Туннельный эффект, туннельный диод

  Из рассмотрения действительной  вольтамперной характеристики туннельного диода видно, что ток в точке д не равен нулю. Это можно понять, если учесть, что при положительном смещении будет иметь место инжекция электронов из электронной области в дырочную и инжекция дырок из дырочной области в электронную, т. е. появится диффузионная компонента тока, как в обычном p-n-переходе. При этом носители проходят над потенциальным барьером, величина которого уменьшена приложенным внешним положительным смещением (за счет своей тепловой энергии), в то время как при туннельном эффекте они проходят сквозь него.

  Но расчеты показывают, что  ток в точке д вольтамперной характеристики значительно больше диффузионного тока. который должен быть при этом напряжении смещения. Превышение действительного тока над диффузионным, обусловленным инжекцией, получило название избыточного тока. Природа его еще до конца не выяснена, но температурная зависимость этого тока говорит, что он имеет туннельный характер. Предполагаемый механизм туннельного перехода через глубокие уровни в запрещенной зоне показан на рис. 6, д. Электрон из зоны проводимости переходит на примесный уровень и с него туннелирует в валентную зону.

  Возможны и другие механизмы  переходов, но этот наиболее вероятен.

  В случае дальнейшего увеличения  положительного смещения от точки д ток через диод опять начнет возрастать по тому же закону, что и в обычном диоде. Зонная схема, соответствующая этому случаю, изображена на рис. 6, е. Стрелки показывают, что носители должны взбираться на барьер, а не проходить сквозь него, как при туннелировании.

  При подаче на переход обратного смещения перекрытие зон увеличится (рис. 6, ж). В результате против электронов на уровнях в валентной зоне материала p-типа окажется увеличенное число свободных уровней в зоне проводимости материала n-типа. Это приведет к проявлению результирующего потока электронов уже справа налево, и ток во внешней цепи будет обратным. При увеличении смещения обратный ток возрастает. Таким образом, туннельный механизм обратного тока обеспечивает малое обратное сопротивление туннельного диода в отличие от обычного диода, имеющего большое обратное сопротивление.

  Следует отметить, что из-за квантово-механической природы туннельного эффекта возникает много трудностей при построении теории туннельного диода. Но в этом направлении ведутся интенсивные работы, особенно по теории вольтамперной характеристики туннельного диода. Полученные выражения пока довольно громоздки и неудобны для использования в аналитическом расчете цепей с туннельными диодами, так как не дают прямой зависимости между током и напряжением.

  Но на основе этих работ становится возможным физический расчет самих туннельных диoдoв

  Выражение для вольтамперной характеристики можно получить на основе простых физических рассуждений, что позволит глубже уяснить природу туннельного диода.

Количественное выражение для  общего туннельного тока может быть получено путем нахождения отдельных  компонент этого тока, одной из которых является туннельный поток электронов из зоны проводимости электронного полупроводника в валентную зону дырочного полупроводника, а второй компонентой — туннельный поток электронов из валентной зоны дырочного полупроводника в зону проводимости электронного полупроводника. Поток электронов, туннелирующих из зоны проводимости в валентную зону, определяется следующими факторами:

1) числом электронов в части  зоны проводимости, перекрывающейся с валентной зоной;

2) числом свободных состояний  в этом же энергетическом интервале  в валентной зоне;

3) вероятностью туннелирования (см. формулу (5а). Если ρ_c(Е) и ρ_v(E)— плотности состояний в зоне проводимости и валентной зоне соответственно, f_c(Е) и f_v(E) — функции распределения Ферми, показывающие вероятность занятия данного состояния электроном. W_c→v , W_v→c — соответственно вероятности туннелирования электронов из зоны проводимости в валентную зону и наоборот, то плотность занятых состояний с энергией Е в зоне проводимости равна произведению плотности состояний на вероятность их заполнения f_c(Е)· f_v(E), а плотность свободных состояний валентной зоны аналогично равна ρ_v(E) ·[1− f_v(E)].

  Тогда туннельный ток I_c→v из зоны проводимости в валентную зону, определяемый произведением трех факторов, приведенных выше, будет равен

где A — константа. Соответствующее выражение может быть получено и при вычислении туннельного тока I_c→v из валентной зоны в зону проводимости

 

  В отличие от обычных полупроводниковых диодов, где общий ток через переход равен сумме потоков электронов из материала n-типа в материал p-типа и дырок из материала p-типа в материал n-типа (встречные потоки носителей противоположного знака) в туннельном диоде общий ток определяется разностью двух потоков электронов I_c→v и I_v→c (встречные потоки носителей одинакового знака).

  В отсутствие внешнего смещения эти потоки равны, так как условия перехода электронов в обоих направлениях одинаковы и во внешней цепи ток не протекает. При подаче на переход небольшого положительного смещения увеличивается поток электронов из зоны проводимости электронного полупроводника в валентную зону дырочного полупроводника. Общий ток туннельного диода будет уже отличен от нуля и равен

считая W_c→v , W_v→c.

  При перемене полярности напряжения смещения преобладающим станет обратный поток электронов и ток через диод определится как

  Подобные выражения были получены Эсаки на основе приведенных качественных рассуждений.

  Основное преимущество туннельного диода перед обычными полупроводниковыми диодами и триодами заключается в его огромном быстродействии, обусловленном высоким частотным пределом. Это связано с двумя особенностями туннельного эффекта. Во-первых, сам туннельный переход электрона через потенциальный барьер p-n-перехода осуществляется за время около 10⁻¹³ сек, туннелирование электрона — квантовый процесс, непосредственно не зависящий от температуры. Во-вторых, туннельный диод — это прибор, работающий  на основных носителях в отличие от остальных обычных полупроводниковых приборов, работающих на неосновных носителях. На этой особенности прибора необходимо остановиться подробнее.

  В обычном полупроводниковом  приборе основные носители, пройдя  через p-n-переход и попав в материал другого типа проводимости, становятся неосновными для этого материала. Скорость движения неосновных носителей в полупроводниках мала, так как она определяется таким медленным процессом, как диффузия. Например, электроны из зоны проводимости электронного материала, перейдя через p-n-переход, попадут в зону проводимости дырочного материала, где они будут уже неосновными носителями, и дальше будут распространяться со скоростью, определяемой диффузионным механизмом.

  Это накладывает ограничения  на частотный диапазон работы таких приборов. Стремление к его расширению приводит к необходимости уменьшения продольных размеров прибора, что ведет, в частности, к возрастанию его проходной емкости, влияние которой становится определяющей уже на частотах в десятки мегагерц. Положение несколько улучшено в дрейфовых приборах, где скорость носителей увеличивается благодаря созданию дополнительного дрейфа по полю. Но так как и здесь причина инерционности (работа на неосновных носителях) не устранена, то она начинает сказываться на частотах в сотни мегагерц.

Иначе обстоит дело с туннельным диодом. Здесь электрон из зоны проводимости материала n-типа, пройдя сквозь потенциальный барьер, попадает в валентную зону вырожденного материала p-типа (а не в зону проводимости, как у обычных диодов). Вследствие нахождения уровня Ферми внутри валентной зоны в таком материале проводимость электронная, т. е. по характеру такая же, как проводимость металлов. В этом случае быстродействие прибора будет определяться временем диэлектрической релаксации (спадания) пространственного заряда основных носителей, которое для сильнолегированных полупроводников равно примерно l0⁻¹³  − 10⁻¹⁴ сек (t_рел =ε₀·ε /δ где а—удельная электропроводность).

  Таким образом, механизм действия туннельного диода теоретически позволяет ему работать до частот 10¹³ гц. Практически частотный предел прибора ограничивается техническими и конструктивными параметрами: емкостью p-n-перехода, индуктивностью выводов и сопротивлением потерь, суммирующегося из объемного сопротивления материала и сопротивления выводов. Поэтому расширение частотного диапазона туннельного диода определяется совершенством конструкции,, соответствующей технологией прибора и правильностью выбора материала. Существующие туннельные приборы работают до частот 10¹⁰—10¹¹ гц и, учитывая непрерывный прогресс полупроводниковой электроники, можно ожидать дальнейшего расширения частотных возможностей туннельных диодов.

  Наряду с высоким частотным  диапазоном туннельный диод обладает  и другим не менее важным  преимуществом перед обычными полупроводниковыми приборами — широким температурным диапазоном работы, что определяется особенностями тех условий, в которых существует туннельный эффект.

  С одной стороны, туннельный  эффект наблюдается только в  переходах, образованных вырожденными полупроводниками, в которых уровень Ферми лежит глубоко в разрешенных зонах и которые будут продолжать сохранять металлический тип проводимости (электронный) почти вплоть до абсолютного нуля. Действительно, туннельные диоды сохраняют свою характеристику вплоть до гелиевых температур (4.7° К).

  С другой стороны, собственная  проводимость будет неразличима на фоне примесной проводимости до довольно высокой температуры из-за сильного легирования полупроводниковых материалов. Предельная рабочая температура туннельного диода будет определяться типом полупроводникового материала (шириной запрещенной зоны) и степенью его легирования. Так, у германиевых туннельных диодов отрицательный участок сопротивления пропадает при температуре +250° C, у кремниевых—при +400° C, у арсенидгалиевых —при+600°С.

  Следует упомянуть и еще об одной особенности туннельного диода, опять определяемой принципом работы прибора. Это малая чувствительность к ядерному облучению  (диоды из арсенида галлия выдерживают 10¹⁶—10¹⁷ нейтронов/см²). Диффузионные же полупроводниковые приборы из-за резкого влияния ядерного облучения на процессы диффузии сильна меняют свои параметры даже при малых дозах радиации. Малая чувствительность туннельных диодов к ядерному облучению в сочетании с возможностью работать при высокой температуре позволяет надеяться на то, что их можно будет использовать непосредственно в аппаратуре, находящейся в горячей зоне. В настоящее время изготавливаются туннельные диоды из «традиционного» германия и кремния, а также из интерметаллических соединений элементов III и V групп таблицы Менделеева, причем последние, более перспективны. Лучшим среди этих материалов для изготовления туннельных диодов сейчас является арсенид галлия (Ga As).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Обращенный  диод.

  Обращенный диод  — это разновидность туннельного  диода. Вольтамперная характеристика  для германиевого диода приведена на рис. 7.

  Подобная характеристика получится,  если концентрации примесей в  материале диода подобрать так, чтобы границы зон не перекрывались, а совпадали, т. е. при отсутствии внешнего смещения дно зоны проводимости электронного полупроводника находилось на одном уровне с потолком валентной зоны дырочного полупроводника. Очевидно, это будет при концентрациях примесей несколько меньших, чем для получения туннельного диода. При таком расположении зон туннельный эффект при положительных напряжениях смещения будет отсутствовать. При отрицательных напряжениях характеристика будет определяться туннельным эффектом из-за перекрытия зон. Как видно из вольтамперной характеристики, обращенный диод имеет ярко выраженные нелинейные свойства, что

дает возможность использовать его для выпрямления малых  сигналов. Однако в отличие от всех других полупроводниковых диодов он будет проводящим при отрицательных смещениях, что и послужило основанием назвать его обращенным диодом.

  Сравнивая этот  диод с лучшими обычными диодами,  можно увидеть, что в пропускном  направлении (когда к p-n-переходу приложено напряжение отрицательной полярности) он имеет низкое сопротивление уже при малом напряжении на нем, но предельно допускаемое напряжение в запорном направлении (когда к p-n-переходу приложено напряжение положительной полярности), сравнительно невелико (для германиевых диодов—около 0,3 − 0.4 в). Таким образом, обращенный диод имеет в пропускном направлении обратную характеристику туннельного диода, а в запорном — прямую характеристику обычного диода.

Особенность вольтамперной  характеристики обращенного диода  обусловила ему применение в качестве детектора малого сигнала, более эффективного, чем на обычных диодах, а также в качестве нелинейного элемента связи при каскадировании импульсных схем на туннельных диодах.

  Следует отметить, что из-за слабого вырождения или даже его отсутствия, температурный диапазон работы обращенного диода уже, чем у туннельного диода. Особенность обращенного диода состоит также и в том. что, меняя степенью легирования величину перекрытия зон, можно получать диоды с малой величиной (менее 100 мка) пикового туннельного тока (штрих на рис. 7), которые могут быть использованы в чувствительных токовых устройствах.

 

Методы изготовления туннельных диодов.

  Рассмотрев физику  работы туннельного диода, можно  сформулировать следующие требования, которым должен отвечать p-n-переход, предназначенный для работы в качестве туннельного диода.