Свч-диоды

3. Свч-диоды

3.1. Туннельный и обращенный диоды

3.1.1. Принцип действия и ВАХ туннельного диода

Туннельный диод – это полупроводниковый прибор на основе вырожденного полупроводника, в котором туннельный эффект приводит к появлению на вольтамперной характеристике при прямом напряжении участка отрицательной дифференциальной проводимости.

Следствием большой концентрации примесей в прилегающих к электронно-дырочному переходу областях является, во-первых, малая  толщина перехода X_d (менее 10^-2 мкм), сквозь тонкие потенциальные барьеры которых возможно туннелирование носителей заряда. Во-вторых, большая концентрация примесей  приводит к расщеплению примесных энергетических уровней с образованием примесн х энергетических зон, которые примыкают к зоне проводимости в n-области и к валентной зоне в р-области. Уровни Ферми при этом оказываются расположенными в разрешенных зонах (рисунок 3.1). Для того, чтобы туннелирование сквозь р-n переход  имело место кроме того, что толщина перехода должна быть достаточно мала (X_d  4…5 нм), необходимо чтобы выполнялись обязательные три условия:

- в области перехода, откуда должны туннелировать электроны, они должны быть;

- в области перехода, куда должны туннелировать электроны, должны быть свободные уровни для их приема;

Рекомендуемые материалы

- квазиимпульсные энергии в результате  туннелирования остается постоянным, т.е. энергетический уровень уходящего электрона  должен быть равен энергетическому свободному уровню, принимающему электрон.

Принцип действия туннельного диода удобнее всего анализировать при температуре  Т = ОК, когда все энергетические уровни, находящиеся  ниже уровня Ферми заняты, а выше – все свободны.

При отсутствии напряжения ток через диод отсутствует, так как не выполняются первые два обязательных условия туннелирования: уровни Ферми справа и слева от р-n  перехода равны, а все энергетические уровни выше их свободны, а ниже – все заняты (рисунок 3.1, а).

При необходимом прямом напряжении энергетические уровни n – области смещаются вверх (или энергетические уровни р – области смещаются вниз), и появляется возможность электронам из энергетической щели  зоны проводимости n – области туннелировать на свободные энергетические уровни энергетической щели  валентной зоны р – области (рисунок 3.1, б). Идет прямой ток.

Рисунок 3.1 - Энергетические диаграммы туннельного диода при:

а – отсутствии напряжения;   б – небольшое прямое напряжение; в – напряжение пика;

г – напряжение, соответствующее отрицательной  дифференциальной проводимости;

д – напряжение впадины;  е – обратное напряжение.

При прямом напряжении на диоде, при  котором энергетические щели  зоны проводимости и  валентной зоны полностью перекрываются (рис. 3.1, в), все электроны, находящиеся в щели , находят в щели  свободные места,  и течет максимальный туннельный ток.

При дальнейшем увеличении прямого напряжения на диоде туннельный ток через диод будет уменьшаться так как из-за смещения энергетических диаграмм будет уменьшаться количество электронов, способных туннелировать из зоны проводимости  n – области  в валентную зону р – области (рисунок 3.1, г).

Туннельный ток зона – зона через диод окажется равным нулю при некотором еще большом прямом напряжении,  когда из-за относительного смещения энергетических зонных диаграмм р- и n – областей для свободных электронов n – области не будет свободных энергетических уровней в области (рисунок 3.1, д). Однако при этом через диод может проходить небольшой инжекционный ток из-за напряжения потенциального барьера и ток туннелирования по ловушечным состояниям (рисунок 3.2).

С дальнейшим увеличением прямого напряжения в связи с уменьшением высоты потенциального барьера прямой ток через барьер будет возрастать,  как в обычных выпрямительных диодах (инжекционная ветвь).

При обратном напряжении на туннельном диоде опять возникают условия для туннелирования электронов  (рисунок 3.1, е). Только теперь электроны туннелируют из валентной зоны р – области в зону проводимости n – области. Возникающий при этом обратный ток будет  расти с увеличением обратного напряжения по абсолютному значению. Таким образом, туннельный диод обладает относительно высокой проводимостью при обратном смещении. Моно считать, что у туннельного диода при очень малых обратных напряжениях происходит туннельный пробой.

Таким образом, туннельный диод обладает отрицательной дифференциальной проводимостью (отрицательным сопротивлением) в некотором диапазоне прямых напряжений. А всякий прибор с отрицательным дифференциальным сопротивлением может быть использован для генерации и усиления электромагнитных колебаний,  а также в переключающих схемах.

Чтобы завершить анализ работы туннельного диода с привлечением энергетических зонных диаграмм, рассмотрим пути протекания туннельного тока при  прямом напряжении, при котором туннельный ток зона – зона равен нулю.

На рисунке 3.2 показаны пути, которые могут проходить электроны, туннелирующие через ловушечные состояния из зоны проводимости n – области в валентную зону  р – области.

Туннельные диоды характеризуются специфическими параметрами, часть из которых  можно определить из вольтамперной характеристики (рисунок 3.3).

Рисунок 3.2 - Энергетическая зонная диаграмма туннельного диода, поясняющая протекание туннельного тока через ловушечные состояния в запрещенной зоне р-n  перехода . 1, 2 – возможные пути туннелирования

Рисунок 3.3 - Вольтамперная характеристика туннельного диода

1 – Пиковый ток I_п  - прямой ток в точке максимума вольтамперной характеристики, при котором значение di/du  равно нулю. Этот ток различен для туннельных диодов разного назначения. Величина его может быть от десятых долей миллиампера до сотен миллиампер.

2. Ток впадины I_в – прямой  ток в точке минимума  вольтамперной характеристики, при котором значение di/du  равно нулю.

3. Отношение токов туннельного диода I_п/I_в – отношение пикового тока к току впадины. Для туннельных диодов из арсенида галлия I_п /I_в  10, для германиевых туннельных диодов I_п /I_в = 3 6.

4. Напряжение пика U_п – прямое напряжение, соответствующее пиковому току. Для туннельных диодов из арсенида галлия U_п = 100 – 150 мВ, для германиевых U_п = 40 – 60 мВ.

5. Напряжение впадины U_в – прямое  напряжение, соответствующее току впадины. У туннельных диодов из арсенида галлия U_в = 400 – 500 мВ, у германиевых U_в  = 250 – 350 мВ.

6. Напряжение раствора U_рр – прямое напряжение, большее напряжение впадины, при котором ток равен пиковому.

7. Удельная емкость туннельного диода С_д/I_п – отношение емкости туннельного диода к пиковому току.

8. Предельная резистивная частота f_R – расчетная частота, на которой активная составляющая полного сопротивления последовательной цепи, состоящей из p-n перехода и сопротивления потерь, обращается в нуль.

9. Резонансная частота туннельного диода f₀ – расчетная частота, на которой общее реактивное сопротивление p-n перехода и индуктивности корпуса туннельного диода обращается в нуль.

Промышленность выпускает туннельные диоды из арсенида галлия и из германия. Их вольтамперные характеристики показаны на рисунке 3.4. Из рисунка видно, что, чем больше ширина запрещенной зоны исходного полупроводника, тем при больших напряжениях наблюдается отрицательное дифференциальное сопротивление.

Рисунок 3.4 - Вольтамперные характеристики туннельных диодов

на основе Ga, GaAs  и GaSb

3.1.2. Зависимости тока туннельного диода от температуры

Изменение температуры туннельного диода может по-разному влиять на туннельную составляющую тока и на составляющую, связанную с инжекцией.

На температурную зависимость туннельной  составляющей тока могут влиять следующие физические факторы:

1.С повышением температуры уменьшается ширина запрещенной зоны арсенида галлия и германия – основных исходных полупроводниковых материалов для туннельных диодов. Уменьшение  ширины запрещенной зоны приводит к уменьшению толщины потенциального барьера, сквозь который туннелируют электроны, при этом вероятность туннелирования растет. Туннельная составляющая тока и, в частности, пиковый ток увеличиваются (рисунок 3.5).

Рисунок 3.5 - Рисунки, поясняющие увеличение  пикового

тока туннельного диода при росте температуры

2.При увеличении температуры изменяется распределение  электронов по энергетическим уровням – количество электронов под уровнем Ферми в зоне проводимости n-области  уменьшается, так как часть свободных электронов переходит на более высокие энергетические уровни, а уровень Ферми смещается вниз. Поэтому уменьшается число электронов, которые могут туннелировать из n-области в р-область. Туннельная составляющая прямого тока уменьшается (рисунок 3.6).

Рисунок 3.6 - Рисунок, поясняющий уменьшение пикового тока туннельного

диода при росте температуры

Так как эти факторы действуют, так сказать, в разные стороны, то суммарное их влияние, во-первых, должно быть малым, а во вторых, оно может привести как к увеличению, так и к уменьшению пикового тока туннельного диода с увеличением температуры.

Инжекционная составляющая тока туннельного диода растет с увеличением температуры по двум причинам, имеющим место и в выпрямительных диодах – уменьшение потенциального барьера и перераспределение носителей заряда по энергетическим уровням. Поэтому у туннельного диода ток впадины растет с увеличением температуры.

3.1.3. Частотные свойства туннельных диодов

Механизм действия туннельных диодов связан с туннелированием электронов сквозь потенциальный  барьер. Время, необходимое для завершения этого процесса, составляет 10^-13 – 10^-14с. Эффекта накопления неосновных носителей в базе туннельных диодов практически  нет, так как они используются при малых напряжениях, соответствующих падающему участку вольт-амперной характеристики (с отрицательным дифференциальным сопротивлением). Поэтому туннельные диоды способны работать на частотах до сотен гигагерц, что соответствует миллиметровому диапазону радиоволн. Верхний предел частотного диапазона работу туннельных диодов ограничен лишь паразитными реактивностями – собственной емкостью, основу которой составляет барьерная емкость электронно-дырочного перехода, и индуктивностью выводов и корпуса.

Для анализа и расчета параметров, характеризующих частотные свойства туннельных диодов, воспользуемся эквивалентной схемой туннельного диода для малого переменного сигнала при наличии постоянного напряжения которое смещает рабочую точку на падающий участок вольтамперной характеристики. Эквивалентная схема туннельного диода отличается от эквивалентной схемы обычного диода только тем, что здесь вместо активного сопротивления перехода введено отрицательное дифференциальное сопротивление  и учитывается  индуктивность выводов L (рисунок 3.7).

Рисунок 3.7 - Физическая эквивалентная схема туннельного диода

Полное сопротивление туннельного диода при малом синусоидальном напряжении

    (3.1)

где g = 1/  –  отрицательная дифференциальная проводимость туннельного диода.

         Отрицательное дифференциальное сопротивление у туннельного диода будет существовать, если вещественная часть полного сопротивления будет меньше нуля, т.е. при

                                                         (3.2)

         При большой частоте второе слагаемое в вещественной части (3.1) окажется меньше (по абсолютному значению) первого слагаемого. Это значит, что туннельный диод при больших частотах не будет обладать отрицательным дифференциальным сопротивлением. Определим предельную резистивную частоту, на которой активная составляющая полного сопротивления туннельного диода обращается в нуль, т.е. неравенство (3.2) обращается в равенство:

Отсюда

                                                    (3.3)

         Из соотношения (3.3) видно, что предельная резистивная частота туннельного диода зависит от соотношения сопротивления базы диода и абсолютного значения отрицательного дифференциального сопротивления. Для  нахождения экстремальных значений предельной резистивной частоты надо продифференцировать (3.3) по  и приравнять полученное выражение нулю. Тогда получаем условие

=,                                                                        (3.4)

при выполнении которого предельная резистивная частоту будет максимальной. Связь ее с параметрами эквивалентной схемы можно получить, подставив 3.4 в 3.3. Тогда

                                                            (3.5)

         Усредненное отрицательное дифференциальное сопротивление можно представить в виде:

Если полученное соотношение подставить в (3.5), то

~

Поэтому отношение емкости туннельного диода к пиковому току является одним из основных параметров туннельного диода, который характеризует его частотные свойства.

В туннельном диоде, имеющем паразитную индуктивность и емкость, при некоторой частоте могут возникнуть условия для резонанса, что нарушит нормальную работу схемы с туннельным диодом. Поэтому резонансная частота туннельного диода  является еще одним параметром, характеризующим частотные свойства туннельного диода.

Резонансную частоту туннельного диода можно определить из соотношения (3.1) при условии равенства нулю мнимой части полного сопротивления диода:

тогда

                                            (3.6)

         Туннельные диоды должны быть сконструированы так, чтобы резонансная частота была выше предельной резистивной частоты , тогда возможные нежелательные резонансные явления возникают только на частотах, на которых туннельный диод уже не будет обладать отрицательным дифференциальным сопротивлением. Неравенство  с учетом соотношений (3.6) и (3.3) преобразуем следующим образом:

Следовательно, индуктивность эквивалентной схемы туннельного диода, которая определяется в основном  индуктивностью внутренних и внешних выводов диода, должна быть по возможности малой. Поэтому внутренние и внешние выводы у туннельных диодов делают не из тонкой проволоки, а из плющенки или в виде мембран, пластин и т.п.

3.1.4. Обращенные диоды

Обращенным называют диод на основе полупроводника с критической концентрацией примесей, в котором проводимость при обратном напряжении вследствие туннельного эффекта значительно больше, чем при прямом напряжении

         При концентрациях примесей в р- и n-областях диода, меньших, чем в туннельных диодах, но больших, чем в обычных выпрямительных диодах, можно получить диод, энергетическая диаграмма которого показана на рисунке 3.8, а. Уровень Ферми при такой средней концентрации примесей может быть расположен на потолке валентной зоны p-области и на дне зоны проводимости n-области  диода, т.е. потолок валентной зоны p-области  и дно зоны проводимости n-области при нулевом смещении на диоде находятся на одной высоте по энергетической диаграмме.

          Обратная ветвь вольтамперной характеристики обращенного диода аналогична обратной ветви вольтамперной характеристики туннельного диода, так как при обратных напряжениях происходит туннелирование электронов из валентной зоны р-области в зону проводимости n-области. Поэтому обратные токи в обращенных диодах оказываются большими при ничтожно малых обратных напряжениях (десятки милливольт).

         Прямая ветвь вольтамперной характеристики обращенного диода аналогична прямой ветви вольтамперной характеристики обычного  выпрямительного диода, так как при прямых напряжениях на обращенном диоде прямой ток может быть образован только в результате инжекции носителей заряда через потенциальный барьер электронно-дырочного перехода. Но заметная инжекция может наблюдаться только при прямых напряжениях в несколько десятых долей вольта. При меньших напряжениях прямые токи в обращенных диодах оказываются меньше обратных (рисунок 3.8, б).

         Таким образом, обращенные диоды обладают выпрямляющим эффектом, но пропускное (проводящее) напряжение у них соответствует обратному включению, а запирающее (непроводящее) – прямому включению.

         Из принципа действия обращенных диодов ясно, что они, во-первых, способны работать на очень малых сигналах. Во-вторых, должны обладать хорошими частотными свойствами, так как туннелирование – процесс малоинерционный,  а эффекта накопления неосновных носителей при малых прямых напряжениях практически нет. Поэтому обращенные диоды можно использовать на СВЧ. В-третьих, из-за относительно большой концентрации примесей в прилегающих к электронно-дырочному переходу областях обращенные диоды оказываются мало чувствительными и воздействию проникающей радиации.

Рисунок 3.8 - Энергетическая диаграмма (а) и вольтамперные характеристики

обращенных диодов

3.2. Параметрический диод (варикап)

3.2.1.  Структура и принцип действия

Варикап – это полупроводниковый диод, в котором используется зависимость емкости от величины обратного напряжения и который предназначен для применения в качестве элемента с электрически  управляемой емкостью.

         Диод обладает барьерной и диффузионной емкостями. В качестве варикапов используют  только диоды при обратном постоянном смещении, когда проявляется только барьерная емкость. Диффузионная емкость проявляется при прямом смещении диода, когда проводимость его велика и велики потери мощности из-за относительно больших активных токов через диод.

         Зависимость емкости от напряжения смещения различна для варикапов, изготовленных методом диффузии примесей или методом эпитаксии. В варикапах с резким электронно-дырочным переходом зависимость барьерной емкости от напряжения смещения получается более резкая. Связано это с тем, что глубина проникновения электрического поля или его приращения в материал зависит от удельного сопротивления этого материала. В сплавном варикапе слои базы, прилегающие к переходу, легированы равномерно, а в диффузионном – при удалении от перехода концентрация нескомпенсированных примесей увеличивается, т.е. уменьшается удельное сопротивление.

         Поэтому для получения еще более резкой зависимости емкости варикапа  от напряжения смещения необходимо создавать в базе варикапа аномальное распределение нескомпенсированных примесей с градиентом  концентрации другого знака по сравнению со знаком градиента концентрации  без-диффузионного диода (рисунок 3.9, б).

         Так же, как в других диодах, сопротивление базы варикапа должно быть по возможности меньшим. Одновременно для большего пробивного напряжения необходимо большое удельное сопротивление слоев базы, прилегающих к электронно-дырочному переходу. Таким образом, база варикапа должна состоять из двух слоев (рисунок 3.9,а,б). Основная часть базы – подложка должна быть  низкоомной. Тонкий слой базы, прилегающий к переходу, должен быть высокоомным.

Рисунок 3.9 - Структура варикапа (а) и распределение в ней нескомпенсированных примесей

Рисунок 3.10 - Полная физическая эквивалентная схема варикапа (а), эквивалентная схема на низкой частоте (б) и эквивалентная схема на высокой частоте (в)

3.2.2. Основные параметры

         1. Емкость варикапа С_в – емкость, измеренная между выводами варикапа при заданном обратном напряжении. Для различных варикапов  емкость может быть от нескольких единиц до нескольких сотен пикофарад.

         2. Коэффициент перекрытия по емкости К_с  – отношение емкостей варикапа при двух заданных значениях обратных напряжений. Значение этого параметра составляет обычно несколько единиц.

         3. Добротность варикапа Q – отношение реактивного сопротивления варикапа  на заданной частоте переменного сигнала к сопротивлению потерь при заданном значении емкости или обратного напряжения. Добротность – это величина, обратная тангенсу угла диэлектрических потерь. Добротность варикапов измеряют обычно при тех же напряжениях смещения, что и емкость. Значение добротности – от нескольких десятков до нескольких сотен.

3.2.3. Частотные свойства

         Изменение барьерной емкости при изменении напряжения на электронно-дырочном переходе, а также заряд и  разряд этой емкости под действием изменяющегося напряжения обусловлен смещением основных носителей заряда в прилегающих к переходу областях. Постоянная времени этого процесса – время релаксации .

         Приняв  = 10^-1Ом^.см и  = 16 (для германия), получаем  = 1,4 ^. 10^-13с. Значит, инерционность процессов заряда и разряда барьерной емкости варикапа под действием изменяющегося напряжения может сказываться только на очень высоких частотах. Однако в варикапе (как и в любом другом полупроводниковом диоде) есть объемное сопротивление базы r_Б и активное сопротивление) электронно-дырочного перехода r_p-n (рисунок 3.10, а), которые могут привести к снижению добротности варикапа при высоких или низких частотах.

Рисунок 3.11 - Зависимость добротности варикапа от частоты

         При низких частотах в эквивалентной схеме варикапа можно не учитывать малое сопротивление базы r_Б по сравнению с большим емкостным сопротивлением барьерной емкости и большим активным сопротивлением перехода. Таким образом, при низких частотах упрощенная эквивалентная схема варикапа представляет собой  параллельное соединение барьерной емкости и сопротивления перехода. Для параллельной схемы замещения тангенс угла диэлектрических потерь

добротность

                                          (3.7)

         Следовательно, добротность варикапа при низких частотах растет с увеличением частоты, так как изменяется соотношение между реактивной и активной проводимостями варикапа (рисунок 3.11).

Таким образом, варикапы, применяемые на очень низких частотах, должны иметь высокие значения произведения дифференциального сопротивления электронно-дырочного перехода на величину барьерной емкости . Величина этого произведения не зависит от площади перехода, так как барьерная емкость пропорциональна, а дифференциальное сопротивление обратно пропорционально площади электронно-дырочного перехода. Ясно, что величина дифференциального сопротивления электронно-дырочного перехода будет больше, если значения плотности постоянных обратных токов будут меньше. Поэтому для изготовления низкочастотных варикапов целесообразно использовать полупроводниковые материалы с большой шириной запрещенной зоны (кремний, арсенид галлия и т.д.).

При высоких частотах в эквивалентной схеме варикапа можно не учитывать большое  активное сопротивление  перехода по сравнению с малым (при высокой частоте) параллельно включенным емкостным сопротивлением барьерной емкости. Но при этом нельзя пренебрегать сопротивлением базы, которое может оказаться сравнимым с емкостным сопротивлением барьерной емкости. Таким образом, при высоких частотах упрощенная эквивалентная схема варикапа представляет собой последовательное соединение барьерной емкости и сопротивления базы (рисунок 3.10,в). Для последовательной схемы замещения тангенс угла диэлектрических потерь

                                               (3.8)

где

Следовательно, добротность варикапа при высоких частотах уменьшается с увеличением частоты, так как уменьшается отношение реактивного сопротивления варикапа к сопротивлению потерь.

Варикапы в основном применяют на высоких и сверхвысоких частотах. Поэтому определение одного из основных параметров варикапа – добротности соответствует именно последовательной схеме замещения.

         Таким образом, варикапы, применяемые на высоких и сверхвысоких частотах, должны иметь малые значения дифференциального сопротивления базы . В рабочем диапазоне постоянных смещений варикапа, т.е. при обратных напряжениях сопротивление базы можно считать неизменным. Тогда дифференциальное сопротивление базы, равное статическому сопротивлению базы и из формулы (3.8) следует, что уменьшить дифференциальное или статическое сопротивление базы варикапа можно путем выбора исходного полупроводникового материала с большой подвижностью носителей заряда (арсенид галлия, германий с электропроводностью  n-типа и т.д.).

         Уменьшить сопротивление базы варикапа путем увеличения концентрации носителей заряда нецелесообразно, так как при увеличении концентрации носителей заряда будет уменьшаться подвижность носителей заряда и пробивное напряжение варикапа.

         Для уменьшения сопротивления базы без уменьшения пробивного напряжения базу варикапа делают двухслойной (см. рисунок 3.9). При этом низкоомный слой базы представляет собой подложку относительно большой толщины, обеспечивающей необходимую механическую прочность структуре прибора. Высокоомный слой базы с тем же типом электропроводности имеет малую толщину (несколько микрометров). Он может быть создан методом эпитаксиального наращивания.

3.3. Приборы на пролетных эффектах

3.3.1. Общие сведения

         Принцип работы лавинно-пролетных диодов (ЛПД) основан на возникновении отрицательного сопротивления в диапазоне сверхвысоких частот, которое обусловлено процессами лавинного умножения носителей и их пролета через полупроводниковую структуру. Появление отрицательного сопротивления связано с временным запаздыванием этих двух процессов, приводящим к фазовому сдвигу между током и напряжением. «Лавинное запаздывание» появляется за счет конечного времени нарастания лавинного тока, а «пролетное запаздывание» - за счет конечного времени прохождения носителями области дрейфа. Сопротивление диода отрицательно на некоторой частоте, если сумма этих времен равна полупериоду колебания.

         Возникающее за счет пролетных эффектов в полупроводниковых диодах отрицательное сопротивление впервые изучил в 1954 г. Шокли, который считал, что двухконтактные приборы из-за структурной простоты обладают потенциальными преимуществами по сравнению с трехконтактными транзисторами. В 1958 г. Рид предложил конструкцию  высокочастотного полупроводникового диода, в котором область лавинного умножения  расположены на одном конце относительно высокоомного слоя, служащего дрейфовым пролетным пространством для генерируемых носителей заряда (т.е. р⁺–  n – i – n⁺ или n⁺ - p – i – p⁺). Результаты малосигнальной теории подтвердили, что отрицательное сопротивление, обусловленное лавинно-пролетным эффектом, может возникать в обычном диоде p-n-переходом или  контакте металл – полупроводник с произвольным профилем распределения примеси.

         В настоящее время лавинно-пролетный диод является одним из самых мощных твердотельных источников СВЧ-излучения. ЛПД могут генерировать в непрерывном режиме наибольшую мощность в диапазоне частот, соответствующих миллиметровым длинам волн  (т.е. свыше 30 ГГц). Однако следует  сказать о трудностях, с которыми сталкиваются при работе ЛПД по внешней цепи: 1) высокий уровень шума; 2) необходимость тщательного расчета цепей (чтобы избежать расстройки или даже перегорания диода, поскольку реактивность большая и сильно зависит от амплитуды осцилляций).

         Другим прибором на пролетном эффекте является инжекционно-пролетный диод (ИПД),  название которого указывает на механизмы, лежащие в основе его работы. Поскольку в ИПД нет запаздывания, связанного с конечным временем нарастания лавины, предполагается, что эти приборы будут генерировать меньшие мощности при более низких к.п.д. по сравнению с лавинно-пролетными диодами. С дугой стороны, шум, связанный с инжекцией носителей заряда через барьер, меньше лавинного шума ЛПД. Низкий уровень шума и хорошая стабильность позволяют применять ИПД в качестве гетеродина. Инжекционно-пролетные диоды обладают большей мощностью и меньшей величиной минимального обнаружимого сигнала, чем ЛПД или приборы на эффекте междолинного перехода электронов при их использовании в качестве доплеровских детекторов. Родственным инжекционно-пролетному диоду является двухскоростной пролетный диод (ДСПД), в котором скорость носителей у одного контакта значительно меньше, чем у другого. До сих пор не было сообщений об экспериментальном наблюдении СВЧ-генерации в ДСПД. Тем не менее, согласно теоретическим оценкам, эти приборы будут иметь более высокие к.п.д. по сравнению с инжекционно-пролетными диодами, поскольку в ДСПД есть дополнительное запаздывание на время пролета области, в которой скорость носителей относительно низка.

         Родственным ЛПД прибором является  также пролетный диод с захваченным объемным зарядом лавины TRAPATT . Рабочая частота этого прибора намного меньше пролетной, а к.п.д. значительно выше, чем у ЛПД. В результате теоретических исследований было установлено, что при работе в режиме большого сигнала лавинный процесс начинается в области высокого поля, а затем быстро распространяется на весь образец, в результате чего последний заполняется высокопроводящей электронно-дырочной плазмой, пространственный  заряд которой снижает напряжение на диоде до очень малых величин. Так как плазма не может быть быстро выведена из прибора, этот режим работы назван режимом с захваченным объемным зарядом лавины. Пролетные диоды с захваченным объемным зарядом лавины применяется в импульсных передатчиках и в радарах с фазными решетками.

3.3.2. Лавинно-пролетный диод

         Основными представителями семейства лавинно-пролетных диодов являются диод Рида, асимметричный резкий p-n-переход,  симметричный p-n-переход (диод с двумя дрейфовыми областями), диод с трехслойной базой (модифицированный диод Рида) и p–i–n-диод. Ниже рассмотрены статические характеристики этих диодов (распределение электрического поля, напряжение  пробоя и эффекты пространственного заряда).

Рисунок 3.12 - Распределение примесей (а), напряженности электрического поля(б)

при пробое в p⁺-n-i-n⁺ - диоде Рида

На рисунке 3.12 приведены распределения примесей электрического поля  в идеализированном диоде Рида (p⁺ – n – i – n⁺- или  n⁺ – p – i – p⁺-диоде) при пробое. Эффективный коэффициент ударной ионизации равен

                                    (3.9)

        

где  и  – коэффициенты ударной ионизации электронов и дырок соответственно  – ширина  обедненной области.

         Условие лавинного пробоя можно записать в виде

         Из-за сильной зависимости коэффициентов ударной ионизации от напряженности электрического поля область лавинного умножения сильно локализована, т.е. практически весь процесс умножения носителей происходит в узком слое высокого поля от 0 до х_А , где х_А – ширина области умножения. Падение напряжения на области умножения обозначим V_A. Оптимальная плотность тока и максимальный к.п.д. лавинно-пролетных диодов сильно зависят как от х_А  так и от V_A. Слой вне области умножения (х_А  х  называется областью дрейфа.

         Существуют два предельных случая распределения примеси  в диодах Рида.  Если отсутствует область с концентрацией примеси N₂ , то это – резкий p⁺ – n-переход. Если же отсутствует область с концентрацией N₁ , то диод Рида выражается в p–i–n-диод, который иногда называют диодом Мисавы. На рисунке 3.13, а приведены статические характеристики диода с ассиметричным резким р – n-переходом. Область лавинного умножения сильно локализована. На рисунке 3.13, б приведены характеристики кремниевого диода с симметричным резким р – n-переходом. Область умножения расположены вблизи центра обедненной области. Небольшая асимметрия эффективного коэффициента ударной ионизации по отношению к точке, в которой напряженность электрического поля максимальна, связана с тем, что в кремнии  и  сильно различаются.

Если , как это имеет место в GaP, эффективный коэффициент ионизации

и область лавинного умножения симметрична по отношению к точке .

На рисунке 3.14, а приведены статические характеристики модифицированной структуры Рида – диода с двухслойной базой, в котором концентрация N₂  существенно превышает соответствующую величину для диода Рида. Статические характеристики другой модификации – диода с трехслойной базой приведены на рисунке 3.14, б. В этом  диоде «сгусток» заряда Q расположен в точке . Поскольку достаточно высокая напряженность электрического поля остается постоянной между точками  и , то максимальное поле может быть меньше, чем в диоде с двухслойной базой. В p–i–n-диоде электрическое поле однородной во всей i-области при малых токах. В этом случае область лавинного умножения соответствует всей ширине слоя собственной концентрации

.

Рисунок 3.13 - Распределения примесей и напряженности электрического поля в диоде с ассиметричным резким p⁺ – n-переходом (диод с одной дрейфовой областью) (а) и в p⁺ – р – n – n⁺ -диоде с симметричным резким р – n-переходом (диод с двумя дрейфовыми областями (б)

Напряжение пробоя для асимметричных резких p–n-переходов было рассмотрено в [1]. Можно воспользоваться этим методом для того, чтобы найти напряжения пробоя для других типов диодов. Для симметричных резких переходов (рисунок 3.14, б) напряжение пробоя определяется равенством

,                                          (3.10)

где  – величина  максимальной напряженности электрического поля при . На рисунке 3.15 приведены максимальные напряженности электрического поля при пробое в симметричных и асимметричных р – n-переходах из кремния и арсенида галлия с ориентаций (100). Если известна концентрация примеси, то напряжение пробоя можно найти из равенства (3.10), пользуясь графиками, приведенными на рисунке 3.15. Обратное напряжение при пробое равно (), где  – контактная разность потенциалов, причем = в случае симметричных резких переходов (в работающих ЛПД величиной  можно пренебрегать).

Рисунок 3.14 - Распределения примесей и напряженности электрического поля в

модифицированных диодах Рида: с двухслойной базой (а) и трехслойной базой (б)

Рисунок 3.15 - Максимальная напряженность электрического поля при пробое как функция концентрации для асимметричных и симметричных резких переходов из Si и GaAs.

        

Напряжение пробоя и ширина обедненной области в диоде Рида и диоде с двухслойной базой определяются следующими равенствами:

                (3.11)

                                      (3.12)

Ширина обедненной области в диоде Рида ограничена толщиной эпитаксиального слоя, которая меньше величины, вычисленной с помощью равенства (6). Максимальная напряженность электрического поля при пробое в диоде Рида или диоде с двухслойной базой с точностью до 1% совпадает с соответствующей величиной для асимметричного резкого р – n-перехода с такой же концентрацией примеси N₁ при условии, что ширина области лавинного умножения . Следовательно, напряжение пробоя можно найти из равенства (3.11) и (3.12), используя величину максимальной напряженности электрического поля из графиков, приведенных на рисунке 3.16.

Рисунок 3.16 - Диод, смонтированный на медном теплоотводе, с металлическими слоями, используемыми для термокомпрессированного соединения золото – золото (а), упрощенная структура диода и теплоотвода (б)

         При низких частотах характеристики ЛДП в непрерывном режиме генерации ограниченны в первую очередь температурным фактором, т.е. мощностью, которая может быть рассеяна в виде  тепла в полупроводниковом кристалле. Типичный способ монтажа прибора показан на рисунке 3.16, а. Упрощенная структура диода и теплоотвода изображена на рисунке 3.16, б. Полное тепловое сопротивление для кругового источника тепла радиусов r на глубине d_s в кремнии равно

        (3.13)

Символы поясняются рисунком 3.16, б. Последнее слагаемое равно тепловому сопротивлению теплоотвода, занимающему бесконечное пространство. Предполагается, что теплопроводность алмаза при 300 К в 3 раза превышает соответствующую  величину для меди, а значение теплопроводности кремния соответствует максимальной рабочей температуре 500 К (таблица 3.1).  Из рисунка видно, что

Таблица 3.1.

Теплопроводность и типичные значения толщин слоев различных материалов для диода, работающего в диапазоне частот 15 – 18 ГГц при 300 К

алмазный теплоотвод уменьшает тепловое сопротивление приблизительно в 2 раза, а R_Т убывает с ростом площади диода.

         Мощность Р , которая может быть рассеяна в виде тепла в диоде, должна быть равна мощности, которая может быть передана в теплоотвод. Поэтому Р равно , где  - разность температур p–n-перехода  и теплоотвода. Если реактивная проводимость  (где  остается постоянной, а основной вклад в тепловое сопротивление вносит полупроводник (в предположении, что ), то для заданной величины

~           (3.14)

В этих условиях величина генерируемой в непрерывном режиме мощности уменьшается пропорционально 1/f.

3.3.3. Инжекционно-пролетные диоды

         Инжекционно-пролетный диод принадлежит к семейству пролетных СВЧ-диодов. В основе его работы лежат два механизма: термоэмиссия (инжекция) и диффузия неосновных носителей через прямосмещенный барьер и пролет носителей через область дрейфа (что приводит к запаздыванию фазы на угол пролета 3). Обычно ИПД маломощны и имеют низкий к.п.д., однако отношение сигнал/шум лучше, чем у других диодов. ИПД используются чаще всего в качестве гетеродинов в СВЧ-приемниках.

         Инжекционно-пролетный диод представляет собой два выпрямляющих контакта с общей базой, которая в рабочих условиях полностью обеднена носителями. Сначала мы рассмотрим протекание тока в таком диоде. Затем проведем анализ работы в режимах малого и большого сигналов.

         Сначала рассмотрим протекание электрического тока в симметричной структуре металл – полупроводник – металл (МПМ) с однородно легированным слоем полупроводника n-типа. На рисунке 3.17, б – г приведены  распределения объемного заряда, электрического поля и энергетическая диаграмма смещенного

Рисунок 3.17 - Структура металл – полупроводник – металл (МПМ - структура).

а – МПМ –структура с однородно легированным полупроводником n-типа;

б – распределение пространственного заряда при малых смещениях диода;

в – распределение поля;

г – энергетическая диаграмма.

Рисунок 3.18 - Распределение электрического поля и энергетическая диаграмма МПМ-структуры при проколе (а) и в условиях плоских зон (б).

диода соответственно (меньшее положительное напряжение приложено к контакту 1 причем контакт 1 смещен, таким образом, в прямом направлении, а контакт 2 – в обратном). Ширина обедненных областей определяется следующими равенствами:

                                                     (3.15)

                                             (3.16)

где W₁ и W₂ – ширина обедненных областей прямо- и обратно-смещенных барьеров соответственно, N_d  – концентрация  ионизованной примеси и  – контактная разность потенциалов. В этих условиях полный ток равен сумме обратного тока насыщения диода Шоттки с высотой барьера , генерационно-рекомбинационного тока и тока поверхностных утечек.

         По мере увеличения напряжения, в конце концов произойдет смыкание обедненной области контакта, смещенного в обратном направлении, с обедненной областью прямосмещенного контакта (рисунок 3.18, а). Соответствующее напряжение называется напряжением смыкания (или напряжением прокола) . Это напряжение можно найти, приравняв  ( где W – ширина n-области):

      (3.17)

При дальнейшем увеличении напряжения энергетические зоны на контакте 1 становятся плоскими. В этом случае электрическое поле при  равно нулю, а падение напряжения на первом контакте  (рисунок 3.18,б). Соответствующее напряжение называется напряжением плоских зон U_пз:

                                                             (3.18)

Зависимость напряжения плоских зон от концентрации примеси в кремниевых диодах с различной шириной базы приведена на рисунке 3.19. Для заданной ширины базы максимальная величина  ограничена напряжением лавинного пробоя.

         Величина постоянного смещения ИПД в условиях генерации СВЧ-мощности обычно лежит между  и .В этом случае  приложенное напряжение U связано с высотой барьера, смещенного в прямом направлении, следующим соотношением:

                                              (3.19)

Рисунок 3.19 - Зависимость напряжения плоских зон от концентрации примеси в кремниевых диодах с различной шириной базы. Для заданной ширины базы максимальная величина напряжения плоских зон ограничена напряжением лавинного пробоя.

Положение точки  в которой происходит смыкание обедненных областей определяется равенством

                                                 (3.20)

После смыкания обедненных областей ток термически эмитированных через барьер  дырок становится доминирующим:

                          (3.21)

Рисунок 3.20 - Вольт-амперная характеристика кремниевого p⁺ – n – p⁺- диода в условиях работы с проколом.

где   – эффективная постоянная Ричардсона. Из равенства (3.21) для  получаем

                               (3.22)

Таким образом, после смыкания обедненных носителей областей зависимость тока от напряжения будет экспоненциальной.

         Если ток настолько велик, что концентрация инжектированных носителей сравнивается с концентрацией ионизованной примеси, объемный заряд подвижных носителей влияет  на распределение электрического поля в области дрейфа. Это явление называется эффектом ограничения объемным зарядом. Если дырки пересекают n-область со скоростью насыщения , а ток , то уравнение Пуассона принимает вид

                         (3.23)

Дважды проигнорировав это уравнение с граничными условиями  ,  при , получим

                                  (3.24)

Выражения для напряжений смыкания и плоских зон в p⁺–  n – p⁺ -диоде имеют такой же вид, как и для МПМ-структуры. Для усложненной p⁺–  i – n – – p⁺ -структуры из аналогичных рассуждений можно получить величины U_см, U_пз, x_R и соотношения между приложенным напряжением и падением напряжения на смещенном в прямом направлении переходе.

         Протекание тока через p⁺–  n – p⁺ -диод, в котором произошел прокол, определяется теми же механизмами, что и в МПМ-структуре. Единственным отличием является отсутствие в равенствах (3.22) и (3.24) множителя ехр   в случае инжекции носителей через смещенный в прямом направлении p⁺–  n-переход, т.е.

^.                    (3.25)

Высота барьера в структуре  PtSi –-Si  равна 0,2 эВ. Следовательно, при температуре 300 К и заданном напряжении, превышающем напряжение смыкания, ток p⁺–  n – p⁺ -диода будет приблизительно в 3000 раз больше тока МПМ-структуры. При комнатной температуре  составляет  ~10⁷А/см². Поэтому в обычных рабочих условиях эффект ограничения объемным зарядом становится существенным при токах, значительно меньших J_пз.

         Типичная вольтамперная характеристика кремниевого p⁺–  n – p⁺ -диода с концентрацией примеси 5^.10¹⁴см^-3 и шириной базы 8,5 мкм приведена  на рисунке 3.20. Напряжение плоских зон равно 29 В, а напряжение смыкания составляет ~ 21 В. Отметим, что сначала ток возрастает экспоненциально, а затем линейно с напряжением.

         Для эффективной работы ИПД необходимо контролировать величину инжектированного заряда. Поэтому ток должен резко возрастать с увеличением напряжения. Линейная вольтамперная  зависимость, связанная с эффектом ограничения объемным зарядом, будут ухудшать характеристики прибора. Обычно оптимальная плотность тока значительно меньше .

         Описанный выше диод со смыканием обедненных областей (который также называют диодом с проколом) используется в качестве быстродействующего ограничителя напряжения, поскольку ток в таком диоде резко возрастает, как только напряжение превысит напряжение смыкания. Эффект накопления  заряда практически отсутствует; кроме того, диод обладает хорошей температурной стабильностью. Были созданы диоды со смыканием с рабочим напряжением ~1,5 В, причем характеристики были сравнимы и даже лучше, чем характеристики  зинеровского диода, в котором используются явления лавинного пробоя или туннелирования (при больших напряжениях – лавинный пробой, при малых – туннелирование).

3.4. Диод Шоттки

3.4.1. Общие сведения

         Контакты металл – полупроводник получили  наибольшее распространение на практике. Это связано с двумя их характерными особенностями.

         1. В связи с тем, что металл и полупроводник обладают различными электрофизическими свойствами , контакт между ними, в отличие от p-n-перехода, может быть как выпрямляющим, так и невыпрямляющим - омическим.

         2. Проводимость в контактах металл – полупроводник осуществляется носителями одного знака (монополярная проводимость). В результате предел применимости их по частоте выше, чем для p-n-переходов.

         Выпрямляющие контакты используются для изготовления диодов (диоды Шоттки), способных выполнять различные функции в широком  диапазоне частот, а с помощью невыпрямляющих контактов осуществляется подключение приборов на твердом теле к внешней электрической цепи. Различные свойства указанных контактов зависят от соотношения между работами выхода из металла  и полупроводника .

         На рисунке 3.21 построена энергетическая диаграмма для выпрямляющего контакта металл – электронный полупроводник, когда >. После осуществления плотного контакта между полупроводником и  металлом начнется интенсивный обмен электронами, при этом преимущественный поток будет направлен из полупроводника в металл. В результате поверхность металла будет заряжаться отрицательно, а поверхность полупроводника – положительно и между металлом и полупроводником возникает контактная разность потенциалов , которая стремится уравновесить встречные потоки электронов. За счет  возникновения контактной разности потенциалов уровень Ферми в полупроводнике опустится и при плотном контакте совпадет с уровнем Ферми в металле.

         Появление контактной разности потенциалов эквивалентно увеличению работы выхода из полупроводника в металл на величину . Поэтому величина , соответствующая равновесному состоянию, определяется как разность термодинамических работ выхода, т.е. =-. В рассматриваемом примере в поверхностном слое полупроводника шириной Хd  образуется    обедненный слой с повышенным  сопротивлением, в котором мало электронов, а положительный заряд обусловлен наличием ионизированных атомов доноров. Малая концентрация электронов вблизи  контакта характеризуется увеличением расстояния между уровнем Ферми  и дном зоны проводимости . Поэтому в соответствии с этим правилом для обедненного контакта границы энергетических зон полупроводника на рисунке 3.21 изгибаются «вверх».

Искривление  энергетических зон, так же как в p-n-переходе  свидетельствует о наличии электрического поля вблизи поверхности полупроводника. Это поле не может повлиять на ширину запрещенной зоны Eg и внешнюю работу выхода qX (сродство к электрону), поскольку даже при малой глубине

Рисунок 3.21 - Энергетическая диаграмма контакта металл – проводник (барьер Шоттки)

проникновения ~ 10⁶ см величина этого поля не превышает ~ 10⁶   В/см .см. Поэтому после осуществления плотного контакта величины Eg и   на энергетической диаграмме рисуок 3.21 должны остаться неизменными. По этой причине линия , соответствующая энергии свободного электрона, должна быть заменена пунктирной кривой, как показано на рисунке 3.21. Справедливость этого правила  следует также из следующих соображений: в области контакта вектор электрической индукции  не может претерпевать разрыва, в то время, как диэлектрическая проницаемость меняется скачком от _ме до _ПП. Следовательно, в плоскости контакта  (металлургическая граница) напряженность поля    должна изменяться также скачком: =_ме-_ПП. Для вакуума, к которому относится уровень , ₀ = const.  Поэтому там поле и энергия являются непрерывными функциями координаты и уровень  должен плавно «следить» за изменением   так чтобы разность  все время оставалось равной внешней работе выхода . Положение уровня  после образования плотного контакта уже не играет принципиальной роли для описания явлений в контакте, поскольку теперь нас интересует только процесс взаимного обмена электронами между металлом и полупроводником, не связанный с их выходом в вакуум. Поэтому уровень  на энергетических диаграммах металл – полупроводник обычно не указывают.

3.4.2. Вольт-амперная характеристика диода Шоттки

         Энергетические зонные диаграммы  выпрямляющего контакта металл-полупроводник n-типа для случая, когда работа выхода из полупроводника меньше чем из металла, при тепловом  равновесии , при прямом  и обратном  смещениях представлены на рисунке 3.22, а, б, в, соответственно. Из рисунка видно, что:

         - высота потенциального барьера для электронов  значительно меньше высоты потенциального барьера для дырок  (рисунок 3.22,а), что связано с различными величинами постоянных решеток металла и полупроводника;

         - при прямом смещении (рисунок 3.22,б) когда к металлу приложено положительное напряжение по отношению полупроводника потенциальный барьер для электронов понижается, и через диод (контакт) протекает прямой ток – поток  электронов из полупроводника в металл в то время, как практически отсутствует поток дырок из металла в полупроводник;

         - при обратном смещении может протекать большой туннельный ток (ток электронов из металла в полупроводник) в том случае, когда толщина потенциального барьера контакта металл – полупроводник будет меньше длины Дебая, т.е. при сильном легировании полупроводника.

         Аналитическое выражение для статической ВАХ диода можно записать, оперируя понятиями работ выхода из металла и полупроводника. Плотность эмиссионного тока из металла в вакуум

                                             (3.26)

где  – эффективная  постоянная Ричардсона, – работа выхода  из металла в полупроводник.

 Плотность тока из металла в полупроводник

                                             (3.27)

где  – высота барьера Шоттки (рисунок 3.22, а).

         При тепловом равновесии   ток через диод равен 0, следовательно

При приложении к диоду прямого напряжения (рисунок 3.22, б) плотность тока из  полупроводника станет равной

                                      (3.28)

где  – величина  напряжения, приложенного к диоду.

         Величина плотности тока из металла в полупроводник не изменится, так как все напряжение, приложенное к диоду падает на обедненном слое полупроводника. Следовательно, результирующий ток через диод

         (3.29)

Или по аналогии с аналитическим выражением для диода на p-n- переходе

                                              (3.30)

или , где  – обратный ток насыщения диода Шоттки, n – коэффициент неидеальности, который близок к единице.

Рисунок 3.22 - Энергетические зонные диаграммы выпрямляющего контакта металл - полупроводник n – типа при тепловом равновесии U = 0 (а) при прямом смещении (б) и при обратном смещении (в)

3.4.3. Области применения диодов Шоттки

         В диоде Шоттки из-за большой высоты  потенциального барьера для дырок  (рисунок 3.22, а) и малого количества дырок в металле практически отсутствует инжекция дырок из металла в полупроводник, а, следовательно, отсутствуют эффекты накопления рассеивания неосновных носителей в высокоомной области контакта. Известно [1], что эти эффекты  определяют величину времени восстановления обратного сопротивления диода _восст. – основной параметр импульсных диодов. Следовательно, диоды Шоттки как дискретные приборы можно использовать в СВЧ диапазоне (единицы и даже десятки ГГц).

         Большие плотности тока диодов Шоттки при малом падении на нем напряжения делают их перспективными для использования в низковольтных сильноточных  выпрямителях. Технология изготовления диодов Шоттки очень удобна для применения их в микроэлектронных устройствах. Они используются в быстродействующих логических интегральных схемах ТТЛШ (транзисторно-транзисторная логика Шоттки). Быстродействие ТТЛШ  время переключения вентиля 3 нс, по сравнению с  8 нс, обычной транзисторно-транзисторной логикой  объясняется тем, что транзистор (рисунок 3.23, а), физическая эквивалентная схема которого представлена на рисунке 3.23, б не входит в режим  насыщения при подаче на его базу большого сигнала , поскольку прямое падение напряжения на диоде Шоттки  не превышает 0,45 В в то время, как коллекторный переход кремниевого n-p-n-транзистора открывается при напряжении . Небольшая величина прямого падения напряжения на диоде Шоттки вызвана большой величиной  по сравнению с обратным током насыщения кремниевого диода на p-n-переходе.

         Структура  транзистора  Шоттки представлена на рисунке 3.23, в.

Рисунок 3.23 - Обозначение транзистора Шоттки в системе ЕСКД (а), физическая эквивалентная схема транзистора Шоттки (б) и структура транзистора Шоттки (в)

3.4.4. Ток неосновных носителей в диоде Шоттки

         При использовании дискретного диода Шоттки в СВЧ диапазоне необходимо выдержать при его изготовлении некоторые условия, которые предотвратят  инжекции неосновных носителей в высокоомную область контакта (т.е. дырок в полупроводник). Для этого необходимо, чтобы разность работ выхода из полупроводника и металла не приводила к образованию слоя с инверсным типом электропроводности (слой полупроводника р-типа). В противном случае из приконтактного слоя р-типа инжектировались бы дырки в n-полупроводнике  На контакте р_n можно записать как (рисунок 3.27, а)

                   (3.31)

         Высоту барьера Шоттки  можно записать как

 =                                                 (3.32)

В собственном полупроводнике

          (3.33)

Экспонируя (3.33), имеем

 или                           (3.34)

Чтобы не образовывался  на контакте со стороны n-полупроводника инверсный р-слой необходимо, чтобы высота  барьера Шоттки  была меньше энергии середины запрещенной зоны.

         Следовательно, из (3.32)

                                            (3.35)

Известно [3], что

или

                                                      (3.36)

Поставляя (3.36) в (3.35), получим

(3.37)                                                           

Из (3.37) видно, что отсутствие инверсного р-слоя обеспечивается небольшой концентрацией донорной примеси  в полупроводнике.

         Считая, что через диод Шоттки протекает, в основном, электронный ток, коэффициент инжекции  запишем, как

                             (3.38)

где  Определим величину

                              (3.39)

Выразим напряженность поля  как

                                                       (3.40)

Определяем , подставляя  (3.40) в (3.39) и, зная что

                                               (3.41)

Выражении (3.41) можно переписать, считая, что

                             (3.42)

                                                 (3.43)

Из (3.43) и (3.38) видно, что для увеличения коэффициента инжекции  нужно увеличить концентрацию донорной примеси N_d в полупроводнике. Но сильно легировать полупроводник нельзя по двум причинам:

         - большая концентрация донорной примеси N_d может привести к образованию инверсного слоя (р-слоя) у контакта со стороны n-полупроводника;

         - при большой концентрации донорной примеси может возникнуть ситуация, когда из-за туннельного тонкого барьера будет протекать значительный туннельный ток при обратном включении диода.

3.4.5. Частотные ограничения диода Шоттки

         Эффективное время пролета неосновных носителей в n-полупроводнике диода Шоттки , где  – толщина n-области (рисунок 3.24).

Рисунок 3.24 - Физическая эквивалентная схема диода Шоттки

1 – металлизация ; 2 – металл контакта Шоттки; 3 – SiO₂;

Со – паразитная  емкость; R_Б – сопротивление базы диода

Так как обычно , то .

 Или:                                                          (3.44)

так как .

         Из выражения (3.44) видно, что небольшую величину  можно получить при сильном легировании полупроводника, но отрицательные последствия этого мы уже обсудили.

         При прямом смещении электроны из полупроводника в металл попадают «горячими», поэтому релаксируют. Остывая, они проходят в металле путь длиной 10^-5см...10^-6см. Учитывая, что скорость насыщения см/с, получим время «остывания» t=10^-13...10^-12с.

         Горячие электроны, попадающие при обратном смещении диода из металла в полупроводник, остывая, проходят путь 10^-4см...10^-5см, что соответствует времени остывания t=10^-12...10^-11с. Таким образом, при обратном смещении частотные свойства диода Шоттки ухудшаются.

         Однако основное время задержки сигнала в диоде Шоттки связано с перезарядом барьерной  емкости выпрямляющего контакта

_бар.^. R_Б.

Вместе с этой лекцией читают "13 Аннотирование процедур".

3.4.6. Сравнительный анализ диода Шоттки и диода на p-n-переходе

          Важной особенностью проводимости в барьерах Шоттки при прямом смещении является то, что ток в них переносится почти полностью только электронами (в случае полупроводника n-типа) даже для очень  слаболегированных полупроводников. Это отличается от ситуации в p-n-переходах, в которых ток переносится преимущественно теми носителями, которые поставляются из материала с более высоким уровнем легирования. Поэтому диод Шоттки на основе полупроводника n-типа  соответствует p-n-переходу с р-областью, легированной слабее, чем n-область, т.е. p^--n-переходу. Если p^--n-переход смещен в прямом направлении, электроны инжектируются в р-область. Но если полярность смещения резко изменить на противоположную, то для перехода диода  в состояние с высоким сопротивлением, эти инжектированные электроны должны быть удалены. Это значит, что в течение некоторого короткого времени в диоде будет протекать значительный ток в обратном направлении. Это явление известно под названием эффекта накопления неосновных носителей. Аналогом такого процесса в диодах Шоттки является инжекция электронов в металл. В принципе эти электроны могут быть возвращены обратно в полупроводник при резкой смене полярности смещения, но только в том случае, если они сохранят энергию, достаточную для преодоления  барьера. Когда электроны инжектируются в металл при прямом смещении, они там становятся «горячими», т.е. их энергия превышает фермиевскую на величину, соответствующую высоте барьера. Этот избыток энергии быстро рассеивается при столкновениях с другими электронами за время ~ 10^-14 с, следовательно, вернуться эти электроны в полупроводник могут после смены полярности смещения за это же время. Таким образом, характерный для p-n-переходов эффект накопления неосновных носителей в диодах Шоттки фактически отсутствует, а время восстановления в них определяется процессами, о которых  указывалось выше.

         В p^– -n-переходах небольшая часть тока переносится дырками. Этот процесс может иметь место и в диодах Шоттки, но влияние дырок в этом случае чрезвычайно мало (обычно 10^-4 от электронного тока). Отчасти это связано с тем, что барьер для электронов  обычно меньше барьера для дырок , а также и с тем, что термоэмиссионный процесс по своей сути более эффективен, чем диффузионный, определяющий ток дырок. Этот эффект, известный как инжекция дырок, может влиять на переходный процесс при резкой смене полярности смещения. Однако, хотя время жизни дырок на несколько порядков больше соответствующего параметра для горячих электронов при рассеянии их избыточной энергии, коэффициент инжекции  настолько мал, что даже при наличии такого вклада время восстановления диода Шоттки остается пренебрежимо малым по сравнению с аналогичным временем   р–n-перехода. На практике времена восстановления для диодов Шоттки в большей степени определяются их RC-параметрами, чем электронными процессами. По этой причине они широко используются в качестве переключательных диодов и СВЧ смесителей.

         В р–n-переходах инжекция неосновных носителей в менее легированную область влечет за собой увеличение концентрации и основных носителей тока для обеспечения электронейтральности этой области. Этот процесс, известный как модуляция проводимости, играет важную роль в уменьшении последовательного сопротивления в высоковольтных выпрямителях. Такая модуляция проводимости может иметь место и в диодах Шоттки при инжекции дырок, но обычно она пренебрежимо мала из-за малого коэффициента инжекции. Тем не менее, в диодах на основе высокоомных полупроводников и металлов, барьеры для которых достаточно высоки, такая модуляция может наблюдаться.

         Термоэлектронная эмиссия является, по существу, более эффективным процессом по сравнению с диффузией. В результате при одинаковом значении диффузионного потенциала ток насыщения диода Шоттки на несколько порядков превышает ток р–n-перехода. Кроме того, в диоде Шоттки диффузионный потенциал может быть существенно меньшим, чем в р–n-переходе из того же полупроводника. Оба эти фактора, вместе взятые, приведут к тому, что ток насыщения кремниевого р–n-перехода, например на семь порядков или больше. С другой стороны, это значит, что для получения одинаковой плотности прямого тока на диод Шоттки достаточно подать напряжение смещения, меньшее приблизительно на 0,5 В по сравнению с р–n-переходом. Следовательно, диоды Шоттки особенно перспективны для использования в качестве низковольтных сильноточных выпрямителей.