目錄學微電子我后悔了 微電子真是爛專業嗎 集成電路研究生月薪 半導體物理難學嗎 半導體物理學劉恩科第七版
學好半導體物理的方法：
1、要學好半導體物理，首先需要一些經典的教材。比如石民先生寫的《半導體器件物理》，估計所有學半導體的同學都聽說過。
2、要學好半導體器件物理，需要掌握好的學習方法，坦爛尤其是PN結理論。其中，內置電場、電勢、耗盡區寬度等公式的推導和嚴密的邏輯體系值得仔細推敲和反復研究，這是后面三極管和MOS晶體管的基礎。
3、學好一門課就是聽課，段局真正學好一門課就是講課。如果老師給機會做一些專題的小講座，我們一定要珍惜和欣賞。
4、需要使用TCAD模擬具體的器件，觀察各種參數對器件性能的影讓燃漏響，檢查器件的具體操作，形成直觀的印象。
研究半導體中的電子狀態是以固體電子論和能帶理論為基礎，主要研究半導體的電子狀態，即能帶結構、雜質和缺陷的影響、電子在外電場和外磁場作用下的輸運過程、半導體的光電和熱電效應、半導體的表面結構和性質、半導體與金屬或不同類型半導體接觸時界面的性質和所發生的過程、各種半導體器件的作用機理和制造工藝等。
半導體中有兩種載流子：自由電子和空穴。在熱力學溫度零度和沒有外界能量激發時，價電子受共價鍵的束縛，晶體中不存在自由運動的電子，半導體是不能導電的。但是，當半導體的溫度升高（例如室溫300oK）或受到光照等外界因素的影響，某些共價鍵中的價電子獲得了足夠的能量，足以掙脫共價鍵的束縛，躍遷到導帶，成為自由電子，同時在共價鍵中留下相同數量的空穴。空穴是半導體中特有的一種粒碰簡子。它帶正電，與電子的電荷量相同。把熱激發產生的這種躍遷過程稱為本征激發。顯然，本征激發所產生的自由電子和空穴數目是相同的。 由于空穴的存在，臨近共價鍵中的價電子很容易跳過去填補這個空穴，從而使空穴轉移到臨近的共價鍵中去，而后，新的空穴又被其相鄰的價電子填補，這一過程持續下去，就相當于空穴在運動。帶負電荷的價電子依次填補空穴的運動與帶正電荷的粒子作反方向運動的效果相同，因此我們把空穴視為帶正電荷的粒子。可見，半導體中存在兩種載流子，即帶電荷+q的空穴和帶電荷–q的自由電子。 在沒有外加電場作用時，載流子的運動是無規則的，沒有定向運動，所以形不成電流。在外加電場作用下，自由電子將產生逆電場方向的運動，形成電子電流，同時價電子也將逆電場方向依次填補空穴，其導電作用就像空穴沿電場運動一樣，形成空穴電流。雖然在同樣的電場作用下，電子和空穴的運動方向相反，但由于電子和空穴所帶電荷相反，因而形成的電流是相加的，即順著電場方向形成電子和空穴兩種漂移電流。 在本征半導體硅（或鍺）敏扒中摻入少量的五價元素，如磷、砷或銻等，就可以構成N型半導體。若在鍺晶體中摻入少量的砷原子如圖1所示，摻入的砷原子取代了某些鍺原子的位置。砷原子有五個價電子，其中有四個與相鄰的鍺原子結合成共價鍵，余下的一個不在共價鍵內，砷原子對它的束縛力較弱，因此只需得到極小的外界能量，這個電子就可以掙脫砷原子的束縛而成為自由電子。這種使雜質的價電子游離成為自由電子的能量稱為電離能。這種電離能遠小于禁帶寬度EGO,所以在室溫下，幾乎所有的雜質都已電離而釋放出自由電子。雜質電離產生的自由電子不是共價鍵中的價電子，因此，與本征激發不同，它不會產生空穴。失去一個價電子的雜質原子成為一個正離子，這個正離子固定在晶格結構中，不能移動，所以它不參與導電。 由于砷原子很容易貢獻出一個自由電子故稱為“施主雜質”。失去一個價電子而電離的雜質原子，稱為“施主離子”。施主雜質的濃度用ND表示。 砷原子對第5個價電子的束縛力較弱，反應在能帶圖上，就是該電子的能級非常接近導帶底，稱施主能級ED，其能帶圖如圖2所示。在砷原子數量很少時，各施主能級間幾乎沒有什么影響，施主能級處于同一能量水平。 施主能級ED和導帶底能級EC之差稱為施主電離能級EiD。對鍺中摻有砷的雜質半導體，約為0.0127eV，比鍺的禁帶寬度0.72eV小的多。在常溫下，幾乎所有砷施主能級上的電子都跳到了導帶，成為自由電子，留下的則是不能移動的砷施主離子。因此，N型半導體的自由電子由兩部分構成，一部分由本征激發產生，另一部分由施主雜質電離產生，只要在鍺中摻入少量的施主雜質，就可以使后者遠遠超過前者。例如每104個鍺原子中摻入一個砷原子，鍺的原橋吵昌子密度是4.4′1022/cm3，在單位體積中就摻入了4.4′1018個砷原子，即施主雜質濃度ND=4.4′1018/cm3。在室溫下，施主雜質電離產生的自由電子濃度n=ND=4.4′1018/cm3。而鍺本征激發產生的自由電子濃度ni=2.5′1013/cm3,可見由雜質提供的自由電子濃度比本征激發產生的自由電子濃度大10萬倍。由于自由電子的大量增加，使得電子與空穴復合機率增加，因而空穴濃度急劇減小，在熱平衡狀態下，空穴濃度Pn比本征激發產生的空穴濃度pi要小的多。因此，N型半導體中，自由電子濃度遠大于空穴濃度，即nn>>pn。因為自由電子占多數，故稱它為多數載流子，簡稱“多子”；而空穴占少數，故稱它為少數載流子，簡稱“少子”。 在本征半導體硅（或鍺）中摻入少量的三價元素，如硼、鋁或銦等，就可以構成P型半導體。若在鍺晶體中摻入少量的硼原子如圖3所示，摻入的硼原子取代了某些鍺原子的位置。硼原子有三個價電子，當它與相鄰的鍺原子組成共價鍵時，缺少一個電子，產生一個空位，相鄰共價鍵內的電子，只需得到極小的外界能量，就可以掙脫共價鍵的束縛而填補到這個空位上去，從而產生一個可導電的空穴。由于三價雜質的原子很容易接受價電子，所以稱它為“受主雜質”。 硼的受主能級EA非常接近價帶頂EV,即受主電離能級EiA=EA-EV之值很小，受主能級幾乎全部被原價帶中的電子占據，受主雜質硼全部電離。受主雜質接受了一個電子后，成為一個帶負電荷的負離子。這個負離子固定在鍺晶格結構中不能移動，所以不參與導電。在常溫下，空穴數大大超過自由電子數，所以這類半導體主要由空穴導電，故稱為P型或空穴型半導體。P型半導體中，空穴為多數載流子，自由電子為少數載流子。 雜質半導體中，施主雜質和受主雜質要么處于未離化的中性態，要么電離成為離化態。以施主雜質為例，電子占據施主能級時是中性態，離化后成為正電中心。因為費米分布函數中一個能級可以容納自旋方向相反的兩個電子，而施主雜質能級上要么被一個任意自旋方向的電子占據(中性態)，要么沒有被電子占據(離化態)，這種情況下電子占據施主能級的幾率為 如果ED-EF>>k0T，則未電離施主濃度nD≈0，而電離施主濃度nD+≈ND，雜質幾乎全部電離。 如果費米能級EF與施主能級ED重合時，施主雜質有1/3電離，還有2/3沒有電離。 雜質半導體載流子濃度（n型） n型半導體中存在著帶負電的導帶電子(濃度為n0)、帶正電的價帶空穴(濃度為p0)和離化的施主雜質(濃度為nD+)，因此電中性條件為 一般求解此式是有困難的。 實驗表明，當滿足Si中摻雜濃度不太高并且所處的溫度高于100K左右的條件時，那么雜質一般是全部離化的，這樣電中性條件可以寫成 一般Si平面三極管中摻雜濃度不低于5×1014cm-3，而室溫下Si的本征載流子濃度ni為1.5×1010cm-3，也就是說在一個相當寬的溫度范圍內，本征激發產生的ni與全部電離的施主濃度ND相比是可以忽略的。這一溫度范圍約為100～450K，稱為強電離區或飽和區，對應的電子濃度為 一般n型半導體的EF位于Ei之上Ec之下的禁帶中。 EF既與溫度有關，也與雜質濃度ND有關： 一定溫度下摻雜濃度越高，費米能級EF距導帶底Ec越近；如果摻雜一定，溫度越高EF距Ec越遠，也就是越趨向Ei。圖5是不同雜質濃度條件下Si中的EF與溫度關系曲線。 n型半導體中電離施主濃度和總施主雜質濃度兩者之比為 越小，雜質電離越多。所以摻雜濃度ND低、溫度高、雜質電離能ΔED低，雜質離化程度就高，也容易達到強電離，通常以I+=nD+/ND=90%作為強電離標準。經常所說的室溫下雜質全部電離其實忽略了摻雜濃度的限制。 雜質強電離后，如果溫度繼續升高，本征激發也進一步增強，當ni可以與ND比擬時，本征載流子濃度就不能忽略了，這樣的溫度區間稱為過渡區。 處在過渡區的半導體如果溫度再升高，本征激發產生的ni就會遠大于雜質電離所提供的載流子濃度，此時，n0>>ND，p0>>ND，電中性條件是n0=p0，稱雜質半導體進入了高溫本征激發區。在高溫本征激發區，因為n0=p0，此時的EF接近Ei。 可見n型半導體的n0和EF是由溫度和摻雜情況決定的。 雜質濃度一定時，如果雜質強電離后繼續升高溫度，施主雜質對載流子的貢獻就基本不變了，但本征激發產生的ni隨溫度的升高逐漸變得不可忽視，甚至起主導作用，而EF則隨溫度升高逐漸趨近Ei。 半導體器件和集成電路就正常工作在雜質全部離化而本征激發產生的ni遠小于離化雜質濃度的強電離溫度區間。 在一定溫度條件下，EF位置由雜質濃度ND決定，隨著ND的增加，EF由本征時的Ei逐漸向導帶底Ec移動。 n型半導體的EF位于Ei之上，EF位置不僅反映了半導體的導電類型，也反映了半導體的摻雜水平。 圖6是施主濃度為5×1014cm-3的n型Si中隨溫度的關系曲線。低溫段(100K以下)由于雜質不完全電離，n0隨著溫度的上升而增加；然后就達到了強電離區間，該區間n0=ND基本維持不變；溫度再升高，進入過渡區，ni不可忽視；如果溫度過高，本征載流子濃度開始占據主導地位，雜質半導體呈現出本征半導體的特性。 如果用nn0表示n型半導體中的多數載流子電子濃度，而pn0表示n型半導體中少數載流子空穴濃度，那么n型半導體中 也就是說在器件正常工作的較寬溫度范圍內，隨溫度變化少子濃度發生顯著變化，因此依靠少子工作的半導體器件的溫度性能就會受到影響。對p型半導體的討論與上述類似。
半導體物理,研究半導體
原子狀態和電子狀態慧派以及
各種半導體器前毀賀件內部電子
過程的學科.是固體物理
學的一個分支.研究半導
體中的原子狀態是以晶體
結構學和點陣動力學為基
礎,主要研究半導體的晶
體結構、晶體生長,以及
晶體中的雜質和各余舉種類型的缺陷.
根據量子統計理論，服從泡利不相容原理的電子遵循費米統計率。對于一個能量為E的一個量子態被一個電子占據的概率為
f(E)稱為電子的費米分布函數。式子中的稱為費米能級或仔州旦費米能量，它和溫度、半導體材料的導電類型、雜質含量以及能量零點的選取有關。它可以由半導體中能帶內所有量子態中被電子占據的量子態數應該等于電子總數來決定，即
由統計理論證明，費米能級是的化學勢，即
式子中，代表的化學勢，F是的自由能。上式的意義是：當處于熱平衡狀態，也不對外作功的情況下，增加一個電子所引起自由能的變化等于的化學勢，處于熱平衡的由統一的化學勢，因此費米能級是統一的。
當T>0K時，
上述結果說明，溫度一定的情況下，如果量子態的能量比費米能級低，則概率大；反之則小。在溫度為0K時電子全部分布在費米能級以下的量子態；溫度不是很高時大于費米能級的量子態幾乎沒有電子分布。
如果我們讓，那么會有
這時候，令，則我們有
這就是玻爾茲曼分布函數，在電子能量遠大于費米能級的時候，費米分布近似為玻爾茲曼分布。對于空穴，就是空穴的分布函數，類似的有
這里表示的與電子相反，費米能級以上空穴分布多，以下分布少。
在半導體中最常遇到的是費米能級位于禁帶內，故價帶空穴、導帶電子滿足近似條件，可以用玻爾茲曼分布來計算它們的統計分布。
通常把服從玻爾茲曼統計律的電子稱為非簡并性，服從費米統計律的電子稱為簡并性。
這里首先利用推導出來的式子：
這里分別表示表示電子和空穴導帶底/價帶頂附近的狀態密度。利用:
以及近似條件可得V內電子濃度，空穴濃度為
這里，分別稱為導帶的有效狀態密度和價帶有效狀態密度。
相乘后得到的表達式為：
可見，電子和空穴的濃度乘積和費米能級無關，對于一定的半導體材料，乘積只取決于溫度T，與所含雜質無關。且在一定溫度下，達到熱平衡后乘積保持恒定。
本征半導體無雜質，因此電子和空穴成對出現。根據空穴濃度等于電子濃度有：
其中為本征半導體的費米能級。
一般溫度下不是特別的念擾大，但結合上邊式子，我們可以看出，隨著溫度的升高，會迅速增大。因此 半導體對溫度的敏感性很高。在實際中，半導體會有一個極限工作溫度，超過這個溫度會使得器件失效。一般雜質濃度高、帶隙大的半導體極限溫度會高。
首先雜質能級與能帶中的能級有區別，施主雜質能級只能是：1、被一個有任意自旋的電子占據；2、不接受電子。施主能級不允許同時被自旋方向相反的兩個電子所占據，所以不能套用玻色分布來表征統計分布。可以推導出的式子如下：
是施主雜質的基態簡并度，是受主能級的基態簡并度，通常稱為簡并因子。
下邊是分析雜質半導體時的一些參量：
分析基礎：
（1）低溫弱電離區：大部分施主雜質仍為電子占據，只有很少的施主雜質發生電離，少數施主雜質進入導帶。但這個時候仍然是施主雜質提供的導帶電子更多，因此本征激發的那部分可以忽略。有
（2）強電離區（飽和區）：大部分雜質都幾乎電離，即，此時。所以這時候有：
注意，嚴格來說，室溫下，雜質濃度比本征載流子濃度大一個數量級以上才能認為保持以雜質電離為主的情況。
（3）過渡區
（4）高溫本征激發區：此時本征激發的載流子數遠多于雜質電離產生的載流子數。雜質濃度越高這個溫度也越高。
（1）低溫弱電離區：
（2）強電離區（飽和區）
（3）過渡區
隨著溫度升高，n型半導體的費米能級從靠近施主雜質能級不斷下移到禁帶中線處；p型半導體的費米能級從靠近受主雜質能級不斷上移到禁帶中線處。而載流子則從以受主電離為主轉化跡野到以本征激發為主要來源。當溫度一定，費米能級的位置有雜質濃度決定。這說明雜質半導體中，費米能級的位置不僅反映了半導體的導電類型，而且反映了半導體的摻雜水平。
《半導體物理學(第7版)》較全面地論述了半導體物理的基礎知識。全書共13章，主要內容為：半導體的晶格結構和電子狀態中缺；雜質和缺陷能級；載流子的統計分布；載流子的散含銀射及電導問題；非平衡載流子的產生、復合及賣老辯其運動規律；pn結；金屬和半導體的接觸；半導體表面及MIS結構；半導體異質結構；半導體的光、熱、磁、壓阻等物理現象和非晶態半導體。
《半導體物理學(第7版)》可作為高等學校電子科學與技術類微電子技術、半導體器件，以及集成電路設計等專業學生的教材，也可供從事相關專業的科技人員參考。
