第八章-pn结二极管

第八章pn结二极管第八章pn结二极管8.1pn结二极管的I-V特性8.2pn结的小信号模型8.3产生-复合流（与理想I-V特性的偏离）8.4pn结的击穿8.5pn结的瞬态特性8.6隧道二极管8.1pn结电流将二极管电流和器件内部的工作机理，器件参数之间建立定性和定量的关系。1.定性推导：分析过程，处理方法2.定量推导：建立理想模型-写少子扩散方程，边界条件-求解少子分布函数-求扩散电流-结果分析。3.分析实际与理想公式的偏差，造成偏差的原因0偏正偏反偏1.热平衡状态电子从n区扩散到p区需有足够的能量克服“势垒”。只有少数高能量的电子能越过势垒到达P区，形成扩散流。P区的电子到达n区不存在势垒，但是少子，少数电子一旦进入耗尽层，内建电场就将其扫进n区，形成漂移流。热平衡：电子的扩散流=漂移流空穴的情况与电子类似8.1pn结电流2.加正偏电压势垒高度降低，n型一侧有更多的电子越过势垒进入p区，形成净电子扩散电流IN，同理可分析空穴形成扩散电流IP。流过pn结的总电流I=IN+IP。因为势垒高度随外加电压线性下降，而载流子浓度随能级指数变化，所以定性分析可得出正偏时流过pn结的电流随外加电压指数增加。正偏时的能带/电路混合图3.反向偏置：势垒高度变高，n型一侧几乎没有电子能越过势垒进入p区，p区一侧有相同数目的电子进入耗尽层扫入n区，形成少子漂移流，同理n区的空穴漂移形成IP，因与少子相关，所以电流很小，又因为少子的漂移与势垒高度无关，所以反向电流与外加电压无关。反偏时的能带/电路混合图8.1.2理想的电流-电压关系理想p-n结，满足以下条件的p-n结（1）杂质分布为非简并掺杂的突变结p=n0-xpxxn（耗尽层近似）(x)=-qNA-xpx0qND0xxn（2）小注入条件：p区：npp0n区：pnn0（3）pn结内电子电流和空穴电流为连续函数pn结内的总电流处处相等（稳态）(4)忽略耗尽区内的产生与复合，即认为电子、空穴通过势垒区所需时间很短，来不及产生与复合，故通过势垒区的电子电流和空穴电流为恒定值。8.1.2理想的电流-电压关系Figure8.38.1.2理想的电流-电压关系方法步骤：（1）边界条件（2）扩散方程（3）求解方程得到少子分布函数表达式（4）由少子分布函数求出流过pn结的电流Figure8.38.1.2理想的电流-电压关系边界条件：在空间耗尽层边界：kTeVikTEEiaFpFnenennp22pn结定律：kTeVpkTeVaippkTeVippppaaaeneNnxnenxpxn022)()()(kTeVnkTeVdinnkTeVinnnnaaaepeNnxpenxpxn022)()()(Figure8.48.1.2理想的电流-电压关系0)(xnp0)(xpn)1()(00kTeVpppppaennxnn)1()(00kTeVnnnnnaeppxppp区n区（1）边界条件：)1()()()1()()()1()(0)()(00021022kTqVnpnxxpnpnLxxkTeVppLxLxpkTeVpppppnppnapnpannaeLneDdxxndeDxJeenxneAeAxnenxnxnxxndxndDP区扩散方程边界条件通解特解电子电流扩散方程)1()()1()()()1()(0)()(00021222kTeVpnpxxnpnPLxxkTeVnnLxLxkTeVdinnnpnnPanPnapPaeLpeDdxpdeDxJeepxpeAeAxpeNnxpxpxxpdxpdD边界条件通解满足边界条件的特解电子的扩散电流密度n区)()1()1)(()()(00nponpnpskTeVskTeVnponpnpnpLneDLpeDJeJeLneDLpeDxJxJJaa8.1.2理想的电流-电压关系随温度的升高，本征载流子浓度升高，饱和电流增加，二极管的正向电流和反向电流都会随温度增加而升高。正偏时的过剩少子浓度分布8.1.2理想的电流-电压关系电子电流和空穴电流的分布图8.1.2理想的电流-电压关系8.1.2理想的电流-电压关系二极管）（二极管）（倍）管比硅管的饱和电流大（反向饱和电流正向偏置：pnNnLDqJnpNnLDqJGeNnLDNnLeDJVkTeJJeJJainnsdippsainndippsaskTqVsA2262210)()2()ln()ln(()1(8.1.2理想的电流-电压关系Figure8.8反向偏置下p-n结费米能级短二极管n区或p区的宽度远小于少子的扩散长度的二极管叫短二极管P区的扩散方程，边界条件和求解结果与前面的完全一致。扩散方程))(1(]sinh[])sinh[()1()()()1()(0)()(00021022nnnkTeVnpnpnnkTeVnnLxLxkTeVnnnnnnpnnPWxWxepLWLxWxepxpeAeAxpepxpWxpxxpdxpdDaapPa边界条件通解满足边界条件的特解n区)1()(0kTeVnnpxxnpnPaneWpeDdxpdeDxJ8.2产生-复合流理想电流-电压方程与小注入下Gep-n结的实验结果符合较好，与Si和GaAsp-n结的实验结果偏离较大。实际p-n结的I-V特性：（1）正向电流小时，实验值远大于理论计算值，曲线斜率q/2kT（2）正向电流较大时，理论计算值比实验值大（c段）（3）正向电流更大时，J-V关系不是指数关系，而是线性关系（4）反向偏压时，实际反向电流比理论计算值大得多，而且随反向电压的增加略有增加。耗尽层中载流子的复合和产生8.2.1反偏产生电流反偏时，势垒区电场加强，耗尽层中载流子的浓度将会下降，低于平衡值，导致耗尽层中电子-空穴的产生，复合中心产生的电子、空穴来不及复合就被强电场扫出势垒区，形成产生电流IG,因此增大了反向电流Figure8.1702JWeniG）（PnpnpnLpqDLnqDJ000势垒区宽度W随反向偏压的增加而变宽，JG随反向电压增加而增加，所以势垒区产生的电流是不饱和的，反向总电流IR随反向偏压增加而缓慢地增加。总反向电流：IR=I0+IG反偏产生流JG的推导由复合理论得到过剩电子与空穴的复合率的表达式为：)()()(''2ppCnnCnnpNCCRpnitpn对于反偏pn结，耗尽层内存在可移动的电子-空穴浓度很少，np0''2pCnCnNCCRpnitpn为简单起见，假设复合中心能级处于本征费米能级所在的位置，则：ikTEEvkTEEvikTEECkTEECnNNpnNNnvivtictcexpexpexpexp''W00G00000000''22JG2R2,11WeneGdxnnCNCNnpCnCnNCCRiinpnpnpintptipnitpn）（负复合率就是产生率则为载流子的平均寿命，定义8.2.2正偏复合流在正向偏压时，耗尽层内的载流子浓度高于其热平衡值，导致耗尽区载流子的复合。而形成正向复合电流JR)exp()2exp(200TkeVJTkeVWenJaDIFFaiGR)()()(''2ppCnnCnnpNCCRpnitpn正偏复合电流的推导)()(''02ppnnnnpRnopi分子分母同除以CnCpNt,得：TkEEiFiFnennkTEEiFpFienp）忽略分子分母中的假设1(2112,2020000''22kTeVikTeVkTeViMAXpnikTeVikTeViaFpFiFiFnaFpFnaaaaaeneenRnpnenpenneVEEEEeVEEkTeVRkTeViWcaaeJeeWndxeRJ20200Re2总正偏电流0020Re2iRkTeVskTeVRDifceWnJeJeJJJJaa)(0nponpnpsLneDLpeDJkTeVJJkTeVJJaSDifaRclnln2lnln0Re)1(nkTeVSaeJJ8.2pn结的小信号模型二极管的小信号响应特性：直流（Va）偏置下，加一正弦电压va，流过二极管的电流I+i，此时pn结二极管的小信号特性就会变的非常重要8.2.1扩散电阻)1(kTeVSDaeII假设二极管外加直流正偏压V0时的直流电流为IDQDQIIDadDQkTeVSVVaDdeIkTdIdVrIkTeeIkTedVdIgDQDaa0二极管的扩展电阻势垒电容Cj：形成空间电荷区的电荷随外加电压变化扩散电容Cd：p-n结两边扩散区中，当加正向偏压时，有少子的注入，并积累电荷，它也随外电压而变化.扩散区的电荷数量随外加电压的变化所产生的电容效应。pn结的电容WCsj08.2.2小信号导纳pn结的扩散电容正向偏置时，多数载流子进入和离开稳态耗尽层引起的结电容和反向偏置时一样。二极管正偏时在耗尽区边界的准中性区内引起少数载流子的积累。随着正向偏压的增加，少子的积累越来越明显。在直流偏压V0，少子分布如图中虚线所示。再加交流小信号，少数载流子就会在直流值附近张落，即va0,（正半周期）少子积累增加，va0,少子积累减小。随着外加电压的变化，Q被交替地充电和放电，少子电荷存储量的变化与电压变化量的比值即为扩散电容Cd(c)(a)8.2.3小信号导纳-等效电路小信号导纳等效电阻r,等效电容C，容抗1/jcr与C并联，总电阻导纳：ddCjgRY1ddCjgCjrR11导纳关系式的数学分析（略）求出在Va=V0+v(t)偏置下流过二极管的i,Y=i/va.)(2)(000000nnPPdDQnPddDIIkTeCkTeIIIkTegCjgY与In0,Ip0为直流静态时的电子和空穴扩散流8.4pn结的击穿当反向电流超过允许的最大值时对应的反向电压的绝对值称为击穿电压VBR形成反偏pn结击穿的物理机制有齐纳击穿和雪崩击穿齐纳击穿隧穿效应：量子力学中，当势垒比较薄时，粒子能穿过势垒到达另一边。隧穿发生的两个条件：1、势垒一边有填充态，另一边同能级有未填充态2、势垒宽度小于10-6cm隧穿过程示意图反向偏置pn结二极管中齐纳击穿过程的示意图齐纳击穿二极管的耗尽层宽度小于10-6cm，轻掺杂一侧的杂质浓度高于1017cm,齐纳过程比较显著，对应的二极管的击穿电压比较小，当VBR4Eg/e,齐纳过程起主导作用。齐纳击穿雪崩击穿小的反向电压时，载流子穿过耗尽层边加速边碰撞，但传递给晶格的能量少。大的反向电压碰撞使晶格原子“电离”，即引起电子从价带跃迁到导带，从而产生电子空穴对。雪崩击穿示意图假设在x=0处，反偏电子电流In0进入了耗尽区,由于雪崩效应的存在，电子电流In会随距离增大而增大，如图所示：在x=W处，电子电流In(W)=MnIn0Mn为倍增因子空穴电流也类似耗尽层中任一点x处的增量电子电流可表达为：ppnnnppnnnxIxIdxxdIdxxIdxxIxdI)()()()()()(n,p分别为电子与空穴的电离率。即：单位电子（n）或单位空穴（p）在单位长度内碰撞产生的电子空穴对（1）（2）dxMIIIIMdxIIIMdxIIWIdxIxdIIxIdxxdIxIIxIxIxIdxxdIxIIxIxIxIIWnnnnnWnnnWnnWnpnpnnpnpnnnppnnnnppn000000011)0(,)0()0()()()()()())(()()()()(),(