近本征半導體中非平衡

載流子的擴散和漂移

近本征半導體中非平衡載流子的擴散和漂移可以忽略的,分析了非本征半導體中非平衡少子的擴散和漂移。本節，我們討論近本征半導體中非平衡載流子的擴散和漂移。所謂近本征半導體，是指電子和空穴的平衡濃度相差不多的半導體。此時，必須考慮，由于兩種載流子擴散和漂移運動的差異所引起的電場分布的變化，以及它對兩種載流子運動的影響.一、雙極擴散（無外電場）

考慮光照在表面薄層內產生電子－空穴對，使表面的電子和空穴濃度比內部高,這必然引起它們由表面向內部的擴散。該電場是由于電子和空穴擴散運動的差異引起的，只有在Dn=Dp時，才有ε=0.所以由于Dn>Dp,電子比空穴擴散的快，結果將在樣品中產生沿x方向的電場ε.在這種情況下,空穴和電子的電流密度都包含擴散電流和漂移電流兩個部分.在達到穩定時,總的電流密度jn+jp=0,即設Δn≈Δp,則有其中,稱為雙極擴散系數.在過剩載流子濃度很小時，上式中的n和p可以分別用n0和p0來代替。在形式上與前面的相同，只是Dn和Dp被一個雙極擴散系數D所代替。D綜合了載流子的擴散運動和漂移運動，就好象電子和空穴都以雙極擴散系數做單純的擴散運動一樣.

在小注入情況下，對于N型半導體(p<<n),，D≈Dp；對于P型半導體(n<<p)，D≈Dn.對于本征半導體，D=2DnDp/(Dn+Dp).二、雙極擴散和漂移對于近本征半導體，盡管電中性條件仍能近似成立，但是少子和多子相差不多，(Δp-Δn)項不能忽略。于是有流密度：圖7.11D：雙極擴散系數，已不是載流子本身的漂移速度，代表擾動△p或△n

的漂移速度。

在海恩斯-消克萊實驗中，根據過剩少子濃度Δp的漂移所得到的遷移率，稱為漂移遷移率。在近本征材料中，它是上式給出的雙極遷移率。只有在非本征半導體中(n>>p或者p>>n)，少子的漂移遷移率才等于電導遷移率。非本征半導體：

N型，n>>p，

P型，p>>n，本征半導體：n=p，μ＝0，電場不影響過剩載流子的空間分布N型，n>p，μ>0，擾動沿正電場方向（過剩空穴漂移方向）漂移；P型，p>n，μ<0，擾動沿電場反方向（過剩電子漂移方向）漂移；

擾動在電場中沿著少子的漂移方向運動近本征半導體：當Et在禁帶下部時，只是在高阻區的壽命變為四、壽命與復合中心能級位置的關系復合中心能級Et在禁帶中的位置不同，它對非平衡載流子復合的影響將有很大的差別。一般說來，只有雜質的能級Et比費米能級離導帶底或價帶頂更遠的深能級雜質，才能成為有效的復合中心。

復合中心能級位于禁帶中央附近時，對非平衡載流子的復合作用最大。對于有效復合中心，其電子俘獲系數與空穴俘獲系數相差不大。即復合中心的復合作用最強。此時，壽命達到極小值當Et離開Ei而偏向Ec或Ev時，電子或空穴激發過程的幾率增大，減弱復合作用。五、壽命隨溫度的變化對于一定的樣品，當溫度變化時，n0，p0，n1和p1都要隨之改變，從而引起壽命的變化。設樣品是N型的，復合中心能級Et在禁帶的上半部，如圖7.18（b）所示。下面我們根據壽命公式，分三個溫度區討論壽命隨溫度的變化。圖7.18N型半導體中電子濃度、費米能級和壽命隨溫度的關系雜質電離區飽和電離區本征激發區⑴在溫度較低時,隨著溫度的升高，費米能級EF從導帶底附近單調下降,一直到它與復合中心能級Et重合.在這個溫度范圍內，由⑵溫度再升高，EF繼續下降，一直到飽和電離區的最高溫度，在此溫度區內，n0是常數，并且n1>>n0，n0>>p0，p1。于是其中，A是與T無關的常數。上式表明，隨著溫度的升高，壽命基本上按指數規律增大。因此，根據實驗數據畫出lnて～1/T曲線，由其斜率可確定復合中心能級的位置（Ec-Et）。⑶溫度繼續上升，進入本征激發區以后，n0≈p0=ni，則弱P型區 費米能級EF在Et′和本征費米能級Ei之間（Et′<EF<Ei），這時，n1>>p0>>

n0>>p1，于是這時，壽命與空穴（多子）的濃度p0成反比，越偏離本征區，與電子復合的空穴數目越多，壽命則越短。

⒋強P型區 費米能級EF在價帶頂E