Таким образом, туннельный эффект становится практиче­ски ощутимым лишь в сильнолегированных материалах. Изу­чая узкие сильнолегированные сплавные переходы в германии, Эсаки и открыл новый тип полупроводникового прибора — туннельный диод, вольтамперная характеристика которого изображена на рис. 6, а в сравнении с вольтамперной ха­рактеристикой обычного диода, изображенной штриховой линией.

Энергетическая диаграмма туннельного перехода при от­сутствии внешнего смещения была показана на рис. 4. Обра­зовавшееся вследствие вырождения полупроводникового ма­териала перекрытие зон является необходимым условием для возможного туннелирования электронов через потенциаль­ный барьер узкого p-n-перехода. Положение уровня Ферми за­тенено снизу для выделения того уровня энергии электронов в разных материалах, который находится в одинаковых энер­гетических условиях при термодинамическом равновесии тел. Вероятность заполнения этого уровня, как известно, равна половине. Такому выделению уровня Ферми способствует и слабая зависимость его положения в примесных полупровод­никах от изменения температуры в пределах, встречающихся на практике. Подобное выделение этого уровня облегчает рас­смотрение вопросов, связанных с распределением электронов по энергетическим уровням в зонах.

Такой подход и применен (рис. 6, б—ж) для объяснения формы вольтамперной характеристики туннельного диода.

При отсутствии внешнего смещения на p-n-переходе уро­вень Ферми имеет одинаковое энергетическое положение в p- и n-областях (см. рис. 6. б). Распределение электронов вы­ше и ниже уровня Ферми в обеих областях перекрывающихся

частей зон будет аналогичное, что определяет одинаковые ве­роятности для туннелирования электронов слева направо и справа налево. Результирующий ток через переход в этом случае равен нулю, что соответствует точке в на вольтампер­ной характеристике (см. рис. 6, а)

При подаче на переход прямого смещения (плюс источни­ка питания на p-область и минус — на n-область), уменьшаю­щего перекрытие зон. Энергетические распределения электро­нов смещаются друг относительно друга совместно с уровнями Ферми (см рис. 6. в). Это приводит к преобладанию электро­нов в n-области над электронами одной и той же энергии в p-области и количества свободных уровней в p-области над незанятыми уровнями в n-области на одинаковых уровнях в месте перекрытия зон. Вследствие этого поток электронов из n-области в p-область будет преобладать над обратным пото­ком и во внешней цепи появится ток, что соответствует точке в на характеристике (см. рис. 6, а).По мере роста внешнего смещения результирующий ток через переход будет увеличи­ваться до тех пор, пока не начнет сказываться уменьшение перекрытия зон, как это показано на рис. 6, г. Это будет со­ответствовать максимуму туннельного тока. При дальнейшем увеличении напряжения в результате уменьшения величины перекрытия зон туннельный ток начнет спадать и наконец спа­дает до нуля (штрих-пунктир на рис. 6, а) в момент, когда границы дна зоны проводимости и потолка валентной зоны совпадут (см. рис. 6, д).

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 ρc(Е) и ρv(E)— плотности состояний в зоне прово­димости и валентной зоне соответственно, fc(Е) и fv(E) — функции распределения Ферми, показывающие вероятность занятия данного состояния электроном. Wc→v , Wv→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 fc(Е)· fv(E), а плотность свободных состояний валентной зоны аналогично равна ρv(E) ·[1− fv(E)].