diodo p-n

Diodo semiconductor basado en la unión p-n

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

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, la detección de señales de radio y la emisión y detección de luz.

Estructura

La figura muestra dos de las muchas estructuras posibles utilizadas para diodos semiconductores p-n , ambas adaptadas 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 ⁺ - junto a la capa n contigua . La estructura inferior utiliza un anillo protector p ligeramente dopado en el borde de la esquina afilada de la capa p ⁺ - para distribuir el voltaje a lo largo de una distancia mayor y reducir el campo eléctrico. (Los superíndices como n ⁺ o n ⁻ se refieren a niveles de dopaje con impurezas más fuertes o más ligeras).

Estructura de diodo mesa (arriba) y estructura de diodo plana con anillo de protección (abajo).

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 inverso ; si se conecta 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 apreciablemente hasta que se alcanza un voltaje de rodilla distinto de cero (o voltaje de encendido , corte o umbral) , cuyo valor depende del semiconductor (enumerado en Diodo § Voltaje umbral directo para varios semiconductores ). 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 con 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 corriente-voltaje en un punto de polarización seleccionado :

${\displaystyle r_{\text{D}}=\left.{\frac {\Delta v_{\text{D}}}{\Delta i_{\text{D}}}}\right|_{v_{\text{D}}=V_{\text{bias}}}\ ,}$

¿Dónde está la resistencia y el cambio de corriente correspondiente al cambio de voltaje del diodo en la polarización? ${\displaystyle r_{\text{D}}}$ ${\displaystyle i_{\text{D}}}$ ${\displaystyle \Delta v_{\text{D}}}$ ${\displaystyle V_{\text{bias}}\,.}$

Operación

Un diodo p-n abrupto (es decir, que se comporta como una función escalonada) fabricado con silicio dopado .

Aquí se considera el funcionamiento del diodo p-n abrupto. Por "abrupto" se quiere decir que el dopaje de tipo p y n exhibe una discontinuidad de función escalonada en el plano donde se encuentran entre sí. El objetivo es explicar los diversos regímenes de polarización en la figura que muestra las características de corriente-voltaje. El funcionamiento se describe utilizando diagramas de flexión de banda que muestran cómo la energía de banda de conducción más baja y la energía de 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 diodo p – n con 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 como una 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 se juntan una región de tipo p y una de tipo n del mismo semiconductor y se cortocircuitan los dos contactos de diodo, el nivel de semiocupación de Fermi (línea recta horizontal discontinua) se sitúa en un nivel constante. Este nivel garantiza que en la masa libre de campo a ambos lados de la unión las ocupaciones de huecos y electrones sean correctas. (Así, 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 nivel de Fermi plano requiere que las bandas en el lado tipo p se muevan más alto que las bandas correspondientes en el lado tipo n , formando un escalón (o barrera) en los bordes de la banda, etiquetados por φ _B. Este paso obliga a que la densidad de electrones en el lado p sea un factor de Boltzmann más pequeño que en el lado n , correspondiente a la menor densidad de electrones en la región p . El símbolo indica el voltaje térmico , definido como A T  = 290  kelvin (temperatura ambiente), el voltaje térmico es de aproximadamente 25 mV. De manera similar, la densidad de huecos 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 ${\displaystyle e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}}$ ${\displaystyle V_{\text{T}}}$ ${\displaystyle V_{\text{T}}={\tfrac {k_{\text{B}}T}{q}}.}$

${\displaystyle p\,n=p_{\text{B}}\,n_{\text{B}}\,e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}}$

en cualquier posición dentro del diodo en equilibrio. ^[1] Donde y son las densidades de portadores mayoritarios en el lado p y en el lado n , respectivamente. ${\displaystyle p_{\text{B}}}$ ${\displaystyle n_{\text{B}}}$

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 debidas a 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 tipo p debido al dopante aceptor y como carga positiva en el lado n. -lado tipo debido al dopante donante. Debido a esta carga existe un campo eléctrico en esta región, como lo determina la ecuación de Poisson . El ancho de la región de agotamiento se ajusta de modo que la carga aceptora negativa en el lado p equilibre exactamente la carga donante positiva 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 directo

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

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

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

Una polarización directa separa los dos niveles de media ocupación en masa por la cantidad de voltaje aplicado, lo que reduce la separación de los bordes de la banda en masa de tipo p para que estén más cerca en energía de los del tipo n . Como se muestra en el diagrama, el paso en los bordes de la banda se reduce por el voltaje aplicado a (El diagrama de flexión de la banda está hecho en unidades de voltios, por lo que ninguna carga de electrones parece convertirse en energía). ${\displaystyle \varphi _{\text{B}}-v_{\text{D}}.}$ ${\displaystyle v_{\text{D}}}$

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 dirección opuesta desde el lado n hacia el lado p . El gradiente que impulsa esta transferencia se establece de la siguiente manera: en la masa 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 más bajo que en el lado n (donde son portadores mayoritarios). Por otro lado, cerca de la interfaz, la aplicación de voltaje reduce el paso en los bordes de la banda y aumenta las densidades de los portadores minoritarios en un factor de Boltzmann por encima de los valores generales. Dentro de la unión, el producto pn- aumenta por encima del valor de equilibrio para: ^[1] ${\displaystyle e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}}$ ${\displaystyle v_{\text{D}}}$ ${\displaystyle e^{v_{\text{D}}/V_{\text{T}}}}$

${\displaystyle p\,n=\left(p_{\text{B}}\,n_{\text{B}}\,e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}\right)e^{v_{\text{D}}/V_{\text{T}}}\ .}$

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 la masa, y ese gradiente impulsa la difusión de los portadores minoritarios desde la interfaz hacia la masa. Los portadores minoritarios inyectados se reducen en número a medida que viajan hacia el volumen mediante mecanismos de recombinación que impulsan las concentraciones excesivas hacia los valores del volumen.

La recombinación puede ocurrir por encuentro directo con un portador mayoritario, aniquilando a ambos portadores, o a 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 difundir desde el lado del portador mayoritario al lado del portador minoritario, la llamada duración de difusión . En el diodo emisor de luz , 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 porción de la corriente directa en luz.

Bajo polarización directa, las líneas de media ocupación para huecos y electrones no pueden permanecer planas en todo el dispositivo como lo están cuando están en equilibrio, sino que se convierten en niveles cuasi-Fermi que varían con la posición. Como se muestra en la figura, el nivel de cuasi-Fermi del electrón se desplaza con la posición, desde el nivel de equilibrio de semiocupación de Fermi en el volumen n , al nivel de equilibrio de semiocupación para agujeros profundos en el volumen p . El nivel del agujero 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 en sus respectivos materiales a granel, a un nivel un factor más pequeño en la parte superior de la barrera, que se reduce del valor de equilibrio por la cantidad de polarización directa del diodo . La barrera se encuentra en el material dopado opuesto, los portadores inyectados en la posición de la barrera ahora son portadores minoritarios. A medida que se afianza la recombinación, las densidades de los transportistas minoritarios caen con profundidad hasta sus valores de equilibrio para los transportistas minoritarios en masa, un factor menor que sus densidades en masa como transportistas mayoritarios antes de la inyección. En este punto, los niveles cuasi-Fermi se unen a las posiciones generales del nivel Fermi. ${\displaystyle (n_{\text{B}},p_{\text{B}})}$ ${\displaystyle e^{-(\varphi _{\text{B}}-v_{\text{D}})/V_{\text{T}}}}$ ${\displaystyle \varphi _{\text{B}}}$ ${\displaystyle v_{\text{D}}.}$ ${\displaystyle e^{-\varphi _{\text{B}}/V_{\text{T}}}}$ ${\displaystyle (n_{\text{B}},p_{\text{B}})}$

El paso reducido en los bordes de la banda también significa que bajo polarización directa la región de agotamiento se estrecha a medida que se introducen agujeros 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 portadoras, por lo que siempre hay algo de corriente incluso con valores muy pequeños de voltaje aplicado. Sin embargo, si uno está interesado en algún nivel de corriente en particular, necesitará un voltaje "rodilla" antes de alcanzar ese nivel de corriente (~0,7 V para diodos de silicio, otros enumerados en Diodo § Voltaje umbral directo para varios semiconductores ). ^[2] Por encima de la rodilla, la corriente continúa 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 directa.

Polarización inversa

Flexión de banda para diodo p – n en polarización inversa

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

En el sesgo inverso, el nivel de ocupación de los huecos tiende nuevamente a permanecer en el nivel del semiconductor 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 masiva de tipo p se elevan con respecto a la banda masiva de tipo n mediante la polarización inversa, de modo que los dos niveles de ocupación masiva se separan nuevamente mediante 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 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 . ${\displaystyle v_{\text{R}},}$ ${\displaystyle \varphi _{\text{B}}+v_{\text{R}},}$

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 generación-recombinación 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 agujeros 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 produce una condición de avalancha que puede provocar un descontrol y destruir el diodo.

ley de diodo

El comportamiento corriente-voltaje CC del diodo p-n ideal se rige por la ecuación del diodo de Shockley : ^[3]

${\displaystyle I_{\text{D}}=I_{\text{R}}\left(e^{\frac {V_{\text{D}}}{nV_{\text{T}}}}-1\right),}$

dónde

${\displaystyle V_{\text{D}}}$es el voltaje CC a través del diodo.

${\displaystyle I_{\text{R}}}$es la corriente de saturación inversa , la corriente que fluye cuando el diodo tiene polarización inversa (es decir, es grande y negativa). ${\displaystyle V_{\text{D}}}$

${\displaystyle n}$es un factor de idealidad introducido para modelar una tasa de aumento más lenta que la predicha por la ley del diodo ideal.

${\displaystyle V_{\text{T}}}$es el voltaje térmico de aproximadamente igual a 25 mV en T  = 290 kelvin . ${\displaystyle {\tfrac {k_{\text{B}}T}{q}},}$

Esta ecuación no modela el comportamiento no ideal, como el exceso de fuga inversa o fenómenos de ruptura.

Usando esta ecuación, la resistencia del diodo es

${\displaystyle r_{\text{D}}={\frac {1}{di_{\text{D}}/dv_{\text{D}}}}\approx {\frac {nV_{\text{T}}}{i_{\text{D}}}},}$

presentando una menor resistencia cuanto mayor es la corriente. Nota: para referirse a corriente y voltaje de diodo diferencial o variable en el tiempo, se utilizan minúsculas y . ${\displaystyle i_{\text{D}}}$ ${\displaystyle v_{\text{D}}}$

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. Por lo tanto, el diodo en polarización inversa exhibe una capacitancia de capa de agotamiento , a veces llamada más vagamente capacitancia de unión , análoga a un capacitor de placas paralelas con un espaciador dieléctrico entre los contactos. En polarización inversa, el ancho de la capa de agotamiento se amplía al aumentar la polarización inversa y, en consecuencia, la capacitancia disminuye. Por tanto, la unión sirve como condensador controlable por tensión. En un modelo unidimensional simplificado, la capacitancia de la unión es: ${\displaystyle v_{\text{R}}}$

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

con el área del dispositivo, la permitividad dieléctrica relativa del semiconductor, la constante eléctrica y el ancho de agotamiento (espesor de la región donde la densidad del portador móvil es insignificante). ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle \kappa }$ ${\displaystyle \varepsilon _{0}}$ ${\displaystyle w}$

En polarización directa, además de la capacitancia de la capa de agotamiento anterior, se produce inyección y difusión de carga de portador minoritario. Existe una capacitancia de difusión que expresa el cambio en la carga del portador minoritario que ocurre con un cambio en la polarización directa. En términos de la carga del portador minoritario almacenado, la corriente del diodo es:

${\displaystyle i_{\text{D}}={\frac {Q_{\text{D}}}{\tau }}\ ,}$

donde es la carga asociada con la difusión de portadores minoritarios y es el tiempo de tránsito , el tiempo que tarda la carga minoritaria en transitar la región de inyección, normalmente entre 0,1 y 100 ns . ^[4] Sobre esta base, la capacitancia de difusión se calcula como: ${\displaystyle Q_{\text{D}}}$ ${\displaystyle \tau }$

${\displaystyle C_{\text{D}}={\frac {dQ_{\text{D}}}{dv_{\text{D}}}}=\tau {\frac {di_{\text{D}}}{dv_{\text{D}}}}={\frac {i_{\text{D}}\tau }{V_{\text{T}}}}\ .}$

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

Respuesta transitoria

"Circuito de pequeña señal para 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 un punto de polarización de CC en reposo seleccionado (o punto Q) alrededor del cual se imagina que varía la señal. Se muestra el circuito equivalente para un diodo accionado por una fuente Norton con corriente y resistencia . ^{[ se necesita aclaración ]} Usando la ley actual de Kirchhoff en el nodo de salida: ${\displaystyle I_{\text{S}}}$ ${\displaystyle R_{\text{S}}}$

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

con la capacitancia de difusión del diodo, la capacitancia de unión del diodo (la capacitancia de la capa de agotamiento) y la resistencia de encendido o apagado del diodo, todo en ese punto Q. El voltaje de salida proporcionado por este circuito es entonces: ${\displaystyle C_{\text{D}}}$ ${\displaystyle C_{\text{J}}}$ ${\displaystyle r_{\text{D}}}$

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

donde || indica resistencia paralela . Este amplificador de transresistencia presenta una frecuencia de esquina o frecuencia de corte denominada : ${\displaystyle f_{\text{c}}}$

${\displaystyle f_{\text{c}}={\frac {1}{2\pi (C_{\text{D}}+C_{\text{J}})(R_{\text{S}}{\mathit {\parallel }}r_{\text{D}})}}\ ,}$

y para las frecuencias, la ganancia disminuye con la frecuencia a medida que los capacitores cortocircuitan la resistencia. Suponiendo, como es el caso cuando el diodo está encendido, eso y las expresiones encontradas anteriormente para la resistencia y capacitancia del diodo proporcionan: ${\displaystyle f\gg f_{\text{c}}}$ ${\displaystyle r_{\text{D}}.}$ ${\displaystyle C_{\text{D}}\gg C_{\text{J}}}$ ${\displaystyle R_{\text{S}}\gg r_{\text{D}},}$

${\displaystyle f_{\text{c}}={\frac {1}{2\pi n\tau }}\ ,}$

que relaciona la frecuencia de esquina con el tiempo de tránsito del diodo.

Para diodos operados con polarización inversa, 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 Norton del controlador puede no ser exacta. La capacitancia de la unión es pequeña y depende de la polarización inversa. La frecuencia de corte es entonces: ${\displaystyle C_{\text{D}}}$ ${\displaystyle v_{\text{R}}.}$

${\displaystyle f_{\text{c}}={\frac {1}{2\pi \,C_{\text{J}}(R_{\text{S}}{\mathit {\parallel }}r_{\text{D}})}}\ ,}$

y varía con la polarización inversa porque el ancho de la región aislante sin portadores de telefonía móvil aumenta al aumentar la polarización inversa del diodo, lo que reduce la capacitancia. ^[5] ${\displaystyle w(v_{\text{R}})}$

Ver también

• diodo pin

Notas

1. John Sparkes (1994). Dispositivos semiconductores (2ª ed.). Prensa CRC. pag. 78.ISBN​ 0-7487-7382-7.
2. Naturalmente, este voltaje depende del nivel de corriente seleccionado. Este voltaje para el diodo p – n se toma como 0,7 V y 0,5 V; véase AS Sedra y KF Smith (1998). "Capítulo 3: Diodos". Circuitos microelectrónicos (4ª ed.). Prensa de la Universidad de Oxford. pag. 134 y Figura 3.8. ISBN 0-19-511663-1..
3. Andréi Grebennikov (2011). "§2.1.1: Diodos: principio de funcionamiento". Diseño de transmisores de RF y microondas . J Wiley e hijos. pag. 59.ISBN​ 978-0-470-52099-4.
4. Narain Arora (2007). Modelado Mosfet para simulación VLSI: teoría y práctica. Científico mundial. pag. 539.ISBN​ 978-981-256-862-5.Jean-Pierre Colinge, Cynthia A. Colinge (2002). Física de dispositivos semiconductores (2ª ed.). Saltador. pag. 149.ISBN​ 1-4020-7018-7.
5. El varactor es un diodo p – n operado en polarización inversa. Véase, por ejemplo, VSBagad (2009). "§5.8.1 Diodo varactor: principio de funcionamiento". Ingeniería de radares y microondas (2ª ed.). Publicaciones técnicas Pune. ISBN 978-81-8431-121-1.

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