電子物性工学で何を学ぶか? エネルギーバンドの概念 半導体の基礎物性 半導体 ( 接合 素子の基礎
電子の波束とは何であったか?
量子力学における電子波 電子の波動 波動関数 確率波として シュレディンガー方程式
シュレディンガー波動方程式の導出 } ( e{ } ( e{ z k y k k wt i A t i A z y kr ( V m k H V m (
エネルギーバンドの概念 (1 自由電子 ( 平面波 イオン格子の周期構造 ブラッグ反射と定在波 エネルギーギャップの形成
Na 結晶内周期的ポテンシャル近似 この電子に注目! 自由電子 一辺 L の箱 L
電子波のブラッグの反射 si( e( e( cos( e( e( si a i a i a i a a i a i U a k d d S C により反射され 次のような定在波となる の電子波は + イオンの形成するポテンシャル波数 1 次元結晶を考える をみたすと 電子は大きく反射する ( ブラッグの反射条件 の電子が運動するとき 格子面間隔の中を 波長
エネルギーバンドの概念 ( 自由電子 ( 平面波 イオン格子の周期構造 ブラッグ反射と定在波 エネルギーギャップの形成
エネルギーギャップの形成 フーリエ成分に等しくなる は結晶ポテンシャルのつまり エネルギーギャップは次のようになる そのエネルギー差 つの状態は異なるエネルギーを持つことになる このとき + イオンのクーロンポテンシャルの影響を受け 種類の電子の確率密度は g a C S g g S C U a a a d U du a a 0 0 0 ( cos ( (si cos( ( ( si ( cos
エネルギーギャップ発生機構
1 次元結晶における分散関係 つのエネルギー状態が考えられる! k=π /a に注目!
比較 金属中の自由電子のエネルギー 前期に学んだモデルを思い出そう 前図 :1 次元結晶における分散関係と比較する
逆格子空間 ( 基礎電子物性の復習 が定義される として逆格子ベクトル整数 ( これらを使って なお を定義する として 逆格子空間の並進ベクトルに対して このベクトル整数 ( 結晶のすべての格子点は次の並進操作に対して不変である 1 3 1 3 G v b v b v v b G a a a V b V a a b V a a b V a a b a u a u a u a u T i a i a a a i i : ( : 3 3 1 1 3 1 3 1 3 3 1 1
結晶とフーリエ解析 ( 基礎電子物性の復習 結晶の並進対称性から 電子密度 ( r は ( r T ( r である これにフーリエ解析を適用すると ( r G G e( ig r であることが分かる G=ν 1 b 1 +ν b +ν 3 b 3 この関係は X 線等による結晶の構造解析の基本式となる エネルギーギャップを考えるとき ポテンシャルのフーリエ 成分が関与したことを思い出せ
ブリュアン ゾーン 逆格子空間において k 0の原点と他の逆格子点を結ぶ線分を垂直二等分する面で構成される領域をブリュアン ゾーンと呼ぶ 次元の例 原点を含む領域を第 1 ブリュアン ゾーン その外側が第 ブリュアン ゾーン 第 3 ブリュアン ゾーン となる ブリュアン ゾーンの境界面では 必ず電子のエネルギーは 不連続となり エネルギーギャップができる 1 次元では G / aであるから k / aがブリュアン ゾーン境界 ( 点 である
1 次元結晶における分散関係
次元結晶のブリュアン領域
有限結晶における電子状態 ブリュアン ゾーン境界で隔離された各ゾーンは それぞれ独立のエネルギーバンド 各バンドにおける電子状態の数 N個の原子からなる結晶において N個の異なる波数 ( 運動状態 Nの電子を収める状態
補足説明個 種類のスピンを考慮すると 状態は 電子の波動ベクトルの許される値第 1 ブリュアン ゾーンの中 ( 格子定数 : 個の格子からなる 1 次元結晶で長さ N a L N L N L L k k Na L a N L 1,, 4, 0,
エネルギー -π/a 0 π/a 波数 k 56 個の原子で構成される 1 次元結晶の第 1 ブリュアン領域
有限 次元結晶のブリュアン領域
固体のエネルギーバンド
バンドと電気伝導性の関係を最もエネルギーの高いバンドに注目して考える!! そのバンドが電子ですべて占有されているとき ( 例えば 一つの原子が偶数個の自由電子を出す場合 この物質は電気を流さない 絶縁体 ( 半導体 となる バンドの一部が電子で占有されているとき ( 例えば 一つの原子が奇数個の自由電子を出す場合 この物質は電気を良く流す 金属となる と考えられるのは何故か?
エネルギー 電子がその状態を占めていない 電流 =0 電子の速度は打ち消しあっている 電子が状態を占有している -π/a 0 π/a 波数 k 各原子から 1 ( 奇数 個の自由電子が供給されるとき
エネルギー 電子がその状態を占めていない 電界 電子の速度は打ち消されない 電流 = 有限 電子が状態を占有している -π/a 0 π/a 波数 k 各原子から 1( 奇数 個の自由電子が供給されるとき
エネルギー 電界 状態を移動したとしても 電子の速度分布は変わらない 電流 =0 電子の速度は打ち消しあっている すべての電子が動いている -π/a 0 π/a 波数 k 各原子から ( 偶数 個の自由電子が供給されるとき
エネルギー 電界 状態を移動したとしても 電子の速度分布は変わらない 電流 =0 電子の速度は打ち消しあっている すべての電子が動いている -π/a 0 π/a 波数 k 各原子から ( 偶数 個の自由電子が供給されるとき
次元 3 次元では 方向によってブリュアンゾーンが異なる エネルギーで見ると重なりが出る場合がある
レポート課題 ( 次週の授業開始時まで提出 面心立方格子 (fcc 結晶の 第 1 ブリュアン ゾーンを描きなさい ヒント fccの実格子空間を描く 代表的なミラー指数方向に注目する fccの逆格子を描いてみる ブリュアン ゾーンの決め方を思い出す
3 次元 fcc 結晶の第 1 ブリュアン領域?
価電子帯と伝導帯 伝導帯 エネルギーギャップ 価電子帯
i : 間接遷移型 d : 直接遷移型
バンド間遷移による光吸収 結晶に光を照射すると 光と電子準位のエネルギー保存則により g の関係を満たす角周波数 をもつ光は価電子帯の電子を伝導帯へ励起しつつ吸収される 運動量 ( k の保存則を考えると 光速度は非常に大きいので 遷移の際の電子状態のkの変化はほとんどない kが異なる状態への遷移の場合 フォトンはフォノンによって 運動量保存のための不足分を補われながら から穏やかな 光吸収が始まり 点ではじめて大きな吸収が観察される g
間接遷移型
直接遷移型
シリコンは光エレクトロニクスの世界では!? 間接遷移型では光エネルギーのやり取りがやり難い
( 基礎電子物性の復習 波動の一般式 (1 次元 Wave(, t e{ i( t k} 振幅 時間に関わる位相 空間に関わる位相
有効質量その 1 となる したがって である つまり である であり 一方はの間に電子になされる仕事によって時間ここで 電界と表現しても良い を用いれば エネルギーこれを 群速度と呼ぶ で表される 波束としての電子の速度はエネルギーバンド中での電子の運動を考える F e dt dk t e k k v k dk d t ev t k v k dk d v g g k g g / ( / ( ( 1 ( /
有効質量その である 付近では 自由電子近似でちなみに 強結合近似の例では と定義すると ニュートンの運動方程式が見える! として ここで 有効質量 1 / 0 1 1 1 ( ( 1 1 * * * * m m k a m dk d m m F dk d dt dk dk d dkdt d dt dv g
正孔 電子が満ちている価電子帯の電子全体は 外部から電場を加えても変化が無く 電流を運ぶことはできない しかし 光励起や熱励起で価電子帯の上端付近からいくらかの電子を持ち上げたとすると その跡に生じた空の軌道はあたかも正の電荷 +eを持っているかのように外部の電場や磁場に対して振舞う この正電荷のキャリアを正孔と呼ぶ 半導体素子では 結晶内の電流を運ぶもの ( キャリア が伝導帯の 電子の場合と 価電子帯のホールの場合との両方がある 前者を 型 後者を 型とよぶ
不純物準位 ( ドナー シリコン結晶を例にとって考える シリコンの代わりに 5 族のリン (P の原子が格子点で置換した とする 外殻電子構造が3s Siと同様に 周囲とs 3 3 3 であるPは外殻電子構造が3s の共有結合ボンドを構成して なお 1 個の 余計な電子があり それを除いたイオン殻はSiより eの正電荷をもち 結晶としては電気的に中性である 3 の この状況は Si結晶中のP 不純物の正電荷に1 個の電子がクーロン力によって束縛されていることになる これは量子力学で良く知られた水素原子のボーア模型と似ている
である 状態のボーア半径は基底であり 水素原子のイオン化エネルギーは 結晶の誘電率である はと弱くなる ここで でなく そのために 引力ポテンシャルは真空中でなく結晶格子の中のクーロン場を感じている ただし 水素原子と異なって 不純物に束縛されている電子は 0 0 0 0 4 0 / 1 / 4 / 4 / m e a s m e Si r e r e
となる A は誘電率の影響を受け と束縛された電子軌道の半径化えねるぎーの電子が存在するとすると 半導体のドナー準位のイオン質量誘電率の媒質の影響を受けたクーロンポテンシャル中を有効 ] [ 0.53( ] [ 1 13.6( * 0 * 0 * * 4 * m m m e a ev m m m e a m d d d d エネルギードナー準位
A となる からでは と計算される A を使うと について * 80 5 0.1 / 15.8, 30 0 0. / 11.7 * * d d d d a mev m m Ge a mev m m Si
不純物準位 ( アクセプター つぎに 3 族の不純物をSiにドープする場合を考えると 今度は eの不純物原子核のクーロン場に1 個の正孔が捉えられているモデルで処理すればよい 価電子帯の上端にはホールを放出する すなわち 電子を受け取る ことのできる準位が価電子帯の上端に浅い準位を形成する れをアクセプター準位とよぶ
ドナー準位 アクセプター準位
真性半導体の状態密度 D(ε フェルミ ディラック分布関数 バンドは無くても分布関数は考える!
キャリアー濃度 ( 真性半導体 I 真性半導体 有限の温度における真性半導体の結晶においては バンドギャップ を越えての熱励起で 伝導帯や価電子帯にキャリアが形成される 価電子帯の準位からは1 それが伝導帯の準位へf f ( に比例して電子が取り除かれ ( に比例して励起される ふつう g はk とすることができる B Tより十分大きいから f ( e( k T B
キャリアー濃度 ( 真性半導体 II 1/ 3 / * 1/ 3 / * * * ( ( 1 ( ( ( 1 ( ( ( v h h c e e h v e c m D m D m k k m k k とする このとき 対応する状態密度は次のようになる 伝導帯の底と価電子帯の上端近傍のエネルギーを
キャリアー濃度 ( 真性半導体 III となる であるから これらの式の積をとると 同様に価電子帯のホール濃度は次のようになる エネルギーに関して積分すればえられる 伝導帯の電子濃度は状態密度とフェルミ分布関数の積を e( ( 4( e( ( ] ( [1 ( e( ( ( ( 3/ * * 3 3/ * 3/ * T k m m T k T k T k m d f D T k T k m d f D B g h e B g v c B v B h h B c B e e v c
キャリアー濃度 ( 真性半導体 III していることが分かる はギャップのほぼ真ん中に位置となり フェルミエネルギーの関係は とバンドギャップまた 化学ポテンシャルを真性密度と呼ぶ で定義される半導体は固有の値を持っている のみに依存しており それぞれのと温度積はここでとなる すなわち 活性化エネルギーはに指数関数的に依存する となり キャリア数はは等しい したがって 真性半導体では 価電子帯のホールの数と伝導帯の電子の数 F e h B g g i i g g B g B g h e B m m T k T T k T k m m T k l( 4 3 1 / / e( ( ( * * 3 / * * 3 /
キャリアー濃度 ( 不純物半導体 一例として 型半導体の伝導帯に熱励起された電子濃度 を考える ドナー準位の分布関数として次の式を用いる f 先に求めたの表現を用いれば は次式で与えられる N の温度領域 ( 不純物領域 では活性化エネルギーは であることが分かる k となり 飽和領域と呼ばれる k d B B ( D T T d 1 d > N me k BT ( では指数関数はほぼ 1 となり 活性化エネルギーはゼロ d 1 1 d e( k T d では 価電子帯からの電子励起が始まり 真性半導体 と同じく 活性化エネルギーは N B 電子はドナー準位から供給されるので 1/ d F 1 d e( k T * B 3 / 4 g F N d e( k T B d [1 f d ( ] である / となる ( 真性領域 or固有領域 d d /
ドナー準位 アクセプター準位 ドナー アクセプタ準位とフェルミ準位
ドナー準位 アクセプター準位
低温 ---- 高温 低温領域不純物レベルからの電子励起 高温領域真性半導体的振る舞い
キャリアー濃度 ( 不純物半導体 一例として 型半導体の伝導帯に熱励起された電子濃度 を考える ドナー準位の分布関数として次の式を用いる f 先に求めたの表現を用いれば は次式で与えられる N の温度領域 ( 不純物領域 では活性化エネルギーは であることが分かる k となり 飽和領域と呼ばれる k d B B ( D T T d 1 d > N me k BT ( では指数関数はほぼ 1 となり 活性化エネルギーはゼロ d 1 1 d e( k T d では 価電子帯からの電子励起が始まり 真性半導体 と同じく 活性化エネルギーは N B 電子はドナー準位から供給されるので 1/ d F 1 d e( k T * B 3 / 4 g F N d e( k T B d [1 f d ( ] である / となる ( 真性領域 or固有領域 d d /
半導体の電気伝導 * * * * * * * h h e e h e h h h e e e h h h h e e e e h e m e m e e e m e m e m e v m e v ev ev j h e m v 導電率は移動度はドリフト速度は電流密度はキャリアに対して の添え字を付けて用いることにする については それぞれのドリフト速度 散乱時間 有効質量自由正孔密度を自由電子密度を金属のときと違って 半導体中では 種類のキャリアが存在する
キャリアの散乱機構 格子振動による電子の散乱は 電子がフォノンに衝突して散乱されるのであるから 散乱の頻度はフォノンの密度と電子の速度に比例する フォノン密度は温度 Tに比例する 半導体中では 電子は金属の場合と異なり 平均の運動エネルギー は(3/ k B T程度である このとき 電子の平均速度はT 1/ に比例する したがって 散乱の頻度はT 3 / に比例する 金属の場合と異なり 半導体中では自由電子の運動エネルギーは小さく 運動量も小さく これと相互作用するフォノンのエネルギーや運動量も小さい そのため 十分低温まで フォノンによる散乱の 頻度はT 3 / に比例する 不純物による電子の散乱は 不純物イオンのクーロンポテンシャルを遠くから感じて わずかにその運動方向を変える機能に よって生じる このとき 散乱頻度はほぼT 3 / に比例する
電流磁気効果 (Hall 効果 符号によって不純物半導体の型の判定が可能である を測定することにより まずキャリア密度を知ることができ である 型半導体であれば 一方 係数という をこのとき定義されるまた 電流密度との関係として つまり 状態となる 力とつりあって平衡が先の方向の電界電荷による面には正電荷が生じる これらの面には負電荷が このとき 力 の力を受ける 方向にの磁界を加えると 電子は方向に磁束密度の電流が流れる 方向に運動し 方向に密度でドリフト速度の電子がを加えると その中の密度 電荷方向に電界型半導体を考える 例えば H H H z H z y z y y z z e R e R Hall e R B J R e B J B ev e Loretz y y y Loretz B ev y B z ev J v e 1/ 1/ (
キャリアの発生と再結合 I 温度によって決まる一定の割合でキャリアは発生する また 光照射によって価電子帯に電子が励起される さらに 半導体表面につけた電極からもキャリアは注入される 半導体中に多数存在するキャリアを多数キャリア( majority 少数のキャリアを少数キャリア(mi ority carrier という carrier 電子と正孔は再結合し キャリアは消滅する 発生と消滅は平衡に達する 単位体積 単位時間あたり発生する電子数をgとすると gは温度 T の関数である 消滅する電子の密度は電子密度と正孔密度に比例するので その比例定数をrとすると 熱平衡状態では r g である 真性半導体では である i 不純物半導体では通常ドナー アクセプタはほぼイオン化している gもrも真性の場合と同じとみなして良い
キャリアの発生と再結合 II 再結合過程は直接再結合と間接再結合がある 直接再結合 : 伝導帯の電子が価電子帯の正孔に落ち込み 結合 間接再結合 : 禁制帯中の特定の不純物準位 ( 再結合中心 を介して結合 再結合中心に捕らわれるキャリアの捕獲確率に大きな違いがあるとき 不純物準位はトラップと呼ばれ キャリアの寿命は伸びる 少数キャリア注入の場合を考える 例えば 形半導体中に正孔を注入したとすると 正孔は に増加するが 電気的中性条件から に等しい電子 が入り込む キャリア密度の時間的変化は次のように与えられる すれば 上式は次のようになる つまり d( d( g r( ( dt dt であり はに比べて無視できるから r 1/ と d( d( r dt dt e( t / 0 h 指数関数的に減少することが分かる h となり 注入された少数キャリアは h
以下の 1 次元キャリア移動モデルの下で 拡散によって流れる粒子数 S はどのように表わされるか? キャリア Vth Vth Vth Vth l l キャリアの流れの1 次元モデル Vth : キャリアの熱速度 l : キャリアの平均自由行程
粒子の運動 ( ジグザグ 散乱 : 向きが変わる! 平均自由行程 l v th で進む!
キャリアの流れ : 1 次元モデル S = v th ( 1 / 1 = o + l (d/d = 0 - l (d/d S = -v th l (d/d
キャリアの拡散にともなう電流とおけば は電流密度の成分となる を三次元の場合 この電流を拡散電流という の関係式とよばれている の関係はとよばれ は拡散係数係数とした およびここで 定義によりを持つキャリアならば 次式で表される電流密度が観察される この粒子が電荷は熱速度である ここではキャリアの平均自由行程 に比例する 拡散によって流れる粒子数はキャリアの濃度勾配この拡散現象は電荷移動を伴うため 電流が生じる キャリア密度に勾配があると 熱運動により密度は一様になろうとする J v v istei q T k m T k D coefficie t diffusio D T k v m v l d d qd d d m T qk d d l qv qs J J q v l l d d v S d d S th th B B B th th B th th th ( ( / * * *
一般的な電流の式 ドリフト電流と拡散電流を考えると 次のように表される 電子による電流 J e e e ed e d d 正孔による電流 J h e h ed h d d D D e h はそれぞれ電子および正孔の拡散係数である
少数キャリアの連続の式 I という となる これを少数キャリアの連続の式の変化はとなる したがって 全体としてのの空間変化を考慮して 電流が流れていれば 正孔電流密度となる であるから とすればであり 熱平衡のときの正孔密度を電流が 0 であれば 形半導体を考える 例として 注入された少数キャリアは 再結合による消滅と拡散電流となって動く d dj e dt d d d dj e d J J e d dt d J dt d g g dt d h h h h h J h h J h h J 1 1 ( ( 1 / 0 0 0 0 0 0
少数キャリアの連続の式 II 距離であり 拡散距離と呼ばれる の間に拡散するは注入された正孔が寿命の値である におけるはとする となる ただし の場合 上式の解は でおきかえる のかわりに 3 次元のときは となる この式を拡散方程式という 電流が拡散のみによる場合には 少数キャリア連続の式を変形すると次のようになる h h h h h h h h h h D L A L A dt d D dt d d d D dt d 0 0 0 0 0 0. e 0 / /
金属 - 型半導体の接触界面 電子親和力 原子が電子一個を取り込んで 一価の陰イオンになるときに放出するエネルギー 金属の仕事関数が大きい!! 例えば Au Mo W
金属 - 型半導体の接触界面のエネルギーバンド
空間電荷層は 型半導体中に広がる この電荷にバランスする上で 金属表面にデルタ関数的に負の電荷を考える 半導体中の不純物密度は均一であると仮定し その密度を N D とする 界面における電界の最大値を m とすると V N e V d dq C V N e W en Q W en W V W en D D D D s D s D s m D s D m 1 ( ( 1 1 0 0 0 0 ( / ( Height Barrier Schottky e s m B F c B s m D ショットキー障壁高さ en D Ws 型半導体
電子電流に比べ十分に小さいので無視してよい 一方 順バイアスによって正孔も注入されるが その値はを用い は 比例定数したがって 電子の流れによる電流バイアスを加えると 障壁の高さの変化分だけ変化して と等しい はバイアスの無い場合 障壁を越えられる電子密度 1 / e( / e( / ( e( ' ' / e( / e( ( e( ( ( ( 0 0 0 3/ * 3/ * kt ev kt e K J K J kt V e kt e kt e N T k m N T k T k m d f D D D M D B C M B e C B c B e e c 整流機能の発現する機構金属からは熱電子放出機構 ( リチャードソン ダッシュマンの式
ショットキーダイオードにおける整流特性
型 - 型半導体の接触界面 ( 接合 のエネルギーバンド
空乏層の電位分布
がえられる を求めると を求め 遷移領域の厚さとこの式から において二つの解が滑らかに接続する条件から さらに として = において領域では 同様に とおくとき = において境界条件として 座標を前図のように定める 二つの領域にわけてポアソンの式をたてる 1/ ( ( ( 0 0 ( ( 0 / 0 ( ( 0 / 0 0 0 d a d a D d a D d a d D D a d a N en N N V V D D N N e V V N N en V V V d dv V V V en V d dv V en d V d en d V d 空乏層 ( 遷移領域 の厚さ
ダイオードの示す容量 空乏層の対応する空間電荷領域の基づく静電容量 C f それぞれの領域内に正負の電荷 Q が混在した状態で電荷が蓄えられる その結果 型領域では C D そして 型領域では C D なる静電容量を持つ この容量を拡散容量という
ダイオードの整流特性その 1 B D B D D L D D L v v T k ev ev J J T k ev ev L は電子の拡散速度であり ここで は次のようになる 領域に流れ込む電流領域からであるので 以上のものである したがって その電子数は底から領域にある電子のうち そのエネルギーがバンドのこうした電子は流れ込む 領域まで拡散しながら領域に発生した電子はより短いならば 接合部の厚さが電子の平均自由行程より長く その拡散距離とする 領域におけるそれをとし 領域における電子と正孔の密度をそれぞれ e( / e(
あるエネルギーレベルでのキャリア数について考える! キャリア数 に注目! キャリア数 に注目!
ダイオードの整流特性その 同様に 正孔の電流もバランスして 0 になる となる となり したがって つまり 次の関係が成立している であるから 領域におけるものはとすれば 一方 領域における伝導帯のそこのエネルギーを 0 e e ( e ( e B D B D B F D c c B F c c D c c J J J T k ev ev ev J T k ev T k ev N T k N ev
ダイオードの整流特性その 3 となる を考えると 全電流は同様にして 正孔の電流成分領域に流れ込む 領域からだけの電子電流がとなり 正味は変らないので このとき の値に指数関数的に依存する は次のようにが加わると 側に正の電圧を印加するとき 逆バイアスと呼び 負号とする 逆に側に正の電圧を印加するとき 順バイアスと呼ぶ が印加された場合を考える 今 接合部に電圧 1 e 1 e ( 1 e e( ( e 0 T k ev J T k ev v v e J J J J T k ev ev J J J J T k ev ev T k V V e ev J V J V V B B B B B D
ダイオードにおける整流特性
付 録 ( 追加図面
追加図面 雪崩 ( アバランシェ 現象
追加図面 雪崩 ( アバランシェ 現象
追加図面 少数キャリア蓄積効果 整流特性は周波数が高くなると次のような効果のために十分機能しなくなる および の中性領域には順バイアス時に拡散していた過剰ホールおよび電子が逆バイアス時に接合面を介して引き戻される このとき電流が流れる
追加図面 半導体の発光機構 A バンド間直接遷移発光 B ドナー価電子帯遷移発光 C 伝導帯アクセプタ遷移発光 D ドナーアクセプタ遷移発光 エキシトン ( 励起子 価電子帯遷移発光
追加図面 キャリアの光学遷移過程
追加図面 ヘテロ ( 異種 結合に着目した 接合部分での発光 順バイアスになっていることに注目!! 半導体発光ダイオード (Light mittig Diode:LD
バイポーラトランジスタ
バイポーラ トランジスタ 増幅作用の原理エミッタ ベース間は順バイアス 接合とバイアスの関係ベース コレクタ間は逆バイアス エミッタ ベース間の接合部では 電子がエミッタ領域からベース領域 正孔がベース領域からエミッタ領域へ流れ込む( エミッタ電流 I ( 正孔電流は増幅度に悪い影響を与えるので エミッタは高濃度ドーピ ングした を使用する ベース領域に注入された電子は一部再結合するが 大部分拡散過程によってベース コレクタ接合に到達する そこでの逆バイアスによって 加速された電子はコレクタ電流 I これらの電流の間には I ベース接地の電流ゲインは I つまり エミッタ接地で考えると 電流ゲイン は次のようになる I I C B 1 I C C I となる B が成り立つ C / I で定義される
トランジスタの増幅作用
エネルギーバンドで見直してみると
増幅回路とバイアスの下でのエネルギーバンド
集積化されたトランジスタへの進化 熱拡散 / 打ち込みドーピング 絶縁材料 -Si 基板 電極 バイポーラトランジスタ IC の例
順バイアス特性