шпоры по электронике (Шпоры к экзамену), страница 2

1. Электропроводность и её зависимость от температуры.

У дельная проводимость по определению выражается формулой =j_др/, а с учетом того, что j_др=q(nμ_n+pμ_p)ε, = q(nμ_n+pμ_p). На рисунке показаны температурные зависимости для примесных кремния и германия в наиболее важном для практики диапазоне температур. При высоких температурах T > T_max проводимость определяется концентрацией собственных носителей (область собственной проводимости) _i = qn_i(μ_n+μ_p). Проводимость резко увеличивается с ростом температуры по закону, близкому к экспоненциальному _i  exp[-E_З/(2kT)]. В этой области подвижность убывает с ростом температуры по степенному закону T^-a и зависимость ее от температуры гораздо слабее, чем концентрации n_i. Поэтому в полулогарифмическом масштабе зависимость  от 1/Т изображается почти прямой линией, тангенс угла наклона tg которой пропорционален ширине запрещенной зоны. При T < T_max концентрация собственных носителей мала (n_i << N_д) и проводимость определяется концентрацией примесных носителей  = qμ_n n  qμ_nN_д. Если температуры не слишком низкие (соответствуют рабочей области температур большинства полупроводниковых приборов), то все примеси ионизованы и n = N_д. На этом участке температурная зависимость проводимости связана с изменением подвижности. Подвижность и проводимость убывают с ростом температуры (за исключением температур, близких к Т_max, где начинает сказываться собственная проводимость). При очень низких температурах, обычно выходящих за рабочий диапазон полупроводниковых приборов, проводимость понижается с уменьшением температуры, что обусловлено снижением подвижности из-за влияния примесного рассеяния и уменьшением концентрации носителей вследствие неполной ионизации примесей.

1. Классификация электрических переходов.

Электрическим переходом называется переходный слой между областями твердого тела с различными типами или значениями проводимости, например между областями полупроводника n- и p-типа, металлом и полупроводником, диэлектриком и полупроводником и т.д.

Переход между областями полупроводника с электропроводностью p- или n-типа называют электронно-дырочным или p-n-переходом. Различают гомопереходы и гетеропереходы. Гомопереходы возникают при контакте полупроводников, имеющих одну и ту же ширину запрещенной зоны, но разное значение примесей в контактирующих полупроводниках. Гетеропереходы возникают при контакте полупроводников с различной шириной запрещенной зоны. Переходы между областями с различной концентрацией примесей одного типа называют электронно-электронными (n⁺-n) или дырочно-дырочными (p⁺-p). Индекс «+» означает повышенную концентрацию примесей по сравнению с областями n- и p-типа. Существуют электрические переходы металл-полупроводник, применяемые, например, в диодах Шоттки. К электрическим переходам относят также структуру металл-диэлектрик-проводник (МДП), в которой между слоем металла и полупроводником расположен тонкий слой диэлектрика. Для p-n переходов можно провести разделение симметричных и несимметричных p-n переходов. p-n переход называется симметричным, если концентрация акцепторов в p-области равна концентрации доноров в n-области. В противном случае переход называют несимметричным.

1. p-n переход в равновесном состоянии.

Рассмотрим p-n переход в равновесном состоянии. Равновесие соответствует нулевому внешнему напряжению на переходе. Поскольку концентрация электронов в n-области значительно больше, чем в p-области, часть электронов диффундирует из n-области в p-область. При этом в p-области окажутся избыточные электроны, большая часть которых находится вблизи металлургической границы. Электроны будут рекомбинировать с дырками. Соответственно концентрация дырок будет уменьшаться и обнажаться нескомпенсированные отрицательные заряды акцепторных ионов. С другой стороны, от металлургической границы (в n-области) из-за ухода электронов обнажатся нескомпенсированные положительные заряды донорных ионов. Аналогичные рассуждения можно провести для дырок, которые диффундируют из p-области в n-область. Вблизи металлургической границы по обе стороны ее образуется слой с пониженной концентрацией подвижных носителей – обедненный слой. Существующие в нем объемные заряды ионов примесей и связанное с ними электрическое поле препятствуют диффузии носителей и обеспечивают состояние равновесия, при котором ток через переход равен нулю, т.е. напряженность внутреннего электрического поля нарастает до тех пор, пока вызванное им дрейфовое движение

1. p-n переход в неравновесном состоянии.

Е сли к p-n переходу подключить источник напряжения, то равновесное состояние нарушается – в цепи потечет ток. Так как сопротивление обедненного слоя значительно превышает сопротивление нейтральных областей, то при малом токе внешнее напряжение U практически полностью прикладывается к обедненному слою. Под действием этого напряжения изменяется высота потенциального барьера φ = φ₀ – U. Если плюс источника питания подключен к p-области, а минус к n-области, то напряжение на переходе называется прямым (U > 0). При прямом напряжении потенциальный барьер понижается, поскольку внешнее поле направленно навстречу внутреннему полю перехода. При обратном напряжении на переходе потенциальный барьер повышается, так как внешнее поле складывается с внутренним. Вместе с высотой потенциального барьера изменяется и его толщина. При обратном напряжении L_об увеличивается, что можно объяснить смещением основных носителей от перехода под действием электрического поля. При этом обнажаются дополнительные ионы примесей у границ перехода, что приводит к росту толщины обедненного слоя и высоты барьера. При прямом напряжении L_об уменьшается вследствие смещения основных носителей в сторону обедненного слоя. Проникая в обедненный слой, они компенсируют часть его объемного заряда, что приводит к снижению толщины слоя. Для несимметричного ступенчатого p-n перехода если подставить в формулу равновесного случая вместо φ₀ значение φ = φ₀ – U, то получим . При прямом и обратном смещении уровни Ферми в областях p- и n-типа в отличии от равновесной системы располагаются на разной высоте, а разность между ними равна q|U|. При прямом смещении напряженность поля в переходе уменьшается, условие равновесия диффузионного и дрейфового токов нарушается. Вследствие диффузии увеличивается концентрация неосновных носителей в нейтральных областях, граничных с переходом. Этот процесс называется инжекцией неосновных носителей. Избыточные неосновные носители могут возникать у границ перехода не только за счет приложения внешнего напряжения, но и вследствие воздействия других факторов, например света. В результате на переходе появляется напряжение, которое может быть выражено через известные концентрации неосновных носителей по формулам

1. ВАХ идеализированного p-n перехода.

И деализированный p-n переход представляет собой упрощенную модель реального p-n перехода, в которой приняты следующие основные допущения: в обедненном слое нет генерации, рекомбинации и рассеяния носителей; носители проходят через обедненный слой мгновенно, т.е. токи носителей одного знака на обеих границах одинаковы; вне обедненного слоя нет электрического поля, здесь носители движутся только вследствие диффузии; сопротивления нейтральных областей в сравнении с сопротивлением обедненного слоя считаются пренебрежимо малыми; уровень инжекции низкий; границы p-n перехода являются плоскими, носители движутся только в направлении, перпендикулярном этим границам, краевые эффекты не учитываются. Ток через p-n переход состоит из электронного и дырочного токов, которые на его границах равны I_n=qSD_nΔn_p/L_n; I_p=qSD_pΔp_n/L_p, где S – площадь перехода; D_n и D_p – коэффициенты диффузии электронов в p-области и дырок в n-области, L_n и L_p – диффузионные длины электронов в p-области и дырок в n-области соответственно. Подставляя в эти формулы избыточные концентрации электронов Δn_p=n_p0[exp(U/φ_Т)-1] на границе p-области и дырок Δp_n=p_n0[exp(U/φ_Т)-1] на границе n-области, получим ВАХ идеализированного p-n-перехода I = I_n + I_p = I₀[exp(U/φ_Т)-1], где I₀ – тепловой ток, который является единственным параметром и имеет смысл обратного тока, так как при U > φТ I = -I₀. Вольт-амперная характеристика для малых прямых напряжений (U ≤ 3φ_Т) показана на рисунке на правой шкале отсчета. При прямом напряжении ток резко возрастает. При обратном напряжении, превышающем по модулю 3φ_Т обратный ток идеализированного p-n перехода не зависит от напряжения и равен тепловому обратному току I₀. Этот ток называется так в соответствие с механизмом его образования и сильной зависимостью от температуры. Тепловой ток обусловлен тепловой генерацией неосновных носителей в нейтральных p- и n-областях, прилегающих к переходу. Эти носители диффундируют к границам перехода, захватываются его полем и переносятся в соседнюю область. Диффузия вызвана понижением концентрации неосновных носителей на границах n- и p-перехода, т.е. экстракцией неосновных носителей при обратном смещении. Температурная зависимость теплового тока вызвана главным образом изменением концентрации неосновных носителей, поэтому I₀  n_i²  exp[-ΔE_З/(kT)].

н осителей не уравновесит встречное диффузионное движение, обусловленное градиентами концентрации электронов и дырок. Электрическое поле обуславливает внутреннюю (контактную) разность потенциалов φ₀ между n- и p-областями, т.е. потенциальный барьер. На рисунке показана энергетическая диаграмма p-n-перехода в состоянии равновесия. Уровень Ферми одинаков для всех областей. Наклон границ зон определяет электрическое поле в обедненном слое толщиной L_об на этой диаграмме (ε=(dE_п/dx)/q). Разность энергий электрона у дна зоны проводимости в левой и правой частях диаграммы E_пp-E_пn равна высоте энергетического барьера qφ₀, соответствующего потенциальному барьеру φ₀. Потенциальный барьер существует для основных носителей, движущихся к переходу. Для рабочего диапазона температур, где все примеси ионизованы, получим qφ₀ = kTln[N_аN_д/n_i²] =

= ΔE_З-kTln[(N_пN_в)/ (N_аN_д)] = E_фn - Е_фp.

.

В случае резко несимметричного перехода при N_а >> N_д формула для нахождения толщины обедненного слоя может быть записана как

Δn_p=n_p0[exp(U/φ_Т)-1] и Δp_n=p_n0[exp(U/φ_Т)-1], если их разрешить относительно напряжения. При обратном напряжении толщина перехода возрастает непропорционально напряжению, в результате напряженность электрического поля перехода увеличивается и в нем преобладает дрейфовое движение носителей по сравнению с диффузионным: дырки из n-области и электроны в p-области вследствие хаотического теплового движения могут пересечь границы перехода, где они попадают в ускоряющее поле, переносящее их в соседнюю область. В результате уменьшаются концентрации неосновных носителей у границ перехода. Это явление называют экстракцией неосновных носителей.

1. ВАХ реального p-n перехода.

При выводе ВАХ идеализированного p-n перехода учитывались лишь самые главные физические эффекты: инжекция и экстракция неосновных носителей и их диффузия в нейтральных областях, прилегающих к p-n переходу. В реальных p-n переходах кроме указанных выше наблюдаются другие физические эффекты, влияющие на вид ВАХ. Рассмотрим прямую ветвь ВАХ. В области p-n перехода, как и в нейтральных областях полупроводника, происходит рекомбинация носителей. Электроны n-области, обладающие достаточной энергией, могут попасть в обедненный слой и рекомбинировать с там с дырками, приходящими из p-области. При этом электроны уходят из n-области, а дырки – из p-области. Вследствие такого движения носителей возникает дополнительный прямой ток, называемый током рекомбинации. Полный прямой ток p-n перехода складывается из тока инжекции I_инж и тока рекомбинации I_рек. Следовательно, в реальном p-n переходе прямой ток больше, чем в идеализированном. Рассмотрим влияние сопротивления базы. При выводе ВАХ идеализированного p-n перехода сопротивление базы полагается равным нулю. В реальных p-n переходах оно составляет десятки и сотни Ом. При этом внешнее напряжение распределяется между обедненным слоем и базовой областью. Тогда в ВАХ идеализированного p-n-перехода I = I₀[exp(U/φ_Т)-1] вместо U имеет смысл подставить разность (U – Ir_б). Тогда I = I₀[exp((U–Ir_б)/φ_Т)-1] или

U = φ_Тln[(I/I₀)+1] + Ir_б. При малых прямых токах второе слагаемое можно не учитывать. Однако с ростом тока падение напряжения на базе может превысить падение напряжения на p-n переходе, при этом на ВАХ появится почти линейный участок. Теперь рассмотрим обратную ветвь ВАХ. В реальном p-n переходе при обратном напряжении электроны и дырки, образующиеся в обедненном слое вследствие термогенерации, движутся в электрическом поле в противоположных направлениях: электроны – в сторону n-области, а дырки – в сторону p-области. Дрейфовое движение этих носителей образует ток генерации I_г. Следовательно, обратный ток реального p-n перехода больше, чем идеального. Ток генерации увеличивается с ростом обратного напряжения из-за расширения обедненного слоя. I_г/I₀  exp[ΔE_З/2kT], т.е. доля тока генерации в обратном токе тем выше, чем больше ширина запрещенной зоны и ниже температура. Рассмотрим так же токи утечки. Реальные p-n

1. Ёмкости p-n перехода.

Р ассмотрим случай обратного включения. В обедненном слое p-n перехода по обе стороны от металлургической границы существуют равные по значению и противоположные по знаку объемные заряды, обусловленные ионами примесей. В зависимости от приложенного напряжения изменяется толщина обедненного слоя и, следовательно, значение зарядов Q_об. Это говорит о том, что p-n переход обладает электрической емкостью. Эта емкость называется барьерной и C_бар = dQ_об/dU. Зависимость Q_об(U) нелинейна, поэтому барьерная емкость зависит от напряжения. , где . Видно, что барьерная емкость совпадает с емкостью плоского конденсатора с расстоянием между обкладками, равным толщине обедненного слоя. Аналогия с плоским конденсатором позволяет наглядно пояснить свойства барьерной емкости. Например, с ростом модуля обратного напряжения барьерная емкость уменьшается из-за увеличения L_об, т.е. расстояния между обкладками конденсатора. Повышение концентрации примесей увеличивает емкость, так как расстояние между обкладками уменьшается. Зависимость емкости от напряжения называют вольт-фарадной характеристикой. Для p⁺-n перехода в безразмерных координатах она показана на рисунке. Здесь C_бар(0) – значение емкости при U = 0. Форма вольт-фарадной характеристики в общем случае зависит от распределения концентраций примесей в p-n переходе и выражается сложными функциями, поэтому применяют аппроксимацию C_бар(U) = C_бар(0)/(1-U/φ₀)^m. Типичные значения m = 0,3 … 0,5. Для перехода со специальным распределением примесей m > 1. По вольт-фарадной характеристике можно определить тип перехода. Теперь рассмотрим прямое включение. В этом случае существуют две физические величины, обуславливающие емкость p-n перехода. Первая из них – та же, что и для обратного напряжения, это изменение зарядов в обедненном слое. Вторая заключается в том, что в зависимости от напряжения, приложенного к p-n переходу, изменяются концентрация инжектированных носителей в нейтральных областях вблизи границ перехода и значение накопленного заряда, обусловленного этими носителями. Полная емкость представляется в виде суммы двух слагаемых C = C_бар + C_дф, где C_дф – диффузионная емкость. Такое название отражает то, что изменение заряда неосновных носителей происходит в результате диффузии.

1. Параметры, эквивалентные схемы p-n переходов.

Н а рисунке показана эквивалентная схема (модель) идеализированного p-n перехода для большого сигнала (U_m >> φ_Т), содержащая конденсатор C = C_бар + C_дф и безынерци-онный диод, ВАХ которого соответствует ВАХ идеализированного p-n перехода I = I₀[exp(U/φ_Т)-1] (а). Для малого сигнала эвивалентная схема состоит из конденсатора и резистора, сопротивление которого определяется r_диф=dU/dI=φ_Т/(I+I₀) (б). В эквивалентной схеме реального p-n перехода учитывается сопротивление базы (в) (для большого сигнала).

1. Пробой p-n перехода. Виды пробоев.

П робоем называют резкое увеличение тока через переход в области обратных напряжений, превышающих напряжение, называемое напряжением пробоя. Существуют три основных вида (механизма) пробоя: туннельный, лавинный и тепловой. Туннельный пробой связан с туннельным эффектом – переходом электронов сквозь потенциальный барьер без изменения энергии. Туннельный эффект наблюдается только при очень малой толщине барьера – порядка 10 нм, т.е. в переходах между сильнолегированными p⁺- и n⁺-областями. На рисунке показана энергетическая диаграмма p⁺-n⁺-перехода при обратном напряжении, стрелкой обозначено направление туннельного перехода электрона из валентной зоны p⁺-области в зону проводимости n⁺-области. Электрон туннелирует из точки 1 в точку 2, он проходит под энергетическим барьером треугольной формы (заштрихованный треугольник с вершинами в точках 1-3), энергия электрона при этом не меняется. Туннельный пробой в чистом виде проявляется только при высоких концентрациях примесей. При повышении температуры ширина запрещенной зоны незначительно уменьшается и напряжение пробоя снижается. Таким образом, температурный коэффициент напряжения туннельного пробоя отрицателен. Лавинный пробой связан с образованием лавины носителей заряда под действием сильного электрического поля, в котором носители на длине свободного пробега приобретают энергию,

1. Переходы металл-полупроводник.

К онтакты между полупроводником и металлом широко используются для формирования внешних выводов от полупроводниковых областей приборов и создания быстродействующих диодов. Тип контакта металл – полупроводник определяется работой выхода электронов из металла и полупроводника, знаком и плотностью поверхностного заряда на границе раздела, а также типом проводимости полупроводника и концентрацией примесей в нем. Выпрямляющим называется контакт с нелинейной ВАХ типа I = I₀[exp(U/φ_Т)-1], прямое сопротивление которого меньше обратного. Для получения выпрямляющего контакта между металлом и полупроводником n-типа работа выхода электронов из полупроводника должна быть меньше, чем из металла, или должна быть велика плотность отрицательного поверхностного заряда. Если работа выхода электронов из n-полупроводника меньше, чем из металла, то при образовании контакта часть электронов переходит из полупроводника в металл. В полупроводнике появляется обедненный слой, содержащий положительный заряд ионов доноров. В обедненном слое возникает электрическое поле, препятствующее диффузии электронов к контакту. Как и у p-n перехода, равновесное состояние характеризуется определенными значениями напряженности поля, высоты потенциального барьера и толщины обедненного слоя, который целиком расположен в полупроводнике вследствие предельно высокой концентрации свободных электронов в металле. В контакте металла с полупроводником р-типа отрицательный поверхностный заряд способствует обогащению приповерхностного слоя полупроводника дырками. Поэтому при отрицательном поверхностном заряде обедненный слой (и выпрямляющий контакт) для полупроводника р-типа можно получить только в том случае, когда работа выхода из металла меньше, чем из полупроводника. При этом электроны из металла переходят в валентную зону полупроводника, что приводит к уменьшению концентрации дырок в его приповерхностной области. Теперь рассмотрим неравновесный случай. Рассмотрим представленные на рисунке неравновесные энергетические диаграммы контакта алюминий — кремний n-типа. При прямом напряжении (плюс — к металлу) потенциальный барьер, препятствующий переходу электронов из полупроводника в металл, понижается пропорционально U (а), а уровень Ферми Е_фп в полупроводнике смещается вверх на величину qU. Прямой ток через контакт образуют электроны полупроводника, энергия которых достаточна для преодоления пониженного барьера q(φ_мп0-U).

Н апример, диффузия носителей от границ перехода увеличивает полные заряды дырок Q_p в n-области и электронов Q_n в p-области. Для малого синусоидального сигнала на низких частотах [f << 2/_эф] диффузионная емкость Cдф = k(dQp/dU)=kI₀_эфexp[U₌/φ_Т]/φ_Т, где k = 0,5 … 1 – коэффициент, зависящий от толщины базы, U₌ - постоянная составляющая напряжения, _эф – эффективное время жизни неосновных носителей в базе. Для быстро меняющихся импульсных сигналов данная формула непригодна.

переходы имеют участки, выходящие на поверхность полупроводникового кристалла. На поверхности вследствие загрязнений и влияния поверхностного заряда между p- и n-областями могут образовываться проводящие пленки и каналы, по которым идет ток утечки. Он увеличивается пропорционально напряжению и при достаточно большом обратном напряжении может превысить тепловой ток и ток генерации. Для тока утечки характерна слабая зависимость от температуры.

При обратном напряжении (минус — к металлу) потенциальный барьер повышается пропорционально |U| (б). Обратный ток I₀ образуется электронами, переходящими из металла в полупроводник, энергия которых достаточна для преодоления барьера qφ`<sub>мп</sub> I<sub>0</sub> = = SAT<sup>2</sup>exp[-φ`_мп/φ_Т], где S – площадь контакта, A – постоянная, для кремния равная 110. Обратный ток экспоненциально увеличивается при повышении температуры. Рассмотрим также омический контакт. Он используется практически во всех полупроводниковых приборах для формирования внешних выводов от полупроводниковых областей; для него характерны близкая к линейной ВАХ и малое сопротивление. В омических контактах металл — полупроводник за счет использования соответствующего металла в приконтактной области полупроводника образуется слой, обогащенный основными носителями и имеющий малое сопротивление. Кроме того, при больших концентрациях примесей для рассмотренных выше контактов толщина обедненного слоя уменьшается настолько, что наблюдается туннельный ток. При этом контакт хорошо проводит ток в обоих направлениях, т. е. является омическим. Таким образом, выпрямляющий контакт можно получить только для полупроводника с низкой концентрацией примесей.

д остаточную для образования новых электронно-дырочных пар путем ударной ионизации атомов полупроводника. При повышении температуры напряжение лавинного пробоя увеличивается, что объясняется уменьшением длины свободного пробега носителей. При меньшей длине пробега требуется большая напряженность электрического поля для того, чтобы носители приобрели энергию, достаточную для ударной ионизации. Таким образом, температурный коэффициент напряжения лавинного пробоя положителен. Тепловой пробой обусловлен нагреванием p-n-перехода вследствие выделения теплоты при прохождении обратного тока I_обр. Выделяющаяся на p-n-переходе мощность вызывает повышение температуры p-n перехода и прилегающих к нему областей полупроводника. Увеличиваются концентрация неосновных носителей и тепловой ток, что приводит к дальнейшему росту мощности и температуры. Напряжение теплового пробоя зависит от условий теплоотвода и снижается при повышении температуры окружающей среды.

1. Неравновесные носители в полупроводниках

Под влиянием различных внешних воздействий концентрация свободных носителей может превысить равновесное значение. Неравновесные носители могут возникать под действием внешнего электромагнитного излучения, вызывающего переброс электронов из валентной зоны в зону проводимости. Этот переброс может быть как одноступенчатым (непосредственно из зоны в зону), так и многоступенчатым — через уровни в запрещенной зоне, соответствующие ловушкам или центрам генерации. Внешнее излучение может быть световым (световая генерация электронно-дырочных пар), рентгеновским или γ-излучением. Аналогичный эффект дает воздействие ионизирующих частиц (например, α-частиц). Другим механизмом возникновения неравновесных носителей является ударная ионизация. Электрон или дырка, ускоряясь в сильном электрическом поле и соударяясь с атомом, вызывает его ионизацию и рождение электронно-дырочной пары. Такой тип генерации неравновесных носителей возникает при пробое p-n-переходов в большинстве полупроводниковых приборов. Одним из наиболее распространенных механизмов создания неравновесных носителей является введение (инжекция) их в данную область полупроводника извне, из другой, соседней области (например, инжекция электронов из области n-типа в область p-типа в p-n-переходе). Концентрации в неравновесном состоянии будем обозначать n_n, p_n для полупроводника n-типа и n_p, p_p — для полупроводника p-типа, а в равновесном n_n0, p_n0, n_p0 и p_p0 соответственно. Разности между неравновесной и равновесной концентрациями будем называть избыточными концентрациями электронов и дырок Δn, Δp. Одним из главных принципов, лежащих в основе многих физических процессов, является принцип электрической нейтральности полупроводника, заключающийся в том, что в состоянии равновесия суммарный заряд в полупроводнике равен нулю. В частности, для однородного полупроводника он выражается уравнением нейтральности p+N_Д⁺=n+N_А^-, где N_Д⁺, N_А^- - концентрации ионов доноров и акцепторов. В неравновесном состоянии уравнение нейтральности может нарушиться. В этом случае возникают объемный заряд и сильное электрическое поле, способствующее восстановлению нейтральности. Время, в течение которого восстанавливается нейтральность τ_рел, называется временем диэлектрической релаксации. Оно очень мало и определяется по формуле τ_рел = ρε₀ε_П. Если избыточные концентрации носителей малы по сравнению с равновесными концентрациями основных носителей, то изменение избыточных концентраций в n-полупроводнике описывается дифференциальным уравнением генерации — рекомбинации d(Δp_n)/dt = -(Δp_n/τ_p) + G, где τ_p — параметр, называемый временем жизни неравновесных неосновных носителей; G — скорость генерации, задаваемая внешним воздействием, т. е. число неравновесных носителей, возникающих в единицу времени. Время жизни неравновесных неосновных носителей представляет собой

1. Выпрямительные диоды

Принцип работы выпрямительных диодов основан на использовании односторонней проводимости (вентильных свойств) электрического перехода для преобразования переменного тока в однополярный пульсирующий. Выпрямительные диоды широко применяют в цепях управления и коммутации РЭА, источниках питания, ограничителях выбросов напряжений. Наибольшее использование в РЭА нашли кремниевые, германиевые диоды, диоды с барьером Шотки, а в аппаратуре специального назначения и измерительной аппаратуре, работающей в условиях высокой температуры окружающей среды, — селеновые и титановые выпрямители. В высоковольтных источниках питания часто применяют выпрямительные столбы и блоки. Выпрямительные столбы представляют собой последовательное соединение выпрямительных диодов, объединенных в одном корпусе или расположенных на одной конструкционной несущей. Выпрямительные блоки являются конструктивно завершенными устройствами, содержащими соединенные определенным образом (например, по мостовой схеме) выпрямительные диоды. К основным статическим параметрам относятся прямое падение напряжения U_пр при заданном прямом токе I_пр, постоянный обратный ток I_обр при заданном обратном напряжении U_обр. К основным динам и ческим параметрам относятся I_вп.ср — среднее за период значение выпрямленного тока; U_пр.ср — среднее значение прямого падения напряжения при заданном среднем значении прямого тока; I_обр.ср— среднее значение обратного тока или среднее за период значение тока в обратном направлении при заданном значении обратного напряжения; U_обр.ср — среднее за период значение обратного напряжения; f_гр — граничная частота, на которой выпрямленный ток диода уменьшается до установленного уровня. Частота f_гр зависит от площади перехода и времени жизни носителей. К параметрам электрического режима относятся дифференциальное сопротивление диода r_диф, емкость диода С_д, включающая емкости электрического перехода и корпуса, если последний существует. В рабочем положении через диод протекает ток, и в его электрическом переходе выделяется мощность, температура перехода T_пер повышается. Выделяемая в переходе теплота рассеивается в окружающую среду за счет теплопроводности полупроводникового материала перехода, корпуса прибора и переходных теплопроводящих слоев между корпусом прибора и кристаллом. Отводимая от электрического перехода мощность прямо пропорциональна разности температур перехода и окружающей среды. В установившемся режиме подводимая к переходу Р_подв и отводимая от него Р_отв мощности должны быть равны и не превышать максимально допустимой мощности Р_макс, рассеиваемой диодом. В противном случае, когда рассеиваемая диодом мощность превышает Р_макс, тепловой режим прибора неустойчив и в его электрическом переходе возникает тепловой пробой. Выпрямительные диоды делят на низкочастотные, или силовые, используемые в основном

1. Импульсные диоды

И мпульсные диоды в основном предназначены для работы в быстродействующих импульсных схемах. Они имеют ряд конструктивно-технологических особенностей, обеспечивающих импульсный режим работы. Барьерная емкость и накопленный заряд носителей вблизи перехода — два фактора, определяющих инерционность диодов. Основными отличительными признаками импульсных диодов являются малые площадь электрического перехода и время жизни неравновесных носителей заряда в базе. Различают импульсные диоды с p-n-переходом (точечные, сплавные, микросплавные, диффузионные, мезадиффузионные, эпитаксиально-планарные и др.) и с барьером Шотки. В качестве исходного материала при изготовлении диодов используют германий, кремний, арсенид галлия. Отечественной промышленностью выпускаются также диодные сборки и матрицы. К импульсным диодам относят также диоды с накоплением заряда (ДНЗ). Различают параметры импульсных диодов, сборок и матриц: статические, параметры предельно допустимых эксплуатационных режимов и импульсные параметры. К статическим параметрам диодов относят постоянный обратный ток I_oбр при заданном U_обр, постоянное прямое напряжение U_пр при заданном I_пр. Для диодных сборок и матриц U_пр указываются для двух значений тока I'_пр и I''_пр, соответствующих областям малых и больших прямых токов на ВАХ. Из параметров предельно допустимого режима отметим U_{обр.макс}, I_{пр.макс} и максимально допустимый прямой импульсный ток I_{пр.и.макс.} Эквивалентная схема импульсного диода приведена на рисунке. В отличие от эквивалентных малосигнальных схем других диодов здесь параметры схемы— интегральные величины, зависящие от перепада тока или напряжения и записываемые через общепринятые параметры импульсного диода. На схеме конденсатор С_корп характеризует емкость корпуса диода; конденсаторы С_бар и С_дф моделируют соответственно усредненную барьерную и диффузионную емкости р-n-перехода; резистор R_p-n — сопротивление, зависящее от значения и полярности напряжения на переходе; L_экв и R_экв — эквивалент индуктивности и резистор, характеризующие процесс модуляции комплексного сопротивления базы в зависимости от уровня инжекции носителей в базу; резистор R_Б0 моделирует сопротивление базы при малом уровне инжекции. На обороте изображена ВАХ импульсного диода.

1. Варикапы

В арикап предназначен для использования в качестве электрически управляемой емкости. Принцип работы варикапа основан на использовании зависимости емкости электрического перехода от напряжения. Электрический переход варикапов имеет сложную структуру типа р-n-n⁺, p-i-n, МДП и др. Варикапы применяют в устройствах управления частотой колебательного контура, в параметрических схемах усиления, деления и умножения частоты, в схемах частотной модуляции, управляемых фазовращателях и др. В этих устройствах предпочтение отдается варикапам на основе барьерной емкости p-n-перехода. Исходным материалом для варикапов является кремний, а в последнее время — арсенид галлия. В сплавных варикапах электрический переход резкий, распределение примесей вдоль перехода по координате х, отсчитываемой от его металлургической границы, приблизительно равномерное для р⁺- и n-области, в диффузионных — плавное. Этим распределениям соответствуют зависимости C_в = f(U) — вольт-фарадные характеристики (ВФХ) варикапа (кривые 1 и 2 на рисунке). Эти ВФХ аппроксимируются выражением С_в = С_в0[φ₀/(φ₀-U_обр)]^m, где m — коэффициент нелинейности ВФХ (m = 0,5 для сплавных и m = 0,3 для диффузионных); С_в0— емкость варикапа при внешнем напряжении U_обр=0. Для получения более резкой зависимости C_B = f(U_обр) в эпитаксиальных варикапах используются переходы со структурой р⁺-n-n⁺ и обратным градиентом распределения примесей в базе (кривая 3 на рисунке). Параметрами варикапа являются: С_н — номинальная емкость, т. е. емкость между выводами варикапа при номинальном напряжении смещения; С_макс — максимальная емкость — емкость варикапа при заданном минимальном напряжении смещения; С_мин — минимальная емкость — емкость варикапа при заданном максимальном напряжении смещения; К_с = = С_макс /С_мин — коэффициент перекрытия по емкости; ТК C=dC/(C_нdT) — температурный коэффициент емкости — относительное изменение емкости варикапа при изменении температуры окружающей среды на 1 К в рабочем интервале температур при заданном напряжении смещения; Q_B — номинальная добротность варикапа — отношение реактивного сопротивления варикапа к полному сопротивлению потерь при номинальном напряжении смещения на заданной частоте, ТК Q_в = = dQ_в/(Q_вdT) — температурный коэффициент добротности.

в выпрямителях источников питания, и маломощные высокочастотные. Силовые диоды работают на частотах до f_ГР = 50 кГц. По силе выпрямленного тока различают диоды малой (I_пр<300 мА), средней (I_пр<10 А) и большой (I_пр>10 А) мощности. Высокочастотные диоды предназначены для преобразования радиосигналов на частотах в несколько десятков и сотен мегагерц. Вольт-амперная характеристика кремниевого диода для различных температур окружающей среды приведена на рисунке.

среднее время от момента появления неравновесного носителя до его рекомбинации. После прекращения внешнего воздействия скорость генерации G обращается в нуль, и дальнейший процесс описывается уравнением рекомбинации d(Δp_n)/dt = -(Δp_n/τ_p). Пусть в момент окончания внешнего воздействия (при t=0) избыточная концентрация дырок равна Δp_n(0). При этом начальном условии получим следующее решение уравнения рекомбинации: Δp_n(t) = Δp_n(0)exp[-t/τ_p]. Пусть, например, Δp_n(0) = -p_n0, т.е. начальная концентрация дырок равна нулю p_n(0)=0. Тогда неравновесная концентрация изменяется как p_n(t) = = p_n0[1-exp(-t/τ_p)]. Концентрация дырок нарастает от нуля до установившегося значения p_n0; τ_p определяет скорость нарастания.

Предположим, что в начальный момент Δp_n(0) = 0, и начал действовать внешний источник, задающий скорость генерации G. Тогда, решая уравнение генерации-рекомбинации получаем Δp_n(t) = Gτ_p[1-exp(-t/τ_p)]. Величина τ_p в данном случае характеризует скорость нарастания избыточной концентрации, а также определяет ее конечную установившуюся величину, равную G_τp.

М алосигнальная эквивалентная схема варикапа приведена на рисунке. В схеме L_B — элементы индуктивности выводов прибора (порядка нескольких микрогенри); конденсатор С_корп ≤ 1,5 пФ учитывает емкость корпуса; резистор r_s=r_Э+r_Б моделирует омическое сопротивление базы r_Б с сопротивлением омического контакта и сопротивление эмиттерной области r_Э с аналогичным контактом; резисторы r_диф, R_y учитывают дифференциальное сопротивление и сопротивление утечки перехода; конденсатор С_пер (C_бар) — эквивалент емкости перехода (барьерной емкости). На частотах до нескольких десятков мегагерц параметрами схемы L_B и С_корп можно пренебречь ввиду их малости и ограничиться упрощенной схемой (на рисунке обведена штриховой линией). Сопротивление перехода при обратном напряжении на варикапе определяется сопротивлением утечки R_y. Типовое значение R_у > 1 МОм. Добротность варикапа уменьшается с повышением температуры, так как при этом возрастает сопротивление r_s. С увеличением обратного смещения емкость С_бар и сопротивление r_s уменьшаются, а добротность соответственно растет. Уменьшение r_s в последнем случае объясняется расширением перехода и уменьшением толщины базы в n-области структуры варикапа.

В АХ импульсного диода.

1. ВЧ и СВЧ диоды

В Ч и СВЧ-диоды бывают выпрямительными, переключательными и преобразовательными. Характерной особенностью p-n-переходов диодов СВЧ-диапазона является их малая емкость, что достигается уменьшением площади перехода. Конструкция приборов на основе р-n-переходов и технология их изготовления должны обеспечивать точное и воспроизводимое выполнение как поперечных размеров перехода, так и толщины слоев полупроводниковых материалов, а также требуемый уровень и профиль легирования. Первые СВЧ-диоды были изготовлены точечно-контактным методом. Для этого к предварительно отполированной и протравленной пластине Si или Ge прижималась игла из вольфрама или фосфористой бронзы (часто в виде пружины) с диаметром острия от нескольких микрометров до 20 — 30 мкм. При электроформовке, заключающейся в разогреве области контакта при пропускании мощных коротких импульсов тока, образовывался контакт типа барьера Шоттки. Диффузионный метод создания переходов основан на диффузии в полупроводник примеси, находящейся в газообразной, жидкой или твердой фазе. В зависимости от глубины залегания перехода он может быть плавным или резким. При малой толщине р-области переход можно считать резким со ступенчатым изменением концентрации примеси. Эквивалентная схема СВЧ диода кроме сопротивления растекания r_s, емкости перехода C_бар и сопротивления перехода r_пер включает в себя индуктивность контактной пружинки L_s и емкость корпуса С_корп. Представить диод в виде системы с сосредоточенными параметрами можно, только если линейные размеры (толщина перехода, радиус перехода) по сравнению с длиной волны малы. Толщина выпрямляющего слоя в СВЧ диодах имеет величину порядка долей микрона и не определяет частоту, до которой можно пользоваться данной схемой. Полусферическая область кристалла, определяющая сопротивление r_s, примыкает к точечному контакту и имеет радиус в несколько десятков микрон при радиусе контактного острия в несколько микрон. Следовательно, сопротивление растекания r_s можно представить в эквивалентной схеме в виде сосредоточенного параметра даже до длин волн порядка миллиметра. Размеры конструктивных элементов СВЧ диода уже в диапазоне волн 3 см становятся соизмеримыми с длиной волны. Важной характеристикой СВЧ диодов является коэффициент шума, который можно определить как изменение отношения сигнала к шуму на входе и выходе рассматриваемой схемы.

1. Диоды Шотки

Рассмотрим особенности работы диода с барьером Шоттки на основе контакта металла с полупроводником n-типа для случая, когда работа выхода металла больше, чем работа выхода полупроводника. При образовании контакта электроны переходят из материала с меньшей работой выхода в материал с большей работой выхода, в результате чего уровни Ферми металла и полупроводника выравниваются. При этом полупроводник оказывается заряженным положительно, а возникающее внутреннее электрическое поле препятствует переходу электронов в металл. Между металлом и полупроводником возникает контактная разность потенциалов. Благодаря разности работ выхода металла и полупроводника между ними происходит обмен электронами. Электроны из полупроводника, имеющего меньшую работу выхода, переходят в металл с большей работой выхода. В равновесном состоянии металл заряжается отрицательно, в результа­те чего возникает электрическое поле, прекращающее однородный переход электронов. Из-за резкого различия концентраций свободных электронов по обе стороны от контакта практически все падение напряжения приходится на приконтактную область полупроводника. Приложенное внешнее напряжение изменяет высоту барьера лишь со стороны полупроводника. Электроны зоны проводимости отталкиваются возникшим контактным нолем. Создается обедненный слой с пониженной концентрацией подвижных носителей. Около контакта вследствие изгиба границ зон полупроводник n-типа переходит в полупроводник p-типа. Распределение электрического поля и объемного заряда в этом случае описывается теми же уравнениями, что и для резкого p-n-перехода. В полупроводнике возникает область, обедненная основными носителями заряда с пониженной проводимостью, ширина которой зависит от уровня легирования полупроводника. В состоянии равновесия поток электронов (основных носителей полупроводника) в металл уравновешивается потоком электронов из металла в полупроводник. При прямом смещении потенциальный барьер со стороны полупроводника понижается и число переходов электронов в металл увеличивается. При обратном смещении, напротив, ток из полупроводника уменьшается, стремясь с ростом напряжения к нулю. Ток электронов из металла все время остается неизменным: роль его незначительна при прохождении прямого тока, им же обусловлен ток утечки при обратном смещении. Величина этого обратного тока в приборах с барьером Шоттки порядка единиц микроампер. В реальных контактах линейная зависимость высоты барьера от работы выхода металла наблюдается редко ввиду того, что на поверхности полупроводника из-за ее неидеальности имеются поверхностные заряды. Кроме того, на свойства контакта металл — полупроводник влияют токи утечки, токи генерации — рекомбинации носителей заряда в обедненной области и возможность туннельного перехода электронов в случае сильнолегированного

1. Стабилитроны и стабисторы

С табилитроны предназначены для стабилизации напряжения в схемах; на их вольтамперной характеристике (рисунок) имеется участок с высокой крутизной, где напряжение на диоде слабо зависит от тока через диод. В РЭА применяют стабилитроны общего назначения, прецизионные, импульсные, двуханодные и стабисторы. Стабилитроны общего назначения используются в схемах стабилизаторов источников питания, ограничителей, фиксаторов уровня напряжения и др. Прецизионные стабилитроны применяют в качестве источника опорного напряжения с высокой точностью стабилизации и термокомпеисации уровня напряжения. Импульсные стабилитроны используются для стабилизации постоянного и импульсного напряжения и ограничения амплитуды импульсов напряжения малой длительности, а двуханодные — в схемах стабилизаторов, ограничителей напряжения различной полярности, и т.п.. Стабисторы предназначены для стабилизации малых значений напряжений (постоянных, импульсных), а также используются как термокомпенсирующие элементы для поддержания заданного уровня напряжения в схеме при изменении температуры окружающей среды. Принцип работы основан для большинства стабилитронов, за исключением стабисторов, на использовании электрического пробоя в p-n-переходе. При относительно малой концентрации примесей в базе диода наблюдается в его электрическом переходе лавинный механизм пробоя (высоковольтные стабилитроны с напряжением стабилизации (U_ст > 6,3 В), а при высокой концентрации примесей возникает туннельный пробой (низковольтные стабилитроны с U_ст < 6,3 В). Для кремниевого диода характерно постоянство напряжения не только в области электрического пробоя его перехода, но и на прямой ветви ВАХ, что используется в стабисторе. Простейшая схема стабилизатора напряжения приведена па рисунке на оборотн. Стабилитрон VD включен в обратном направлении параллельно нагрузке R_н. Участок на обратной ветви ВАХ стабилитрона является рабочим участком стабилизации напряжения. Рабочая точка А должна находиться между токами I_Rн и I_cт.макс примерно посередине. Из этого условия выбирают сопротивление R_огр. В рабочей точке А напряжение на стабилитроне U_обр = U_ст.ном. Диод, в котором для стабилизации напряжения в схемах используется прямая ветвь ВАХ,

1. Туннельные и обращенные диоды.

П ринцип работы туннельного диода основан на явлении туннельного эффекта в электронно-дырочном переходе, образованном вырожденными полупроводниками. Туннельный эффект приводит к появлению участка отрицательной проводимости на ВАХ туннельного диода при прямых напряжениях перехода. В обращенном диоде участок отрицательной проводимости на ВАХ отсутствует. Различают усилительные, генераторные, переключательные туннельные диоды. Усилительные диоды применяют в усилителях и гетеродинах приемных устройств, в схемах детекторов и смесителей диапазона СВЧ. Генераторные диоды используют в основном для построения СВЧ-генераторов в диапазоне волн 1—10 см, но они могут работать в быстродействующих импульсах и переключательных схемах. Переключательные диоды нужны для построения специализированных вычислительных устройств, логических сверхбыстродействующих схем, импульсных устройств наносекундного диапазона. Обращенные диоды имеют такую же область применения, что и переключательные туннельные, но иногда используются в схемах детекторов и смесителей СВЧ-диапазона. Концентрация примесей в р- и n-областях туннельного диода порядка 10²⁰ см^-3, т. е. в диоде используются вырожденные полупроводники. Толщина электрического перехода туннельных диодов составляет 1—10 нм. Туннельные переходы совершаются частицами без затраты энергии. Высокая концентрация примесей в р- и n-областях туннельного диода приводит к тому, что локальные уровни примесей образуют в вырожденных полупроводниках сплошную зону. Уровни Ферми полупроводников Е_фр и Е_фn будут расположены соответственно в валентной зоне р-области и зоне проводимости n-области. Энергетическая диаграмма p-n-перехода диода в состоянии равновесия показана на рисунке, где заштрихованные области соответствуют уровням энергии, занятым электронами с наибольшей вероятностью. В состоянии термодинамического равновесия зона проводимости n-полупроводника и валентная зона р-полупроводника перекрываются по энергии на величину δЕ=Е_в—Е_п. Поэтому электроны из зоны проводимости n-области могут туннелировать сквозь узкий переход в валентную зону р-области на свободные энергетические уровни, а электроны из валентной зоны р-области в зону проводимости n-области на свободные уровни энергии. При небольших прямых напряжениях заполненные электронами энергетические уровни зоны проводимости n-области частично расположатся напротив свободных уровней валентной зоны р-области. Поэтому в основном будут туннельные переходы электронов из

полупроводника. В целом вольт-амперная характеристика контакта с барьером Шоттки в широких преде­лах изменения тока соответствует характеристике типа: , где a — коэффициент «неидеальности». При обратном смещении ток через контакт обычно увеличивается с ростом напряжения. Особенностью выпрямляющих контактов металл — полупроводник, отличающих их от p-n-переходов, является отсутствие инжекции неосновных носителей в полупроводник при прямых напряжениях. Таким образом, в диоде Шоттки отсутствуют накопление неосновных носителей заряда в областях диода при прямом напряжении и рассасывание этого заряда при изменении знака напряжения. Это улучшает быстродействие диода, т. е. частотные и импульсные свойства. Время восстановления обратного сопротивления с диодом Шоттки при использовании кремния и золота — примерно 10 нс и меньше. Достоинством диода Шоттки при современном уровне технологии является также то, что его вольт-амперная характеристика оказывается очень близкой к характеристике идеализированного p-n-перехода. Применяются диоды Шоттки в качестве детекторных и смесительных диодов вплоть до миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов волн. Изготавливаются они из арсенида галлия. Для уменьшения емкости диаметр контакта уменьшается до 1 мкм и менее. Смесители на диодах Шоттки используются до 300 ГГц. На частоте 170 ГГц коэффициент шума диода Шоттки К_ш = 4,8-5,5 дБ, а охлаждение до 20 К снижает его примерно вдвое. Диоды с барьером Шоттки могут быть использованы для умножения и преобразования частот. Умножение может быть основано как на нелинейной зависимости сопротивления диода от напряжения (нелинейное сопротивление), так и на нелинейной зависимости емкости от напряжения (нелинейная емкость). Эффективность умножения при использовании диода Шоттки на основе арсенида галлия примерно в 3 раза выше, чем у кремниевых диодов с прижимным контактом при одинаковых с ним входной частоте (3 — 4 ГГц) и кратности умножения (три). Особенно существенны преимущества диода Шоттки при преобразовании слабых сигналов. Эти диоды используются также и как быстродействующие переключательные диоды.

n - в р-область, что соответствует прямому току I_пр.тун диода. При увеличении U_пр до U_п число перекрывающихся свободных и занятых изоэнергетических уровней вначале возрастает. При U_п уровень Ферми Е_фn совпадает с уровнем энергии Е_в р-области и соответственно E_фр— с уровнем E_п n-области диода. При дальнейшем увеличении напряжения прямой ток будет уменьшаться, пока напряжение не достигнет значения U_в, где диффузионный ток становится преобладающим. Вольт-амперная характеристика туннельного диода изображена на рисунке. Эквивалентная схема для малых сигналов приведена на рисунке под ВАХ. На эквивалентной схеме резистор r_диф учитывает дифференциальное сопротивление перехода диода, конденсатор С_пер — емкость перехода, резистор r_s — омическое сопротивление потерь (r_s = r_Э +r_Б), а элементы L_д и С_корп — собственную индуктивность и емкость корпуса диода. Обращенный переключательный диод используют в быстродействующих импульсных переключательных схемах, в схемах детекторов малых сигналов и смесителей диапазона СВЧ. Вольт-амперная характеристика обращенного диода не имеет участка отрицательного сопротивления, так как концентрация примесей в р- и n-областях составляет 10¹⁸-10¹⁹ см^-3, что соответствует границе вырождения полупроводников. Поэтому туннельный ток существует только при обратных напряжениях на переходе. Рабочим участком обращенного диода является обратная ветвь ВАХ, что отражено в его названии. Ток на рабочем участке диода обусловлен только явлениями туннелирования носителей через переход, и, следовательно, диффузионная емкость перехода С_дф = 0, накопление носителей в базе диода принципиально отсутствует. Поэтому обращенный диод может работать на более высоких частотах по сравнению с обычными импульсными диодами на р-n-переходе. Параметрами обращенного диода являются постоянное прямое U_пр и обратное U_обр напряжения соответственно при заданных прямом и обратном токах, r_диф при заданном импульсном обратном токе I_обр.и и определенной длительности импульса, а также ток пика I_п и емкость диода С_д.

называется стабистором. Для увеличения крутизны прямой ветви ВАХ, т.е. для уменьшения сопротивления r_диф диода и сопротивления базы r_Б в стабисторах применяют кремний с высокой концентрацией примесей. Напряжение стабилизации Uст ≈ 0,7 В и соответствует участку «больших» прямых токов на ВАХ стабистора с одним р-n-переходом. Для увеличения U_CT иногда используют последовательное соединение нескольких стабисторов, смонтированных в одном корпусе или сформированных в одном кристалле. С увеличением температуры напряжение на р-n-переходе стабистора уменьшается, а на сопротивлении базы возрастает. Из-за малого сопротивления базы стабистора изменение U_пр определяется зависимостью напряжения на р-n-переходе от температуры. Поэтому с ростом температуры U_пр стабистора уменьшается примерно на 2 мВ/°С. Температурный коэффициент напряжения стабилизации для стабистора α_CT = = dU_cт/(U_стdT) < 0.

1. ЛПД

Лавинно-пролетный диод — диод, основанный на лавинном умножении носителей заряда. Лавинно-пролетные диоды применяются в основном для генерации колебаний в диапазоне СВЧ. Процессы, происходящие в полупроводниковой структуре диода, ведут к тому, что активная составляющая полного комплексного сопротивления на малом переменном сигнале в определенном диапазоне частот отрицательна. Рабочей для лавинно-пролетного диода является область лавинного пробоя.Для изготовления лавинно-пролетных диодов используют кремний и арсенид галлия. Такие диоды могут иметь различные полупроводниковые структуры: p⁺-n-n⁺, p⁺-n-i-n⁺, m-n-n⁺ (m-n — переход металл-полупроводник), n⁺-n-p-p⁺ и другие. Распределение концентраций примесей в переходах должно быть как можно ближе к ступенчатому, а сами переходы — максимально плоскими. Рассмотрим в качестве примера p⁺-n-n⁺ структуру. Центральная слаболегированная n-область называется базой. При напряжении, близком к пробивному, обедненный слой p⁺-n-перехода распространяется на всю базу. При этом напряжённость электрического поля растет от n-n⁺-перехода к p⁺-n переходу, вблизи которого можно выделить тонкую область, в котором напряжённость превышает пробивное значение, и происходит лавинное размножение носителей. Образующиеся при этом дырки утягиваются полем в p⁺-область, а электроны дрейфуют к n⁺-области. Эта область называется слоем лавинного размножения. За его пределами дополнительных электронов не возникает. Таким образом, слой лавинного размножения является поставщиком электронов. При подаче на контакты диода переменного напряжения такого, что в течение положительного полупериода напряжение существенно больше, а в течение отрицательного — существенно меньше напряжения пробоя, ток в слое умножения приобретает вид коротких импульсов, максимум которых запаздывает по отношению к максимуму напряжения приблизительно на четверть периода (лавинное запаздывание). Из слоя умножения периодически выходят сгустки электронов, которые движутся через слой дрейфа в течение отрицательного полупериода, когда процесс генерации электронов в слое умножения прекращается. Движущиеся сгустки наводят во внешней цепи ток, почти постоянный в течение времени пролета. Таким образом, ток в диоде имеет вид прямоугольных импульсов. Этот режим работы диода называется пролетным. КПД этого режима не превышает 0,3. Если амплитуда переменного напряжения на диоде достигает значения, примерно равного пробивному напряжению, то в лавинной области образуется столь плотный объёмный заряд электронов, что напряжённость поля со стороны p+-области понижается практически до нуля, а в области базы повышается до уровня, достаточного для развития процесса ударной ионизации. В результате этого процесса слой лавинного умножения смещается и формируется в области базы на фронте сгустка электронов. Таким образом, в области дрейфа образуется движущаяся в

1. Диоды Ганна.

Д иод Ганна — тип полупроводниковых диодов, использующийся для генерации и преобразования колебаний в диапазоне СВЧ. В отличие от других типов диодов, принцип действия диода Ганна основан не на свойствах p-n-переходов, а на собственных объёмных свойствах полупроводника. Традиционно диод Ганна состоит из слоя арсенида галлия толщиной от единиц до сотен микрометров с омическими контактами с обеих сторон. В этом материале в зоне проводимости имеются два минимума энергии, которым соответствуют два состояния электронов — «тяжёлые» и «лёгкие». В связи с этим с ростом напряжённости электрического поля средняя дрейфовая скорость электронов увеличивается до достижения полем некоторого критического значения, а затем уменьшается, стремясь к скорости насыщения. Таким образом, если к диоду приложено напряжение, превышающее произведение критической напряжённости поля на толщину слоя арсенида галлия в диоде, равномерное распределение напряжённости по толщине слоя становится неустойчиво. Тогда при возникновении даже в тонкой области небольшого увеличения напряжённости поля электроны, расположенные ближе к аноду, «отступят» от этой области к нему, а электроны, расположенные у катода, будут пытаться «догнать» получившийся движущийся к аноду двойной слой зарядов. При движении напряженность поля в этом слое будет непрерывно возрастать, а вне его — снижаться, пока не достигнет равновесного значения. Такой движущийся двойной слой зарядов с высокой напряжённостью электрического поля внутри получил название домена сильного поля, а напряжение, при котором он возникает — порогового. В момент зарождения домена ток в диоде максимален. По мере формирования домена он уменьшается и достигает своего минимума по окончании формирования. Достигая анода, домен разрушается, и ток снова возрастает. Но едва он достигнет максимума, у катода формируется новый домен. Частота, с которой этот процесс повторяется, обратно пропорциональна толщине слоя полупроводника и называется пролетной частотой. При помещении диода Ганна в резонатор возможны другие режимы генерации, при которых частота колебаний может быть сделана как ниже, так и выше пролетной частоты. Наряду с арсенидом галлия для изготовления диодов Ганна также используется фосфид индия, на котором и была достигнута наиболее высокая частота колебаний в диодах Ганна - 170 ГГц. На рисунке приведена иллюстрация эффекта Ганна.

1. ВЧ выпрямительные диоды.

Выпрямительные высокочастотные диоды предназначены для нелинейного электрического преобразования сигнала на частотах до десятков и сотен мегагерц. Сигнал преобразуется за счет нелинейности ВАХ диода. Выпрямительные высокочастотные диоды используются в детекторах высокочастотных сигналов, смесителях, схемах преобразователей частоты, ограничителей, коммутационных элементов, нелинейных управляемых резисторов и т.п. Выпрямительные высокочастотные диоды универсальны по применению, т. е. могут выполнять все перечисленные функции. Статическими параметрами высокочастотных диодов являются те же параметры, что и у низкочастотных выпрямительных диодов. К динамическим параметрам относят граничную частоту работы f_гр, индуктивность диода L_д, емкость корпуса диода С_корп и барьерную емкость перехода С_бар при заданном напряжении смещения на диоде U_обр, сопротивление базы r_Б .

Предельно допустимые параметры диода — это максимально допустимый прямой ток I_{пр.макс} и максимально допустимое обратное напряжение (любой формы и периодичности) U_{обр.макс} на диоде. При работе на высоких частотах выпрямляющие свойства диода определяют не только сопротивление электрического перехода r_диф, но и сопротивление базы r_Б эмиттера r_Э, емкость перехода С_пер. При этом емкость перехода и сопротивление р- и n-областей, а также время жизни неосновных носителей в базе диода для получения преобразования сигнала желательно иметь минимальными. Один из методов улучшения частотных свойств диода — это снижение емкости перехода путем уменьшения площади контакта. Поэтому высокочастотные диоды — микросплавные или точечные с площадью контакта порядка 10^-5 см². Для уменьшения времени жизни носителей базу диода легируют золотом. Малая площадь и неоднородность структуры электрического перехода приводят к появлению на обратной ветви ВАХ диода плавно нарастающего участка обратного тока вплоть до напряжения пробоя. Ток на прямой ветви ВАХ при достаточно больших значениях ограничивается сопротивлением растекания базы r_Б. Оно часто больше сопротивления перехода, так как площадь электрического перехода диода чрезвычайно мала. Эквивалентная схема показана на рисунке на обороте. В схеме L_д — элемент индуктивности, учитывает индуктивности выводов и контактной иглы точечного диода; С_корп, С_бар, С_дф — конденсаторы, характеризующие наличие в диоде емкости корпуса, барьерной и диффузионной емкости перехода; r_диф, R_y и r_Б —резисторы, определяющие дифференциальное сопротивление и сопротивление утечки p-n-перехода, а также сопротивление базы диода. Обычно С_корп < С_пер, где емкость перехода C_пер = С_бар + C_дф.

н аправлении n⁺-области лавина, которая оставляет за собой большое количество электронов и дырок. В области, заполненной этими носителями, напряжённость поля понижается почти до нуля. Это состояние принято называть компенсированной полупроводниковой плазмой, а режим работы лавинно-пролетного диода — режимом с захваченной плазмой. В этом режиме можно выделить три фазы. Первая — образование лавинного ударного фронта, прохождение его через диод, оставляя его заполненным плазмой, захваченной слабым электрическим полем. Ток, текущий через диод в этой фазе, существенно увеличивается из-за дополнительного размножения носителей в базе, а напряжение на диоде за счет образования плазмы снижается почти до нуля. Вторая фаза — период восстановления. База диода в этой фазе наполнена электронно-дырочной плазмой. Дырки из области базы дрейфуют к p⁺-области, а электроны — к n⁺-области со скоростью значительно меньшей, чем дрейфовая скорость насыщения. Плазма постепенно рассасывается. Ток в этой фазе остается неизменным. Наступает третья фаза, характеризуемая высоким значением напряженности поля в диоде и предшествующая новому образованию лавинного ударного фронта. Наибольшую длительность имеет именно третья фаза. Процессы режима с захваченной плазмой протекают заметно дольше, чем процессы пролетного режима. Поэтому при работе в режиме с захваченной плазмой контур настраивают на меньшую частоту. КПД режима с захваченной плазмой при этом заметно выше КПД пролетного режима и превышает 0,5. На рисунке изображены графики, иллюстрирующие процессы при пролётном режиме работы ЛПД.