【正文】 電壓， P區(qū)價帶與 N區(qū)導帶能級交疊部分減少，隧穿電子數減小，電流減小，如圖 243(d)； ?當正向電壓大到使 P區(qū)價帶頂與 N區(qū)導帶底持平時，無上述隧道電流，但由于雜質，缺陷等原因引起的小電流，如圖 243(e)； ?增加正向電壓，隧道結與一般 PN結特性相同；當加反向電壓時， N區(qū)能帶相對于 P區(qū)降低，如圖 243(f)，產生反向隧道電流，并隨電壓增加而迅速增大 圖 2－ 43 ?隧道效應本質上是一量子躍遷，電子穿越勢壘極其迅速，這使隧道二極管可在極高頻率下 (1011Hz)工作，此外它還有噪聲低、功耗小、工作溫度范圍大等優(yōu)點。因此隧道二極管可廣泛應用于微波混頻、檢波、低噪聲放大振蕩以及超高速開關邏輯電路、觸發(fā)器和存貯器等 。 由以上分析可知隧道二極管的電流一電壓特性如圖 244，字母序列與圖 243是對應的；其中 ce段是負阻區(qū)，有重要應用 圖 2－ 44 ——— 場致電子冷發(fā)射 ?我們知道，熱陰極在外電場作用下會發(fā)射更多的電子 (見 “ 肖脫基效應 ” )在電場很強時，即使陰極不加熱，也有較大的電子流發(fā)射，這就是場致電子冷發(fā)射。金屬、半導體都存在這種效應。 ? 逸出金屬表面的電子，其勢能必然高于金屬內的電子，它的大小由圖 245虛線表示，也就是說，這是一個限制電子于金屬內的勢壘?，F給金屬加一均勻強電場，使金屬電位低于外界，那么金屬表面以外的電子在原來勢能的基礎上又附加了一個均勻變化的電位能 (如圖點劃線 )，二者共同作用的結果是金屬內部電子受到一個實線表示的勢壘的限制。 圖 2－ 45 ? 按照隧道效應原理，金屬中的電子會有貫穿這一勢壘的幾率，外電場越大，勢壘越窄，由此可得場致發(fā)射電流隨外電場的增加而接指數迅速增大。此電流即使在絕對零度時也存在。 ? 實驗測出的電流遠比理論計算的大，這是因為金屬表面凸凹不平，局部曲率很大，使表面附近電場甚大于遠離表面處的電場。正因為如此，利用場致電子發(fā)射的場合都把發(fā)射電子的陰極做成針狀。單針陰極是一種 “ 高亮度 ” 電子源，用于掃描電子顯徽鏡，電子束光刻機等；多針陰極加大了發(fā)射電流，可用于研究各種輻射，激發(fā)氣體激光，產生強的 x光及超強的可見單色光；此外還有等離子體場致發(fā)射陰極等。 5．應用之四 ——掃描隧道顯微鏡 (STM) ?掃描隧道顯微鏡的核心是一個極尖銳的探針，如圖 246(a)，它能夠在精密的壓電系統(tǒng)控制下沿 x、 y、z方向移動，沿 z方向的移動以調節(jié)針尖與樣品之間的距離，在 xy面內的移動用以掃描樣品表面。 ?對于電子來說，針尖與樣品之間的間隙，粗略地看．宛如一個圖 246(b)右邊所示的勢壘，在二者之間外加偏壓，電子就會有如式 (29)表示的透射系數 T，穿過間隙(勢壘 )的電子形成納安 (A)級的隧道電流，它與偏壓和電子透射系數T成比例，即隧道電流 圖 2－ 46 kaSS eVJ 2???上式右邊第二個因子對應透射系數，間隙 a以外的因素歸并在 k之中， , V為勢壘高度。 ?式 (29)已表明透射系數對間隙 a非常敏感，自然隧道電流 Js對 a也非常敏感。由于表面原子的排布，探針沿樣品表面掃描．間隙 a是一個變量，即隧道電流是位置的函數，它反映了樣品表面的凸凹狀況。 ?實際測量時，靠樣品表面被測點的隧道電流提供的反饋信號改變加在 z向壓電元件上的電壓 Vp，使探針移動以維持針尖與樣品之問的間隙 a恒定， z向壓電元件上所加電壓 Vp的變化，反映了針尖在 xy面掃描時運動的軌跡，這就是樣品表面的形貌。將此信號送交圖象處理和顯示系統(tǒng)，便可以得到具有 超高分辨率的表面原子排布圖象，它是研究固體表面原予結構的有力手段 {掃描隧道顯微鏡也為探討吸附、催化和腐蝕等的機理以及利用表面效應制造新型器件提供了方便。 ?1983年用它首次觀察到 Si(111)表面 7 7的大元胞 (見圖 246(c))，在科學界引起強烈反響。中科院化學所，北京電子顯微鏡實驗室先后建立了 STM，中科院上海原于核所也于 1989年初研制成了數字化的 STM，不僅用它獲得了固體表面的原子圖象，還首次獲得了 DNA新構型 ——平行雙鏈 DNA和三鏈辮狀DNA的 STM圖象。 ? ?hmVk 2/122??? 掃描隧道探針不僅是觀察原子世界的工具 (為了不引起樣品表面結構變化，通常探針與樣品之間的電壓 V)，而且還可用它進行微加工，當針尖與樣品間電壓 V時，相應能量的電子足以引起表面原子遷移，鍵斷裂和一些化學反應。人們正探索用掃描隧道探針拖動原子，在硅片上形成用原子排列的金屬點和線，在表面刻線或構圖?？磥碓谠?、分在水平上構造材料和器件的時代就要到來，納諾技術(Nanotechnology)正在興起。 ? 掃描隧道顯微鏡一般適于導體樣品，對絕緣體樣品不適用。賓尼發(fā)明 STM后自問，能用隧道電流成象，為什么不能用力來成象 ? 1985年他叉提出了原子力顯微鏡 (AFM)的設想，并于 1986年實現。 ?原理如圖 247所示。一個針尖裝在一個靈敏的懸臂粱上，針尖上的原子與樣品表面原子之間的相互作用力使懸臂梁在垂直樣面表面方向發(fā)生偏轉，偏轉是針尖與樣品表面原子距離的函數，是對表面形貌的響應。這偏轉使在懸臂粱上面的鏡面反射的激光束發(fā)生偏轉，光電位移探測器可靈敏地探測光束的位移 ?原子力顯微鏡的關鍵是既要測出原子間的微小力，又不要擾亂表面原于的結構。懸臂梁是用 SiO2膜或 Si3N4膜采取光刻的方法制成的橫向尺度為100μm，厚度為 l μ m的，彈性系數為 ~1N／ m的精細的梁，針尖是小顆金剛石膠合而成。原子力顯微鏡可探測 0． 01nm的位移，對導體、絕緣體樣品都適用。 1988年中科院化學所也研制出了達到原子量級分辨率的原子力顯微鏡。 第 5節(jié) 齊納效應 ?在外加強電場作用下，由于隧道效應使流過半導體或絕緣體的電流增大的現象稱為齊納效應。 ?因為這種效應最初是由齊納在1934年提出來解釋電介質擊穿現象的，所以也稱作齊納擊穿。它屬于電擊穿類別。 圖 2－ 48 1．電介質的齊納效應 電介質的能帶為圖 248(a)的形狀。當外加向左的勻強電場時，左方電子電位降低，但電子能量增大，故能帶相對上升，而右方能帶相對下降，即能帶發(fā)生傾斜，如圖 248(b)所示。左方能量為 E的電子在電場作用下有右邊漂移的趨勢，但要受到三角形勢壘 ABC的阻攔，因而不能實現。若電場很大，情況就不同了，此時能帶傾斜得很厲害，使勢壘寬度 a較窄，根據隧道效應原理，電子有較大的幾率從 A點躍遷到 B點。實現這種躍遷的電子不僅由價帶進入了導帶，而且能在電場作用下向右漂移。 ?圖中 BC的斜率為一 eξ ，勢壘寬度 a＝ Eg/e ξ ，不同位置的勢壘相對于電子能量 E的高度為 Eg－ e ξ x， ?電子貫穿勢壘 (也即由價帶進入導帶 )的透射幾率為 ?上式的積分是把三角形勢壘簡單地看成很多小窄方形勢壘的結果，其中 μ 是電子與空穴的折合質量。禁帶寬度 Eg越小， T越大；外電場 ξ 越大， a越小， T越大；以上二者 (Eg和 ξ )都靈敏地影響著透射幾率。 ?可以看出，當外電場高達 109V／ m時，一般電介質的隧道電流劇增，也就是發(fā)生了齊納擊穿，因此這一電場強度為電介質耐壓或絕緣的一種量度。 ? ??????? ??? ?ag dxxeEhT024e x p ???導體 PN結的齊納效應 ?實驗表明，齊納擊穿在半導體中只起很次要的作用，只有在某些類型的 PN結反向擊穿中，才有以齊納擊穿為主的情況 ? 圖 249(a)是 PN結的能帶圖，結兩側半導體的費密能級持平，結區(qū)能帶發(fā)生傾斜，為接觸電位差。加反向偏壓 V于 PN結上 ,能帶將更加傾斜，甚至可使 N區(qū)導帶底低于 P區(qū)價帶頂，如圖 249(b).當 V大到使 PN結勢壘區(qū)電場 ? ? DD XVV /???(XD為偏壓 V下的勢壘寬度 )大于108V／ m時，就能在 PN結兩側發(fā)生明顯的隧道效應，也就是說， A點處 (價帶中 )的電子將有較大的幾率到達 B點 (導帶中 ),使導帶電子急劇增加． PN結反向電流也急劇增大 ,這就是齊納擊穿。 圖 249 ? 通過簡單的幾何關系 ? 可得隧道勢壘寬度，此式說明， V增大到一定程度 ,a就可以小到幾 nm，而這正是齊納擊穿的必要條件。 ? 當 PN結兩側為一般雜質濃度時，反向擊穿以雪崩擊穿 (另一種電擊穿機制 )為主；而當雜質濃度較高時，較小， a也較小，有利于發(fā)生齊納擊穿；當雜質濃度更高時，將使擊穿電壓為零，這相應于反向二極管和隧道二極管的 PN結。 a = EgX D / e ( VD + V ) ? 適當選擇 PN結雜質濃度，可制成反向擊穿 以齊納擊穿為主的齊納二極管，其電流一電壓特性如圖 它有很陡峭的反向擊穿特性，在擊穿電壓處有穩(wěn)定電壓的作用。由于采用特殊的制造工藝，擊穿在一定范圍內是可逆的，當去除反向偏壓時二極管仍可恢復正常。 圖 250 ? 它的穩(wěn)壓原理如下： ? (1)當負載 RL不變，而 Vi增大時，Vo， Vz將上升，隨后 I z 大大增加，于是 I ＝ I z ＋ I L ? 增加很多， IR也增加，這樣 V i 增量的絕大部分都落在 R上，而 V o基本不變。 ? (2)當 V i 不變， R L 增大時， I L 將減小， I 也減小， IR分壓減小， Vo和Vz上升， Iz迅速增大。 Iz與 I L一增一減使 I基本不變， Vo也就穩(wěn)定了。 ? 可見， D z與 R共同作用的結果就使在 V i 或 RL變化的情況下維持輸出電壓 V o的恒定。 圖 2－ 51 ?圖 251是應用齊納二級管組成的穩(wěn)壓電路，其中Dz是齊納二級管，輸入電壓 Vi 、輸出電壓 V0及齊納二級管端電壓 Vz的關系為 V0 ＝ Vi － I R ＝ Vz 第 6節(jié) 耿氏效應 ? 1963年耿氏發(fā)現，在 N型砷化鎵半導體兩端加上電壓，當內部電場強度超過～ 3 10V／ m時，其電流就會以很高的頻率振蕩，達幾千兆赫。后來這種效應被命名為耿氏效應。 ? 耿氏所用的砷化鎵除具有與電極的歐姆接觸外，不含有 PN結及其他任何結，因此這種效應同光電效應、霍耳效應、熱阻效應等一樣，完全是一種“體效應”。耿氏用探針測出了樣品的電位分布，確認電場明顯不均勻，且高場區(qū)域周期性地從陰極向陽極運動，說明電荷也是周斯性地運動，他還發(fā)現電流振蕩頻率近似等于載流子在電場作用下漂移過樣品長度所需時間的倒數。所以耿氏效應又是一種“轉移電子效應”。 ? 里德利 沃特金斯和希爾薩姆的轉移電子理論對耿氏效應做出了解釋，它是以某些半導體導帶的多能谷結構為基礎的。讓砷化鎵晶體承受強大的流體靜壓力，使其改變能帶結構，結果觀察到了理論預期的效應，這個實驗證明了轉移電子理論的正確性。以此理論為指導又發(fā)現在 N型鍺和 N型磷化銦、砷化錮、硒化鋅等 Ⅲ V、 Ⅱ Ⅵ 族化合物中也存在耿氏效應，但目前研究和應用最多的仍是砷化鎵。 ? 耿氏效應是在強電場下的效應，我們應該注意載流子在電場中的行為。半導體中的載流子一方面在電場作用下做定向加速運動，另一方面又要參與雜亂的熱運動，不斷與晶格發(fā)生頻繁的碰撞。在一定的電場作用下，兩類運動會達成某種平衡，建立起載流子的漂移速度和穩(wěn)定的電流密度 j。它們與電場強度的關系已由式 (12)表示，即 ??????jv d 12 ? 當外加電場較弱時．遷移率 μ和電導率 σ 與 ?無關，υ d， j與 ?存在線性關系；當電場強度接近或超過105V／ m時， μ、 σ 不能視為與電場強度無關的常數， υ d， j 表現出與 ?的非線性關系， μ隨 ?的增加而降低。這時，載流子處于非平衡狀態(tài)，單位時間從電場中獲得的能量超過受晶格散射時給予晶格的能量，使其平均能量和平均速度比熱平衡時的大。在平均自由程不變的情況下，平均自由時間減小，即更加頻繁地與晶格碰撞，因而遷移率降低。當 ?不是很強時，載流子主要吸收和發(fā)射聲學聲子， μ有所降低；當 ?進一步增強時，載流子從電場中獲得很高的能量，散射時能夠發(fā)射光學聲子，于是能量大部分又損失，因而 υ d可以達到飽和 ? 綜上所述，一般半導體的 關系可用圖 252的曲線表示。 ? 當電場再增加時，就會發(fā)生擊穿現象，參見“齊納效應”和“隧道效應”。 ? 砷化鎵等半導體在 ξ 較大時，令人驚奇地表現出“增大，減小”的現象，關系曲線如圖 253所示 (為便于比較，圖中還畫出硅的 曲線 )，這可從砷化鎵的特殊導帶結構得到解釋。 圖 2－ 52 圖 2－ 53 ?砷化鎵導帶有兩個能量極小位置，稱作雙能谷結構，如圖 254。注意橫坐標是波矢 (也就是在動量空間畫的能帶圖 )，而不是本章其他各節(jié)常用的空間位置坐標。由圖可見，