diodo p – n - p–n diode

Este artículo proporciona una explicación más detallada del comportamiento del diodo p – n que la que se encuentra en los artículos sobre unión o diodo p – n .

Un diodo p – n es un tipo de diodo semiconductor basado en la unión p – n . El diodo conduce corriente en una sola dirección y se fabrica uniendo una capa semiconductora de tipo p a una capa semiconductora de tipo n . Los diodos semiconductores tienen múltiples usos, incluida la rectificación de corriente alterna a corriente continua, detección de señales de radio, emisión de luz y detección de luz.

Estructura

La figura muestra dos de las muchas estructuras posibles utilizadas para los diodos semiconductores p – n , ambos adaptados para aumentar el voltaje que los dispositivos pueden soportar en polarización inversa. La estructura superior utiliza una mesa para evitar una curvatura pronunciada de la región p ⁺ - próxima a la capa n- contigua . La estructura inferior utiliza un anillo de protección p ligeramente dopado en el borde de la esquina afilada de la capa p ⁺ - para distribuir el voltaje en una distancia mayor y reducir el campo eléctrico. (Superíndices como n ⁺ o n ^{: se} refieren a niveles de dopaje de impurezas más pesados ​​o más ligeros).

Estructura de diodo Mesa (superior) y estructura de diodo plano con anillo de protección (inferior).

Comportamiento eléctrico

Características de corriente-voltaje del diodo p – n no ideales .

El diodo ideal tiene resistencia cero para la polaridad de polarización directa y resistencia infinita (conduce corriente cero) para la polaridad de voltaje inversa ; si está conectado en un circuito de corriente alterna, el diodo semiconductor actúa como un rectificador eléctrico .

El diodo semiconductor no es ideal. Como se muestra en la figura, el diodo no conduce de manera apreciable hasta que se alcanza un voltaje de rodilla distinto de cero (también llamado voltaje de encendido o voltaje de corte ). Por encima de este voltaje, la pendiente de la curva corriente-voltaje no es infinita (la resistencia de encendido no es cero). En la dirección inversa, el diodo conduce una corriente de fuga distinta de cero (exagerada por una escala más pequeña en la figura) y a un voltaje inverso suficientemente grande por debajo del voltaje de ruptura, la corriente aumenta muy rápidamente con voltajes inversos más negativos.

Como se muestra en la figura, las resistencias de encendido y apagado son las pendientes recíprocas de la característica de corriente-voltaje en un punto de polarización seleccionado:

${\ Displaystyle r_ {D} = \ left. {\ frac {\ Delta v_ {D}} {\ Delta i_ {D}}} \ right | _ {v_ {D} = V_ {BIAS}} \,}$

donde r _D es la resistencia y Δi _D es el cambio de corriente correspondiente al cambio de voltaje del diodo Δv _D en la polarización v _D = V _BIAS .

Operación

Un diodo p – n abrupto hecho por dopaje de silicio .

Aquí, se considera el funcionamiento del diodo p – n abrupto . Por "abrupto" se entiende que el dopaje de tipo p y n exhibe una discontinuidad de función escalonada en el plano en el que se encuentran. El objetivo es explicar los diversos regímenes de polarización en la figura que muestra las características de corriente-voltaje. El funcionamiento se describe mediante diagramas de flexión de banda que muestran cómo la energía de la banda de conducción más baja y la energía de la banda de valencia más alta varían con la posición dentro del diodo bajo diversas condiciones de polarización. Para obtener más información, consulte los artículos Semiconductor y diagrama de bandas .

Sesgo cero

Diagrama de flexión de banda para el diodo p – n a voltaje aplicado cero. La región de agotamiento está sombreada.

La figura muestra un diagrama de flexión de banda para un diodo p – n ; es decir, los bordes de la banda de conducción (línea superior) y la banda de valencia (línea inferior) se muestran en función de la posición en ambos lados de la unión entre el material tipo p (lado izquierdo) y el tipo n material (lado derecho). Cuando una región de tipo py una región de tipo n del mismo semiconductor se juntan y los dos contactos de diodo están en cortocircuito, el nivel de media ocupación de Fermi (línea recta horizontal discontinua) se sitúa en un nivel constante. Este nivel asegura que en el volumen libre de campo en ambos lados de la unión, las ocupaciones de huecos y electrones sean correctas. (Entonces, por ejemplo, no es necesario que un electrón abandone el lado n y viaje al lado p a través del cortocircuito para ajustar las ocupaciones).

Sin embargo, un piso nivel de Fermi requiere las bandas en la p lado de tipo para mover más alto que las bandas correspondientes en el n lado de tipo, que forma un paso o de barrera en los bordes de banda, marcado φ _B . Este paso obliga a la densidad de electrones en el lado p a ser un factor de Boltzmann exp (- φ _B / V _th ) más pequeño que en el lado n , correspondiente a la menor densidad de electrones en la región p . El símbolo V _th denota el voltaje térmico , definido como V _th  = k _B T / q . A T  = 290  kelvin (temperatura ambiente), el voltaje térmico es de aproximadamente 25 mV. De manera similar, la densidad de agujeros en el lado n es un factor de Boltzmann más pequeño que en el lado p . Esta reducción recíproca en la densidad de portadores minoritarios a través de la unión obliga a que el producto pn de las densidades de portadores sea

${\ Displaystyle pn = p_ {B} n_ {B} \, e ^ {- \ varphi _ {\ mathrm {B}} / V _ {\ mathrm {th}}}}$

en cualquier posición dentro del diodo en equilibrio. Donde p _B y n _B son las densidades de portadores mayoritarios a granel en el lado p y el lado n , respectivamente.

Como resultado de este paso en los bordes de la banda, una región de agotamiento cerca de la unión se agota tanto de huecos como de electrones, formando una región aislante casi sin cargas móviles . Sin embargo, existen cargas fijas e inmóviles debido a los iones dopantes. La casi ausencia de carga móvil en la capa de agotamiento significa que las cargas móviles presentes son insuficientes para equilibrar la carga inmóvil aportada por los iones dopantes: una carga negativa en el lado de tipo p debido al dopante aceptor y como una carga positiva en el n -tipo debido al dopante del donante. Debido a esta carga, hay un campo eléctrico en esta región, según lo determina la ecuación de Poisson . El ancho de la región de agotamiento se ajusta de modo que la carga negativa del aceptor en el lado p equilibre exactamente la carga positiva del donante en el lado n , de modo que no haya campo eléctrico fuera de la región de agotamiento en ninguno de los lados.

En esta configuración de banda no se aplica voltaje y no fluye corriente a través del diodo. Para forzar la corriente a través del diodo , se debe aplicar una polarización directa , como se describe a continuación.

Sesgo hacia adelante

Diagrama de flexión de banda para el diodo p – n en polarización directa. La difusión impulsa a los portadores a través de la unión.

Niveles de cuasi-Fermi y densidades de portadora en diodo p-n con polarización directa . La figura asume que la recombinación se limita a las regiones donde la concentración de portadores mayoritarios está cerca de los valores generales, lo cual no es exacto cuando los centros de generación de recombinación en la región de campo juegan un papel.

En polarización directa, el terminal positivo de la batería se conecta al material de tipo p y el terminal negativo se conecta al material de tipo n de modo que se inyectan agujeros en el material de tipo p y electrones en el material de tipo n . Los electrones en el material de tipo n se denominan portadores mayoritarios en ese lado, pero los electrones que llegan al lado de tipo p se denominan portadores minoritarios . Los mismos descriptores se aplican a los huecos: son portadores mayoritarios en el lado del tipo p y portadores minoritarios en el lado del tipo n .

Una polarización directa separa los dos niveles de media ocupación global por la cantidad de voltaje aplicado, lo que reduce la separación de los bordes de la banda de volumen de tipo p para estar más cerca en energía a los del tipo n . Como se muestra en el diagrama, el paso en bordes de la banda se reduce por la tensión aplicada a phi _B -v _D . (El diagrama de flexión de bandas está hecho en unidades de voltios, por lo que ninguna carga de electrones parece convertir v _D en energía).

Bajo polarización directa, fluye una corriente de difusión (es decir, una corriente impulsada por un gradiente de concentración) de huecos desde el lado p hacia el lado n , y de electrones en la dirección opuesta desde el lado n hacia el lado p . El gradiente que impulsa esta transferencia se establece de la siguiente manera: en la mayor parte distante de la interfaz, los portadores minoritarios tienen una concentración muy baja en comparación con los portadores mayoritarios, por ejemplo, la densidad de electrones en el lado p (donde son portadores minoritarios) es una factor exp (- φ _B / V _th ) menor que en el lado n (donde son portadores mayoritarios). Por otro lado, cerca de la interfaz, la aplicación de voltaje v _D reduce el paso en los bordes de la banda y aumenta las densidades de portadoras minoritarias en un factor de Boltzmann exp ( v _D / V _th ) por encima de los valores generales. Dentro de la unión, el producto pn- aumenta por encima del valor de equilibrio a:

${\ Displaystyle pn = \ left (p_ {B} n_ {B} \ e ^ {- \ varphi _ {B} / V_ {th}} \ right) \ e ^ {v_ {D} / V_ {th}} \.}$

El gradiente que impulsa la difusión es entonces la diferencia entre el gran exceso de densidades de portadores minoritarios en la barrera y las bajas densidades en el volumen, y ese gradiente impulsa la difusión de portadores minoritarios desde la interfaz hacia el volumen. Los portadores minoritarios inyectados se reducen en número a medida que viajan hacia la masa mediante mecanismos de recombinación que impulsan las concentraciones en exceso hacia los valores generales.

La recombinación puede ocurrir por encuentro directo con un portador mayoritario, aniquilando a ambos portadores, oa través de un centro de generación de recombinación , un defecto que atrapa alternativamente huecos y electrones, ayudando a la recombinación. Los portadores minoritarios tienen una vida útil limitada , y esta vida a su vez limita hasta qué punto pueden difundirse desde el lado del portador mayoritario al lado del portador minoritario, la denominada longitud de difusión . En el LED, la recombinación de electrones y huecos va acompañada de la emisión de luz de una longitud de onda relacionada con la brecha de energía entre las bandas de valencia y conducción, por lo que el diodo convierte una parte de la corriente directa en luz.

Bajo el sesgo directo, las líneas de media ocupación de los huecos y los electrones no pueden permanecer planas en todo el dispositivo como lo están cuando están en equilibrio, sino que se convierten en niveles de cuasi-Fermi que varían con la posición. Como se muestra en la figura, el nivel de cuasi-Fermi de electrones se desplaza con la posición, desde el nivel de Fermi de equilibrio de mitad de ocupación en el volumen n , al nivel de equilibrio de mitad de ocupación para huecos profundos en el volumen p . El nivel del hoyo cuasi-Fermi hace lo contrario. Los dos niveles cuasi-Fermi no coinciden excepto en lo profundo de los materiales a granel.

La figura muestra que las densidades de portadores mayoritarios caen desde los niveles de densidad de portadores mayoritarios n _B , p _B en sus respectivos materiales a granel, a un nivel un factor exp (- ( φ _B −v _D ) / V _th ) más pequeño en la parte superior del barrera, que se reduce a partir del valor de equilibrio φ _B por la cantidad de la polarización directa del diodo v _D . Debido a que esta barrera está ubicada en el material dopado de manera opuesta, los portadores inyectados en la posición de la barrera son ahora portadores minoritarios. A medida que se afianza la recombinación, las densidades de los portadores minoritarios descienden con la profundidad hasta sus valores de equilibrio para los portadores minoritarios a granel, un factor exp (- φ _B / V _th ) menor que sus densidades aparentes n _B , p _B como portadores mayoritarios antes de la inyección. En este punto, los niveles cuasi-Fermi se reincorporan a las posiciones de nivel general de Fermi.

El paso reducido en los bordes de la banda también significa que, bajo la polarización directa, la región de agotamiento se estrecha a medida que se introducen agujeros en ella desde el lado p y electrones desde el lado n .

En el diodo p – n simple , la corriente directa aumenta exponencialmente con el voltaje de polarización directa debido al aumento exponencial de las densidades de portadora, por lo que siempre hay algo de corriente incluso en valores muy pequeños de voltaje aplicado. Sin embargo, si uno está interesado en algún nivel de corriente en particular, necesitará un voltaje de "rodilla" antes de que se alcance ese nivel de corriente. Por ejemplo, una opción muy común en los textos sobre circuitos que utilizan diodos de silicio es V _Knee = 0,7 V. Por encima de la rodilla, la corriente sigue aumentando exponencialmente. Algunos diodos especiales, como algunos varactores, están diseñados deliberadamente para mantener un nivel de corriente bajo hasta cierto voltaje de rodilla en la dirección de avance.

Polarización inversa

Flexión de banda para diodo p – n en polarización inversa

Niveles de cuasi-Fermi en diodo p – n con polarización inversa .

En la polarización inversa, el nivel de ocupación de los huecos tiende de nuevo a permanecer en el nivel del semiconductor de tipo p en masa, mientras que el nivel de ocupación de los electrones sigue al del tipo n en masa . En este caso, los bordes de la banda de volumen de tipo p se elevan en relación con el volumen de tipo n por la polarización inversa v _R , por lo que los dos niveles de ocupación de volumen están separados de nuevo por una energía determinada por el voltaje aplicado. Como se muestra en el diagrama, este comportamiento significa que el paso en los bordes de la banda aumenta a φ _B + v _R , y la región de agotamiento se ensancha a medida que se alejan los agujeros en el lado p y los electrones en el lado n .

Cuando se aplica la polarización inversa, el campo eléctrico en la región de agotamiento aumenta, separando los electrones y los huecos más que en el caso de polarización cero. Por lo tanto, cualquier corriente que fluya se debe al proceso muy débil de generación de portadores dentro de la región de agotamiento debido a defectos de recombinación de generación en esta región. Esa corriente muy pequeña es la fuente de la corriente de fuga bajo polarización inversa. En el fotodiodo , la corriente inversa se introduce mediante la creación de huecos y electrones en la región de agotamiento por la luz incidente, convirtiendo así una parte de la luz incidente en una corriente eléctrica.

Cuando la polarización inversa se vuelve muy grande, alcanzando el voltaje de ruptura, el proceso de generación en la región de agotamiento se acelera y conduce a una condición de avalancha que puede causar una fuga y destruir el diodo.

Ley de diodos

El comportamiento corriente-voltaje de CC del diodo p – n ideal se rige por la ecuación del diodo de Shockley :

${\ Displaystyle i _ {\ mathrm {D}} = I _ {\ mathrm {R}} \ left (e ^ {v _ {\ mathrm {D}} / V _ {\ mathrm {th}}} - 1 \ right), }$

donde v _D es el voltaje de CC a través del diodo e I _R es la corriente de saturación inversa , la corriente que fluye cuando el diodo tiene polarización inversa (es decir, v _D es grande y negativo). La cantidad V _th es el voltaje térmico definido como V _th  = k _B T / q . Esto es aproximadamente igual a 25 mV a T  = 290 kelvin .

Esta ecuación no modela el comportamiento no ideal, como un exceso de fugas inversas o fenómenos de rotura. En muchos diodos prácticos, esta ecuación debe modificarse para leer

${\ Displaystyle i_ {D} = I_ {R} \ left (e ^ {v _ {\ mathrm {D}} / (nV _ {\ mathrm {th}})} - 1 \ right),}$

donde n es un factor de idealidad introducido para modelar una tasa de aumento más lenta que la predicha por la ley del diodo ideal. Usando esta ecuación, la resistencia de encendido del diodo es

${\ Displaystyle r _ {\ mathrm {D}} = {\ frac {1} {di _ {\ mathrm {D}} / dv _ {\ mathrm {D}}}} \ approx {\ frac {nV _ {\ mathrm {th }}} {i _ {\ mathrm {D}}}},}$

exhibiendo una resistencia menor cuanto mayor sea la corriente.

Capacidad

La capa de agotamiento entre los lados n y p de un diodo p-n sirve como una región aislante que separa los dos contactos del diodo. Así, el diodo en polarización inversa exhibe una capacitancia de capa de agotamiento , a veces más vagamente llamada capacitancia de unión , análoga a un capacitor de placas paralelas con un espaciador dieléctrico entre los contactos. En polarización inversa de la anchura de la capa de agotamiento se dilata con el aumento de la inversa de polarización v _R , y la capacitancia se reduce en consecuencia. Por lo tanto, la unión sirve como un condensador controlable por voltaje. En un modelo unidimensional simplificado, la capacitancia de la unión es:

${\ Displaystyle C_ {J} = \ kappa \ varepsilon _ {0} {\ frac {A} {w (v_ {R})}} \,}$

con A el área del dispositivo, κ el semiconductor permitividad dieléctrica relativa, varepsilon ₀ la constante eléctrica , y w la anchura de agotamiento (espesor de la región donde la densidad de operador de telefonía móvil es despreciable).

En la polarización directa, además de la capacitancia de la capa de agotamiento anterior, se produce la inyección y difusión de la carga portadora minoritaria. Existe una capacitancia de difusión que expresa el cambio en la carga de la portadora minoritaria que ocurre con un cambio en la polarización directa. En términos de la carga de portadora minoritaria almacenada, la corriente de diodo i _D es:

${\ Displaystyle i_ {D} = {\ frac {Q_ {D}} {\ tau _ {T}}} \,}$

donde Q _D es el cargo asociado con la difusión de portadores minoritarios, y τ _T es el tiempo de tránsito , el tiempo que tarda el cargo minoritario en transitar por la región de inyección. Los valores típicos del tiempo de tránsito son de 0,1 a 100 ns. Sobre esta base, se calcula que la capacidad de difusión es:

${\ Displaystyle C_ {D} = {\ frac {dQ_ {D}} {dv_ {D}}} = \ tau _ {T} {\ frac {di_ {D}} {dv_ {D}}} = {\ frac {i_ {D} \ tau _ {T}} {V_ {th}}} \.}$

En términos generales, para los niveles de corriente habituales en polarización directa, esta capacitancia supera con creces la capacitancia de la capa de agotamiento.

Respuesta transitoria

Circuito de pequeña señal para un diodo p – n impulsado por una señal de corriente representada como una fuente Norton .

El diodo es un dispositivo altamente no lineal, pero para variaciones de señal pequeña, su respuesta se puede analizar usando un circuito de señal pequeña basado en la polarización de CC sobre la cual se supone que varía la señal. El circuito equivalente se muestra a la derecha para un diodo impulsado por una fuente Norton . Usando la ley actual de Kirchhoff en el nodo de salida:

${\ Displaystyle I_ {S} = \ left (j \ omega (C_ {J} + C_ {D}) + {\ frac {1} {r_ {D}}} + {\ frac {1} {R_ {S }}} \ derecha) V_ {O} \,}$

con C _D la capacitancia de difusión del diodo, C _J la capacitancia de la unión del diodo (la capacitancia de la capa de agotamiento) yr _D la resistencia del diodo, todo en el punto de polarización inactivo o punto Q seleccionado. El voltaje de salida proporcionado por este circuito es entonces:

${\ Displaystyle {\ frac {V_ {O}} {I_ {S}}} = {\ frac {(R_ {S} {\ mathit {\ paralelo}} r_ {D})} {1 + j \ omega ( C_ {D} + C_ {J}) (R_ {S} {\ mathit {\ paralelo}} r_ {D})}} \,}$

con ( R _S || r _D ) la combinación en paralelo de R _S y r _D . Este amplificador de transresistencia exhibe una frecuencia de esquina , denotada f _C :

${\ Displaystyle f_ {C} = {\ frac {1} {2 \ pi (C_ {D} + C_ {J}) (R_ {S} {\ mathit {\ paralelo}} r_ {D})}} \ ,}$

y para las frecuencias f >> f _C los rodillos de ganancia con frecuencia que los condensadores de corto circuito de la resistencia r _D . Suponiendo, como es el caso cuando el diodo está encendido, que C _D >> C _J y R _S >> r _D , las expresiones encontradas arriba para la resistencia y capacitancia del diodo proporcionan:

${\ Displaystyle f_ {C} = {\ frac {1} {2 \ pi n \ tau _ {T}}} \,}$

que relaciona la frecuencia de corte al tiempo de tránsito diodo τ _T .

Para diodos operados en polarización inversa, C _D es cero y el término frecuencia de esquina a menudo se reemplaza por frecuencia de corte . En cualquier caso, en polarización inversa, la resistencia del diodo se vuelve bastante grande, aunque no infinita, como sugiere la ley del diodo ideal, y la suposición de que es menor que la resistencia de Norton del controlador puede no ser precisa. La capacidad de la unión es pequeña y depende de la inversa de polarización v _R . La frecuencia de corte es entonces:

${\ Displaystyle f_ {C} = {\ frac {1} {2 \ pi C_ {J} (R_ {S} {\ mathit {\ paralelo}} r_ {D})}} \,}$

y varía con polarización inversa porque la anchura w (v _R ) de la región aislante agotado de compañías de telefonía móvil aumenta al aumentar la polarización inversa del diodo, la reducción de la capacitancia.

Ver también

• diodo pin

Notas

Este artículo incorpora material del artículo de Citizendium " Diodo semiconductor ", que tiene la licencia Creative Commons Attribution-ShareAlike 3.0 Unported pero no bajo la GFDL .