1、第2章微波半导体基础第2章微波半导体基础2.1微波半导体材料2.2微波器件的分类2.3微波半导体原理2.4微波二极管2.5微波三极管2.6世界知名微波半导体产品习题第2章微波半导体基础2.1微波半导体材料微波半导体材料微波半导体常用的材料有硅Si、锗Ge、硅锗SiGe、砷化镓GaAs、磷化铟InP、金属氧化物半导体MOS、三元或四元-族化合物(如镓GaInAs、GaInAsP、AlGaAs)。表2-1给出了常见半导体材料的特性参数。可以看出，GaAs材料比Si、Ge材料具有更高的电子迁移率和饱和迁移速度，并能得到较高电阻率的衬底，更适合于制作微波频段的MESFET和MMIC器件；而Si材料具有
2、较高的热导率，适用于高功率场合。近年来，SiC、GaN 等宽禁带材料在微波功率器件方面有了长足的发展，进入实用阶段。第2章微波半导体基础表表2-1常见半导体材料的特性参数常见半导体材料的特性参数(T=25，N=10 cm3)第2章微波半导体基础采用不同的工艺对本征半导体材料进行不同的掺杂形成N型和P型半导体，就可以制成各种电子器件。由于电子的迁移率远大于空穴的迁移率，因而在射频与微波频段内大量采用N型半导体和金属-N型半导体结，即肖特基(Schottky)接触，实现各类微波器件。第2章微波半导体基础2.2微波器件的分类微波器件的分类 微波器件的工作状态可分为线性和非线性两种情况。非线性情况就是
3、器件的大信号工作特性。大信号的典型实例是混频器、振荡器和功率放大器。一般地，器件的非线性特性与频率无关，但在射频与微波情况下，必须考虑器件的非线性电容所起的作用。非线性CAD是微波领域的一个热门话题。对于小信号工作，半导体器件厂家提供一组与偏置有关的S参数，而在大信号情况下，偶尔能在器件手册或厂家网站上看到器件的非线性模型。通常，SPICE程序使用的是简单二极管模型、BJT模型和FET模型及其在频率上的扩展。第2章微波半导体基础SPICE程序利用器件在中、大信号下的一组非线性参数来描述半导体，并决定器件的直流偏置点、时间、频率响应及其温度特性。近年，已经出现了微波MWSPICE程序或具有这些功
4、能的完全CAD工具。本节给出微波半导体器件的基本情况，为读者提供一些处理大信号问题的思想。器件包括PN结二极管、肖特基二极管、PIN二极管、变容二极管、阶跃恢复二极管、雪崩二极管和体效应二极管。二极管的非线性特性是指器件的电容和正向偏置电流。第2章微波半导体基础 微波三端晶体管器件包括：(1)BJT双极结晶体管是普通三极管向射频与微波频段的发展。使用最多的等效电路模型是Gummel-Poon模型，之后出现了VBIC模型、MEXTRAM模型和Philips模型。这些等效电路模型是器件仿真和电路设计的基础。(2)MOSFET金属氧化物场效应管在2.5 GHz以下频段应用得越来越多。双扩散金属氧化物
5、半导体DMOS是CMOS晶体管向高频的发展，侧面双扩散金属氧化物半导体LDMOS器件是大功率微波放大器件。SPICE给出了双极型CMOS的非线性模型Bi-CMOS、N型MOSFET和P型MOSFET模型。第2章微波半导体基础(3)MESFET金属半导体场效应管在GaAs基片上同时实现肖特基势垒结和欧姆接触。这是一个受栅极电压控制的多数载流子器件。这种器件的非线性模型MESFET/HEMT由几个著名的器件和软件厂商给出，还在不断完善中。(4)HEMT(PHEMT和MHEMT)高电子迁移率器件在很多场合下已经取代了MESFET器件。这种器件于1980年提出，近几年来才有大量的工程应用。PHEMT是
6、点阵匹配的伪HEMT器件；MHEMT是多层涂层结构的变形HEMT 器件，发展潜力较大。第2章微波半导体基础(5)HBT 异质结双极结晶体管是为了提高GaAs BJT的发射效率于1965年推出的，经历了漫长的发展过程，1985年出现的 SiGe BJT 最大结温Tj，max为155，呈现出良好的微波特性。自1988年以来，微波半导体器件的性能得到了迅猛的发展，增益高、噪声低、频率高、输出功率大。技术的进步、模型的完善使得PHEMT器件成为2 GHz无线电系统的主力器件。不断出现的新材料带来微波器件材料日新月异的发展。SiC和GaN的发明已经使得FET实现大高功率器件，N沟道MOSFET有望担纲6
7、0GHz器件。表2-2列出五种基本微波三端器件的特点，每种器件的详细知识将在本章内陆续介绍。第2章微波半导体基础表表2-2五种微波三端器件五种微波三端器件 第2章微波半导体基础2.3微波半导体原理微波半导体原理2.3.1微波半导体的能带模型微波半导体的能带模型对于微波半导体特性的解释，通常采用两种模型：共价键模型和能带模型。共价键模型能够直观地说明半导体所具有的很多性质，而能带模型可以加深我们对半导体的理解，可以定量讨论半导体的基本特性。大家知道，原子核位于中心，核外电子按一定的轨道绕核转动。需要强调的特征是：核外每个电子的能量都不是任意的，只能取一系列分立的确定值，不同的轨道对应不同的能量。
8、电子能量只能取一系列分立值的这种特征叫做电子能量量子化，量子化的能量值称为能级。第2章微波半导体基础把能级用一段横线表示，按能量由小到大把能级从下向上排列起来，即可构成原子中电子的能级图。当这些原子组成晶体时，根据泡利不相容原理，没有两个(或两个以上)电子的量子状态是完全一样的，这样原来孤立原子中的一系列能级都将分裂成一系列能带，在能带中各能级彼此靠得很近，总体占有一定的能量范围。以半导体硅为例，在孤立硅原子组成硅晶体时，形成了能量级别不同的两个能带，如图2-1 所示。第2章微波半导体基础设不存在热能，即温度为绝对零度(T0K)，这时所有的电子都束缚在对应原子上，电子的能量较低，都位于低能带上
9、，而且恰好把低能带填满，这些电子即是半导体共价键中的电子，称为价电子，这一能带称为价带；能量较高的能带完全空着，这一能带一般称为导带；在这两个能带之间存在着空隙，在空隙所占的能量范围内是不存在任何电子的能量状态的，即电子不可能在这些范围内存在，这一空隙称为禁带，在室温下，硅的禁带宽度Eg约为1.12 eV。锗的能带结构与硅类似，禁带宽度在室温下约为0.66 eV。半导体材料的禁带越宽，其耐高温、耐腐蚀、耐辐射等特性越好，宽禁带器件是微波半导体的一个重要发展方向。第2章微波半导体基础图 2-1能带模型第2章微波半导体基础2.3.2半导体的本征激发半导体的本征激发如果半导体晶体中所有的共价键都是完
10、整的，处于束缚状态，即使存在着电场的作用也不可能形成电流，晶体原子的正电荷与周围电子的负电荷正好数量相等，对外呈现电中性。假如存在热能，并且共价键中的电子获得足以挣脱键约束的能量，就会成为自由电子。一旦出现了一个自由电子，必然在原来的键上留下一个电子的空位。另外一个键上的电子填补了这个空位时，另一处又会出现一个空位，相当于正电荷移到了另一处，这就是正电荷在晶体内转移的过程。第2章微波半导体基础在无电场作用时，这种空位的运动与自由电子相同，是完全无规则的。如果有电场作用，那么空位和自由电子的迁移都能获得定向运动的成分，形成方向一致的电流。我们把自由电子和空穴统称为载流子。这种原来束缚在键上的电子
11、接受了足够的能量之后，挣脱约束形成电子-空穴对的过程称为本征激发。第2章微波半导体基础如果一个自由电子和一个空穴在移动中相遇，就会造成一对自由电子和空穴同时消失，这一过程称为复合。从能带模型角度来看，对应共价键模型中所有的价电子都在共价键上，没有任何自由电子和空穴的情况，是价带全满、导带全空的情形，这时半导体是不导电的。共价键中的电子自外界获得能量，核外电子挣脱键的束缚成为自由电子，同时留下空穴的过程，相当于电子自价带跃迁到导带的情形，如图2-2所示，这时半导体开始导电。研究证明：只有当能带中填有电子，而又未被电子填满时，半导体才具有导电能力。第2章微波半导体基础如果导带中的电子又落回到价带中
12、，即为载流子的复合(直接复合)。正是受到复合过程的制约，当外界能量一定时，随着载流子数目的增加，载流子复合的数目也在增加，载流子数目最终会达到动态平衡，而不会出现价带中电子被全部激发到导带中的情况。第2章微波半导体基础图 2-2本征激发第2章微波半导体基础设n0和p0为半导体中热平衡状态下电子和空穴的浓度，它们遵从费米统计 式中：k为玻尔兹曼常数；T为热力学温度；NC为导带底的有效能级密度；NV为价带顶的有效能级密度；EF为费米(Fermi)能级，它并不是一个能为电子所占据的“真实”能级，而是反映了电子填充能带的水平；EC和EV分别表示导带底和价带顶的能量。(2-1)第2章微波半导体基础用Ei
13、表示本征情况下的费米能级，可求得NC与NV近似相等，Ei数值上表示EC与EV的平均值。对于本征半导体，产生的自由电子和空穴数目相同(n0=p0)，EFEi，因而EF在室温下非常靠近禁带的中部(EC与EV的平均值)。(2-2)第2章微波半导体基础本征激发状态下，用ni表示本征浓度，有 上式是动态平衡条件成立的标志。引入Ei和ni后，热平衡状态下电子和空穴的浓度为(2-3)(2-4)第2章微波半导体基础2.3.3掺杂掺杂掺杂是在半导体中引入其他元素使其电特性发生较大改变。掺入族元素磷(P，外层有5个电子)的硅晶体内的载流子都以电子为主。电子成为多数载流子，简称为多子；空穴成为少数载流子，简称少子。
14、以电子为多子的半导体称为N 型半导体，给出电子的杂质称为施主。同理，若掺入的杂质是族元素硼(B，外层有3个电子)的半硅晶体内空穴的浓度将大于电子浓度，空穴成为多子，电子成为少子，这种半导体称为P 型半导体，给出空穴的杂质称为受主。第2章微波半导体基础如果半导体内同时掺入施主杂质和受主杂质，它们的作用将互相抵消，称为补偿作用。如果恰好掺杂一样多的施主杂质和受主杂质，这样的半导体在导电能力上与本征半导体一样。第2章微波半导体基础从能带模型来看，施主电子的能级(称为施主能级)应在禁带之中，处于导带底的下方，紧邻导带，与导带底的距离等于施主的电离能ED，而且各个施主能级之间是分开的。可以证明，在掺杂状
15、态下式(2-2)也是适用的，由于n0p0，费米能级将升高，接近导带，如图2-3(b)所示。同样，受主能级也位于禁带之中，价带顶的上方，紧邻价带，由于n0p0,费米能级将降低，接近于价带，如图2-3(c)所示。当本征半导体中同时掺有施主杂质和受主杂质时，决定半导体导电特性的是两种杂质的浓度差，即二者冲抵后的净效果。第2章微波半导体基础图 2-3掺杂的能带结构(a)本征半导体；(b)N型半导体；(c)P型半导体第2章微波半导体基础当本征半导体掺杂后，多子和少子浓度仍然满足式(2-3)、式(2-4)的关系，即多子浓度与少子浓度满足反比关系：多子越多，少子就越少。一般地，近似把室温下掺杂半导体中的多子
16、浓度看做掺入的杂质浓度，即在N型半导体中(n0)nND(施主浓度)，在P型半导体中(p0)pNA(受主浓度)，则N型半导体中与P型半导体中少子浓度分别为(2-5)第2章微波半导体基础2.3.4载流子的运动载流子的运动1.载流子漂移和漂移电流载流子漂移和漂移电流半导体在电场的作用下，半导体中的载流子会做定向运动，运动产生的电流称为漂移电流。研究表明，一块均匀掺入杂质的半导体的导电特性服从欧姆定律，电流强度正比于半导体两端的电压，即(2-6)第2章微波半导体基础式中：n和p分别为电子和空穴的浓度；和分别代表电子和空穴的平均漂移速度；A为垂直于电流方向的截面积。考虑半导体的长度，由电场强度和电压的关
17、系可得 式中：比例常数称为迁移率，表示单位电场强度下载流子的平均漂移速度，在一定电场强度范围内，迁移率是一个与电场强度无关的常数，当电场强度增大到一定程度以后，迁移率将随着电场强度的增加而下降，载流子的漂移速度也将趋近于饱和值。(2-7)第2章微波半导体基础半导体的漂移电流是空穴和电子两种载流子的漂移电流之和:根据欧姆定律及，可得电阻率和电导率为(2-8)(2-9)第2章微波半导体基础2.载流子扩散和扩散电流载流子扩散和扩散电流在半导体中，如果载流子的浓度存在差异，它就会从浓度高的地方向浓度低的地方迁移，这种现象称为扩散。因为载流子带有电荷，所以这种载流子的扩散运动将形成电荷的迁移，这就是扩散
18、电流。这种扩散和扩散电流是许多半导体器件工作的基础。若只考虑沿x方向的一维扩散情形，对应的电子扩散电流和空穴扩散电流为(2-10)第2章微波半导体基础式中：D称为扩散系数；式前的负号表示扩散总是由高浓度处向低浓度处进行，A为半导体内垂直于电流方向的截面积，在该截面内的扩散电流密度处处相等。可以看出：带正电荷的空穴的扩散电流的流向与空穴扩散方向一致；带负电荷的电子的扩散电流的流向与电子扩散方向相反。3.漂移与扩散的关系漂移与扩散的关系迁移率反映了在电场作用下载流子定向运动的难易程度，扩散系数D反映了载流子扩散的本领大小。漂移过程和扩散过程都要受到载流子在晶体中所经历的“碰撞”的制约，扩散的难易程
19、度同漂移的难易程度是一致的。这个现象可用爱因斯坦关系来描述:第2章微波半导体基础半导体器件工作时，如果既存在外加电场，又存在载流子浓度的梯度，载流子将同时参与漂移和扩散运动，器件内将同时出现漂移电流和扩散电流。总的电子和空穴电流密度可写为(2-11)(2-12)第2章微波半导体基础由(2-11)可得，代入上式得设A为半导体内垂直于电流方向的某一截面的面积，在该截面内的总电流密度处处相等，对应的总电流为 (2-13)第2章微波半导体基础当半导体处于热平衡状态下，应有In=0，Ip=0。根据式(2-14)，当半导体内部存在浓度梯度时，则半导体内部必然存在一个内建电场E0来抵消由浓度梯度所产生的扩散
20、效果，这是“结”内电场产生的基础。(2-14)第2章微波半导体基础2.3.5PN结结在同一块半导体不同区域内实现P型和N型两种掺杂，P型区与N型区的边界及其附近很薄的过渡区称为PN结，它是大多数半导体器件的核心部分。1.PN结的接触电势差与势垒结的接触电势差与势垒P型半导体和N型半导体接触后，接触交界面两侧的载流子浓度不同，P区的空穴将穿过交界面向N区扩散，在P区暴露出带负电的电离受主，N区的电子也将穿过交界面向P区扩散，在N区暴露出带正电的电离施主，如图2-4所示。在结的两侧附近形成了带异性电荷的空间电荷层，将产生内建电场，此电场的方向为由N区指向P区。第2章微波半导体基础随着扩散的不断进行
21、，空间电荷层的电量不断增加，内建电场不断增强，将阻止空穴和电子穿过交界面的扩散，最终达到平衡状态。载流子不再流动，内建电场和空间电荷层的厚度也达到一个定值。可以想象，N区的电势高于P区的电势，在空间电荷层两侧存在的这种电势差称为内建电势差。如图2-5所示，PN结的内建电势差就是P型半导体和N型半导体的接触电势差，一般把P区相对于N区的接触电势差记为。第2章微波半导体基础图 2-4PN结空间电荷区第2章微波半导体基础图 2-5PN结接触电势差 第2章微波半导体基础考察P型和N型半导体的能带模型，如图2-6所示，在热平衡状态下互相接触的材料必有统一的费米能级。当两种半导体接触时，P区的能带将整体升
22、高(EF)n(EF)p=q。由于电子所带电量为负，而P区电势比N区电势低，因此为负，这样P区电子能量的提高值应为正。根据掺杂情况下费米能级的研究结果，可求得对于两区各自的多子来说，结处的空间电荷层对应一个势垒，用q表示势垒高度。第2章微波半导体基础图 2-6PN结接触势垒的形成第2章微波半导体基础2.PN结的整流特性结的整流特性为了便于进行PN结在外加电压下的电流分析，做如下的假设：(1)外加电压全部加在空间电荷层，用来改变势垒高度。在空间电荷层以外的半导体中性区内，电压为零，载流子只作扩散运动。(2)在空间电荷层内，没有载流子的复合与产生。即当电流流过PN结时，流过空间电荷层两个边界的电子数
23、与空穴数不会改变。(3)在正向电压下，注入到对方的少子比该区平衡状态下的多子少得多。第2章微波半导体基础1)PN结加正向偏压在正向电压下，外加电场的方向与PN结内建电场的方向相反，因而削弱内建电场。结两侧的载流子浓度梯度并未改变，即扩散作用仍维持不变，电子容易自N流向P，空穴容易自P流向N，形成了较大的正向电流，这种状态称为PN结的正向导通状态。从能带模型来看，PN结正向偏压，势垒高度降低到qqU时，如图2-7所示。PN结处于非平衡状态，不再有统一的费米能级，但在空间电荷层以外的P区和N区内，各自仍有各自的(EF)p和(EF)n，即在远离空间电荷层的地方，两区中的载流子仍处于平衡状态。第2章微
24、波半导体基础图 2-7PN结加正向偏压第2章微波半导体基础由前面的假设(1)可知，流过PN结的电流可归结为计算电子和空穴的扩散电流。根据假设(2)，流过BB面的电子与流过AA面的一样多，而流过AA面的空穴也一定流过BB面，这样可得流过PN结的总电流为I=In(AA)+Ip(BB)(2-15)式中：In(AA)和Ip(BB)分别为流过AA面和BB面的少子扩散电流。考虑到少子在扩散的同时还要与多子复合而消失，可以证明，PN结的伏安特性方程为第2章微波半导体基础式中：A为PN结的结面积；p和n分别为N区和P区的非平衡少数载流子的寿命，反映少数载流子因复合而消失的快慢；Lp和Ln为非平衡少数载流子平均
25、走过的距离，分别称为空穴扩散长度及电子扩散长度，。(2-16)第2章微波半导体基础对于给定的PN结，IS为一确定值。当PN结接正向偏压时(U取正值)，1，伏安特性方程(2-16)可近似写为IIS (2-17)在正向偏压下，PN结的电流与电压成指数关系。第2章微波半导体基础2)PN结加反向偏压外电源在结处的电场方向与PN结内建电场的方向一致时，使得结处电场加强。这个电场除抵消了扩散作用之外，还把P区中进入空间电荷层的电子(P区少子)推向N区，把N区中进入空间电荷层的空穴(N区少子)推向P区。能进入空间电荷层的少子数量是有限的，形成的反向电流很小，而且电流很容易饱和，即在相当的电压范围内，反向电流
26、一直保持不变，呈现反向截止状态。第2章微波半导体基础从能带模型角度看，势垒将加高，由q增加到q+qU，如图2-8所示。经过与正向状态相同的分析可得，反向状态下的伏安特性方程仍然可用式(2-16)表示，由于U取负值，NA)，右侧为P型(NAND)。第2章微波半导体基础图 2-10突变PN结第2章微波半导体基础图 2-11缓变PN结第2章微波半导体基础现采用耗尽层模型分析空间电荷层的电荷密度。由于空间电荷层存在电场，不存在自由载流子，只存在电离施主和电离受主的固定电荷，因此认为空间电荷层的边界是突变的，边界之外的中性区电荷突然下降到0。在突变结中，空间电荷密度在结两侧各点均为常数，在N区一侧单位体
27、积中的正电荷数为+NDq，P区一侧单位体积中的负电荷数为NAq。根据电中性的要求，结两侧的电量总值相等，即qNDAn=qNAAp (2-18)第2章微波半导体基础式中：A为PN结的结面积；n和p分别为N区侧和P区侧空间电荷层的宽度。如图2-12(a)所示，两侧阴影部分的面积应相等。掺杂重的区域的空间电荷层较窄，掺杂轻的区域的空间电荷层较宽。对于缓变结，采用线性近似方法，在结附近的杂质分布曲线用该处的切线近似，杂质浓度随距离的变化呈线性关系，如图2-12(b)所示。第2章微波半导体基础图 2-12PN结空间电荷层宽度(a)突变PN结空间电荷层宽度；(b)缓变PN结空间电荷层宽度第2章微波半导体基
28、础在不是很大时，结两侧的杂质分布是对称的，结两侧空间电荷层的宽度相同。根据PN结空间电荷层的电荷密度求出内电场强度E和电势U。由一维泊松方程可以看出：电场强度随距离的变化与该处的空间电荷密度成正比。以突变结为例，N区和P区的电势分布规律为(2-19)第2章微波半导体基础空间电荷层两端之间的电势差Ut为当外加正向电压时，U取正；当外加反向电压时，U取负。可以求得空间电荷层的总厚度为(2-20)(2-21)第2章微波半导体基础可见，在突变结中，。如果突变结一侧为重掺杂，设NAND，即P+N结，则有(2-22)第2章微波半导体基础可见：空间电荷层的厚度基本上由轻掺杂一侧的杂质浓度决定。由式(2-19
29、)可知，(电场强度)与x是线性关系。突变结空间电荷层的电荷、电场强度及电势三个量的变化规律如图2-13所示。由图可见，在结处电场强度最大，从结至空间电荷层边界，电场强度线性减小到零。根据电场强度曲线下的面积表示电压的原理，对于掺杂浓度不同的PN结来说，电压主要降落在轻掺杂一侧的空间电荷层内，即对于P+N结电压主要加在N区一侧空间电荷层，而对于N+P结，电压主要加在P区一侧空间电荷层。第2章微波半导体基础图 2-13突变PN结电荷、电场及电势关系第2章微波半导体基础2)PN结的势垒电容用Q来表示PN结空间电荷层的正、负电荷量，由式(2-18)有qNDAn=qNAAp=Q即(2-23)第2章微波半
30、导体基础空间电荷层的总宽度为式(2-24)应与式(2-21)等价，可得 所以(2-24)(2-25)(2-26)第2章微波半导体基础式(2-26)表示空间电荷层中电量随电压的变化，具有电容的意义，称为PN结的势垒电容C，即与平板电容器的电容公式相同，PN结的势垒电容可以等效为一个平板电容器的电容。式(2-27)中，或，因此随着反向电压的加大，U加大，C减小。势垒电容值是外加电压的函数。(2-27)第2章微波半导体基础3)PN结的扩散电容 在正向偏置下PN结有少子注入效应，在空间电荷层两侧的少子扩散区内存在少子电荷的积累，这种电荷也与外加电压有关，存在的电容效应，称为扩散电容。用Qp表示N区中注
31、入的空穴总电荷量，用Qn表示P区中注入的电子总电荷量，可求得(2-28)第2章微波半导体基础对于P+N结，可以忽略的影响。由式(2-28)可见，扩散电容Cd随电压的增大按指数规律上升；考虑式(2-17)，Cd与正向电流近似成正比。与普通电容不同，扩散电容是分布在空间电荷层内的非平衡少子与非平衡多子所构成的无数个小电容的总和。PN结的总电容C是势垒电容与扩散电容之和，即Cj=Ct+Cd。正偏时，因Cd通常远大于Ct，故CjCd；反偏时，扩散电容极小，可以忽略，于是有CjCt。第2章微波半导体基础4.PN结的击穿结的击穿 随着反向电压的增加，会导致PN结的击穿现象。一般地，击穿有三种情况：雪崩击穿
32、、齐纳击穿和热击穿。1)雪崩击穿空间电荷层的电场强度随反向电压的加大而增强。构成反向电流的少子通过空间电荷层时被电场加速，动能也越来越大。具有足够能量的载流子与中性原子相碰撞时，使某些共价键断开，产生了新的电子-空穴对，称为碰撞电离。新产生的电子-空穴对继续被加速，获得足够的能量，使碰撞电离过程不断继续，产生的载流子数目迅速增加，反向电流也急剧增大。第2章微波半导体基础这种载流子倍增的现象与自然界的雪崩过程相似，称为PN结的雪崩击穿现象，对应的反向电压称为雪崩击穿电压。考虑雪崩击穿效应时，PN结的伏安特性曲线如图2-14所示，这种现象称为硬击穿。第2章微波半导体基础图 2-14PN结的击穿特性
33、第2章微波半导体基础2)齐纳击穿重掺杂的PN结空间电荷层的电荷密度大，空间电荷层很薄，不太高的反向电压就能在空间电荷层内形成很大的电势梯度(电场强度。在强电场的作用下，会使价带中的电子激发到导带。这种现象也使反向电流大大增加，与雪崩击穿相似又不是雪崩击穿，称为齐纳击穿，也叫做隧道击穿或软击穿，图2-14给出了软击穿特性与硬击穿的反向电流的比较。第2章微波半导体基础PN结的击穿特性可以构成两种电路器件：稳压二极管和噪声发生器。改变半导体的掺杂浓度，可以获得工作于不同电压范围的稳压二极管。齐纳击穿可以产生宽频带的噪声信号，调整掺杂和工艺后，可以构成各个频段的标准噪声源。标准噪声源是射频与微波领域广
34、泛使用的测试仪器。第2章微波半导体基础3)热击穿当反向电压增加时，反向电流增大，耗散在PN结上的功率增加，导致PN结温度升高。结温升高，又使阻挡层内的热激发载流子浓度增大，反向电流进一步增大。如果散热不良，就会恶性循环，导致PN结击穿。这种由PN结过热引起的击穿就是热击穿。热击穿会导致PN结永久性损坏。热设计是微波电路设计需要考虑的一个实际问题。第2章微波半导体基础2.3.6金属与半导体的肖特基接触金属与半导体的肖特基接触在一定工艺下，金属与半导体的接触具有非对称的导电特性，简称金半结构，或肖特基接触，其伏安特性与PN结的类似。金半结构是许多微波半导体器件的基本构造原理。与PN结相比，金半接触
35、缺少一种半导体区域，电流通过的时间减少，更适合于构成射频及微波领域的各类器件。第2章微波半导体基础1.肖特基势垒肖特基势垒金半接触的接触电势差金半接触的接触电势差肖特基势垒的特性与金属和半导体的逸出功(功函数)有关。逸出功表示电子从材料的费米能级进入材料外表面真空中且处于静止状态所需的能量，如图2-15所示。图中把电子在真空中的静止状态表示为真空能级，用(EF)M和(EF)S分别表示金属和半导体的费米能级，用WM和WS分别表示金属和半导体的逸出功，用S表示半导体导带底与真空能级的能量差，又称为电子亲和能。第2章微波半导体基础图 2-15金属和N型半导体能带结构第2章微波半导体基础金属和半导体接
36、触处于平衡状态时，应有统一的费米能级。通过金属与半导体之间的电子转移，形成接触电势差。下面以金属与N型半导体形成金半接触为例介绍工作原理。第2章微波半导体基础(1)金属的逸出功大于半导体的逸出功时，表明电子自金属中逸出要比从半导体中逸出困难。二者接触后，半导体中的电子流入金属，金属带负电，半导体带正电。形成的内建电场由半导体指向金属，它将阻止电子由半导体继续流向金属，结果是扩散电流与漂移电流两者大小相等、方向相反，对外不呈现电流。图2-16表示了当金属与半导体紧密接触时，接触电势差全部加在接触界面半导体一侧。可以看出，金半接触后在半导体表面形成了一个势垒，这就是肖特基势垒。第2章微波半导体基础
37、图 2-16金属和N型半导体接触势垒第2章微波半导体基础用q表示势垒高度，其大小为(EF)S与(EF)M的差，或者写为q=WMWS，称为内建电势。半导体内的导带电子，只有获得q的能量才能越过势垒由半导体进入金属。从金属方面看，如果电子具有从(EF)M到半导体表面处导带底的能量，就能由金属进入半导体，因此金属一侧的势垒高度为q+EC(EF)S=WMS。第2章微波半导体基础可见，金属与N型半导体接触时，若WMWS，则在半导体表面形成正的空间电荷层，电场方向由半导体体内指向表面。若半导体体内电势为0，则半导体表面电势USWS时，形成反阻挡层，而当WMWS的情况为例说明金半接触的整流特性。1)金半结两
38、端加正向偏压阻挡层中电子浓度小于体内电子浓度，形成一个高阻区，外加电压基本上加在阻挡层内。外电场方向与内建电场方向相反，削弱内建电场，使势垒高度降低，从平衡状态的q降到q(U)，如图2-18所示。从金属流向半导体的电子流不变，但从半导体到金属的电子流增强，称为正向导通。由于半导体中电子浓度按能量的指数变化，对势垒高度的变化非常敏感，故这种正向电流将随外加正向电压按指数规律变化。第2章微波半导体基础式中：为反向饱和电流；A为金半接触面积；q为电子电量；n为电子浓度；为电子在垂直金半接触面方向上的热运动平均速度；为玻尔兹曼因子；表示能达到势垒顶的电子浓度。一般认为IS是常数，实际上与外加电压有一定
39、关系。根据热电子发射模型，可以得出金半结理想的伏安特性为(2-29)第2章微波半导体基础图 2-18金半结加正向偏压第2章微波半导体基础2)金半结两端加反向偏压外电场方向与内建电场方向一致，势垒升高后，从平衡状态的q升高到q(+U)，如图2-19所示。这时从金属流向半导体的电子流仍旧不变，从半导体流向金属的电子流大大削弱。由金属流向半导体的电子构成反向电流，这种反向电流比PN结的反向电流要大。式(2-29)对于加反向电压的情况也是适用的，此时U取负值。第2章微波半导体基础图 2-19金半结加反向偏压第2章微波半导体基础图2-20给出了金半结和PN结的伏安特性曲线的比较。金半接触的伏安特性的特点
40、是：正向压降小、导通电压低、正向和反向电流大、反向耐压低，非线性程度高。由于伏安特性曲线较陡，在同样偏压下金半结具有较小的结电阻，因此当外加大信号交流电压时可导致微分电导有较陡的变化，非线形好，速度快，更适宜制作微波器件。第2章微波半导体基础图 2-20金半结的电压电流特性第2章微波半导体基础3.金半接触的电容效应金半接触的电容效应1)势垒电容金半结的结电容值是外加电压的函数。金半结可以看做单边突变结，根据求PN结空间电荷层厚度的方法，求出金半(N型)结半导体一侧的势垒区宽度与偏压的关系:根据平板电容器的电容计算公式可得(2-30)(2-31)第2章微波半导体基础式中：Ut=U，ND为N型半导
41、体的掺杂浓度。可以看出：在同样结面积和同样掺杂浓度下，金半结的势垒电容远比PN结的小。2)扩散电容金半结(N结)的正向电流是从N型半导体流向金属的电子电流，是多子电流，不存在少子的积累，也就不存在扩散电容效应，这是金半结与PN结的显著区别。金半结的电容远比PN结的小，大大减小对正向偏置时非线性电阻的旁路作用，“开关”特性好，这是以金半结为基础构成的半导体元件在射频和微波领域获得广泛应用的主要原因。第2章微波半导体基础4.金半接触的击穿金半接触的击穿金半结势垒区的宽度较薄，其反向击穿电压比PN结低，故不能承受大的功率。2.3.7金属与半导体的欧姆接触金属与半导体的欧姆接触任何一个半导体器件都需要
42、从器件芯片引出金属电极。金属与半导体的欧姆接触虽然也是金属与半导体的接触，但不是具有整流特性的肖特基接触。这种金属引线与半导体的接触应该具有对称的、线性的伏安特性，还要求接触电阻尽可能小。第2章微波半导体基础实践中欧姆接触的构成方式：在N型(或P型)半导体上先形成一层重掺杂N+(或P+)层，然后再与金属接触，即为“金属N+N”或“金属P+P”结构。金属与重掺杂半导体接触时，在半导体内形成的势垒层很薄。对于金属和半导体两侧的电子，这样薄的势垒区几乎是透明的。在相当大的电流范围内，电流与电压的关系近似为线性。第2章微波半导体基础下面以金属N+N结为例解释欧姆接触的原理，如图2-21所示，由于势垒高
43、度较低，结的空间电荷层也较薄，不能认为空间电荷层处于“耗尽”状态，不是高阻区。当其上施加偏压时，外加电压不是加在空间电荷层，而是加在结两侧的半导体上。多数载流子在N+N结之间可以认为是不受阻碍地自由流动，因此，金属N+N就体现了欧姆性的伏安关系。第2章微波半导体基础图 2-21金属N+N结势垒第2章微波半导体基础2.3.8N型砷化镓型砷化镓(GaAs)半导体半导体近年来，N型砷化镓(GaAs)半导体材料(或其他-族及-族化合物，如磷化铟(InP)、碲化镉(CdTe)、硒化锌(ZnSe)等)在射频和微波频段获得了广泛应用，成为微波、毫米波放大、振荡等器件的核心材料，也是广泛采用的微波、毫米波集成
44、电路(MMIC)的基板材料。下面简单介绍这类半导体材料本身的特性。第2章微波半导体基础1.N型型GaAs的能带结构的能带结构N型GaAs的能带具有双谷结构。这种材料导带中电子有两种能量状态，电子除了位于具有极小能量值的主能谷外，还可以在子能谷中存在。子能谷的能量比主能谷高，称为高能谷，主能谷称为低能谷。N型GaAs的能带模型如图2-22 所示。研究证明，N型GaAs材料具有以下物理性能:(1)在300 K时，禁带宽度Eg约为1.43 eV，高低能谷的能量差E约为0.36 eV。第2章微波半导体基础图 2-22N型GaAs的能带模型第2章微波半导体基础(2)低能谷中的电子有效质量约为m*1=0.
45、068m0,m0是电子的重力质量(m0=9.1081028 g)，迁移率1=40008000 cm2(Vs)。(3)高能谷中的电子有效质量约为m*2=1.2 m0，迁移率2=100150 cm2/(Vs)。(4)高低能谷的能态密度差别极大，高能谷的能态密度约是低能谷的60倍。由此可见，N型GaAs材料具有以下特性：(1)低能谷中的电子是“轻、快”电子，高能谷中的电子是“重、慢”电子。第2章微波半导体基础(2)在室温下(T0=290 K)，电子的平均热动能kT0=0.025 eV，远小于高低能谷的能量差，故电子基本处于低能谷。只有外加足够高的电压，电子才可能获得足够大的动能跃迁到高能谷中。(3)
46、由于高低能谷的能量差较小，在较低电压下(一般小于10 V)就能使电子开始发生跃迁。(4)由于禁带宽度Eg远大于高低能谷的能量差E，因此在电子跃迁过程中一般不会发生雪崩击穿。第2章微波半导体基础(5)低能谷中的电子在获得足够大的能量时可以全部跃迁到高能谷中去，同时，处在高能谷中的电子在能量未减小时反跃迁回低能谷的概率很小。N型GaAs半导体材料电子的这种跃迁称为电子转移效应。2.N型型GaAs的伏安特性的伏安特性如图2-23和图2-24所示，在研究N型GaAs内部电子运动速度与外加电场特性的基础上讨论其对外呈现的伏安特性。第2章微波半导体基础图 2-23N型CaAs的速度-电场特性第2章微波半导
47、体基础图 2-24N型CaAs的伏安特性第2章微波半导体基础1)0EEa由于外加电场E很小，GaAs中的电子几乎都处于低能谷，电子全部是快电子。设n1和n2分别为低和高能谷的电子密度，n0=n1+n2为材料中的总电子密度，应有 电子平均漂移速度为式中：为电子的平均迁移率，V1为低能谷电子的漂移速度。(2-32)(2-33)第2章微波半导体基础可见，此时平均漂移速度就是低能谷的电子漂移速度，平均迁移率就是低能谷的电子迁移率。电流密度为 电子平均漂移速度 及电流密度J与外加电场E呈线性正比关系，图2-23中曲线的前一段(EEa)表示了其速度(电流密度)与电场的关系是线性的，直线斜率是低能谷的电子迁
48、移率1(n0q1)。由于电流IJ，外加电压UE，I与U也呈线性正比关系，可以画出其伏安特性曲线，见图2-24前半段(U2，平均迁移率将大大下降，一旦平均迁移率下降的影响超过电场E增加的影响时，平均漂移速度也将下降。速度(电流密度)电场曲线的EaEEb区间将出现峰点和谷点，如图2-23中曲线的中间段(EaEEb)所示。可以看出，在峰点和谷点间的这段曲线上任一点的斜率均为负值，即电子的微分迁移率:(2-36)第2章微波半导体基础微分迁移率由正变负所经过的零值处所对应的电场Eth称为阈值电场(为34 kVcm)，对应的外加电压称为阈值电压Uth。微分迁移率由负变正所经过的零值处所对应的电场为EV。负
49、微分迁移率段为EthEEV。由于；因此有(2-37)第2章微波半导体基础式中：d称为材料的微分电导率，它也是负值。由于电流IJ、外加电压UE，I与U也呈反比关系，可以画出其伏安特性曲线，如图2-24中曲线的中间段(UaUEb当电场大于Eb时(约为40 kVcm)，低能谷中的电子已经全部转移到高能谷，有(2-37)(EEb)第2章微波半导体基础式中：v2为高能谷电子的漂移速度。电子平均漂移速度及电流密度J又与外加电场E呈线性正比关系，图2-23中曲线的后一段(EEb)为其速度(电流密度)-电场特性，这一段也是直线，直线斜率是高能谷的电子迁移率2(n0q2)。I与U也呈线性正比关系，可以画出其I-
50、U特性曲线，如图2-24中的曲线后半段(UUb)所示。但此时电场已经大于10 kVcm，电子漂移速度趋于饱和，曲线不再线性上升而是趋于平坦。第2章微波半导体基础综上所述，满足下列要求的半导体材料具有电子转移效应，因而出现负微分电导率：(1)导带具有多能谷结构，且高能谷的电子迁移率应远小于低能谷的电子迁移率。(2)高低能谷能量差要远大于电子在低能谷时的热运动动能，保证在无外电场时电子处于低能谷。(3)禁带宽度应大于高低能谷的能量差，以免使击穿所引起的电流增大的掩盖谷间电子转移所引起的负微分电导现象。第2章微波半导体基础磷化铟(InP)等其他几种半导体材料也具有这样的能带结构，可以形成电子转移构成
