pn接面
一塊半導體晶體一側摻雜成p型半導體，另一側摻雜成n型半導體，中間二者相連的接觸面間有一個過渡層，稱為pn接面、p-n接面（p-n junction）。pn接面是電子技術中許多元件，例如半導體二極體、雙極性電晶體的物質基礎。
歷史 編輯
1948年，威廉·肖克利的論文《半導體中的pn接面和pn接面型電晶體的理論》發表於貝爾實驗室內部刊物。肖克利在1950年出版的《半導體中的電子和電洞》中詳盡地討論瞭接面型電晶體的原理，與約翰·巴丁、沃爾特·布喇頓共同發明的點接觸型電晶體所採用的不同的理論。
原理 編輯
n型半導體 編輯
摻入少量雜質磷元素（或銻元素）的矽晶體（或鍺晶體）中，由於半導體原子（如矽原子）被雜質原子取代，磷原子外層的五個外層電子的其中四個與周圍的半導體原子形成共價鍵，多出的一個電子幾乎不受束縛，較為容易地成為自由電子。於是，N型半導體就成為了含自由電子濃度較高的半導體，其導電性主要是因為自由電子導電。
p型半導體 編輯
摻入少量雜質硼元素（或銦元素）的矽晶體（或鍺晶體）中，由於半導體原子（如矽原子）被雜質原子取代，硼原子外層的三個外層電子與周圍的半導體原子形成共價鍵的時候，會產生一個「電洞」，這個電洞可能吸引束縛電子來「填充」，使得硼原子成為帶負電的離子。這樣，這類半導體由於含有較高濃度的「電洞」（「相當於」正電荷），成為能夠導電的物質。
電子與電洞的移動 編輯
漂移運動 編輯
上面敘述的兩種半導體在外加電場的情況下，會作定向運動。這種運動稱為電子與電洞（統稱「載子」）的「漂移運動」，並產生「漂移電流」。
根據靜電學，電子將作與外加電場相反方向的運動，並產生電流（根據傳統定義，電流的方向與電子運動方向相反，即和外加電場方向相同）；而電洞的運動方向與外加電場相同，由於其可被看作是「正電荷」，將產生與電場方向相同的電流。
兩種載子的濃度越大，所產生的漂移電流越大。
擴散運動 編輯
由於某些外部條件而使半導體內部的載子存在濃度梯度的時候，將產生擴散運動，即載子由濃度高的位置向濃度低的位置運動。
pn接面的形成 編輯
採用一些特殊的製程（見本條目後面的段落），可以將上述的P型半導體和N型半導體緊密地結合在一起。在二者的接觸面的位置形成一個pn接面。
p型、n型半導體由於分別含有較高濃度的「電洞」和自由電子，存在濃度梯度，所以二者之間將產生擴散運動。即：
- 自由電子由n型半導體向p型半導體的方向擴散
- 電洞由p型半導體向n型半導體的方向擴散
載子經過擴散的過程後，擴散的自由電子和電洞相互結合，使得原有的N型半導體的自由電子濃度減少，同時原有P型半導體的電洞濃度也減少。在兩種半導體中間位置形成一個由N型半導體指向P型半導體的電場，稱為「內電場」。
性質 編輯
平衡狀態（零偏壓） 編輯
pn接面在沒有外加電壓情況下，跨接面形成了電位差導致了平衡狀態。該電位差稱為內建電位（built-in potential） 。
pn接面的n區的電子向p區擴散，留下了正電荷在n區。類似地，p型電洞從p區向n區擴散，留下了負電荷在p區。進入了p區的電子與電洞複合，進入了n區的電洞與電子複合。其效果是擴散到對方的多數載子（自由電子與電洞）都空乏了，接面區只剩下不可移動的帶電離子，失去了電中性變為帶電，形成了空乏層（space charge region）（見圖A）。
空乏區的電場與電子與電洞的擴散過程相反，阻礙進一步擴散。載子濃度確定的平衡態在圖A中表示為紅線與藍線。
空乏層的多數載子已經全部空乏，留下的電荷密度等於淨摻雜水平。當平衡達到時，電荷密度近似顯示為階梯函數，空乏層與中立區的邊界相當陡峭。（見圖B的Q(x)圖）。空乏層在pn接面兩側有相同量的電荷，因此它向較少摻雜的一側延展更遠（圖A與圖B的n端）。
順向偏壓 編輯
若施加在p區的電壓高於n區的電壓，稱為順向偏壓（forward bias）。
在順向偏壓電壓的外電場作用下，N區的電子與P區的電洞被推向pn接面。這降低了空乏區的空乏寬度。這降低了pn接面的電位差（即內在電場）。隨著順向電壓的增加，空乏區最終變得足夠薄以至於內電場不足以反作用抑制多數載子跨pn接面的擴散運動，因而降低了pn接面的電阻。跨過pn接面注入p區的電子將擴散到附近的電中性區。所以pn接面附近的電中性區的少數載子的擴散量確定了二極體的順向電流。
僅有多數載子能夠在半導體材料中長距離移動。因此，注入p區的電子不能繼續移動更遠，而是很快與電洞複合。少數載子在注入中性區後移動的平均距離稱為擴散長度（diffusion length），一般來說僅有微米等級。[1]
雖然跨過p-n接面的電子在p-區只能穿透短距離，但順向電流不被打斷，因為電洞（p-區的多數載子）在外電場驅動下在向相反方向移動。從p-區跨越pn接面注入n-區的電洞也具有類似性質。
順向偏壓下，跨pn接面的電流強度取決於多數載子的密度，這一密度隨順向偏壓電壓的大小成指數增加。這使得二極體可以導通順向大電流。
逆向偏壓 編輯
若施加在n區的電壓高於p區的電壓，這種狀態稱為pn接面的逆向偏壓（英語：reverse bias）。在逆向偏壓下，外部電場讓p區和n區的多數載子被拉向兩極，所以空乏層變厚，所以多數載子擴散通過pn接面的勢壘會增大。
理想上逆向偏壓時的pn接面處於截止狀態，可視為斷路。不過實際上依然存在極其微弱的逆向電流，稱為逆向飽和電流。這股電流的成因是空乏區的少數載子（p區中的電子和n區中的電洞）熱生成和擴散。之所以稱為「飽和」是因為它的值幾乎不隨著逆向偏壓的增大而變化，只取決於少數載子的摻雜濃度。逆向飽和電流的典型值很小（對於矽而言，為10−18到10−12安培等級[2]），所以現實中逆向偏壓的pn接面可以視為電阻極大。
電擊穿 編輯
當加在pn接面上的逆向電壓，逆向飽和電流不變，但是逆向電壓當超過一定數值（崩潰電壓）時，pn接面的電阻突然減小，逆向電流急劇增大，這種現象稱為電擊穿。電擊穿分為突崩潰和齊納崩潰，兩者都是可逆的。
突崩潰的原理如下。當逆向偏壓會加速pn接面中的自由載子，給予它們動能；當逆向偏壓超過臨界值，動能過大，以至於它們與空乏層的原子碰撞時，足以使價電子游離，產生電子電洞對（此過程稱為碰撞游離）。由於載子數量倍增，可以促使載子和原子之間發生更多次碰撞游離，形成連鎖反應，使人觀察到電流急遽增長（隨電壓增加的速率甚至超過指數增長），如同雪崩（avalanche），故突崩潰在英文被命名為（avalanche breakdown）。
摻雜濃度越低，要驅動碰撞游離所需的電場越強，崩潰電壓也就越高。相反地，當摻雜濃度非常高時，只要在pn接面兩端施加較弱的逆向偏壓，就足以使價電子脫離原子的束縛。這種情形也有可能出現載子數量倍增的現象，這就是齊納擊穿（Zener breakdown）。
一般小於6V的逆向偏壓引起的是齊納擊穿，大於6V的引起的是雪崩擊穿。[3]
由於電擊穿發生時，流經二極體的電流是逆向電流，這相當於pn接面不再具有單向導電性。逆向電流過大可能對二極體造成不可恢復的損壞。不過也有專門利用齊納擊穿製造的穩壓二極體，稱為稽納二極體。
伏安特性 編輯
pn接面的最大特性為單向導電性，反映到伏安特性曲線如右圖。當順向電壓達到一定值時，pn接面將產生順向偏壓，pn接面被導通（圖中藍色部分）；當逆向電壓在一定範圍內時，pn接面產生微弱的逆向飽和電流（圖中綠色部分）；當逆向電壓超過一定值時，pn接面被擊穿（圖中黃色部分）。
pn接面的電容效應 編輯
在pn接面（兩種半導體的交界處）會因為外加電壓產生一定電荷積累，即接面電容（ ）效應。根據成因分為「勢壘電容」（ ）和「擴散電容」（ ）。接面電容滿足：
勢壘電容 編輯
當外加電壓的時候，「空乏層」的厚度發生變化，將會引起其電荷量的變化。從而產生等效的電容效應，即「勢壘電容」 。它與pn接面面積、空乏層寬度、半導體介電常數和外加電壓都有關係。
擴散電容 編輯
當外加電壓變化時，擴散區（參見上文所述擴散運動）內電荷的積累和釋放過程將產生等效於電容的充放電過程，故等效於一個「擴散電容」 。
應用 編輯
由於pn接面的單向導電性，可以利用它作為基礎製造半導體二極體、三極體等電子元件，例如常用的穩壓二極體、光電二極體、發光二極體（LED）等。
參見 編輯
參考資料 編輯
- ^ Hook, J. R.; H. E. Hall. Solid State Physics. John Wiley & Sons. 2001. ISBN 0-471-92805-4.
- ^ Neamen, Donald A. Microelectronics: Circuit Analysis and Design 4th edition. New York: McGraw-Hill. 2009: 28. ISBN 978-0-07-338064-3 （英語）.
- ^ 馮軍，謝嘉奎. 电子线路：线性部分 (第五版). 北京: 高等教育出版社. 2010.
延伸閱讀 編輯
- 趙凱華、陳熙謀. 《新概念物理教程·电磁学》（第二版）. 高等教育出版社. ISBN 9787040202021.
- 熊年祿等. 《模拟电路》. 北京郵電大學出版社. ISBN 978-7-5635-2227-9.
- David Halliday, Robert Resnick, Jearl Walker. Fundamentals of Physics Extended. Wiley. ISBN 9780471758013.