exp[
eVD Ec kT
]
evD
n
p
0
A BeeVp / kT
(8-5-4) (8-5-7) (8-5-9)
A BeeVp / kT
(8-5-11)
小尖可．峰归e的结(V相为Dp对比V高较p)度[和e((V参DE看pc实V图际p8)+．上kT2分7ln)别．V代r/V表D]p和区导Ec带的底大和
先考虑越过尖峰的发射电流．尖峰处由n区向p区 发射电流可写作
jn p
evr nn0
exp[
e(VDn Vn )] kT
(8-5-1)
式中vr为描述电子发射的等效速度，它具有电子 热运动速度的数量级．e(VDnVn)代表偏压下的尖 峰高度．
j
envr
exp(
e(VD k
T
V
)
)
(8-2-5)
由于在界面处费米能级降落了EF，j pn比 jn p
ln j eV ln C nkT
(8-5-14)
斜率与温度有关．
在上面的讨论中，没有考虑势垒区和界面附近任 何形式的复合电流．在这种情形下，注入的少子 将在空间电荷区以外的区域逐渐复合，转化为多 子电流，即有少子的注入．
下面我们以扩散为主的情形为例，讨论异质结中 两种载流子电流比例问题。
对于图8.26所示的异质结势垒(n区为宽禁带)， 很容易写出空穴注入电流为
]
evD
n
p
0
(8-5-7)
e Vn
EF eVn
jI A(e kT e kT )
(8-5-3)
jI和jD都受EF调节．EF的大小应使两者相等， 由式（8-5-3)解出exp(EF/kT)，代入式(8-5-6)， 由电流连续：jI=jD=jn,可解出电流jn为
jn
1
B BeeV / kT AeeVn / kT
jn B(eeV / kT 1)
jn A(eeVn / kT eeVp / kT )
(8-5-10) (8-5-12)
综合式(8-5-10)和(8-5-12)可把正向扩散—发射电 流一般表示为(略去第二项的小量)：
eV
j Ce nkT
(8-5-13)
电考压虑有到线Vn性<V关，系式：中n≤1．在半对数坐标中电流与
当p区导带底高于尖峰时，条件(8-5-9)成立，电流 主要由扩散决定．而当尖峰高于p区导带底 kTlnVr/VD时，条件(8-5-11)成立，发射模型适用. 但两者的相对高度是随偏压变化的，因此按照上
述理论有可能出现由发射限制情形向扩散限制情 形的限的值制过，的V渡 情D． 形p在．Vp足总够会大大的于反E向c，偏一压般下应，趋V向p有于较扩大散
与式(8-5-3)对比可见，上式可由eV代替式(8-5-3) 中降的落在E界F得面到，．电即流在是上由述界情面况尖下峰，处费的米电能子级发主射要决 定的．
(8-5-11) 由A和B的表示式(8-5-4)和(8-5-7)，(8-5-9)和(8-511)
A
evr
n e0
eVDn kT
n
evr nsp0
降低了exp(-EF/kT) 因子，因此由p区向n区的发 射电流可写作
j pn
evr nn0
exp[
e(VDn
Vn
)
EF
]e kT
kT
(8-5-2)
通过尖峰的净热发射电流可写作：
e Vn
EF eVn
jI A(e kT e kT )
其中
A
evr
n e0
eVDn kT
n
evr nsp0
(eeV / kT
1)
1
B BeeVp / kT
(eeV / kT
1)
A
(8-5-8)
若
A BeeVp / kT
则jn约化为
(8-5-9)
jn
B(eeV / kT
1)
e
Dn Ln
np0 (eeV / kT
1)
(8-5-10)
和同质结的结果完全相同。即在条件（8-5-9）满 足时，降落在界面两边的费米能级差可以忽略不 计。在相反的条件下
目前总的说来，对异质结电流的认识仍然比较少， 往往难于对实验得到的伏安特性作出满意的说明。 但看来并不象同质pn结和肖特基势垒那样，对于 异质结不存在一种在多数情形下占主导地位的电 流机制。
这一节先介绍扩散-发射电流为主的情形，然后说 明复合机制和隧穿机制的作用．讨论只限于异质 pn结．
在异质结中，在势垒区，导带或价带可能包含有尖
式中nsp0为尖峰处平衡电子浓度.
(8-5-3) (8-5-4)
现在来考虑p型区内电子的扩散电流。与同质pn 结相比，由于驱动电子向p区内部扩散的费米能降 落现在是(eVEF)，而不是eV, 由界面向p区内部 的扩散电流可以写作
eV EF
jD evDnp0 (e kT 1)
evD
nn 0
exp[
eVD Ec kT
](e
eV
EF kT
1)
(8-5-5)
第二个等号是由于平衡时p区导带底比n区高出
eVDEc，因此有np0=nn0exp[(eVDEc)/kT]. 式
中VD为扩散速度, vD=Dn/Ln。上式又可写作
eV EF
jD B(e kT 1)
(8-5-6)
其中
B
evD
nn
0
exp[
eVD Ec kT
jp
e Dp Lp
pp0
exp[
eVD
EV kT
eV
](e kT
1)
(8-5-15)
d
在正向偏压V下，d处的空穴浓度为
eV
p(d ) np0ekT
式散中电n流p0为为n区体内空穴平衡浓度．由之可求出空穴扩
峰．以图8. 26(a)的异质结为例，在正向偏压下，n区 导带电子向p区的运动既包含有扩散，又包含有通过 尖峰的发射．
下面我们来导出包括考虑尖峰发射在内的电子电
流．为了清楚起见，我们把正向偏压下的导带略 加放大，画在图8．27中。
为了能在尖峰处产生净发射电流，界面两边必定
存在一定的费米能级差EF，以使由n区向p区的 发射超过由p区向n区的发射。由外加偏压V引起 的费米能级差eV的其余部分降落在p区，用以驱 动载流子向p区扩散(在两极管理论适用的条件下， 可以认为电子费米能级水平通过n区)．这两部分 费米能级降落的相对大小显然由电流连续来调节。
A BeeVp / kT
(8-5-11)
jn约化为
jn
1
B BeeVp / kT
(eeV /kT
1)
(8-5-8)
A
jn
A(eeVn / kT
eeVp
/ kT
)
evr
nn
0e
eVDn kT
eVn
(e kT
eVp
e kT )
e Vn
EF eVn
jI A(e kT e kT )
(8-5-12) (8-5-3)