Pn 結

一塊半導體晶體一側摻雜成 p 型半導體，另一側摻雜成 n 型半導體，中間二者相連的接觸面間有一個過渡層，稱為 pn 接面、p-n 接面（p-n junction）。pn 接面是電子技術中許多元件，例如半導體二極體、雙極性電晶體的物質基礎。

歷史

1948 年，威廉・肖克利的論文《半導體中的 pn 接面和 pn 接面型電晶體的理論》發表於貝爾實驗室內部刊物。肖克利在 1950 年出版的《半導體中的電子和空穴》中詳盡地討論瞭接面型電晶體的原理，與約翰・巴丁、沃爾特・布喇頓共同發明的點接觸型電晶體所採用的不同的理論。

原理

2.1 n 型半導體

摻入少量雜質磷元素（或銻元素）的矽晶體（或鍺晶體）中，由於半導體原子（如矽原子）被雜質原子取代，磷原子外層的五個外層電子的其中四個與周圍的半導體原子形成共價鍵，多出的一個電子幾乎不受束縛，較為容易地成為自由電子。於是，N 型半導體就成為了含自由電子濃度較高的半導體，其導電性主要是因為自由電子導電。

2.2 p 型半導體

摻入少量雜質硼元素（或銦元素）的矽晶體（或鍺晶體）中，由於半導體原子（如矽原子）被雜質原子取代，硼原子外層的三個外層電子與周圍的半導體原子形成共價鍵的時候，會產生一個 “空穴”，這個空穴可能吸引束縛電子來 “填充”，使得硼原子成為帶負電的離子。這樣，這類半導體由於含有較高濃度的 “空穴”（“相當於” 正電荷），成為能夠導電的物質。

2.3 電子與空穴的移動

2.3.1 漂移運動

上面敘述的兩種半導體在外加電場的情況下，會作定向運動。這種運動稱為電子與空穴（統稱 “載流子”）的 “漂移運動”，併產生 “漂移電流”。

根據靜電學，電子將作與外加電場相反方向的運動，併產生電流（根據傳統定義，電流的方向與電子運動方向相反，即和外加電場方向相同）；而空穴的運動方向與外加電場相同，由於其可被看作是 “正電荷”，將產生與電場方向相同的電流。

兩種載流子的濃度越大，所產生的漂移電流越大。

2.3.2 擴散運動

由於某些外部條件而使半導體內部的載流子存在濃度梯度的時候，將產生擴散運動，即載流子由濃度高的位置向濃度低的位置運動。

2.4 pn 接面的形成

採用一些特殊的工藝（見本條目後面的段落），可以將上述的 P 型半導體和 N 型半導體緊密地結合在一起。在二者的接觸面的位置形成一個 pn 接面。

p 型、n 型半導體由於分別含有較高濃度的 “空穴” 和自由電子，存在濃度梯度，所以二者之間將產生擴散運動。即：

自由電子由 n 型半導體向 p 型半導體的方向擴散
空穴由 p 型半導體向 n 型半導體的方向擴散

載流子經過擴散的過程後，擴散的自由電子和空穴相互結合，使得原有的 N 型半導體的自由電子濃度減少，同時原有 P 型半導體的空穴濃度也減少。在兩種半導體中間位置形成一個由 N 型半導體指向 P 型半導體的電場，稱為 “內電場”。

性質

3.1 平衡狀態（零偏置）

pn 接面在沒有外加電壓情況下，跨接面形成了電勢差導致了平衡狀態。該電勢差稱為內建電勢（built-in potential）。

pn 接面的 n 區的電子向 p 區擴散，留下了正電荷在 n 區。類似地，p 型空穴從 p 區向 n 區擴散，留下了負電荷在 p 區。進入了 p 區的電子與空穴複合，進入了 n 區的空穴與電子複合。其效果是擴散到對方的多數載流子（自由電子與空穴）都耗盡了，接面區只剩下不可移動的帶電離子，失去了電中性變為帶電，形成了耗盡層（space charge region）（見圖 A）。

耗盡區的電場與電子與空穴的擴散過程相反，阻礙進一步擴散。載流子濃度確定的平衡態在圖 A 中表示為紅線與藍線。

耗盡層的多數載流子已經全部耗盡，留下的電荷密度等於淨摻雜水平。當平衡達到時，電荷密度近似顯示為階梯函式，耗盡層與中立區的邊界相當陡峭。（見圖 B 的 Q (x) 圖）。耗盡層在 pn 接面兩側有相同量的電荷，因此它向較少摻雜的一側延展更遠（圖 A 與圖 B 的 n 端）。

3.2 正向偏置

若施加在 p 區的電壓高於 n 區的電壓，稱為正向偏置（forward bias）。

在正向偏置電壓的外電場作用下，N 區的電子與 P 區的空穴被推向 pn 接面。這降低了耗盡區的耗盡寬度。這降低了 pn 接面的電勢差（即內在電場）。隨著正向電壓的增加，耗盡區最終變得足夠薄以至於內電場不足以反作用抑制多數載流子跨 pn 接面的擴散運動，因而降低了 pn 接面的電阻。跨過 pn 接面注入 p 區的電子將擴散到附近的電中性區。所以 pn 接面附近的電中性區的少數載流子的擴散量確定了二極體的正向電流。

僅有多數載流子能夠在半導體材料中長距離移動。因此，注入 p 區的電子不能繼續移動更遠，而是很快與電洞複合。少數載流子在注入中性區後移動的平均距離稱為擴散長度（diffusion length），一般來說僅有微米等級。

雖然跨過 p-n 結的電子在 p - 區只能穿透短距離，但正向電流不被打斷，因為空穴（p - 區的多數載流子）在外電場驅動下在向相反方向移動。從 p - 區跨越 pn 接面注入 n - 區的空穴也具有類似性質。

正向偏置下，跨 pn 接面的電流強度取決於多數載流子的密度，這一密度隨正向偏置電壓的大小成指數增加。這使得二極體可以導通正向大電流。

3.3 反向偏置

若施加在 n 區的電壓高於 p 區的電壓，這種狀態稱為 pn 接面的反向偏置（reverse bias）。在反向偏置下，外部電場讓 p 區和 n 區的多數載子被拉向兩極，所以空乏層變厚，所以多數載子擴散透過 pn 接面的勢壘會增大。

理想上反向偏置時的 pn 接面處於截止狀態，可視為斷路。不過實際上依然存在極其微弱的反向電流，稱為反向飽和電流。這股電流的成因是空乏區的少數載子（p 區中的電子和 n 區中的電洞）熱生成和擴散。之所以稱為「飽和」是因為它的值幾乎不隨著逆向偏壓的增大而變化，只取決於少數載子的摻雜濃度。反向飽和電流的典型值很小（對於矽而言，為 10−18 到 10−12 安培等級），所以現實中反向偏置的 pn 接面可以視為電阻極大。

3.3.1 電擊穿

當加在 pn 接面上的反向電壓，反向飽和電流不變，但是反向電壓當超過一定數值（崩潰電壓）時，pn 接面的電阻突然減小，反向電流急劇增大，這種現象稱為電擊穿。電擊穿分為突崩潰和齊納崩潰，兩者都是可逆的。

突崩潰的原理如下。當逆向偏壓會加速 pn 接面中的自由載子，給予它們動能；當逆向偏壓超過臨界值，動能過大，以至於它們與空乏層的原子碰撞時，足以使價電子游離，產生電子電洞對（此過程稱為）。由於載子數量倍增，可以促使載子和原子之間發生更多次碰撞遊離，形成連鎖反應，使人觀察到電流急遽增長（隨電壓增加的速率甚至超過指數增長），如同雪崩（avalanche），故突崩潰在英文被命名為（avalanche breakdown）。

摻雜濃度越低，要驅動碰撞遊離所需的電場越強，崩潰電壓也就越高。相反地，當摻雜濃度非常高時，只要在 pn 接面兩端施加較弱的逆向偏壓，就足以使價電子脫離原子的束縛。這種情形也有可能出現載子數量倍增的現象，這就是齊納擊穿（Zener breakdown）。

一般小於 6V 的逆向偏壓引起的是齊納擊穿，大於 6V 的引起的是雪崩擊穿。

由於電擊穿發生時，流經二極體的電流是逆向電流，這相當於 pn 接面不再具有單向導電性。逆向電流過大可能對二極體造成不可恢復的損壞。不過也有專門利用齊納擊穿製造的穩壓二極體，稱為齊納二極體。

3.4 伏安特性

pn 接面的最大特性為單向導電性，反映到伏安特性曲線如右圖。當正向電壓達到一定值時，pn 接面將產生正向偏置，pn 接面被導通（圖中藍色部分）；當反向電壓在一定範圍內時，pn 接面產生微弱的反向飽和電流（圖中綠色部分）；當反向電壓超過一定值時，pn 接面被擊穿（圖中黃色部分）。

3.5 pn 接面的電容效應

在 pn 接面（兩種半導體的交界處）會因為外加電壓產生一定電荷積累，即結電容效應。根據成因分為 “勢壘電容”和 “擴散電容”。結電容滿足：

3.5.1 勢壘電容

當外加電壓的時候，“耗盡層” 的厚度發生變化，將會引起其電荷量的變化。從而產生等效的電容效應，即 “勢壘電容”。它與 pn 接面面積、耗盡層寬度、半導體介電常數和外加電壓都有關係。

3.5.2 擴散電容

當外加電壓變化時，擴散區（參見上文所述擴散運動）內電荷的積累和釋放過程將產生等效於電容的充放電過程，故等效於一個 “擴散電容”。

應用

由於 pn 接面的單向導電性，可以利用它作為基礎製造半導體二極體、三極體等電子元件，例如常用的穩壓二極體、光電二極體、發光二極體（LED）等。