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1、第一章、 固體晶體結構 1. 小結 1. 硅是最普遍的半導體材料 2. 半導體和其他材料的屬性很大程度上由其單晶的晶格結構決定。晶胞是晶體中的一小塊體積，用它可以重構出整個晶體。三種基本的晶胞是簡立方、體心立方和面心立方。 3. 硅具有金剛石晶體結構。原子都被由4個緊鄰原子構成的四面體包在中間。二元半導體具有閃鋅礦結構，它與金剛石晶格基本相同。 4. 引用米勒系數(shù)來描述晶面。這些晶面可以用于描述半導體材料的表面。密勒系數(shù)也可以用來描述晶向。 5. 半導體材料中存在缺陷，如空位、替位雜質和填隙雜質。少量可控的替位雜質有益于改變半導體的特性。 6. 給出了一些半導體生長技術的簡單描

2、述。體生長生成了基礎半導體材料，即襯底。外延生長可以用來控制半導體的表面特性。大多數(shù)半導體器件是在外延層上制作的。 2. 重要術語解釋 1. 二元半導體：兩元素化合物半導體，如GaAs。 2. 共價鍵：共享價電子的原子間鍵合。 3. 金剛石晶格：硅的原子晶體結構，亦即每個原子有四個緊鄰原子，形成一個四面體組態(tài)。 4. 摻雜：為了有效地改變電學特性，往半導體中加入特定類型的原子的工藝。 5. 元素半導體：單一元素構成的半導體，比如硅、鍺。 6. 外延層：在襯底表面形成的一薄層單晶材料。 7. 離子注入：一種半導體摻雜工藝。 8. 晶格：晶體中原子的周期性排列 9. 密勒系數(shù)：

3、用以描述晶面的一組整數(shù)。 10. 原胞：可復制以得到整個晶格的最小單元。 11. 襯底：用于更多半導體工藝比如外延或擴散的基礎材料，半導體硅片或其他原材料。 12. 三元半導體：三元素化合物半導體，如AlGaAs。 13. 晶胞：可以重構出整個晶體的一小部分晶體。 14. 鉛鋅礦晶格：與金剛石晶格相同的一種晶格，但它有兩種類型的原子而非一種。 第二章、 量子力學初步 3. 小結 1. 我們討論了一些量子力學的概念，這些概念可以用于描述不同勢場中的電子狀態(tài)。了解電子的運動狀態(tài)對于研究半導體物理是非常重要的。 2. 波粒二象性原理是量子力學的重要部分。粒子可以有波動態(tài)，波也可以具

4、有粒子態(tài)。 3. 薛定諤波動方程式描述和判斷電子狀態(tài)的基礎。 4. 馬克思·玻恩提出了概率密度函數(shù)|fai（x）|2. 5. 對束縛態(tài)粒子應用薛定諤方程得出的結論是，束縛態(tài)粒子的能量也是量子化的。 6. 利用單電子原子的薛定諤方程推導出周期表的基本結構。 4. 重要術語解釋 1. 德布羅意波長：普朗克常數(shù)與粒子動量的比值所得的波長。 2. 海森堡不確定原理：該原理指出我們無法精確確定成組的共軛變量值，從而描述粒子的狀態(tài)，如動量和坐標。 3. 泡利不相容原理：該原理指出任意兩個電子都不會處在同一量子態(tài)。 4. 光子：電磁能量的粒子狀態(tài)。 5. 量子：熱輻射的粒子形態(tài)。 6.

5、 量子化能量：束縛態(tài)粒子所處的分立能量級。 7. 量子數(shù)：描述粒子狀態(tài)的一組數(shù)，例如原子中的電子。 8. 量子態(tài)：可以通過量子數(shù)描述的粒子狀態(tài)。 9. 隧道效應：粒子穿過薄層勢壘的量子力學現(xiàn)象。 10. 波粒二象性：電磁波有時表現(xiàn)為粒子狀態(tài)，而粒子有時表現(xiàn)為波動狀態(tài)的特性。 第三章、 固體量子理論初步 5. 小結 1. 當原子聚集在一起形成晶體時，電子的分立能量也就隨之分裂為能帶。 2. 對表征單晶材料勢函數(shù)的克龍克尼-潘納模型進行嚴格的量子力學分析和薛定諤波動方程推導，從而得出了允帶和禁帶的概念。 3. 有效質量的概念將粒子在晶體中的運動與外加作用力聯(lián)系起來，而且涉及到晶格

6、對粒子運動的作用。 4. 半導體中存在兩種帶電粒子。其中電子是具有正有效質量的正電荷粒子，一般存在于允帶的頂部。 5. 給出了硅和砷化鎵的E-k關系曲線，并討論了直接帶隙半導體和間接帶隙半導體的概念。 6. 允帶中的能量實際上是由許多的分立能級組成的，而每個能級都包含有限數(shù)量的量子態(tài)。單位能量的量子態(tài)密度可以根據(jù)三維無限深勢阱模型確定。 7. 在涉及大量的電子和空穴時，就需要研究這些粒子的統(tǒng)計特征。本章討論了費米-狄拉克概率函數(shù)，它代表的是能量為E的量子態(tài)被電子占據(jù)的幾率。 6. 重要術語解釋 1. 允帶：在量子力學理論中，晶體中可以容納電子的一系列能級。 2. 狀態(tài)密度函數(shù)：有

7、效量子態(tài)的密度。它是能量的函數(shù)，表示為單位體積單位能量中的量子態(tài)數(shù)量。 3. 電子的有效質量：該參數(shù)將晶體導帶中電子的加速度與外加的作用力聯(lián)系起來，該參數(shù)包含了晶體中的內(nèi)力。 4. 費米-狄拉克概率函數(shù)：該函數(shù)描述了電子在有效能級中的分布，代表了一個允許能量狀態(tài)被電子占據(jù)的概率。 5. 費米能級：用最簡單的話說，該能量在T=0K時高于所有被電子填充的狀態(tài)的能量，而低于所有空狀態(tài)能量。 6. 禁帶：在量子力學理論中，晶體中不可以容納電子的一系列能級。 7. 空穴：與價帶頂部的空狀態(tài)相關的帶正電“粒子”。 8. 空穴的有效質量：該參數(shù)同樣將晶體價帶中空穴的加速度與外加作用力聯(lián)系起來，而

8、且包含了晶體中的內(nèi)力。 9. k空間能帶圖：以k為坐標的晶體能連曲線，其中k為與運動常量有關的動量，該運動常量結合了晶體內(nèi)部的相互作用。 10. 克龍尼克-潘納模型：由一系列周期性階躍函數(shù)組成，是代表一維單晶晶格周期性勢函數(shù)的數(shù)學模型。 11. 麥克斯韋-波爾茲曼近似：為了用簡單的指數(shù)函數(shù)近似費米-狄拉克函數(shù)，從而規(guī)定滿足費米能級上下若干kT的約束條件。 12. 泡利不相容原理：該原理指出任意兩個電子都不會處在同一量子態(tài)。 第四章、 平衡半導體 7. 小結 1. 導帶電子濃度是在整個導帶能量范圍上，對導帶狀態(tài)密度與費米-狄拉克概率分布函數(shù)的乘積進行積分得到的 2. 價帶空穴

9、濃度是在整個價帶能量范圍上，對價帶狀態(tài)密度與某狀態(tài)為空的概率【 】的乘積進行積分得到的。 3. 本章討論了對半導體滲入施主雜質（V族元素）和受主雜質（III族元素）形成n型和p型非本征半導體的概念。 4. 推導出了基本關系式 。 5. 引入了雜質完全電離與電中性的概念，推導出了電子與空穴濃度關于摻雜濃度的函數(shù)表達式。 6. 推導出了費米能級位置關于摻雜濃度的表達式。 7. 討論了費米能級的應用。在熱平衡態(tài)下，半導體內(nèi)的費米能級處處相等。 8. 重要術語解釋 1. 受主原子：為了形成p型材料而加入半導體內(nèi)的雜質原子。 2. 載流子電荷：在半導體內(nèi)運動并形成電流的電子和（或）空穴。

10、 3. 雜質補償半導體：同一半導體區(qū)域內(nèi)既含有施主雜質又含有受主雜質的半導體。 4. 完全電離：所有施主雜質原子因失去電子而帶正電，所有受主雜質原子因獲得電子而帶負電的情況。 5. 簡并半導體：電子或空穴的濃度大于有效狀態(tài)密度，費米能級位于導帶中（n型）或價帶中（p型）的半導體。 6. 施主原子：為了形成n型材料而加入半導體內(nèi)的雜質原子。 7. 有效狀態(tài)密度：即在導帶能量范圍內(nèi)對量子態(tài)密度函數(shù)gc（E）與費米函數(shù)fF（E）的乘積進行積分得到的參數(shù)Nc；在價帶能量范圍內(nèi)對量子態(tài)密度函數(shù)gv（E）與【1-fF（E）】的乘積進行積分得到的參數(shù)N。 8. 非本征半導體：進行了定量施主或受主

11、摻雜，從而使電子濃度或空穴濃度偏離本征載流子濃度產(chǎn)生多數(shù)載流子電子（n型）或多數(shù)載流子空穴（p型）的半導體。 9. 束縛態(tài)：低溫下半導體內(nèi)的施主與受主呈現(xiàn)中性的狀態(tài)。此時，半導體內(nèi)的電子濃度與空穴濃度非常小。 10. 本征載流子濃度 ：本征半導體內(nèi)導帶電子的濃度和價帶空穴的濃度（數(shù)值相等）。 11. 本征費米能級 ：本征半導體內(nèi)的費米能級位置。 12. 本征半導體：沒有雜質原子且晶體中無晶格缺陷的純凈半導體材料。 13. 非簡并半導體：參入相對少量的施主和（或）受主雜質，使得施主和（或）受主能級分立、無相互作用的半導體。 第五章、 載流子運輸現(xiàn)象 9. 小結 1. 半導體中的兩

12、種基本輸運機構：電場作用下的漂移運動和濃度梯度作用下的擴散運動。 2. 存在外加電場時，在散射作用下載流子達到平均漂移速度。半導體存在兩種散射過程，即晶格散射和電離雜質散射 3. 在若電場下，平均漂移速度是電場強度的線性函數(shù)；而在強力場下，漂移速度達到飽和，其數(shù)量級為107cm/s。 4. 載流子遷移率為平均漂移速度與外加電場之比。電子和空穴遷移率是溫度以及電離雜質濃度的函數(shù)。 5. 漂移電流密度為電導率和電場強度的乘積（歐姆定律的一種表示）。電導率是載流子濃度和遷移率的函數(shù)。電阻率等于電導率的倒數(shù)。 6. 擴散電流密度與載流子擴散系數(shù)和載流子濃度梯度成正比。 7. 擴散系數(shù)和遷移

13、率的關系成為愛因斯坦關系 8. 霍爾效應是載流子電荷在相互垂直的電場和磁場中運動產(chǎn)生的。載流子風生偏轉，干生出霍爾效應。霍爾電壓的正負反映了半導體的導電類型。還可以由霍爾電壓確定多數(shù)載流子濃度和遷移率。 10. 重要術語解釋 1. 電導率：關于載流子漂移的材料參數(shù)；可量化為漂移電流密度和電場強度之比。 2. 擴散：粒子從高濃度區(qū)向低濃度區(qū)運動的過程。 3. 擴散系數(shù)：關于粒子流動與粒子濃度梯度之間的參數(shù)。 4. 擴散電流：載流子擴散形成的電流。 5. 漂移：在電場作用下，載流子的運動過程。 6. 漂移電流：載流子漂移形成的電流 7. 漂移速度：電場中載流子的平均漂移速度 8

14、. 愛因斯坦關系：擴散系數(shù)和遷移率的關系 9. 霍爾電壓：在霍爾效應測量中，半導體上產(chǎn)生的橫向壓降 10. 電離雜質散射：載流子和電離雜質原子之間的相互作用 11. 晶格散射：載流子和熱震動晶格原子之間的相互作用 12. 遷移率：關于載流子漂移和電場強度的參數(shù) 13. 電阻率：電導率的倒數(shù)；計算電阻的材料參數(shù) 14. 飽和速度：電場強度增加時，載流子漂移速度的飽和值。 15. 半導體中的非平衡過剩載流子 第六章、 半導體中的非平衡過剩載流子 11. 小結 1. 討論了過剩電子和空穴產(chǎn)生與復合的過程，定義了過剩載流子的產(chǎn)生率和復合率 2. 過剩電子和空穴是一起運動的，而不是

15、互相獨立的。這種現(xiàn)象稱為雙極疏運 3. 推導了雙極疏運方程，并討論了其中系數(shù)的小注入和非本征摻雜約束條件。在這些條件下，過剩電子和空穴的共同漂移和擴散運動取決于少子的特性，這個結果就是半導體器件狀態(tài)的基本原理 4. 討論了過剩載流子壽命的概念 5. 分別分析了過剩載流子狀態(tài)作為時間的函數(shù) 作為空間的函數(shù)和同事作為實踐與空間的函數(shù)的情況 6. 定義了電子和空穴的準費米能級。這些參數(shù)用于描述非平衡狀態(tài)下，電子和空穴的總濃度 7. 半導體表面效應對過剩電子和空穴的狀態(tài)產(chǎn)生影響。定義了表面復合速度 12. 重要術語解釋 1. 雙極擴散系數(shù)：過剩載流子的有效擴散系數(shù) 2. 雙極遷移率：過

16、剩載流子的有效遷移率 3. 雙極疏運：具有相同擴散系數(shù)，遷移率和壽命的過剩電子和空穴的擴散，遷移和復合過程 4. 雙極輸運方程：用時間和空間變量描述過剩載流子狀態(tài)函數(shù)的方程 5. 載流子的產(chǎn)生：電子從價帶躍入導帶，形成電子-空穴對的過程 6. 載流子的復合：電子落入價帶中的空能態(tài)（空穴）導致電子-空穴對消滅的過程 7. 過剩載流子：過剩電子和空穴的過程 8. 過剩電子：導帶中超出熱平衡狀態(tài)濃度的電子濃度 9. 過?？昭ǎ簝r帶中超出熱平衡狀態(tài)濃度的空穴濃度 10. 過剩少子壽命：過剩少子在復合前存在的平均時間 11. 產(chǎn)生率：電子-空穴對產(chǎn)生的速率（#/cm3-ms） 12.

17、 小注入：過剩載流子濃度遠小于熱平衡多子濃度的情況 13. 少子擴散長度：少子在復合前的平均擴散距離：數(shù)學表示為，其中D和分別為少子的擴散系數(shù)和壽命 14. 準費米能級：電子和空穴的準費米能級分別將電子和空穴的非平衡狀態(tài)濃度與本征載流子濃度以及本征費米能級聯(lián)系起來 15. 復合率：電子－空穴對復合的速率（#/cm3-s） 16. 表面態(tài)：半導體表面禁帶中存在的電子能態(tài)。 第七章、 pn結 13. 小結 1. 首先介紹了均勻摻雜的pn結。均勻摻雜pn結是指：半導體的一個區(qū)均勻摻雜了受主雜質，而相鄰的區(qū)域均勻摻雜了施主雜質。這種pn結稱為同質結 2. 在冶金結兩邊的p區(qū)與n區(qū)內(nèi)分別

18、形成了空間電荷區(qū)或耗盡區(qū)。該區(qū)內(nèi)不存在任何可以移動的電子或空穴，因而得名。由于n區(qū)內(nèi)的施主雜質離子的存在，n區(qū)帶正電；同樣，由于p區(qū)內(nèi)受主雜質離子存在，p區(qū)帶負電。 3. 由于耗盡區(qū)內(nèi)存在凈空間電荷密度，耗盡區(qū)內(nèi)有一個電場。電場的方向為由n區(qū)指向p區(qū) 4. 空間電荷區(qū)內(nèi)部存在電勢差。在零偏壓的條件下，該電勢差即內(nèi)建電勢差維持熱平衡狀態(tài)，并且在阻止n區(qū)內(nèi)多子電子向p區(qū)擴散的同時，阻止p區(qū)內(nèi)多子空穴向n區(qū)擴散。 5. 反騙電壓（n區(qū)相對于p區(qū)為正）增加了勢壘的高度，增加了空間電荷區(qū)的寬度，并且增強了電場。 6. 隨著反偏電壓的改變，耗盡區(qū)內(nèi)的電荷數(shù)量也改變。這個隨電壓改變的電荷量可以用來描

19、述pn結的勢壘電容。 7. 線性緩變結是非均勻摻雜結的典型代表。本章我們推導出了有關線性緩變結的電場，內(nèi)建電勢差，勢壘電容的表達式。這些函數(shù)表達式與均勻摻雜結的情況是不同的 8. 特定的摻雜曲線可以用來實現(xiàn)特定的電容特性。超突變結是一種摻雜濃度從冶金結處開始下降的特殊pn結。這種結非常適用于制作諧振電路中的變?nèi)荻O管。 14. 重要術語解釋 1. 突變結近似：認為從中性半導體區(qū)到空間電荷區(qū)的空間電荷密度有一個突然的不連續(xù) 2. 內(nèi)建電勢差：熱平衡狀態(tài)下pn結內(nèi)p區(qū)與n區(qū)的靜電電勢差。 3. 耗盡層電容：勢壘電容的另一種表達式 4. 耗盡區(qū)：空間電荷區(qū)的另一種表達 5. 超變突結

20、：一種為了實現(xiàn)特殊電容－電壓特性而進行冶金結處高摻雜的pn結，其特點為pn結一側的摻雜濃度由冶金結處開始下降 6. 勢壘電容（結電容）：反向偏置下pn結的電容 7. 線性緩變結：冶金結兩側的摻雜濃度可以由線性分布近似的pn結 8. 冶金結：pn結內(nèi)p型摻雜與n型摻雜的分界面。 9. 單邊突變結：冶金結一側的摻雜濃度遠大于另一側的摻雜濃度的pn結 10. 反偏：pn結的n區(qū)相對于p區(qū)加正電壓，從而使p區(qū)與n區(qū)之間勢壘的大小超過熱平衡狀態(tài)時勢壘的大小 11. 空間電荷區(qū)：冶金結兩側由于n區(qū)內(nèi)施主電離和p區(qū)內(nèi)受主電離而形成的帶凈正電與負電的區(qū)域 12. 空間電荷區(qū)寬度：空間電荷區(qū)延伸到

21、p區(qū)與n區(qū)內(nèi)的距離，它是摻雜濃度與外加電壓的函數(shù) 13. 變?nèi)荻O管：電容隨著外加電壓的改變而改變的二極管。 第八章、 pn結二極管 15. 小結 1. 當pn結外加正偏電壓時（p區(qū)相對與n區(qū)為正），pn結內(nèi)部的勢壘就會降低，于是p區(qū)空穴與n區(qū)電子就會穿過空間電荷區(qū)流向相應的區(qū)域 2. 本章推導出了與n區(qū)空間電荷區(qū)邊緣處的少子空穴濃度和p區(qū)空間電荷區(qū)邊緣處的少子濃度相關的邊界條件 3. 注入到n區(qū)內(nèi)的空穴與注入到p區(qū)內(nèi)的電子成為相應區(qū)域內(nèi)的過剩少子。過剩少子的行為由第六章中推導的雙極輸運方程來描述。求出雙極輸運方程的解并將邊界條件代入，就可以求出n區(qū)與p區(qū)內(nèi)穩(wěn)態(tài)少數(shù)載流子的濃度分布

22、 4. 由于少子濃度梯度的存在，pn結內(nèi)存在少子擴散電流。少子擴散電流產(chǎn)生了pn結二極管的理想電流－電壓關系 5. 本章得出了pn結二極管的小信號模型。最重要的兩個參數(shù)是擴散電阻與擴散電容 6. 反偏pn結的空間電荷區(qū)內(nèi)產(chǎn)生了過剩載流子。在電場的作用下，這些載流子被掃處了空間電荷區(qū)，形成反偏產(chǎn)生電流。產(chǎn)生電流是二極管反偏電流的一個組成部分。Pn結正偏時，穿過空間電荷區(qū)的過剩載流子可能發(fā)生復合，產(chǎn)生正偏復合電流。復合電流是pn結正偏電流的另一個組成部分 7. 當pn結的外加反偏電壓足夠大時，就會發(fā)生雪崩擊穿。此時，pn結體內(nèi)產(chǎn)生一個較大的反偏電流。擊穿電壓為pn結摻雜濃度的函數(shù)。在單邊p

23、n結中，擊穿電壓是低摻雜一側摻雜濃度的函數(shù) 8. 當pn結由正偏狀態(tài)轉換到反偏狀態(tài)時，pn結內(nèi)存儲的過剩少數(shù)載流子會被移走，即電容放電。放電時間稱為存儲時間，它是二極管 開關速度的一個限制因素 16. 重要術語解釋 1. 雪崩擊穿：電子和空穴穿越空間電荷區(qū)時，與空間電荷區(qū)內(nèi)原子的電子發(fā)生碰撞產(chǎn)生電子－空穴對，在pn結內(nèi)形成一股很大的反偏電流，這個過程就稱為雪崩擊穿。 2. 載流子注入：外加偏壓時，pn結體內(nèi)載流子穿過空間電荷區(qū)進入p區(qū)或n區(qū)的過程 3. 臨界電場：發(fā)生擊穿時pn結空間電荷區(qū)的最大電場強度 4. 擴散電容：正偏pn結內(nèi)由于少子的存儲效應而形成的電容 5. 擴散電導：

24、正偏pn結的低頻小信號正弦電流與電壓的比值 6. 擴散電阻：擴散電導的倒數(shù) 7. 正偏：p區(qū)相對于n區(qū)加正電壓。此時結兩側的電勢差要低于熱平衡時的值 8. 產(chǎn)生電流：pn結空間電荷區(qū)內(nèi)由于電子－空穴對熱產(chǎn)生效應形成的反偏電流 9. 場二極管：電中性p區(qū)與n區(qū)的長度大于少子擴散長度的二極管。 10. 復合電流：穿越空間電荷區(qū)時發(fā)生復合的電子與空穴所產(chǎn)生的正偏pn結電流 11. 反向飽和電流：電中性p區(qū)與n區(qū)中至少有一個區(qū)的長度小于少子擴散長度的pn結二極管。 12. 存儲時間：當pn結二極管由正偏變?yōu)榉雌珪r，空間電荷區(qū)邊緣的過剩少子濃度由穩(wěn)態(tài)值變成零所用的時間 第九章、 17.

25、 小結 1. 輕參雜半導體上的金屬可以和半導體形成整流接觸，這種接觸稱為肖特基勢壘二極管。金屬與半導體間的理想勢壘高度會因金屬功函數(shù)和半導體的電子親和能的不同而不同。 2. 當在n型半導體和金屬之間加上一個正電壓是（即反偏），半導體與金屬之間的勢壘增加，因此基本上沒有載流子的流動。當金屬與n型半導體間加上一個正電壓時（即正偏），半導體與金屬間的勢壘降低，因此電子很容易從半導體流向金屬，這種現(xiàn)象稱為熱電子發(fā)射。 3. 肖特基勢壘二極管的理想i-v關系與pn結二極管的相同。然而，電流值的數(shù)量級與pn結二極管的不同，肖特基二極管的開關速度要快一些。另外，肖特基二極管的反向飽和電流比pn結的大，

26、所以在達到與pn結二極管一樣的電流時，肖特基二極管需要的正的偏壓要低。 4. 金屬-半導體也可能想成歐姆接觸，這種接觸的接觸電阻很低，是的結兩邊導通時結兩邊的壓降很小。 5. 兩種不同能帶系的半導體材料可以形成半導體異質結。異質結一個有用的特性就是能在表面形成勢壘。在與表面垂直的方向上，電子的活動會受到勢肼的限制，但電子在其他的兩個方向可以自由的流動。 18. 重要術語解釋： 1. 反型異質結：參雜劑在冶金結處變化的異質結。 2. 電子親和規(guī)則：這個規(guī)則是指，在一個理想的異質結中，導帶處的不連續(xù)性是由于兩種半導體材料的電子親和能是不同的引起的。 3. 異質結：兩種不同的半導體材料接

27、觸形成的結。 4. 鏡像力降低效應：由于電場引起的金屬-半導體接觸處勢壘峰值降低的現(xiàn)象。 5. 同型異質結：參雜劑在冶金結處不變的異質結。 6. 歐姆接觸：金屬半導體接觸電阻很低，且在結兩邊都能形成電流的接觸。 7. 理查德森常數(shù)：肖特基二極管中的I-V關系中的一個參數(shù)A*。 8. 肖特基勢壘高度：金屬-半導體結中從金屬到半導體的勢壘Φbn。 9. 肖特基效應：鏡像力降低效應的另一種形式。 10. 單位接觸電阻：金屬半導體接觸的J-V曲線在V=0是的斜率的倒數(shù)。 11. 熱電子發(fā)射效應：載流子具有足夠的熱能時，電荷流過勢壘的過程。 12. 隧道勢壘：一個薄勢壘，在勢壘中，其主

28、要作用的電流是隧道電流。 13. 二維電子氣：電子堆積在異質結表面的勢肼中，但可以沿著其他兩個方向自由流動。 第十章、 19. 小結： 1. 有兩種類型的的雙極晶體管，即npn和pnp型。每一個晶體管都有三個不同的參雜區(qū)和兩個pn結。中心區(qū)域（基區(qū)）非常窄，所以這兩個結成為相互作用結。 2. 晶體管工作于正向有源區(qū)時，B-E結正偏，B-C結反偏。發(fā)射區(qū)中的多子注入基區(qū)，在那里，他們變成少子。少子擴散過基區(qū)進入B-C結空間電荷區(qū)，在那里，他們被掃入集電區(qū)。 3. 當晶體管工作再正向有源區(qū)時，晶體管一端的電流（集電極電流）受另外兩個端點所施加的電壓（B-E結電壓）的控制。這就是其基本的

29、工作原理。 4. 晶體管的三個擴散區(qū)有不同的少子濃度分布。器件中主要的電流由這些少子的擴散決定。 5. 共發(fā)射極電流增益是三個因子的函數(shù)----發(fā)射極注入效率系數(shù)，基區(qū)輸運系數(shù)和復合系數(shù)。發(fā)射極注入效率考慮了從基區(qū)注入到發(fā)射區(qū)的載流子，基區(qū)輸運系數(shù)反映了載流子在基區(qū)的復合，復合系數(shù)反映了載流子在正偏發(fā)射結內(nèi)部的復合。 6. 考慮了幾個非理想效應： 7. 基區(qū)寬度調(diào)制效應，說著說是厄爾利效應----中性基區(qū)寬度隨B-C結電壓變化而發(fā)生變化，于是集電極電流隨B-C結或C-E結電壓變化而變化。 8. 大注入效應使得集電極電流隨C-E結電壓增加而以低速率增加。 9. 發(fā)射區(qū)禁帶變窄效應是的

30、發(fā)射區(qū)參雜濃度非常高時發(fā)射效率變小。 10. 電流集邊效應使得發(fā)射極邊界的電流密度大于中心位置的電流密度。 11. 基區(qū)非均勻摻雜在基區(qū)中感生出靜電場，有助于少子度越基區(qū)。 12. 兩種擊穿機制----穿通和雪崩擊穿。 13. 晶體管的三種等效電路或者數(shù)學模型。E-M模型和等效電路對于晶體管的所有工作模式均適用。基區(qū)為非均勻摻雜時使用G-P模型很方便。小信號H-P模型適用于線性放大電路的正向有源晶體管。 14. 晶體管的截止頻率是表征晶體管品質的一個重要參數(shù)，他是共發(fā)射極電流增益的幅值變?yōu)?時的頻率。頻率響應是E-B結電容充電時間、基區(qū)度越時間、集電結耗盡區(qū)度越時間和集電結電容充電時

31、間的函數(shù)。 15. 雖然開關應用涉及到電流和電壓較大的變化，但晶體管的開關特性和頻率上限直接相關，開關特性的一個重要的參數(shù)是點和存儲時間，它反映了晶體管有飽和態(tài)轉變變成截止態(tài)的快慢。 20. 重要術語解釋： 1. 截止頻率：共基極電流增益幅值變?yōu)槠涞皖l值的1根號2時的頻率，就是截止頻率。 2. 禁帶變窄：隨著發(fā)射區(qū)中摻雜，禁帶的寬度減小。 3. 基區(qū)渡越時間：少子通過中性基區(qū)所用的時間。 4. 基區(qū)輸運系數(shù)：共基極電流增益中的一個系數(shù)，體現(xiàn)了中性基區(qū)中載流子的復合。 5. 基區(qū)寬度調(diào)制效應：隨C-E結電壓或C-B結電壓的變化，中性基區(qū)寬度的變化。 6. B截止效率：共發(fā)射極電流

32、增益幅值下降到其頻值的1根號2時的頻率。 7. 集電結電容充電時間：隨發(fā)射極電流變化，B-C結空間電荷區(qū)和急電區(qū)-襯底結空間電荷區(qū)寬度發(fā)生變化的時間常數(shù)。 8. 集電結耗盡區(qū)渡越時間：載流子被掃過B-C結空間電荷區(qū)所需的時間。 9. 共基極電流增益：集電極電流與發(fā)射極電流之比。 10. 共發(fā)射極電流增益：集電極電流與基極電流之比。 11. 電流集邊：基極串聯(lián)電阻的橫向壓降使得發(fā)射結電流為非均勻值。 12. 截止：晶體管兩個結均加零偏或反偏時，晶體管電流為零的工作狀態(tài)。 13. 截止頻率：共發(fā)射極電流增益的幅值為1時的頻率。 14. 厄爾利電壓：反向延長晶體管的I-V特性曲線與電

33、壓軸交點的電壓的絕對值。 15. E-B結電容充電時間：發(fā)射極電流的變化引起B(yǎng)-E結空間電荷區(qū)寬度變化所需的時間。 16. 發(fā)射極注入效率系數(shù)：共基極電流增益的一個系數(shù)，描述了載流子從基區(qū)向發(fā)射區(qū)的注入。 17. 正向有源：B-E結正偏、B-C結反偏時的工作模式。 18. 反向有源：B-E結反偏、B-C結正偏時的工作模式。 19. 輸出電導：集電極電流對C-E兩端電壓的微分之比。 第十一章、 21. 小結 1. 這一章討論了MOSFET的基本物理結構和特性 2. MOSFET的核心為MOS電容器。與氧化物-半導體界面相鄰的半導體能帶是玩去的，他由加載MOS電容器上的電壓決定。

34、表面處導帶和價帶相對于費米能級的位置是MOS電容器電壓的函數(shù)。 3. 氧化層-半導體界面處的半導體表面可通過施加正偏柵壓由到發(fā)生反型，或者通過施加負柵壓由n型到p型發(fā)生發(fā)型。因此在于氧化層相鄰處產(chǎn)生了反型層流動電荷?；綧OS場效應原理是有反型層電荷密度的調(diào)制作用體現(xiàn)的 4. 討論了MOS電容器的C-V特性。例如，等價氧化層陷阱電荷密度和界面態(tài)密度可由C-V測量方法決定 5. 兩類基本的MOSFET為n溝和p溝，n溝中的電流由反型層電子的流動形成，p溝中的電流由反型層空穴流動形成。這兩類器件都可以是增強型的，通常情況下器件是關的，需施加一個柵壓才能使器件開啟；也可以是耗盡型的，此時在通常

35、情況下器件是開的，需施加一個柵壓才能使器件關閉 6. 平帶電壓是滿足條件時所加的柵壓，這時導帶和價帶不發(fā)生彎曲，并且半導體中沒有空間電荷區(qū)。平帶電壓時金屬-氧化層勢壘的高度、半導體-氧化層勢壘高度以及固定氧化層陷阱電荷數(shù)量的函數(shù) 7. 閾值電壓是指半導體表面達到閾值反型點時所加的柵壓，此時反型層電荷密度的大小等于半導體摻雜濃度。閾值電壓是平帶電壓、半導體摻雜濃度和氧化層厚度的函數(shù)。 8. MOSFET中的電流是由反型層載流子在漏源之間的流動形成的。反型層電荷密度和溝道電導是由柵壓控制，這意味著溝道電流被柵壓控制 9. 當晶體管偏置在非飽和區(qū)（VDS

36、溝道中都有反型電荷存在。漏電流是柵源電壓和漏源電壓的函數(shù)，當晶體管工作在飽和區(qū)（VDS>VDS(sat)）時，反型電荷密度在漏端附近被夾斷，此時理想漏電流僅是柵源電壓的函數(shù) 10. 實際的MOSFET是一個四端器件，在襯底或體為第四端。隨著反偏源-襯底電壓的增加，閾值電壓增大。在源端和襯底不存在電學連接的集成電路中，襯底偏置效應變得很重要。 11. 討論了含有電容的MOSFET小信號等效電路。分析了影響頻率限制的MOSFET的一些物理因素。特別的，由于密勒效應，漏源交替電容成為了MOSFET頻率響應的一個制約罌粟。作為器件頻率響應的一個特點，截止頻率反比于溝道長度，因此，溝道長度的減小將導

37、致MOSFET頻率性能的提高 12. 簡要討論了n溝和p溝器件制作在同一塊芯片上的CMOS技術。被電學絕緣的p型和n型襯底區(qū)時電容兩類晶體管的必要條件。有不同的工藝來實現(xiàn)這一結構。CMOS結構中遇到的一個潛在問題是閂鎖現(xiàn)象，即可能發(fā)生在四層pnpn結構中的高電流、低電壓情況 22. 重要術語解釋 1. 對基層電荷：由于熱平衡載流子濃度過剩而在氧化層下面產(chǎn)生的電荷 2. 體電荷效應：由于漏源電壓改變而引起的沿溝道長度方向上的空間電荷寬度改變所導致的漏電流偏離理想情況 3. 溝道電導：當VDS0時漏電流與漏源電壓改變的過程 4. CMOS：互補MOS；將p溝和n溝器件制作在同一芯片上的

38、電路工藝 5. 截至頻率：輸入交流柵電流等于輸處交流漏電流時的信號頻率 6. 耗盡型MOSFET：必須施加柵電壓才能關閉的一類MOSFET 7. 增強型MOSFET：鼻血施加柵電壓才能開啟的一類MOSFET 8. 等價固定氧化層電荷：與氧化層－半導體界面緊鄰的氧化層中的有效固定電荷，用Q'SS表示。 9. 平帶電壓：平帶條件發(fā)生時所加的柵壓，此時在氧化層下面的半導體中沒有空閑電荷區(qū) 10. 柵電容充電時間：由于柵極信號變化引起的輸入柵電容的充電或放電時間 11. 界面態(tài)：氧化層－半導體界面處禁帶寬度中允許的電子能態(tài) 12. 反型層電荷：氧化層下面產(chǎn)生的電荷，它們與半導體摻雜的類

39、型是相反的 13. 反型層遷移率：反型層中載流子的遷移率 14. 閂鎖：比如在CMOS電路中那樣，可能發(fā)生在四層pnpn結構中的高電流 低電壓現(xiàn)象 15. 最大空間電荷區(qū)寬度：閾值反型時氧化層下面的空間電荷區(qū)寬度金屬－半導體功函數(shù)差：金屬功函數(shù)和電子親和能之差的函數(shù)，用ms表示 16. 臨界反型：當柵壓接近或等于閾值電壓時空間電荷寬度的微弱改變，并且反型層電荷密度等于摻雜濃度時的情形 17. 柵氧化層電容：氧化層介電常數(shù)與氧化層厚度之比，表示的是單位面積的電容，記為Cox 18. 飽和：在漏端反型電荷密度為零且漏電流不再是漏源電壓的函數(shù)的情形 19. 強反型：反型電荷密度大于摻雜

40、濃度時的情形 20. 閾值反型點：反型電荷密度等于摻雜濃度時的情形 21. 閾值電壓：達到閾值反型點所需的柵壓 22. 跨導：漏電流ude該變量與其對應的柵壓該變量之比 23. 弱反型：反型電流密度小于摻雜濃度時的情形 第十二章、 23. 小結： 1. 亞閾值電導是指在MOSFET中當柵-源電壓小于閾值電壓時漏電流不為零。這種情況下，晶體管被偏置在弱反型模式下，漏電流有擴散機制而非漂移機制控制。亞閾值電導可以在集成電路中產(chǎn)生一個較明顯的靜態(tài)偏置電流。 2. 當MOSEFT工作于飽和區(qū)時，由于漏極處的耗盡區(qū)進入溝道區(qū)，有效溝道長度會隨著漏電壓的增大而減小。漏電流與溝道長度成反

41、比，成為漏-源函數(shù)。該效應稱為溝道長度調(diào)制效應。 3. 反型層中的載流子遷移率不是常數(shù)。當柵壓增大時，氧化層界面處的電場增大，引起附加的表面散射。這些散射的載流子導致遷移率的下降，使其偏離理想的電流-電壓曲線。 4. 隨著溝道長度的減小，橫向電場增大。溝道中流動的載流子可以達到飽和速度；從而在較低的漏極電壓下漏電流就會飽和。此時，漏電流成為柵-源電壓的線性函數(shù)。 5. MOSEFT設計的趨勢是使器件尺寸越來越小。我們討論了恒定電場等比例縮小理論。該理論是指溝道長度、溝道寬度、氧化層厚度和工作電壓按照相同的比例因子縮小，而襯底摻雜濃度按照相同的比例因子增大。 6. 討論了隨著器件尺寸的縮

42、小閾值電壓的修正。由于襯底的電荷分享效應，隨著溝道長度的縮小，閾值電壓也減?。浑S著溝道寬度的減小，閾值電壓會增大。 7. 討論了各種電壓擊穿機制。包括柵氧化層擊穿、溝道雪崩擊穿、寄生晶體管擊穿以及漏源穿通效應。這些機制都可以事器件更快的衰退。輕摻雜漏可以吧漏極擊穿效應降到最小。 8. 離子注入可以改變和調(diào)整溝道區(qū)中的襯底摻雜濃度，從而得到滿意的閾值電壓，他可以作為調(diào)整閾值電壓的最后一步。這個過程成為通過離子注入調(diào)整閾值電壓。 24. 重要術語解釋： 1. 溝道長度調(diào)制：當MOSEFT進入飽和區(qū)時有效溝道長度隨漏-源電壓的改變。 2. 熱電子：由于在高場強中被加速，能量遠大于熱平衡時的

43、值的電子。 3. 輕摻雜漏（LDD）:為了減小電壓擊穿效應，在緊鄰溝道處建造一輕摻雜漏區(qū)的MOSEFT。 4. 窄溝道效應：溝道寬度變窄后的閾值電壓的偏移。 5. 源漏穿通：由于漏-源電壓引起的漏極和襯底之間的勢壘高度降低，從而導致漏電流的迅速增大。 6. 短溝道效應：溝道長度變短引起的閾值電壓的偏移。 7. 寄生晶體管擊穿：寄生雙極晶體管中電流增益的改變而引起的MOSEFT擊穿過程中出現(xiàn)的負阻效應。 8. 亞閾值導電：當晶體管柵偏置電壓低于閾值反型點時，MOSEFT中的導電過程。 9. 表面散射：當載流子在源極與漏極漂移時，氧化層-半導體界面處載流子的電場吸收作用和庫侖排斥作用

44、。 10. 閾值調(diào)整：通過離子注入改變半導體摻雜濃度，從而改變閾值電壓的過程。 第十三章、 25. 小結 1. 三種普通的JEFT是pn JEFT、MESFET、以及HEMT。 2. JFET中的電流由垂直于電流方向的電場控制，電流存在于源極和漏極家畜之間的溝道區(qū)中。在pn JFET中，溝道形成了pn結的一邊，用于調(diào)制溝道電導。 3. JFET的兩個主要參數(shù)是內(nèi)建夾斷電壓Vpo和夾斷電壓Vp（閾電壓）。內(nèi)建夾斷電壓定義為正值，它是引起結的空間電荷層完全填滿溝道區(qū)的柵極與溝道之間的總電勢。夾斷電壓（閾電壓）定義成形成夾斷是所需加的柵極電壓。 4. 跨導即晶體管增益，是漏電流隨著

45、柵極電壓的變化率。 5. 三種非理想的因素：溝道長度調(diào)制效應、飽和速度和亞閾值電流，這些效應將改變理想的I-V關系。 6. 小信號等效電路，等效電路中包含等效電容；兩個物理因素影響到頻率限制，即溝道輸運時間與電容電荷存儲時間。電容電荷存儲時間常數(shù)通常在短溝道器件中起作用。 7. 在異質結表面，二維電子氣被限制在勢阱中。電子可以平行于表面運動。這些電子與電離了的空穴分離，以減小電離雜質散射效應，形成高的遷移率。 26. 重要術語解釋 1. 電容電荷存儲時間：柵極輸入信號改變時柵極輸入電容存儲或釋放電荷的時間。 2. 溝道電導：當漏源電壓趨近于極限值零時，漏電源隨著漏源電壓的變化率。

46、 3. 溝道電導調(diào)制效應：溝道電導隨柵極電壓的變化過程。 4. 溝道長度調(diào)制效應：JFET處于飽和區(qū)是，有效溝道長度隨漏源電壓的變化。 5. 電導參數(shù)：增強型MESFET的漏電源與柵源電壓的表達式中的倍數(shù)因子k。 6. 截止頻率：小信號柵極輸入電流值與小信號漏極電流值一致時的頻率。 7. 耗盡型JFET：必須加以柵極電壓才能形成溝道夾斷是器件截止的JFET。 8. 增強型JFET:柵極電壓為零時已經(jīng)夾斷，必須加以柵源電壓以形成溝道，以是器件開啟的JFET。 9. 內(nèi)建夾斷電壓：溝道夾斷是柵結上的總電壓降。 10. 輸出電阻：柵源電壓隨漏極電流的變化率。 11. 夾斷：柵結空間電

47、荷區(qū)完全擴展進溝道，以至于溝道被耗盡的自由載流子充滿的現(xiàn)象。 第十四章、 27. 小結 1. 太陽能電池將光能裝換成電能。 轉換系數(shù)要考慮能量小于禁帶寬度的入射光子以及能量小于禁帶寬度的入射光子，能量小的不能被吸收，能量大的可以被吸收，并且多余的能量會形成熱量。轉換系數(shù)一般小于30%。 2. 異質結電池可以增大轉換系數(shù)并形成相對大的開路電壓。無定型硅太陽能電池提供了生產(chǎn)低成本大面積電池的可能性。 3. 光電探測器是將光信號轉換成電信號的半導體器件。光電導體是最簡單的光電探測器。入射光子會引起過剩載流子電子和空穴，從而引起半導體導電性的變化。 4. 光電二極管是加反偏電壓的二極管。入

48、射光子在空間電荷區(qū)產(chǎn)生的過剩載流子被電場掃過形成電場。光電流正比于入射光子強度。PIN和雪崩光電二極管是基本的光電二極管。光電晶體管產(chǎn)生的光電流是晶體管增益的倍數(shù)。由于密勒效應和密勒電容 ，光電晶體管的頻率響應比光電二極管的慢很多。 5. 在pn結中光子吸收的反轉就是注入電致發(fā)光。在直接帶隙半導體中，過剩電子和空穴的復合會導致光子的發(fā)射。輸出的光信號波長取決于禁帶寬度。但是，為了輸出波長限定在某個范圍內(nèi)，可以采用化合物半導體，禁帶寬度由組分決定。 6. 發(fā)光二極管（LED）是一種pn結二極管，其光子的輸出時過剩電子和空穴自發(fā)復合的結果。輸出信號中相對較寬的寬度（30cm）是自發(fā)過程的結果。

49、 7. 激光二極管的輸出時受激發(fā)射的結果。光學腔即法里布-柏羅共振腔用來連接二極管，以便使光子輸出是同相或一致的。多層異質結結構可用來連接二極管，以便使光子輸出時同相或一致的。多層異質結結構可用來提高激光二極管的性能。 28. 重要術語解釋： 1. 吸收系數(shù)：在半導體材料中，單位距離吸收的相對光子數(shù)，用a表示。 2. 俄歇復合：電子和空穴的復合伴隨著吸收其他粒子所釋放的能量，是一個非輻射復合過程。 3. 轉換系數(shù)：在太陽能電池中，輸出的電功率和入射的光功率之比。 4. 延遲光電流：半導體器件中由于擴散電流引起的光電流成分。 5. 外量子效率：在半導體器件中，發(fā)射的光子數(shù)和總光子數(shù)

50、的比率。 6. 填充系數(shù)：ImVm與IscVoc的比率，是太陽能電池有效輸出能量的度量。Im和Vm是在最大功率點的電流和電壓值。Isc和Voc是短路電流和開路電壓。 7. 菲涅爾損耗：由于折射系數(shù)的變化，在界面處入射光子被反射的部分。 8. 內(nèi)量子效率：能夠產(chǎn)生發(fā)光的二極管電流部分。 9. 發(fā)光二極管（LED）：在正偏pn結中，由于電子-空穴復合而產(chǎn)生的自發(fā)光子發(fā)射。 10. 發(fā)光：光發(fā)射的總性質。 11. 非輻射復合：不產(chǎn)生光子的電子和空穴的復合過程，例如硅中在導帶和價帶間的間接躍遷。 12. 開路電壓：太陽能電池的外電路開路時的電壓。 13. 光電流：由于吸收光子而在半導體

51、器件中產(chǎn)生過剩載流子，從而形成的電流。 14. 分布反轉：處于高能級的電子濃度比處于低能級的電子濃度大的情況，是一個非平衡狀態(tài)。 15. 瞬時光電流：半導體器件的空間電荷區(qū)產(chǎn)生的光電流成分。 16. 輻射復合：電子和空穴的復合過程能夠產(chǎn)生光子，例如砷化鎵中的帶與帶之間的直接復合。 17. 肖克萊-里德-霍爾復合：通過深能級陷阱而進行的電子-空穴對的復合，是非輻射復合過程。 18. 短路電流：太陽能電池兩端直接相連時的電流。 19. 受激發(fā)射：有個電子被入射光子激發(fā)，躍遷到低能級，同時發(fā)射第二個光子的過程。 第十五章、 基本概念題 1. 第一章 半導體電子狀態(tài) 1.1 半導體

52、 通常是指導電能力介于導體和絕緣體之間的材料，其導帶在絕對零度時全空，價帶全滿，禁帶寬度較絕緣體的小許多。 1.2能帶 晶體中，電子的能量是不連續(xù)的，在某些能量區(qū)間能級分布是準連續(xù)的，在某些區(qū)間沒有能及分布。這些區(qū)間在能級圖中表現(xiàn)為帶狀，稱之為能帶。 1.2能帶論是半導體物理的理論基礎，試簡要說明能帶論所采用的理論方法。 答： 能帶論在以下兩個重要近似基礎上，給出晶體的勢場分布，進而給出電子的薛定鄂方程。通過該方程和周期性邊界條件最終給出E-k關系，從而系統(tǒng)地建立起該理論。 單電子近似： 將晶體中其它電子對某一電子的庫侖作用按幾率分布平均地加以考慮，這樣就

53、可把求解晶體中電子波函數(shù)的復雜的多體問題簡化為單體問題。 絕熱近似： 近似認為晶格系統(tǒng)與電子系統(tǒng)之間沒有能量交換，而將實際存在的這種交換當作微擾來處理。 1.2克龍尼克—潘納模型解釋能帶現(xiàn)象的理論方法 答案： 克龍尼克—潘納模型是為分析晶體中電子運動狀態(tài)和E-k關系而提出的一維晶體的勢場分布模型，如下圖所示 V X 克龍尼克—潘納模型的勢場分布 利用該勢場模型就可給出一維晶體中電子所遵守的薛定諤方程的具體表達式，進而確定波函數(shù)并給出E-k關系。由此得到的能量分布在k空間上是周期函數(shù)，而且某些能量區(qū)間能級是準連續(xù)的（被稱為允帶），另一些區(qū)間沒有電子能級（被稱為禁帶）。從

54、而利用量子力學的方法解釋了能帶現(xiàn)象，因此該模型具有重要的物理意義。 1.2導帶與價帶 1.3有效質量 有效質量是在描述晶體中載流子運動時引進的物理量。它概括了周期性勢場對載流子運動的影響，從而使外場力與加速度的關系具有牛頓定律的形式。其大小由晶體自身的E-k關系決定。 1.4本征半導體 既無雜質有無缺陷的理想半導體材料。 1.4空穴 空穴是為處理價帶電子導電問題而引進的概念。設想價帶中的每個空電子狀態(tài)帶有一個正的基本電荷，并賦予其與電子符號相反、大小相等的有效質量，這樣就引進了一個假想的粒子，稱其為空穴。它引起的假想電流正好等于價帶中的電子電流。 1.

55、4空穴是如何引入的，其導電的實質是什么？ 答： 空穴是為處理價帶電子導電問題而引進的概念。設想價帶中的每個空電子狀態(tài)帶有一個正的基本電荷，并賦予其與電子符號相反、大小相等的有效質量，這樣就引進了一個假想的粒子，稱其為空穴。 這樣引入的空穴，其產(chǎn)生的電流正好等于能帶中其它電子的電流。所以空穴導電的實質是能帶中其它電子的導電作用，而事實上這種粒子是不存在的。 1.5 半導體的回旋共振現(xiàn)象是怎樣發(fā)生的（以n型半導體為例） 答案： 首先將半導體置于勻強磁場中。一般n型半導體中大多數(shù)導帶電子位于導帶底附近，對于特定的能谷而言，這些電子的有效質量相近，所以無論這些電子的熱運

56、動速度如何，它們在磁場作用下做回旋運動的頻率近似相等。當用電磁波輻照該半導體時，如若頻率與電子的回旋運動頻率相等，則半導體對電磁波的吸收非常顯著，通過調(diào)節(jié)電磁波的頻率可觀測到共振吸收峰。這就是回旋共振的機理。 1.5 簡要說明回旋共振現(xiàn)象是如何發(fā)生的。 半導體樣品置于均勻恒定磁場，晶體中電子在磁場作用下運動 運動軌跡為螺旋線，圓周半徑為r， 回旋頻率為 當晶體受到電磁波輻射時， 在頻率為 時便觀測到共振吸收現(xiàn)象。 1.6 直接帶隙材料 如果晶體材料的導帶底和價帶頂在k空間處于相同的位置，則本征

57、躍遷屬直接躍遷，這樣的材料即是所謂的直接帶隙材料。 1.6 間接帶隙材料 如果半導體的導帶底與價帶頂在k空間中處于不同位置，則價帶頂?shù)碾娮游漳芰縿偤眠_到導帶底時準動量還需要相應的變化 2. 第二章 半導體雜質和缺陷能級 2.1 施主雜質受主雜質 某種雜質取代半導體晶格原子后，在和周圍原子形成飽和鍵結構時，若尚有一多余價電子，且該電子受雜質束縛很弱、電離能很小，所以該雜質極易提供導電電子，因此稱這種雜質為施主雜質；反之，在形成飽和鍵時缺少一個電子，則該雜質極易接受一個價帶中的電子、提供導電空穴，因此稱其為受主雜質。 2.1 替位式雜質 雜質原子進入半導體硅以后，

58、雜質原子取代晶格原子而位于晶格點處，稱為替位式雜質。 形成替位式雜質的條件：雜質原子大小與晶格原子大小相近 2.1 間隙式雜質 雜質原子進入半導體硅以后，雜質原子位于晶格原子間的間隙位置，稱為間隙式雜質。 形成間隙式雜質的條件： （1）雜質原子大小比較小 （2）晶格中存在較大空隙 形成間隙式雜質的成因 半導體晶胞內(nèi)除了晶格原子以為還存在著大量空隙，而間隙式雜質就可以存在在這些空隙中。 2.1 雜質對半導體造成的影響 雜質的出現(xiàn)，使得半導體中產(chǎn)生了局部的附加勢場，這使嚴格的周期性勢場遭到破壞。從能帶的角度來講，雜質可導致導帶、價帶或禁帶中產(chǎn)生了原來沒有的能級 2

59、.1 雜質補償 在半導體中同時存在施主和受主時，施主能級上的電子由于能量高于受主能級，因而首先躍遷到受主能級上，從而使它們提供載流子的能力抵消，這種效應即為雜質補償。 2.1 雜質電離能 雜質電離能是雜質電離所需的最少能量，施主型雜質的電離能等于導帶底與雜質能級之差，受主型雜質的電離能等于雜質能級與價帶頂之差。 2.1 施主能級及其特征 施主未電離時，在飽和共價鍵外還有一個電子被施主雜質所束縛，該束縛態(tài)所對應的能級稱為施主能級。 特征： ①施主雜質電離，導帶中出現(xiàn) 施主提供的導電電子； ②電子濃度大于空穴濃度， 即 n > p 。 2.1

60、 受主能級及其特征 受主雜質電離后所接受的電子被束縛在原來的空狀態(tài)上，該束縛態(tài)所對應的能級稱為受主能級。 特征： ①受主雜質電離，價帶中出現(xiàn) 受主提供的導電空穴； ②空穴濃度大于電子濃度， 即 p > n 。 淺能級雜質的作用： （1）改變半導體的電阻率 （2）決定半導體的導電類型。 深能級雜質的特點和作用： （1）不容易電離，對載流子濃度影響不大 （2）一般會產(chǎn)生多重能級，甚至既產(chǎn)生施主能級也產(chǎn)生受主能級。 （3）能起到復合中心作用，使少數(shù)載流子壽命降低。 （4）深能級雜質電離后成為帶電中心，對載流子起散射作用，

61、 使載流子遷移率減少，導電性能下降。 3. 第三章 半導體載流子分布 3.1． 若半導體導帶底附近的等能面在k空間是中心位于原點的球面，證明導帶底狀態(tài)密度函數(shù)的表達式為 答案： k空間中，量子態(tài)密度是2V，所以，在能量E到E+dE之間的量子態(tài)數(shù)為 （1） 根據(jù)題意可知 （2） 由（1）、（2）兩式可得

62、 （3） 由（3）式可得狀態(tài)密度函數(shù)的表達式 （4分） 3.1 已知半導體導帶底的狀態(tài)密度函數(shù)的表達式為 試證明非簡并半導體導帶中電子濃度為 證明：對于非簡并半導體導，由于 （3分） 將分布函數(shù)和狀態(tài)密度函數(shù)的表達式代入上式得 因此電子濃度微分表達式為 （3分） 則 由于導帶頂電子分布幾率可近似為零，上式積分上限可視為無窮大，則積分可得 （4分） 3.2 費米能級 費米能級不一定是

63、系統(tǒng)中的一個真正的能級，它是費米分布函數(shù)中的一個參量，具有能量的單位，所以被稱為費米能級。它標志著系統(tǒng)的電子填充水平，其大小等于增加或減少一個電子系統(tǒng)自由能的變化量。 3.2 以施主雜質電離90%作為強電離的標準，求摻砷的n型硅在300K時，強電離區(qū)的摻雜濃度上限。（，，， ） 解： 隨著摻雜濃度的增高，雜質的電離度下降。因此，百分之九十電離時對應的摻雜濃度就是強電離區(qū)摻雜濃度的上限。此時 由此解得ED-EF=0.075eV，而EC-ED=0.049eV，所以EC-EF=0.124eV，則 由此得，強電離區(qū)的上限摻雜濃度為。 3.2 以受主雜質電離90%作為強電離

64、的標準，求摻硼的p型硅在300K時，強電離區(qū)的摻雜濃度上限。（，，， ） 解： 隨著摻雜濃度的增高，雜質的電離度下降。因此，百分之九十電離時對應的摻雜濃度就是強電離區(qū)摻雜濃度的上限。此時 由此解得EF-EA=0.075eV，而EA-EV=0.045eV，所以EF-EV=0.12eV，則 由此得，強電離區(qū)的上限摻雜濃度為。 3.6 簡并半導體 當費米能級位于禁帶之中且遠離價帶頂和導帶底時，電子和空穴濃度均不很高，處理它們分布問題時可不考慮包利原理的約束，因此可用波爾茲曼分布代替費米分布來處理在流子濃度問題，這樣的半導體被稱為非簡并半導體。反之則只能用非米分布

65、來處理載流子濃度問題，這種半導體為簡并半導體。 第四章 半導體導電性 4.1 漂移運動： 載流子在外電場作用下的定向運動。 4.1 遷移率 單位電場作用下載流子的平均漂移速率。 4.2 散射 在晶體中運動的載流子遇到或接近周期性勢場遭到破壞的區(qū)域時，其狀態(tài)會發(fā)生不同程度的隨機性改變，這種現(xiàn)象就是所謂的散射。 4.2 散射幾率 在晶體中運動的載流子遇到或接近周期性勢場遭到破壞的區(qū)域時，其狀態(tài)會發(fā)生不同程度的隨機性改變，這種現(xiàn)象就是所謂的散射。散射的強弱用一個載流子在單位時間內(nèi)發(fā)生散射的次數(shù)來表示，稱為散射幾率。 4.2 平均自由程 兩次散射之間

66、載流子自由運動路程的平均值。 4.2 平均自由時間： 連續(xù)兩次散射間自由運動的平均運動時間 4.3. 遷移率與雜質濃度和溫度的關系 答案： 一般可以認為半導體中載流子的遷移率主要由聲學波散射和電力雜質散射決定，因此遷移率k與電離雜質濃度N和溫度間的關系可表為 其中A、B是常量。由此可見 （1） 雜質濃度較小時，k隨T的增加而減??； （2） 雜質濃度較大時，低溫時以電離雜質散射為主、上式中的B項起主要作用，所以k隨T增加而增加，高溫時以聲學波散射為主、A項起主要作用，k隨T增加而減?。? （3） 溫度不變時，k隨雜質濃度的增加而減小。 4.3 以n型硅為例，簡要說明遷移率與雜質濃度和溫度的關系。 雜質濃度升高，散射增強，遷移率減小。 雜質濃度一定條件下： 低溫時，以電離雜質散射為主。溫度升高散射減弱，遷移率增大。 隨著溫度的增加，晶格振動散射逐漸增強最終成為主導因素。因此，遷移率達到最大值后開始隨溫度升高而減小。 4.3 在只考慮聲學波和電離雜質散射的前提下，給出半導體遷移率與溫度及雜質濃度關系的表達式。 根據(jù)