Ниже описаны диоды, работа которых основана на явлении квантовомеханического туннелирования. Первая работа, подтверждающая реальность создания туннельных приборов была посвящена туннельному диоду, называемому также диодом Есаки, и опубликована Л.Есаки в 1958 году. Есаки в процессе изучения внутренней полевой эмиссии в вырожденном германиевом p-n переходе обнаружил "аномальную" ВАХ: дифференциальное сопротивление на одном из участков характеристики было отрицательным. Этот эффект он объяснил с помощью концепции квантовомеханического туннелирования и при этом получил приемлимое согласие между теоретическими и экспериментальными результатами.
В явлении туннелирования главную роль играют основные носители. Время туннелирования носителей через потенциальный барьер не описывается на привычном языке времени пролёта (t = W/v, где W - ширина барьера, v - скорость носителей); оно определяется с помощью вероятности квантовомеханического перехода в единицу времени. Эта вероятность пропорциональна exp[-2k(0)W], где k(0) - среднее значение волнового вектора в процессе туннелирования, приходящееся на один носитель с нулевым поперечным импульсом и энергией, равной энергии Ферми. Отсюда следует, что время туннелирования пропорционально exp[2k(0)W]. Оно очень мало, и поэтому туннельные приборы можно использовать в диапазоне миллиметровых волн.
Ниже в таблице даны названия поддиапазонов СВЧ-диапазона и соответствующие им полосы частот:
Благодаря высокой надёжности и совершенству технологии изготовления туннельные диоды используются в специальных СВЧ-приборах с низким уровнем мощности, таких, как гетеродин и схемы синхронизации частоты. Туннельный диод представляет собой простой p-n переход обе стороны которого вырождены (т.е. сильно легированы примесями). Ниже приведена энергетическая диаграмма туннельного диода, находящегося в состоянии термического равновесия.
В результате сильного легирования уровень Ферми проходит внутри разрешённых зон. Степени вырождения Vp и Vn обычно составляют несколько kT/q, а ширина обеднённого слоя ~ 100 A и меньше, т.е. намного меньше, чем в обычном p-n переходе. На рисунке(а) приведена типичная статическая вольт-амперная характеристика туннельного диода, из которой видно, что ток в обратном направлении (потенциал p-области отрицателен по отношению к потенциалу n-области) монотонно увеличивается. В прямом направлении ток сначала возрастает до максимального значения (пикового значения Ip) при напряжении Vp, а затем уменьшается до минимальной величины Iv при напряжении Vv. При напряжениях, превышающих Vv, ток возрастает с ростом напряжения по экспоненциальному закону. Полный статический ток диода представляет собой сумму тока туннелирования из зоны в зону, избыточного и диффузионного тока.
Отметим, что уровни Ферми проходят внутри разрешенных зон полупроводника, и в состоянии термодинамического равновесия уровень Ферми постоянен по всему полупроводнику. Выше уровня Ферми все состояния по обеим сторонам перехода оказываются пустыми, а ниже уровня Ферми все разрешенные состояния по обеим сторонам перехода заполнены электронами. Поэту в отсутствии приложенного напряжения туннельный ток не протекает.
При подаче напряжения на переход электроны могут туннелировать из валентной зоны в зону проводимости или наоборот.Для протекания туннельного тока необходимо выполнение следующих условий:
На рисунке показано, как туннелируют электроны из валентной зоны в зону проводимости при обратном напряжении на диоде. Соответствующая величина тока отмечена точкой на вольт-амперной характеристике. При прямом напряжении существует диапазон энергий, при которых состояния в n-области заполнены, а разрешенные состояния в p-области пусты. Естественно, что при этом электроны могут туннелировать из n-области в p-область. При увеличении прямого напряжения число разрешенных пустых состояний в p-области, в которые могут туннелировать электроны из n-области, уменьшается. Если же прямое напряжение имеет такое значение, что зоны "не перекрываются", т.е. эенргия дна зоны проводимости точно совпадает с энергией потолка валентной зоны, то неразрешенные пустые состояния, соответствующие заполненным состояниям, отсутствуют. Следовательно, в этой точке туннельный ток должен исчезать. При дальнейшем увеличении напряжения будет протекать обычный диффузионный ток, который экспоненциально возрастает с ростом напряжения.
Таким образом, следует ожидать, что при увеличении прямого напряжения туннельный ток сначала возрастает от нуля до максимального значения Ip, а затем уменьшается до нуля, когда приложенное прямое напряжение V = Vn + Vp, где Vn - степень вырождения n-области (Vn = (Efn-Ec)/q),а Vp-степень вырождения p-области (Vp = (Ev - Efp)/q). Падающий участок ВАХ соответствует области отрицательного дифференциального сопротивления. Процесс туннелирования может быть прямым и непрямым. Случай прямого туннелирования показан на рисунке 4а, где структура зон в импульсном пространстве E - k в классических точках повората наложена на эенргетическую диаграмму туннельного перехода в координатном пространстве E - x. При такой структуре зон электроны могут туннелировать из окрестности минимума зоны проводимости в окрестность максимума валентной зоны, сохраняя значение импульса.
Следовательно, для того чтобы происходило прямое туннелирование, положения дна зоны проводимости и потолка валентной зоны в пространстве импульсов должны совпадать. Это условие выполняется в полупрводниках с прямой запрещенной зоной (в таких, как GaAs и GaSb). Оно может выполняться также в полупроводниках с непрямой запрещенной зоной ( например, в Ge) при достаточно больших приложенных напряжениях, таких, что максимум валентной зоны находится на одном уровне с непрямым минимумом зоны проводимости.