Физика полупроводников - Бонч-Бруевич В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ В р — п-ПЕРЕХОДАХ
283
V Ей-
?г-
б) &
Fpfiw/m.
z//////////?l>
X-
Tt Ес
\шш?а
mdfr)
'ШШ7,Е0
из р-области туннелируют в n-область. Возникающий ток быстро увеличивается с увеличением напряжения, так как в p-области есть большое число заполненных состояний, а в п-области — пустых состояний. При небольших положительных напряжениях электроны переходят из п- в p-область. Однако в этом случае ток нарастает с напряжением лишь до некоторого предела, так как электроны из n-области не могут туннелировать внутрь запрещенной зоны в p-области. Поэтому при некотором напряжении ток достигает максимума (рис. 8.4, в) и затем уменьшается. Когда Ес совпадает с E'v, туннельный ток зона — зона обращается в нуль (рис. 8.4, г). При дальнейшем увеличении напряжения высота потенциального барьера понижается настолько, что становятся возможными «надбарьерные» электронные переходы, и тогда появляется обычная диффузионная составляющая тока, рассмотренная ранее. Вольтамперная характеристика для этой модели показана на рис. 8.4, д.
Отметим, что в случае заметной роли туннельного эффекта в р— n-переходах большие токи возникают при отрицательных напряжениях и поэтому знак выпрямления оказывается обратным по сравнению с обычными «толстыми» переходами.
Расчет вольтамперной характеристики тонкого р—n-перехода очень осложняется тем, что электрическое поле внутри перехода не постоянно: оно максимально в некоторой плоскости внутри барьера и плавно убывает к его краям. Хотя распределение поля можно вычислить, количественная теория туннельного диода
оказывается очень сложной и, как правило, требует численных расчетов.
Сопоставление теоретических вольтамперных характеристик туннельных диодов с экспериментальными показывает, что рассмотрен-
г)
Ес~
Е'-
ГП+ \ ?* УШШ.Ео
Рис. 8.4. К объяснению вольтамперной характеристики идеального туннельного диода (схематически).
284 ВЫПРЯМЛ. И УСИЛЕН. С ПОМОЩЬЮ р — n-ПЕРЕХОДОВ [ГЛ. VIII
ная модель только приближенно описывает наблюдаемые закономерности (рис. 8.5). Наиболее важное расхождение состоит в том, что при напряжениях, отвечающих падающей ветви вольтамперной характеристики, плотность тока оказывается большей,' чем предсказываемая теорией, и не обращается в нуль, когда края энергетических зон совпадают (рис. 8.4, г). Разность (/экг—. — /теор) получила название избыточного тока туннельного диода.
Опыты показывают, что избыточный ток, при прочих равных условиях, увеличивается при увеличении концентрации примесей, создающих глубокие уроа-ни энергии для электронов. Отсюда можно заключить, что одна из причин этого тока состоит в дополнительных туннельных переходах при участии примесей. На рис. 8.6 показаны два типа таких переходов. Так, электрон из зоны проводимости может быть сначала захвачен на пустой локальный уровень энергии Е/1 (переход 1), а затем с помощью изо-энергетического туннельного перехода 2 попасть в валентную зону. Другая возможность состоит в том, что электрон сначала может совершить туннельный переход из зоны проводимости на подходяще расположенный локальный уровень Et2 (переход 3), а затем опуститься в валентную зону (переход 4).
Возможны и другие, более сложные типы переходов.
Другая причина, ответственная за возникновение избыточного тока, связана с изменением самого характера энергетического спектра полупроводника при сильном его легировании. Она рассматривается в § XIX. 5.
Из принципа действия туннельных диодов видно, что процессы в них обусловлены основными носителями заряда, а рекомбинация (как в толстых р—п-переходах) не играет принципиальной роли. Поэтому характерное время в туннельных переходах есть не время жизни неравновесных носителей т, а время релаксации Максвелла тм = е/4зто. Последнее обычно намного меньше т и, например, при а ~ I (Ом-см)-1 имеет порядок 10"12 с. Вследствие этого теоретический предел частот, до которых могут работать туннельные диоды,
шшшЛ
ФУ
?ь-----------
F(P) УУУУУУУУУУ?УУУ>УУУА
7ЖШ7ШЯ7,
Рис. 8.6. Туннельные переходы с участием примесей.
Рйс. 8.5. Экспериментальная вольтамперная характеристика германиевого туннельного диода. 300 К, Др = 6 кТ, А„ = 8 кТ. (Пунктирная кривая соответствует схеме рис. 8.4.)
БИПОЛЯРНЫЙ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ТРИОД
285
<о„р ~ 1/тль намного больше, чем у толстых (диффузионных) р—п-^переходов. Однако предельная частота реальных туннельных диодов понижается вследствие влияния паразитных емкости и индуктивности оправы диода, хотя у современных хороших диодов она достигает —1010 Гц.
Различные применения туннельных диодов основаны на использовании падающего участка их вольтамперной характеристики. При этом важно отношение токов imax/imin и максимальная величина отрицательной дифференциальной проводимости \di/du\max. Чем больше эти величины и чем больше предельная частота, тем лучше качество диода.
