ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ДИОДЫ И ТРАНЗИСТОРЫ СВЧ 4 часть  

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ДИОДЫ И ТРАНЗИСТОРЫ СВЧ 4 часть

Расчетно и экспериментально найдено, что в пролетном ре­жиме работы минимальные шумы у ЛПД из арсенида галлия, а максимальные — у ЛПД из кремния. Меньший коэффициент шу­ма в случае арсенида галлия объясняют равенством коэффициен­тов ионизации электронов и дырок (ап=ар). Коэффициент шума ЛПД по сравнению с другими полупроводниковыми и электрова­куумными приборами высок, что является существенным недостатком. Минимальный коэффициент шума усилителей на ЛПД составляет около 20 дБ.

7.4. Особенности устройства и применения ЛПД

Для изготовления ЛПД используют кремний, германий и арсенид галлия-;. Требуемую структуру получают методами эпитаксиального наращивания дифузии и ионного легирования.

Для создания ЛПД миллиметрового диапазона применяют метод ионного легирования — получение необходимого закона распределения примесей бом­бардировкой полупроводника ионами, ускоренными до высокой энергии (десят­ки-сотни килоэлектронвольт). Этот метод позволяет легко контролировать за­кон распределения и концентрацию примеси и создавать очень узкие переходы (десятые доли микрометра). При этом появляется возможность получения при очень узких переходах так называемых двух пролетных ЛПД миллиметрового» диапазона. Одновременное использование эффекта пролета электронов и ды­рок, возникающих в общем слое умножения, приводит к росту выходной мощ­ности и КПД примерно в 2 раза.

В непрерывном режиме мощность ЛПД в трехсантиметровом диапазоне со­ставляет 1—3,5 Вт при КПД до 20%, а в двухсантиметровом 1—2,5 Вт при КПД до 17%. В лабораторном образце достигнута мощность 5 Вт на частоте 12,4 ГГц при КПД 20%. В импульсном режиме при λ≈3 см получены мощ­ность от 15 до 50 Вт и КПД 10%, на частотах 33—36 ГГц соответственно.

5 Вт и 7%, а в диапазоне 93—96 ГГц I Вт и 5%.

В последнее время ЛПД широко применяются для создания СВЧ усилителей. Диод является активным двухполюсником, т. е. двухполюсником с отрица­тельным дифференциальным (динамическим) сопротивлением. Поэтому в уси­лителе применяется циркулятор, обеспечивающий разделение входного и выход­ного сигналов (см. рис. 7.12).

В пролетном режиме ЛПД отрицательное сопротивление существует в ши­рокой области рабочих частот. Поэтому частоту генерации в генераторах на ЛПД можно изменять в пределах более октавы механической перестройкой ко­лебательной системы. Широко используют также электрическую перестройку частоты, включая в колебательную систему СВЧ варикап или ферритовые эле­менты. В первом случае диапазон перестройки обычно невелик, а во втором достигает 10%. Температурный коэффициент частоты генератора зависит от изменения как параметров диода, так и колебательной системы; Для одноконтурного генератора ТКЧ ±10-41/°С, но может быть снижен в результате приня­тия специальных мер.



Высокий уровень шума ЛПД позволяет использовать их для создания ге­нераторов шума СВЧ диапазона. Эти генераторы очень просты, имеют большую* спектральную плотность мощности шума, низкую; потребляемую мощность, ма­лые массу и габариты, т. е. выгодно отличаются от электровакуумных генераторов шума. Усилители на ЛПД вследствие значительного коэффициента шума (20-30 дБ) не используются во входных усилителях. По коэффициенту преобразо­вания амплитудной модуляции в фазовую (АМ/ФМ) усилители на ЛПД срав­нимы с лампами бегущей волны. Так, для кремниевого ЛПД на частоте при­мерно 11 ГГц при выходной мощности около 0,5 Вт этот коэффициент 3.5 град/дБ.

В заключение следует отметить существование аномального режима ЛПД—; режима г.захваченной плазмой или TRAPPAT — режима (сокращение от слов: TPApped Plasma Avalanche Triggered Transit — захваченная плазма, пробег области лавинного умножения). В электронно-дырочном переходе в этом режиме создаются условия для движения фронта лавинного умножения со скоростью в несколько раз большей максимальной скорости носителей (скорости насыщения, см. рис 7.1). Полому в переходе очень быстро образуется электронно­-дырочная плазма, что приводит к резкому снижению напряжения на переходе, а следовательно, к уменьшению скорости электронов и дырок в плазме (за­хваченная плазма). Увеличение времени пролета носителей в переходе вызывает снижение частоты генерации в несколько раз по сравнению с пролетным режимом работы ЛПД. Однако достоинством ЛПД с захваченной плазмой яв­ляется снижение потребляемой мощности, вследствие понижения напряжения на диоде после возникновения плазмы; КПД в этих приборах увеличивается (30—50%). В импульсном режиме на частоте 3,2 ГГц получена мощность 150 Вт и КПД 21%, а на частоте 1,1 ГГц при пяти последовательно включен­ных диодах — 1,2 кВт и КПД около 26%.В непрерывном режиме работы мощ­ность ЛПД с захваченной плазмой не превышает 5-10 Вт.



Глава 8

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ С ОБЪЕМНОЙ НЕУСТОЙЧИВОСТЬЮ (ДИОДЫ ГАННА)

Виды неустойчивости объемного заряда

Дрейфовая скорость.Полупроводниковые СВЧ приборы с объем­ной неустойчивостью — это приборы, в которых для генерации или усиления колебаний используется отрицательная дифферен­циальная подвижность 'носителей заряда. Остановимся на особен­ностях арсенида галлия, для которого впервые была обоснована возможность получения отрицательной дифференциальной под­вижности.


На рис. 8.1 показана связь энергии электронов в валентной зоне и зоне проводимости арсенида галлия GaAs с волновым чис­лом k. Волновое число отложено в единицах π/а, где а— постоянная

кристаллической решетки. Как известно, волновое число оп­ределяет импульс частицы p = hk (h — постоянная Планка). За­висимость энергии S’ от k в зоне проводимости имеет два мини­мума или «долины». Строго говоря, в зоне проводимости сущест­вуют семь минимумов, один из которых (главный) соответствует самой минимальной энергии. Однако эту сложную систему обычно заменяют двухдолинной моделью зоны проводимости, содержащей главную долину l и одну эквивалентную долину 2 (рис. 8.1а).

Интервал энергии между минимумами энергии в долинах GaAs Δξi = 0,36 эВ. Ширина запрещенной зоны, определяемая как интервал энергии между главным минимумом в зоне прово­димости ЗП и максимумом в валентной зоне ВЗ, Δξ0=1,4 эВ. На­личие двух долин можно рассматривать как появление в зоне проводимости двух подзон, отличающихся подвижностью и эффективной массой электронов (рис. 8.16).

Эффективная масса отлична от истинной массы электрона и введена для того, чтобы учесть совместное действие внешнего поля и периодического поля кристаллической решетки. Эффектив­ная масса есть лишь коэффициент пропорциональности между внешней силой и реальным ускорением электрона в полупро­воднике. Установлено, что эффективная масса электронов в верх­ней долине 2 значительно больше, чем в нижней (главной) доли­не 1: тЭф1 = 1,2т, а mэф2 = 0,07m, где т — масса свободного элек­трона. Подвижность «тяжелых» электронов верхней долины оказывается много меньше подвижности «легких» носителей ниж­ней долины μ1: μ1 ≈5000 и μ2≈100 см2/(В*с).

Вероятность перехода электрона из долины 1 в 2 при задан­ной температуре Т определяется величиной ехр(—Δξ0\kT). По­этому соотношение концентраций электронов в долинах

где N1 и N2 — плотности энергетических состояний в долинах, свя­занные с эффективными массами соотношением N2/Ni— =(mЭф2/mЭф1)3/2≈70.

При комнатной температуре (T=300 К) kT=0,025 эВ, следо­вательно, Δξ0>>kT и по (8.1) n2/n1≈7*105. Таким образом, при отсутствии внешних воздействий и при комнатной температуре концентрация электронов в верхней долине пренебрежимо мала. Будем считать, что все электроны находятся в нижней долине. Однако соотношение п1, и n2 резко изменится, если в по­лупроводнике создано сильное электрическое поле, т. е. нарушено термодинамическое равновесие.

В состоянии термодинамического равновесия все свободные электроны совершают, хаотическое (тепловое) движение. Это поз­воляет рассматривать электроны как электронный газ с некото­рой температурой Тэ, определяемой из формулы mv2T/2 = (3/2)kT3 и называемой электронной. В этом состоянии равновесия средняя тепловая скорость электронов ит определяется температурой крис­таллической решетки (вещества), т. е. ТЭ = Т. Однако при нали­чии в полупроводнике электрического поля происходит увеличе­ние скорости электронов по длине пробега между двумя соударе­ниями при сохранении хаотичности движения из-за соударений. Увеличение средней кинетической энергии в электрическом поле эквивалентно возрастанию электронной температуры по сравне­нию с температурой решетки (ТЭ>Т). В этом случае электроны называются горячими электронами.

Рост энергии электронов увеличивает вероятность их перехо­да из долины 1 в долину 2. При этом в (8.1) необходимо вместо напряженности поля более некоторой напряженности Е основная часть электронов переходит из нижней долины в верхнюю, так что становится возможным получение соотношения п2>п1. Для арсенида галлия Eп~3 кВ/см. Переход электронов из нижней долины в верхнюю сопровождает­ся уменьшением подвижности и дрейфовой скорости, что экви­валентно появлению отрицательной дифференциальной подвиж­ности.

Зависимость дрейфовой скорости от напряженности поля в GaAs показана на рис. 8.2. Пунктирные прямые ОА и ОВ соот­ветствуют формулам v1=μ1Е и v2=μ2Е, при этом μ1и μ2 считают­ся постоянными, а μ1/ μ2~50. Зависимость дрейфовой скорости электронов при Е<Еа совпадает с отрезком прямой ОА, так как все электроны находятся в нижней долине, а при слабых полях μ=сonst. С ростом поля кривая отклоняется вниз от прямой ОА, так как обычно происходит уменьшение подвижности носителей. Однако при Е=Еа начнется переход электронов в верхнюю до­лину и появляются электроны с подвижностью μ2≈μ1≈50. После перехода всех электронов зависимость v от Е должна представ­ляться участком DB прямой ОВ. Переходный участок CD соот­ветствует интервалу полей, когда имеются электроны в обеих до­линах, но соотношение концентрации непрерывно изменяется: ле­вее точки С п1>>п2, правее точки D п2>>n1. На участке CD мож­но говорить о некоторой эффективной (средней) дрейфовой ско­рости электронов обеих долин, определяемой по формуле

где n0=n1+n2—общее число электронов.

При n2<>n1 v=v2= μ2Е. Участку CD соответствует отрицательная дифференциальная подвижность μд=dv/dЕ<0. Более строгие расчеты показывают, что при Е>ЕП не наблюдается рост скорости по прямой ОВ, она остается пос­тоянной, равной скорости насыщения vн~107 см/с. Эксперимен­тальные исследования подтверждают этот вывод (рис. 8.26).

В рабочих условиях к полупроводниковому образцу кроме пос­тоянного приложено СВЧ напряжение. Поэтому важно знать, как быстро устанавливается дрейфовая скорость при изменениях


напряжения, т. е. какова частотная зависимость скорости. Расчеты показывают, что инерционность определяется главным образом, временем установления электронной температуры в нижней до­лине, которое близко к 10-12 с. Влиянием времени перехода элек­тронов из нижней долины в верхнюю можно пренебречь, оно рав­но примерно 5*10-14с. Инерционность процесса с повышением: частоты приводит к появлению фазового сдвига между скоростью и нолем. Выяснено, что на частоте 30 ГГц отставание по фазе составляет около 45°. Влияние фазового сдвига выражается в увеличении порогового поля и уменьшении абсолютного значения дифференциальной подвижности.

Доменная неустойчивость (эффект Ганна).В 1963 г. Дж.Ганн экспериментально обнаружил, что в образце из GaAs с электрон­ной электропроводностью при напряженности поля более пример­но 3 КВ/см появляются колебания тока с периодом, примерно равным времени пролета электронов в образце. Это влияние, наз­ванное эффектом Ганна, объясняется только что рассмотренным, влиянием поля на подвижность носителей.

Напряженность поля Е в однородном образце пропорциональ­на напряжению, а ток дрейфовой скорости. Поэтому естествен­но предположить, что кривая v(E) на рис. 8.2а одновременно, но в другом масштабе изображает вольтамперную характеристику всего образца. Однако это было бы полностью справедливо толь­ко в том случае, если переход электронов из нижней долины в верхнюю, сопровождающийся снижением дрейфовой скорости, происходил бы во всем объеме, а напряженность поля оставалась, одинаковой во всех точках образца. Тогда статическая вольтамперная характеристика образца, определенная по току во внеш­ней цепи и напряжению на образце, имела бы падающий участок, с отрицательной дифференциальной проводимостью. Эксперимен­тально наблюдать в статическом режиме падающий участок не удается. Поэтому остается предположить, что отрицательная диф­ференциальная проводимость присуща лишь некоторой области? образца (область объемной неустойчивости), напряженность по­ля в которой отличается от напряженности поля в остальном объеме.

Действительно, исследования показывают, что пороговое зна­чение напряженности Еп, при котором начинается междолинныш переход электродов, достигается лишь в узкой области образца, где имеется неоднородность концентрации примеси или флуктуа­ция электрического поля.

Предположим, что на некотором небольшом участке с протя­женностью б концентрация донор ной примеси несколько меньше,, чем в остальной части образца (рис. 8.3а). Увеличение электри­ческого сопротивления приведет к росту падения напряжения на участке б по сравнению с другими участками такой же длины и к росту напряженности поля Е в нем |(рис. 8.36). Пусть напряжен­ность поля на участке б несколько выше, а вне его несколько ниже пороговой напряженности Еп. Тогда на участке 6 начнется переход электронов из нижней долины в верхнюю, сопровождаю­щийся понижением дрейфовой скорости электронов. Оказавшие­ся в верхней долине электроны отстают от не перешедших элек­тронов, так что в левой части участка наблюдается избыток элек­тронов (отрицательный объемный заряд), а в правой — недоста-

ток, т. е. объемный положительный заряд донорных ионов, кото­рый теперь не компенсируется зарядом электронов. Образующий­ся двойной электрический слой объемного заряда (рис. 8.3s) на­зывается электрическим доменом. В целом домен должен быть электрически нейтральным. Так как электроны в образце двига­ются, то и домен перемещается в том же направлении (на рис. 8.3 вправо), уходя от участка с неоднородностью. На рис. 8.3s изображены положения домена в моменты времени t1 и t2.

Образование домена означает увеличение напряженности по­ля в нем (рис. 8.3г) и разности потенциалов на участке, занимаемом доменом (рис. 8.3д). При постоянном внешнем напряжении U0 это должно приводить к уменьшению падения напряжения на остальной части образца и напряженности поля вне домена. По­ле на участке неоднородности становится значительно меньше порогового, что препятствует возникновению нового домена. Од­нако повышение напряженности поля в самом домене должно приводить к увеличению скорости отставших электронов в соот­ветствии с участком DB на рис. 8.2а.

Следует отметить, что происходящее понижение поля вне до­мена, где дрейфовая скорость определяется участком ОС на рис. 8.2а, должно сопровождаться уменьшением этой скорости от максимального значения vm.

Заряд и напряженность поля в домене будут расти до тех пор, пока увеличивающаяся скорость электронов, а следовательно, и скорость домена ид как целого не станет равной скорости элек­тронов вне домена vmi. Так как va=μ2Eд, а vвн= μ1Eвн, где Ед и Евн — напряженности поля в домене и вне его, то равенство vд=vвн определяет связь напряженностей Ед и Евн после оконча­ния формирования домена:

В момент начала междолинного перехода t скорость электро­нов в нижней долине была максимальной vвн, поэтому и плот­ность тока была максимальной (рис. 8.4):

В момент завершения формирования домена t" скорость элек­тронов равна скорости домена (ufl

Этот ток остается неизменным до момента времени t'", когда домен достигнет конца образца. Электроны из домена уходят во внешнюю цепь, домен начинает исчезать (рассасываться), напря­женность поля в нем из-за уменьшения числа электронов падает, а напряженность поля в остальной части образца возрастает. По­этому в процессе исчезновения домена электроны в образце уве­личивают дрейфовую скорость в соответствии с участком ОС на рис. 8.2а, что сопровождается ростом плотности тока до значе­ния jmax в момент t. В момент исчезновения домена t поле в образце восстановится и на участке неоднородности превысит по­роговое значение. После этого начнется образование нового до­мена и т. д.

Таким образом, в неоднородном образце перемещается только один домен, место возникновения которого определяется неодно­родностью. В однородном образце домен возникает у катодного контакта, так как здесь на поверхности больше дефектов и при­месных загрязнений. В этом случае время движения домена от катода к аноду зависит от длины образца L и скорости домена vд. Скорость Од определяется процессами в образце и не зависит от внешнего напряжения. Время Т0 называют временем пролета в образце. Оно определяет периодичность прихода доме­нов к аноду, т. е. период импульсов тока во внешней цепи. На­пример, при скорости домена, примерно равной скорости насы­щения vн≈107 см/с, длине образца L = 50 мкм период T0=5-10-10 с, а частота следования импульсов f=2 ГГц. Таким образом, при коротких образцах полупроводника из GaAs можно получить ко­лебания СВЧ диапазона.

Волны объемного заряда.Появление отрицательной дифферен­циальной подвижности электронов в сильном поле может привес­ти также к возникновению нарастающих волн объемного заряда — другому по сравнению с эффектом Ганна, ввиду объемной не­устойчивости.

В образце, подчиняющемся закону Ома, любые возникающие флуктуации заряда затухают. Действительно, если в какой-то об­ласти образца возникает повышенная напряженность поля, но меньшая пороговой (Е<СЕП), то электроны внутри области дви­жутся быстрее и будут «убегать» из нее, вызывая исчезновение начальной флуктуации поля. Объемный заряд, вызвавший флук­туацию поля, рассасывается под действием этого поля.

Найдем закон изменения заряда в области, где появился из­быточный заряд с абсолютным значением Qo. Изменение зарядаопределяется уравнением непрерывности

теоремой Гаусса

где п0 — концентрация электронов в полупроводнике; v" и Е', Е" — скорости и напряженности поля по обе стороны слоя избы­точного заряда (рис. 8.5).

Изменения скорости и поля вызваны этим зарядом, при этом

В (8.6) величина enov' определяет плотность тока слева от слоя (втекающий в слой поток электронов),a en0v"-справа (выте­кающий поток).

Из (8.6) и (8.7) получим

где дифференциальная подвижность электронов

Введем обозначение, смысл индексов которого поясним позже:

Тогда (8.9) приводится к виду

а его решение

где Q0 — начальное значение заряда при t = 0.

Если поле в образце Е<Еа, то дифференциальная подвиж­ность совпадает с подвижностью электронов в долине 1 (на рис. 8.1 jμд = μ1). В этом случае величину, определяемую по (8.11), обозначим

Для GaAs θ= 12,5*8,84*10-12 Ф/м; μ1=5000 см2/(В*с), поэтому τm=103/п0. Если концентрация доноров Nд=1015 см-3, то п0 ≈1015 см3 и τm ≈ 10-12 с. За это время концентрация избыточных

электронов по (8.13) уменьшается в 2,72 раза. Физически убыва­ние заряда связано с тем, что вследствие роста поля Е" перед слоем электроны начинают двигаться быстрее и уходят из образ­ца, а поступление электронов в слой уменьшается из-за спадания поля за слоем (снижается скорость v'). Величина τм, определяе­мая (8.14), называется максвелловским временем релаксации. При напряженности поля Е>Еп дифференциальная подвижность отрицательна (μд<0), т. е. по (8.11) τm <0. Следовательно, за­ряд будет нарастать по экспоненциальному закону, приводя к объемной неустойчивости. Величина Tдм называется дифференци­альным максвелловским временем релаксации.

Условие существования домена.Домен успевает сформиро­ваться, если время пролета Т0 электронов больше характерного

времени Tдм, определяемого (8.11):

или

Обычно это условие записывают в виде

Таким образом, необходимым условием образования домена является достаточная концентрация электронов п0 при выбранной длине образца L. Величина зависит от напряженности поля, которая меняется в процессе формирования домена. При Е=Еп = 0. Если п0L велико, то уже при малом превышении поля над Еп, т. е. еще при небольшом значении , условие (8.16) оказыва­ется выполненным и возникает домен. При уменьшении n0L для выполнения (8.16) требуется увеличить , следовательно, не­обходимо большее превышение поля над Еи. Если величина L настолько мала, что даже максимальное значение недоста­точно для выполнения условия (8.16) и n0L< (n0L), то домен не возникает независимо от приложенного поля. Зависимость поро­гового поля Еп.д, при котором возникает домен от n0L, показана на рис. 8.6. При n0L> (n0L)v= 5*1011 см-2 это поле не зависит от n0L и практически равно пороговому полю Еп, при котором начи­нается междолинный переход электронов. Поэтому (8.16) обыч­но записывают так:

Это неравенство можно считать условием существования пролет­ного режима, в котором частота следования доменов определяет­ся временем пролета, связана с ним соотношением

и называется пролетной частотой. Используя (8.16) и учитывая, что скорость ид примерно равна скорости насыщения (107 см/с), можно записать

Последняя запись удобна для расчета генераторов, так как в нее входит частота.

В образцах при n0L<5* 1011 см-2 нет доменов, но могут быть нарастающие волны объемного заряда, которые используют для получения усилительного режима. Экспоненциальный сомножи­тель в (8.13) характеризует коэффициент усиления слабого сиг­нала. Однако (8.13) не учитывает влияния диффузии носителей заряда. Диффузия приводит к уменьшению коэффициента усиле­ния, так как перемещение носителей из областей с максимальной плотностью заряда в области с минимальной плотностью вызывает уменьшение амплитуды волны. Чем меньше длина образца, в пре­делах, которого находятся максимумы и минимумы волны, и чем больше коэффициент диффузии, тем меньше время диффузии электронов из области максимума в область минимума, и следо­вательно, тем сильнее влияние диффузии. Поэтому существует минимальное значение параметра n0L, ниже которого невозмож­но нарастание волн объемного заряда или усиление. В этом слу­чае образец обладает положительным дифференциальным сопро­тивлением на всех частотах, включая пролетную частоту. Условие существования нарастающих волн


4954191933207881.html
4954256776130900.html
    PR.RU™