半导体材料电子非电离能损的分析法计算
半导体物理与器件公式以及全参数
半导体物理与器件公式以及参数KT =0.0259ev N c =2.8∗1019N v =1.04∗1019SI 材料的禁带宽度为：1.12ev. 硅材料的n i =1.5∗1010Ge 材料的n i =2.4∗1013 GaAs 材料的n i =1.8∗106介电弛豫时间函数：瞬间给半导体某一表面增加某种载流子，最终达到电中性的时间，ρ(t )=ρ(0)e −(t /τd )，其中τd =ϵσ，最终通过证明这个时间与普通载流子的寿命时间相比十分的短暂，由此就可以证明准电中性的条件。
E F 热平衡状态下半导体的费米能级，E Fi 本征半导体的费米能级，重新定义的E Fn 是存在过剩载流子时的准费米能级。
准费米能级：半导体中存在过剩载流子，则半导体就不会处于热平衡状态，费米能级就会发生变化，定义准费米能级。
n 0+∆n =n i exp (E Fn −E Fi kT )p 0+∆p =n i exp [−(E Fp −E Fi )kT] 用这两组公式求解问题。
通过计算可知，电子的准费米能级高于E Fi ，空穴的准费米能级低于E Fi ，对于多子来讲，由于载流子浓度变化不大，所以准费米能级基本靠近热平衡态下的费米能级，但是对于少子来讲，少子浓度发生了很大的变化，所以费米能级有相对比较大的变化，由于注入过剩载流子，所以导致各自的准费米能级都靠近各自的价带。
过剩载流子的寿命：半导体材料：半导体材料多是单晶材料，单晶材料的电学特性不仅和化学组成相关而且还与原子排列有关系。
半导体基本分为两类，元素半导体材料和化合物半导体材料。
GaAs主要用于光学器件或者是高速器件。
固体的类型：无定型（个别原子或分子尺度内有序）、单晶（许多原子或分子的尺度上有序）、多晶（整个范围内都有很好的周期性），单晶的区域成为晶粒，晶界将各个晶粒分开，并且晶界会导致半导体材料的电学特性衰退。
空间晶格：晶格是指晶体中这种原子的周期性排列，晶胞就是可以复制出整个晶体的一小部分晶体，晶胞的结构可能会有很多种。
Geant4模拟质子入射InP产生的位移损伤
第19卷 第1期 太赫兹科学与电子信息学报Vo1.19，No.1 2021年2月 Journal of Terahertz Science and Electronic Information Technology Feb.，2021 文章编号：2095-4980(2021)01-0176-05Geant4模拟质子入射InP产生的位移损伤白雨蓉，贺朝会，谢 飞，李永宏，臧 航(西安交通大学核科学与技术学院，陕西西安 710049)摘 要：磷化铟(InP)作为重要的第二代半导体材料，禁带宽度大，电子漂移速度快，抗辐照性能比Si,GaAs好，可作为制备空间飞行器上电学器件的备选材料。
随着半导体器件的尺寸纳米化，空间环境中低能质子辐照元件所导致的位移损伤成为影响元件电学性能的主要因素之一。
本文使用Geant4模拟得到低能质子入射InP产生的初级撞出原子(PKA)种类及占比和不同能量质子的非电离能量损失(NIEL)的深度分布。
结果表明：质子俘获和核反应的概率随质子能量的增加而增加，进而使弹性碰撞产生的反冲原子In,P的占比减少，其他反冲原子占比增加；NIEL峰值随质子能量的增加而降低，且NIEL峰有向前移动的趋势，即随着质子能量增加，位移损伤严重区域逐渐由材料末端移至材料表面。
关键词：非电离能量损失模型；Geant4；空间质子辐射；磷化铟中图分类号：TN304.2＋3文献标志码：A doi：10.11805/TKYDA2019383Geant4 simulation of displacement damage induced by proton irradiation in InPBAI Yurong，HE Chaohui，XIE Fei，LI Yonghong，ZANG Hang(School of Nuclear Science and Technology，Xi’an Jiaotong University，Xi’an Shaanxi 710049，China)Abstract：As an important second-generation semiconductor material, indium phosphide has wide bandgap, fast electron drift and better radiation resistance than Si and GaAs. It can be used as analternative material for the preparation of electrical devices on space vehicles. With the nano-size ofsemiconductor devices, the displacement damage caused by low-energy proton irradiation in spaceenvironment is one of the main factors affecting the electrical properties of components. In this paper, thetypes and proportions of Primary Knock-on Atom(PKA) produced by low energy protons irradiation and thedepth distribution of Non-Ionizing Energy Loss(NIEL) of protons with different energies are obtained byGeant4 simulation. The results show that the probability of proton capture and nuclear reaction increaseswith the increase of proton energy, which decreases the proportion of recoil atoms In and P and enhancesother recoil atoms in elastic collision. The NIEL peak tends to move forward in depth of the bulk materialwith the increase of proton energy, which means the area of serious displacement damage gradually shiftsfrom the end of the material to the surface of the material.Keywords：Non-Ionizing Energy Loss；Geant4；space proton irradiation damage；InP对半导体器件的位移损伤研究始于20世纪70年代，主要以地面辐照试验为主，M Yamaguchi, R J Walters 等[1-4]对InP,GaAs,GaN等III-V族化合物半导体材料做了一系列的粒子束辐照实验，得到位移损伤对III-V族半导体器件电学性能的影响规律。
半导体物理第十章半导体的光学性质
吸收 自发吸收
受激辐射：
当处于激发态(E2)的原子收到另一个能量为(E2-E1)的光子 作用时，受激原子立刻跃迁到基态E1,并发射一个能量也 为(E2-E1)的光子。这种在光辐射的刺激下，受激原子从激 发态向基态跃迁的辐射过程，成为受激辐射。 受激辐射光子的全部特性（频率，位相，方向和偏振态等 与入射光子完全相同。 受激辐射过程中，一个入射光子能产生两个相位，同频率 的光子
透过一定厚度d的媒质(两个界面）：
T = (1− R)2 e−αd
如：玻璃，消光系数k=0 T=(1-R)2=0.962~92%
10.2 半导体的光吸收
本征吸收 直接跃迁，间接跃迁 其他吸收过程
10.2.1 本征吸收
本征吸收： 电子吸收光子由价带激发到导带的过程
条件：
hω ≥ hω0 = Eg
反射系数
R = ( n1 − n2 )2 n1 + n2
= ( n −1− ik )2 n +1− ik
=
(n −1)2 + k 2 (n +1)2 + k 2
玻璃折射率为 n~1.5，k~0, 反射率R~4% 如某一材料 n~4, k~0, 反射率为 R~36%
透射系数，透过某一界面的光的能流密度比值： T=1-R
把处于激发态E2的原子数大于处于基态E1的原子数的这种 反常情况，成为“分布反转”或“粒子数反转”。
要产生激光，必须在系统中造成粒子数反转。
粒子数反转条件
为了提高注入效率 异质结发光： PN结两边禁带宽度不等，势垒不对称。 空穴能注入N区，而电子不能注入P区。 P区为注入区，N区为发光区。
(完整版)半导体材料的分类_及其各自的性能汇总
其中晶态半导体又可以分为单晶半导体和多晶半导体。
上述材料中，锗(Ge)、硅(Si)、砷化镓(GaAs)都是单晶，是由均一的晶粒有序堆积组成；而多晶则是由很多小晶粒杂乱地堆积而成。
对于非晶态半导体，有非晶态硅、非晶态锗等，它们没有规则的外形，也没有固定熔点，内部结构不存在长程有序，只是在若干原子间距内的较小范围内存在结构上的有序排列，称作短程有序。
另外，在实际应用中，根据半导体材料中是否含有杂质，又可以将半导体材料分为本征半导体和杂质半导体。
在下面的章节中将会介绍，杂质的存在将对材料的性能产生很大的影响。
二. 半导体材料的结构及其性能1.几种半导体材料的结构1.1金刚石结构型材料Si、Ge等Ⅳ族元素有4个未配对的价电子，每个原子只能与周围4个原子共价键合，使每个原子的最外层都成为8个电子的闭合壳层，因此共价晶体的配位数(即晶体中一个原子最近邻的原子数)只能是 4。
方向性是指原子间形成共价键时，电子云的重叠在空间一定方向上具有最高密度，这个方向就是共价键方向。
共价键方向是四面体对称的，即共价键是从正四面体中心原子出发指向它的四个顶角原子，共价键之间的夹角为109°28′，这种正四面体称为共价四面体，见图 1.2。
图中原子间的二条连线表示共有一对价电子，二条线的方向表示共价键方向。
共价四面体中如果把原子粗略看成圆球并且最近邻的原子彼此相切，圆球半径就称为共价四面体半径。
单纯依靠图1.2那样的一个四面体还不能表示出各个四面体之间的相互关系，为充分展示共价晶体的结构特点，图1.3(a)画出了由四个共价四面体所组成的一个Si、Ge晶体结构的晶胞，统称为金刚石结构晶胞，整个Si、Ge晶体就是由这样的晶胞周期性重复排列而成。
它是一个正立方体，立方体的八个顶角和六个面心各有一个原子，内部四条空间对角线上距顶角原子1/4对角线长度处各有一个原子，金刚石结构晶胞中共有8个原子。
金刚石结构晶胞也可以看作是两个面心立方沿空间对角线相互平移 1/4 对角线长度套构而成的。
半导体物理(微电子器件基础)知识点总结
第一章●能带论：单电子近似法争论晶体中电子状态的理论●金刚石构造：两个面心立方按体对角线平移四分之一闪锌矿●纤锌矿：两类原子各自组成的六方排列的双原子层积存而成〔001〕面ABAB 挨次积存●禁带宽度：导带底与价带顶之间的距离脱离共价键所需最低能量●本征激发：价带电子激发成倒带电子的过程●有效质量〔意义〕：概括了半导体内的势场作用，使解决半导体内电子在外力作用下运动规律时，可以不涉及半导体内部势场作用●空穴：价带中空着的状态看成是带正电的粒子●准连续能级：由于N 很大，每个能带的能级根本上可以看成是连续的●重空穴带：有效质量较大的空穴组成的价带●窄禁带半导体：原子序数较高的化合物●导带：电子局部占满的能带，电子可以吸取能量跃迁到未被占据的能级●价带：被价电子占满的满带●满带：电子占满能级●半导体合金：IV 族元素任意比例熔合●能谷：导带微小值●本征半导体：完全不含杂质且无晶格缺陷的纯洁半导体●应变半导体：经过赝晶生长生成的半导体●赝晶生长：晶格失配通过合金层的应变得到补偿或调整，获得无界面失配位错的合金层的生长模式●直接带隙半导体材料就是导带最小值〔导带底〕和满带最大值在k 空间中同一位置●间接带隙半导体材料导带最小值〔导带底〕和满带最大值在k 空间中不同位置●允带：允许电子能量存在的能量范围.●同质多象体：一种物质能以两种或两种以上不同的晶体构造存在的现象其次章●替位杂质：杂质原子取代晶格原子而位于晶格点处。
●间隙杂质：杂质原子位于晶格的间隙位置。
●杂质浓度：单位体积中的杂质原子数。
●施主〔N 型〕杂质：释放束缚电子，并成为不行动正电荷中心的杂质。
●受主〔P 型〕杂质：释放束缚空穴，并成为不行动负电荷中心的杂质。
● 杂质电离：束缚电子被释放的过程〔N 〕、束缚空穴被释放的过程〔P 〕。
● 杂质束缚态：杂质未电离时的中性状态。
● 杂质电离能：杂质电离所需的最小能量：● 浅能级杂质：施〔受〕主能级很接近导〔价〕带底〔顶〕。
20111227-Materialsstudio软件半导体缺陷形成能的计算
单击此处编辑母版标题样式单此编辑版本样式单击此处编辑母版文本样式Materials Studio 第二级第三级Materials Studio 软件第四级半导体缺陷形成能的计算第五级半导体是指一种导电性可受控制，范围可从绝缘体至导体之间的材料。
单击此处编辑母版标题样式单击此处编辑母版副标题样式金属半导体绝缘体n型/p型半导体单击此处编辑母版标题样式单击此处编辑母版副标题样式密度泛函理论(Density Functional Theory)Hohenberg Kohn 定理r n E r r E G G G =Ψ,...Hohenberg-Kohn ()[]()[]N ,1()[]()[]()[]()[]r n E r n U r n T r n E xc G G G G ++=0单击此处编辑母版标题样式[])()()]([,,,2r r r n v k i k i k i eff G G G G G G ϕεϕ=+∇Kohn-Sham 方程单击此处编辑母版副标题样式Walter Kohn()()()r r f r n i i i G G G ϕϕ×=∑∗前提条件i ()r d r n N 3∫Ω=G •只能计算体系的基态性能局限性•需要对交换相关能E xc 做近似处理CASTEP平面波赝势法(Planewave-Pseudopotential)CASTEP ⋅+r)G k (i 将电子波函数通过平面波函数展开∑+=ΨG ,)r (G k i e C 单击此处编辑母版标题样式赝势有效的减少平面波数目单击此处编辑母版副标题样式pseudo wave functionpseudopotential 只适用于周期性体系一、缺陷形成能(1)如果超晶胞中没有原子的得失，且保持电中性。
此单击此处编辑母版标题样式时，其缺陷形成能的表达式为：(d f t)(f t)(1)E f ＝E T (defect) －E T (perfect) (1)单击此处编辑母版副标题样式E f 为缺陷形成能；E T (defect)为含有缺陷的体系的总能；E T (perfect) 为完整晶格的体系总能。
20111227-Materialsstudio软件半导体缺陷形成能的计算
单击此处编辑母版标题样式单此编辑版本样式单击此处编辑母版文本样式Materials Studio 第二级第三级Materials Studio 软件第四级半导体缺陷形成能的计算第五级半导体是指一种导电性可受控制，范围可从绝缘体至导体之间的材料。
单击此处编辑母版标题样式单击此处编辑母版副标题样式金属半导体绝缘体n型/p型半导体单击此处编辑母版标题样式单击此处编辑母版副标题样式密度泛函理论(Density Functional Theory)Hohenberg Kohn 定理r n E r r E G G G =Ψ,...Hohenberg-Kohn ()[]()[]N ,1()[]()[]()[]()[]r n E r n U r n T r n E xc G G G G ++=0单击此处编辑母版标题样式[])()()]([,,,2r r r n v k i k i k i eff G G G G G G ϕεϕ=+∇Kohn-Sham 方程单击此处编辑母版副标题样式Walter Kohn()()()r r f r n i i i G G G ϕϕ×=∑∗前提条件i ()r d r n N 3∫Ω=G •只能计算体系的基态性能局限性•需要对交换相关能E xc 做近似处理CASTEP平面波赝势法(Planewave-Pseudopotential)CASTEP ⋅+r)G k (i 将电子波函数通过平面波函数展开∑+=ΨG ,)r (G k i e C 单击此处编辑母版标题样式赝势有效的减少平面波数目单击此处编辑母版副标题样式pseudo wave functionpseudopotential 只适用于周期性体系一、缺陷形成能(1)如果超晶胞中没有原子的得失，且保持电中性。
此单击此处编辑母版标题样式时，其缺陷形成能的表达式为：(d f t)(f t)(1)E f ＝E T (defect) －E T (perfect) (1)单击此处编辑母版副标题样式E f 为缺陷形成能；E T (defect)为含有缺陷的体系的总能；E T (perfect) 为完整晶格的体系总能。
半导体物理知识点及重点习题总结
基本概念题：第一章半导体电子状态1.1 半导体通常是指导电能力介于导体和绝缘体之间的材料，其导带在绝对零度时全空，价带全满，禁带宽度较绝缘体的小许多。
1.2能带晶体中，电子的能量是不连续的，在某些能量区间能级分布是准连续的，在某些区间没有能及分布。
这些区间在能级图中表现为带状，称之为能带。
1.2能带论是半导体物理的理论基础，试简要说明能带论所采用的理论方法。
答：能带论在以下两个重要近似基础上，给出晶体的势场分布，进而给出电子的薛定鄂方程。
通过该方程和周期性边界条件最终给出E-k关系，从而系统地建立起该理论。
单电子近似：将晶体中其它电子对某一电子的库仑作用按几率分布平均地加以考虑，这样就可把求解晶体中电子波函数的复杂的多体问题简化为单体问题。
绝热近似：近似认为晶格系统与电子系统之间没有能量交换，而将实际存在的这种交换当作微扰来处理。
1.2克龙尼克—潘纳模型解释能带现象的理论方法答案：克龙尼克—潘纳模型是为分析晶体中电子运动状态和E-k关系而提出的一维晶体的势场分布模型，如下图所示利用该势场模型就可给出一维晶体中电子所遵守的薛定谔方程的具体表达式，进而确定波函数并给出E-k关系。
由此得到的能量分布在k空间上是周期函数，而且某些能量区间能级是准连续的（被称为允带），另一些区间没有电子能级（被称为禁带）。
从而利用量子力学的方法解释了能带现象，因此该模型具有重要的物理意义。
1.2导带与价带1.3有效质量有效质量是在描述晶体中载流子运动时引进的物理量。
它概括了周期性势场对载流子运动的影响，从而使外场力与加速度的关系具有牛顿定律的形式。
其大小由晶体自身的E-k关系决定。
1.4本征半导体既无杂质有无缺陷的理想半导体材料。
1.4空穴空穴是为处理价带电子导电问题而引进的概念。
设想价带中的每个空电子状态带有一个正的基本电荷，并赋予其与电子符号相反、大小相等的有效质量，这样就引进了一个假想的粒子，称其为空穴。
它引起的假想电流正好等于价带中的电子电流。
半导体物理与器件公式以及全参数
半导体物理与器件公式以及参数SI材料的禁带宽度为：1.12ev. 硅材料的Ge材料的 GaAs材料的介电弛豫时间函数：瞬间给半导体某一表面增加某种载流子，最终达，最终通过证到电中性的时间，ρρτ，其中τσ明这个时间与普通载流子的寿命时间相比十分的短暂，由此就可以证明准电中性的条件。
热平衡状态下半导体的费米能级，本征半导体的费米能级，重新定义的是存在过剩载流子时的准费米能级。
准费米能级：半导体中存在过剩载流子，则半导体就不会处于热平衡状态，费米能级就会发生变化，定义准费米能级。
用这两组公式求解问题。
通过计算可知，电子的准费米能级高于，空穴的准费米能级低于，对于多子来讲，由于载流子浓度变化不大，所以准费米能级基本靠近热平衡态下的费米能级，但是对于少子来讲，少子浓度发生了很大的变化，所以费米能级有相对比较大的变化，由于注入过剩载流子，所以导致各自的准费米能级都靠近各自的价带。
过剩载流子的寿命： 半导体材料：半导体材料多是单晶材料，单晶材料的电学特性不仅和化学组成相关而且还与原子排列有关系。
半导体基本分为两类，元素半导体材料和化合物半导体材料。
GaAs 主要用于光学器件或者是高速器件。
固体的类型：无定型（个别原子或分子尺度内有序）、单晶（许多原子或分子的尺度上有序）、多晶（整个范围内都有很好的周期性），单晶的区域成为晶粒，晶界将各个晶粒分开，并且晶界会导致半导体材料的电学特性衰退。
空间晶格：晶格是指晶体中这种原子的周期性排列，晶胞就是可以复制出整个晶体的一小部分晶体，晶胞的结构可能会有很多种。
原胞就是可以通过重复排列形成晶体的最小晶胞。
三维晶体中每一个等效的格点都可以采用矢量表示为 ，其中矢量 ，， 称为晶格常数。
晶体中三种结构，简立方、体心立方、面心立方。
原子体密度 每晶胞的原子数每晶胞的体积米勒指数，对所在平面的截距取倒数在进行通分，所有平行平面的米勒指数相等，平面集的计算方式。
原子面密度每个晶面的原子数每个晶面的面积晶向表示的是某条射线的方向，在简立方体重相同数值的米勒指数的晶向和晶面是相互垂直的。
功率器件损耗计算
功率器件损耗计算在进行功率器件损耗计算时，需要考虑以下几个主要方面：1.集成电路：对于集成电路，损耗主要来自于内部晶体管的开关和传导损耗，以及电流通过它们时发生的漏电流散热损耗。
为了计算这些损耗，需要知道器件的开关速度、开关频率和电流负载等参数。
2.晶体管：对于晶体管，损耗主要来自于导通和截止过程中的能量耗散。
导通损耗由导通电压降和电流给出，截止损耗由输入和输出电容充放电时发生。
3.二极管：对于二极管，损耗主要包括正向电压降损耗和反向漏电流损耗。
正向电压降损耗由电流和电压给出，反向漏电流损耗由反向电压和反向电流给出。
4.功率模块：功率模块通常由多个功率器件组成，包括晶体管、二极管和其他被动元件。
在计算功率模块的损耗时，需要将各个器件的损耗相加。
在进行功率器件损耗计算时，需要使用适当的数学模型和公式。
以下是常用的一些方法和公式：1.线性电阻损耗计算：线性电阻损耗定义为电流通过电阻时产生的热量。
线性电阻损耗可以通过下式计算：P=I^2*R，其中P是功率损耗，I是电流，R是电阻。
2. 平方导通损耗计算：平方导通损耗定义为晶体管导通时电流和电压的乘积。
平方导通损耗可以通过下式计算：P = I^2 * Rds(on)，其中P是功率损耗，I是电流，Rds(on)是漏极-源极导通电阻。
3. 漏电流损耗计算：漏电流损耗定义为晶体管截止时漏极和源极之间的电压乘以反向漏电流。
漏电流损耗可以通过下式计算：P = Vds * Idss，其中P是功率损耗，Vds是漏极-源极电压，Idss是漏电流。
4.功率模块损耗计算：对于功率模块，可以通过将各个器件的损耗相加来计算总的功率损耗。
除了以上提到的计算方法和公式，还可以使用电路模拟软件进行功率器件损耗的模拟和计算。
这些软件可以提供更准确的结果，并且可以考虑更多的因素，如温度、材料特性等。
最后，功率器件损耗的计算对于设计和优化电路非常重要，可以帮助电路设计师确定器件的散热需求，评估电路的效能，并提高电路的可靠性。
半导体材料电学性能
2.3 半导体材料的导电性
半导体的电学性能介于导体和绝缘体之间， 所以称为“半导体”。 半导体材料可分为晶体半导体，非晶半导体 和有机半导体。 晶体半导体材料分单质半导体（如Si和Ge） 和化合物半导体（如GaAs，CdSe）
1
一、本征半导体
本征半导体：完全纯净的、结构完整的半导体晶体。 1、本征半导体的结构特点 （1）硅、锗原子的结构
⑸
令 NCe1 4(2m2Ck)32T32
则有半导体导带电子密度：
nNCeexp(ECk TEF)
⑹
（一）本征载流子的浓度
类似处理可以得到价带空穴体积密度 价带顶电子状态密度：
N V (E )2 1 2(2 m 2 h)3 2(E v E )1 2
一个量子态不被占据就是空着，所以能量为E的量子态未
（1）载流子：自由电子和空穴
在绝对0度（T=0K）和没 有外界激发时,价电子完全 被共价键束缚着，本征半 导体中没有可以运动的带 电粒子（即载流子），它 的导电能力为 0，相当于 绝缘体。
6
（1）载流子：自由电子和空穴
在常温下，由于热激发，使一些价电子获得足够 的能量而脱离共价键的束缚，成为自由电子，同 时共价键上留下一个空位，称为空穴。
+++ +++ +++
半导体不完全电离模型
半导体不完全电离模型
半导体不完全电离模型是用来描述半导体内部电子和空穴行为的模型。
在半导体中，晶体格点中的原子有不完全电离，即它们并不完全失去或获得电子，而是存在着少量的自由电子和空穴。
在半导体中，原子晶格的每个原子都有一个价带和一个导带，价带中的电子和导带中的空穴可以被外界的激发而跃迁。
在绝对零度时，价带中的电子都处于能量最低的状态，导带中没有电子。
当外界施加电场或温度升高时，价带中的电子可以被激发到导带中，形成自由电子，而在价带中留下一个空穴。
半导体不完全电离模型考虑到了价带和导带中电子和空穴的存在，并利用统计力学的方法描述了电子和空穴的分布。
它假设了费米-狄拉克分布函数来描述自由电子和空穴的能级分布，同时考虑了电子和空穴的散射过程和复合过程。
通过求解电子和空穴的连续性方程和泊松方程，可以得到半导体中电子和空穴的分布和运动行为。
半导体不完全电离模型是研究半导体材料和器件行为的重要工具，可以用来解释半导体中的电流输运、能带结构、载流子浓度等物理现象。
它对于研究半导体器件的性能和设计具有重要的意义。
半导体截止波长计算公式含有电离能
半导体截止波长计算公式含有电离能在半导体材料的研究和应用中，截止波长是一个重要的参数。
截止波长是指当光照射到半导体材料上时，能够引起电子从价带跃迁到导带的最小波长。
截止波长一般与半导体材料的电离能有关。
半导体材料是一种能够在一定条件下导电的材料。
它的导电性介于导体和绝缘体之间。
在半导体材料中，电子从价带跃迁到导带是导电的基本过程。
在常温下，半导体材料的电子处于价带中，当有外界能量的输入时，电子可以吸收能量，跃迁到导带中，形成电流。
半导体材料的截止波长与电离能有密切关系。
电离能是指将一个原子中的电子从基态移到无穷远处所需的能量。
对于半导体材料来说，电离能决定了电子从价带跃迁到导带所需的最小能量。
而光的能量与波长有关，所以截止波长就是能够提供足够能量使得电子跃迁的最短波长。
具体来说，半导体材料的截止波长可以通过以下公式计算：λ = hc / Eg其中，λ表示截止波长，h为普朗克常数，c为光速，Eg为半导体材料的带隙能量。
带隙能量是指价带和导带之间的能量差，也就是电子从价带跃迁到导带所需的能量。
通过这个公式，我们可以看出，截止波长与半导体材料的带隙能量成反比关系。
带隙能量越大，截止波长越短，所需的能量越大；带隙能量越小，截止波长越长，所需的能量越小。
半导体材料的带隙能量与其化学成分和晶体结构有关。
不同的半导体材料有不同的带隙能量，因此截止波长也会有所差异。
常见的半导体材料有硅、锗、砷化镓等，它们的截止波长分别为约1100nm、1600nm和900nm左右。
除了带隙能量，半导体材料的掺杂也会影响截止波长。
掺杂是指向半导体材料中引入其他杂质，改变其导电性能。
掺杂可以改变半导体材料的能带结构，从而影响截止波长。
例如，掺杂一定浓度的杂质可以使得半导体材料的带隙能量变小，从而导致截止波长变长。
半导体材料的截止波长与其电离能有密切关系。
截止波长是电子从价带跃迁到导带所需的最小波长，可以通过公式λ = hc / Eg计算得到。
本征半导体费米能级表达式
本征半导体的费米能级表达式通常由以下公式给出：
EF = (EC + EV) / 2 + kT / 2 * ln(NC / NV)
其中，EF 是费米能级，EC 是导带底能量，EV 是价带顶能量，kT 是热能（k 是玻尔兹曼常数，T 是绝对温度），NC 是导带有效状态密度，NV 是价带有效状态密度。
然而，也需要注意，在一些特定的情况下，费米能级的表达式可能会有些不同。
例如，在本征半导体中，当导带和价带的有效质量相等时，费米能级位于禁带中线处，其表达式可以简化为：
EF = (EC + EV) / 2
这是因为在低温极限下，本征半导体的费米能级位于禁带中线处，此时电子和空穴的浓度相等，半导体呈现电中性。
另外，对于非本征半导体，即掺杂半导体，费米能级的位置和表达式会受到掺杂浓度和温度等因素的影响，需要根据具体情况进行计算。
请注意，上述公式中的符号和单位可能因不同的文献和领域而有所差异，因此在实际应用中需要根据具体情况进行调整。
同时，这些公式也仅适用于理想情况下的半导体，对于实际材料中的复杂情况，可能需要进行更为详细的计算和模拟。
半导体物理与器件公式以及参数
半导体物理与器件公式以及参数KT=0.0259ev N c=2.8∗1019N v=1.04∗1019 SI材料的禁带宽度为：1.12ev. 硅材料的n i=1.5∗1010Ge材料的n i=2.4∗1013 GaAs材料的n i=1.8∗106介电弛豫时间函数：瞬间给半导体某一表面增加某种载流子，最终达，最终通过证到电中性的时间，ρ(t)=ρ(0)e−(t/τd)，其中τd=ϵσ明这个时间与普通载流子的寿命时间相比十分的短暂，由此就可以证明准电中性的条件。
E F热平衡状态下半导体的费米能级，E Fi本征半导体的费米能级，重新定义的E Fn是存在过剩载流子时的准费米能级。
准费米能级：半导体中存在过剩载流子，则半导体就不会处于热平衡状态，费米能级就会发生变化，定义准费米能级。
n0+∆n=n i exp(E Fn−E Fi) p0+∆p=kT]n i exp[−(E Fp−E Fi)kT用这两组公式求解问题。
通过计算可知，电子的准费米能级高于E Fi，空穴的准费米能级低于E Fi，对于多子来讲，由于载流子浓度变化不大，所以准费米能级基本靠近热平衡态下的费米能级，但是对于少子来讲，少子浓度发生了很大的变化，所以费米能级有相对比较大的变化，由于注入过剩载流子，所以导致各自的准费米能级都靠近各自的价带。
过剩载流子的寿命：半导体材料：半导体材料多是单晶材料，单晶材料的电学特性不仅和化学组成相关而且还与原子排列有关系。
半导体基本分为两类，元素半导体材料和化合物半导体材料。
GaAs主要用于光学器件或者是高速器件。
固体的类型：无定型（个别原子或分子尺度内有序）、单晶（许多原子或分子的尺度上有序）、多晶（整个范围内都有很好的周期性），单晶的区域成为晶粒，晶界将各个晶粒分开，并且晶界会导致半导体材料的电学特性衰退。
空间晶格：晶格是指晶体中这种原子的周期性排列，晶胞就是可以复制出整个晶体的一小部分晶体，晶胞的结构可能会有很多种。
第二章半导体中杂质和缺陷能级
Ec ED 电离施主 电离受主
Ev
n=ND-NA 此时半导体为n型半导体
(2) ND<NA
Ec ED 电离施主
电离受主 EA Ev
p=NA- ND 此时半导体为p型半导体
(3) ND≈NA ED上的电子刚好全部填满EA上的空的状态，导带 中的电子浓度和价带中的空穴浓度没有任何变化， 即杂质的高度补偿。此时，半导体性能很差！
Ec
杂质能级
Ev
2、施主（donor) 能级： 举例：Si中掺磷P（Si：P）
导带电子
电离施主 P+
束缚在正电 中心附近的 所受到的束 缚力比共价 键弱得多！
施主杂质 能 级 图：
施主杂 电子 质原子
电离的结果：导带中的电子数增加了，这即是 掺施主杂质的意义所在。
施主杂质
束缚态：杂质未电离，中性
上述杂质的特点：
施主电离能△ED《 Eg 受主电离能 △EA《 Eg
浅能级杂质
本征半导体和非本征半导体：
电子从价带直接向导带激发，成为导带的自 由电子，这种激发称为本征激发，只有本征
激发的半导体为本征半导体。
杂质向导带和价带提供电子和空穴的过程 （电子从施主能级向导带的跃迁或空穴从受 主能级向价带的跃迁）称为杂质电离或杂质 激发。所需要的能量称为杂质的电离能。 称 具有这种导电能力的杂质半导体为非本征半 导体。
库仑排斥 （4） Au二 ；得到两个电子
电离能变大
（5） Au三；得到三个电子
对应金在锗中的四个能级，一个施主，三个受主能级
例2：Au（Ⅰ族）在Si中
EC
两个深杂质能
级，真正对少
EA
子寿命起控制 作用的是最靠
实验四 霍尔效应法测量半导体的载流子浓度、电导率和迁移
实验四霍尔效应法测量半导体的载流子浓度、电导率和迁移一、实验目的1．了解霍尔效应实验原理以及有关霍尔元件对材料要求的知识。
2．学习用“对称测量法”消除副效应的影响，测量并绘制试样的VH－IS和VH－IM 曲线。
3．确定试样的导电类型、载流子浓度以及迁移率。
二、实验原理置于磁场中的半导体，如果电流方向与磁场垂直，则在垂直于电流和磁场的方向会产生一附加的横向电场，这个现象是霍普斯金大学研究生霍尔于1879年发现的，后被称为霍尔效应。
随着半导体物理学的迅速发展，霍尔系数和电导率的测量已成为研究半导体材料的主要方法之一。
通过实验测量半导体材料的霍尔系数和电导率可以判断材料的导电类型、载流子浓度、载流子迁移率等主要参数。
若能测量霍尔系数和电导率随温度变化的关系，还可以求出半导体材料的杂质电离能和材料的禁带宽度。
如今，霍尔效应不但是测定半导体材料电学参数的主要手段，而且随着电子技术的发展，利用该效应制成的霍尔器件，由于结构简单、频率响应宽（高达10GHz）、寿命长、可靠性高等优点，已广泛用于非电量测量、自动控制和信息处理等方面。
在工业生产要求自动检测和控制的今天，作为敏感元件之一的霍尔器件，将有更广阔的应用前景。
了解这一富有实用性的实验，对日后的工作将有益处。
霍尔效应从本质上讲是运动的带电粒子在磁场中受洛仑兹力作用而引起的偏转。
当带电粒子（电子或空穴）被约束在固体材料中，这种偏转就导致在垂直电流和磁场的方向上产生正负电荷的聚积，从而形成附加的横向电场，即霍尔电场。
对于图（1）（a）所示的N型半导体试样，若在X方向的电极D、E上通以电流Is，在Z方向加磁场B，试样中载流子（电子）将受洛仑兹力：（1）其中e为载流子（电子）电量，为载流子在电流方向上的平均定向漂移速率，B为磁感应强度。
（a）（b）图(1) 样品示意图无论载流子是正电荷还是负电荷，Fg的方向均沿Y方向，在此力的作用下，载流子发生便移，则在Y方向即试样A、A´电极两侧就开始聚积异号电荷而在试样A、A´两侧产生一个电位差VH，形成相应的附加电场E—霍尔电场，相应的电压VH称为霍尔电压，电极A、A´称为霍尔电极。
浅能级杂质电离能的简单计算
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浅能级杂质电离能计算方法
电离能($I$)
将上述公式中的$E _
{i}$和$E _
{f}$代入，即可求得浅能级杂质的电离能。 需要注意的是，这种方法仅适用于浅能级杂 质，即其电离能远小于半导体材料的禁带宽 度。对于深能级杂质，这种方法可能不适用
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Part 3
除了上述提到的计算方法，还有 一种常用的经验公式可以估算浅 能级杂质的电离能，这种方法被 称为科克(Kock)公式。该公式适 用于硅、锗等半导体材料中的浅 能级杂质。以下是科克公式的表 达式
$$I = \frac{W
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结论
_ {g} / K 其中，$W
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{c}}{2} \frac{1}{1 e^{(4.9 - E
结论
结论
通过上述简单的计算方法，我们 可以估算浅能级杂质的电离能。 这种方法有助于理解杂质在半导 体材料中的行为，并为优化材料 的性能提供指导。然而，这种方 法仅适用于浅能级杂质，对于深 能级杂质，可能需要采用更为精 确的理论模型或实验方法进行描 述。此外，实际应用中还需考虑 温度、压力等因素对电离能的影 响
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2200224/43//239/29
_
{f}$为费米能级
7
7
浅能级杂质电离能计算方法
杂质引入能($E
杂质引入能是指将杂质原子引入半导体材料中所需要的能量。一般可通过实验测量或第一 性原理计算获得。对于替位式杂质，其引入能可由以下公式计算 $$E _ {i} = E _ {c} + E _ {v} - E
半导体导电类型
图 2 四探针法测量半导体电阻率示意图
数载流子寿命的方法有多种，广泛应用的是交流光电导衰退法，简便迅速，测量范围为 10～103μ s。，适
合于锗、硅材料。半导体材料电学参数测量方法列于表 3 中。
表 3 半导体材料电学参数测量方法
测试项目 导电
测量方法 (1)冷热探笔法
对象和特点
适用于电阻率不太高的材料，硅<100Ω cm；锗<20Ω cm 不适于低阻材料，硅，l~100Ω cm；锗，不适用。
半导体材料电学参数测量(electric parameter measurement for semiconductor material)
电学参数是半导体材料钡 0 量的重要内容。它主要包括导电类型、电阻率、寿命和迁 移率测量。
导电类型测量 半导体的导电过程存在电子和空穴两种载流子。多数载流子是电子 的称 n 型半导体；多数载流子是空穴的称 p 型半导体。测量导电类型就是确定半导体材料中 多数载流子的类别。常用的方法有冷热探针法、整流法等。冷热探针法是利用温差电效应的 原理，将两根温度不同的探针与半导体材料表面接触，两探针间外接检流计(或数字电压表) 形成一闭合回路，根据两个接触点处存在温差所引起的温差电流(或温差电压)的方向可以确 定导电类型。整流法是利用金属探针与半导体材料表面容易构成整流接触的特点，可根据检 流计的偏转方向或示波器的波形测定导电类型。常用三探针或四探针实现整流接触。霍耳效 应亦可测定半导体材料的导电类型。
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的分布 ， Ｊ但是其 Ｎ Ｅ ＩＬ的能量取值范围较窄 ，
不具有通用性。唐欣欣 等用分析法和 Ｓ Ｉ ＲＭ计
收稿 日期 ： １ ２ １—１ —１ ０ １ ５ 作者简介 ： 于新 （ ９７一） 男 ， 津人 ， １８ ， 天 硕士研 究生 ，
研究方 向为半导 体材料 、 器件辐射损伤效应 。
Ｏ
＝
Ｒ
∑ Ｔ，）１ ｃ （ｏ （ 一 。 ） ｚ ｓ ； （） ２
＝０
（
（ ）
ａ Ｔ，） ￣ ｏ ＝∑ ｂ（ （ 卢 ；（） （ ｚ ｚ ， 一 ） ） ３
∑ （ ，）１ ｃ０ ２） （） ｚ （ 一 ｏ ＋７ ； ７ ｓ ／
卢（ １一ｃ ｓ ｏ０＋２ ） 叼 ’
１ 经典 Ｎ Ｅ Ｉ Ｌ模 型
非 电离 能 损 （ ＩＬ 是 描 述 粒 子 穿 过 单 位 ＮＥ ）
长度材料的过程中， 与晶格原子发生库伦散射、 核 弹 性散 射 和核 非 弹 性散 射 ， 造成 晶格 原 子位 移而损失能量 的物理量。根据文献 ［ ］ 经典 ４，
ＮＥ ＩＬ表 达式 如 下 ：
在国内， 陈世斌等用蒙特卡罗方法计算 了 不同粒子在硅材料 中的 ＮＥ ， 比较了不 同粒 ＩＬ 并 子 产生 ＮＥ ＩＬ的 大 小 及 ＮＥ ＩＬ在 材 料 中 随厚 度
了经典的 Ｎ Ｅ ＩＬ模 型， 并计算了不 同粒子入射 各种半导体材料的 ＮＥ ， ＩＬ 在高能区域与实验结
果吻合 ， 是在 低 能区域器 件参 数 的损 伤与 但 ＮＥ ＩＬ已经脱离了线性关系 ， 以经典模型及其 所 位移损伤微观机理亟待改 良， 才能描述真实的 位移损伤的物理过程。Ｇ ｏｌ 、．Ｓｎｏ 等 ．Ｈ ｂ ｒＩ ａｔ ｅ ｓ 人用 Ｍ Ｄ模型 阐述了不同于经典模型的位移损 伤机理 ， 并计算 出更真实的位移原子数 ， 并使器
低 的情况下得出的位移原子数量不够精确 ， 以用 分子动力 学（ Ｄ 方法加 以改 良， 出在 低能 区域更 所 Ｍ ） 得 真实的位移原子数量 ， 于修正经典 ＮＥ ， 用 ＦＬ并分析 了 Ｍ Ｄ模型下新 的位移 阈值能对计算结 果的影 响。
关键词 ： 电离能损 ； ｏｔ 非 ｍ ｔ散射截面 ； 哈德因子 ； 林 分子 动力学模 型
也 服从 此规律 。
算 了在库 伦 屏 蔽 效应 下 质子 在 硅 、 化镓 材 料 砷
中的 Ｎ Ｅ 。国外对 Ｎ Ｅ ＩＬ ＩＬ的研 究 相 对 全 面 ，
从上世纪五十年代起开展了对位移损伤微观机 理 的研究 ， ｗ．Ｌ ｒ ｎＧ．Ｄ ．Ｂ ｗ 、 ｏ ．Ｗａ ｉｓ ｔ ｎ 等人研 ｋ 究 了掺杂类型 、 浓度， 一 氧 空位和掺杂 一 空位复 合体对辐射效应 的影 响， ．Ｒ ｏｓ ｋ Ｏ ． Ｂ ．Ｇ ｓ ｃ 、 ．Ｌ ｉ Ｃ ｒｓ ｒ、 ．Ｃ ． ３ｎ等人 研 究 了位 移 损 伤 ｕｔ ． Ｂ ．Ｉｖ ｉＪ Ａｅ ｔ 的微观形态 ， 如缺陷簇的尺寸 、 使其产生的条件 和缺 陷簇对弗伦凯尔缺陷复合的影响等 。在此 基础上 ， 国国家航空航天局 （ Ａ Ａ） 美 Ｎ Ｓ 下属 的 喷气 推 进 实 验 室 （Ｐ ） 美 国海 军 研 究 实 验 室 ＪＬ 、 （Ｒ ） Ｎ Ｌ 和法国国家宇航研究局 （ Ｎ Ｒ 提 出 Ｏ Ｅ Ａ）
用 的 电子 能 量范 围是 １ｋＹ～ ０ Ｖ。 ｅ ９０Ｍｅ
ｍ Ｃ 为 电子 静止 能量 ， 以 Ｍｏｔ 射 截 面 。 所 ｔ散
为：
（ ＝ ）－ ） （ Ｍ ｏ。
的效 应 ， 引入 ．项 ， ｔ散 射截 面修 正为 ： ， Ｍｏ ７ ｔ
（ ６ ）
考虑到人射 电子被晶格原子壳层 电子屏蔽
在 经 典 ＮＥ ＩＬ模 型 中 ， 为 晶 格 中靶 原子 离开格点 ， 并形 成 稳 定 的填 隙原 子所 必 须 接 受 的能量 。 一 方 面 与材 料 的键 能 、 格 常 数 有 晶
图 ３ 选取不同位移 阈值能计算得 出
的硅材料经典 Ｎ Ｅ ＩＬ
着线 性的关系 ， 另一方面 依 赖于晶格 晶向 ， 产生固定数量的弗伦凯尔缺陷对儿可以是一系
ｌ Ｏ Ｏ ０ ０ Ｏ ０ Ｏ Ｏ Ｏ Ｏ ９ ８ ７ ６ ５ ４ ３ ２ １
１ ８； ．
（ １ １）
＝ ＺＺ１ ３ ／１ ７。
（ ２ １）
Ｑ ＝１ ［ ／ １＋后 （ ］ ￡ ） ； ｇ
ｒ ２ ８ ８×１ ｃ ， 电子 的经 典半 径 。 ｏ＝ ． ２ ０ ｉ为 ｎ
０
３ ０
６ ０
９ ０
１０ ２
ｌ ０ １０ ５ ８
￣ ａ ｔ ｉｇ ： ｔ ｖａ ｅ
Ｓ ａｔｒ ｇａ ｇｅ ａ ｔ ｉ ｎ ｌ ｃｎ
（） ａ电子入 射硅材料
∞） 电子入射 锗材料
图 １ Ｍ ｔ散射截面与卢瑟福散射截 面的 比值 ｏ ｔ
为简化计算 ， 本文选用的方法为 Ｍ ｔ公式 ｏ ｔ 拟合法 ， 与严格 的数值 计 算 相 比误差 小 于 １ 。根据 Ｔｎ ｊ 等人的拟合方法， ％ ｅｇ 粕 可得到 Ｍ ｔ散射截面与卢瑟福散射截 面的比值 ， ｏ ｔ 其适
１２ ・
大差异进一步增大 ， 而在锗材料中此差异却是
随着 电子 能量 的增 大 而减小 。
１２ ． １ ． ０ ０８ ． １０ ・
Ｏ８ ・
等． ｏ ｓ
Ｏ４ ．
姜‘ ０
Ｏ４ － ０２ ．
００ ．
Ｏ２ ．
ＯＯ ．
０
３ Ｏ
６ ０
９ ０
１０ ２
１０ ５ Ｉ０ ８
摘要 ： 电离能损 （ ＩＬ 可用于预测 半导 体器件在 空 间辐 射环 境 中位 移损伤 引起的性 能参 数退 非 ＮＥ ）
化， 计算模型选用经典 ＮＥ Ｉ Ｌ模型 ， 计算 了能量 范围为 １０ｋＶ一 ０ Ｖ的电子入硅 、 、 化镓材料 的 ０ ｅ ２ ０Ｍｅ 锗 砷 ＮＥ ， Ｉ Ｌ 及微分散射 截面 、 林哈德因子和位移原子数量等信 息。考虑到 经典 ＮＥ ＩＬ模 型在入射 电子能量较
第３ ２卷
２１ ０ ２年
第 ７期
７月
核 电子 学 与探 测 技 术
Ｎｕ ｌａ ｅ ｔｏ ｉｓ＆ Ｄｅ ｅ ｔ ｎ Ｔｅ ｈ ｏｏ ｙ ｃ ｅ ｒＥｌ ｃｒ ｎ ｃ ｔｃｉ ｃ ｎ ｌ ｇ ｏ
Ｖ０ ． ２ Ｎｏ ７ １３ ．
Ｊ Ｊ． ２ １ ｕｙ ０２
半 导体 材 料 电子 非 电离 能损 的分 析 法计 算
计 算 了弹 性散 射 过 程 的能 量损 失 ， 是 由于使 但
（０ １）
＝
用 了 Ｔ ｏ ｓ—Ｆｒ ｉ ， 高 的估 计 了弹性 散 ｈｍａ ｅｍ 势 过 射 的能量损 失 ， Ｒ ｂｎｏ 随后 ８譬 目 ｎ给 出了更 适 用 于 ｏｉｓ § ０ 实 际计算 的简便 形 式 ］ ：
的 Ｎ Ｅ ， 着 的增 大 Ｎ Ｅ３ 苫 小 ， 在 低 能 ＩＬ 随 Ｉ Ｌ减 冒 ｚ ｇ ． 且
．
横坐标 为被碰撞原子 的能量。随着能量 的增 加 ， 失 能 量 的 方式 由非 电离 过 程 向 电离 过 程 损
转变。
区域 对 ＮＥ ＩＬ影响很 大 ， 用 ＮＥ 若 ＩＬ来预 测 器 件 的位移 损 伤 效应 ， 根 据实 验 中被 碰 撞 原 子 要 动 量 的具 体情 况来 调整 。
＾， ，
散射截面选取 Ｍ ｔ ｏ 散射截 面， ｔ 其原始计算 方法为量子力学分波法（ ＷＭ） 比卢瑟福散射 Ｐ ，
截面更为严格。且在入射电子能量较低（Ｖ量 ｋ 级） 大原子序数靶材 和大角散射情况下 ， ｏ 、 Ｍｔ ｔ 散射 截面 比经典 力学 的卢瑟福散射截面更合
理 。图 １ 电子 入 射硅 、 为 锗材 料 的 ／ｒ ， （ 随着
ＮＬ ｏ＝ Ｑ ） 。（ Ｉ（） （ （ ＥＴ Ｔ ） １ ）
为人 射 电子 的 动 能 ， 为 碰撞 中 电子
散射角的增 大 ， 莫特散射截面与卢瑟福散射截 面 的差 异增 大 ， 硅 材料 中随 着 电子 能 量 的增 在
转移给晶格原子的最大能量 ， 为晶格原子产 生位移的阈值 能， 为阿伏伽德 罗常数 ， Ａ 、 。 是 晶格原 子 和被碰 撞原 子 的相 对原 子量 ， ） Ｑ（
１ ０
ｌ。 ０
１ ０
ｌ＇ ｏ
１ ０
ｌ １ ｏ
１＇ ｏ
ｌ＇ ｏ
ｌ
Ｒｅ ｏｌ ｎ ｒ ｙｋ Ｖ ｃ ｉ Ｅ ｃｇ ／ ｅ
图 ２ 硅 、 、 化 镓 材 料 的林 哈 德 因子 锗 砷
ｌ
ｌ 矿
ｌ‘ Ｏ
ｌ 矿
ｌ， ｏ
１３ 位 移 阈值能 ．
Ｅｌｃ ｎ Ｅ ｃ 偿 ｅ ， ｅ ￣ｏ ｎ ｑ ＇ ｄ １
计算 Ｑ ） （ 不仅要解决被碰撞原子在材料
中的输运 问题 ， 还要计算沿着原子轨迹 由弹性
丽
图 ２为硅 、 、 化镓 材料 的林 哈 德 因子 ， 锗 砷
。
（） １ ６
列 的位移 能 ， 验给 出硅 的 为 １ ２ Ｖ， 实 １— ５ｅ 通 常情 况下 硅 的 为 ２ Ｖ 。图 ３为不 同 硅 ｌｅ Ｊ
（） ８
卢＝∑ ３ ０７８ ２７ （） ／ ０＝ ．１ １ ； ４ ８
＝
［ １一ｍ ｃ （ ０ ２ ０ ／ ｍｃ ＋Ｔ ）］ 。 （ ） ｏ ５
２＝… 【 ｛
＋
８ 吣
（） ９
８ ２ｌ
－ ｓ ２ ．５
；
碰撞 和非 弹性碰 撞 损失 的能量 。Ｌｎ ｈ ｒ ｉｄ ａｄ首先
中图分类号 ： ０ ５ １ ３ ７ ．３ 文献标志码 ： Ａ 文章 编号 ： ０５ － ３ （０ ２ ０ －８ ００ ２ ８ ９ ４ ２ １ ）７０２ －６ ０ －
由空间辐射环境 引起 的半导体器件辐射损 伤有 总 剂 量 效 应 （ Ｉ 、 粒 子 效 应 （ Ｅ 和 ＴＤ） 单 Ｓ Ｅ） 位移损伤效应 ， 位移损伤效应是引起半导体器 件在空 间辐射环境下参 数特性退化 的重要原 因。类似 线性能 量转移 （ Ｅ ） Ｌ Ｔ 可预测器 件 的 ＴＤ 通过 ＮＥ Ｉ， ＩＬ与器件性能参数 的相关性可 以 预测器件 的位移损伤 ， 比如双极晶体管少子寿 命和增益、 Ｃ Ｃ Ｄ暗电流、 阳能电池 电流等参 太 数的退化与非电离能损呈线性关 系¨ ， Ｊ其他半 导体器件如 ＣＤ Ｌ Ｄ 焦平面阵列 的相关参数 Ｉ、 、 Ｅ