应于反向二极管压为零，这相应于反向二极管和隧道二极管的和隧道二极管的PN结。结。a = EgXD / e ( VD + V )第83页/共139页3.齐纳二极管齐纳二极管 图2-50第84页/共139页图图251第85页/共139页第86页/共139页jvd1-2第87页/共139页第88页/共139页图图252图图253第89页/共139页图图254kEm222*11*1*

40、2mm 0*20*185. 0066. 0mmmm，第90页/共139页nnn2211dv第91页/共139页120dvn，2210dvnnn，在在 1 2区域内，迁移率由区域内，迁移率由1变化到变化到2 ，当，当大于阈值电场大于阈值电场 T时，有时，有这表示半导体具有负微分电导这表示半导体具有负微分电导（即负阻），此性质使砷化镓（即负阻），此性质使砷化镓这类半导体具有重要作用。这类半导体具有重要作用。 图2550dvdneddJd第92页/共139页图图256第93页/共139页a时(图2-57)，它们的d相等，畴就停止生长，形成一个稳态畴。图图257第94页/共139页图2-58图2-59

41、第95页/共139页第第7 7节节 布尔斯坦一莫斯效应布尔斯坦一莫斯效应 图图260对于掺杂半导体，当掺杂浓度足够对于掺杂半导体，当掺杂浓度足够高时，如图高时，如图2-60所示，对所示，对N型半导型半导体，费米能级移入导带，导带底以体，费米能级移入导带，导带底以上大片能级被电子占满；对于上大片能级被电子占满；对于P型型半导体，在高浓度掺杂下，费米能半导体，在高浓度掺杂下，费米能级进入价带，价带顶以下很大一片级进入价带，价带顶以下很大一片能级空着。由于泡利原理的限制，能级空着。由于泡利原理的限制，如图所示，当电子要从费米能级下如图所示，当电子要从费米能级下方方(对对P型型)或向费米能级上方或向费

42、米能级上方(对对N型型)发生光跃迁时，显然对应的频发生光跃迁时，显然对应的频率比禁带能隙相应的频率要高，波率比禁带能隙相应的频率要高，波长要短，即光吸收限要向短波方向长要短，即光吸收限要向短波方向发生位移，这称为布尔斯坦莫斯发生位移，这称为布尔斯坦莫斯(Burstein-Moss)效应。效应。 第96页/共139页图图261第97页/共139页第8节 激子效应第98页/共139页第99页/共139页第100页/共139页图图262第101页/共139页图图26322248nheEn*hehemmmm图图264第102页/共139页并与空穴复合，此时激子消失，并与空穴复合，此时激子消失，释放一个

43、光子，这就是激子的释放一个光子，这就是激子的复合复合第103页/共139页 用多色光照射晶体，测量透过的每一频率光的强度，即用多色光照射晶体，测量透过的每一频率光的强度，即可得到吸收光谱。光谱中存在不少暗谱线，其中有些就是晶可得到吸收光谱。光谱中存在不少暗谱线，其中有些就是晶体吸收相应频率的光形成激子所致，利用这些特征谱线可以体吸收相应频率的光形成激子所致，利用这些特征谱线可以算得此种晶体中激子的能级。实际观测时，激子吸收线非常算得此种晶体中激子的能级。实际观测时，激子吸收线非常接近并密集在本征吸收接近并密集在本征吸收(即价带导带间吸收即价带导带间吸收)的长波限上分辩的长波限上分辩不出来，必须

44、在液氮甚至液氦温度下用极高分辨率的设备才不出来，必须在液氮甚至液氦温度下用极高分辨率的设备才能观察到。对半导体，因为常常有杂质和晶格缺陷，激子吸能观察到。对半导体，因为常常有杂质和晶格缺陷，激子吸收更不容易观察到。对氧化亚铜，研究工作很多，图收更不容易观察到。对氧化亚铜，研究工作很多，图2-65是是这种晶体的吸收光谱，其特点确实与氢原子光谱相同；光谱这种晶体的吸收光谱，其特点确实与氢原子光谱相同；光谱无无n=1的吸收，这是因为相应的跃迁是禁戒的。的吸收，这是因为相应的跃迁是禁戒的。 图图265第104页/共139页 在低密度下，激子可以看作约在低密度下，激子可以看作约束在晶体中的束在晶体中的“

45、理想气体理想气体”，符合，符合麦克斯韦分布，因此热平衡时激子麦克斯韦分布，因此热平衡时激子的平均动能可写为的平均动能可写为3/2kTkT，在图，在图2-66那样低的温度下，激子质心的运那样低的温度下，激子质心的运动速度竞达动速度竞达104ms数量级以上。数量级以上。 图图9-65谱线的宽度也是由于激子动谱线的宽度也是由于激子动能的缘故。能的缘故。图图266第105页/共139页如图如图2-67。把它与电子。把它与电子在电势场中的运动情况在电势场中的运动情况相比，可求得相比，可求得1.5K下激下激子的迁移率比常温铜中子的迁移率比常温铜中电子的迁移率约大电子的迁移率约大5个数个数量级。激子的确是一种量级。激子的确是一种极为活跃的粒子。极为活跃的粒子。图图267第106页/共139页第107页/共139页图图268图图269第108页/共139页 人们已经用不同的方法观察人们已经用不同的方法观察并研究了锗晶体中的液滴，直径并研究了锗晶体中的液滴，直径大约为大约为5 mm，每个包含，每个包含1亿对电亿对电子和空穴，它们象雾一样处于激子和空穴，它们象雾一样处于激发点周围，并被激子气体所环绕。发点周围，并