6.7. Туннельные диоды

Туннельный диод является прибором с вольт-амперной характеристикой N-типа, работа которого основана на туннельном прохождении носителей заряда через потенциальный барьер p-n перехода. Как известно, вероятность прохождения частиц через потенциальный барьер растет с уменьшением его ширины, поэтому для создания туннельных диодов используются p-n переходы с узкой областью объемного заряда. Другим требованием к материалу для туннельного диода является необходимость вырождения p- и n-областей. Полупроводники становятся вырожденными при сильном легировании. Уровень Ферми в этом случае расположен в разрешенной зоне. С повышением концентрации примеси уменьшается ширина области объемного заряда p-n-перехода (при N_a = N_д =10¹⁹ см^–3; d  10^–6 см) таким образом, сильным легированием областей p-n перехода достигаются вырождение p- и n-полупроводников (энергетическое перекрытие валентной зоны p-области и зоны проводимости n-области) и малая ширина p-n перехода [6].

На рисунке 6.31,а показана энергетическая диаграмма контакта двух вырожденных полупроводников p- и n-типа. Ширина p-n перехода между вырожденными полупроводниками достаточно мала для того, чтобы электроны из зоны проводимости n-области могли туннелировать на свободные уровни в валентной зоне p-области и наоборот. При отсутствии внешнего напряжения эти встречные потоки равны и результирующий ток через p-n переход равен нулю.

а )

I

E_v

F_n U = 0 I_max

F_p E_c

I_т I_д

б)

n

+ –

E_p E_n F_n I_min

F_p 0 < U ≤ U_max

U_max U₁ U_min U

в)

+ –

F_n

U  U_min

Рисунок 6.32 - Вольт-амперная характеристика

туннельного диода

F_p

г)

– +

F_p

F_n

U < 0

Рисунок 6.31 - Энергетические диаграммы туннельного диода:

а) U = 0; б, в) U > 0; г) U < 0

Если включить p-n переход в прямом направлении (рисунок 6.31,б), то зона проводимости n-области сместится вверх по отношению к валентной зоне p-области. В этом случае заполненные уровни зоны проводимости n-области окажутся напротив свободных уровней валентной зоны p-области. Вероятность туннельных переходов электронов из n- в p-область увеличивается, а в обратном направлении уменьшается. Поэтому через p-n-переход протекает ток электронов из n- в p-область. С ростом напряжения ток увеличивается и достигает максимума (I_max на рисунке 6.32), когда заполненная часть зоны проводимости E_n располагается напротив незаполненной части валентной зоны E_p . При дальнейшем увеличении напряжения (U_max < U < U_min) взаимное перекрытие этих частей зон уменьшается и туннельный ток I_т падает до нуля (рисунок 6.31,в). При таких напряжениях становится определяющим обычный диффузионный или рекомбинационный ток через p-n переход (штриховая линия из начала координат на рисунке 6.32), поэтому когда I_т = 0, ток через p-n переход равен сумме диффузионного и рекомбинационного токов. Рост тока при напряжениях заметно выше U_min обусловлен увеличением диффузионного тока. Практически ток в минимуме характеристики I_min, называемый также избыточным током, всегда больше чем I_д + I_r за счет туннельных переходов через уровни, расположенные в запрещенной зоне n-полупроводника.

При обратном смещении p-n-перехода (рисунок 6.31,в) туннельный ток непрерывно увеличивается с ростом напряжения, так как при этом все большая часть электронов из валентной зоны p-области получают возможность туннелировать в зону проводимости n-области.

Участок отрицательного дифференциального сопротивления на прямой ветви вольт-амперной характеристики туннельного диода обусловлен уменьшением туннельного тока с ростом напряжения. В этом случае вольт-амперная характеристика будет N-типа.

Для вычисления туннельного тока необходимо проинтегрировать по энергии потоки электронов из n-области в p-область и наоборот. Поток электронов dj_n-p с энергией от Е до Е+dE, туннелирующих из n- в p-область, пропорционален числу этих электронов в n-области, числу свободных состояний с теми же энергиями в p-области и вероятности туннелирования электронов из n- в p-область. Так как число электронов в n-области определяется произведением функции Ферми f_n на плотность квантовых состояний в этой области g_n(E), а число дырок в p-области соответственно произведением g_p(E)(1-f_p),

,

где P_n-p – вероятность туннелирования; А – постоянный коэффициент.

Поменяв местами индексы p и n, аналогичным образом запишем поток электронов, туннелированных из p- в n-область: dj_p-n. Результирующий поток:

dj = dj_n-p – dj_p-n.

Полный ток получим интегрированием dj по энергиям, считая, что P_n-p=P_p-n=P:

,

где в постоянную А₁ входит заряд электрона, площадь p-n перехода, вероятность Р и постоянная А.

При допущении малого перекрытия (E_n ≈ E_p  kT) после интегрирования можно получить формулу, связывающую туннельный ток с напряжением на диоде:

где E_n и E_p – глубина залегания уровня Ферми в соответствующих зонах (рисунок 6.31,б). Вероятность туннелирования слабо зависит от напряжения при изменении U в интервале 0 – U_min, поэтому она включена в постоянную B.

Приравняв , легко определить значение U_max:

Значение напряжения U₁, при котором изменение проводимости максимально, определяется из равенства :

.

Эквивалентная схема туннельного диода представлена на рисунке 6.33. Она состоит из дифференциального сопротивления p-n перехода R, зарядной емкости С, сопротивления потерь r, индуктивности выводов L. Емкость корпуса туннельного диода можно учесть в схеме внешней цепи, поэтому мы ее для простоты опустим.

Перенос тока в туннельном диоде при U < U_min осуществляется основными носителями, а не неосновными, как в обычных диодах. Скорость распространения процесса определяется временем релаксации τ_M = _o. Это время порядка 10^–12…10^–13 с, и оно не ограничивает частотные свойства прибора. Поэтому в эквивалентной схеме отсутствует диффузионная емкость p-n перехода, а все остальные элементы практически не зависят от частоты.

На основании эквивалентной схемы рисунка 6.33 нетрудно записать выражение для полного сопротивления туннельного диода, а из него определить предельную и резонансную частоты.

Из условия Re[Z] = 0, определяем предельную частоту усиления:

.

Из условия Im[Z] = 0 , находим резонансную частоту возбуждения, определяемую паразитной индуктивностью выводов:

.

Рисунок 6.33 - Эквивалентная схема туннельного диода

Для обеспечения _max необходимо уменьшать индуктивность выводов:

L < C∙R_–∙r .

Туннельные диоды благодаря их высокочастотным свойствам применяются для усиления и генерации СВЧ сигналов на частотах до 100 ГГц.

Туннельные диоды обладают повышенной термостабильностью, так как туннельный механизм переноса носителей слабо зависит от температуры. Так, например, германиевые туннельные диоды работают при температуре 100°С.

К недостаткам туннельных диодов относится наблюдаемая деградация характеристик, обусловленная распадом пересыщенного твердого раствора, что приводит к росту избыточного тока и уменьшению отрицательного сопротивления.

Обращенные диоды являются разновидностью туннельных. Уровень легирования обращенных диодов таков, что перекрытие по энергии отсутствует (рисунок 6.34,а).

I

E_C

F

U

E_V

а) б)

Рисунок 6.34 - Энергетическая диаграмма (а) и ВАХ (б) обращенного диода

Вследствие этого в прямом смещении туннельный ток не протекает. Протекает малый диффузионный ток и избыточный туннельный ток через уровни в запрещенной зоне. В обратном смещении при малых значениях напряжений U < 0,1 В протекает значительный туннельный ток. В результате диод проводит в обратном смещении и не проводит – в прямом (рисунок 6.34,б). Отсюда название – обращенный диод. Этот вид диода используется в качестве детектора и смесителя СВЧ сигналов. Детектирующие и смесительные свойства на малом сигнале определяются нелинейностью ВАХ диода в окрестности рабочей точки. Мерой этой нелинейности является относительная кривизна характеристики, определяемая как

.

В обращенных диодах из германия  ≈ 30…40, в диодах из арсенида галлия  ≈ 10…15 и в диодах на антимониде галлия 50…70. Инерционность обращенного диода определяется временем перезаряда емкости и не превышает 1 нс. Вследствие большой кривизны вольтамперной характеристики обращенные диоды могут работать при меньшем уровне сигналов, чем обычные детекторы, и меньшем уровне сигнала гетеродина (100 мкВт), чем обычные смесительные диоды. В отличие от детекторов на p-n переходе и барьере Шоттки, чувствительность которых уменьшается с ростом температуры, у обращенных диодов  практически не зависит от температуры в связи со слабой температурной зависимостью туннельной проводимости, определяющей ВАХ диода. Обладая малым избыточными шумами типа , обращенные диоды дают дополнительное преимущество при применении в качестве смесителей в доплеровских системах с низкой промежуточной частотой и в детекторах видеосигнала.