MBR15H60CT由于Js很小,所以PN结在反向偏置时,呈现出一个阻值很大的电阻,此时可认为它基本上是不导电的,称PN结截止。但因Js受温度的影响,在某些实际应用中,还必须予以考虑。

由此看来,PN结加正向电压时,电阻值很小,PN结导通;加反向电压时,电阻值很大,PN结截止,这就是它的单向导电性。PN结的单向导电性关键在于它的耗尽区的存在,且其宽度随外加电压而变化。

PN结v-i特性的表达式,现以硅结型二极管的PN结为例,来说明它的7-J特性表达式。在硅二极管PN结的两端,施加正、反向电压时,通过管子的电流如图3.2.4所示。根据理论分析,PN结的v-f特性可表达为

iD=is(euD/nvt-1)①                    (3.2.3)

式中jD为通过PN结的电流;vD为PN结两端的外加电压;屁为发射系数,它与PN结的尺寸、材料及通过的电流有关,其值在1~2之间;yT为温度的电压当量,vt=kt/q,其中凡为玻耳兹曼常数(1.38×10-23J/Κ),r为热力学温度,即绝对温度(单位为Κ,0Κ=-273℃),g为电子电荷(1.6×1019C),常温(300Κ)下,vt=0.026Ⅴ;e为自然对数的底;Js为反向饱和电流。对于分立器仵,其典型值约在10-8A~1014A的范围内。集成电路中的二极管PN结,其Js值则更小。

关于式(3,2.3),可解释如下:

当二极管的PN结两端加正向电压时,电压vD为正值,当vD比/r大几倍时,式(3.2.3)中的evD/nvt远大于1,括号中的1可以忽略。这样,二极管的电流iD与电压vD成指数关系,如图3.2.4中的正向电压部分所示。

当二极管加反向电压时,vD为负值。若IvD比nvt大几倍时,指数项趋近于零,因此iD=-Js,如图3.2.4中的反向电压部分所示。可见当温度一定时,反向饱和电流是个常数Js,不随外加反向电压的大小而变化。

PN结的反向击穿,在测量PN结的y~f特性时,如果加到PN结两端的反向电压增大到一定数值时,反向电流突然增加,如图3.2,5所示。这个现象就称为PN结的反向击穿(电击穿)。发生击穿所需的反向电压y:R称为反向击穿电压。PN结电击穿后电流很大,容易使PN结发热。这时PN结的电流和温度进一步升高,从

电流iD的下标指结型二极管(Dlodc)的字头,此公式推导详见参考文献[1].

PN结的形威及侍性而很容易烧毁PN结。反向击穿电压的大小与产生PN结电击穿的原因是,当PN结反向电压增加时,空间电荷区中的电场随着增强。产生漂移运动的少数载流子通过空间电荷区时,在很强的电场作用下获得足够的动能,与晶体原子发生碰撞,从而打破共价键的束缚,形成更多的自由电子一空穴对,这种现象称为碰撞电离。新产生的电子和空穴与原有的电子和空穴一样,在

强电场作用下获得足够的能量,继续碰撞电离,再产生电子-空穴对;这就是载流子的倍增效应。当反向电压增大到某一数值后,载流子的倍增情况就像在陡峻的积雪山坡上发生雪崩一样,载流子增加得多而快,使反向电流急剧增大,于PN结制造参数有关。

是PN结被击穿,这种击穿称为雪崩击穿。PN结击穿的另一个原因是,在加有较高的反向电压下,PN结空间电荷区存在一个很强的电场,它能够破坏共价键的束缚,将电子分离出来产生电子-空穴对,在电场作用下,电子移向N区,空穴移向P区,从而形成较大的反向电流,这种击穿现象称为齐纳击穿①。发生齐纳击穿需要的电场强度约为2×105Ⅴ/cm,这只有在杂质浓度特别高的PN结中才能达到,因为杂质浓度大,空间电荷区内电荷(即杂质离子)密度也大,因而空间电荷区很窄,电场强度就可能很高。齐纳击穿的物理过程和雪崩击穿完全不同。一般整流二极管掺杂浓度没有这么高,它在电击穿中多数是雪崩击穿造成的。齐纳击穿多数出现在特殊的二极管中,如齐纳二极管(稳压管)。

必须指出,上述两种电击穿过程是可逆的,当加在PN结两端的反向电压降低后,PN结仍可以恢复原来的状态。但它有一个前提条件,就是反向电流和反向电压的乘积不超过PN结容许的耗散功率,超过了就会因为热量散不出去而使PN结温度上升,直到过热而烧毁,这种现象就是热击穿。所以热击穿和电击穿的概念是不同的,但往往电击穿与热击穿共存。电击穿可为人们所利用(如稳压管),而热击穿则是必须尽量避免的。

PN结的电容效应直接影响半导体器件(二极管、三极管、场效应管等)的高在某些参考文献中,用隧道效应来解释齐纳击穿的物理过程.