Презентация на тему Диод

была посвящена туннельному диоду, называемому также диодом Есаки, и

опубликована Л.Есаки в 1958 году. Есаки в процессе изучения внутренней полевой эмиссии в вырожденном германиевом p-n переходе обнаружил "аномальную" ВАХ: дифференциальное сопротивление на одном из участков характеристики было отрицательным. Этот эффект он объяснил с помощью концепции квантово-механического туннелирования и при этом получил приемлемое согласие между теоретическими и экспериментальными результатами.

основе p+-n+ перехода с сильнолегированными областями, на прямом участке

вольт-амперной характеристики которого наблюдается n-образная зависимость тока от напряжения.
Как известно, в полупроводниках с высокой концентрацией примесей образуются примесные энергетические зоны. В n-полупроводниках такая зона перекрывается с зоной проводимости, а в p-полупроводниках – с валентной зоной. Вследствие этого уровень Ферми в n-полупроводниках с высокой концентрацией примесей лежит выше уровня Ec, а в р-полупроводниках ниже уровня Ev. В результате этого в пределах энергетического интервала ΔE=Ev-Ec любому энергетическому уровню в зоне проводимости n-полупроводника может соответствовать такой же энергетический уровень за потенциальным барьером, т.е. в валентной зоне p-полупроводника.

с энергетическими состояниями в пределах интервала ΔE разделены узким

потенциальным барьером. В валентной зоне p-полупроводника и в зоне проводимости n-полупроводника часть энергетических состояний в интервале ΔE свободна. Следовательно, через такой узкий потенциальный барьер, по обе стороны которого имеются незанятые энергетические уровни, возможно туннельное движение частиц. При приближении к барьеру частицы испытывают отражение и возвращаются в большинстве случаев обратно, но все же есть вероятность обнаружения частицы за барьером, в результате туннельного перехода отлична от нуля и плотность туннельного тока j t<>0.
Рассчитаем, чему равна геометрическая ширина вырожденного p-n перехода. Будем считать, что при этом сохраняется несимметричность p-n перехода (p+ – более сильнолегированная область). Тогда ширина p+-n+ перехода мала:


Дебройлевскую длину волны электрона оценим из простых соотношений:

дебройлевской длиной волны электрона. В этом случае в вырожденном

p+-n+ переходе можно ожидать проявления квантово-механических эффектов, одним из которых является туннелирование через потенциальный барьер. При узком барьере вероятность туннельного просачивания через барьер отлична от нуля!!!

суммарный ток через переход равен нулю.
  При подаче напряжения

на переход электроны могут туннелировать из валентной зоны в зону проводимости или наоборот. Для протекания туннельного тока необходимо выполнение следующих условий:
1)энергетические состояния на той стороне перехода, откуда туннелируют электроны, должны быть заполнены;
2) на другой стороне перехода энергетические состояния с той же энергией должны быть пустыми;
3)высота и ширина потенциального барьера должны быть достаточно малыми, чтобы существовала конечная вероятность туннелирования;
4) должен сохраняться квазиимпульс. Туннельный диод.swf

характеризующие особые точки ВАХ.
Пиковый ток соответствует

максимуму ВАХ в области туннельнго эффекта. Напряжение Uп соответствует току Iп.
Ток впадины Iв и Uв характеризуют ВАХ в области минимума тока.
Напряжение раствора Upp соответствует значению тока Iп на диффузионной ветви характеристики.
Падающий участок зависимости I=f(U) характеризуется отрицательным дифференциальным сопротивлением rД= -dU/dI, величину которого с некоторой погрешностью можно определить по формуле

и дырочном полупроводниках совпадает или находится на расстоянии ±

kT/q от дна зоны проводимости или вершины валентной зоны. В этом случае вольт-амперные характеристики такого диода при обратном смещении будут точно такие же, как и у туннельного диода, то есть при росте обратного напряжения будет быстрый рост обратного тока. Что касается тока при прямом смещении, то туннельная компонента ВАХ будет полностью отсутствовать в связи с тем, что нет полностью заполненных состояний в зоне проводимости. Поэтому при прямом смещении в таких диодах до напряжений, больше или равных половине ширины запрещенной зоны, ток будет отсутствовать. С точки зрения выпрямительного диода вольт-амперная характеристика такого диода будет инверсной, то есть будет высокая проводимость при обратном смещении и малая при прямом. В связи с этим такого вида туннельные диоды получили название обращенных диодов.
Таким образом, обращенный диод – это туннельный диод без участка с отрицательным дифференциальным сопротивлением. Высокая нелинейность вольт-амперной характеристики при малых напряжениях вблизи нуля (порядка микровольт) позволяет использовать этот диод для детектирования слабых сигналов в СВЧ-диапазоне.

на основе обычного p-n перехода значение тока через диод,

соответствующее статической вольт-амперной характеристике, устанавливается не сразу. Процесс установления тока при таких переключениях обычно называют переходным процессом. Переходные процессы в полупроводниковых диодах связаны с накоплением неосновных носителей в базе диода при его прямом включении и их рассасывании в базе при быстром изменении полярности напряжения на диоде. Так как электрическое поле в базе обычного диода отсутствует, то движение неосновных носителей в базе определяется законами диффузии и происходит относительно медленно. В результате кинетика накопления носителей в базе и их рассасывание влияют на динамические свойства диодов в режиме переключения.
Рассмотрим изменения тока I при переключении диода с прямого напряжения U на обратное напряжение.

описывается уравнением
После завершения переходных процессов величина тока в

диоде будет равна J0.
Рассмотрим кинетику переходного процесса, то есть изменение тока p-n перехода при переключении с прямого напряжения на обратное. При прямом смещении диода на основе несимметричного p-n перехода происходит инжекция неравновесных дырок в базу диода.
Изменение во времени и пространстве неравновесных инжектированных дырок в базе описывается. уравнением непрерывности:

инжектированных носителей в базе определяется из диффузионного уравнения и

имеет вид:



Из общих положений ясно, что в момент переключения напряжения в диоде с прямого на обратное величина обратного тока будет существенно больше, чем тепловой ток диода. Это произойдет потому, что обратный ток диода обусловлен дрейфовой компонентой тока, а ее величина в свою очередь определяется концентрацией неосновных носителей. Эта концентрация значительно увеличена в базе диода за счет инжекции дырок из эмиттера и описывается в начальный момент этим же уравнением.

убывать, следовательно, будет убывать и обратный ток. За время

t2, называемое временем восстановления обратного сопротивления, или временем рассасывания, обратный ток придет к значению, равному тепловому току.
Для описания кинетики этого процесса запишем граничные и начальные условия для уравнения непрерывности в следующем виде.
В момент времени t = 0 справедливо уравнение распределения инжектированных носителей в базе. При установлении стационарного состояния в момент времени стационарное распределение неравновесных носителей в базе описывается соотношением:

границе области пространственного заряда p-n перехода:

Процедура нахождения кинетики обратного

тока следующая. Учитывая граничные условия, решается уравнение непрерывности и находится зависимость концентрации неравновесных носителей в базе p(x,t) от времени и координаты. На рисунке приведены координатные зависимости концентрации p(x,t) в различные моменты времени.

Координатные зависимости концентрации p(x,t) в различные моменты времени

обратного тока J(t).
Зависимость обратного тока J(t) имеет следующий вид:


Здесь

– дополнительная функция распределения ошибок,
равная

Первое разложение дополнительной функции ошибок имеет вид:

Разложим функцию в ряд в случаях малых и больших времен: t << τp; t >> τp. Получаем:

Из этого соотношения следует, что в момент t = 0 величина обратного тока будет бесконечно большой. Физическим ограничением для этого тока будет служить максимальный ток, который может протекать через омическое сопротивление базы диода rБ при обратном напряжении U. Величина этого тока, называемого током среза Jср, равна: Jср = U/rБ.
Время, в течение которого обратный ток постоянен, называют временем среза.