Área de Tecnología Electrónica

Presentación del tema: "Área de Tecnología Electrónica"— Transcripción de la presentación:

1 Área de Tecnología Electrónica
Universidad de Oviedo Área de Tecnología Electrónica Dispositivos Electrónicos y Fotónicos Apéndices Departamento de Ingeniería Eléctrica, Electrónica, de Computadores y de Sistemas ATE-UO Ap 00

2 Apéndice 1: Entendiendo el significado del Nivel de Fermi y de la Distribución de Fermi-Dirac Enrico Fermi, Premio Nobel de Física en 1938 Paul Dirac, Premio Nobel de Física en 1933 ATE-UO Ap 01

3 Herbert Kroemer, Premio Nobel de física en 2000 por el "desarrollo de heteroestructuras para semiconductores de alta velocidad y optoelectrónica". El Nivel de Fermi forma un papel fundamental en el dibujo de los diagramas de bandas de los semiconductores ATE-UO Ap 02

4 Energía de los electrones
Energía de los electrones que pueden conducir corriente eléctrica (libres) en un metal Estudiamos lo que pasa a 0 K Energía de los electrones Estados posibles para los electrones En estas condiciones, éste es el Nivel de Fermi: La energía de los electrones más energéticos. Marca el límite de ocupación de los estados posibles EF1 Electrones Aún no hemos visto qué pasa a temperatura ambiente Aún no hemos colocado el origen (el “cero”) de medición de la energía ATE-UO Ap 03

5 A 300 K A 0 K ¿Qué pasa si estamos a temperatura ambiente? E E EF1 EF1
Estados posibles Electrones A 0 K E EF1 Estados posibles Electrones A 300 K En estas condiciones, éste es el Nivel de Fermi: La energía de los electrones que ocupan la mitad de los estados posibles. Sigue marcando el límite de ocupación de los estados posibles, pero de forma estadística ATE-UO Ap 04

6 ¿Y si calentamos más? A 300 K A 3000 K EF1
50% 50% El nivel de Fermi en un metal corresponde a que los electrones ocupen la mitad de los estados posibles ¡Ojo! Aún no hemos colocado el origen de la energía ATE-UO Ap 05

7 Formalicemos todo esto: La distribución de Fermi-Dirac f(E)
Definimos la función f(E): es la probabilidad de que un estado de energía E esté ocupado por un electrón, en equilibrio 1 + e (E-EF)/kT f(E) = 1 0,5 1 f(E) EF E 300 K 500 K 0 K EF = nivel de Fermi k = constante de Boltzmann T = temperatura absoluta 3000 K ATE-UO Ap 06

8 Obtención “formal” de la energía de los electrones libres en un metal
EF E f(E) 1 0,5 300 K Probabilidad de ocupación E Estados posibles E Estados vacíos Electrones Ocupación real = X ¡Ojo! Seguimos sin colocar el origen (el “cero”) de la energía ATE-UO Ap 07

9 Para colocar el “cero” de la energía hay que contestar a la pregunta: ¿Cuánto cuesta robarle un electrón a un metal? Estudiamos lo que pasa a 0 K Introducimos el concepto de “función de trabajo” FM1 Exterior del metal (el vacío) Éste es el cero de energías E Estados posibles del Metal 1 E Estados posibles del Metal 2 FM2 EF2 Electrones EF1 Electrones EF1: nivel de Fermi FM1: Función de trabajo EF2: nivel de Fermi FM2: Función de trabajo ATE-UO Ap 08

10 FM1 FM1 A 300 K A 0 K ¿Qué pasa si estamos a temperatura ambiente? E E
EF1 Estados posibles FM1 Electrones A 300 K E EF1 Estados posibles FM1 Electrones A 0 K Vacío ATE-UO Ap 09

11 FM1 ¿Y si calentamos más? A 300 K A 3000 K EF1 Emisión termoiónica
Válvulas termoiónicas (electrónica “pre-transistor”) A 300 K EF1 A 3000 K FM1 Vacío Magnetrón (horno de microondas) Tubo de rayos catódicos (televisiones “no planas”) ATE-UO Ap 10

12 E FS E EF Diagrama de bandas de un semiconductor intrínseco (I) E Ec
Vacío Ec Ev EF E Estados posibles E f(E) 1 0,5 A 0 K FS Parece lo mismo, pero no lo es E f(E) 1 0,5 A 300 K ¡Nivel de Fermi en la banda prohibida! ATE-UO Ap 11

13 FS EF Diagrama de bandas de un semiconductor intrínseco (II)
Cambiamos la escala horizontal para ver qué ha pasado Vacío Ec Ev EF E Estados posibles FS Electr. de valencia Electrones de valencia Estados posibles para electrones Electrones de conducción Huecos Estados posibles para electrones Estados posibles para huecos ATE-UO Ap 12

14 E EF Diagrama de bandas de un semiconductor intrínseco (III) E Ec Ev
Posición del Nivel de Fermi en la banda prohibida Ec Ev EF E Estados posibles E f(E) 1 0,5 A 300 K Huecos Estados posibles para electrones Estados posibles para huecos Electrones Es tal que la cantidad de electrones y de huecos coinciden No está exactamente en el medio por no ser las distribuciones de estados posibles iguales ATE-UO Ap 13

15 Diagrama de bandas de un semiconductor extrínseco N
Estados posibles para electrones Estados posibles para huecos EFi Extrínseco N E f(E) 1 0,5 A 300 K EF Estados posibles para electrones Estados posibles para huecos EFi E f(E) 1 0,5 A 300 K Intrínseco El Nivel de Fermi EF está por encima del intrínseco EFi para que haya más electrones que huecos ATE-UO Ap 14

16 Diagrama de bandas de un semiconductor extrínseco P
Estados posibles para electrones Estados posibles para huecos EFi E f(E) 1 0,5 A 300 K Intrínseco Estados posibles para electrones Estados posibles para huecos EFi EF Extrínseco P E f(E) 1 0,5 A 300 K El Nivel de Fermi EF está por debajo del intrínseco EFi para que haya más huecos que electrones ATE-UO Ap 15

17 Ejemplos de uso de la Ecuación de continuidad
Apéndice 2: Ejemplos de uso de la Ecuación de continuidad Ecuación de continuidad para los huecos: ·jp/q  - p/t = GL- [p(t)-p]/p Ecuación de continuidad para los electrones: ·jn/q  + n/t = GL- [n(t)-n]/n ATE-UO Ap 16

18 pN’/t = GL-pN’/p+Dp·2pN’/x2 nP’/t = GL-nP’/n+Dn·2nP’/x2
Caso de especial interés en la aplicación de la ecuación de continuidad Admitiendo: 1 dimensión (solo x) estudio de minoritarios (huecos en zona N y electrones en zona P) campo eléctrico despreciable (E=0) bajo nivel de inyección (la concentración de minoritarios, aumentados por la inyección que se ha producido, es mucho menor que la de mayoritarios antes de la inyección) Queda: d(jp zonaN )/dx = -q·Dp·2p/x2 d(jn zonaP )/dx = q·Dn·2n/x2 pN’/t = GL-pN’/p+Dp·2pN’/x2 nP’/t = GL-nP’/n+Dn·2nP’/x2 ATE-UO Ap 17

19 pN’(x) = C1·e-x/Lp + C2·ex/Lp
Inyección continua de minoritarios por una sección (régimen permanente) (I) + x xN + N Hay que resolver la ecuación de continuidad en este caso: 0 = -pN’/p+Dp·2pN’/x2 La solución es: pN’(x) = C1·e-x/Lp + C2·ex/Lp donde Lp=(Dp· p)1/2 (Longitud de Difusión de huecos) ATE-UO Ap18

20 pN(x) = pN+pN0-pN)·e-xLp
Inyección continua de minoritarios por una sección (régimen permanente) (II) Si XN >> Lp ,entonces: C2 = C1 = pN(0)-pN() = pN0-pN= p’N0 Por tanto: pN(x) = pN+pN0-pN)·e-xLp A esta conclusión también se llega integrando: -dpN’(X)/dx = K2·pN’(x) y teniendo en cuenta que: Lp= 1/K2 , pN()= pN sin inyección (véase la transparencia ATE-UO Sem 41) ATE-UO Ap 19

21 En este caso, el exceso de concentración varía linealmente
Inyección continua de minoritarios por una sección (régimen permanente) (III) Si no se cumple XN >> Lp (unión “ no larga”), entonces: pN(x) = pN+(pN0- pN)· senh ((XN-x)/LP) senh (XN/LP) XN + (éste es el caso más general) Si XN << Lp (“unión corta”) entonces: senh (a) » a y, por tanto: pN(x) = pN+ (pN0- pN)·(xN-x)/xN p(x) p p0 x xN En este caso, el exceso de concentración varía linealmente ATE-UO Ap 20

22 Obtención de la ecuación tensión-corriente de una unión PN polarizada
Apéndice 3: Obtención de la ecuación tensión-corriente de una unión PN polarizada William Bradford Shockley, Premio Nobel de Física en 1956 ATE-UO Ap 21

23 Cálculo de la corriente en función de la tensión (I)
1- Se calcula el salto de concentración de cada tipo de portador de un extremo al otro de la zona de transición. 2- Se calcula el exceso de minoritarios en los bordes externos de la zona de transición. 3- Se calcula la distribución exponencial de los minoritarios al lo largo de las zonas neutras. 4- Se calcula el gradiente de dicha concentración justo en los bordes de la zona de transición. 5- Se calculan las corrientes de minoritarios en los bordes de la zona de transición (corriente de huecos en el borde de la zona N y de electrones en el borde de la zona P). 6- La suma de las dos corrientes anteriores es la corriente total. ATE-UO Ap 22

24 Cálculo de la corriente en función de la tensión (II)
1- Se calcula el salto de concentración de cada tipo de portador de un extremo al otro de la zona de transición. Este salto depende de VO-V 2- Se calcula el exceso de minoritarios en los bordes externos de la zona de transición. Este exceso depende de V 1010 1012 1014 1016 pP pNV(x) Portad./cm3 -3 -2 -1 1 2 3 Longitud [mm] pNV(0) pN() ATE-UO Ap 23

25 Cálculo de la corriente en función de la tensión (III)
3- Se calcula la distribución exponencial de los minoritarios al lo largo de las zonas neutras. 4- Se calcula el gradiente de dicha concentración justo en los bordes de la zona de transición (tga). a 1010 1012 1014 1016 pP pNV(x) Portad./cm3 -3 -2 -1 1 2 3 Longitud [mm] pNV(0) pN() ATE-UO Ap 24

26 Cálculo de la corriente en función de la tensión (IV)
5- Se calculan las corrientes de minoritarios en los bordes de la zona de transición (corriente de huecos en el borde de la zona N y de electrones en el borde de la zona P). jpN(0) jnP(0) Longitud [mm] 40 20 Densidad de corriente [mA/cm2] 0- -1.5 -1 -0.5 0.5 1 1.5 0+ 60 80 jtotal = jnP(0) + jpN(0) 6- La suma de las dos corrientes anteriores es la corriente total. jnP jpN ATE-UO Ap 25

27 Cálculo de la corriente en función de la tensión (V)
1- Salto de concentraciones V0 = VT·ln(pP/pN()) (1) V0-V = VT·ln(pP/pNV()) (2) 2- Exceso de minoritarios en el borde V = VT·ln(pNV() /pN()) (3) 3- Distribución de los minoritarios pNV(x) = pN()+(pNV() -pN())·e-x/LP (4) 4- Gradiente en el borde de la Z. T. pP pNV(x) pNV(0) pN()  pNV(x)= p -(pNV() - pN())·e-x/L Lp (5) pNV(x) =  -(pNV() - pN()) Lp [ ]0 (6) ATE-UO Ap 26

28 Cálculo de la corriente en función de la tensión (VI)
5- Corrientes de minoritarios jpN(0)=q·Dp· (pNV() -pN()) Lp (7) jnP(0)=q·Dn· (nPV() -nP()) Ln (8) 6-Corriente total (A es la sección) i=A·jTotal=A·(jpN(0)+ jnP(0)) (9) Usando la ecuación (3) para huecos y para electrones, queda: pNV() -pN() = pN()·(eV/VT -1) (10) nPV() -nP() = nP()·(eV/VT -1) (11) ATE-UO Ap 27

29 Cálculo de la corriente en función de la tensión (VII)
Sustituyendo (10) y (11) en (7) y (8) y éstas en (9), queda: i = A·q·(Dp·pN()/Lp+Dn·nP()/Ln)·(eV/VT -1) (12) y como pN()=ni2/ND y nP()=ni2/NA , queda: i = A·q·ni2·(Dp/(ND·Lp) + Dn/(NA·Ln))·(eV/VT -1) (13) Esta ecuación se puede escribir como: i=IS·(eV/VT -1) donde: IS = A·q·ni2·(Dp/(ND·Lp)+Dn/(NA·Ln)) Muy, muy importante ATE-UO Ap 28

30 Resolución de circuitos con diodos
Apéndice 4: Resolución de circuitos con diodos Gustav Kirchhoff Léon Charles Thévenin ATE-UO Ap 29

31 Recordatorio del Teorema de Thévenin
ATE-UO Ap 30 Circuito lineal A B Circuito lineal A B vABO + - iABS ZO ZO = vABO/iABS V V = vABO - + = A B vABO Equivalente Thévenin

32 Resolución de circuitos con diodos. Caso 1º:
Un diodo ideal en un circuito en el que el resto de los componentes son lineales ATE-UO Ap 31 ideal A B Circuito lineal Circuito de partida vAB + - iAB Solución Circuito no lineal Circuito lineal A B Si vABO > 0 Þ diodo directamente polarizado Þ vAB=0, iAB>0 (¹ 0) Equivalente Thévenin - + = v ZO vABO + - ideal Si vABO < 0 Þ diodo inversamente polarizado Þ iAB=0, vAB=vABO (¹ 0)

33 Resolución de circuitos con diodos. Caso 2º:
Un diodo real (modelo asintótico) en un circuito en el que el resto de los componentes son lineales ATE-UO Ap 32 real iAB vAB + - A Circuito lineal B iAB vAB + - A Circuito lineal B real V rd ideal vABO + - A Circuito lineal B Si vABO > Vg Þ diodo directamente polarizado Þ vAB=Vg+ rd·iAB Si vABO < Vg Þ diodo inversamente polarizado Þ iAB=0, vAB=vABO

34 Resolución de circuitos con diodos. Caso 3º:
Un diodo real (modelo exponencial) en un circuito en el que el resto de los componentes son lineales ATE-UO Ap 33 iAB vAB + - A Circuito lineal B real El circuito impone la condición vAB = F(iAB) El diodo impone la condición iAB = IS·(eVAB/VT -1) Hay que resolver este sistema, que no tiene solución explícita

35 Resolución de circuitos con diodos. Caso 4º: Varios diodos ideales
ATE-UO Ap 34 Circuito no lineal B A Circuito lineal ideal D1 Al ser no lineal el circuito que queda al eliminar el diodo D1, no pueden aplicarse los métodos anteriores Método a seguir: Establecer una primera hipótesis sobre el estado de conducción de cada diodo. A continuación resolver el circuito y verificar si se llega a alguna situación incompatible con la idealidad de los diodos. En caso afirmativo, repetir el proceso hasta que se llegue a una hipótesis compatible con la idealidad de los diodos

36 Circuito no lineal Resolución de circuitos con diodos. Caso 5º:
Varios diodos reales (modelo asintótico) ATE-UO Ap 35 V rd ideal Circuito no lineal Circuito lineal real Circuito lineal A B C D E F Igual que el caso anterior

37 Resolución gráfica de circuitos con un diodo, fuentes y resistencias
ATE-UO Ap 36 Circuito V, I, R A B iAB vAB Eq. Thévenin RO - + = vABO vABO vABO/RO iAB vAB + - El circuito impone la condición: vAB = vABO - RO·iAB (recta de carga) El diodo impone la condición definida por su curva característica El punto de trabajo está definido por la intersección de la recta de carga y la curva característica

38 Apéndice 5: Diagramas de bandas de uniones entre dos metales, entre dos semiconductores y entre metales y semiconductores Walter Hermann Schottky ATE-UO Ap 37

39 Situación de partida antes de juntarlos a 0 K
¿Qué pasa si juntamos dos metales distintos (I)? Situación de partida antes de juntarlos a 0 K Metal 1 Metal 2 E EF1 FM1 EF2 FM2 Estos electrones son “más energéticos” ATE-UO Ap 38

40 Los acabamos de juntar y estamos a 0 K
¿Qué pasa si juntamos dos metales distintos (II)? Los acabamos de juntar y estamos a 0 K Metal 1 Metal 2 FM1 FM2 E E EF2 EF1 Va a haber cesión de electrones del metal de menor función de trabajo al de mayor función de trabajo ATE-UO Ap 39

41 Uniones metal-metal (I)
El metal 2 queda cargado positivamente frente al metal 1 al ceder electrones Metal 1 + - Metal 2 Aquí los electrones pierden energía (tensión positiva x carga negativa = energía negativa) + - V0 V0 = (FM1 – FM2)/q E EF2 FM2 FM1 – FM2 E FM1 EF1 Este diagrama de bandas baja hasta que los niveles de Fermi se igualan ATE-UO Ap 40

42 Uniones metal-metal (II)
A temperatura ambiente Metal 1 Metal 2 + - V0 V0 = (FM1 – FM2)/q Vacío EF2 FM1 – FM2 E EF1 FM1 FM2 Niveles de Fermi igualados ATE-UO Ap 41

43 Uniones entre semiconductores (I)
Definimos la afinidad electrónica de un semiconductor CS: energía para extraer un electrón del borde inferior de la banda de conducción Vacío Ec Ev EF FS Electrones Huecos CS ATE-UO Ap 42

44 Uniones entre semiconductores (II)
Casos: - Uniones entre dos tipos de semiconductores del mismo material: Homouniones - Uniones entre dos tipos de semiconductores de distinto material: Heterouniones Sem1 tipo N Sem1 tipo P Homounión Sem1 tipo N o P Sem 2 tipo N o P Heterounión - Homouniones: ambas partes tienen igual afinidad electrónica CS e igual ancho de banda prohibida EC-EV - Heterouniones: ambas partes tienen diferente afinidad electrónica CS y diferente ancho de banda prohibida EC-EV - Tanto en heterouniones como en homouniones, las funciones de trabajo FS de ambas partes son distintas ATE-UO Ap 43

45 Diagramas de bandas de las dos partes de una homounión PN antes de unirse
Zona P Zona P Zona N Zona N Vacío FSP CS FSN p n EFP p n EFN Ec Ev - Idénticos valores de CS y EC-EV - Distintos valores de FS ATE-UO Ap 44

46 CS1 FS1N FS2P CS2 n EF1N n EF2P p p
Diagramas de bandas de las dos partes de una heterounión NP antes de unirse (ejemplo) Sem1 N Sem2 P Vacío - Distintos valores de CS, EC-EV y FS FS1N CS1 CS2 FS2P p n EF1N EV1 EC1 p n EF2P EC2 EV2 ATE-UO Ap 45

47 - + n n EFN EFP p p Diagrama de bandas de una homounión (I)
V0 = (FSP – FSN)/q Zona P Zona N Zona P - + Zona N V0 y también V0 = (EFN – EFP)/q p n EFP p n EFN Se igualan los niveles de Fermi Doblado de bandas ATE-UO Ap 46

48 Diagrama de bandas de una homounión (II)
Ev Ec EF Zona P neutra Zona N neutra Z. trans. nP nN pP pN Estados posibles para los electrones (estados vacíos) Estados posibles para los huecos (electrones de valencia) E Cantidad de portadores y longitud Zona P - + Zona N V0 ATE-UO Ap 47

49 Diagrama de bandas de una homounión (III)
Ev Ec EF Zona P neutra Zona N neutra Z. trans. nP nN pP pN Estados posibles para los electrones Estados posibles para los huecos E Cantidad de portadores y longitud Originan corriente de difusión de electrones Originan corriente de campo de electrones Originan corriente de difusión de huecos Originan corriente de campo de huecos Las corrientes de huecos de difusión y campo se equilibran Las corrientes de electrones de difusión y campo se equilibran La corriente total es cero ATE-UO Ap 48

50 - + n EF1N n EF2P p p Ejemplo de diagrama de bandas de una heterounión
Sem1 N - + Sem2 P Se igualan los niveles de Fermi p n EF1N p n EF2P ATE-UO Ap 49

51 Uniones entre metal y semiconductor (I)
Hay que tratarlas como heterouniones Casos: Función de trabajo del semiconductor FS menor que la del metal FM (el semiconductor cede electrones al efectuar el contacto) Función de trabajo del semiconductor FS mayor que la del metal FM (el metal cede electrones al efectuar el contacto) En ambos casos, el semiconductor puede ser P o N Sem tipo N Metal FS < FM Sem tipo P Metal FS < FM Sem tipo N Metal FS > FM Sem tipo P Metal FS > FM ATE-UO Ap 50

52 Uniones entre metal y semiconductor (II)
Sem tipo N Metal FS < FM Sem tipo P Metal FS < FM - - Sem tipo N Metal FS > FM Sem tipo P Metal FS > FM - - ATE-UO Ap 51

53 Diagramas de bandas de las dos partes de una metal y semiconductor antes de unirse (caso FS < FM)
Sem N Metal Vacío CS FS FM n EFS EV EC n EFM ATE-UO Ap 52

54 + - FS FM n EFS n EFM Ejemplo de diagrama de bandas de una unión
metal-semiconductor (caso FS < FM) (I) Se igualan los niveles de Fermi Sem N Sem N + - Metal V0 = (FSP – FSN)/q Vacío n EFS FS n EFM FM ATE-UO Ap 53

55 + - n EF Ejemplo de diagrama de bandas de una unión
metal-semiconductor (caso FS < FM) (II) Sem N + Metal - V0 = (FSP – FSN)/q n EF FSP – FSN Se ha generado una tensión eléctrica V0 que impide la emigración masiva de los electrones del semiconductor (como en una unión PN). Es una unión Schottky ATE-UO Ap 54

56 Los otros casos de uniones metal-semiconductor
También se forma unión Schottky si el semiconductor es P y FS > FM En los otros dos casos, no se forma unión Schottky Ejemplo de unión n-metal con FS > FM (no Schottky) n EF ATE-UO Ap 55

57 Efecto túnel y ruptura Zener Max Born, Premio Nobel de Física en 1954
Apéndice 6: Efecto túnel y ruptura Zener Max Planck, Premio Nobel de Física en 1918 Max Born, Premio Nobel de Física en 1954 Clarence Melvin Zener ATE-UO Ap 56

58 Diagrama de bandas de una homounión sin polarizar (repetición de ATE-UO Ap 48)
La corriente total es cero Zona P - + Zona N V0 Ev Ec EF nP nN pP pN Estados posibles para los electrones Estados posibles para los huecos E Cantidad de portadores y longitud Originan corriente de difusión de electrones Originan corriente de campo de electrones Originan corriente de difusión de huecos Originan corriente de campo de huecos ATE-UO Ap 57

59 - + - + nP nN nN EF EF pP pN pN
Diagrama de bandas de una homounión con polarización inversa Ec Ev EFi EF nP pN - + pP nN Zona P Z. trans. Zona N EF Ev EFi Ec nN pN - + Sin polarizar Polarización inversa (V<0) -jn campo (VO-V)·q jp campo jtotal » jn campo + jp campo Corriente total débil debida a campo eléctrico y que no varía casi con la tensión inversa (V<0) aplicada ATE-UO Ap 58

60 - + - + nN nP nN EF EF pP pN pN
Diagrama de bandas de una homounión con polarización directa EF Ev EFi Ec nN pN - + Ec Ev EFi EF nP pN - + pP nN Zona P Z. trans. Zona N Polarización directa (V>0) Sin polarizar (VO-V)·q -jn difusión -jn campo jp difusión jp campo jtotal » jn difusión + jp difusión Corriente total fuerte debida a difusión, que varía mucho con la tensión directa (V>0) aplicada ATE-UO Ap 59

61 - - - - - - - - - - Efecto túnel Energía Adsorbe energía Cede energía
ATE-UO Ap 60 Energía Distancia Barrera de potencial ancha - Cede energía - Superación de una barrera sin efecto túnel - Adsorbe energía - - - Distancia Energía Barrera de potencial muy estrecha (<10-6 cm) Superación de una barrera por efecto túnel - - - -

62 Estados posibles para los electrones Estados posibles para los huecos
Diagrama de bandas de una homounión con polarización inversa muy intensa (I) Ec nP pN nN Ev pP Zona P Zona N Estados posibles para los electrones Estados posibles para los huecos Ahora vamos a prescindir del concepto de hueco en la siguiente diapositiva ATE-UO Ap 61

63 Diagrama de bandas de una homounión con polarización inversa muy intensa (II)
Ec nP nN Ev Zona P Zona N Estados posibles para los electrones Electrones de conducción Electrones de valencia ATE-UO Ap 62

64 Estados posibles para los electrones Electrones de valencia
Diagrama de bandas de una homounión con polarización inversa muy intensa sin efecto túnel Ec nP nN Ev Zona P Zona N - Cede energía - Estados posibles para los electrones - Adsorbe energía - - - Electrones de valencia Muy pocos electrones de la zona P tienen la energía necesaria para seguir esta trayectoria (son los electrones de la banda de conducción de la zona P) ATE-UO Ap 63

65 Estados posibles para los electrones Electrones de valencia
Diagrama de bandas de una homounión con polarización inversa muy intensa con efecto túnel Ec nP nN Ev Zona P Zona N Estados posibles para los electrones - - - Electrones de valencia Si la barrera es muy estrecha (aunque sea alta), muchos electrones de valencia atraviesan la zona de transición por efecto túnel (corriente inversa fuerte). Esto es la ruptura Zener ATE-UO Ap 64

66 Ejemplo de diagrama de bandas de una unión metal-semiconductor rectificadora polarizada
Diapositiva ATE-UO Ap 54 EF Sin polarizar: corriente nula EF P. directa: corriente fuerte EF P. inversa: corriente casi nula ATE-UO Ap 65

67 Ejemplo de diagrama de bandas de una unión metal-semiconductor óhmica polarizada
EF Sin polarizar: corriente nula Diapositiva ATE-UO Ap 55 EF Metal a positivo: corriente fuerte EF Metal a negativo: corriente fuerte ATE-UO Ap 66