diod (Лавинно-пролетный диод), страница 2

Допустим, например, что время пролета электронов в диоде t не зависит от высокочастотного поля и вдвое превышает время запаздывания эмиссии. Пусть в момент времени t=0 к диоду приложена разность потенциалов U₀, создающая у катода напряженность по­ля Е=Е(0), превышающую на DE(0) критическое значение E_np, при котором начинается эмиссия электронов.

Рис. 6. Изменение во времени поля у катода Е(0) и тока I_Э в диоде с запаздывающей эмиссией.

При t=t₁=t₃ возникает ток I_Э, величина которого определяется полем Е(0) и сохраняется неизменной в течение времени t₃. По мере увеличения объемного заряда в диодном промежутке поле у катода снижается и, если плотность тока эмиссии достаточно высока, принимает значения, меньшие U_пр. Эмиссия из катода длится в течение времени, несколько превышающего t₃, и затем прекращается. К ано­ду движется пакет электронов. В момент t₂=t+2t₃+Dt»3/2t первые электроны пакета достигают анода, поле у катода начинает возрастать. К моменту t₂=t+2t₃+Dt»3/2t весь пакет электронов выходит из пролетного пространства, поле у катода достигает начальной величины. Затем цикл повторяется. Длительность цикла, т. е. период колебаний, составляет, таким образом, около 2p/w. Добавление поля электронного пространственного заряда нарушает описанные выше фазовые соотношения между током эмиссии и электрическим полем в диодном промежутке, в результате чего на частотах, ниже некоторого значения, активное сопротивление диода становится положительным. Эта так называемая харак­теристическая частота зависит от запаздывания и кру­тизны изменения тока эмиссии с полем; она близка к ча­стоте собственных автоколебаний диода.

Изложенные соображения носят общий характер и полностью применимы не только к вакуумным, но и к диодам других типов —диэлектрическим, полупровод­никовым и т. п., с учетом, разумеется, специфики движе­ния носителей заряда в твердых телах. В частности, эти соображения имеет непосредственное отношение к меха­низму работы лавинно-пролетных диодов.

3 ПРИНЦИП РАБОТЫ ЛПД

Схематически механизм работы р-n ЛПД можно представить следующим образом. Рассмотрим для опре­деленности запорный слой обратно смещенного плавно­го p-n перехода (рис. 7). Он представляет собой уча­сток полупроводника, в котором практически отсутству­ют подвижные носители заряда, а приложенная к р-n переходу разность потенциалов компенсируется полем объемного заряда ионов примеси N_n и N_p, положитель­ным в одной части запорного слоя (n-слой) и отрица­тельным — в другой (p-слой). Этот участок ограничен с обеих сторон нейтральными слоями полупроводника. Напряженность электрического поля Е максимальна в плоскости х=0, где объемный заряд ионов примеси меняет знак (плоскость технологического перехода). По мере увеличения напряжения смещения запорный слой расширяется и напряженность электрического поля воз­растает. Когда поле в плоскости технологического пере­хода достигает некоторого критического значения Е = Е_np, начинается интенсивный процесс ударной иониза­ции атомов кристалла подвижными носителями заряда, приводящий к лавинному умножению числа носителей и образованию новых электронно-дырочных пар.

Область, где происходит рождение носителей заряда, ограничена более или менее уз­ким слоем — так называемым слоем умножения, рас­положенным вблизи технологического перехода, где поле максимально (рис. 7). Образованные в слое умноже­ния электроны и дырки дрейфуют под действием сильного электрического поля к границе нейтрального полу­проводника через пролетные участки запорного слоя, причем дырки движутся через р-слой, а, электроны через п-слой. Так как напряженность электрического поля в большей части р-п перехода очень велика, то скорость дрейфа носителей практически постоянна и не завялит от поля.

Рис. 7. Схема плавного р-п перехода ЛПД:

а) запирающий слой;

б) распределение ионов примеси;

в) измение электрического поля.

Таким образом, обратно смещенный р-п переход при напряжении, близком к пробивному, представляет собой диодный промежуток, в котором роль катода играет слой умножения, а роль пролетного пространства — остальная часть запорного слоя. Эмиссия такого катода носит ярко выраженный «полевой» характер — ток, вы­ходящий из слоя умножения, возрастает или убывает в зависимости от напряженности электрического поля в этом слое. Лавинная природа тока эмиссии обуслов­ливает его инерционность — для развития лавины требу­ется определенное время, так что мгновенное значение электрического поля определяет не саму величину лавин­ного тока, а лишь скорость его изменения во времени. Поэтому изменение тока не следует мгновенно за изме­нением электрического поля, а отстает от него по фазе на величину, близкую к p/2.

Такой р-п переход близок по свойствам к оптималь­ному варианту полевого диода, в котором ток эмиссии отстает от поля на четверть периода. Под действием приложенного к р-п переходу переменного напряжения из слоя умножения выходят «пакеты» носи­телей заряда, которые сразу попадают в тормозящее вы­сокочастотное поле, так что энергия взаимодействия этих носителей с полем отрицательна почти при любой ши­рине р-п перехода. Отсутствие модуля­ции скорости носителей в этом случае лишь улучшает высокочастотные свойства диода.

Поэтому основные выводы о свойствах полевого дио­да с запаздывающей эмиссией, сделанные выше, приме­нимы и к лавинно-пролетному диоду. Это касается, в частности, соображений о влиянии объемного заряда под­вижных носителей на колебательные свойства генератора на лавинно-пролетном диоде. Попадая в пролетное пространство, основные носители частично нейтрализуют пространственный заряд ионов примеси и снижают поле в слое умножения. Этот эффект облегчает условия само­возбуждения генератора на частотах выше характери­стической и препятствует возникновению паразитных колебаний на более низких частотах, где активное со­противление диода положительно.

Вместе с тем, ЛПД имеет специфические особенно­сти, связанные с лавинной природой тока, из которых принципиальной является одна: сдвиг по фазе между полем и током в слое умножения, вследствие конечной ширины последнего, как правило, превышает p/2, и слой умножения сам по себе уже обладает отрицательным сопротивлением. В большинстве практически реализуе­мых р-п структур этот эффект является второстепенным, однако для одного класса диодов он играет решающую роль, определяя основные особенности их высокочастот­ных характеристик.

Сдвиг фаз между током и напряжением на диоде определяется в этом случае инерционностью процесса ударной ионизации и пролетными эффектами во всем запорном слог. Вместе эти эффекты обеспечивают достаточно высокую эффективность взаимодействия носителей тока с высо­кочастотным электрическим полем, сравнимую с эффек­тивностью взаимодействия в ЛПД других типов.

Наряду с лавинно-пролетным могут, очевидно, су­ществовать и другие полу­проводниковые диоды с ди­намическим отрицательным сопротивлением. Так, напри­мер, этим свойством должен в принципе обладать обрат­но смещенный р-п переход, в котором пробой связан не с ударной ионизацией, а с эф­фектом Зинера (туннельным эффектом). Так как участок, где происходит рождение по­движных носителей тока, в этом случае локализован в тонком слое, где электриче­ское поле максимально, та­кой полупроводниковый ди­од (его можно назвать «туннельно-пролетным диодом») должен быть, очевидно, ана­логичен по своим свойствам, вакуумному диоду с авто­эмиссионным катодом. Ес­ли возможно пренебречь инерцией туннельного эффек­та, то в отличие от лавинно-пролетного диода в диоде Зинера ток и поле у «катода» следует считать синфазными. Как отмечалось выше, и в этом случае в определен­ных интервалах значений угла пролета носителей заряда активное сопротивление р-п перехода может быть отри­цательным. Однако отсутствие запаздывания в механиз­ме обратной связи, создаваемой объемным зарядом по­движных носителей, ухудшает условия самовозбуждения колебаний. Поэтому генераторы на диодах Зинера осу­ществить труднее, чем генераторы на лавинно-пролетных диодах.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Современная техника СВЧ немыслима без применения полупроводниковых диодов. Видеодетектирование, гетеродинное смешение, усиление слабых сигналов, генерация гармоник, коммутация СВЧ мощности – таковы функции, выполняемые в настоящее время полупроводниковыми диодами в СВЧ системах. Естественно, что такое многообразие применений приводит к многообразию требований, предъявляемых к характеристикам различных типов диодов. Чтобы удовлетворить этим требованиям, разработчик диодов имеет определенную свободу в выборе полупроводникового материала, из которого должны быть изготовлены диоды, его удельного сопротивления, технологии изготовления диода, его геометрии. Причем набор оптимальных электрофизических параметров полупроводникового материала и его геометрических размеров может быть сделан либо на основе эмпирического характера, либо на основе теории, дающей связь между электрофизическими параметрами полупроводника и его геометрическими размерами.

СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

1. А.С. Тагер, В.М. Вальд-Перлов. Лавинно-пролетные диоды и их применение в технике СВЧ. М., «Сов.радио», 1968.

2. С.Н. Иванов, Н.А. Пенин, Н.Е. Скворцова, Ю.Ф. Соколов. Физические основы работы полупроводниковых СВЧ диодов. М., 1965.

3. Пасынков В.В, Л.К. Чиркин, А.Д. Шинков. Полупроводниковые приборы и диэлектрики». М., «Высш. школа», 1973.