勢壘

（Potential Energy Barrier）就是勢能比附近的勢能都高的空間區域，基本上就是極值點附近的一小片區域。

在眾多勢壘當中，方勢壘是一種理想的勢壘。保持ε和V的乘積不變，縮小ε，並趨於0，V將無窮大。方勢壘過渡到δ勢壘。在微觀物理學中，δ勢常作為一種理想的短程作用來討論問題。δ勢可以看成方勢的一種極限情況。事實上，所有涉及δ勢的問題，原則上均可以從方勢情況下的解取極限而得以解決。但直接採用δ勢來求解，往往要簡捷得多。在δ勢情況下，粒子波函數的導數是不連續的，儘管粒子流密度仍然是連續的。

金屬-半導體邊界上形成的具有整流作用的區域。金屬-半導體作為一個整體在熱平衡時有同樣費米能級。由半導體到金屬，電子需要克服勢壘；而由金屬向半導體，電子受勢壘阻擋。在加正向偏置時半導體一側的勢壘下降；相反，在加反向偏置時，半導體一側勢壘增高。使得金屬-半導體接觸具有整流作用(但不是一切金屬-半導體接觸均如此。如果對於P型半導體，金屬的功函數大於半導體的功函數，對於N型半導體，金屬的功函數小於半導體的功函數，以及半導體雜質濃度不小於10^19/立方厘米數量級時會出現歐姆接觸，它會因雜質濃度高而發生隧道效應，以致勢壘不起整流作用).當半導體均勻摻雜時肖特基勢壘的空間電荷層寬度和單邊突變P-N結的耗盡層寬度相一致利用金屬半導體接觸製作的檢波器很早就應用於電工和無線電技術之中，如何解釋金屬半導體接觸時表現出的整流特性，在20世紀30年代吸引了不少物理學家的注意。德國的W.H.肖脫基、英國的N.F.莫脫、蘇聯的Б.И.達維多夫發展了基本上類似的理論，其核心就是在界面處半導體一側存在有勢壘，後人稱為肖脫基勢壘，圖2示意地說明如何用肖脫基勢壘模型解釋整流特性，其中J代表金屬中電子越過勢壘ψm熱發射到半導體中的電流,J代表半導體中的電子越過勢壘qV熱發射到金屬中的電流。圖2a表示沒有外加電壓的平衡情況,J與J相抵，總電流為零。圖2b表示正向偏壓的情況，這時半導體側勢壘高度降低,J（同時也是總電流）隨外加電壓指數增長。圖2c表示加反向偏壓的情況，勢壘高度qV增加,J隨外加電壓指數減小，總電流趨向飽和值J。

電子透過勢壘的概率就可以用貫穿係數T來說明。

電子貫穿係數T隨勢壘寬度a的增加而迅速減小，下表給出的是(U0－E)=5eV時的具體數據。

勢壘很寬或能量差很大或粒子質量很大時，貫穿係數T≈0，隧道效應在實際上已經沒有意義，量子概念過渡到經典力學情形。因此，粒子的隧道效應是微觀粒子的量子力學行為，宏觀粒子是不會發生隧道貫穿效應的。

勢壘電容　勢壘電容　在積累空間電荷的勢壘區，當PN結外加電壓變化時，引起積累在勢壘區的空間電荷的變化，即耗盡層的電荷量隨外加電壓而增多或減少，這種現象與電容器的充、放電過程相同。耗盡層寬窄變化所等效的電容稱為勢壘電容。勢壘電容具有非線性，它與結面積、耗盡層寬度、半導體的介電常數及外加電壓有關。勢壘電容是二極體的兩極間的等效電容組成部分之一，另一部分是擴散電容。二極體的電容效應在交流信號作用下才會表現出來。勢壘電容在正偏和反偏時均不能忽略。而反向偏置時，由於少數載流子數目很少，可忽略擴散電容。 —————— 補充說明：勢壘電容是p-n結所具有的一種電容，即是p-n結空間電荷區（勢壘區）的電容；由於勢壘區中存在較強的電場，其中的載流子基本上都被驅趕出去了——耗盡，則勢壘區可近似為耗盡層，故勢壘電容往往也稱為耗盡層電容。耗盡層電容相當於極板間距為p-n結耗盡層厚度（W）的平板電容，它與外加電壓V有關 (正向電壓升高時，W減薄，電容增大；反向電壓升高時，W增厚，電容減小)。因為dV ≈ W · dE = W·(dQ/ε)，所以耗盡層電容為Cj = dQ/dV = ε/W。對於單邊突變p+-n結，有Cj = ( qεND / 2Vbi )1/2；對於線性緩變p-n結，有Cj = (q aε2 / 12Vbi)1/3。勢壘電容是一種與電壓有關的非線性電容，其電容的大小與p-n結面積、半導體介電常數和外加電壓有關。當在p-n結正偏時，因有大量的載流子通過勢壘區，耗盡層近似不再成立，則通常的計算公式也不再適用；這時一般可近似認為：正偏時的勢壘電容等於0偏時的勢壘電容的4倍。不過，實際上p-n結在較大正偏時所表現出的電容，主要不是勢壘電容，而往往是所謂擴散電容。值得注意的是，勢壘電容是相應於多數載流子電荷變化的一種電容效應，因此勢壘電容不管是在低頻、還是高頻下都將起到很大的作用（與此相反，擴散電容是相應於少數載流子電荷變化的一種電容效應，故在高頻下不起作用）。實際上，半導體器件的最高工作頻率往往就決定於勢壘電容。