《半导体物理基础》PPT课件

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1、第三章：半导体中的载流子的统计分布在一定的温度下，半导体中的电子，空穴对的产生与复合过程处于动态平衡状态。这种处于动态平衡状态下的导电电子与空穴称为热平衡载流子（不包括光或电注入的非平衡态）。半导体的导电性随温度的变化而变化，这是因为半导体中的载流子随温度的变化而造成的。第三章：半导体中的载流子的统计分布一.K空间的量子态分布对边长为L的立方晶体，根据其边介条件，的允许值为：（1-37）（1-38）（1-39）第三章：半导体中的载流子的统计分布每一组（nx,ny,nz）在K空间代表一个电子的允许能量状态，

2、该点在K空间所占的体积大小为，也就是K空间内电子允许能量状态的密度为。如计入自旋，则电子的态密度为。第三章：半导体中的载流子的统计分布半导体导带与价带相邻能级之间的间隔很小，约为10-22eV数量级，可以近似地认为能级是连续的。求出能带中能量E附近单位能量间隔内的量子态数即状态密度，也就知道允许的量子态按能量的分布的状态。（1-40）第三章：半导体中的载流子的统计分布在半导体中人们关心的是导带底或价带顶附近的状态密度。为简单起见，假设能带极值在K=0处，等能面为球面。在能量E与E+dE间的量子态数为：（1

3、-41）导带底附近E(k)与k的关系为:（1-42）第三章：半导体中的载流子的统计分布（1-43）将（1-43）代入（1-41）得（1-44）（1-45）第三章：半导体中的载流子的统计分布同理可推导出价带顶附近状态密度为：(1-46)二．载流子的统计分布电子的费米分布（1-47）第三章：半导体中的载流子的统计分布（1-48）处于热平衡状态的电子系统具有统一的费米能级当E»EF时第三章：半导体中的载流子的统计分布第三章：半导体中的载流子的统计分布费米分布可转化为波耳兹曼分布：（1-49）费米分布与波耳兹曼分

4、布的区别在于：前者受到泡利不相容原理的限制。而在E-EF»k0T的情况下，泡利不相容原理失去了作用，二种统计分布就变成一样了。常用的非简并半导体中的费米能级一般位于禁带中，导带底或价带顶与EF的距离远大于k0T，故电子、空穴的统计分布服从波耳兹曼分布。第三章：半导体中的载流子的统计分布导带中能量E到E+dE间的电子数为：（1-50）(1-51)(1-52)第三章：半导体中的载流子的统计分布热平衡状态下非简并半导体的导带电子浓度为：(1-53)(1-54)（1-56）(1-57)第三章：半导体中的载流子的统

5、计分布四.本征半导体不掺杂的本征半导体，在热平衡状态下，电子与空穴对的产生与复合达到动态平衡，并且电子与空穴的数量相等。n=p=ni(1-60)第三章：半导体中的载流子的统计分布（1-61）本征载流子浓度，它主要取决于温度T和禁带宽度Eg.大多数半导体材料的禁带宽度Eg具有负的温度系数,即禁带宽度随温度的升高而减少。禁带宽度的确定：光学方法和霍尔测试法霍尔测试法：利用ＨＡＬＬ测试仪测量高温下的ＨＡＬＬ系数和电导率，从而得到很宽温度范围内的本征载流子浓度与温度的关系，作出～关系直线，从此直线的斜率可推出Ｔ＝

6、０℃时的禁带宽度。第三章：半导体中的载流子的统计分布由于本征载流子的浓度随温度的变化而迅速变化，存在极大的不稳定性，因此半导体器件均有掺有一定杂质的半导体材料制成。为了保证器件的稳定工作，不同的半导体材料所制成的器件均有一极限工作温度。禁带越宽的材料其极限工作温度越高。第三章：半导体中的载流子的统计分布五.杂质半导体杂质能级只允许被一自旋方向的电子占据或者不接收电子，而不能同时容纳二个自旋方向相反的电子，故电子占据施主能级的几率为：（1-62）空穴占据受主能级的几率为：(1-63)第三章：半导体中的载流子

7、的统计分布如在半导体材料内引入浓度为ND施主杂质，则材料中载流子的电中性方程：n=ND++p(1-64)（1-65）（1-66）第三章：半导体中的载流子的统计分布弱电离区中间电离区强电离区过渡区高温本征激发区杂质能带：在简并半导体中，杂质浓度高，导致杂质原子之间电子波函数发生交叠，使孤立的杂质能级扩展为杂质能带。六.简并半导体非简并弱简并简并杂质带导电：杂质能带中的电子通过在杂质原子之间的共有化运动参加导电的现象。禁带变窄效应：重掺杂时，杂质能带进入导带或价带，形成新的简并能带，简并能带的尾部深入到禁带中

8、，称为带尾，从而导致禁带宽度变窄。第四章半导体的导电性前几章介绍了半导体的一些基本概念和载流子的统计分布，还没有涉及到载流子的运动规律。本章主要讨论载流子在外加电场作用下的漂移运动，讨论半导体的迁移率、电导率、电阻率随温度和杂质浓度的变化规律。一.载流子的漂移运动欧姆定律：（1-64）欧姆定律微分形式：（1-65）第四章半导体的导电性（1-67）（1-68）（1-69）（1-70）第四章半导体的导电性实验发现，在电场强度不太大