Главная Движение носителей электрических зарядов



иг U.B


Свободная зона


Валентная зона 6)

Wen-

W,

Wf, -----

V>Us


Рис. 16.22

в другую без затраты энергии, просачиваться сквозь потенциальный барьер (туннелировать). Число электронов, переходащих в смежную область в секунду, достигает Ю*"* с"*, скорость их перемещения огромна - примерно 2 • 10* м/с (для сравнения - скорость света равна 3 • 10* м/с). В состоянии равновесия потоки электронов из области р в область и и в обратном направлении одинаковы. Одинаковы и потоки дырок. Поэтому результирующий ток равен нулю (рис. 1622, я). Достаточно рассмотреть, например, туннельное движение электронов (при рассмотрении движения дырок процессы будут аналогичны). На рис. 16.22,б,в,г,д,е стрелки от электронов указывают на их способность перейти в смежную область.

Число электронов, энергия которых превыщает уровень Ферми, невелико. С увеличением приложенного к р-и-переходу напряжения уровень Ферми в области п перемещается вверх относительно его положения в области р, а при обратном напряжении - вниз.

Под воздействием внешнего поля энергетическая диаграмма изменится. При подключении к диоду прямого напряжения потенциальный



барьер с ростом напряжения уменьшится. На энергетической диаграмме это будет соответствовать смещению уровня Ферми и энергетических зон относительно равновеснсго состояния, степень перекрытия потолка валентной зоны дном зоны проводимости уменьшится. При этом в свободной зоне области и-типа уровни, заполненные электронами (ниже уровня Ферми), окажутся протрш незаполненных уровней в валентной зоне области р-типа. До тех пор пока уровень Ферми в области и-типа будет лежать ниже потолка валентной зоны в области р-типа, число электронов, переходящих из области и-типа в область р-типа, будет больше, чем переходящих в обратном направлении. Результирующий ток будет увеличиваться и состоять из электронов области и-типа, где они являются основными. Его направление - из области р в область и. Максимальному значению тока (точка а на рис. 16.22, я) будет соответствовать такое состояние энергетических зон, когда уровень Ферми в свободной зоне и-типа и потолок валентной зоны области р-типа будут находиться яа одном уровне (рис. 16.22, е). Результирующий ток будет состоять из электронов области и-типа и направлен от области р-типа к области и-типа.

При дальнейшем увеличении прямого напряжения туннельное перемещение электронов из и-области в р-область начнет убывать (рис. 16.22, г), т. е. будет убывать пpяюй ток. При этом убьшание будет хфоисходить до такого значения напряжения U, при котором дно свободной зоны и-области окажется на одном уровне с потолком валентной зоны р-области. Ток при этом будет иметь минимальное значение /„щ (рис. 16.22, а).

Таким образом, на вольт-амперной характеристике туннельного диода появляется участок с отрицательным дифференциальным сопро-тивлегшем (участок обе на рис. 16.22, а). При еще большем увеличении напряжения (U > U) туннельные переходы элекгронсв станут невозможны (рис. 16.22, д), но носители заряда будут преодолевать потенциальный барьер за счет диффузии и прямой ток будет возрастать, как у обычных диодов.

При подаче на туннельный диод обратного напряжения энергетическая диаграмма будет иметь вид, показанный на рис. 16.22, е. Вследствие тото что число электронов с энергией выше энергии уровня Ферми очень мало, количество электронов р-области, способных перейти в и-область, увеличивается, а в и-области оно останется почти неизменным, поэтому результирующий обратный ток будет протекать от и-области к р-области. Так как в глубине валентной зоны плотность электронов очень большая, то незначительное увеличение обратного напряжения и связанное с этим незначительное смещение энергетических уровней вьгзьгоают существенное увеличение числа электронов р-области, переходящих в и-область. Следовательно, обратный туннельный ток будет резко возрастать. Обратный ток у туннельных диодов во много раз больше, чем у других диодов, поэтому они не обладают вентильным свойством.

Следует отметить, что в туннельном диоде обратный и прямой токи обусловливаются также небольшими диффузионным током основных и дрейфовым током неосн<жных носителей заряда, поэтому результирую-



щие обратный и прямой токи до точки в на вольт-амперной характеристике несколько больше, чем показано на рис. 16.22, а.

Основными параметрами туннельных диодов являются максимальные тах (точка о) и минимальные (точка в) значения токов на вольт-амперной характфистике и соответствующие им напряжения {U и Ugj; значение напряжения (точка г), соответствующее максимальному току в точке а, а также дифференциальное сопротивление Кд„ф = - dU/dl, которое определяется примерно на середине участка с отрицательным сопротивлением (участок абв); общая емкость диода и максимальная частота.

Туннельные диоды обладают усилительными свойствами и могут работать в схемах (на участке абв) как активные элементы. Они находят широкое применение в сверхбыстродействующих ЭВМ в качестве быстродействующих импульсных переключающих устройств (скорость пфеключения составляет доли наносекунды) и в генераторах высокочастотных колебаний. На туннельных диодах создают схелы мультивибраторов, триггеров, которые служат основой для построения логических схем, запоминающих устройств, регистров и т. д. Высокая скорость переключения объясняется тем, что туннельные диоды обычно работают на участке вольт-ампетзной характеристики с отрицательным дифффенциальЕым сопротивлением, где механизм переноса зарядов связан с их туннельным смещением (чфез р-и-переход), скорость которого огромна. Туннельные диоды могут работать в шфоком диапазоне температур от 4 до 640 К, они просты по конструкции, малогабаритны. Туннельные диоды изготовляют на основе сильнолегированного германия или арсенида галлия, р-и-переход получают методом вплавления примесей.

Диоды Шотки. Эти диоды обладают идеальными импульсными параметрами. Они выполняются на основе контакта металл - полупроводник. Рассмотрим образование такого контакта и его свойства (рис. 16.23). При контакте металла / с полупроводником 3 между ними возникает слой 2, который в зависимости от соотношения работы выхода электронов в металле и полупроводнике и от типа электропроводности полупроводника может быть обогащенным, инверсным или обедненным.

Рассмотрим случай, когда контакт металла образован с полупроводником п-типа, при этом работавыхода электронов в металле больше работы выхода электронов в полупроводнике {под работой выхода электронов понимают работу, соответствующую разности энергий

между уровнем Ферми в веществе и уровнем энергии вне вещества около его поверхноспш, т. е. энергии, соответствующей потолку верхней

свободной зоны). При образовании идеального

контакта происходит диффузия электронов из полупроводника в металл {А < AJ, металл заряжается отрицательно, а в приконтакт-ной области полупроводника образуется слой, обедненный основными носителями заряда. Рис. 16.23 заряженный положительно неподвижными



0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 97 98 99 100 101 102 103 [104] 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 120 121 122 123 124 125 126 127 128 129 130 131 132 133 134 135 136 137 138 139 140 141 142 143 144 145 146 147 148


0.0364