载流子的行为问答

载流子的行为问答形成电流的必要条件是要具备载流子，金属导电的载流子是自由电子，半导体导电的载流子是电子与空穴，电解质溶液的载流子是正、负离子。本章将介绍不同物质接触时，载流子的动向；载流子如何越过能垒、掉入陷阱；电子空穴如何相互作用形成新的准粒子．以及电场到它们行为的影响；电场可能使某些区域的电子耗尽，另一些地方却积累。载流子表现出来的各种效应，在半导体器件、传感器等的制造中非常有用，有的还关系到现代尖端技术。

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第一节接触电效应

两种不同材料接触．视目的不同有很多方式，如焊接、合金化、扩散、氧化、真空镀膜等。因为它们可以有不同的相，不同的晶态结构、电子结构，所以在其界面上几乎不可避免地要形成空间电荷区，由此引起两种材料单独存在时所没有的新的电效应。金属、半导体、电解液都可“导电”，它们的载流子产生分别为电子、电子和空穴、离子。这里选取的这几种导电物质的接触不论从原理上还是从应用上都具有代表性，它们是：金属—金属、金属—半导体、金属—电解液、P型半导体—N型半导体、金属—氧化物—半导体接触，金属—绝缘体—金属。我们拟从以上接触的微观机制出发定性地讨论宏观可见的物理效应，主要应用量子力学和固体物理的能带理论。第3页,共140页，2024年2月25日，星期天

一、金属一金属接触

1.金属中价电子的能量

量子力学建立以后，人们认识到，金属中价电子“气体”并不服从经典统计的玻耳兹曼分布(当有保守外力(如重力场、电场等)作用时，气体分子的空间位置就不再均匀分布了，不同位置处分子数密度不同。玻耳兹曼分布律是描述理想气体在受保守外力作用、或保守外力场的作用不可忽略时，处于热平衡态下的气体分子按能量的分布规律)，而服从式(1-15)所表示的量子统计的费米一狄拉克分布。图1－15第4页,共140页，2024年2月25日，星期天

在金属晶体中，价电子不再专属于某个原子，但也不是完全自由，而是在晶格原子的周期势场中做公有化运动。因此，价电子的许可能级，既不象孤立原子的分立能级，也不象完全自由粒子的连续能级，而是由在一定范围内准连续分布的能级组成的能带，相邻两个能带之间有禁带，完整晶体中的电子能级不能分布在禁带中，但晶体缺陷及杂质引入的能级可处于其中。

一、金属一金属接触

第5页,共140页，2024年2月25日，星期天索末菲认为：价电子彼此之间没有相互作用，各自独立，在它的运动空间，只在离阳离子很近的地方，势能有起伏，如图2-l(a)所示，总的看来势场起伏很小，因此金属中的价电子，可近似地认为处在一个均匀的势场中运动，如右图或图2-1(b)所示。

处在金属中的价电子好象处在一个深度为E0的势阱中。在金属与真空的界面上，晶格原子的周期性排列被中断，按右上图电子的势能由－E0突跳到零，如果细致考虑界面的情况，由金属到真空，电子势能将按图2-1(b)所示的规律由－E0逐渐达真空能级(指电子在真空的最低能量，相当真空一个静止电子的能量，图中令它为零)，构成了金属的表面势垒．势垒高度为E0

。0金属真空（a）ｖ０Efφ图2－1第6页,共140页，2024年2月25日，星期天在金属中电子的势能为－E0。又可以具有从零到EF的动能Ek，EF称为费米能级，它是0K下，价电子允许具有的最大动能。显然金属中一个电子的总能量E=－E0+Ek。但是，金属中价电子并非能取0到EF的任何动能值，由于电子具有波粒二象性和界面对电子波的反射作用，电子的平动能量也被量子化。金属中价电子允许具有的能量便不是绝对连续的，而是由许多相隔很近的能级组成，而且能级间隔不是等距的，与能量E有关。这种关系可用能态密度g(E)来表示。所谓态密度就是能量E附近单位能量间隔的量子态数目，可以求得金属价电子的能态密度为（9-1）式中V为金属体积，h为普朗克常数，m是电子质量。上式表明态密度g(E)正比于E½。能量越高，态密度越大，能级间隔越小；而能量越低，能级间隔越大。

第7页,共140页，2024年2月25日，星期天图2-1(b)粗略地表明了这种情况。允许有的能态按g(E)分布，但不一定为电子所占据，能态被占据的几率由式的费米一狄拉克分布f(E)描绘。知道了态密度g(E)和分布几率函数f（E），就可以得到电子按能量的分布密度（2-2）也就是单位能量间隔内填充的电子数，对于金属，这数目曾表示在式(1-l5（a）)中。

图1－15第8页,共140页，2024年2月25日，星期天当电子运动到金属表面，并试图越过界面时，由于总能量E<0，电子受到表面势垒的阻碍而不能逸出金属表面，只有当它从外界获得足够的能量才能逃逸。由图2-l(b)可知，电子离开金属至少需要获得的能量，就是以前提到的逸出功，不同金属具有不同势垒和费米能级，从而有不同的逸出功。电子获得逸出功的方式有多种，如光照的方式，参见“光电效应”，加热的方式．参见“热电子效应”。第9页,共140页，2024年2月25日，星期天2、再谈接触电位差

设想两种具有不同E0、Ef，的金属，都是不带电的，当它们互相接触时(可紧密接触，称为M-M结；或者用导线连接)，由于真空能级相同，而各自的费密能级不同，其中占有高能量状态的电子数就不同，固而在接触处就会发生电子交换。如图2-2，金属1的费密能级高于金属2的，所以开始时由金属l进入金属2的电子数多于由金属2到金属1的，这样金属1失去电子，其电位不断升高，相应在电子势能图上的能级要不断降低，费密能级也不断降低；金属2得到电子(这些电子大多集结在接触面上)，其费密能级不断升高。第10页,共140页，2024年2月25日，星期天当两金属的费密能级拉平时．就达到平衡状态(如1-2(b)所示)，由此在两金属间形成一个电位差这就是接触电位差。虽然此处接触电位差是由不同金属接触而产生的，但是同一金属的不同晶面的逸出功不同，若互相接触同样会产生接触电位差。金属-金属接触的应用多数都是基于接触电位差的。

金属-金属接触的一个重要应用就是热电偶，可用它测量温度、发电、致冷等，具体请阅“温差电效应”(塞贝克效应、珀尔帖效应、汤姆孙效应)。

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二、金属半导体接触

1、半导体的能带特点固体按其导电性可分为导体、半导体和绝缘体，这可以根据电子填充能带的情况来说明。对金属来说，内层电子充满能带（价带），不参与导电；外层电子部分地填充在能带（半满带），它们可以从外电场吸收能量，跃迁到未被电子占据的能带中，形成电流，这是价电子形成的电流，金属的能带如图2-3(a)所示。第12页,共140页，2024年2月25日，星期天半导体和绝缘体能带类似，唯一区别是导带和价带之间的禁带宽度不同(如图2-3(b)、(c))，例如绝缘体金刚石为6～7ev，而半导体硅、锗、砷化镓分别为1.12eV，0.67eV，l.43ev。绝对零度下半导体价带全被电子占满，而导带全空；一般温度下，共价键上的电子依靠热激发，有可能获得能量脱离共价键成为准自由电子，也就是说，满带中有少量电子被激发到空带中，使得空带底部附近有少量电子．同时满带顶部出现了一些空量子状态，称为空穴，可看成是带正电荷的准粒子。半导体中，导带电子和价带空穴都参与导电，这是与金属导电的最大区别。(而金属中只有导带中的电子参与导电)第13页,共140页，2024年2月25日，星期天2.本征半导体和杂质半导体

纯净半导体完全利用热激发到导带中的电子和价带的空穴来导电，若设二者的浓度为n和p，则n=p。满足这一条件的半导体，意思是导电本领并未受到任何外来杂质或晶格缺陷的影响，如图2-4(a)。

图2－4第14页,共140页，2024年2月25日，星期天如果对纯净半导体掺入适当杂质，也能提供载流子。例如在硅掺入少量象砷这样的V族元素，晶格中一些硅原子就要被砷原子代替。每个硅原子和砷原子都要贡献出4个价电子与周围原子形成共价键，这样砷原予就多余一个电子，仅受As＋离子的微弱吸引，很容易脱离束缚成为导电的准自由电子。因此杂质砷引入能级处于禁带中而又极接近导带底。如图2-4(b)，ED表示杂质能级（Ec-ED=0.049eV），每个砷原子都提供一个导电子，使导带中的电子急剧增长，n>p，这种半导体以电子导电为主，故称之N型半导体，相应杂质称为施主。若在硅中硼这样的Ⅲ族元素，就要引入禁带中极接近于价带顶的杂质能级EA(EA-EV=0.045eV)，同时提供价带空穴来导电，且p>n，相应有P型半导体和受主的术语(如图2-4(c))。第15页,共140页，2024年2月25日，星期天3.半导体的费米能级

半导体在导带底、价带顶附近有同金属类似形式的态密度(见图2-5)：其中，分别为导带底电子和价带顶空穴的有效质量，注意它们并不是电子的惯性质量，可以通过回旋共振试验测出。引进有效质量的意义在于它包括了半导体内部势场的作用，使得解决电子、空穴在外力（例如电场力）作用下的运动规律时，可不涉及内部势场的作用，带来极大方便。

EcEvEgC（E）gV（E）图2－5半导体的态密度曲线第16页,共140页，2024年2月25日，星期天半导体中的电子也遵循费密-狄拉克分布，即量子态E被电子占据的几率为，被空穴占据的几率为1－f（E），EF也叫做费密能级，但它在能带中的位置与金属有所不同。一般在室温下，本征半导体的费密能级在禁带中线附近．它可作为一个标准，用Ei表示；对杂质半导体，由于引入了杂质能级，使得费密能级EF随温度、杂质浓度有较大变化(一般在杂质浓度不很高时，其杂质原子可视为全部电离)：杂质浓度一定时，温度越高，EF就越向Ei方向靠近；温度相同时，杂质浓度越高，EF越远离Ei。图2-6表示了这种影响。在杂质半导体中费密能级的位置不仅反映导电类型，而且还反映其掺杂水平。图2－6第17页,共140页，2024年2月25日，星期天利用

积分，还可求出各种类型半导体的载流子浓度n和p，如图2—7示意。对重掺杂的半导体EF，甚至可进入导带或价带。

图2－7第18页,共140页，2024年2月25日，星期天4、半导体表面势

本征半导体载流子浓度随温度变化很迅速，故用本征半导体材料制成的器件很不稳定。而杂质半导体的载流于主要来源于杂质电离，浓度恒定，且常温下大大地高于本征载流子浓度。所以为使器件正常工作，一般都适当掺杂的半导体材料。为此我们以后主要讨论杂质半导体的性质。半导体的表面，由于吸附杂质原子、离子，或是由于有外电场以及与金属接触，甚至就因为是晶体边界，会形成带电的表面层。在外场作用下，它的出现来自于载流子的重新分布，由此在表面与内部之间存在一个电位差，称为表面势。用一些简化模型计算表明，它是随着向晶体内部深入而按指数变化的。下面分别就N型和P型半导体做简要说明。

第19页,共140页，2024年2月25日，星期天对N型半导体，当外加电场V>0(表示方向为由半导体外指向内，以下类推)时，多数载流子电子会向表面积聚，形成电子的堆积层，使表面附近的能带下降，即如图2-8(a)所示弯曲情况；当V<0时，表面附近的电子浓度比内部小，施主离子凸现出来，构成正电荷层，由于层内电子数很少，故称为耗尽层（图2-8（b））；当

׀Vs׀

足够大，使能带过分弯曲，或禁带足够窄时，表面处的EF落在禁带中线Ei之下，使价带顶比导带底离EF更近，这意味着在表面层内空穴浓度将超过电子浓度，形成如由2-8(c)的反型层(由空穴和施主离子组成)。对于P型半导体，外电场V<0，V>0，V>>0分别形成由空穴组成的堆积层，由受主形成的耗尽层，由电子和受主离子组成的反型层，其能带弯曲如图2-8(d)～(f)。可见，表面空间电荷区的不同状态是和表面能带弯曲的程度和方向直接联系着的，由此引入的表面势就是Vs。图2－8第20页,共140页，2024年2月25日，星期天问题一费米能级是：A、材料表面能B、价带顶对应的能量C、导带底对应的能量D、

0K下，价电子允许具有的最大动能E、量子态E被电子占据的几率第21页,共140页，2024年2月25日，星期天

5．金属－半导体接触

金属逸出功：φm=E0－（EF）m半导体的导带底Ec一般比真空能级E0低几个电子伏特。与金属类似，把E0与EF之差称为半导体的逸出功φs=E0－EF同时，把E0与导带Ec的间隔定义为电子亲和能χs=E0－Ec它表示要使半导体导带底的电子逸出体外所需的能量。

设想：有一块金属和一块N型半导体接触，假定金属逸出功大于半导体逸出功，即φm

>φs

，显然（EF）S高于（EF）S。如图2-9(a)所示。当金属与半导体紧密接触时(通常称为MS结)，半导体中的电子就会向金属中流动，使金属表面带负电，半导体表面带正电，能带发生相对移动，最后费密能级重合，而达到平衡状态，不再有净电子流动，形成接触电势差

图2-9第22页,共140页，2024年2月25日，星期天这时在半导体接触面处形成一由电离施主构成的较厚的空间电荷区，相当于有一从半导体指向金属的内建电场，在半导体内形成耗尽层。由于层内电子浓度要比体内小得多，因此它是一个高阻区域，常称为阻挡层。接触电势差绝大部分要降落在阻挡层上。按照前面的讨论，能带要向上弯曲(如图2-9(b))，它在金属与半导体两侧形成的势垒高度Wm和Ws稍有不同，相差。下节将知道，具有这种势垒的结具有整流作用，称为肖脱基整流结。

若φm、φs、相差比较多，使，则在接触面处EF将超过禁带中线Ei，而在半导体表面形成反型层，层内空穴浓度远比半导体内高，少数载流子(空穴)有向内部扩散的倾向。若在外加电压作用下．这种倾向成为事实．称为少数裁流子注入，它在半导体器件中起重要作用。第23页,共140页，2024年2月25日，星期天金属与P型半导体接触，时形成反阻挡层；时形成阻挡层。上述表面电荷区有时引入一种称为表面态的能态，它对整流结和欧姆结有明显影响。

若φm<φs

，电子将由金属流向半导体，在半导体一侧形成电子堆积层，是个高电导区，称为反阻挡层．形成的能带向下弯曲，如图2-10。这种结无整流作用，称为欧姆结。通常半导体器件采用金属电极就要有良好的欧姆接触。图2－10第24页,共140页，2024年2月25日，星期天6．M－S结的整流作用所谓整流作用就是指电流－电压曲线的单向性或不对称性。上面讨论的处于平衡态的阻挡层是没有净电流流过的，是一种动态平衡。外加电压V于MS结上，电压主要落在高阻的阻挡层上,此时不再处于平衡状态,不再有统一的费密能级。先讨论MS(N)结。若V>0，即金属联正极，N型半导体联负极，将使Ws（结势垒）降低e|V|，从半导体流入金属的电子数增加，而Wm不变，从金属流入半导体的电子数不变。第25页,共140页，2024年2月25日，星期天因此显现由半导体进入金属的净电流，如图2-11(b)。在这个过程中，因由半导体中跃过势垒的能量较低的电子格外多，电流增加比电压增加更快，因此随电压增加电阻减小。若V<0，将使Ws升高e|V|，由半导体进入金属的电子数减少，而反方向电子数不变，二者构成由金属到半导体的净电流（(图2-11(c))。此电流最多只能增大到原有的平衡值，这时电流饱和，电阻非常大。对于MS(P)结，可仿照上述方法用空穴来讨论形成的电流。总结以上讨论，可知MS结的整流作用可用图2-12表示。通常称这种结为肖脱基结。

图2－11图2－12第26页,共140页，2024年2月25日，星期天7．金属-半导体接触的应用此类接触的两个最主要应用就是制造肖脱基势垒二极管和肖脱基场效应晶体管。

肖脱基势垒二极管的正向电流，主要是由半导体中的多数载流子进入金属形成的，在金属中并不发生积累，而是直接成为漂移电流流走，因此它比PN结二极管有更好的高频特性。把它连在晶体管的基极和集电极之间组成的箝位晶体管，其开关速度可达毫微秒数量级。另外，肖脱基二极管有较低的正向导通电压，一般为0.3V左右，因此除用于检波和混频外．在微波技术和高速集成电路等许多领域有重要应用。用金属－半导体势垒作为控制栅极制成的肖脱基势垒栅场效应晶体管是由米德在1966年提出来的，它可以避免表面态的影响。砷化镓肖脱基场效应晶体管在微波领域有很低的噪声和较高的功率增益，因此在通信和雷达中得到广泛应用。预计今后这种晶体管将向高频方向发展。

第27页,共140页，2024年2月25日，星期天三、P型N型半导体接触

1.PN结及其接触电位差

(1)PN结

P型与N型半导体是指在一块N型(或P型)半导体单晶上，用适当的工艺方法(如合金法、扩散法、生长法、离子注入法等)把P型(或N型)杂质掺入其中，形成两个不同区域，其交界面就称为PN结。在N型硅上放熔融的铝，形成含高浓度铝的P型硅薄层，它与N型衬底的交界面即为合金结；而在N型硅片上通过氧化、光刻、扩散等工艺制得的PN结叫做扩散结。一般合金结和高表面浓度的浅扩散结(用P＋N或PN＋表示)是突变结，而低表面浓度的深扩散结是缓变结(如图2-13)。图2－13同质结与异质结有很不同特性，重要价值第28页,共140页，2024年2月25日，星期天(2)PN结空间电荷区及能带图

P型半导体和N型半导体接触以后，P区的多数载流子空穴和N区的多数载流子电子都要向对方扩散，而分别留下电离受主和电离施主，形成空间电荷区，它所产生的电场称为内建电场，在此电场作用下载流于作漂移运动。这里扩散和漂移是一对矛盾运动。当它们达到平衡时，就形成了热平衡状态下的PN结．且结两侧空间电荷的数量达到稳定。空间电荷区的载流子浓度比两侧的多数载流于浓度小得多．好象已耗尽了，故空间电荷区也称为耗尽层，且是个高阻区(如图2-14(c))。由于扩散运动，P区积累电子，电位降低，能带上升；N区积累空穴，电位升高，能带下降。直至两侧的费密能级达到统一值，能带不运动为止，因此，PN结中的空间电荷区的能带将发生弯曲(如图2-14(d))。图2－14第29页,共140页，2024年2月25日，星期天(3)接触电位差

空间电荷区两端间的电位差VD－称PN结的接触电位差，相应的电子电位能之差即能带弯曲量称为PN结的势垒高度，无论是电子要从N区进入P区，还是空穴要从P区进入N区都要克服这一势垒．所以空间电荷区又称为势垒区（但对少数载流子来说，这不是势垒）。由图可见，（9-4）费米能级与掺杂浓度、温度有关。所以，VD与PN结两边掺杂浓度、温度、材料禁带宽度有关，掺杂浓度高，禁带宽，则VD大。硅的禁带宽度比锗大，在相同掺杂浓度下，硅的VD比锗大。第30页,共140页，2024年2月25日，星期天

2.PN结的电流-电压特性

PN结加正向电压V（即P区接电源正极，N区接负极）时，势垒区中产生与内建电场VD方向相反的电场,同时势垒区变薄，势垒高度从eVD变为e(VD-V)，如图2-15(a)。它使PN结失去平衡。载流子的扩散比漂移占据优势，产生了净扩散流。电子扩散入P区，在势垒边界处形成积累，成为P区的非平衡少数载流子，结果使结区边缘电子浓度比P区内部的电子浓度高，形成向P区内部的扩散流，再经过一定距离，与P区的多数载流子空穴全部复合，这一段区域成为扩散区。同理，在N区的空穴扩散区也形成空穴的扩散流，这两股扩散流共同构成了稳定的正向电流。随着V的增加，势垒区变薄，势垒更低，正向电流更大。这里非平衡载流子进入半导体就是电注入。图2－15第31页,共140页，2024年2月25日，星期天由于在势垒区和扩散区中都有非平衡载流子，所以电子和空穴无统一的费米能级。势垒区中电子和空穴浓度基本不变，故准费米能级为两条平行线。在电子的扩散区中，空穴浓度高，且基本不变，故也基本不变；但电子浓度低，而且随着向P区的深入越来越少，故逐渐接近，即为一斜线。同理在空穴的扩散区中，恒定，为一斜线。如图2-15(b)。可以看出，第32页,共140页，2024年2月25日，星期天PN结加反向电压V时，势垒区变宽，势垒高度由eVD增高为e(VD＋V)

，如图2-15(c)。这增强了漂移运动．存在于空间电荷区的电子又被拉回N区，同时P区的少数载流子电子来补充势垒区中电子的损失，形成电子扩散电流。同理在N区会形成空穴的扩散电流，PN结总的反向电流等于这两个少数载流子电流之和。因而是很微弱的。又由于少数载流子由本征热激发产生，一定温度下其数量一定，电压再高也不会使其数目增加，所以电流随反向电压升高很快趋于稳定。易知反向电压下能带图如图2-15(d)。以上对PN结电流电压特性定性分析的结果可简单地由图2-l6表示出来。与MS结一样，PN结也有整流作用，或称单向导电性。

第33页,共140页，2024年2月25日，星期天3．PN结的电容特性，瞬变特性和击穿特性(1)电容特性

PN结电容包括势垒电容和扩散电容。势垒电容的存在表明势垒区具有存贮电荷的作用，例如，当正向电压升高时，N区电子和P区空穴就要进入势垒区中和掉一部分施主离子和受主离子，使势垒区变薄，这相当于给势垒电容充电；反之，当正向电压降低时，相当于放电。势垒电容与平行板电容类似，但它是随外加电压变化的。

根据理论计算，电容(“+”号为反偏，“－”号为正偏)，对突变结n＝1/2

，对线性缓变结n＝1/3，一般缓变结n可以从1/3到1。正向偏压下的势垒电容大于反向偏压下的势垒电容。扩散电容是扩散区的电容，它总伴随相当大的损耗电导，所以不利用扩散电容，而利用势垒电容，且只工作在反向偏压下。图2－16第34页,共140页，2024年2月25日，星期天(2)瞬变特性

PN结两种偏置状态互变的特性叫做瞬变特性，包括正向偏压突变为反向偏压的反向渡越和反向偏压突变为正向偏压的正向渡越．一般前者时间比后者长得多，是决定PN结开关速度的主要方面。较小的反向恢复时间是某些二极管所要求的。当PN结处于正向偏置时，扩散区内有很多非平衡少数载流子。电压突然反向后，电场由空穴扩散区指向电子扩散区，电压降暂时为正值，电阻很小，电流很大。这个电流不断把N区空穴和P区电子抽走，同时空穴电子也复合消失，直到非平衡少数载流子浓度接近于零，才达到PN结实际上的反偏。所以造成PN结反向渡越的根本原因是少数载流子的存贮，其恢复时间取决于非平衡少数载流子的总量及其消失需要时间。通常采用硅中掺金的办法减少恢复时间，这种方法可使恢复时间由1µs减小至l0ns。第35页,共140页，2024年2月25日，星期天

(3)击穿特性

PN结反向偏压增大到某一数值时，反向电流突然增大的现象叫作PN结击穿，它包括；

I．雪崩击穿反向偏压很大时，载流子受势垒区强电场的漂移作用具有很大动能，与晶格原子碰撞，打出导电的电子空穴对，它们又与其它晶格原子碰撞，同样又打出电子空穴对，·····如此循环下去，载流子与反向电流大增，从而发生了雪崩击穿。发生这种击穿载流子必须有足够大的速度．因此除需要足够大的势垒电场外，还要有较厚的势垒以使载流子有足够时间加速。第36页,共140页，2024年2月25日，星期天Ⅱ.隧道击穿见“齐纳效应”。温度升高，电子平均自由程减小，不易被电场加速，所以雪崩击穿电压升高；另一方面，温度升高，禁带宽度减小，所以隧道击穿电压下降。可见，温度较高时主要发生隧道击穿，温度较低时主要发生雪崩击穿。第37页,共140页，2024年2月25日，星期天

4.P型-N型半导体接触的应用

目前半导体电子器件种类繁多、发展迅速，其中相当大的部分都与PN结有关。可以说，没有它就没有现代电子技术。PN结主要应用于以下方面：

(1)整流二极管具有整流、检波作用，用于计算机、收音机、电视以及电化学等方面。现代面结型二极管绝大多数用硅制成，能在较高温度(200C)、较高反向电压(1000V)下工作，而且漏电流非常低。需要低正向压降，用锗制造；需要大功率，用砷化镓等化合物制造。现已有击穿电压2500V，正向电流1500A的整流器和漏电流仅为10－11A的小信号二极管。

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(2)变容二极管以电容随反向偏压的变化率较大和电损耗较小为原则设计的二极管，主要用于电子调谐，微波信号的开关和射频调制．产生外加微波信号的谐波以及参量放大、倍频等。制造材料主要有硅和砷化镓。

(3)隧道二极管见“隧道效应”。

(4)齐纳二极管见“齐纳效应”。

(5)开关二极管利用PN结瞬变特性制成的二极管，已广泛应用在计算机和自动控制系统中。用砷化镓制成的超高速二极管的恢复时间可达1.0ns。

(6)光电二极管见“光生伏特效应”。

(7)发光二极管见“陷阱效应”。第39页,共140页，2024年2月25日，星期天(8)三极管通过扩散的方法制成的两个靠得很近的背靠背的PN结构成了三级管。由于它们互相影响，使得三极管不同于单个PN结而具有电压、电流放大的作用。常用的是NPN型的，额定功率从100mW到500W，特征频率在50～2000MHz。锗PNP合金结晶体管额定功率范围更广，而锗台面型晶体管特征频率更高(4000MHz)。以上晶体管适于一切电子放大、检波和开关等应用。

(9)结型场效应晶体管在一块N(或P)型半导体两边扩散高浓度的P(或N)型区构成的晶体管。图2-17中在两个PN结中间的N型区域称为导电沟道，栅极电压可调整PN结耗尽区，使沟道的宽窄和闭合发生变化，也就控制了源极漏极电流。它的工作原理与肖脱基场效应管(见“金属半导体接触”)和绝缘栅场效应管(见“金属氧化物一半导体接触”)类似。同三极管相比，场效应管有输入阻抗高、噪声低(0.5～ldb)、热稳定性好、抗辐射能力强、制造工艺简单等优点，为制造超大规模集成电路创造了条件。图2－17第40页,共140页，2024年2月25日，星期天

(10)集成电路

在一块单晶半导体内部及表面加工制成的小型化电路，是平面扩散技术进一步发展的产物。利用现有技术很容易制成集成化的二极管、三极管、电阻和电容，电感也可采用复杂的电路模拟或采用分立电感器，用这些元件可组成各种电路，例如倒相器、门电路、计数器、运算器和存贮器、放大器等等。由于集成电路具有低成本、高可靠性、高速度的特点，因此极大地推动了电子技术的发展。它不仅能用于处理模拟信号(例如调频立体声的解调系统)，而且还更广泛地用在处理数字信号，微型计算机的心脏——中央处理单元(CPU)都是用集成电路制成的。现在已能在5×5mm的硅片上制造出包含成千电子元件的大规模集成电路，最近甚至生产出了包含105～106个元件的超大规模集成电路。这样，一个计算机只用一个或几个芯片就够了。现在各种电路的集成化趋势越来越明显。

第41页,共140页，2024年2月25日，星期天问题二MS结与PN结特性差异有1）温度特性不同2）频率响应不同3）输出功率不同4）制备工艺不同你认为最关键的特性差异是：A、1）+2）B、2）+3）C、2）+4）D、1）+3）E、3）+4）第42页,共140页，2024年2月25日，星期天

四、金属-氧化物-半导体接触

1.理想MOS结构

金属-氧化物-半导体接触简称MOS结构，它是MIS(金属-绝缘体-半导体)结构的特殊形式，实际用得最广的MIS结构器件就是MOS的。典型MOS结构如图2-18所示。VG为加在金属电极G上的电压，规定金属电极相对于半导体的欧姆接触为正偏置时VG为正，反之为负。

MOS结构的各种应用都是基于半导件表面的空间电荷区，而理想MOS的空间电荷区是由外加电压VG引起的。所谓理想MOS，指的是满足三个条件：①VG=0时,金属与半导体费米能级持平；②氧化物层中无任何静电荷，且完全不导电③半导体界面无任何表面态。

图2－18第43页,共140页，2024年2月25日，星期天外场作用下半导体表面空间电荷的几种状态在“金属-半导体接触”中已有叙述（堆积层、耗尽层、反型层），这里把VG作用下P型半导体MOS结构的能带和表面电荷分布示于图2-19。注意，在突然加上一个较大的电压VG>0的瞬间，少数载流子电子来不急产生，因此不能形成反型层。为补偿金属电极上大量的正电荷，在半导体表面出现大量电离受主，并且由于受主较稀薄，这一电荷层较厚，这就是深耗尽状态（图2-19（e））。但这是一种非稳态，随着时间的推移，半导体内部电子会在VG的作用下聚集到表面，这时就过渡到反型状态（图2-19（d）），它是一种稳态。显然，半导体掺杂浓度越高，表面电荷层就越薄。由深耗尽态转入反型态也越困难（即加较大的VG才可转变）。图2-19第44页,共140页，2024年2月25日，星期天2、MOS的电容-电压特性

随着VG的变化，半导体形成各种表面状态的过程实质是一个充电过程，因此MOS结构可看成一个电容器，其电容C是氧化层电容C0（定值）与半导体表面空间电荷区电容CS（随VG而变）的串联。P型半导体MOS的理想C-VG特性如图2-20所示，ABD段对应的空穴的堆积状态，DG段则代表耗尽状态。若用低频信号（几十赫兹）测量，曲线为（a），GE和EF分别对应反型和强反型状态的形成。若用高频信号（几千赫兹）测量，曲线为（b），这时电子的产生跟不上信号的变化，不能形成反型状态，因此电容只是耗尽层的贡献，为GH段。实测C-VG特性与图2-20曲线的形状符合较好。只是整体沿横轴有一些移动。这正是违背了理想条件所致，即金属与半导体存在功函数差、氧化层中含正电荷等。MOS的C-

VG特性直接反映了半导体表面空间电荷区在外电场作用下的状态变化情况，是研究半导体表面和界面的重要手段。图2-20第45页,共140页，2024年2月25日，星期天3.MOS应用之一——绝缘栅场效应管目前使用的绝缘栅场效应管大多以二氧化硅为绝缘层，简称为MOS管。它同结型场效应晶体管(见“P型一N型半导体接触”)一样，也是利用载流子沟道导电，也具有输入阻抗高、噪声低、功耗小、热稳定性好、制造工艺简单等优点。

N沟道MOS管(图2-21)是在P型半导体衬底上扩散两个高掺杂的N区，即源区和漏区，而它们之间的二氧化硅上的铝层为栅板。它是通过栅极电压对漏极电流的控制作用来工作的。图2－21第46页,共140页，2024年2月25日，星期天

(1)增强型MOS晶体管

当VG=0时，源区、衬底、漏区形成两个背靠背的PN结，无论VD正负，都有一个PN结是反偏的，所以没有形成导电沟道，ID=0。当VG>0时，它通过绝缘层形成一强电场。由于绝缘层很薄，即使VD只有几伏，电场也高达107～108V／m。当VG超过开启电压VT时，半导体表面出现反型状态，即出现电子层，这就是N沟道，它把源区与漏区联接起来，而与衬底又通过耗尽层绝缘。此时在VD作用下就产生了ID，典型的ID-VD曲线如图2-22所示。第47页,共140页，2024年2月25日，星期天Ⅰ区是可变电阻区。沟道主要受VG影响，几乎不受较小的VD的影响。VG一定，沟道电阻一定，因此ID与VD成线性关系。VG越正，沟道越厚，电阻越小，曲线越陡。Ⅱ区是饱和区。在较大VD的作用下，沟道从源区的低电位升高到漏区的高电位，即产生一个横向电位梯度。它与栅极作用叠加在一起，愈靠近源区，栅极与沟道间的电位差愈大，沟道愈厚；愈靠近漏区，沟道愈薄(图2-23(a))。当VD大到某一值时，沟道出现夹断现象(图2-23(b))。再进一步增大VD

，产生夹断区(图2-23(c))。夹断区电阻很大，VD几乎全部落在这里，形成强电场，电子一靠近夹断区，就被其迅速拉向漏极。另一方面，沟道内电阻较小．其两端电压基本不变，电场也保持恒定，所以由沟道进入夹断区的电子流不随VD的增大而变，即ID不变。

Ш区是击穿区。较大的VD会使源漏间发生雪崩击穿，

ID迅速上升。不允许工作于此区，否则管子将烧坏。图2－23第48页,共140页，2024年2月25日，星期天(2)耗尽型MOS晶体管这种晶体管的二氧化硅绝缘层中掺有大量正离子，即使在VG=0时也有电场作用在半导体表面而形成反型沟道，因此若有VD就有ID。当VG>0时，ID增大。当VD<0时，沟道变薄，ID减小，VG达到小于零的某值时，不能形成沟道，ID=0。所以耗尽型MOS管与增强型MOS管的区别就是前者的VG可正可负。仿照MOS管的结构，可制成一种半导体存贮器。它是利用热电子注入等方式向绝缘层中注入电荷．或利用紫外线照射等方法清除电荷，使其在增强型与耗尽层之间变化，达到写“1”或写“0”的目的。其存贮信息一般可保持10年以上。第49页,共140页，2024年2月25日，星期天4.MOS应用之二——集成电路MOS集成电路虽然没有结型集成电路响应快，但却有工艺简单、集成度高和功耗低的优点。因为它所有的结工作时都处于反偏．所以衬底上各器件之间都是自动隔离的；另一可贵之处是：只要增大两个少数载流子扩散区间的距离就可把衬底上的MOS管用作阻值充分大的电阻器．实际上是把沟道当作电阻用了，结构非常筒单。现在在一块零点几个平方厘米的面积上集成一万个MOS管是很容易的事。MOS集成电路的特点使其很适宜制做计算机的随机存贮器。造价极低的袖珍计算器、数字式电子手表也采用MOS集成电路。为进一步提高其性能，硅栅MOS(体积更小)、互补MOS（功耗更低）、短沟道MOS(频率特性好)等新型MOS器件已制造出来并进入实用。

第50页,共140页，2024年2月25日，星期天

5.MOS应用之三—电荷耦合器（CCD）

CCD是电荷的存贮和转移器件，是MOS电容的有序阵列与输入输出部分的总和。它是一种新型MOS型集成电路。

CCD不象MOS晶体管那样工作在热平衡的反型态，而是工作于由深耗尽向反型过渡过程中的非稳态。CCD的电荷的存贮和转移也是在栅电极下的半导体表面沟道中进行的。下面以P衬底三相单层电极CCD为例说明其工作原理。第51页,共140页，2024年2月25日，星期天CCD工作原理图2-24(a)是其结构，图2-24(b)是加在其栅极上的三个彼此相差2/3π位相的时钟脉冲阵列。在t=t1时刻，电极1，4，7，…的电压为V1，其它电极为V2，若CCD接收到光信号(或电信号)，它注入的少数载流子电子会立刻被1，4，7，…电极收集到它们下面(如图2-25(a))，这就是CCD对电荷的存贮作用。在t=t2时，3，6，9，…电极为V2，其它为V1，1，4，7，…电极下的电荷要向2、5、8……电极下流动。t＝t3时，只有2，5，8，…电极电压为V1，其它都为V2，所有电荷都由l，4，7，…电极下转移到2，5，8，…电极下。这样就完成了信号电荷从一个电极下向另一个电极下的转移，这需要三分之一个时钟周期。

t＝t4时又开始了向3，6，9，…电极的电荷转移。图2－24图2－25第52页,共140页，2024年2月25日，星期天可以看出，时钟脉冲对CCD转移电荷是必需的，并且它的周期要小于MOS电容由深耗尽到反型需要的时间(1～100s)，一般时钟频率在十分之几赫兹到十兆赫兹之间。以上的CCD是不实用的，为弥补缺陷，常采用交叠栅(栅极在二氧化硅中周期性地深入不同深度)、离子注入、高掺杂等方法。CCD主要应用于摄像、存贮和模拟信息处理等方面。利用大规模集成电路技术把大量控制逻辑器件同感光器件制作在同一电路内，可用作固体摄像机的心脏，从生产上测量产品到光学字符读出器，其用途数不胜数。既然CCD具有存贮电荷的功能，那么就有动态移位寄存器的功能，这种寄存器具有存贮密度高、容量大的优点，原因是它用一个电板及其下面的通道代替了普通存贮器的一块电路。近年来CCD受到普遍重视，发展前景深远，有可能代替很多传统的固体器件。

第53页,共140页，2024年2月25日，星期天第2节肖脱基效应

被加热的金属会发射强度随温度而异的电子流，这就是“热电子效应”(见第一章)。当金属表面存在加速电场(即电场的方向能使逸出的电子得到加速)时，能大大增强其热电子发射，这种现象称为肖脱基效应。肖脱基等人首先从理论和实验上研究了这个效应。他认为，在给定温度下热电子发射的增强意味着金属逸出功的降低。利用自由电子的索末菲模型就能很好地解释肖脱基效应。第54页,共140页，2024年2月25日，星期天1．金属表面势垒的形状在金属的表面，电子势能按某一规律上升到真空能级，这就是金属的表面势垒，当电子运动到表面，并试图逸出金属时，就会受到这个势垒的阻碍作用。

处于金属表面外χ距离的电子受到金属的吸引力，可等效为表面内距表面χ处的+e电荷对电子的吸引力，形象地称为镜象力，即但这只适合x>x0～1nm的范围，而在

0<x<x0必须用其它形式描述这个力，这是因为：第55页,共140页，2024年2月25日，星期天①当x可与晶格常数相比时，由于电子云的影响，已不能认为金属表面还象“镜面”一样均匀了；②按上式，金属表面处(x=0)电子受到的引力将为无穷大，电子逸出需要的功也为无穷大，显然与实际不符。

0<x<x0范围内电子受到的引力不易确定，不妨令由0点平滑过渡到x0的因此用图2-35(a)描述作用力还是比较符合实际的。

图2－35第56页,共140页，2024年2月25日，星期天这样，电子逸出金属需克服电场力所做的功为所以逸出电子的势能为E=W，它的函数曲线图2-35(b)就是金属表面势垒，曲线随x增大渐趋于E0，即势垒深度。容易算得，对x>x0有

(2-5)

实际上金属内电子的最大能量为费密能，因此电子逸出金属需要的最小能量为它称为金属的逸出功。第57页,共140页，2024年2月25日，星期天

2肖脱基效应的解释

在金属表面加一均匀的加速电场ξ，在此电场作用下，逸出电子需要附加势能－eξx，如图2-36直线PQ所示，另一条虚线OA是图2-35的势垒曲线。图2-36中实线OB是以上两条虚线叠加而成的，它就是外电场下的表面势垒，易见新的势垒高度E0ˊ比无外场时的E0降低了，这导致更多的电子逸出金属。对于x>x0处的一个电子，其势能为图2－36第58页,共140页，2024年2月25日，星期天此函数在处有最大值，它比E0小上式代表逸出功的降低量。对于ξ

＝105V／m，可得Xm～10－2nm和Δφ～10－2

eV，可见逸出功变化很小，但即使这样微小的变化也可导致发射电流成倍地增长。第59页,共140页，2024年2月25日，星期天在“热电子效应”中已知，热发射电流可用里查逊公式描述，即把此式的φ用φ－Δφ代替，则

(2-6)由于Δφ在指数项，所以对电流的影响很灵敏。象理查逊图那样，曲线称为肖脱基图(如图2-37)。LnJe应该与成线性关系，且直线斜率与T成反比，实验证明只在ξ

较大时才是这样。由于空间电荷以及不同晶面逸出功的差异，使得ξ

较小时严重偏离线性。利用线性部分外推得到纵轴截距lnJ，此J即为无外场时热发射饱和电流。

当ξ大于107V／m时，电流的实验值周期性地偏离理论值；而当ξ大于l08V／m时，实验值则大大地超过理论值；这表示逐渐过渡到场致电子发射(见“隧道效应”)。

图2-37第60页,共140页，2024年2月25日，星期天第3节普尔一夫伦克尔效应

半导体中的载流子“陷阱”都有一定的能量深度，这一深度对俘获在陷阱内的载流子来说就成为势垒，载流子要逃出陷阱必须克服这个势垒的阻碍。当给半导体加强电场时，在某个方向的势垒就会降低，从而使载流子较易逃出陷阱，这个效应称为普尔-夫伦克尔(poole-Frenkel)效应。这里，外加强电场增强了陷阱中载流子的热发射，很象增强金属热电子发射的肖脱基效应，因此又把这个效应称为内肖脱基效应。

第61页,共140页，2024年2月25日，星期天1．库仓陷阱半导体中的陷阱会在其禁带能隙中引入一定的能级，而且有基态和激发态之分(参见“陷阱效应”)。设陷阱基态电子能级为E0，则它与导带底Ec的能量差φ＝Ec－E0

就是被俘获电子要逃出陷阱所必须克服的势垒。考虑一个带正电的陷阱，它可以俘获一个电子而呈中性。这个电子距离中心为r时所具有的库仑势能为－e2/4πɛr(ɛ为半导体的介电常数)，则电子能量随r而变的函数为(假设陷阱的空间结构关于中心是球对称)第62页,共140页，2024年2月25日，星期天图2-38(a)是用这个函数表达的陷阱势垒的形状。如果空陷阱不带电，或带负电．那么它附近的电子的库仑势能用图2-38(b)(c)的曲线表示，其中(c)曲线表示了陷阱对电子的长程排斥、短程吸引的性质，一般后两种陷阱不会产生普尔一夫伦克尔效应。图2－38第63页,共140页，2024年2月25日，星期天2．普尔夫伦克尔效应的解释

在半导体两侧加一场强为ξ的均匀高电场，电子要附加一部分能量，所以势垒形状也要发生变化(如图2-39)，用电子能量表示，就为式中θ为ξ与r的夹角。由∂E/∂r＝0，知E（r,θ）在处有一极大值，它比Ec降低了

(2-7)在θ=0方向，势垒下降最多，为图2－39把此值同肖脱基效应的势垒降低值相比，在外加同样大电场的情况下，前者比后者大一倍。这是因为，肖脱基效应的镜象正电荷是运动的，而普尔-夫伦克尔效应的陷阱正电荷是固定不动的。

第64页,共140页，2024年2月25日，星期天一个电子陷阱在禁带中引入的能级应该比较接近于导带，因此与半导体受主能级相比，对电子趋向于起不同的作用。当陷阱和自由电子的浓度比受主浓度大很多时，陷阱的作用变得很显著。通常，大多数陷阱都俘获了电子，使之停止了对电导的贡献；而当加一个强大外场时，由于势垒的降低引起一部分陷阱中的电子被释救出来成为导电电子，这大大增加了载流子的密度，使电导率迅速增大。1938年夫伦克尔推得电导率与场强和温度的关系式中σ0是低场电导率。σ反映的是半导体中每立方米1018～1025个陷阱释放电子的统计平均结果。第65页,共140页，2024年2月25日，星期天以上给出的σ的函数形式只是一维的结果。事实上，陷阱可以从不同的方向(θ取不同值)释放电子，只是在θ=0方向释放的可能性最大，而其它方向较小而已，Hartke等人用三维处理给出了σ与ξ和T的关系，与实验结果更加接近。利用普尔-夫伦克尔效应可以解释半导体和绝缘体的许多高场强下的电输运现象。第66页,共140页，2024年2月25日，星期天第4节隧道效应设想在某一维空间，粒子于不同位置具有的势能V（x）如图2-40所示，即0<x<a的区域形成了一个(势)能垒，称为一维势垒，同样，你可想象二维、三维势垒。如果一个能量(这里就是动能)E<V的微观粒子从x<0的区域朝势垒冲过来。按经典力学观念，它绝对不可进入0<x<a的区域，因为纵使将全部动能转化为势能也不足以满足粒子在该区域存在所需要的势能，当然，也就不能跨越势垒进入x>a的区域。然而实验事实却是：能量E低于势垒高度V的微观粒子不仅进入了0<x<a的区域，而且还穿过它进入了x>a的区域。也就是说，当粒子的E<V时，在势垒一侧的粒子有一部分能隧穿势垒到达另一侧，这种现象称为隧道效应。这个经典力学不可思议的行为，却是量子力学的必然结果。图2－40第67页,共140页，2024年2月25日，星期天

在量子理论发展初期，德布罗意提出了波粒二象性的假设，指出原来认为是粒子的电子、质子、粒子等微观粒子也具有波动性，这设想很快被著名的电子衍射实验所证实。后来知道，这种性质由薛定谔方程的解——波函数表示。波动性是理解隧道效应之根本。

1957年，江崎制成了隧道二极管，第一次令人信服地证实了固体中的电子隧道效应。1960年贾埃弗利用隧道效应测量了超导能隙，验证了超导理论。1982年德国的宾尼等研制成功第一台扫描隧道显微镜，把隧道效应的应用推向一个新的阶段。以上三人均分别获得了诺贝尔物理奖。第68页,共140页，2024年2月25日，星期天

1．隧道效应的量子力学解释

电子具有波动性，且德布罗意波长其中m，v，E分别为电子质量，速度和动能若它试图进入势能为V的区域，可能遇到两种情况：①E>V时，波长变为；②E<V时，不能形成具有一定德布罗意波长的波动，但电子仍能进入此区域的一定深度。若势能区域较窄，电子就有可能穿透它而自身动能不变。第69页,共140页，2024年2月25日，星期天具有动能E<V的电子入射势垒，定有反射电子波，因此在x<o的区域，电子波可用右传波和左传渡之和表示，即习惯上称之为波函数。在x>a区域，若有电子波只能是右传波而无左传波，故波函数为在0<x<a区域，由薛定谔方程知波函数除指数衰减项外还有指数增长项，即其中。为使这三个波函数有实在的物理意义，必须保证Ψ和dΨ/dx在x=0和x=a处连续。由此得到的粒子透射系数是一个与a，E，V有关的非零值，这就证明了确实存在隧道效应。请注意，这里始终强调的是电子的波动性。图2-40是从实际情况中高度简化出来的方形势垒，可以由这种简单情况证明电子隧道效应的存在。图2－40第70页,共140页，2024年2月25日，星期天

隧道效应可用图2-41表示。当粒子能量E较小时，粒子隧穿势垒的透射系数

（2－41）图2－41上式表明T一般随势垒高度V和宽度a的增大而迅速减小，例如，V—E=5eV时，若a由0.1nm变为0.5nm，则T可下降4个数量级。

第71页,共140页，2024年2月25日，星期天2.应用之一——

α

衰变

某些重原子核能够发射粒子(氦原子核)而使原子序数减小，此过程称为衰变。对不同的放射性核，发射粒子所需的平均时间大不相同，重核物质的半衰期也大不相同。

图2－42

α粒子在重核内受到一种极大的吸力，其大小要比核中其他质子对它的库仑斥力大得多，因而能够被牢固地束缚在核中。这种核吸力的作用范围很短，α粒子一旦处于核外，吸力就迅速减小为零，库仑斥力变得占绝对主导地位。α粒子的势能作为它距核中心距离r的函数，大致如图2-42表示，α粒子好象处于三维势垒包围的势阱中。按经典理论，α衰变现象很令人费解，因为处于核中的α粒子没有足够的能量克服那么大的吸力逸出原子核。随着隧道效应的提出，此问题迎刃而解。

第72页,共140页，2024年2月25日，星期天可以假定α粒子在核中来回运动，核物理学证明这个运动速度大约为107m／s，核半径=10－14m，α

粒子每秒大约撞击核壁(势垒)1021次，所以1s内从核中穿出的几率为P=1021T，核的平均寿命就为

τ＝1/P＝10－21T，其中T为透射系数。

图2-42的势垒远不是方形势垒．所以T并不象前述那样简单，但仍可用方形势垒大致估计。对铀238，势垒宽度α＝r1－r2≈3×10－14m，V—E=12MeV，粒子质量m=6.4×10－27kg，得透射系数T≈e－89，所以P＝1021·e－89s－1≈7×10－11（年－1）。这一结果还表明，在一年的时间里每摩尔的铀238原子核大约发射10－11mol的α粒子。由此估计出铀238的半衰期为0.5/7×10－11＝7×109(年)，与实验值4.5×109(年)符合得很好。因为V—E和α出现在指数上，灵敏地影响着透射系数，所以不同元素的半衰期有很大差别，例如，钋212的半衰期只有3×10-7s。第73页,共140页，2024年2月25日，星期天3.应用之二——隧道二级管

当杂质浓度很高时，P型半导体的费密能级要进入价带，而N型半导体的费密能级则要进入导带，这两种半导体构成PN结时，能带如图2-43(a)。至于能带弯曲的原因请参考“接触效应”。具有这样的PN结(隧道结)的二极管叫做隧道二级管，它的特性与用途同普通整流二极管有所不同。隧道结未加电压时能带如图2-43(a)两侧费密能级相等，无隧道电流加一很小的正向电压，N区能带相对于P区升高，如图2-43(b)，N区费密能级高于P区的，产生一正向小隧道电流；增大正向电压，隧道电流也增加，当P费密能级与N区导带底一样高时，N区穿过隧道结区进入P区的电子最多，电流也最大，如图2-43(c)再增大正向电压，P区价带与N区导带能级交叠部分减少，隧穿电子数减小，电流减小，如图2-43(d)；当正向电压大到使P区价带顶与N区导带底持平时，无上述隧道电流，但由于杂质，缺陷等原因引起的小电流，如图2-43(e)；增加正向电压，隧道结与一般PN结特性相同；当加反向电压时，N区能带相对于P区降低，如图2-43(f)，产生反向隧道电流，并随电压增加而迅速增大图2－43第74页,共140页，2024年2月25日，星期天隧道效应本质上是一量子跃迁，电子穿越势垒极其迅速，这使隧道二极管可在极高频率下(1011Hz)工作，此外它还有噪声低、功耗小、工作温度范围大等优点。因此隧道二极管可广泛应用于微波混频、检波、低噪声放大振荡以及超高速开关逻辑电路、触发器和存贮器等。由以上分析可知隧道二极管的电流一电压特性如图2-44，字母序列与图2-43是对应的；其中ce段是负阻区，有重要应用图2－44第75页,共140页，2024年2月25日，星期天

4.应用之三———场致电子冷发射

我们知道，热阴极在外电场作用下会发射更多的电子(见“肖脱基效应”)在电场很强时，即使阴极不加热，也有较大的电子流发射，这就是场致电子冷发射。金属、半导体都存在这种效应。逸出金属表面的电子，其势能必然高于金属内的电子，它的大小由图2-45虚线表示，也就是说，这是一个限制电子于金属内的势垒。现给金属加一均匀强电场，使金属电位低于外界，那么金属表面以外的电子在原来势能的基础上又附加了一个均匀变化的电位能(如图点划线)，二者共同作用的结果是金属内部电子受到一个实线表示的势垒的限制。图2－45第76页,共140页，2024年2月25日，星期天按照隧道效应原理，金属中的电子会有贯穿这一势垒的几率，外电场越大，势垒越窄，由此可得场致发射电流随外电场的增加而接指数迅速增大。此电流即使在绝对零度时也存在。实验测出的电流远比理论计算的大，这是因为金属表面凸凹不平，局部曲率很大，使表面附近电场甚大于远离表面处的电场。正因为如此，利用场致电子发射的场合都把发射电子的阴极做成针状。单针阴极是一种“高亮度”电子源，用于扫描电子显徽镜，电子束光刻机等；多针阴极加大了发射电流，可用于研究各种辐射，激发气体激光，产生强的x光及超强的可见单色光；此外还有等离子体场致发射阴极等。第77页,共140页，2024年2月25日，星期天5．应用之四——扫描隧道显微镜(STM)

扫描隧道显微镜的核心是一个极尖锐的探针，如图2-46(a)，它能够在精密的压电系统控制下沿x、y、z方向移动，沿z方向的移动以调节针尖与样品之间的距离，在xy面内的移动用以扫描样品表面。对于电子来说，针尖与样品之间的间隙，粗略地看．宛如一个图2-46(b)右边所示的势垒，在二者之间外加偏压，电子就会有如式(2-9)表示的透射系数T，穿过间隙(势垒)的电子形成纳安(A)级的隧道电流，它与偏压和电子透射系数T成比例，即隧道电流图2－46第78页,共140页，2024年2月25日，星期天上式右边第二个因子对应透射系数，间隙a以外的因素归并在k之中，,V为势垒高度。式(2-9)已表明透射系数对间隙a非常敏感，自然隧道电流Js对a也非常敏感。由于表面原子的排布，探针沿样品表面扫描．间隙a是一个变量，即隧道电流是位置的函数，它反映了样品表面的凸凹状况。实际测量时，靠样品表面被测点的隧道电流提供的反馈信号改变加在z向压电元件上的电压Vp，使探针移动以维持针尖与样品之问的间隙a恒定，z向压电元件上所加电压Vp的变化，反映了针尖在x-y面扫描时运动的轨迹，这就是样品表面的形貌。将此信号送交图象处理和显示系统，便可以得到具有0.1nm量级超高分辨率的表面原子排布图象，它是研究固体表面原予结构的有力手段{扫描隧道显微镜也为探讨吸附、催化和腐蚀等的机理以及利用表面效应制造新型器件提供了方便。1983年用它首次观察到Si(111)表面7×7的大元胞(见图2-46(c))，在科学界引起强烈反响。中科院化学所，北京电子显微镜实验室先后建立了STM，中科院上海原于核所也于1989年初研制成了数字化的STM，不仅用它获得了固体表面的原子图象，还首次获得了DNA新构型——平行双链DNA和三链辫状DNA的STM图象。第79页,共140页，2024年2月25日，星期天扫描隧道探针不仅是观察原子世界的工具(为了不引起样品表面结构变化，通常探针与样品之间的电压V)，而且还可用它进行微加工，当针尖与样品间电压V时，相应能量的电子足以引起表面原子迁移，键断裂和一些化学反应。人们正探索用扫描隧道探针拖动原子，在硅片上形成用原子排列的金属点和线，在表面刻线或构图。看来在原子、分在水平上构造材料和器件的时代就要到来，纳诺技术(Nanotechnology)正在兴起。扫描隧道显微镜一般适于导体样品，对绝缘体样品不适用。宾尼发明STM后自问，能用隧道电流成象，为什么不能用力来成象?1985年他叉提出了原子力显微镜(AFM)的设想，并于1986年实现。第80页,共140页，2024年2月25日，星期天原理如图2-47所示。一个针尖装在一个灵敏的悬臂粱上，针尖上的原子与样品表面原子之间的相互作用力使悬臂梁在垂直样面表面方向发生偏转，偏转是针尖与样品表面原子距离的函数，是对表面形貌的响应。这偏转使在悬臂粱上面的镜面反射的激光束发生偏转，光电位移探测器可灵敏地探测光束的位移原子力显微镜的关键是既要测出原子间的微小力，又不要扰乱表面原于的结构。悬臂梁是用SiO2膜或Si3N4膜采取光刻的方法制成的