Туннелирование в микроэлектронике

Тип работы:
Реферат
Предмет:
Радиоэлектроника


Узнать стоимость

Детальная информация о работе

Выдержка из работы

МІНІСТЕРСТВО ОСВІТИ РЕСПУБЛІКИ БЕЛАРУСЬ

БЕЛАРУССКИЙ ДЕРЖАВНИЙ УНИВЕРСИТЕТ

ІНФОРМАТИКИ І РАДИОЭЛЕКТРОННИКИ

Кафедра химии

Факультет комп’ютерного проектирования

КУРСОВА РАБОТА

за курсом: «Фізико-хімічні основи мікроелектроніки і технології РЕМ и

ЭВС" на тему:

«ТУННЕЛИРОВАНИЕ У МІКРОЕЛЕКТРОНІЦІ «

Выполнил:

Прийняла: студент грн. 910 204

Забєліна І. А. Шпаковский В. А.

Мінськ 2001 г.

стор. 1. Тунельний эффект…3 2. ПРОЯВ У НЕОДНОРІДНИХ СТРУКТУРАХ, ВИКОРИСТАННЯ У ПРИСТРОЯХ МИКРОЭЛЕКТРОНИКИ 2.1 Контакт металл-металл… …5 2.2 Структура металл-диэлектрик-металл… …8 2.3 Токоперенос в тонких плёнках…10 2.4 Тунельний пробою в p-n-переходе…12 2.5 Ефекти Джозефсона… 13 2.6 Ефект Франца-Келдышева… 15 3 Тунельний диод… …17 Литература… 20

1. Тунельний эффект

Розглянемо поведінка частки під час проходження через потенційний бар'єр. Нехай частка, рушійна зліва-направо, зустрічає на своєму шляху потенційний бар'єр висоти U0 і ширини l (рис. 1. 1). По класичним уявленням рух частки буде таким:

U (x) — якщо енергія частки буде більше висоти бар'єра (E> U0),

то частка безперешкодно проходить над барьером;

U0

— Якщо ж енергія частки буде набагато меншою висоти барьера

E (EU0 є яка від ну-

0 l x ля можливість, що частка позначиться від потенциального

Рис. 1.1 Проходження частки бар'єра і полетить назад. По-друге, при ЇЇ, хвильової вектор k2 є вигаданим. Поклавши його рівним ik, де [pic] є дійсним числом. Тоді хвильові функції [pic] і [pic] набудуть наступний вид: [pic]

[pic]

(1. 9)

[pic]

(1. 10) Оскільки [pic], це отже, що є ймовірність проникнення мікрочастинки певну глибину на другу область. Ця ймовірність пропорційна квадрату модуля хвильової функції [pic]:

[pic]. (1. 11) Наявність цієї ймовірності уможливлює проходження мікрочастинок крізь потенційний бар'єр кінцевої товщини l (рис. 1. 1). Таке просочування одержало назву тунельного ефекту. За формулою (1. 11) коефіцієнт прозорості такого бар'єра буде равен:

[pic],

(1. 12) де D0 — коефіцієнт пропорційності, залежить від форми бар'єра. Особливістю тунельного ефекту і те, що з туннельном просочуванні крізь потенційний бар'єр енергія мікрочастинок не змінюється: вони залишають бар'єр з тією ж енергією, з яким до нього входять. Тунельний ефект грає великій ролі в електронних приладах. Він зумовлює перебіг таких явищ, як емісія електронів під впливом сильного поля, проходження струму через діелектричні плівки, пробою p-n переходу; його основі створено тунельні діоди, розробляються активні плёночные элементы.

2.1 КОНТАКТ МЕТАЛЛ-МЕТАЛЛ

Розглянемо щільний контакт двох металів М1 і М2 з різними роботами виходу А1 і А2 (рис. 2.1. 1).

A1

A2

EF1 n21

n12 EF2 d

M1

M2

Рис. 2.1.1 Енергетична діаграма контакту двох металів в початковий момент времени

У результаті те, що рівень Фермі EF1 в М1 (рівень Фермі те значення енергії рівня, вище якої значення енергії електрон приймати неспроможна при Т=0 До) стоїть вище від, ніж EF2 в М2, відповідні роботи виходу А1n21 відповідні термоэлектронные струми I1> I2. Для цих струмів ми можемо записати рівняння термоэлектронной эмиссии:

[pic]; (2.1. 2)

[pic], (2.1. 3) де А* - стала Річардсона; P. S -площа контакту. Після вирівнювання рівнів Фермі потік I2 залишиться незмінним, а потік I1 зменшитися, оскільки у тому, щоб перейти електрону з М1 в М2 крім подолання роботи виходу А1 він повинен подолати різницю потенціалів в зазорі Vk. Тоді струм I1 стане равным:

[pic].

(2.1. 4)[pic] При рівність рівнів Фермі двох металів I1=I2 і результуючий струм через контакт нульовий. Значимість струму, поточного вже з металу у другий — у равновесном стані, позначимо як Is=I1=I2. Тепер на процеси, які у контакті при пропущенні нього зовнішнього струму. Нехай зовнішнє полі прикладається отже воно складається з напругою Vk. Тоді повне напруга на контакті буде рівним V1=Vk+V. Електронний струм справа-наліво I2=Is залишиться незмінним, а струм зліва-направо зменшитися, оскільки висота енергетичного бар'єра тих електронів збільшиться. Рівняння для струму I1 можна записати в виде:

[pic]. (2.1. 5) Оскільки Is=I1 у натуральному вираженні (2. 4), то получим:

[pic].

(2.1. 6) Результуючий струм буде скеровано справа-наліво і равен:

[pic]. (2.1. 7) Що стосується, якщо зовнішня різницю потенціалів прикладена у напрямі, то струм I1 буде більше, ніж I2=Is. І тут струм I1 равен:

[pic], (2.1. 8) тоді результуючий струм равен:

[pic]. (2.1. 9) Якщо току і напрузі приписувати позитивний знак, що вони спрямовані зліва-направо, то вираз (2.1. 7) для результуючого струму прийме той самий вид, як і вираз (2.1. 9). Тому вираз (2.1. 9) називають рівнянням вольтамперной характеристики контакту двох металів. З висловлювання (2.1. 9) видно, що контакт металл-металл має выпрямляющим дією. При V>0 струм збільшується в експоненті, а при V[pic]+EF):

[pic],

(2.2. 3) де [pic]- висота потенційного бар'єра; d- ширина зазору; u- -

прикладене напруга; m- маса електрона. З полученных

висловів видно, що з малих напругах характеристика

линейна, а зі збільшенням напруги струм різко зростає. Проте реальний бар'єр має як складну форму. Поэтому

детальний розрахунок вольт-амперной характеристики має здійснюватися з урахуванням сил зображення, відмінності ефективних мас носіїв заряду в металі і диэлектрике, ні з урахуванням просторового заряду електронів, туннелировавших з металу у зону провідності диэлектрика, і електронів, які потрапили на пастки в диэлектрике. Симмонсом Дж. було запропоновано метод розрахунку тунельного струму для бар'єра довільній форми. Він і запровадив поняття про бар'єрі середнього розміру. Цей метод принципово дозволяє обчислити тунельний струм з урахуванням названих чинників, але виходять дуже громіздкі висловлювання. Аналіз результатів розрахунку методом Симмонса показує, що з малих напругах вольтамперная характеристика є лінійної, а на великих напругах перетворюється на экспоненциальную залежність. При подальшому збільшенні напруги тунельний струм обмежується просторовим зарядом в диэлектрике. На рис. 2.2.1 показані розрахункові вольт-амперные характеристики з урахуванням просторового заряду. З малюнка видно, що великий просторовий заряд може дуже обмежувати тунельний струм крізь шар диэлектрика. Багато експериментальних робіт було реалізоване з вивчення тунельного проходження електронів крізь тонкі діелектричні верстви. Плівки діелектриків зазвичай утворювалися або термічним окисленням металів, або розпиленням в вакуумі. Дослідженню понесли плівки Al2O3, Ta2O5, TiO2, Сu2O, Сu2S, SiO, GeO2, та інших сполук. Практично в усіх системах спостерігалося якісне збіг експериментальних вольт-амперних характеристик з расчётными. На початку має місце лінійне зростання струму зі зростанням напруги, потім вона перетворюється на експоненціальне з наступним вповільненням підвищення струму. Остання обставина, як передбачалося при теоретичному розрахунку, викликано пастками в діелектричних шарах. При відповідному доборі висоти контактного бар'єра, ефективної площі структури, ефективної маси електрона в диэлектрике та інших параметрів спостерігається кількісне збіг. На рис. 2.2.2 приведено вольт- амперная характеристика тунельного струму крізь шар А12О3 завтовшки d=2,3 нм. Точками показані експериментальні результати, суцільний лінією — розрахункові. Спостережувані у випадках кількісні розбіжність у теоритических і експериментальних результати викликані, очевидно, недосконалістю структури та геометрії плёнок.

j, а/см2

107 1

2

103 3

10−1

10−5

10−9

1 10

100 1000 u, B

Рис. 2.2.1 Розрахункові вольт-амперные характеристики тунельного тока:

1 — без обліку просторового заряда;

2 — з урахуванням просторового заряду рухливих носителей;

3 — з урахуванням просторового заряду на пастки за високої їх плотности.

j, а/см2

1

10−1

10−2

10−3

10−4

0,5 1 1,5 2 u, B

Рис. 2.2.2 Вольт-амперная характеристика тунельного струму крізь плівку Al2O3. Крапки — експериментальні дані, суцільна лінія — расчёт.

2.3 ТОКОПЕРЕНОС У ТОНКИХ ПЛЁНКАХ

Механізм токопереноса в тонких плёнках пояснюється або надбарьерной емісією, або туннелированием через вакуумний зазор, або туннелированием через пастки в діелектричним підкладці. Токоперенос рахунок надбарьерной емісії завдяки переходу електрона через зменшений потенційний бар'єр. Зменшення потенційного бар'єра відбувається як наслідок дії сил дзеркального зображення електричного поля. Докладніше це явище я розглядати не, бо вона за межі курсового проекту. Якщо відстань між зёрнами плівки лежать у межах 1…5 нм (зерно — це область в плівці, де структура кристаллографической ґрати симетрична), то тут для типового значення роботи виходу від 2 до 6 еВ за температур, які перевищують 300 До, переважним механізмом токопереноса буде туннелирование. При тунелюванні повна енергія електрона не змінюється. Тому, коли електрон переходить вже з збіжжя у інше, енергія його залишається колишньої (електрон переходить з рівня першого зерна на енергетичний рівень другого, розташований такий самий висоті). Такий перехід може бути, тоді як зёрнах є вільні енергетичні рівні із відповідною енергією та, крім цього у одному з зерен цих рівнях є електрони (рис. 2.3. 1).

Рис. 2.3.1 Туннелирование за відсутності зовнішнього поля

За відсутності електричного поля кількість електронів, перехідних вже з збіжжя у інше, однакові і спрямованого потоку електронів немає. При вплив на систему електричного поля енергетичні рівні зерен зсуваються (рис. 2.3. 2).

Рис. 2.3.2 Туннелирование за наявності зовнішнього поля

Рівень Фермі першого зерна зміщується порівняно з Фермі другого на величину [pic], де u — прикладене напруга. Отже, проти заповнених рівнів першого зерна виявляться порожні рівні другого зерна. Електрони почнуть переходити з першого зерна на друге. Потечёт електричний струм, щільність якого залежить від напруженості поля. У сфері сильних полів, коли величина докладеної поля значно більше значення суми роботи виходу і підвищення рівня Фермі, струм експоненціально залежить від величини, зворотної чинному полю. Зауважимо, що тунельний струм квадратично залежить від температури. У металевих плёнках дискретної структури то, можливо ще одне тунельний механізм перенесення носіїв. Це — зване активована туннелирование: носії заряду, термічно возбуждённые над електростатичним потенційним бар'єром, туннелируют від однієї нейтральної частинки в іншу. У слабких полях провідність, обумовлена цим механізмом, підпорядковується закону Ома і експоненціально залежить від зворотної температури, розмірів зерен і відстані з-поміж них. У сфері сильних полів відбувається відхилення від ухвалення закону Ома, яке залежить від температури і пропорційно [pic]. Розглянуті механізми ставилися до переносу носіїв через вільне простір між зёрнами. Проте висота потенційного бар'єра при тунелюванні через вакуум близька на роботу виходу металу, а при тунелюванні через діелектрик вона менше (і дорівнює різниці робіт виходу металу і електронного спорідненості диэлектрика. Зниження висоти бар'єра підвищить ймовірність тунелювання. З іншого боку, через велике діелектричним проникності підкладки енергія активації менше, ніж у вакуумі. Отже, тунельний струм через підкладку може бути значним. Провідність через підкладку здійснюється або прямим туннелированием, або туннелированием через стабільні енергетичні примесные гніву й ловушки.

2.4 ТУНЕЛЬНИЙ ПРОБІЙ У p-n-ПЕРЕХОДЕ

Пробоєм називають різке збільшення струму через перехід у області зворотних напруг, перевищують напруга, зване напругою пробою. Тунельний пробою пов’язані з туннельным ефектом — переходом електронів крізь потенційний бар'єр без зміни енергії. Тунельний пробою спостерігається лише за дуже малій товщині бар'єра — порядку 10 нм, тобто у переходах між сильнолегированными p- і n- областями (порядку 1018 см-3). На рис. 2.4.1 показано енергетична діаграма p-n-перехода при зворотному напрузі, стрілкою позначений напрям тунельного переходу електрона з валентної зони p-области до зони провідності n-области.

p n

Еп

Еф 3

Ев

?Єз (?0+|U|)

?Eтун 1 2

Еп

Еф

Ев

Рис. 2.4.1 Енергетична діаграма p-n-перехода при зворотному напряжении.

Єп — дно зони провідності; Еф — рівень Фермі; Єв — стелю валентною зоны.

Електрон туннелирует з точки 1 в точку 2, він відбувається під енергетичним бар'єром трикутною форми (заштрихований трикутник з вершинами 1−3), енергія електрона у своїй не змінюється. Тунельні переходи можливі для електронів, енергія яких відповідає інтервалу тунелювання? Етун, у якому з обох боків розташовані разрешённые рівні енергії. Висота бар'єра дорівнює ?Єз, вона, зазвичай, менше висоти p-n-перехода, рівної q (?0+|U|). Товщина бар'єра зі зростанням зворотного напруги зменшується, що підвищить ймовірність тунелювання. Тунельний струм різко зростає, оскільки зростає інтервал тунелювання і кількість електронів у ньому. Тунельний пробою в чистому вигляді виявляється лише при високих концентраціях домішок (більш [pic]), а напруга пробою становить 0−5 У. При підвищенні температури ширина запрещённой зони незначно зменшується і непередбачуване напруження пробою знижується. Отже, температурний коефіцієнт напруги тунельного пробою отрицателен.

2.5 ЕФЕКТИ ДЖОЗЕФСОНА

У п. 2.3 розглядалося туннельное проходження електронів крізь тонкі діелектричні плівки, помещённые між які проводять електродами. Тунельний струм і його між двома сверхпроводниками, разделёнными тонкої плёнкой. Але цього разі за товщині плівки менш [pic]м у системі відбувається якісну зміну. Якщо сверхпроводящую структуру (рис. 2.5. 1) включити в ланцюг постійного струму, то через контакт буде протікати струм, проте падіння напруги на контакті дорівнюватиме нулю. Цей ефект уперше був в відкрито 1962 р. Джозефсоном й отримав назву стаціонарного ефекту Джозефсона.

1…5 нм

СП СП

Рис. 2.5.1 Надпровідна структура

Цей ефект пояснюється лише тим, що за плівку туннелируют куперовские пари. Куперовская пара — це два електрона з протилежно спрямованими спинами. Тому спін пари нульовий, і її є бозон. Бозоны схильні накопичуватися переважно енергетичному стані, з яких їх порівняно важко перекласти на возбуждённое стан. Отже, куперовские пари, прийшовши у узгоджене рух, залишаються у цьому стані необмежено довго. Таке узгоджене рух пар це і є струм надпровідності. Між сверхпроводниками у разі можливо перебіг тунельного струму звичайних електронів, проте надпровідний тунельний струм шунтирует його й напруга на контакті одно нулю. Вольт-амперная характеристика тунельного джозефсоновского переходу показано на рис. 2.5.2.

I

I0 1

Iкр

2

0 ?g/q

U0 U

Рис. 2.5.2 Вольт-амперная характеристика переходу Джозефсона

Є деяке критичне значення струму — при токах, великих критичної позначки, відбувається стрибкоподібний перехід на гілка тунелювання звичайних електронів. Лінії 1 показано вольт-амперная характеристика при тунелюванні звичайних електронів при Т=0 До. І тут тунельний струм звичайних електронів починається лише за напрузі U=?g/q. При Т[pic]0 До цей струм протікає починаючи з нульового напруги (лінія 2). Розмір критичного струму залежить від типу контакту і може становити 20 мАЛО. Цікавим властивістю стаціонарного ефекту Джозесфона є сильна залежність критичного струму від величини магнітного поля: вже за часів невеликих магнітних полях (порядку 10−4 Тле) критичний струм звертається до нуль. Іншим цікавим проявом ефекту Джозесфона є генерація контактом змінного електромагнітного поля — нестаціонарний ефект Джозесфона. Якщо за контакт пропустити постійний струм I0> Iкр, то, на переході з’явиться напруга U0 (рис2.5. 2), тоді як у зовнішньої ланцюга поруч із постійним струмом з’явиться перемінний струм високої частоти. Частота коливань досить висока, наприклад при U0=1 мкВ вона дорівнює 483,6 МГц. Коротко пояснимо поява змінного струму. Відомо, що напрям і сила тунельного струму визначаються наступним соотношением:

[pic],

(2.5. 1) де [pic]- різницю фаз хвильових функцій, що описують куперовские пари з обох боків бар'єра; [pic]- максимальний струм через бар'єр, пропорційний площі тунельного переходу й прозорості бар'єра. Співвідношення (2.5. 1) можна пояснити на моделі маятників, пов’язаних слабкої пружиною. Зв’язок призводить до того, що коли і коливання одного маятника випереджає коливання іншого за фазою, то енергія передається від першого маятника до другого. У цьому потік енергії сягає максимуму при різниці фаз рівної ?/2. Якщо з випередженням коливається другий маятник, то енергія від цього передається первому.

У джозефсоновских контактах від однієї провідника до іншого переходять куперовские пари, що потім у перший провідник по зовнішньої ланцюга. У цьому величина і напрям струму визначається тими самими фазовыми співвідношеннями, що у слабко пов’язаних механічних коливальних систем. При пропущенні через джозефсоновский перехід струму I від зовнішнього джерела, [pic] автоматично змінюється в такий спосіб, щоб виконувалося умова (2.5. 1). За наявності різниці потенціалів між двома сверхпроводниками енергія куперовских пар з обох боків бар'єра відрізняється на величину 2qU. Відомо, що енергією частинки й частотою хвиль де Бройля існує зв’язок: [pic]. Тоді обидва боки переходу існуватиме різницю частот де Бройля: [pic]. Оскільки енергія куперовской пари при туннельном переході стає більше, те й різницю фаз також безупинно увеличиваться:

[pic]. (2.5. 2) Підставивши це значення [pic] в формулу (2.5. 1), одержимо формулу для сверхпроводящей складової тунельного струму, поточного через переход:

[pic]. (2.5. 3) Як очевидно з цієї формули, струм буде перемінний із частотою 2qU/h. Цим і пояснюється генерація джозефсоновским переходом змінного тока.

6. ЕФЕКТ ФРАНЦА-КЕЛДЫША

З теорії поглинання світла напівпровідниками відомо, що й при поглинанні полупроводником кванта випромінювання має місце порушення електронів з валентною зони до зони провідності, то таке поглинання називається власним чи фундаментальним. Для порушення власних переходів необхідно, щоб енергія світлового кванта було більше чи дорівнює ширини запрещённой зони полупроводника:

[pic].

(2.6. 1) Якщо напівпровідник розмістити у електричне полі, відповідно до зонної теорії напівпровідника, відбудеться нахил енергетичних зон напівпровідника. І тут електрон валентною зони може туннелировать через трикутний бар'єр (рис. 2.6. 1а).

Зона проводимости

Зона

проводимости

Eg h?

Валентна х

x зона

Валентная

зона

d d'

а) б)

Рис. 2.6.1 Туннелирование електрона а) без зміни енергії; з поглинанням фотона

Висота цього бар'єра дорівнює ширині запрещённой зони Eg, яке товщина d характеризується выражением:

[pic],

(2.6. 1) де [pic]- величина напруженості електричного поля. Як бачимо, зі збільшенням величини електричного поля товщина бар'єра зменшується, отже, з формули (1. 12), де d=l, збільшується ймовірність тунелювання. У присутності електричного поля участь фотона з енергією h?, з рис. 2.6. 1б, еквівалентно зменшенню товщини бар'єра до величины:

[pic]

(2.6. 2) і тунельний перехід стає ще більше імовірним. Зменшення товщини бар'єра рівносильне зменшенню ширини запрещённой зони великому електричному полі. Ефект тунелювання у присутності електричного поля, супроводжуваний поглинанням фотона, називається ефектом Франца Келдиша. У власному полупроводнике виявляється як зрушення краю смуги власного поглинання убік менших енергій. На рис. 2.6.2 показано зміна краю смуги поглинання для GaAs при різною напруженості поля.

ln?

10 _

8 _

6 _

4 _

2

1,47 1,48 1,49 1,50 1,51 h?, эВ

Рис. 2.6.2 Край поглинання GaAs при різною напруженості електричного поля;

Суцільна лінія — [pic]=0, штрихпунктирная — [pic]=30 кВ.

3. ТУНЕЛЬНИЙ ДИОД

Запропонований в 1958 р. японським ученим Л. Ёсаки тунельний діод изго-

товляется з германію чи арсеніду галію із високим концентрацією примесей

(1019 — 1020 см-3), т. е. з дуже малою питомою опором, на сотні или

тисячі разів меншим, ніж у звичайних диодах. Такі напівпровідники з малым

опором називають вырожденными. Электронно-дырочный перехід у вырожденном полупроводнике виходить вдесятеро тонше (10−6 див), ніж у звичайних диодах, а потенційний бар'єр приблизно вдвічі вищий. У обычных

напівпровідникових диодах висота потенційного бар'єра дорівнює приблизно поло-

вини ширини запрещённой зони, а тунельних диодах вона трохи больше

цієї ширини. У результаті малої товщини переходу напруженість поля була в ньому даже

за відсутності зовнішнього напруги сягає 106 В/см. Процеси в туннельном диоде зручно розглядати на энергетических

діаграмах, що б рівні енергії валентною зони і зони проводимости-

в n- і р-областях. У результаті виникнення контактної різниці потенціалів в n-р-переходе кордону всіх зон на одній із областей зсунуто щодо відповідних зон іншої галузі на висоту потенційного барьера,

виражену в электрон-вольтах. На рис. 3. 1−3.4 з допомогою енергетичних діаграм зображено виникнення тунельних струмів в электронно-дырочном переході тунельного діода. Для

здобуття права не ускладнювати розгляд тунельного ефекту, дифузний ток

і струм провідності у цьому малюнку не показані. Діаграма рис. 3.1 відповідає відсутності зовнішнього напруги. Висота потенційного бар'єра взята

приміром 0,8 еВ, а ширина забороненої зони становить 0,6 эВ.

U=0 B n p

ЗП

0,8 эВ

iпр iобр

0,6 еВ ЗЗ

ВЗ

Рис. 3.1 Діаграма тунельного діода за відсутності зовнішнього напряжения.

Горизонтальними лініями у зоні провідності й у валентної зоні показані енергетичні рівні, в цілому або частково зайняті електронами. У валентної зоне

і зоні провідності зображені також незаштриховані горизонтальными

лініями ділянки, які відповідають рівням енергії, не зайнятим електронами. Як бачимо, у зоні провідності напівпровідника n-типа й у валентной

зоні напівпровідника р-типа є зайняті електронами рівні, відповідні однаковим енергіям. Тому може статися тунельний переход

електронів в галузі n до області р (прямий тунельний струм iпр) і в галузі р

до області n (зворотний тунельний струм iобр). Ці дві струму однакові за значенням, і результуючий струм нульовий. На рис. 3.2 показано діаграма з прямою напрузі 0,1 У, за счёт

якого висота потенційного бар'єра знизилася на 0,1 еВ і составляет

0,7 еВ. І тут тунельний перехід електронів в галузі n до області р

посилюється, позаяк у області р є у валентною зоні вільні уровни,

відповідні настільки ж енергіям, як енергії рівнів, зайнятих электронами

у зоні провідності області n. А перехід електронів з валентної зони области

р до області n неможливий, оскільки рівні, зайняті електронами в валентной

зоні області р, відповідають у сфері n енергетичним рівням запрещённой-

зони. Зворотний тунельний струм відсутня, і результуючий туннельный

струм сягає максимуму. У проміжних випадках, наприклад коли Uпр=0,05 В,

є і прямий і зворотний тунельний струми, але зворотний струм меньше

прямого. Результуючим буде прямий струм, але менше максимального,

получающегося при Uпр= 0,1 В.

Uпр=0,1 B n p

ЗП

0,7 еВ iпр

ВЗ

0,6 еВ ЗЗ

Рис. 3.2 Енергетична діаграма тунельного діода при

Uпр=0,1 В

Випадок, показаний на рис. 3.3 відповідає Uпр= 0,2 У, коли высота

потенційного бар'єра стала 0,6 еВ. У цьому напрузі тунельний переход

неможливий, оскільки рівням, зайнятим електронами у сфері, відповідають на другий області енергетичні рівні, перебувають у запрещённой зоне.

Тунельний струм нульовий. Він відсутня ще й при більшому прямом

напрузі. Слід пам’ятати, що з возрастании

прямого напруги збільшується прямой

дифузний струм діода. При рассмотрен-

ных значеннях Uпр=0,2 У дифузний ток

набагато менше тунельного струму, а при

Uпр> 0,2 У дифузний струм зростає и

сягає значень, притаманних прямо

го струму звичайного диода.

Uпр=0,2 B n p

ЗП

0,6 эВ

0,6 еВ ЗЗ

ВЗ

Рис. 3.3 Енергетична діаграма тунельного діода при

Uпр=0,2 В

На рис. 3.4 розглянутий випадок, коли зворотне напруга Uобр=0,2 В.

Висота потенційного бар'єра стала 1 еВ, і збільшилося число

рівнів, зайнятих електронами в валентною зоні р-области і відповідають их

вільним рівням у зоні провідності n-области. Тому різко возрастает

зворотний тунельний струм, який такої ж порядку, як і ток

з прямою напрузі. Вольт-амперная характеристика тунельного діода (рис. 3. 5) пояснює рас-

смотренные діаграми. Як бачимо, при U=0 струм нульовий. Увеличение

прямого напруги до 0,1 У дає зростання прямого тунельного струму до

максимуму (точка А). Подальше підвищення прямого напруги до 0,2 В

супроводжується зменшенням тунельного струму. Тож у точці Б получается

мінімум струму і характеристика має падаючий ділянку АБ, для которого

характерним є від'ємне опір перемінному току:

[pic] (3. 1)

Uобр=0,2 B n p

ЗП

1 эВ

iобр

ВЗ

0,6 еВ ЗЗ

Рис. 3.4 Енергетична діаграма тунельного діода при

Uобр=0,2 В.

iпр, мА

4 _ А

3 _

2 _

1 _

Б

Uобр

-0,1 0,1 0,2

0,3 0,4 Uпр

iпр, мА

Рис. 3.5 Вольт-амперная характеристика тунельного диода.

Після цієї ділянки струм знову зростає з допомогою прямого диффузионного

струму. Обратный

струм виходить той самий, як прямий, т. е. вo багато разів більший, нежели

пересічних діодів. Туннельны діоди можуть примкнятся у техніці НВЧ, і навіть у багатьох імпульсних радіоелектронних пристроях, розрахованих високу швидкодія. Крім дуже малої інерційності гідністю тунельних діодів був частиною їхнього стійкість до іонізуючому випромінюванню. Мале споживання энерги джерела харчування — також у часто можна вважати гідністю тунельних діодів. До сожелению, эксплутация цих діодів виявила суттєвий їхній недолік. Він у тому, що це иоды піддаються значному старіння, тобто із часом їх характеристики і параметри помітно змінюються, що може спричинити спричиняє порушення нормальної роботи тієї чи іншої устрою. Усі тунельні діоди мають дуже малі розміри. Наприклад, є підстави оформлені в целиндрических герметичних малостеклянных корпусах діаметром 3 — 4 мм заввишки близько двох мм. Висновки вони гнучкі стрічкові. Маса вбирається у 0,15 г.

1. І.В. Боднарь, Л. Г. Березуцкий «Методичне посібник до лабораторним роботам за курсом ФХОМКиТ РЕМ і ЭВС». Мн.; БГУИР, 1997 г.

2. І.В. Боднарь, Л. Г. Березуцкий «Методичне посібник для самостійної роботи студентів за курсом ФХОМКиТ РЕМ і ЭВС. Раздел

«Контактні явища»". Мн.; БГУИР, 1998 г.

3. Г.І. Єпіфанов, Ю. О. Мома «Фізичні основи конструювання і технології РЭА і ЭВА». М.; «Радянське радіо», 1979 г.

4. І.П. Жеребців «Основи електроніки». Ленінград, «Энергоатомиздат»,

1985 г.

5. В. В. Новиков «Теоретичні основи мікроелектроніки». М.; «Вищу школу», 1972 г.

6. К.В. Шалімова «Фізика напівпровідників». М.; «Енергія», 1976 г.

7. Під редакцією РР. Шишкіна «Електронні прилади». М. ;

«Энергоатомиздат», 1989 г.

8. А.А. Штернів «Фізичні основи конструювання, технології РЭА і мікроелектроніки». М.; «Радіо і зв’язок», 1981 г.

ПоказатьСвернуть
Заполнить форму текущей работой