半导体PN结界面的基本特性

当p型半导体和n型半导体紧密结合时,就将形成p结。pn结具有正反向不对称是电性,因此可以用作整流二极管。pn结普遍用于其他半导体器件和集成电路的隔离、少子注人以及场效应器件的源漏等。可以说pn结是构成半导体器件和集成电路的最基本元素pn结界面也是半导体集成电路制造中最重要的界面之一。本节将讨论 Pn结的基本特性。

3.3.1pn结空间电荷区

由于口型和p型半导体的热平衡载流子类型与浓度不同,当这两种半导体结合在一起时就要发生载流子扩散,如图3.9所示,电子会从n型向p型扩散,空穴从p型向n型扩散这种互扩散的结果是原本电中性的n型和p型半导体均偏离了电中性,n型半导体侧带正电，P型半导体侧带负电。与金属接触中的半导体类似,这种偏离电中性的区域也存在着定的宽度,称为空间电荷区,如图3.10所示。在pn界面两侧形成空间电荷区的同时,也产生相应电场。由于这种电场是由载流子互扩散造成的,为区别通常的外电场,这种电场又称为内建电场,但对载流子而言,内建电场具有与外电场同样性质的作用力。由于p型半导体侧带负电、n型半导体侧带正电,所以,内建电场的方向从n型指向p型,内建电场就试图将电子从p型半导体拉回n型半导体,将空穴从n半导体拉回p型半导体，或者说,内建电场的作用是阻止电子、空穴的互扩散。因此，位于pn结界面两侧的载流子既受到浓度梯度场作用力，又受到内建电场作用力，载流子扩散与漂移两种运动同时存在，达到动态平衡,在一定Pn结掺杂条件下,形成一定的空间电荷与电场分布。

3.3.2pn结界面电势差

从能带角度来看,由于P型和n型半导体功函数不等,两种半导体在未接触前,它们的费米能级位置不同,如图3.11所示。当两种半导体结合形成pn结时,电子就要从费米能级较高的n型半导体,流向费米能级较低的p型半导体。随着电子转移,n型半导体显正电性,P型半导体显负电性，形成从n型指向P型半导体的内建电场,从而使n区的静电势升高、能带下降。根据热力学理论,热平衡状态系统具有统一的费米能级。n区半导体能带相对p区下降,使得两种半导体的费米能级持平,达到热平衡状态,如图3.12所示。这种n区和p区静电势差,可称为内建电势或接触电势差,对于均匀掺杂的Pn突变结,内建电势大小可表示为

其中,NA和No分别为p型和n型半导体的掺杂浓度，n;为半导体本征载流子浓度,k为玻尔兹曼常数,T为绝对温度，q为电子电荷。

对于均匀掺杂的Pn突变结,根据高斯定理、泊松方程及电场连续性原理,Pn结空间电荷区内的电场分布为线性,Pn结界面电场应连续,空间电荷区边界的电场强度为零。由于电势是电场强度的积分，因此，电势分布为抛物型，能带形状即为电势分布图的倒转。图3.13展示了热平衡条件下Ppn突变结的净电荷密度、电场强度、电势分布,其具体数学表达式可参见相关文献[1.7.8]

3.3.3 载流子分布与注入

由于能带图是对电子而言,因此，与静电势V(x)对应的能带图变化应为一qV(x)。能带边Ec(z)、Ev(z)与本征费米能级E;(z)具有相同的变化关系，因此,E(x)即为静电势的翻转。根据(2.12a)和(2.12b)式,载流子浓度:(x)、p(x)随E(x)具有指数依赖关系图3.14展示的载流子浓度分布,包括热平衡、正偏、反偏3种状态。在空间电荷区内绝大部分区域,载流子的浓度远小于热平衡多子浓度Pro、n，所以，空间电荷区也常称为耗尽区因为空间电荷区内的静电势变化，对多数载流子有阻挡作用,所以,空间电荷区又称势垒区。

在热平衡时,载流子浓度的变化只发生在空间电荷区，加n=n仍成立。在该区域中，载流子除了有扩散运动外,还有漂移运动,如前所述，这两种运动达到了动态平衡;在中性区，载流子浓度均匀分布。在正偏(即p区加正、n区加负,偏压为V)条件下,外电场与内建电场方向相反,或者说削弱了内建电场，从而有净扩散电流持续流过pn结,同时，缩小了空间电荷区。空间电荷区内的载流子处于非平衡状态,需用准费米能级描写,由于电子准费米能级比空穴准费米能级高qV,因此，pn=nexp(qV/kT)。这时,载流子浓度的变化不仅发生在空间电荷区,也发生在中性区,在空间电荷区边界上少子浓度发生了一定程度的堆积,其浓度分别为

其中Lp和Ln分别为n区和p区热平衡少子浓度。根据连续性方程,中性区内少子浓度呈指数分布，可表示如下:

其中,Lp和Ln分别为n区空穴和p区电子的扩散长度。由以上各式可以看出,在正偏时，P区的空穴和n区的电子将分别向n区和P区注人,且这种注人随偏压V呈指数增长关系。当pn结反偏(即P区加负、n区加正)时,外电场与内建电场方向相同,空间电荷区加宽。

3.3.4 pn结的单向导电特性

由(3.19)式可知,pn结在正向偏置时,进人非平衡状态,少子注人随偏压V呈指数增长关系。同时,pn结在反偏时,空间电荷区边界上的少子浓度几乎为零(因为V为负数),且与反偏电压的大小几乎无关。这时中性区也形成非平衡状态,只不过此时非平衡载流子浓度变化为负,即载流子缺少,如图3.14(c)所示。所以,pn结反偏时仍存在扩散电流,只不过此时的电流很小,正比于少子浓度梯度,且与反偏电压的大小几乎无关。因此,Pn结导电具有正向电流随偏压指数上升,反向电流很小且几乎保持不变的单向导电性,如图3.15所示C。经过简单推导,不难获得其电流表达式

其中,A为pn结面积,D，和D。分别为n区空穴和p区电子的扩散系数。pn结的单向导电特性,其物理机制可以理解如下:当Ppn结施加正向偏压时,结的势垒区变窄、变低,就会有大量空穴从P区流向n区，大量电子从n区流向p区，其结果是电流增大;反过来，当pn结施加反向偏压时,结的势垒区变宽、势垒变高,空穴只能从n区流向P区,电子只能从p区流向n区,而空穴在n区和电子在p区都是少子，它们的数量都很少,且与外加反偏电压的大小关系不大，导致反偏时电流很小，而且几乎不变。

从(3.20b)式可以看出,流过pn结的总电流是电子向p区扩散和空穴向n区扩散的电流之和,这两股电流均为少子电流。空穴与电子两种离子扩散电流之比为

由于两种载流子的扩散系数和扩散长度均为同数量级物理量,因此,其比值的大小主要是由N/N。比值决定。对于pn结,空穴扩散电流远大于电子扩散电流，总电流主要由空穴扩散电流构成;对于np结,电子扩散电流远大于空穴扩散电流，总电流主要由电子扩散电流构成。值得指出的是，上面所述的电流方程是在理想情况下，且pn结为很厚样品时成立。对于薄pn结,表达式需要作一定的修正。例如,若p型半导体的厚度W。远小于电子扩散长度L。则电子向p区扩散电流项中的L。需由W代替。

另外，由于正偏或反偏时空间电荷区内存在过剩或减少的非平衡载流子，因此,空间电荷区内就会有复合电流或产生电流，可分别表示为

其中,W为耗尽层宽度,为复合寿命。由于这种电流是叠加在(3.20)式所表达的少子扩散电流上的,因此,在一定条件下,如当材料的本征载流子浓度较低时,在反偏和正向小偏压情况下,这种产生-复合电流可能会对pn结的理想I-V特性有较大影响:1反向电流明显大于(3.20b)式表达值,且因W为反偏电压的函数而导致反向电流不饱和;2正向小偏压时电流随电压变化关系偏离exp(gV/kT),可用exp(gV/mkT)描述，理想因子n在1~2之间。相对于硅管,产生-复合电流对锗管的影响较小,因为锗的室温本征载流子浓度较硅高3个数量级。

3.3.5 pn结的电容效应

上面讨论了Pn结的直流特性,其特性类似于单向电流开关。从前面讨论中可知,p结中间存在一个耗尽区,这类似于一个MIM平板电容器。当一个变化的偏压施加在pn结上时,pn结会表现出电容特性。一方面,由于Pn结存在空间电荷区,且该空间电荷区的宽度会随偏压大小而变化,即空间电荷区储存的电荷量会随偏压变化，具有电荷储存效应,这种电荷储存效应导致的电容称为势垒电容。另一方面,Pn结在中性扩散区也存有非平衡载流子，尤其在正偏时其存储的电荷量很大，这种扩散区中非平衡少子储存效应导致的电容称为扩散电容。由于pn结的电容通常是偏压的函数,因此,一般所讲的Pn结电容都是指微分电容,定义为

3.3.6 异质pn结

上面讨论的Pn结都是指用同一种半导体构成的,如硅或锗。还有一种pn结可以用两种半导体材料构成,则称其为异质pn结。图3.16展示了9Xx2n-GaAs/p-AlGaAs异质结的能带图。异质结由于有两种半导体构成,因此,其电子亲合能不同,禁带宽度也各不相同。对于如图3.16所示的n-GaAs/AEp-AIGaAs异质结,GaAs禁带较窄,AIGaAs禁带较宽,在异质结界面存在导带不连续E。和价带不连续Ev。于是,相对于同质结,电子从窄禁带EV的GaAs注人到宽禁带的AIGaAs要跨越一个额外的势垒Ec，相反,空穴从宽禁带 AIGaAs注人图3.16 n-GaAs/p-AIGaAs异质结能带图到窄禁带GaAs的势垒降低了 Ev。这表明在n-窄禁带/P-宽禁带异质Pn结中，相对于同质Ppn结,空穴注人更容易,电子注人更困难。如果重新计算空穴扩散电流与电子扩散电流之比,应为

与同质pn结相比，少子扩散电流之比提高了exp(E。/kT)，因为E。通常可达几百毫电子伏特，而室温kT只有26meV，这样，少子扩散电流之比可提高几个数量级，可超过掺杂浓度比。因此，利用宽禁带半导体向窄禁带半导体注人少子的高注人比,可以设计出新型异质结双极型晶体管(HBT)。