第二章：光电信息转换的物理基础.pptx
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第二章：
光电信息转换的物理基础,21能带理论基础22非平衡态下的载流子2-3P-N结24半导体异质结与肖特基势垒25光电效应,引言,固体受光照射时引起光吸收，从而改变电子的运动状态，即产生光电效应；反之，在电场作用下，固体中的电子在能级间跃迁引起光辐射，即产生发光效应。
利用固体的这些光电性质制成的器件就是固体光电器件。
固体光电器件中对光电信息转换起实质性作用的是不同材料的能带结构和半导体材料吸收光子能量后所产生的各种光电效应。
光电信息技术所涉及的固体光电器件中，半导体材料扮演着重要的角色，它是光电信息产业的主要支柱。
本章以能带理论为基础，系统地介绍了半导体和PN结的概念以及光电信息转换技术中的主要光电效应。
2.1.1能带图锂原子中的电子能带,21能带理论,按照原子理论，每一能带是与一个原子的能级相关联的。
占有某,个原子能级的电子数受泡利不相容原理的限制，同样晶体中一个晶格的能带内所能容纳的电子数也受这一原理的限制。
对于锂晶体中相当于2s原子能级的能带。
每个s能级至少可以容纳2个电子，所以n个锂原子的结晶体的晶格中该2s能带可以容纳2n个电子。
然而每个锂原子只有1个2s电子，所以在n个锂原子的结晶格中只会有n个电子在2s能带内，也就是说该能带只填满了一半。
这就是金属的特征，即能带是部分填满的。
半导体晶体中的电子能量与金属中的电子能量有显著的不同。
如,图22（a）所示的硅原子中，内层电子的能级都是被电子填满的。
当原子组成晶体后，与这些内层能级对应的能带也是被电子所填满的。
能量最高的是价电子填满的能带，称为价带（valenceband）。
价,带以上的能带基本上是空的，空带之上最低的能带称为导带（conductionband）。
价带与导带之间的区域称为禁带（forbiddenband），也叫做带隙（bandgap-Eg），如图22（b）所示。
图22半导体硅的的能带结构,硅原子以及它们的价电子之间的相互作用导致硅晶体中电子的能量既可以落入价带也可以落入导带这两个截然不同的区域，而不允许电子的能量落入带隙中，这些允许被电子能量占据的能带称为允带（allowedband），允带之间的能量范围是不允许电子能量占据的。
价带表示晶体中的电子波函数对应于原子之间的键，占据这些波函数的电子叫价电子，在热力学零度时，所有键都被价电子占据（没有键断裂），所以价带中所有能级都被这些电子正常填充。
导带表示晶体中的波函数比价带中的电子波函数有更高的能量，正常情况下在绝对零度时是空的。
导带的宽度叫做电子亲合势。
由于导带中存在着大量的空能级，所以能量位于导带中的电子在晶体中既可以自由运动也可以在外加电场的作用下作定向运动形成电流。
将处于价带的电子激发到导带上去需要的最小能量是Eg,半导体吸收光子的情况,除了能量为hEg的入射光子的可以产生电子空穴对外，其它的能源也能够导致电子空穴对的产生。
事实上，在没有辐射的情况下，在晶体中还可以有“热生”电子空穴的过程。
由于热能，晶体中的原子不断地振动，它对应于Si原子之间的键随着能量的分布作周期性的形变，高能的振动可以使键产生断裂，因而通过将价带的电子激发到导带而产生电子空穴对。
当导带中的电子在运动过程中遇到价带中的空穴时，它就要占据这个空的低能电子态，电子就从导带落入到价带去填充这个空穴，这个过程就做复合，它导致导带中的电子和价带中的空穴湮灭。
在某些半导体中（如GaAs、InP等），电子从导带能量下降到价带能量，多余的能量就作为光子发出来；而在另外某些半导体中（如Si、Ge），这多余的能量就转化为晶格的振动（热）而失去。
在稳定状态下，电子空穴对的热产生速率被复合速率所平衡，称为热平衡状态，这时导带中的电子浓度n和空穴浓度p保持恒定，n和p两者都取决于温度。
2.1.2半导体统计学应用半导体导带中的电子和价带中的空穴的概念可以描述半导体许多重要的特性。
导带中的自由电子和价带中的自由空穴统称为载流子。
半导体的光电转换性质与材料的载流子浓度（单位体积内的载流子数）密切相关。
热平衡时，载流子为某一定值，当温度改变后，就破坏原来的平衡状态而建立起新的平衡态，即达到另一稳定值。
热平衡时半导体载流子浓度与两个参数有关：
（1）能带中能级的,分布（态密度）；
（2）每一能级可能被电子占据的概率（费米狄拉克函数）。
1.能级密度能级密度g（E）表示在导带和价带内晶体的单位能量、单位体积的电子状态（电子波函数）的数目。
由固体理论知，在导带内的能级密度（可能的状态信息）为,在价带内的能级密度（可能的状态信息）,图24能级密度与电子概率分布,半导体统计,2.费米能级和电子占据率关于电子占据能级的规律，根据量子理论和泡利不相容原理，半导体中电子能级的分布服从费米狄拉克统计分布规律。
在热平衡条件下，能量为E的能级被电子占据的概率为,k是玻尔兹曼常数，即1.3810-23J/K；T为绝对温度；EF为费米能级。
图25费米狄拉克函数曲线,
（1）当T0（K）时，若E0（K）时，若EEF，f（E）0.5，因此通常把电子占据率为0.5的能级定义为费米能级。
它不代表可为电子占据的真实能级，只是个参考能量。
（3）电子占据高能级的概率还随温度升高而增加。
一个材料系统的任意改变量EF表示每个电子输入或输出的电功率。
如果V是任意两点间的电势差，则对于一个处在黑暗中、平衡状态下和没有加电压或没有电动势产生的情况下的半导体系统而言，EF0且EF在这个系统中必须是均匀的。
若费米能级处于带隙中，发现一个处于能量E状态的空穴（或失去一个能量处于E状态的电子）的概率时1f（E）。
图24（c）。
3.热平衡载流子浓度,由于费米能级的电子占据概率为1/2，所以可能存在没有被电子占据的能级。
重要的是导带中能级为E的电子浓度，定义为单位体积中单位能量的实际电子数nE（E），等于在E处导带中能级密度gCB（E）和可被电子占据的概率的乘积：
这样nEdEgCB（E）f（E）dE是在能量EEdE范围内的电子数。
从导带底（Ec）到导带顶部（Ec）积分就给出导带中的电子浓度n，也就是当（ECEF）kT，则f（E）=exp-（E-EF）/kT,Feimi-Dirac统计由玻尔茲曼统计代替，这样的半导体是非简并的，对于非简倂的半导体是取决于温度的常数，称为导带有效能级密度。
将价带中的态密度gVB（E）与空穴的占据概率1-f（E）相乘，给出单位能量中的空穴浓度pE，再在EF高于EV几个kT的假设情况下对整个价带积分就给出空穴浓度,价带有效能级密度EF的位置决定电子和空穴的浓度，是一个有用的材料特性。
本征半导体中，np，其费米能级EFi处于EV之上、带隙之中NC和NV相近，且两者都同时出现在对数项中，所以EFi非常近似地位于带隙中间在半导体的n和p之间存在一个有用的关系式质量作用定律。
n和p的乘积为n=p=ni，ni为本征浓度,2.1.3本征半导体与杂质半导体结构完整、纯净的半导体称为本征半导体。
半导体中人为地掺入少量杂质形成掺杂半导体，杂质对半导体导电性能影响很大。
N型半导体在四价原子硅（Si）晶体中掺入五价原子，例如砷（As）（图26（a）所示），在晶格中某个硅原子被砷原子所替代，五价原子用四个价电子与周围的四价原子形成共价键，而多余一个电子，这样，半导体中的电子浓度比空穴浓度大得多，称之N型半导体。
图26Si中掺As,As原子捐献一个电子到导带施主杂质施主束缚电子的能量状态称为施主能级Ed，Ed与EC之间的能量差称为施主能级。
Nd是晶体中施主原子浓度，并假设Ndni，即n=Nd，导带电子与,iid,价带空穴复合以维持np=n2，所以空穴浓度p=n2/N。
因为电子和空穴两者都对电荷输运作出贡献，所以半导体的电导率既取决于电子也取决于空穴，如果e和h分别是电子和空穴的漂移率，则,对于n型半导体，为,2.P型半导体半导体中空穴的浓度就大于电子的浓度，称之为P型半导体。
图27Si中掺B,受主能级Ea也位于禁带中，Ea与EV之间的能量差称为受主电离能。
P型半导体由受主控制材料导电性。
对于硅晶体中掺入三价杂质成为p型半导体材料而言，由于带负电的硼离子不运动，对电导没有贡献，空穴多于电子。
如果晶体中的受主杂质浓度Na比本征浓度ni大得多，则在室温下所有受主都被离子化，这样pNa，则电子浓度由质量作用定律nni2/Na决定，它远小于p，因此电导率可以简单的表示为eNah。
表21N型半导体与P型半导体的比较,图28半导体能带图（a）本征半导体，（b）N型半导体，（c）P型半导体,简并与非简并,2.1.4简并与非简并半导体非简倂半导体中，导带中能级（状态）数远大于电子数，两电子同时占据,同一状态几乎是不可能的，可以忽略泡利不相容原理，用玻尔茲曼统计来,描述电子行为就可以了。
玻尔兹曼表达式（2.16）中，只有当nNc时n值才是有效的。
象nNc和pNv这样的半导体就叫做非简并半导体。
当用过多的施主杂质掺入半导体时，n大到可以和NC相比，即电阻率近似,地和绝对温度成正比，将nNc或pNv的半导体叫做简并半导体。
在简并半导体中，由于重掺杂，载流子的浓度很大。
例如，随着N型半导体中的施主浓度增加，施主原子互相之间变得越来越紧密，多余价电子的轨道互相交叠而形成窄的能带，成为导带中的部分能带。
来自施主的价电子从EC开始填充能带，就像金属中价电子填充交叠能带的情况，因此，费米能级位于导带中。
2-9（a）简并N型半导体，大量施主在导带上形成能带。
（b）简并P型半导体,如图2-9（a）所示，EC和EF之间的多数载流子为电子，在简并的P型半导体中，费米能级位于EV下的价带中，因为在简并半导体中杂质浓度比较大，以致它们相互之间产生影响，并不是所有的杂质都发生电离，如载流子浓度甚至能够达到典型值大约为1020/cm3的饱和度。
2-10与电压V有关的N型半导体的能带图，整个能带图因为电子具有静电势能而倾斜。
其费米能级EF比本征半导体的费米（EFi）高，更接近Ec而不是Ev。
外加电压沿着半导体产生均匀的压降以致半导体中的电子具有强迫的静电势能，如图所示，该静电势能向正极方向减小，因此，当电子从A向B漂移时，整个能带结构（导带和价带）均发生倾斜。
其势能因为电子到达正极而减少,。
外加电场时的能带,直接和间接带隙半导体,2.1.6直接带隙半导体与间接带隙半导体由量子力学可以知道，当电子处于一个空间宽度为L的无限深势阱中时，其量子化的能量由下式给出,式中me是电子质量，kn是德波罗意波的波矢量，数值是由下式所决定的量子数,晶体中电子的势能取决于它在晶体中的位置，并且因晶格排列的周期性，其势能也是周期性的，周期性的势能要影响能量E和动量k之间的关系。
为了得出晶体中电子的势能，必须求解三维周期势函数的薛定谔方程。
对于一维情况，求解受到以a为周期的势能V（x）=V（x+ma）（m=1,2,3）图2.11所示条件约束的薛定谔方程：
上式解的结果是布洛赫（Bloch）波函数，形式如下：
式中Uk（x）是取决于V（x）的周期函数，与V（x）具有相同的周期a，exp（jkx）是波矢量为k的行波。
一系列具体的kn值决定着一维晶体中众多的布洛赫波函数的解。
因此，晶体中电子的波函数是一个由Uk（x）调制的行波。
每一个k（x）对应着一个具有能量Ek的特定的kn值。
图211电子的势能,图212直接带隙半导体的E-k图.能量对晶体动量的关系曲线。
EKk,曲线下部的状态k（x）（能级）就构成价电子的波函数，即对应着价带中的能级；上部分对应着导带中的能级（因有较高的能量）。
在0K时，价电子填满Ek图下部的状态（能级）（特定的kn值）,图中的E-k曲线是由许多离散点所组成，每一个点对应着晶体中允许存在态（波函数）。
这些点是如此地靠近以致将E-k关系画成了曲线。
从E-k图中可以明显地看出，在Ev到Ec的能量区域中薛定谔方程无解，因此也就没有对应着Ev到Ec范围内的能量的状态k（x）。
进一步地从E-k图中可以发现，除了导带底部附近和价带顶部附近满足抛物线关系外，其余部分已偏离了抛物线的关系。
当温度在绝对零度以上时，由于热激发，价带顶部的某些电子将被激发到导带底部，根据图212中的E-k图，当电子空穴复合时，电子的能量就简单地从导带底部下降到价带顶部而不改变其k值，根据动量守恒，这种跃迁过程是可以接受的。
导带的极小值直接在价带的极大值之上，是直接带隙半导体。
电子空穴可以直接复合而发光。
图212的Ek图是假设在一维晶体的情况下得出的。
在一维晶体的情况下，晶体中的每个原子简单地受两个相邻原子的束缚。
但实际情况下晶体是三维的，势能函数V（x,y,z）在多于一个方向上显示出的周期性。
Ek曲线通常显示出不同寻常的特征。
如图213（a）。
图213直接带隙与间接带隙半导体的E-k图,间接带隙半导体，导带的最小值不直接位于价带的最大值之上不，在k轴上有位移。
复合过程不再遵守动量守恒。
晶体缺陷或杂质等形成的复合中心，电子首先被复合中心俘获，其能量和动量变成晶格的振动，即声子。
复合中心俘获的电子可以容易地落入到位于价带顶部的空能级上，进而与空穴复合。
晶格振动的发射是这一过程的特征。
某些间接带隙半导体中，如GaP，在某一复合中心电子与空穴的复合导致光子发射，如果不通过有目的地向GaP中添加杂质氮而产生复合中心Er，则Ek图类似于图213（c）中所示的那样，电子从Er到Ev的跃迁包含光子发射。
22非平衡态下的载流子,半导体在外界条件有变化（如受光照、外电场作用、温度变化）时，载流子浓度要随之发生变化，此时系统的状态称为非热平衡态。
载流子浓度对于热平衡状态时浓度的增量称为非平衡载流子，用n和p表示。
如半导体受到光照后，导带和价带中电子和空穴的浓度分别成为n=n0+n和p=p0+p。
这里n0和p0分别表示光照前一定温度下热平衡载流子的浓度。
2.2.1产生与复合以N型半导体为例，在光照下非平衡状态下载流子浓度为：
nN是N型半导体中多数载流子的浓度，pN是N型半导体中少数载流子空穴的浓度；nN0是光照前热平衡电子的浓度，pN0是光照前热平衡空穴的浓度；nN是非平衡载流子电子的浓度，pN是非平衡载流子空穴的浓度。
弱光注入情况：
nNpNnN0pN0ni和nN0nNpN2,在光照过程中，产生与复合同时存在，在恒定持续光照下产生率保持在高水平，同时复合率也随非平衡载流子的增加而增加，直至二者相等，系统达到新的平衡。
当光照停止，光致产生率为零，系统稳定态遭到破坏，复合率大于产生率，使非平衡载流子浓度逐渐减少，复合率随之下降，直至复合率等于热致的产生率时，非平衡载流子浓度将为零，系统恢复热平衡状态。
22.2非平衡载流子寿命非平衡载流子寿命是描述载流子复合的一个参数，指的是非平衡载流子从产生到复合之前的平均存在时间。
它决定光电器件的时间特性，与材料微观复合结构、掺杂和缺陷等有关。
非平衡载流子n（或p）的复合率一般可表示为的物理意义有如下三点：
寿命越长，复合率越小；寿命越短，复合率越大。
就是当非平衡载流子浓度衰减到原来的1/e所需的时间。
在没有外界作用下，非平衡载流子浓度的变化率等于复合率（这里只考虑n，p也有同样形式），即,从上式容易解得,是非平衡载流子得平均存在时间。
非平衡载流子是逐渐消失的，为所有非平衡载流子存在时间的总和。
而非平衡载流子的总数就是t0时的数值n（0）。
所以，载流子平均存在时间为,2.2.3陷阱效应半导体内部的杂质（或缺陷）除了决定材料的导电性质（起施主或受主的作用）和促进非平衡载流子的复合（决定非平衡载流子的寿命）等作用外，还有一种重要的作用，即陷阱效应。
施主、受主、复合中心或者其它各种杂质能级，在平衡时都有一定数目的电子。
这些能级中的电子通过载流子的俘获和产生过程与载流子之间保持着平衡。
由于某种原因，出现了非平衡载流子，使这种平衡遭到破坏。
这就必然引起杂质能级上的电子数目变化。
如果杂质能级上的电子增加，则说明杂质能级有收容电子的作用。
相反地，如果杂质能级上的电子数减少，则说明杂质能级有收容空穴的作用。
杂质能级这种积累非平衡载流子的作用就叫做陷阱作用。
如果一种杂质能级，俘获电子和空穴的能力没有很大差别，这种杂质能级的陷阱效应是很不显著的，它基本上起复合中心的作用。
在一般情况下，陷阱的密度远小于材料中多数载流子的密度，这时尽管陷阱有很大的几率俘获多数载流子，但所俘获的多数载流子与总数相比还是可以忽略。
换句话说，对多数载流子没有明显的陷阱效应。
只有当陷阱密度与多数载流子密度可以比拟或更大时，多数载流子的陷阱效应才不能忽略。
有显著陷阱效应的杂质能级常称为陷阱。
某种杂质能否成为很有效的陷阱，还取决于该杂质能级的位置。
杂质能级和费米能级相重合时，陷阱效应最显著。
由于陷阱的存在，直接影响着半导体的一些性质。
陷阱能俘获电子和空穴而不使它们复合，就增长了载流子的存在时间。
被陷载流子过一段时间后，在一定条件下，又被重新激发到导带（或价带），这时才能通过一定的复合机构复合，这样就显著增长了从非平衡到平衡的整个弛豫过程。
陷阱中的载流子被激发成自由载流子后，可能复合，也可能再次被陷阱俘获，有时载流子要被陷阱俘获几百次后才最后复合，这就是所谓的多次陷落现象。
更加延长了弛豫时间。
少数载流子陷阱增加了多数载流子寿命，从而增加了定态光电导灵敏度。
多数载流子的陷阱减少多数载流子数目，减少了定态光电导灵敏度。
2.2.4载流子的输运扩散与漂移半导体中非平衡载流子的运动有两种，即扩散运动和漂移运动。
它们都是定向运动，分别与扩散电流和漂移电流相联系。
扩散运动是在载流子浓度不均匀的情况下而发生的从高浓度处向低浓度处的迁移运动。
是载流子无规则热运动的结果，它不是由电场力的推动而产生的。
对于杂质均匀分布的半导体，其平衡载流子的浓度分布也是均匀的，此时不会有平衡载流子的扩散，只考虑非平衡载流子扩散，对于杂质分布不均匀的半导体，要同时考虑平衡载流子和非平衡载流子的扩散。
载流子在电场的加速作用下，除热运动之外获得的附加运动称为漂移运动。
1扩散运动考虑一维稳定扩散情形。
设光均匀地照射到一块均匀的半导体，在受照表面很薄一层内几乎全部被吸收掉，受光部分将产生非平衡载流子，其浓度随离开表面距离增大而减小。
扩散流面密度j与浓度梯度dN（x）/dx成正比：
j=-DdN（x）/dxD为扩散系数因非平衡载流子沿x轴分布是在边扩散、边复合中形成的，则下列关系式成立：
（-DdN（x）/dx）x-（-DdN（x）/dx）xx=N（x）x/上式两边同除以x，并对等号左边取x0极限得扩散方程：
d2N（x）/dx2=N（x）/（D）利用边界条件x=0,N（x）=N0；x=,N（x）=0，得N（x）=N0ex/L,L=（D）1/2称为扩散长度，表示N（x）减少到N0的1/e时所对应的距离x。
2.漂移运动载流子在外电场作用下，电子向正电极方向运动，空穴向负电极方向运动称为漂移。
在强电场作用下，由于饱和或雪崩击穿半导体会偏离欧姆定律。
在弱电场作用下，半导体中载流子漂移运动服从欧姆定律。
从欧姆定律的微分形式：
j=E从电流密度的定义：
j=nq，由此两式可得：
v（/nq）EnE在电场中电子所获得的加速度a=qE/m*在漂移运动中，因电子与晶格碰撞发生散射，故每次碰撞后漂移速度降到零。
如两次碰撞之间的平均时间为tc，则经tc后载流子的速度=atc=（qE/m*tc）=（qtc/m*）E，nqtc/m*,同一种载流子在导电类型不同的半导体中，因浓度不同，平均自由程不同，tc也不同，故也不同。
半导体中杂质浓度增加时，载流子碰撞机会增多，tc减小，将随之减小。
在扩散与漂移同时存在（半导体既受光照，又外加电场时）的情况下，扩散系数D（D表示扩散的难易）与迁移率（表示迁移的快慢）之间有爱因斯坦关系式：
D=（kT/q）电子与空穴沿x轴扩散，但DnDp，故它们引起的扩散流不能抵消。
在电场中多子、少子均作漂移运动，因多子数目远比少子多，所以漂移流主要是多子的贡献；在扩散情况下，如光照产生非平衡载流子，此时非平衡少子的浓度梯度最大，所以对扩散流的贡献主要是少子。
2.2.5半导体对光的吸收半导体材料吸收光子能量转换成电能是光电器件的工作基础。
光垂直入射到半导体表面时，进入到半导体内的光强遵照吸收定律：
Ix=I0（1-r）e-x,r是表面反射率，为材料吸收系数，与材料、入射光波长有关。
1.本征吸收半导体吸收光子的能量使价带中的电子激发到导带，在价带中留下空穴，产生等量的电子与空穴，这种吸收过程叫本征吸收。
产生本征吸收的条件是入射光子的能量（h）至少要等于材料的禁带宽度Eg。
即hEg从而有0Eg/h，0h/Eg=1.24meV/Eg0为材料的频率阈值，0为材料的波长阈值。
2.非本征吸收,非本征吸收包括杂质吸收、自由载流子吸收、激子吸收和晶格吸收等。
杂质吸收：
杂质能级上的电子（或空穴）吸收光子能量从杂质能级跃迁到导带（空穴跃迁到价带），这种吸收称为杂质吸收。
如图214（a）所示。
在这种跃迁过程中，光子能量与本征吸收一样，也存在一个长波限0，即0hc/Ei。
这时，引起杂质吸收的光子的最小能量应等于杂质的电离能Ei，即hEi。
由于杂质电离能比禁带宽度Eg小，所以这种吸收出现在本征限以外的长波区，即在本征吸收限长波侧形成如图214（b）所示的吸收带，多在红外区或远红外区。
图214杂质吸收,自由载流子吸收：
由于自由载流子在同一能带内不同能级之间的跃迁而引起的吸收。
吸收的辐射使载流子在带内的能量分布发生变化。
这种吸收虽不引起载流子浓度的变化，但由于电子迁移率依赖于能量，所以这种吸收过程导致迁移率改变，从而引起电导率改变。
半导体中光子与自由载流子之间发生的动量传递称作光子牵引效应。
激子吸收：
价带中的电子吸收小于禁带宽度的光子能量也能离开价带，但因能量不够还不能跃迁到导带成为自由电子。
这时，电子实际还与空穴保持着库仑力的相互作用，形成一个电中性系统，称为激子。
激子作为一个整体可以在晶格内自由运动。
能产生激子的光吸收称为激子吸收。
晶格吸收：
半导体原子能吸收能量较低的光子，并将其能量直接变为晶格的振动能，从而在远红外区形成一个连续的吸收带，这种吸收称为晶格吸收。
所吸收光子的波长比长波限更大些，即在长波限的长波侧形成一些很尖锐的吸收线。
2-3P-N结,P-N结在半导体器件中占有极其重要的地位，它是二极管、三极管、集成电路和其它结型光电器件最基本的结构单元。
把P型、N型、本征型（i型）半导体有机配合起来，结合成不均匀的半导体，能制造出多种半导体光电器件。
这里所说的结合是冶金学意义上的结合，指一个单晶体内部根据杂质的种类和含量的不同而形成的接触区域，严格来说是指其中的过渡区。
2.3.1PN结原理结有多种：
P-N结、P-i结、N-i结、P-P结、N-N结等。
i型指本征型，P、N分别指相对于p、n型半导体受主、施主浓度更大些。
制作P-N结的材料，可以是同一种半导体（同质结），也可以是由两种不同的半导体材料或金属与半导体的结合（异质结）。
开路情况：
可用一块半导体经掺杂形成p区和n区，如图216（a）所示，左边是Si掺杂受主原子B而形成的p区，右边是Si掺杂施主原子As而形成的n区。
在n区的电子为多数载流子，在p区的电子为少数载流子，使电子由n区流入p区，电子与空穴相遇又要发生复合，这样在原来是n区的结面附近电子变得很少，剩下的是浓度为Nd的正的施主离子As，形成正的空间电荷。
同样，空穴由P区扩散到N区后，由不能运动的浓度为Na的受主离子B形成负的空间电荷区。
这样就在结M两侧发生载流子耗尽，产生不能移动的离子区（也称耗尽区或空间电荷区），于是出现空间电偶层，形成内电场，此电场对两区多子的扩散有抵制作用（阻挡层），而对少子的漂移有帮助作用。
当载流子的扩散速率被内电场驱动的漂移速率所平衡（动态平衡）时，在界面两侧建立起内建电场。
在平衡条件下（无偏置电压、无光照）有pn,n2。
i对于均匀掺杂的p区和n区，整个半导体净的空间电荷密度net（x）分布情况示于图216（d）中，设M位于x0处，在x从WP到x0处，净空间电
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