比较：平衡PN结
扩散 正向注入
复合
e 漂移
扩散区中的少子扩散电流都通过复合转换为多子漂移电流。 PN结内任意截面的电流是连续的。
5、PN结的正向电流-电压关系
PN结内各处的电流是连续的，则通过PN结的任意截面电流都 一样。因此只要求出空间电荷区的交界面 X N 处的电子电流和 空穴电流，就是总的PN结电流：
1016/cm3
缓变结
结深
与突变结相似
2.1.2 平衡PN结的空间电荷区和能带图
1、空间电荷区的形成
接触前
电子为少子
空穴为多子
电子为多子 空穴为少子
相互接触时，在交界面处存在着电子和空穴的浓 度差，各区中的多子发生扩散，并复合、消耗；
P区
N区
P
耗尽层空 间电荷区
空穴
扩散运动方向
电子
自建场
空穴
电子
2
扩散
本质
e 少子
扫过
电子电流 漂移
边界
边界
空穴电流
少子
IR
多子被阻挡
电子电流
空穴电流
反向电流实质上是在结附近所产生的少子构成的电流。 一般情况下，少子浓度都很小，因而反向电流也很小。
反向饱和电流
反向电压U 和流过PN结的反向电流 IR 之间的关系为
令 UT kT q
IRI0(eUUT 1)
I 0 为反向饱和电流， 在300 K时，UT≈26 mV
I(XN处 的 电 子 漂 移 电 流 )XN处 的 空 穴 扩 散 电 流 =(XP处 的 电 子 扩 散 电 流 )XN处 的 空 穴 扩 散 电 流
=In(XP)IpXN
N区非平衡少子-空穴的分布函数为： x p(x) p(0)e Lp
空穴扩散电流密度为：
jp(x)qDpp d(xx)p(0)qL D ppeLxp
qU
I I0 (e kT 1)
I0 是不随外加正偏压而变化的。
在常温（300 K）下，可近似为
I I0eqUkT
ALqpD NpD
qDn LnNA
NCNVeqUEg
kT
qU
I I0e kT
即: 正向电流随外加正偏压的增加按指数规律快速增大 ——重要特性
2.2.2 PN结的反向特性 1、反向抽取作用——反向PN结空间电荷区具有“抽取”少子的作用
2、能带状态图
接触时
各自独立时
平衡后
没有外加电压，费米能级应处处相等； 即 ：两个区的费米能级拉平 。
电场
电场方向是电势降落的方向；
定义电势能：EqU qe
能带图是按电子能量的高低画 EeU
P区电子的电势 能比N区的高
势能坡垒
空间电荷区
PN结接触电势差
在空间电荷区内，能带发生弯曲，电子从势能低的N区向势 能高的P区运动时，必须克服这个势能“高坡”
其中：Dp 空穴扩散系数
Lp 空穴扩散长度
qU
同理，把注入P区边界 X P 的非平衡电子的浓度 n p 0 (e KT 1) ，乘
以电子的扩散速度 D n 、电量 q 和PN结的截面积 A ,便可 Ln
以得到在 X P 处注入 p 区的电子扩散电流 Ip XN ：
In
XP
Aqnp0
Dn Ln
2.5 PN结的电容效应 2.5.1 PN结的势垒电容 2.5.2 PN结的扩散电容 2.6 PN结的开关特性 2.6.1 PN结的开关作用 2.6.2 PN结的反向恢复时间 2.6.3 提高PN结开关速度的途径 2.7 金属半导体的整流接触和欧姆接触 2.7.1 金属半导体接触的表面势垒 2.7.2 金属半导体接触的整流效应与肖特基
2. 反向PN结空间电荷区的产生电流； 反偏时，由于空间电荷区对载流子的抽取作用，空间电 荷区内载流子浓度低于平衡值，故产生率大于复合率;
产生出来的 电子空穴对
产生电流是反向扩散电流之外的一个附加的反向电流; 空间电荷区宽度随着反向偏压的增大而展宽，电荷区的数 目增多，产生电流是随反向偏压增大而增大。
比较：平衡PN结
e
电场加强
宽度变宽
E/E /
平衡
非平衡
多子被阻挡——无大电流 多子 少子做贡献——微电流
作用——电阻很大
e
注入少子
电场反向抽取
势垒加高
扩散
扩散
2、反向边界少子浓度和分布 平衡PN结
少子平衡值
少子平衡值
qU
n(XP) nP0e kT
qU
p(XN) pN0e kT
负指数变化
少子
正向电压——正向导通；正向注入使边界少数载流子浓度增 加很大 ，成指数规律增加，电流随着电压的增加快速增大；
反向电压——反向截止 ；反向抽取使边界少数载流子浓度减 少，很快趋向于零，电压增加时电流趋于“饱和” ；
2.2.4 影响PN结伏安特性的因素(简述)——V-A特性的偏离原因
引起与实验结果偏离的主要原因有：
3．PN结表面复合和产生电流； (1) 表面电荷引起表面空间电荷区
PN结的空间电荷区被延展、扩大；
表面空间电荷区的复合中心将引起附加的正向复合电流和 反响的产生电流，表面空间电荷越大，引起的附加的电流 也就越大。
交界区域就形成了空间电荷区（也叫空间电荷层、耗尽层）
空间电荷区中，形成一个自建电场 PN结=空间电荷区=耗尽层=内电场=电 阻
空穴
电子
以带负电的电子为例：
扩散运动 浓度差 多子
？
漂移运动 电场力 少子
动态平衡——两个相反的运动大小相等、方向相反；
由于耗尽层的存在，PN结的电阻很大。
思考：自建电场对各区中的少子发生什么影响？
NA=1017/cm3
ND=1015/cm3
室温下，硅的 U D = 0.70 V， 锗的U D = 0.32 V
2.1.3 平衡PN结及两侧的载流子浓度分布
多子
n:电子
p:空穴
少子
自建电场
空间电荷区 扩散区
多子
分布按指数规律变化 少子
耗尽区或耗尽层——空间电荷区的载流子已基本被耗尽；
Depletion layer
反向饱和电流
Eg /q
图有问题！ 急剧增大
正向电流很小
导通电压UTH（称门槛电压）——正向电流达到某一明显数值时 所需外加的正向电压——正常工作区的边界；
室温时，锗PN结的导通电压约为0.25 V，硅PN结为0.5 V。
单向导电性
leakage
R U I
正向电阻小 反向电阻大
正向导通， 多数载流子扩散电流； 反向截止， 少数载流子漂移电流；
其中，负号表示载流子从浓度高的地方向浓度低的地方扩散
即载流子的浓度随 x 增加而减小，在 x 0 处（ X N 的边界
处）空穴电流密度为：
jp(0)jp(XN)p(0)qLDpp
则Ip XN :
Ip XN
AjP ( X N )
qAp(0) D p Lp
=AqpN 0
Dp Lp
qU
(e KT
1)
随着反向电压U的增大，IR 将趋于一个恒定值 -I0
因 少子浓度与本征载流子浓度成正比，并且随温度升高而 快速增大。所以，反向扩散电流对温度十分敏感，随温度 升高而快速增大。
这时 PN结处于截止状态, 呈现的电阻称为反向电阻, 其阻 值很大, 高达几百千欧以上。
2.2.3 PN结的正、反向V-A特性 将PN结的正向特性和反向特性组合起来
Dn ni2 Ln nN0
D Lpp
且NAPp0， NDnNO， Ln Dnn， LP DPP
因此，I0AqN ni2ALnn N niD 2 Lpp
其 中 ： np区 非 平 衡 电 子 寿 命 pN区 非 平 衡 空 穴 寿 命
正向电流-电压关系
I0
Aq
ni2 NA
Ln
n
ni2 ND
Lp
p
qU
(eKT
1)
其中：Dn 电子扩散系数
Ln 电子扩散长度
将 I n ( X P ) 和 I p X N 相 加 ， 得 到 P N 结 的 总 电 流 ：
IAqnpL0nDn pNL0pDp(eqKU T 1)
若 假 设 AqnpL0nDn pNL0pDpI0
qU
I I0 (eKT 1)
因为AqnpL0nDn pNL0pDpAqP nP i20
电场加强
2
边界
边界
扩散长度
少子 反向偏置时， 漂移大于扩散
由于反向抽取， 边界处少子浓度 低于平衡值 。
由于反向PN结外加反向偏压U的数值一般比KT大很多，即有 q
U KT，因此eqKUT 0，所以边界处的少子浓度为： q P(XN)0 n(XP)0
反向电流的转换和传输
Reverse regime
2、外加多子正向注入效应
非平衡不同区的少子浓度分布
比较：平衡PN结
电阻很小
两边的多子易 通过势垒区
e 空穴
p
电子
e
电子
空穴
扩散长度
注入之后都成为所在区域的非平衡少子。它们主要以扩散方 式运动，即在边界附近积累形成浓度梯度，并向体内扩散， 同时进行复合，最终形成一个稳态分布。
3、正向扩散区边界少子浓度和分布
电子扩散区
空穴扩散区
势垒区
准费米能级
边界
两边界的少子分布
qU
nXP nP0ekT
qU
pXN pN0ekT
平衡被破坏，在扩散区和势垒区，电子和空穴没有统一的费米 能级，这时只能用准费米能级表示 。
非平衡少子浓度随着距离的增加而按指数规律衰减 。