电流电压检测电路及版图(6)

第4章基本操作

图4-2 SPNP管版图

衬底PNP管的基区由N型隔离岛构成，发射区通过基区扩散制造。集电极电流必须经衬底和隔离区流出。因为所有隔离区和衬底是电互连的，所以集电极接触不必位于PNP衬底的旁边。然而隔离区和衬底的电阻是相当大的，衬底接触孔置于晶体管邻近有利于抽取集电极电流并使衬底压降最小化（衬底去偏执），但这种最小化却有可能损害电路性能。

外延层得最终厚度与基区结深之差决定了衬底PNP管的基区宽度。与纵向NPN管的例子相同，基区宽度不受光刻对准误差的影响。因为NBL的存在将严重地降低β值，所以必须将其从衬底管中去除。因此深N+扩散在衬底PNP管中毫无用处。在集电极接触孔进行的发射区扩撒将确保表面掺杂浓度达到欧姆接触要求，同时还减薄了氧化层。为优化NPN管，需计算标准双极工艺的外延层厚度和掺杂浓度，但衬底PNP管的性能也是相当好的。采用发射区和基区扩散作为名称有时会引起误解，因为衬底PNP管的发射区是由基区扩散形成的。

4.2 LPNP管

衬底PNP管因缺少隔离的集电区使其多样性受到限制。另一种晶体管以牺牲器件性能换取隔离的集电极，称为横向PNP管（即LPNP）。图4-3显示了一

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种最小尺寸的横向PNP管的典型版图和剖面图。横向PNP管的集电区和发射区都由扩入N型隔离岛上的基区扩散形成。与衬底PNP管相同，隔离岛作为晶体管的基区。横向PNP管中的工作区出现在水平方向，从中心的发射区向周围的集电区运动。分离的两个基区扩散决定了晶体管的基区宽度。由于横向PNP管的发射区和集电区使同一次光刻形成的，因此称为自对准（self-align）。由于对准误差不会出现在自对准扩散中，所以可精确控制横向PNP管的基区宽度。由于横向扩散效应，晶体管的有效基区宽度小于版图绘制的基区宽度。这种考虑要求绘制基区宽度要有一个最小值，即约为两倍的基区结深。窄基区的横向PNP管具有低厄尔利电压和低穿通电压，因此常采用宽基区管。

图4-3 横向PNP晶体管的版图和剖面图。因为要包围发射区，所以该晶体管的集电区在剖

面图上出现两次

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第4章基本操作

图4-4 横向PNP管的版图

事实上，横向PNP管发射区发射的载流子有一部分注入到了衬底中而不是预想的集电区，这条不希望出现的导电通路形成了寄生衬底PNP晶体管。除非寄生管被某种方法抑制，发射极流出的电流大部分会注入衬底，所以横向PNP管表现出相当低的β值。NBL可在很大程度上阻塞向衬底注入，因此可提升横向PNP管的β值。

横向PNP管的有效β值比Gummel数预测的结果更低。在氧化物-硅界面特别是在（111）硅中存在相当多的复合中心，因此表面复合率远超过体内复合率。横向PNP管的电流多在近表面处流动，因此易受高复合率的影响。尽管有上述限制，还是可以得到50或50以上的β值。横向PNP管的速度也很低，主要是因为与基极相关的大寄生电容的缘故。横向PNP管和纵向PNP管都有各自的缺点和限制条件。电路设计者有意使信号避开频率响应很差的PNP器件（特别是横向PNP管），不过大多数模拟电路仍包含PNP晶体管作为“配角”。

4.3 NPN管

图4-5显示了一个典型版图和最小尺寸NPN管的剖面图。NPN管的集电区由N型外延隔离岛组成，基区和发射区由逐次反向掺杂制造而成。载流子垂直从发射区穿过发射扩散区下的薄层基区流入集电区。集电极和发射结的结深之差决定了有效基区的宽度。因为这些尺寸完全是由扩散工艺控制的，所以不受光刻对准误差的影响，从而使得基区宽度可远小于误差容限。例如，一个特征尺寸为

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5um的工艺可以轻易地制造出2um的基区宽度。

集电区由重掺杂NBL之上的轻掺杂N型外延层构成。轻掺杂外延层可形成宽的集电结耗尽区，并且不向中性基区突入许多。这样，晶体管可在最大程度上减小厄尔利效应的同时支持高的工作电压。NBL和深N+扩散提供了晶体管动态基区之下的外延层部分的低阻通路。通过这种方式，最小NPN管的集电区电阻可以减小至100Ω以下，功率NPN管的集电区电阻可减小至不到1Ω。

图4-5 具有深N+扩散和NBL的NPN晶体管的版图和剖面图

图4-6 NPN管版图

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第4章基本操作

4.4 二极管

标准双极工艺可以制造出很多种二极管，其中最普遍的是采用二极管连接形式的晶体管、发射结齐纳二极管以及肖特基二极管。前两种都是NPN晶体管的变形，而肖特基二极管则是依靠与轻掺杂硅的整流接触所形成的。并不是所以的标准双极工艺都提供肖特基二极管，因为肖特基二极管的制造过程需要铂或钯的硅化物并增加一步特殊的掩模工艺以使其能通过厚的场氧化层形成接触。本节讨论的二极管有齐纳二极管、功率二极管等。

4.4.1 齐纳二极管

反偏二极管的导通电流非常小，直到加在其上的电压超过一定值。当大于这个值后，流过二极管的电流就会呈指数增加，直到最终逼近由二极管串联电阻所定义的那条渐近线（见图4-7）。击穿曲线通常有一个对应于二极管击穿电压（breakdown voltage）的非常明显的转折点或拐点（knee）。击穿电压的大小取决于二极管耗尽区的宽度和杂志分布。载流子可利用Fowler-Nordheim 隧道效应流过一个非常薄得耗尽区。击穿电压小于6V且主要依靠隧穿效应导电的二极管叫齐纳二极管（Zener diode），很早就有人语言过这种想象。击穿电压超过6V的二极管通常叫着雪崩二极管（avalanche diode），因为它们主要依靠雪崩倍增效应而不是隧道效应导电。有些作者利用击穿二极管（breakdown diode）指代齐纳二极管和雪崩二极管，但是迄今尚未被工程界广泛采纳。相反，设计者通常采用齐纳二极管来表述所有工作在反向击穿状态下的PN结二极管，而无论其导通机理如何。

高温下的Fowler-Nordheim隧穿加剧，因为此时载流子具有更高的能量，所以就不能需要完全通过隧穿耗尽区获得从晶格中逃逸所需的能量了。因此在给定的电流下只需要一个更低的反向偏压就足以维持导通。依靠隧道效应导通的二极管的击穿电压具有负温度系数，其幅值随着击穿电压的减小而增加。高温下雪崩导通减小，这是因为晶格的热振动加强了散射，从而限制了热载流子的迁移率，因此需要更高的反偏压维持给定的导通电流。雪崩二极管的击穿电压具有正温度系数，其幅值随着击穿电压的增加而增加。这两种竞争机制导致击穿电压低于5.6V时具有正温度系数。常见的发射结齐纳二极管的击穿电压约为6~8V，并具有2~4mV/℃的正温度系数。40V的集电结齐纳二极管的温度系数更高，大约可达35~40mV/℃。

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