Реферат: 1 Основные особенности лавинно-пролетных диодов

Содержание



Введение..................................................................................................

3

1 Основные особенности лавинно-пролетных диодов.........................

4

2 Диоды с полевой эмиссией..................................................................

9

3 Принцип работы ЛПД..........................................................................

15

Заключение..............................................................................................

19

Список использованной литературы.....................................................

20

ВВЕДЕНИЕ


Настоятельная необходимость миниатюризации аппа­ратуры СВЧ, повышение ее экономичности и надежности вызвала быстрый рост рабочих частот полупроводнико­вых приборов. Наряду с большими успехами в техноло­гии транзисторов этому способствовало открытие новых физических явлений в полупроводниках, сделавшее воз­можным разработку приборов, адекватных СВЧ диапа­зону.

Одним из первых явлений такого рода было обнару­женное СВЧ излучение при ударной ионизации в р-п переходах, послужившее основой для создания в 1959 г. новых СВЧ приборов—лавинно пролетных диодов (ЛПД).

На базе ЛПД создаются и быстро совершенствуются разнообразные приборы и устройства, в первую очередь генераторы когерентных и шумовых колебаний сантиметрового и миллиметрового диапазонов. Малые габариты и вес, экономичность, виброустойчивость и т. п. позволяют отнести генераторы на ЛПД к числу наиболее перспектив­ных источников электромагнитных колебаний СВЧ, открывающих широкие возможности развития СВЧ микросхемотехники.

^ 1 ОСНОВНЫЕ ОСОБЕННОСТИ ЛАВИННО-ПРОЛЕТНЫХ ДИОДОВ


Характерной особенностью развития современной ра­диотехники является быстрое продвижение полупроводниковых приборов в область сверхвысоких частот. Про­гресс в этом направлении был достигнут в результате значительного усовершенствования технологии изготовления высокочастотных транзисторов, разработки тун­нельных диодов и диодов с переменной емкостью (варакторов). Хотя все эти приборы появились совсем недавно, они уже широко применяются в диапазоне СВЧ в ка­честве элементов высокочувствительных приемных устройств и умножительных цепочек. Однако до послед­него времени не удавалось создать эффективного авто­генератора сантиметровых волн, который мог бы слу­жить твердотельным эквивалентом одного из основных электровакуумных приборов СВЧ — отражательного кли­строна.

Этот пробел в значительной мере восполняет новый полупроводниковый СВЧ прибор — лавинно-пролетный диод (ЛПД), являющийся основой целого класса СВЧ устройств; генераторов, усилителей и преобразователей частоты.

В процессе исследования зависимости коэффициента преобразования частоты в диапазоне СВЧ на параме­трических полупроводниковых диодах от величины при­ложенного к диоду постоянного смещения и мощности накачки было установлено, что при больших значениях обратного напряжения, превышающих пробивное, неко­торые из диодов генерировали СВЧ колебания и в от­сутствие сигнала накачки.

Диффузионные диоды с меза-структурой и одним р-п переходом, сформированным путем диффузии мышьяка в германий р-типа, легированный галлием (рис. 1).





Рис. 1. Структура диода.




Рис. 2. Схема включения ЛПД в цепь постоянного тока.


Диод помещали в высокочастотный резонатор и вклю­чали в цепь постоянного тока, как показано на рис. 2. Генерация СВЧ колебаний наблюдалась при отрица­тельных напряжениях, на 0,5—1,5 В, превышающих про­бивное напряжение, когда через диод проходил постоян­ный ток от 0,5 до 10—15 мА. Мощность колебаний в не­прерывном режиме составляла для различных диодов величину от десятков микроватт до нескольких милли­ватт. Спектр колебаний в зависимости от тока, текущего через диод, и настройки резонатора изменялся от близ­кого к шумовому до почти монохроматического. Длина волны колебаний лежала в пределах от 0,8 до 10 см и зависела от размеров резонатора и значений реактив­ных параметров диодов. Перестраивая резонатор (на­пример, перемещением короткозамыкающего плунжера), можно было плавно изменять частоту и мощность ко­лебаний. В недовозбужденном режиме вблизи порога генерации наблюдалось регенеративное усиление СВЧ колебаний с коэффициентом усиления 15—20 дб. Диоды на которых были получены генерация и усиление СВЧ колебаний, как правило, не давали заметной паразитной генерации на более низких частотах, хотя не при­нималось специальных мер для ее подавления.



Рис 3. Обратная ветвь вольтамперной характеристики ЛПД


Уже первые эксперименты показали, что основным признаком генерирующих диодов, является форма об­ратной ветви их вольтамперной характеристики, пока­занной на рис. З сплошной линией. Как видно из ри­сунка, особенностью этой харак­теристики является резкий излом при пробивном напряжении Uпр. При отрицательных напряжениях, меньших (по абсолютной величи­не) Uпр, ток, текущий через диод (ток насыщения), очень мал и со­ставляет для различных диодов от 0,01 до 1 мкA. При U=Unp вольтамперная характеристика претер­певает резкий излом, ток резко возрастает и при дальнейшем уве­личении отрицательного смещения растет почти линейно с на­пряжением. Максимальное значе­ние постоянного тока диода огра­ничивалось опасностью теплового пробоя, выводящего диод из строя.

Наклон вольтамперной характеристики на рабочем участке был всюду положительным и соответствовал положительному дифференциальному сопротивлению Rд слабо зависящему от тока и лежащему для различных диодов в интервале 50—300 Ом.

Вольтамперная характеристика негенерировавших диодов, как правило, отличалась более или менее плав­ным увеличением тока вблизи пробивного напряжения (штриховая кривая рис. З) и большим значением диф­ференциального сопротивления Rд на этом участке. На некоторых диодах при U>Uпр наблюдались скачки тока, соответствующие участкам вольтамперной характеристи­ки с отрицательным наклоном. Эти диоды в ряде слу­чаев давали низкочастотную генерацию (1—10 кГц), но, как правило, не генерировали СВЧ колебания.

Последующие эксперименты показали, что подобные же явления (генерация СВЧ колебаний) могут наблю­даться и на диодах другой структуры: диффузионных на базе n-германия, сплавных германиевых диодах с рез­ким р-п переходом, диффузионных и сплавных кремние­вых диодах и т. д.

Таким образом, была установлена возможность эф­фективной (с КПД > 1%) генерации, а также усиле­ния СВЧ колебаний полупроводниковым диодом, вольтамперная характеристика которого не имеет «падающих» участков или, иначе говоря, не имеет «статического» от­рицательного сопротивления.

Физическая при­рода этого динамического отрицательного сопротивления связана с процессом ударной ионизации в р-п переходе и с взаимодействием образованной при этом лавины свободных носителей тока (электронов и дырок) с вы­сокочастотным полем в слое объемного заряда (запой­ном слое) обратно смещенного р-п перехода. Действи­тельно, известно два основных механизма резкого воз­растания тока в обратно смещенном р-п переходе — ла­винный пробой вследствие ударной ионизации атомов кристалла подвижными электронами и дырками и эф­фект Зинера — туннельный переход носителей заряда из заполненной зоны одного полупроводника в свободную зону другого. Эффект Зинера проявляется лишь в достаточно узких р-п переходах с напряжением пробоя меньше 5 В для германия. В нашем случае это напряжение превышало 20 В, так что возрастание тока можно было целиком отнести за счет ударной иони­зации. Исследования подтвердили это предположение, и диоды, в которых наблюдался эффект генерации СВЧ колебаний, были названы лавинно-пролетными.

^ 2 ДИОДЫ С ПОЛЕВОЙ ЭМИССИЕЙ


Диоды с динамическим отрицательным сопротивле­нием известны в вакуумной электронике уже 60 лет. Л. Левеллин экспериментально показал возможность создания на основе такого диода генератора СВЧ. Схема подобного генератора включает диодный проме­жуток, ограниченный двумя электродами — катодом и анодом, к которым приложена постоянная U0 и пере­менная U~ разности потенциалов, и внешний колеба­тельный контур.

С термоэмиссионного катода в диодный промежуток поступает немодулированный поток электронов. Под дей­ствием переменного поля скорость электронов изменя­ется, и первоначально однородный электронный поток группируется. При этом средняя (за период) энергия взаимодействия электронов с переменным полем оказы­вается отличной от нуля и зависящей от угла пролета электронов в диоде q = wt (t—время пролета электро­нов). В определенных интервалах значений угла пролета

2pn < q < (2n + 1) (n = 1, 2, ...).

Эта энергия отрицательна, т. е. происходит трансформация кинетической энергии электронов в энергию высокочастотного поля. В соответствующих диапазонах частот активное сопротивление диода отрицательно.

Однако поскольку группировка электронов и отбор высокочастотной мощности происходят в одном и том же пролетном пространстве при отсутствии в этом простран­стве замедленных электромагнитных волн, эффектив­ность такого взаимодействия невелика и абсолютная ве­личина активного сопротивления диода много меньше величины его реактивного (емкостного) сопротивления. Поэтому для создания автогенератора в СВЧ диапазоне приходится подключать к диоду внешний контур с высо­кой добротностью и снимать с катода очень большие плотности тока. В связи с этим реализация подобных генераторов встретила значительные трудности и они не нашли практического применения.

Между тем существует принципиально простой спо­соб резкого повышения эффективности диодных генера­торов. Он заключается в замене модуляции электронов по скорости модуляцией по току на входе в диодный промежуток.

Допустим, что вместо термоэмиссионного катода в диоде используется какой-либо тип автоэмиссионного катода с достаточно резкой зависимостью тока эмиссии от напряженности электрического поля. В этом случае выходящий из катода поток электронов будет модулирован по плотности с частотой приложенного напряжения.

Активное сопротивление такого диода может принимать отрицательные значения и при отсутствии дополнитель­ной группировки электронов в диодном промежутке. Это хорошо видно на пространственно-временной диаграмме движения электронов в диоде с полевой эмиссией, изо­браженной на рис. 4а. Сгустки электронов, вырванные из катода в моменты максимума высокочастотного поля, движутся сначала в ускоряющем, а затем в тормозящем поле, и, если угол пролета между катодом и анодом превышает p, активное сопротивление диода отрицательно и достигает максимальной величины при q » 3/2 p (рис. 1.2,а). Дополнительная группировка электронов за счет модуляции по скорости в диодном промежутке игра­ет при этом второстепенную роль. Как условия возбуж­дения, так и к. п. д. такого генератора могут быть зна­чительно лучшими, чем у диодных генераторов со скоростной модуляцией электронов.

Рис. 4а относится к случаю, когда ток эмиссии мгно­венно следует за напряженностью электрического поля. Допустим теперь, что по каким-либо причинам ток эмиссии отстает во времени от напряженности электрического поля. Причины такого запаздывания эмиссии могут быть различными.



Рис. 1.1. Пространственно-вре­менная диаграмма движения электронов в диоде с полевой эмиссией:

а) без запаздывания эмиссии;

б) с запаздыванием эмиссии.


Зависимость активного сопротивления такого диода от угла пролета электронов без учета элек­тронного пространственного заряда схематически изобра­жена на рис. 5б. В идеальном случае КПД такого генератора может достигать больших значений.




Рис. 5. Активное сопротивление диода с полевой эмиссией:

а) без запаздывания эмиссии;

б) с запаздыванием эмиссии.


В предыдущих рассуждениях мы исходили из чисто кинематической модели, пренебрегая влиянием объем­ного заряда на группировку электронов в диодном про­межутке. Между тем это влияние во многих вариантах диодных генераторов отнюдь не мало. Особенно суще­ственна роль объемного заряда в диодах с полевой эмиссией, в которых электронный объемный заряд, сни­жая напряженность электрического поля у катода, непо­средственно влияет на ток эмиссии. По существу элек­тронный объемный заряд создает в диоде своеобразный механизм внутренней отрицательной обратной связи. Если ток эмиссии мгновенно следует за полем, то дейст­вие этой отрицательной обратной связи сводится лишь к ограничению протекающего через диод среднего тока. Однако, если эмиссия инерционна, положение суще­ственно меняется.

Отставание тока эмиссии от поля эквивалентно введениию в отрицательную обратную связь запаздывания, что существенно влияет на колебательные свойства си­стемы. Обладая определенными дисперсионными свой­ствами, такая обратная связь на одних частотах облег­чает условия возбуждения автоколебаний в системе, сни­жая требования к добротности внешнего резонансного контура, а на других, напротив, ухудшает эти условия вплоть до полного подавления автоколебаний. Более то­го, при некоторых условиях эта связь может оказаться достаточной, чтобы в диоде возникли собственные автоколебания, вообще не нуждающиеся во внешнем доброт­ном резонансном контуре. В этом случае диодный про­межуток работает как автоколебательная система, созда­вая во внешней активной нагрузке импульсы тока с ча­стотой, определяемой временем запаздывания и скоро­стью «срабатывания» отрицательной обратной связи.

Колебательный процесс в таком генераторе можно схематически представить следующим образом (рис. 6).

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 Enp, при котором начинается эмиссия электронов.





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

При t=t1=t3 возникает ток IЭ, 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 Uпр. 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 Nn и Np, 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 = Еnp, 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 полемаксимально (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




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

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

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