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1、第八章第八章 半导体电子论半导体电子论 半导体的价带与导带之间的带隙介于0.23.5 eV范围内，其导电能力介于绝缘体与金属导体之间，室温下半导体的电阻率在103 109(cm)范围内。在半导体中电子可以做多种形式的运动（如漂移、扩散等），其性质与杂质、温度、光照及压力等有密切关系。通过研究半导体的物理性质，可以不断揭示出各种形式的电子运动，阐明其规律性，从而可以设计出更多的半导体器件。因此，半导体材料有极其广泛的应用前景。在所有固体材料中，半导体材料无疑是最令人感兴趣的材料，也是被人们研究最广泛的材料之一。8.1 半导体的基本能带结构半导体的基本能带结构 半导体中能量最高的满带称为价带，能量
2、最低的空带称为导带。在价带顶和导带底之间的能量间隙称为带隙（或能隙），用Eg表示。由于半导体的带隙较窄，因此，在一定温度下，由于热激发，导带底有少量电子，而价带顶有少量空穴。半导体的导电性就来自导带底的少量电子或价带顶的少量空穴的贡献。我们将这些对电流有贡献的电子和空穴称为载流子。而载流子的运动则取决于半导体的能带结构。一、半导体的带隙一、半导体的带隙 当光照射到半导体时，价带中的电子就会吸收光子的能量而跃迁到导带中，这个过程称为本征光吸收。本征光吸收的光子能量必须满足或 本征吸收边 电子的光吸收过程必须满足能量守恒和准动量守恒。在本征吸收边附近，有两种类型的光跃迁：1.导带底与价带顶在k空间
3、中的相同位置，当电子吸收光 子能量从价带顶的k态跃迁导带底的k态，其准动量守恒定律为：kp为光的波矢。kp 104cm1，而布里渊区的尺度范围为108cm1。因此，在讨论光吸收时，光子的动量可忽略不计。即光吸收的跃迁选择定则可近似为即在跃迁过程中，电子的波矢可以看成是不变的，这种跃迁称为竖直跃迁。2.第二种类型是导带底和价带顶在k空间中的不同位置，这时本征吸收边附近的光吸收过程称为非竖直跃迁。在这种情况下，电子在吸收光子能量从价带顶跃迁到 导带底的同时，为满足准动量守恒，必须伴随着吸收 或发射一个声子。这时的能量守恒和准动量守恒关系 为：由此可以看出，在非竖直跃迁过程中，光子主要提供在非竖直跃
4、迁过程中，光子主要提供电子跃迁所需的能量，而声子则主要提供跃迁所需的电子跃迁所需的能量，而声子则主要提供跃迁所需的准动量。准动量。与竖直跃迁相比，非竖直跃迁是一个二级过程，发生的几率比竖直跃迁的几率小得多。直接带隙半导体：导带底和价带顶在直接带隙半导体：导带底和价带顶在k空间中的同一点。空间中的同一点。间接带隙半导体：导带底和价带顶在间接带隙半导体：导带底和价带顶在k空间中的不同点。空间中的不同点。导带中的电子跃迁到价带中的空能级而发射光子称为电子空穴对复合发光。在一般情况下，电子集中在导带底，空穴集中在价带顶，因此发射光子的能量基本上等于带隙宽度。直接带隙半导体的电子空穴对复合发光的几率远大
5、于间接带隙半导体。半导体的带隙宽度的测量方法：可以用本征光吸收半导体的带隙宽度的测量方法：可以用本征光吸收实验，也可用电导率随温度的变化实验来测定实验，也可用电导率随温度的变化实验来测定，用光学测量方法还可以确定是直接半导体还是间接半导体。直接带隙半导体：GaAs、CdS和GaN等间接带隙半导体：Si、Ge等。LX U,KEnergy(eV)LXU,K二、带边有效质量二、带边有效质量 由于电子的能量在能带底和能带顶取极值，因此，可将E(k)在导带底或价带顶附近展开导带底附近：价带顶附近：在主轴坐标系中，能量具有对角化形式导带：价带：这表明，在导带底附近或价带顶附近电子（或空穴）的等能面为椭球面
6、，其有效质量可用电子回旋共振实验来测定。8.2 半导体中的杂质半导体中的杂质 当晶体中少量有杂质存在时，晶格的周期性就会被破坏，在杂质周围会产生一个局域场而影响电子的运动。因此，能带中的电子除了有用Bloch函数描述的共有化状态外，还会附加一个局域化的电子态（局域态），即电子可以被适当的杂质所束缚，就如电子被原子所束缚一样。而被束缚的电子也有确定的能级，这种能级在带隙之中。如束缚能级处于允带中，电子不需要能量就可以直接转入共有化运动状态，因此，不可能是稳定的束缚态。正是由于这个束缚态能级的存在，改变了半导体的能带结构，对半导体的性质起着决定性的作用。一、施主与受主一、施主与受主1.施主 若杂质
7、在能隙中提供带有电子的能级，这种杂质称若杂质在能隙中提供带有电子的能级，这种杂质称为施主。为施主。电子从杂质能级激发到导带远比从价带激发容易（尤其是能级离导带底很近的情况）。因此，主要含施主杂质的半导体的导电性往往几乎完全依靠施主热激发到导带的电子。这种主要依靠电子导电的半导体称为这种主要依靠电子导电的半导体称为N型半导体。型半导体。2.受主 若杂质在带隙中提供空的能级，称为受主。若杂质在带隙中提供空的能级，称为受主。电子从价带激发到受主比激发到导带容易得多，因此，主要含受主杂质的半导体，由于价带中有些电子被激发到受主能级而产生一些空穴，半导体的导电性主要依靠空穴。这种主要依靠空穴导电的半导体
8、称为这种主要依靠空穴导电的半导体称为P型半导体。型半导体。T=0T 0导带导带施主施主价带价带T=0T 0导带导带受主受主价带价带N型P型EE 在Si或Ge中加入少量五价的P、As或Sb，或在GaAs中用族元素（S、Se、Te）替代As就形成N型半导体；若在Si或Ge中掺入少量三价的B、Al、In等，或在GaAs中用族元素（Zn、Be、Mg）替代Ga则形成P型半导体。二、类氢杂质能级二、类氢杂质能级 杂质能级模型中最简单也是最重要的模型是类氢杂质能级模型，以在Si中掺入族元素（P）为例。P原子比Si原子多出的一个正电荷正好束缚多余一个电子，就如同氢原子核束缚其外层电子一样。氢原子的波动方程为其
9、能量本征值为n1,2,3,氢原子的第一电离能为相应的基态波函数为C为归一化常数，a0为玻尔半径在Si中，“多余”的正电荷与“多余”电子的相互作用能为为Si的相对介电常数。根据与氢原子的相似性可知，施主的电离能为这里m*为导带底电子的有效质量，与氢原子相比，施主的电离能仅为氢原子电离能的对于Si：在导带底附近mL*=0.98m，mT*0.19m；=12，由此可估算出施主的电离能约为102 eV的数量级。这里所指的施主电离实际上是电子摆脱施主的束缚而跃迁到导带中运动，因此，施主能级应在导带底EC以下，其能量差就是施主的电离能ED，即只要给施主电子以ED大小的能量，就可以将它激发到导带中。类比可得施
10、主的基态波函数为ECEV施主施主ECEV受主受主其中与氢原子的玻尔半径a0相比，rd增大了(m/m*)倍。因此，rd a0，这意味着类氢施主的波函数是相当扩展的。对于受主杂质所形成的杂质能级也可做类似的讨论，如在Si中掺入少量的族元素（Al），一个Al原子替代一个Si原子，相当于在杂质出多一个负电荷，同时少了一个电子，即多一个空穴，这个空穴正好被负电荷所束缚。这种情况同样类似于氢原子的情况，只是正负电荷互换了。受主能级位于价带顶EV以上的EA处。空穴的电离相当于在价带中产生一个自由运动的空穴。在能带中就表现为用EA的能量将价带顶的一个电子激发到受主能级上，从而在价带顶产生一个自由空穴。由于典型
11、半导体材料的价带结构比导带复杂，类氢受主能级的理论比施主能级要复杂些。类氢杂质的电离能很小，它们往往是这些材料中决定导电性的主要杂质。施主（或受主）能级很靠近导带（或价带），因此这类杂质称为浅能级杂质。在在Si中的几种浅能级杂质中的几种浅能级杂质杂质类型杂质类型施施 主主受受 主主元元 素素PAsSbBAlGaIn电离能电离能(eV)0.0440.0490.0390.045 0.057 0.0650.16三、深能级杂质三、深能级杂质 若在Si、Ge等族元素半导体中掺入族元素原子（如Se、Te等），族原子的外壳层比族原子多两个价电子，其原子核也比族原子多两个正电荷。因此，当族原子掺入族半导体后，
12、这两个“多余”的价电子就围绕两个正电荷运动，类似于氦原子。由于每个价电子同时受两个正电荷的束缚，束缚能比较大，因此所对应的杂质能级离导带底较远，称这种能级为深杂质能级。而这种杂质就称为深能级杂质。当两个价电子中的一个被激发而脱离杂质的束缚跃迁到导带后，剩下的一个价电子就受到两个正电荷的束缚，束缚能更大，其能级离导带底更远。如在Si、Ge等族元素半导体中掺入族元素原子（如Zn），可产生两个离价带顶相当远的深受主杂质能级。ECEVEAED0.54 eV0.35 eVAu在Si中的杂质能级 深能级杂质对半导体材料性质有多方面的影响，由于深能级杂质的存在会大大降低载流子的寿命；它可以成为非辐射复合中心
13、，从而影响发光效率；由于深受主能级的存在与自发辐射，可降低浅能级杂质的有效密度，从而大大提高材料的电阻率。从另一角度看，深能级杂质也提高半导体器件的开关速度。8.3 载流子的统计分布载流子的统计分布一、半导体载流子的一、半导体载流子的Fermi统计及近似处理统计及近似处理 与金属中的电子一样，半导体中的电子也遵从Fermi统计分布。设导带底和导带顶的能量分别为EC和EC，单位体积中导带的能态密度为NC(E)，那么导带中的电子浓度可表为其中为Fermi分布函数 在金属中，电子是强简并的，其费米能在导带中，在EF以下的能级几乎完全为电子所填满。而在半导体中（若杂质浓度不是很高），EF位于带隙中，而
14、且与导带底EC和价带顶EV的距离一般都比kBT大的多。所以，导带中这表明导带中的电子很接近于经典的Boltzmann分布，且由于f(E)2kBT，2 (NCT3/2)，这时只有部分杂质电离，可近似得在一般情况下，ND2NC，所以，在很低温度下这时的N型半导体就好像一个带隙为EgECED的本征半导体一样。在2时，这时施主杂质已全部电离，导带中的电子浓度就等于施主杂质浓度ND，称为强电离情形。随着温度的进一步升高，由价带电子的热激发（称为本征激发）所产生的电子和空穴就不能忽略，这时半导体进入本征激发区，这时的电中性条件为这时可解得和如niND，n p ni，这时本征激发起主要作用，与本征半导体的情
15、况相同。由为简单，假设NCNVN，可求得随着温度升高，本征载流子浓度ni不断增大，当niND时，这时随温度升高，费米能EF逐渐趋于本征费米能EFi。对于只有受主杂质的P型半导体。也可作类似的讨论。杂质电离区杂质电离区饱和区饱和区本征区本征区ND=1015cm38.4 半导体的电导率与半导体的电导率与Hall效应效应一、半导体的导电率一、半导体的导电率 半导体导带底的电子与价带顶的空穴都可以看成是分别具有有效质量me*和mh*的自由粒子，因此可以直接应用自由电子的结果来讨论在外电场作用下所产生的电导。和分别是电子和空穴的迁移率。表示在电场作用下载流子（电子或空穴）沿电场方向漂移的平均速度，迁移率
16、则表示单位电场作用下载流子迁移率则表示单位电场作用下载流子的平均漂移速度。的平均漂移速度。半导体的总电导为在杂质激发范围内，主要由一种载流子导电，有（N型）（P型）在实际问题中，迁移率的大小是相当重要的。Ge和Si的迁移率103cm2/Vs的数量级；有些金属化合物半导体（如GaAs、InSb等），由于其电子的有效质量仅为电子质量的1/100左右，因此其迁移率可达105cm2/Vs的数量级。迁移率的大小不仅取决于有效质量（即取决于能带结构），而且还与散射几率有关。而散射既可以来自晶格振动，也可以来自杂质。在较高温度下，晶格的散射是主要的，温度升高，声子的散射增大，因而迁移率随温度的升高而下降。理
17、论计算表明。对于简单能带，由晶格振动所限制的迁移率与温度的关系为 在低温下，杂质的散射是主要的。而电离杂质对载流子的散射类似于粒子的Rutherford散射。温度升高时载流子热运动的速度增大，电离杂质的散射作用相应减弱，从而使迁移率增大。理论计算结果可表为 半导体的导电率除了与迁移率有关外，还与载流子的浓度有关。而载流子的浓度随温度的升高以指数形式增加（饱和区除外）。由于指数形式的变化总是比幂函数的变化快，因此除饱和区外，导电率主要除饱和区外，导电率主要以指数形式随温度的升高而迅速增大，表现出很强的以指数形式随温度的升高而迅速增大，表现出很强的热敏性。这与金属的导电率有明显不同。热敏性。这与金
18、属的导电率有明显不同。因为金属的载流子（电子或空穴）浓度与温度无关，温度升高时，传导电子的迁移率因与声子的碰撞更加频繁而减小，所以金属的导电率温度系数为负，温度升高，导电率金属的导电率温度系数为负，温度升高，导电率下降。下降。二、半导体的二、半导体的Hall效应效应当载流子为电子时，Hall系数为类比可得，当载流子为空穴时，Hall系数为如半导体中同时存在两种载流子，此时的Hall系数为 由于Hall系数与载流子浓度成反比，因此，半导体的Hall效应比金属强得多。Hall效应的主要应用就是确效应的主要应用就是确定载流子的浓度，由定载流子的浓度，由Hall系数的测定可以直接得到载流系数的测定可以
19、直接得到载流子的浓度，而且，从子的浓度，而且，从Hall系数的符号还可确定载流子是系数的符号还可确定载流子是电子还是空穴。电子还是空穴。对于本征半导体，np，有由于一般有 对于非本征半导体，在温度较高时，在本征激发范围内，n p，因此R n，即满足 ，R0；当 R0；当 因此，对于对于P型半导体，在温度由杂质激发升至本型半导体，在温度由杂质激发升至本征激发范围的过程中，征激发范围的过程中，Hall系数将改变符号。系数将改变符号。对于N型半导体，在杂质激发温区，np，R p，且e p，所以N型半导体型半导体R(EF)P，于是电子将从EF高的N型区流向P型区，在PN结的界面上产生电荷的积累，形成一
20、定的接触电势差。这个接触电势差使得P型区相当于N型区具有负的电势VD，从而使P型区中电子的静电势能提高了eVD，即P型区的整个电子能级上移了，eVD恰好补偿P型区与N型区EF原来的差别，即使两边的费米能拉平。平衡时，在接触界面处形成了一能带过渡区，在平衡时，在接触界面处形成了一能带过渡区，在此区域内，电子和空穴的分布破坏了原来的电中性，此区域内，电子和空穴的分布破坏了原来的电中性，形成一空间电荷区，其宽度约为形成一空间电荷区，其宽度约为106m的数量级。此的数量级。此区域的强电场对区域的强电场对N型区的电子和型区的电子和P型区的空穴都是一个型区的空穴都是一个高为高为eVD的的势垒，称为平衡势垒
21、，称为平衡PN结势垒。结势垒。建立稳定的PN结势垒后，从N型区进入P型区电子的浓度nP0为其中，nN0为N型区电子的平衡浓度。同理，进入N型区的空穴浓度pN0为这里，pp0为P型区中空穴的平衡浓度。由此可知，在空间电荷区中，电子（空穴）浓度由N（P）型区的nN0（pp0）按指数形式衰减到P（N）型区的nP0（pN0）。在平衡在平衡PN结中，载流子的扩散和漂移运动处于相对平衡。结中，载流子的扩散和漂移运动处于相对平衡。二、二、PN结的单向导电性结的单向导电性 若在PN结上加一外电压V，由于空间电荷区中载流子浓度很低，因而电阻很高，PN结势垒将改变eV，从而破坏了原来的平衡，引起载流子的重新分布。
22、1.PN结的正向注入 当PN结加正向偏压时，外加电压使空间电荷区中的电场减弱，PN结势垒降低为e(VD-V)，打破了漂移运动与扩散运动的相对平衡。由于PN结加正向偏压，将有部分电子从N型区进入P型区，空穴从P型区进入N型P N区，称为非平衡载流子。这种现象称为PN结的正向注入。由于正向注入，势垒边界上的少数载流子浓度从原来的nP0nP和pN0pN，根据Boltzmann统计可求得与平衡是的浓度相比，得和即正向偏压使界面处的少数载流子积累，其浓度提高了倍。于是，边界处非平衡载流子的浓度为这些边界处的非平衡载流子边扩散边复合向体内运动，从而形成扩散电流，扩散电流密度为因此，通过PN结的总电流密度为
23、其中 这表明，在正向偏压下，通过这表明，在正向偏压下，通过PN结的电流与少数载结的电流与少数载流子的浓度成正比，且随正向偏压的增大而迅速增大。流子的浓度成正比，且随正向偏压的增大而迅速增大。2.PN结的反向抽取P N 当PN结外加反向偏压时，外加电场使空间电荷区的电场增强，从而使PN结势垒增大，由原来的eVD变为e(VD+V)。这时，载流子的漂移运动超过了扩散运动。在反向偏压的作用下，P型区中的电子一旦到达空间电荷区的边界，就会被电场拉向N型区；同样，N型区的空穴一旦进入空间电荷区，也会被拉向P型区。这种现象称为PN结的反向抽取。反向抽取使PN结界面处的载流子浓度小于其平衡浓度，这时，非平衡载
24、流子浓度为负值。这意味着载流子的复合率为负值，即在外电场的作用下，实际上有新的电子空穴对产生，其中的少数载流子可能扩散到空间电荷区，而被电场拉向对面，形成反向电流。所以，PN结的反向电流实质上结的反向电流实质上就是产生电流。就是产生电流。反向电流密度为在一般情况下，eVrkBT，即 通常由于少数载流子的浓度很低，因而，在一定的反向电压范围内，反向电流一般都很小。但是，如果有外界作用，使得达到反向PN结空间电荷区边界的少数载流子浓度很高，这些载流子同样可以被空间电荷区的电场拉向对面，形成大的反向电流。如:NPN晶体管正向发射结把电子注入到P型区，由于基区的宽度远远小于扩散长度，注入到基区的电子还
25、来不及复合就扩散到反向集电结的边界，被反向集电结的抽取作用拉向集电区，这时集电结反向大电流状态，这就是晶体管电流放大作用的物理基础。三、高掺杂半导体与三、高掺杂半导体与PN结结 当浅能级杂质的掺杂浓度达到10181019cm3时，不同杂质原子上的轨道就会发生明显的重叠。这时，电子（或空穴）将不再被某个固定的杂质原子所束缚，而是可以的整个半导体中运动的；杂质能级将展宽为一个杂质带，杂质带的宽度随杂质浓度的增加而加宽。杂质带杂质带导带尾导带尾N(E)高掺杂不仅使杂质能级发生变化，而且也引起能带的变化。电子在晶体中运动时不仅受到晶格原子的作用，而且也受到杂质原子的作用，使能带失去明确的边界，而产生一
26、个伸入到禁带中的“尾”。如果P区和N区的掺杂浓度都很高，就形成P+N+结。对于掺对于掺杂浓度很高的杂浓度很高的N型半导体，其费型半导体，其费米能可上升到导带中；而对于掺米能可上升到导带中；而对于掺杂浓度很高的杂浓度很高的P型半导体，其费型半导体，其费米能则可降到价带中。这种高掺米能则可降到价带中。这种高掺杂的半导体称为杂的半导体称为“简并简并”半导体。半导体。用简并半导体所组成的用简并半导体所组成的PN结，结，称为隧道二极管，其伏安特性将称为隧道二极管，其伏安特性将与普通与普通PN结有明显的差异。结有明显的差异。VI/I0100%GeSiGaAs 在正向小电压下，电流先上升，达到一个峰值；电压
27、继续升高时，电流反而下降，出现负阻区；当电压达到一定值后，电流将迅速增大，这时PN结处于导通状态。正向电流峰的出现是在高掺杂条件下费米能级进正向电流峰的出现是在高掺杂条件下费米能级进入能带的结果。入能带的结果。由于高掺杂，N区和P区的费米能级分别进入了导带和价带，平衡时两边的费米能相等。当对PN结施加正向小电压V时，N区的费米能比P区高eV，由于N区的导带底有大量的电子，而P区的价带顶有大量的空能级，因此，N区的导带中处于EF与EFeV之间的电子可以通平衡时平衡时施加正向小电压施加正向小电压过隧穿从N区进入P区而形成PN结电流，称为PN结的隧道效应。随着正向电压的增加，正向电流也随之增加，当N
28、区的费米能与P区的价带顶EV相等时，穿透几率达到极大，正向电流也达到极大。如正向电压继续增加，N区的费米能将超过P区的价带顶EV，将有一部分电子不能隧穿到价带的空能级中，因此，隧道电流将随正向电压的增加而下降。当N区的导带底与P区的价带顶相等时，隧道电流降到极小。NP 若电压继续增加，当达到正向导通电压时，就只有一般PN结的正向注入电流了。隧道二极管的反向特性也完全不同于一般隧道二极管的反向特性也完全不同于一般PN结结二极管。隧道二极管的反向电流很大，且随反向电压二极管。隧道二极管的反向电流很大，且随反向电压迅速增大。迅速增大。这时，价带中的电子可以通过隧道效应穿透的导带中，形成大的反向电流。
29、利用隧道二极管的负阻区可进行微波振荡和微波放大。(EF)N(EF)P(EF)N(EF)P正向导通正向导通反向隧穿反向隧穿四、晶体管的放大作用四、晶体管的放大作用PPNEBCPNNECBBECBECRLNNPIBICIECBE 通常，晶体管的两个PN结并不对称，一般发射区有较高的掺杂浓度。图为N+-P-N晶体管。在发射区与基区间的N+-P结处于正向，而集电区与基区的P-N结处于反向。因此，在N+-P结中将有大的正向电流密度jE通过，此正向电流密度由两部分组成：由N+区向P区注入的电子电流密度je和由P区向N+区注入的空穴电流密度jh。而在N+区中平衡的多子浓度nN0和少子浓度pN0必须满足同样，
30、在P区中平衡的多子浓度pP0和少子浓度nP0满足由以上两式可得由于发射区（N+区）是高掺杂区，有很高的多子（电子）浓度nN0，而基区（P区）的掺杂浓度比较低，多子（空穴）浓度pP0较低，因此有再由上式即可得：由此可以得出，由发射区（N+区）向基区（P区）注入的电子电流密度je比由基区（P区）向发射区（N+区）注入的空穴电流密度jh大的多，即je jh。通常定义为晶体管的发射效率或注射比。显然，晶体管的注射比 1，但接近于1。一般晶体管的基区（P区）都比较薄，因此，由发射区（N+区）注入到基区（P区）的电子可很快渡过基区而达到反向偏置的集电区P-N结势垒的边缘，并被结区内强的内电场拉向集电区（N
31、区），形成集电极电流密度jC。由于从发射区（N+区）注入到基区（P区）的电子在穿越基区（P区）时，有一部分被复合，因此，集电区的电流密度jC必小于je。令称为基区的输运系数，1。如果基区做得足够薄，且材料的晶格又比较完整，那么电子在穿越基区时只有很少一部分被复合，因此可近似认为 1。严格说，在集电极电流密度jC中还应包括处于反向偏置的PN结的反向饱和电流密度j0，但由于这部分电流密度通常比je小得多，可以忽略不计。由于和均小于1，但接近于1，所以，集电极电流密度jC 小于但接近于发射极电流密度 jE。于是，基极电流为A为结的面积。因为jC jE，所以IB为小量。在晶体管放大电路中，基极电流IB
32、常作为输入电流，而IC作为输出电流。因此，定义电路的电流放大倍数为因为 1，所以值可以相当大，一般可达50 100。从上式可以看出，为了获得足够大的电流放大倍数为了获得足够大的电流放大倍数 ，必须要求尽可能大的注射比，必须要求尽可能大的注射比 及基极输运系数及基极输运系数 。发。发射区的掺杂浓度之所以要比基区的掺杂浓度高得多射区的掺杂浓度之所以要比基区的掺杂浓度高得多（即形成（即形成N+-P结或结或P+-N结）就是为了提高注射比结）就是为了提高注射比 ；而在晶体管的制作工艺上要求将基区做得很薄，并尽而在晶体管的制作工艺上要求将基区做得很薄，并尽量保证材料有完整的晶体结构，其目的也是为了提高量保
33、证材料有完整的晶体结构，其目的也是为了提高基区的输运系数基区的输运系数 。8.7 MOS结构结构 MOS结构是大规模集成电路中的最重要单元之一，因此，研究其工作原理不仅在理论上而且在实际应用上都非常重要。设半导体为P型半导体，空穴为多子，电子为少子。若半导体接地，而使金属处正电位，在半导体中产生一个向下的电场。在电场的作用下，表面处的空穴被赶走，而留下带负电的电离受主杂质。这些电离受主杂质可屏蔽外电场，于是MOS结构就好像一个平行板电容器。当对金属一侧施加正向电压，欧姆接触欧姆接触半导体半导体金属金属氧化物氧化物V在半导体一侧就产生负电荷。在厚度为d的由电离受主杂质所构成的空间电荷区内，由于电
34、场的存在，其电势是逐渐变化的，造成此区域中半导体能带的弯曲。xVVSd0EVEFECeVS将半导体表面（x=0）相对于体内（xd）的电势差称为表面势VS。在空间电荷区内，价带边离费米能EF较远，表明在表面附近空穴被赶走，空穴浓度很低，为高阻区，称为表面载流子的耗尽区。EVEFECEi如果升高金属的正电压，表面势将增大，能带也将更为弯曲。当费米能级EF高于表面处的本征费米能Ei时，表面附近的电子浓度将高于空穴浓度，表面附近就将由P型变成N型，即表面附近的半导体导电类型变得与体内相反。称该区域为表面反型层。如令eVF表示体内Ei与EF之差，形成反型层的条件一般取为 对于表面反型层的电子，左边是绝缘
35、层，而右边是由耗尽层空间电荷区的电场所形成的势垒。所以，在反在反型层中的电子，实际上被限制在表面附近能量最低的一型层中的电子，实际上被限制在表面附近能量最低的一个狭窄区域中。个狭窄区域中。因此，反型层有时也称为沟道。P型半导体的表面反型层是由电子构成的，称为N型沟道。对于由N型半导体所组成的MOS结构，也可作同样的讨论。如在金属层施加负电压，半导体表面的电子将被赶走，形成缺少载流子（电子）的表面耗尽层。若加大负电压的值，则半导体表面将由N型变为P型，形成表面反型层（也称为P型沟道）。如对P型半导体的MOS结构加以负电压，则将在P型半导体表面积累更多的空穴，称这样的半导体表面区为表面积累区。DG
36、SPSi衬底衬底N+N+MOS结构常被用来制成可放大电信号的MOS晶体管。如在SiMOS结构的P型半导体上制作两个N型扩散区，形成两个PN结，将与这两个扩散区连接的电极分别称为漏极（D）和源极（S）；将与金属层相连的电极称为栅极（G）。若在D和S之间加一电压，相当于对两个背靠背的PN结加电压，其中一个PN结处于正向，另一个处于反向，因此流过的电流很小。如在栅极G与Si衬底间加一正电压，使P型区的界面变为反型层，即变为N型Si。这样，在氧化层界面形成N型Si的电流通道，于是，D和S之间就有大电流流过。8.8 异质结异质结 将两种不同的半导体材料所组成的界面区称为异质结，如：在GaAs衬底上外延生
37、长合金半导体AlxGa1-xAs，在其界面上就构成异质结。异质结具有许多普通PN结所没有的特性，常被用来改良半导体器件的性能。1122Eg1Eg2ECEVEF1EF2E0EV2EV1EC1EC2P型N型eVDE0：真空能级，表示电子逸出半导体进入真空后所具有 的能量。E0 EC称为电子的亲合能，由材料本身的性质决定。能带边失配能带边失配eVD1eVD2EC1EC2EV1EV2EFeVD1eVD2 由于两种半导体材料的费米能不同，当它们组成异质结时，将发生电荷转移而在界面区形成PN结势垒，从而使两边的费米能相等。与同质与同质PN结的能带图相比，结的能带图相比，异质结的能带图有明显的不同：由于能带
38、在界面处的间异质结的能带图有明显的不同：由于能带在界面处的间断，在势垒的一侧出现尖峰，而另一侧则出现峡谷。断，在势垒的一侧出现尖峰，而另一侧则出现峡谷。在结区的能量降低为分别降落的异质结两边的半导体上。而由于能带边的失配EC和EV的存在，使得电子从N区导带流向P区导带所需越过的势垒变小：相反，P区的空穴流向N区的价带所需越过的势垒变大：异质结的一个重要性质是可以提高电流的注入比，异质结的一个重要性质是可以提高电流的注入比，即在总电流中电子电流与空穴电流之比。即在总电流中电子电流与空穴电流之比。如在异质结的N型区一侧用宽带隙的半导体材料，就可以提高电子的注入比。平衡时，P区中的电子浓度为而N区中
39、的空穴浓度为 当施加正向偏压V后，设全部正向偏压都降落在势垒上，使电子和空穴的势垒均降低eV，如假设载流子在势垒区中没有复合，这时有P区：N区：在P区势垒边界处的电子扩散电流密度为同理，在N区势垒边界处的空穴扩散电流密度为 平衡时，P区的电子（少子）浓度和N区的空穴（少子）浓度可分别表为对于同质PN结，ECEV0，ni1ni2，则注入比为ND和NA分别是N区的施主掺杂浓度和P区的受主掺杂浓度，注入比主要决定于掺杂浓度之比。因此，为了提高同质PN结的注入比，就要提高N区的施主掺杂浓度。而对于异质结，注入比为 这里忽略了两种不同材料有效能态密度的差异。可以看出，如果N区选用比P区更宽带隙的半导体材
40、料，那么，即使两边的掺杂浓度相差不多，也可获得很高的注入比。对于晶体管、半导体激光器等半导体器件，注入对于晶体管、半导体激光器等半导体器件，注入比是一个很重要的参量。对于晶体管，高的注入比可获比是一个很重要的参量。对于晶体管，高的注入比可获得高的电流放大倍数；对于半导体激光器，则可提高激得高的电流放大倍数；对于半导体激光器，则可提高激光器的工作效率。光器的工作效率。此外，由GaAs和AlxGa1-xAs所组成的异质PN结，在窄带隙的GaAs中可以存在电子或空穴的窄势阱称为量子阱。如果处于势阱中的电子（或空穴）的能量低于势垒高度（即能带边失配值EC或EV）,那么电子（或空穴）的运动就被限制在势阱中。如果势阱 的厚度（即窄禁带GaAs的厚度）足够薄，则可近似认为势阱中的电子（或空穴）只能在平行于界面的平面内运动，这时量子阱中的电子（或空穴）可近似看成二维电子（空穴）气。