Федоров Н.Д. Электронные и квантовые приборы СВЧ (2-е издание, 1979) (1152182), страница 28
Текст из файла (страница 28)
Эти диодыиспользуются для детектирования, преобразования, частоты,модуляции, переключения цепей, генерации колебаний иусиления.В связи с успехами полупроводниковой технологииширокое применение нашли биполярные СВЧ-транзисторы,а в последнее время все более перспективными становятсяполевые СВЧ-транзисторы на арсениде галлия.
Полевые транзисторы на арсениде галлия(GaAs) с затвором на основе барьера Шоттки имеют высокую максимальную частотугенерации, более широкую полосу частот, хорошие шумовые параметры и высокуюлинейность амплитудной характеристики.Сопоставление полупроводниковых приборов произведено на рис. 10.1.Глава 10 ЛАВИННО-ПРОЛЕТНЫЕ ДИОДЫ (ЛПД)Лавинно-пролетный диод—это полупроводниковый СВЧ-диод, в котором дляполучения носителей заряда используется лавинное умножение (ударная ионизация) вобласти электрического перехода и взаимодействие этих носителей с переменным полем впереходе в течение времени пролета. При определенных условиях взаимодействиеобеспечивает получение отрицательного дифференциального сопротивления, чтопозволяет использовать ЛПД для создания генераторов и усилителей.
Первыйполупроводниковый прибор с отрицательным дифференциальным сопротивлением(«кристадин») был использован О. В. Лосевым в 1922 г. для генерации и усилениявысокочастотных колебаний (до 20 МГц).Существуют ЛПД с различными структурами (р—п, р—i—п, р—п—i—р и др.) ирежимами работы. Первой предложена ЛПД со структурой типа р—п—i—р (диод Рида,1959 г.), однако эта структура была реализована только в 1965 г.
Первый ЛПД создан в123СССР А. С. Тагером с сотрудниками на основе обнаруженного в 1959 г. эффектагенерации СВЧ-колебаний при лавинном пробое германиевых диодов.§ 10.1. Лавинное умножение носителейУдарная ионизация. Если энергия движущихся в электрическом поле носителейзаряда превысит некоторую определенную величину, начнется ударная ионизация:соударение носителя с нейтральным атомом кристаллической структуры приводит кобразованию пары новых носителей—электрона и дырки.Для количественной характеристики этого процесса вводят коэффициенты ионизацииan и аp для электронов и дырок—число электронно-дырочных пар, создаваемых наединице пути (1 см) электроном и дыркой соответственно.
Коэффициенты an и ар сильнозависят от напряженности поля. Ударная ионизация наблюдается при большойнапряженности электрического поля (E>105 В/см). Зависимость an и ар от напряженностиполя для германия, кремния и арсенида галлия показана на рис. 10.2. Увеличение Е в дватри раза может привести к росту коэффициентов ионизации на четыре-пять порядков. Врассматриваемой области значений напряженности поля зависимость an и аp от E можетбыть представлена степенной функцией с показателем, лежащим в пределах от 3 до 9.Более точной является аппроксимация вида(10.1)где А и b — постоянные величины, определяемые экспериментально; т=1 для Ge и Si;m=2 для GaAs. Из рис.
10.2 видно, что коэффициенты an и ар зависят от материалаполупроводника. В арсениде галлия и фосфиде галлия (GaP) коэффициенты aп=ар, т. е. А иb одинаковы для электронов и дырок. В кремнии и германии an≠ap.Лавинное умножение носителей в р—n-переходе. Вполупроводниковых диодах ударная ионизация можетпроисходить в области р—n-перехода, если в нем созданадостаточно большая напряженность поля. С этим явлениемсвязан резкий рост обратного тока перехода, называемыйлавинным пробоем.Ток через переход при обратном напряжении связан сдвижениемнеосновныхносителей.Дырки,экстрагированные из n-области, двигаются в переходе понаправлению к р-области, а электроны, экстрагированныеиз р-области, перемещаются к n-области.
Пусть начальныйдырочный ток на левой границе перехода (х=0) Ip0, аРис. 10.2начальный электронный ток на правой границе (x=w) In0(Рис. 10.3,а). Вследствие ударной ионизации числодвигающихся дырок растет слева направо, а электронов—впротивоположном направлении. Соответственно в этихнаправлениях возрастают дырочная и электронныесоставляющие тока.Обозначим значения дырочного и электронного токов всечении с координатой х In и Iр. Выделим слой толщиной dx.Через этот слой в 1 с проходит Iр/е дырок и Iп/е электронов(е—заряд электрона). Каждая проходящая дырка на пути dxсоздает αpdx пар электрон—дырка, а каждый проходящийРис.
10.3электрон αndx пар. Увеличение числа дырок на длине dx124а рост дырочного токаили(10.2)Удобнее записать уравнение (10.2) в виде(10.3)где I=Iр+Iп — суммарный (полный) ток в переходе, не зависящий от координаты.Повторяя все рассуждения, можно получить аналогичное (10.2) уравнение дляизменения электронного тока:(10.4)где знак минус отражает рост тока в направлении, противоположном положительномунаправлению оси х.
Уравнение (10.4) можно привести к виду(10.5)Граничными условиями при решении дифференциальных уравнений (10.3) и (10.5)являются токи (рис. 10.3,б): при х=0 начальный дырочный Iр(0)=Iр0 и конечныйэлектронный Iп(0), а при x=w конечный дырочный Ip(w) и начальный электронныйIп(w)=Iп0.Увеличение токов в переходе принято характеризовать коэффициентами умножениядырок(10.6)и электронов(10.7)Для упрощения задачи рассмотрим случай, когда одной из составляющих начальноготока перехода I=Iр0+Iп0 можно пренебречь, например Iр0>>Iп0. (Последнее справедливо,если концентрация доноров в n-области много больше концентрации акцепторов в робласти.) Тогда ток при x=w с учетом лавинного умноженияВ других сечениях будет содержаться дырочная и электронная составляющие, носуммарный ток останется равным(10.8)В этом случае решение уравнения (10.3) приводят к виду, удобному для последующегоанализа лавинного пробоя:(10.9)Лавинный пробой.
Принято считать, что лавинный пробой наступает при такомобратном напряжении на переходе, когда коэффициент лавинного умножения обращаетсяв бесконечность. Если начало лавинного умножения вызвано дырками (Iр0>>Iп0), тоусловие лавинного пробоя можно найти из выражения (10.9), считая, что Мр→ ∞. Этовозможно при(10.10)Если лавинный пробой вызван электронами (In0>>Ip0), то условие лавинного пробояследует записать в виде, аналогичном (10.10):⎡ x⎤∫0 α n ⋅ exp⎢⎣− ∫0 (α n − α p )dx′⎥⎦dx = 1w(10.11)125Когда αp=αn= α, условия (10.10) и (10.11) приводятся к видуw∫ α ⋅ dx = 1(10.12)0Условие (10.12) имеет простой физический смысл: для возникновения лавинногопробоя необходимо, чтобы каждый электрон и каждая дырка, вошедшие в переход ивозникающие в переходе, создавали в среднем по одной электронно-дырочной паре.
Еслиαp≠αn, то носители, имеющие больший коэффициент ионизации, должны создавать припрохождении перехода в среднем более одной пары, чтобы скомпенсировать влияниеменьшего коэффициента ионизации носителей другого типа. Иногда для упрощенияанализа вместо условий (10.10) и (10.11) используют (10.12), называя величину αэффективным коэффициентом ионизации.Коэффициенты αp и αn зависят от напряженности поля, распределение которого впереходе можно найти из решения уравнения Пуассона, считая напряженность поля награницах перехода нулевой.
Тогда в уравнениях (10.10) и (10.11) неизвестным будеттолько ширина перехода w. Следовательно, можно определить ширину перехода, прикоторой наступит лавинный пробой, а затем по известному распределениюнапряженности поля и напряжение пробоя.126§ 10.2. Пролетный режим работы ЛПДЭтот режим работы диода основан на использовании лавинного пробоя и эффектавремени пролета носителей в обедненной области различных полупроводниковыхструктур. Распределение поля в этой области, определяющее физические процессы вдиоде, зависит от типа структуры и закона распределения концентрации примеси вобластях структуры.
Ниже будет рассмотрена структура типа n+-—р—i—p+ (диод Рида),так как физические процессы в этом диоде наиболее четко выражены.Принцип работы ЛПД с n+—р—i—p+-структурой (рис. 10.4,а). Распределениеконцентрации примесей в областях структурыпоказано на рис. 10.4,б. Концентрация примеси вкрайних областях р+, n+ много больше, чем в робласти, по концентрации носителей i-область близка ксобственному полупроводнику (если эта область имеетнебольшую донорную примесь, т. е.
обладает слабойэлектроннойэлектропроводностью,товводятобозначение n+—р—v—p+, а при слабой дырочнойэлектропроводности п+—р—π—p+. Напряженностьполя Е линейно уменьшается в p-области и остаетсяпостоянной в i-области (рис. 10.4,в).Вследствие сильной зависимости от напряженностиполя коэффициенты ионизации αn и αp будутизменяться по направлению х более резко, чем E. (Рис.10.4,г). Зависимость α(x) размещается в пределах робласти.
Для упрощения принято, что αn=αp=α.Условие лавинного пробоя (10.12) означает равенствоединице площади кривой α(х). Слой умножения, где возможно лавинное умножениеносителей, очень узкий и находится, в основном, справа от сечения х=0, в которомнапряженность поля максимальна. Левая граница слоя приблизительно совпадает ссечением х=0. За правую границу условно примем координату хл, такую, чтобы на участке0— хл в результате лавинного умножения появлялось 95% носителей, возникающих вэтом процессе, т. е.xл∫ α ⋅ dx = 1.(10.13)0Часть структуры от х=хл до границы между i-областью и р+ - областью называют слоемдрейфа носителей. В этом слое лавинным умножением носителей можно пренебречь, внем приходит только дрейфовое движение носителей, приходящих из слоя умножения.Принцип работы ЛПД поясним с помощью пространственно-временной диаграммы,показанной на рис. 10.5.Предположим, что в слое умножения и дрейфа имеется одинаковая и достаточнобольшая напряженность электрического поля, изменяющаяся во времени посинусоидальному закону E(t).
Позже будет объяснено, что при большой амплитуде полялавинный процесс приводит к образованию короткого сгустка, запаздывающего начетверть периода от максимума поля. Этому сгустку соответствует короткий импульславинного тока iл(t) на границе х=хл между слоями умножения и дрейфа. Далее носителисгустка двигаются в электрическом поле слоя дрейфа, пока не достигнут его границы127(x=w) при угле пролета θдр. Пространственно-временная диаграмма для слоя дрейфаизображена на. 10.5 прямыми линиями, так как дрейфовая скорость носителей постоянна.Угол пролета при выбранной ширине слоя w зависит от частоты.
Если θдр<π, тоносители все время пролета находятся в тормозящем полупериоде поля и отдают своюэнергию полю, вызывая увеличение этого поля. При θдр > π последнюю часть пути вобласти дрейфа носители летят в ускоряющем полупериоде поля, что ослабляет эффектпредыдущего взаимодействия и приводит в целом к снижению энергии, передаваемойносителями полю за все время пролета.Если θдр =2 π, то эффект взаимодействияРис. 10.5носителей и поля исчезает.На рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
