Halbleiterphysik - Robert Caffier, Physiker

Halbleiterphysik: Grundlagen Ohne
Mathematik
Robert Caffier
2. August 2012
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Inhaltsverzeichnis
1 Halbleiterphysik I 5
1.1 Elektronen im Festkörper . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
1.1.1 Elektronen und Löcher . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
1.1.2 Energiebanddiagramme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
1.1.3 Generation und Rekombination . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
1.2 Elektronen und Löcher im Halbleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
1.2.1 Zustandsdichte, Fermiverteilung und Ladungsträgerdichten . . . . 14
1.3 Extrinsische Halbleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
1.3.1 Dotierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
1.4 Ladungsträgerbewegung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
1.4.1 Diffusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
1.4.2 Drift . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
1.5 pn-Übergang . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
1.5.1 Gleichgewicht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
1.5.2 Nichtgleichgewicht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
1.5.3 Ströme im Halbleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
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Abbildungsverzeichnis
1 Kristallstruktur von Silizium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
2 Energieniveaus in einem Atom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
3 Vom Atom zum Festkörper . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
4 elektronisch unterschiedliche Richtungen im Kristall . . . . . . . . . . . . 7
5 Bänder im Silizium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
6 Leitungsband für freie Elektronen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
7 Leitungsband für fast freie Elektronen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
8 Leitungsband für Kronig-Penney-Modell . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
9 Geschwindigkeiten und effektive Massen von Elektronen . . . . . . . . . . 10
10 Energiemodell eines Halbleiters . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
11 Banddiagramm . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
12 Anregung von Elektronen ins Leitungsband . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
13 Wirkung eines elektrischen Feldes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
14 Anziehung ungleichnamiger Ladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
15 Neutralität in einem Volumenelement . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
16 Diffusion von Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
17 Zustandsdichten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
18 Fermifunktion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
19 Multiplikation von Zustandsdichte und Fermifunktion liefert Trägerdichte 15
20 energetische Lage von Donatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
21 energetische Lage von Akzeptoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
22 Die Trägerdichten bei Donatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
23 Die Trägerdichten bei Akzeptoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
24 Diffusion von Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
25 Wirkung eines elektrischen Feldes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
26 Schematisches Bild einer pn-Diode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
27 Dotierungen in einer pn-Diode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
28 konstante Fermienergie einzeichnen, Kontakt pn markiert . . . . . . . . . 20
29 Bänder verschieben . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
30 Bandverbiegung einzeichnen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
31 Raumladungen im Gleichgewicht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
32 Banddiagramm im Gleichgewicht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
33 Ladungsträger bei Sperrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
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34 Banddiagramm bei Sperrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
35 Raumladung in Vorwärtsrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
36 Banddiagramm in Vorwärtsrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
37 Ladungsträgerdichten bei Vorwärtsrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
38 Ströme bei Vorwärtsrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
39 Ladungsträgerdichten bei Rückwärtsrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . 25
40 Ströme bei Rückwärtsrichtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
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1 Halbleiterphysik I
In diesem ersten Teil - Halbleiterphysik I - wollen wir die physikalischen Grundlagen kennenlernen,
mit denen wir elektronische Phänomene in Halbleiterstrukturen beschreiben
können. Zu Anfang ist diese Struktur noch sehr einfach: Ein Stückchen Halbleiterkristall
( mit perfekter Kristallstruktur ).
Abbildung 1: Kristallstruktur von Silizium
Ab dem Kapitel »Extrinsische Halbleiter« werden wir diese perfekte Struktur modifizieren
und zwar räumlich unterschiedlich innerhalb eines Halbleiterkristalls. Am Schluss
wollen wir den Stromdurchgang durch eine pn-Struktur mit den entwickelten Modellen
beschreiben. Was brauchen wir dafür an Physik? Zweifellos steht am Anfang eine
quantenmechanisch mathematische Formulierung. Da wir am Ende des Kapitels ein fastklassisches
Modell vorliegen haben werden, spielt auch die klassische Physik eine große
Rolle. Dann noch natürlich die Elektrodynamik ( weil es hauptsächlich um Ladungsträger
geht ) und die statistische Physik ( weil es um viele Teilchen geht ). Für die
Durchführung eines solchen Programmes hier zwei Zitate, die unser Vorgehen bei der
Präsentation kennzeichnen:
Richard Feynman: »It is the facts, not the proofs«.
Albert Einstein: »As simple as possible, but not simpler«.
1.1 Elektronen im Festkörper
Wir können das allgemeine quantenmechanische Problem eines dreidimensionalen Stückchens
Festkörper hier weder formulieren noch ein Lösungsverfahren der Schrödingergleichung,
die dieses System erfüllen muss, anwenden. Aber wir können ein paar allgemeine
Eigenschaften der Lösungen eines solchen ( eindimensionalen ) Systems notieren:
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• Die Lösungen bestehen aus diskreten Wellenfunktionen und zugehörigen Energiewerten
( Zustände ). Dies entspricht den Zuständen in einem Atom. Die Energieniveaus
werden nach dem Pauli-Prinzip mit Elektronen besetzt.
Abbildung 2: Energieniveaus in einem Atom
• Wellenfunktionen und Energiewerte in einem Festkörper können durch den Bandindex
und den Wellenzahlvektor k gekennzeichnet ( abgezählt ) werden. Dies entspricht
den Quantenzahlen eines Atoms.
• In einem Festkörper, der ca.: 10 23 Atome und somit - je nach Ordnungszahl - ein
Vielfaches an Energiewerten und Elektronen enthält, sind diese Energieniveaus in
Bänder angeordnet, die sich auch überlappen können.
Abbildung 3: Vom Atom zum Festkörper
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• Wegen der Periodizitäten des Gitters sind auch die Wellenfunktionen und die Funktion
E = E(k) periodisch. Wegen der Kristallstruktur sind unterschiedliche Richtungen
nicht äquivalent.
Abbildung 4: elektronisch unterschiedliche Richtungen im Kristall
• Die Abhängigkeit der Energie E = E(k) vom Wellenzahlvektor in den verschiedenen
Bändern ist unser fundamentaler ( eindimensionale ) Ausgangspunkt. Dennoch
werden wir nicht ohne weitere Näherungen auskommen.
Abbildung 5: Bänder im Silizium
• Die Energieniveaus werden - bei T = 0 - von unten her besetzt.
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• Für elektronische Vorgänge in Halbleitern sind fast nur das oberste besetzte ( bei
T = 0 ) und das darüber liegende leere ( bei T = 0 ) Band von Interesse. Es ist in
der Abbildung mit E c und E v gekennzeichnet.
Im nächsten Kapitel wollen wir uns mit dieser Dispersionsrelation E = E(k) beschäftigen.
Dafür müssen wir wieder eine starke Näherung vornehmen: Wir werden von den
vielen Bändern nur noch das Valenzband und das Leitungsband betrachten. Weiter machen
wir zwei Vereinfachungen: Valenz- und Leitungsband sollen beim k-Wert 0 liegen.
Beide Bänder sollen annähernd parabolisch sein.
1.1.1 Elektronen und Löcher
Im Folgenden wollen wir zunächst nur das Leitungsband betrachten. Für freie Elektronen
sieht das so aus:
Abbildung 6: Leitungsband für freie Elektronen
Jeder Wert von k ist möglich und liefert den zugehörigen Energiewert.
Die Dispersionsrelation für Elektronenzustände in einem konstanten Potential zeigt
die nächste Abbildung.
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Abbildung 7: Leitungsband für fast freie Elektronen
Dies Ergebnis kennen wir schon, gebundene Zustände sind diskret und nicht mehr
kontinuierlich angeordnet. Die Quantenzahl k nimmt nur noch diskrete Werte an.
Schließlich brauchen wir noch eine letzte Erkenntnis, die wir aber auch schon kennen.
Abbildung 8: Leitungsband für Kronig-Penney-Modell
In einem periodischen Potential, so wie es Silizium zeigt, gibt es eine Verbiegung der
Bänder zum Rand des k-Raumes. Im realen Gitter sind dies die Gitterrichtungen, an
denen die Elektronenwellen reflektiert werden. Solche Elektronenwellen können nicht
zum Stromtransport beitragen.
Wir wollen noch eine weitere eigenartig scheinende Eigenschaft für Elektronen ( Wellen
) im Leitungsband aufzeigen. Wenn eine Elektronenwelle sich unter Einfluss einer Kraft
z.B. nach rechts bewegt, also steigenden k-Wert hat, muss sie in der Nähe der k-Grenze
reflektiert werden und zurück laufen. Wenn wir die Welle als Elektron interpretieren
wollen, müssen wir diesem Elektron dann eine negative Masse zuschreiben. Aus der
Theorie ergibt sich folgendes Bild:
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Abbildung 9: Geschwindigkeiten und effektive Massen von Elektronen
Für das Valenzband gilt Entsprechendes. Im nächsten Abschnitt werden wir feststellen,
dass nur die Unterkante des Leitungsbandes von Elektronen besetzt und die
Oberkante des Valenzbandes von Elektronen entblößt wird. Dann haben Elektronen im
Halbleiter eine negative Ladung und eine positive, konstante Masse m ∗ .
1.1.2 Energiebanddiagramme
Unser Modell für elektronische Vorgänge im Halbleiter sieht jetzt so aus: Eine vertikale
Energieachse mit einer Markierung für die Energie des Leitungsbandes und einige Zehntel
Elektronenvolt Platz nach oben. Entsprechend eine Markierung für die Energie des
Valenzbandes und Platz für ein paar Zehntel Elektronenvolt nach unten. Die x-Achse
hat hier noch keine Bedeutung.
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Abbildung 10: Energiemodell eines Halbleiters
Wir wollen uns die gewaltigen Fortschritte für die Beschreibung elektronischer Eigenschaften
eines Halbleiters klar machen:
• Wir können den Begriff Elektron ( als klassisches Teilchen ) benutzen statt des
Begriffes Elektronenwelle.
• Die komplexe Gitterstruktur wurde eliminiert.
• Die sehr komplexe Bänderstruktur ist reduziert auf die Energielücke und eine kleine
Umgebung davon.
Um auch Prozesse in diesem Energieschema darstellen zu können, wird häufig eine x-
Achse benutzt wie in der nächsten Abbildung.
Abbildung 11: Banddiagramm
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1.1.3 Generation und Rekombination
Bislang haben wir den Halbleiter nur in seiner energetischen Struktur betrachtet. Von einer
Besetzung der Niveaus durch Elektronen wissen wir aber Folgendes: Das Valenzband
ist gefüllt mit Elektronen, das Leitungsband ist leer. Dies gilt bei T=0 und ist eine allgemeine
Eigenschaft von Quantensystemen, deren diskrete Energieniveaus von Elektronen
nach dem Pauli-Prinzip von unten her besetzt werden. Bei Erhöhung der Temperatur
können einzelne Elektronen die Energie ( aus dem Gitter oder durch Einstrahlung )
aufnehmen, um auf ein höheres Niveau zu wechseln. Bei Metallen überlappen sich die
Bänder und auch sehr kleine Energieaufnahmen durch das Elektron führen zu Niveauwechseln.
Bei Halbleitern muss mindestens die Energie des Energielücke aufgebracht
werden. Bei Isolatoren ist das Gap so groß, dass normalerweise keine Anregung erfolgt.
Die Erzeugung von Elektronen ins Leitungsband heißt Generation, der notwendige gegenteilige
Prozess heißt Rekombination. Beide führen stationär zu einem Gleichgewicht.
Abbildung 12: Anregung von Elektronen ins Leitungsband
An obiger Abbildung erkennen wir, warum die komplexe Bänderstruktur im Halbleiter
keine Rolle spielt. Elektronische Anregungsprozesse spielen nur an der Oberkante des
Valenzbandes und an der Unterkante des Leitungsbandes eine Rolle.
1.2 Elektronen und Löcher im Halbleiter
Wenn ein Band ( Valenzband ) vollbesetzt ist, kann es keinen Strom führen. Der Grund
ist ziemlich einsichtig: Zu jeder Elektronenwelle im Band mit Wellenvektor ( Quantenzahl
) k gibt es eine mit Wellenvektor -k. Die Summation aller Beiträge zum Strom ist 0.
Dies gilt auch wenn ein äußeres elektrisches Feld anliegt. Wenn nun Elektronen aus dem
Valenzband ins Leitungsband angeregt wurden, ist diese Summe nicht mehr 0. Ähnliche
Überlegungen, wie wir sie für das Leitungsband angestellt haben, zeigen, dass dann ein
Strombeitrag auftritt ( aller restlichen Elektronen im Valenzband ) und sich dieser wie
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der Beitrag positiv geladener ( elektronenähnlicher ) Teilchen ( Löcher ) verhält. Jetzt
ist unser Halbleitermodell perfekt. Welche Beziehungen gibt es nun zwischen Elektronen
und Löchern? Antwort: Die, die wir für bewegliche positiv und negativ geladene Teilchen
im gleichen Materialstück erwarten, sonst hätten die Physiker ein solches Modell nicht
erfunden. Z.B.:
• Bewegung unter Einfluss eines elektrischen Feldes ( Drift ).
Abbildung 13: Wirkung eines elektrischen Feldes
• Gegenseitige Anziehung.
Abbildung 14: Anziehung ungleichnamiger Ladungen
• Neutralität oder Quasineutralität in jedem Volumenelement.
Abbildung 15: Neutralität in einem Volumenelement
• Diffusion ( Anhäufungen von Teilchen über den Gleichgewichtswert hinaus fließen
auseinander ).
Abbildung 16: Diffusion von Teilchen
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Über das Teilchenmodell hinaus geht die Generation und Rekombination dieser Teilchen
( Erzeugung und Vernichtung eines Elektronen-Loch-Paares ). Das gibt es in der klassischen
Welt ja nicht. Das Modell ist in der Lage sogar quantitative Ergebnisse zu liefern
und das ist - in Anbetracht der vielen Näherungen - außerordentlich erstaunlich.
1.2.1 Zustandsdichte, Fermiverteilung und Ladungsträgerdichten
Die Zustandsdichte im Valenz- und -Leitungsband hat einen parabolischen Verlauf:
Abbildung 17: Zustandsdichten
Um Ladungsträgerdichten zu bestimmen, müssen wir noch die Wahrscheinlichkeit kennen,
mit der diese Zustände besetzt sind. Dies leistet die berühmte Fermiverteilung, die
wie keine andere Funktion das Geschehen in einem Halbleiter bestimmt.
Abbildung 18: Fermifunktion
Das Produkt aus Zustandsdichte und Fermifunktion liefert die Ladungsträgerdichte.
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Abbildung 19: Multiplikation von Zustandsdichte und Fermifunktion liefert Trägerdichte
Für die Justierung der Fermifunktion auf der Energie-Skala ( den 0-Punkt haben wir
bisher ja nicht festgelegt ) gilt: E F liegt bei der obersten besetzten Energie wenn sie in
einem Band liegt und bei Energielücken in der Mitte zwischen E V und E C . Wir machen
uns noch einmal klar:
• Ist T=0, dann ist das Valenzband vollbesetzt, das Leitungsband ist leer.
• Ist T=300, dann finden wir eine gewisse Dichte an Elektronen an der Unterkante
des Leitungsbandes und - wegen der Symmetrie - die gleiche Dichte an Löchern
an der Oberkante des Valenzbandes. Jedes Elektron das vom Valenzband in das
Leitungsband angeregt wird hinterlässt im Valenzband ein Loch.
• Erhöhen wir die Temperatur weiter, steigen beide Dichten.
• Verändern wir den Halbleiter ( weg vom reinen Halbleiter ) dann müssen wir die
Fermifunktion entlang der Energie-Achse nach oben oder unten verschieben. Dann
können die Dichten von Löchern und Elektronen ungleich werden. Eine kann die
andere um viele Zehnerpotenzen überbieten. Dies erreicht man mit Dotieren; Der
Halbleiter wird dann extrinsisch ( vorher intrinsisch ) genannt.
• Die Fermienergie, ihre Lage auf der Energieskala und die Temperatur bestimmen
also die Ladungsträgerdichten.
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1.3 Extrinsische Halbleiter
Was passiert, wenn wir den Halbleiter dotieren? Bei Dotierung ersetzen wir einen Teil der
Silizium Atome durch die Dotieratome. Energetisch liegen diese Atome einige Zehntel eV
unterhalb der Leitbahnkante ( im Fall von n-Dotierung ) oder einige Zehntel eV oberhalb
der Valenzbandkante.
1.3.1 Dotierung
Bei Dotierung mit z.B. Phosphor sieht das so aus:
Abbildung 20: energetische Lage von Donatoren
Bei Dotierung mit z.B. Bor so:
Abbildung 21: energetische Lage von Akzeptoren
Die Zustandsdichte und die Fermifunktion werden dabei nicht verändert. Das Verhältnis
von Löcherdichte zu Elektronendichte hat sich aber sehr geändert, weil jetzt
Elektronen aus den Donatorniveaus leicht ins Leitband wechseln können. Für Löcher
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gilt Entsprechendes. Folglich muss die gesamte Fermifunktion im Falle von Elektronen
nach oben und im Falle von Löchern nach unten verschoben werden. Dann werden die
Dichten wieder richtig dargestellt.
Abbildung 22: Die Trägerdichten bei Donatoren
Im obigen Fall bezeichnet man die ( in der Überzahl vorhandenen ) Elektronen als
Majoritätsträger, die ( in der Minderzahl vorhandenen ) Löcher als Minoritätsträger.
Abbildung 23: Die Trägerdichten bei Akzeptoren
Hier sind die Löcher die Majoritätsträger und die Elektronen die Minoritätsträger.
Es gilt: Wenn wir das Banddiagramm ( im wesentlichen die Energie der Bandlücke ),
die Dichte der Donatoren und Akzeptoren und die Zustandsdichten kennen, können wir
alle elektronischen Fragen bezüglich des Halbleiters beantworten. Da die Fermifunktion
das thermodynamische Potential für Elektronen im Festkörper ist, hat sie eine sehr
wertvolle Eigenschaft: E F ist in miteinander verbundenen Festkörpern konstant. Wir
werden diese Aussage bei der Darstellung des pn-Überganges brauchen.
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1.4 Ladungsträgerbewegung
Die beiden wesentlichen Möglichkeiten Ladungsträger im Halbleiter in Bewegung zu
setzen sind:
• Abweichung der Trägerdichten vom Gleichgewicht. Bei Konzentrationsgradienten
müssen die Träger gegen die Gradienten diffundieren ( Ficksches Gesetz ). Also
von der hohen Konzentration zur niedrigen.
• Unter dem Einfluss eines elektrischen Feldes bewegen sich Löcher in Richtung des
Feldes, Elektronen gegen die Feldrichtung.
1.4.1 Diffusion
Abbildung 24: Diffusion von Teilchen
1.4.2 Drift
Abbildung 25: Wirkung eines elektrischen Feldes
1.5 pn-Übergang
Ein erstes Beispiel für unterschiedliche Dotierung ist der pn-Übergang. Was ist ein pn-
Übergang und wie konstruiert man ( qualitativ ) das Banddiagramm ohne angelegte
Spannung?
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Abbildung 26: Schematisches Bild einer pn-Diode
Abbildung 27: Dotierungen in einer pn-Diode
1.5.1 Gleichgewicht
Nun wollen wir das Banddiagramm einer Diode konstruieren:
• zeichne eine horizontale Gerade, die Enden sind die Kontakte. Die Gerade wird
mit E F beschriftet.
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Abbildung 28: konstante Fermienergie einzeichnen, Kontakt pn markiert
• Zeichne weit links vom Kontakt zwischen n- und p-Material das Banddiagramm
von Material 1; weit rechts das von Material 2; immer relativ zu der bereits festgelegten
Fermienergie.
Abbildung 29: Bänder verschieben
• Verbinde Leitungs- und Valenzband durch eine gefühlsmäßig gezeichnete Bandverbiegung.
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Abbildung 30: Bandverbiegung einzeichnen
Was kann man ablesen:
• Das Ferminiveau liegt links dicht am Valenzband; dieses Material ist ein p-Leiter;
viele Löcher; wenig Elektronen; fast alle Löcher entstammen der Dotierung.
• Für die rechte Seite gilt Entsprechendes.
• Elektronen, die rechts ja in großer Zahl vorhanden sind, diffundieren nach links.
Löcher, deren Anzahl links sehr groß ist diffundieren nach rechts. Beide hinterlassen
dann die geladenen und ortsfesten Donator- und Akzeptor-Niveaus.
• Dadurch entsteht ein inneres elektrisches Feld, das nun seinerseits einen Elektronenfluss
nach rechts und einen Löcherstrom nach links antreibt. Es stellt sich ein
dynamisches Gleichgewicht ein. Das elektrische Feld bedingt die Verbiegung der
Bandkanten. Umgekehrt ist daran das Vorhandensein eines elektrischen Feldes zu
erkennen. Das Halbleitergebiet, in dem diese Verbiegung stattfindet, heißt Raumladungszone.
1.5.2 Nichtgleichgewicht
Es ist nützlich, sich die Raumladung und das Banddiagramm für die drei Betriebszustände
Gleichgewicht, Sperrspannung und Spannung in Vorwärtsrichtung vergleichend
anzusehen:
• Raumladung und Banddiagramm im Gleichgewicht:
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Abbildung 31: Raumladungen im Gleichgewicht
Abbildung 32: Banddiagramm im Gleichgewicht
• Raumladung und Banddiagramm in Sperrichtung
Abbildung 33: Ladungsträger bei Sperrichtung
Datum: 2. August 2012 Gesamtseiten: 25

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Abbildung 34: Banddiagramm bei Sperrichtung
• Raumladung und Banddiagramm in Vorwärtsrichtung
Abbildung 35: Raumladung in Vorwärtsrichtung
Abbildung 36: Banddiagramm in Vorwärtsrichtung
Datum: 2. August 2012 Gesamtseiten: 25

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1.5.3 Ströme im Halbleiter
In Vowärtsrichtung ist an jeder Seite der Raumladungszone der Minoritätsträgerstrom
ein Diffusionsstrom, der vom pn-Übergang wegführt. Wird die Potenzialbarriere veringert,
werden mehr Majoritätsträger in die gegenüberliegenden Seiten injiziert, in denen
sie dann Minoritätsträger sind. Sie diffundieren vom Rand der Raumladungszone weg
und rekombinieren dabei mit Majoritätsträgern. Für die Rückwärtsrichtung gilt Entsprechendes.
• Ladungsträgerdichten und Ströme bei Vorwärtsrichtung:
Abbildung 37: Ladungsträgerdichten bei Vorwärtsrichtung
Abbildung 38: Ströme bei Vorwärtsrichtung
• Dichten und Ströme bei Rückwärtsrichtung
Datum: 2. August 2012 Gesamtseiten: 25

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Abbildung 39: Ladungsträgerdichten bei Rückwärtsrichtung
Abbildung 40: Ströme bei Rückwärtsrichtung
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