实验二晶体二极管的伏安特性及其温度特性实验目的：1．了解晶体二极管伏安特性曲线及其与温度的关系。

2．掌握V j~T，I r~T以及伏安特性与温度之间关系的测量方法。

3．掌握用图示仪测量各类晶体二极管的特性曲线及各项参数的测量方法。

4．了解晶体管特性图示仪的基本工作原理及使用方法。

一实验原理在同一块P型（或N型）硅半导体中，用扩散或合金方法将其中一部分掺入施主杂质（磷、镓）或受主杂质（硼、铝）使之由P型转变成为N型（或由N型转变成为P 型）半导体，在P型区和N型区的交界处就形成了P—N结，如图一所示。

(a)图一PN结的形成图在P型半导体与N型半导体组合成为P—N结后，在P—N结的交界上就出现了电子和空穴的浓度差；N型区的电子浓度比较高，而P型区的空穴浓度比较高，电子和空穴都要从浓度高的地方向浓度低的地方扩散。

因此有一些电子要从N型区向P型区扩散，也有一些空穴要从P型区向N型区扩散，电子和空穴都是带电的，它们扩散的结果就使P型和N型区中原来的电中性条件破坏了：在P—N结交界面附近，P型一边失去了带正电的空穴和接受了带负电的电子，因而带了负电。

N型一边失去了带负电的电子和接受了带正电的空穴，因而带了正电。

由于正负电荷之间的相互吸引，这些电荷将集中分布在P—N结的交界面附近，形成空间电荷区。

在出现空间电荷以后，电于正负电荷之间的相互作用，在空间电荷区中形成了一个内建电场，其方向是从带正电的N型区指向带负电的P型区的，如图一（b）所示。

在电场出现以后，电子和空穴除了由于浓度不同继续作扩散运动外，还要在电场作用下作漂移运动。

根据电场方向和电子空穴带电符号容易看出，这个电场将使空穴从N向P区漂移，使电子从P区向N区漂移，其作用正好与扩散运动相反，当漂移运动与扩散运动相等时，载流子的扩散作用与漂移作用完全抵消，N区和P区的空间电荷不再继续增多，这就达到P-N结的平衡状态。

在平衡状态状态，内建电位差实际上就是不同半导体接触时的接触电位差。

89由晶体管原理分析可知，对于一个具体的P —N 结，在一定温度下的平衡P —N 结接触电位差V B 可由下式算出：2ln iba B n N N q kT V式中：k 为玻尔兹曼常数，T 为温度，N a 和N b 为受主杂质浓度和施主杂质浓度，n i 为本征载流子浓度。

由上分析可知，P —N 结的势垒区中有内建电场，在这个电场作用下，电子和空穴都被排斥到两边去了，势垒中载流子极少而绝大部分是不能移动的杂质离子，因此P —N 结的势垒区是一个高阻区（又称耗尽层或阻挡层）。

势垒区的高度就等于qV B 。

（一）P —N 结的正向特性P —N 结加正向电压V ，即P 型一边接正，N 型一边接负。

如图二。

这个电压与平衡P —N 结的原来的内建电势差V B 的方向正好相反，势垒高度将由V B 减少为（V B -V ），这样就打破了扩散运动和漂移运动的动态平衡，空间电荷区中载流子的扩散作用，将大于漂移作用，N 区的电子不断扩散至P 区，P 区的空穴不断扩散到N 区，扩散至P 区的电子将在势垒边界处积累起来。

然后这些少数载流子电子由于浓度梯度向P 区纵深方向扩散，在扩散过程中不断与空穴复合。

电子电流逐渐转化为空穴电流，经过一个电子扩散长度的距离后，电子基本上全部与空穴复合完毕。

N 区扩散至P 区的电子电流完全转化为P 区的空穴电流。

同样，扩散至N 区的空穴也在势垒边界处积累起来。

然后这些少数载流子空穴由于浓度梯度向N 区纵深方向扩散，在扩散过程中不断与电子复合，空穴电流逐渐转化为电子电流，经过一个空穴扩散长度的距离后，空穴基本上全部与电子复合完毕，P 区扩散至N 区的空穴电流完全转化为N 区的电子电流，如图三所示。

而总电流为空穴电流和电子电流之和。

显然，随着正向电压的增加，势垒高度将进一步降低，爬过势垒从N 区向P 区运动的电子和从P 区向N 区运动的空穴迅速增多，从而使P —N 结的正向电流迅速增大，因此在正向电压作用下，通过P —N 结的电流很大，表现出小电阻的特性。

这就10 是二极管的正向特性，如图4所示。

根据晶体管原理分析可知：在忽略势垒区复合及小注入),(nO n pO p n P P n <<∆<<∆条件下，得到P —N 结正向电流公式：)1)((00-+=kT qvPP n n n p e L Dp L D n Aq I （1） 其中:A~二极管P-N 结面积,0p n ~P 区平衡少数载流子,n D ~电子扩散系数, n L ~电子扩散长度. 0n p ~N 区平衡少数载流子, p D ~空穴扩散系数,p L ~空穴扩散长度。

由式（1）可知，当P —N 结处于正向偏置时（即v>0时），e q v / KT >>1，则式（1）可改写为：kT qvPP n n n p e L Dp L D n Aq I )(00+= （2） 根据2i n =n n0 p n0 , 2i n =p p0 n n0代入上式则：kTqvPP n i n n p i e L D n n L D p n Aq I )..(0202+= (3)公式（3）中许多因素，如D 、n i 和e qv /KT 等，都是与温度有关的，但它们随温度变化的激烈程度却很不相同，其中决定作用的要算21n 和e qv /KT 两项，故P —N 结正向电流I 与结正向压降V j 的关系为：I ∝2i n kTqv j e/ （4）式中， n i 为本征载流子浓度，它和禁带宽度qv g 及温度T 的关系为：1132T n i ∝kTqv g e/- （5）于是I 和温度关系为： I ∝T 3kTv v q j g e/)(-- (6)在I 不变条件下，对T 求微商。

化简最后得到：)3(qkTV V dTdv jg j +--= （7）从式（7）可见，结正向压降V j 越小，它的温度系数越大，以硅为例， V g =1.2 伏，V j =0.65 伏，T=3000K ，k=k ev 05/1063.8-⨯代入，则)/(2]0001.00016.0[0k mv dTdv j-≈+-=就是说，在室温附近温度每升高一度，V j 就减少2毫伏，如果温度升高100℃，V j 就减少0.3伏，其变化规律如图五所示。

实际测量中，把被测二极管放入恒温装置中，固定二极管正向电流I 为某一值（最好取小电流1～2毫安），然后在不同恒温状态下用直流数字电压表或长余辉示波器测量其二极管的正向压降V j 。

实验装置如图六所示。

（二）P-N 结反向特性P-N 结加反向电压，即P 型一边接负，N 型一边接正，如图七所示。

这个电压与平衡P —N 结中原来的内建电势差V B 方向相同，因此加上反向电压后，势垒中电场将增大。

由于受12 反向P —N 结势垒中强电场作用，势垒边缘的少数载流子都被电场拉走，使得势垒两边扩散区中少数载流子浓度低于平衡时浓度。

此时，扩散区中发生的是复台的逆过程，在N 型一边扩散区中产生的空穴扩散到势垒区，受强电场作用拉入P 型区，与那里扩散区产生的空穴会合在一起向负电极运动。

电子的运动情况也完全类似，P 型一边扩散区中产生的电子扩散到势垒区受强电场作用，漂移过势垒区与N 型一边扩散区中产生的电子会合在一起向正电极运动。

电子电流与空穴电流在势垒区扩散区互相接替转换。

组成由N 到P 的反向电流。

由于从N 区抽出的空穴及从P 区抽出的电子都是少数载流子，势垒两边界处的少数载流子浓度不需用多大的反向电压已经降为零。

电压再大也只不过为零而已，也就是说，少数载流子浓度不随反向电压而变，而反向电流的大小就决定于势垒边界的少数载流子浓度，这个梯度不大，且不随升加电压而变，因此P —N 结的反向电流是一个数值很小且不随外加反向电压而变化的电流；反向的P —N 结表现为一个很大的电阻，如图四所示。

在反向电压时，电压V 是一个较大的负数，即V<O ，也就是∣V ∣>>qkT，这样就有1/<<kTqv e。

则式（1）改写成：I=Aq(+n n p L D n 0)0PP n L Dp （8） 负号表示电流方向与正向时相反，也就是反向电流r I 。

r I =Aq(+n n p L D n 0)0PP n L Dp （9） （9）式表明：P —N 结反向电流在满足qkTV >>时，电流应该与电压无关，也就是常说的反向饱和电流。

实践证明，对于硅P —N 结的反向电流，理论与实际之间存在着偏离，主要表现为实际测量得到的硅P —N 结反向电流要比由式（9）计算所得的理论值大1000倍左右，同时还发现，硅P —N 结的反向电流时常随反向电压有缓慢的增加，总是不会真正完全饱和。

研究证明；产生上述偏离的原因主要在于对实际的硅P —N 结来说，构成其反向电流除了有扩散区中的扩散电流外，还有势垒产生电流和表面漏电流。

这后两项电流在原先的理论计算中被忽略了。

其中表面漏电流（I S ）是同工艺有关，基本不随温度变化。

理论可以证明，势垒产生电流为I g =qA δτ3in （10） 式中，δ~势垒区在反向电压时的宽度，随反向电压增加而变宽，因此反向电流也随反向电压有缓慢的增加。

13式（10）中τ、i n 都与温度有关，i n 与温度关系为： n i KT E g e 2/-∝ 则：I g KTE g e 2/-∝因此硅P —N 结的反向电流随温度按KTE g e2/-规律增加。

在实际测量中，把被测二极管置于恒温装置中，固定二极管反向电压V 为某一数值，然后在不同恒温状态下用微安表测量其二极管反向电流I r ，实验装置示意图如图8所示。

最后根据测试数据，作出 I r ~T 关系曲线。

同样，保持I r 不变可作出V j ~T 关系曲线。

图8 I r ~T 关系曲线测量原理图（三）击穿电压的温度系数温度系数是指温度升高1℃,电压变化的百分数，随着温度升高电压增加称为正温度系数，否则称为负温度系数。

晶体三极管的bc 结的反向击穿属于雪崩击穿机构，其击穿电压具有正的温度系数，其数值为0.1%/℃，对一般应用没有很大影响。

晶体三极管eb 结的击穿电压兼有雪崩击穿和隧道击穿，两种击穿的温度系数具有相反的符号。

因此eb 结击穿电压随温度变化较小， 在击穿电压为5伏左右时，接近于零温度系数。

在击穿电压高于5伏时，有一定的正温度系数，它的数值小，每度只有几微伏，仅在eb 结作为基准稳压时才需考虑；一般情况下可以忽略。

实验设备：1．501超级恒温器，接触水银温度计； 2．电压表、直流稳压电源； 4．JT-1晶体管特性图示仪； 5．实验板、样管板。

实验步骤：预热：打开恒温器的电源和加热电源，旋转接触水银温度计的端帽，调节设定温度到50℃，开启泵开关。