1.2 PN结二极管

在一块完整的硅片上，用不同的掺杂工艺使其一边形成N型半导体，另一边形成P型半导体，两种半导体的交界面附近的区域称为PN结。

在P型半导体和N型半导体结合后，由于N区内自由电子为多数载流子（多子），空穴几乎为零，称之为少数载流子（少子），而P区内空穴为多子，自由电子为少子，在它们的交界处就出现了电子和空穴的浓度梯度。由于存在自由电子和空穴浓度梯度的原因，有一些电子从N区向P区扩散，也有一些空穴从P区向N区扩散。它们扩散的结果就使P区一边失去空穴，留下了带负电的杂质离子，N区一边失去电子，留下了带正电的杂质离子。开路中半导体中的离子不能任意移动，因此不参与导电。这些不能移动的带电离子在P区和N区交界面附近，形成了一个空间电荷区，见图1.3。空间电荷区的薄厚与掺杂浓度有关。

图1.3 PN结二极管剖面结构示意图

在空间电荷区形成后，由于正负电荷之间的相互作用，在空间电荷区形成了内建电场，其方向是从带正电的N区指向带负电的P区。显然，这个电场的方向与载流子扩散运动的方向相反，将阻止载流子的进一步扩散。另一方面，这个电场将使N区的少数载流子空穴向P区漂移，使P区的少数载流子电子向N区漂移，漂移运动的方向正好与扩散运动的方向相反。从N区漂移到P区的空穴补充了原来交界面上P区所失去的空穴，从P区漂移到N区的电子补充了原来交界面上N区所失去的电子，这就使空间电荷减少，内建电场减弱。因此，漂移运动的结果是使空间电荷区变窄，扩散运动加强。最后，多子的扩散和少子的漂移达到动态平衡。在P型半导体和N型半导体的结合面两侧，留下离子薄层，这个离子薄层形成的空间电荷区称为PN结。PN结的内建电场方向由N区指向P区。在空间电荷区，由于缺少可移动载流子，所以也称之为耗尽区。

1.2.1 PN结自建电压

热平衡状态下，半导体内的自建电压等于跨过整个耗尽区的电势差。由于热平衡，意味着费米能级在整个PN结二极管内为常数，这个自建势将等于N型半导体费米能级EFn和P型半导体费米能级EFp之间的能级差除以电子电荷。它也等于N型半导体体电势ϕn和P型半导体体电势ϕp之和。基于体电势对应费米能级和本征能级之间的能级差，可以得到如下自建电压表达式：

1.2.2 理想PN结二极管方程[3]

对于理想二极管方程的推导，我们仍假定准费米能级在整个耗尽区恒定，在低注入条件型，在耗尽区边缘的少数载流子密度由下式给出：

其中ni, n和ni, p分别为N区和P区半导体的本征载流子浓度，Va为外加电压。利用这些边界少数载流子密度为边界条件求解扩散方程，并假设二极管为一个“长”二极管，得到少数载流子和电流分布表达式：

这里Dp、Dn分别是空穴和电子在半导体中的扩散系数，Lp、Ln分别是空穴和电子在N型和P型半导体内的扩散长度，pn0, np0分别为N型半导体内少数载流子空穴和P型半导体内少数载流子电子的热平衡载流子密度。忽略载流子在半导体内的复合，得到理想二极管的电流密度为

以上表达式只适用于具有无限长的准电中性区域PN结二极管。对于长度小于少子扩散长度的准电中性区域，并假设二极管在接触点处具有无限大的复合速度，其电流密度表达式可以简单地通过将式中扩散长度替换成准电中性区域的宽度而得到。

当在PN结二极管的P极施加正电压，在N极施加负电压时，称之为正向偏置。这时N极内的电子会越过界面到达P极，而P极内的空穴也会越过界面到N极，耗尽区的宽度将越来越小，并有电流生成。随着正向偏压不断地增加，最终电流将成指数性增加，见图1.4。

图1.4 正向偏压和负向偏压下的PN结二极管I-V曲线

当PN结二极管的N极施加正电压，P极施加负电压时，称之为反向偏压。施加反向偏压，电子与空穴将远离耗尽区而使耗尽区变宽，不过仍有少量载流子可以通过界面成为漏电流。当PN结的反向偏压较高时，会发生由于碰撞电离引发的电击穿，即雪崩击穿。存在于半导体晶体中的自由载流子在耗尽区电场的作用下被加速，其能量不断增加，直到与半导体晶格发生碰撞，碰撞过程释放的能量可能使价键断开产生新的电子-空穴对。新的电子空穴对又分别被加速与晶格发生碰撞，如果平均每个电子（或空穴）在经过耗尽区的过程中可以产生大于1的电子-空穴对，那么该过程可以不断被加强，最终达到耗尽区载流子数目激增，PN结发生雪崩击穿。