2072

Тепловое сопротивление p–n-перехода мезадиодов с цилиндрической геометрией «шейки» равно

где lм – высота мезаструктуры.

Обычно в импульсных диодах lм r0, поэтому тепловое сопротивление p–n-перехода мезадиода примерно втрое больше, чем у сплавного диода с такой же площадью p–n-перехода. У мезаструктур диффузионных диодов значение величины Rp n может доходить до 200–300 оС/Вт.

Тепловое сопротивление планарных p–n-переходов, для которых характерна неглубокая диффузия в глубь полупроводника, определяется выражением

Тепловое сопротивление планарного p–n-перехода примерно вдвое меньше, чем у мезаструктуры, и в полтора раза больше, чем у сплавного диода при одинаковых радиусах p–n-переходов. Это объясняется тем, что планарный p–n-переход может быть представлен в виде круга, лежащего непосредственно на поверхности полупроводника.

При выводе формул (5.1) – (5.3) предполагалось, что ток распределяется равномерно по всей площади p–n-перехода и также равномерно по всей площади выделяется тепловая мощность.

5.3.8. Диоды на «горячих» носителях. Диоды с гетеропереходами

Другой разновидностью приборов без накопления неосновных носителей заряда являются диоды на «горячих» носителях, в которых используется выпрямление в контакте металл – полупроводник. С точки зрения механизма выпрямления эти приборы во многом сходны с неформованными точечными диодами, но при изготовлении их используются новейшие технологические достижения.

На исходной подложке сильнолегированного кремния электронной проводимости выращивается очень тонкая эпитаксиальная пленка высокоомного кремния. Затем напыляется золотой контакт в виде круглого пятна диаметром 20 – 30 мк. Напыление производится в высоком вакууме с тщательной предварительной очисткой поверхности кремния. Лишь при таких условиях удается получить качественный контакт металл – полупроводник. После вытравления мезаструктуры и подведения контактов к

n -кремнию и золотому пятну диод готов (рис. 5.13).

52

щий дальнейшему переходу электронов из полупроводника в металл и тем более обратно. Ширина обедненного слоя тем больше, чем меньше электрически активных примесей в исходном полупроводнике.

Толщина W и удельное сопротивление эпитаксиальной пленки подбираются такими, что уже при нулевом смещении ширина обедненного слоя h составляет большую часть величины W . Практически необходимо получить >10 Ом·см, а W 1 1,5 мк.

При приложении к диоду внешнего электрического напряжения поло-

жительной полярности (плюс – к золоту, минус – к n -кремнию) все электрическое поле сосредотачивается в высокоомной эпитаксиальной пленке. Из-за малой толщины ее уже при малых внешних напряжениях возникают большие напряженности электрического поля. Так, при напряжении около

1 В напряженность поля может достигать 104 В/см.

Под действием таких полей скорость движения электронов резко возрастает и может значительно превысить их среднюю тепловую скорость. Таким образом, воздействие электрического поля на электроны аналогично тому, которое оказало бы и повышение температуры. В этой связи и используется термин «горячие» электроны.

Указанные электрические поля не изменяют колебательного движения атомов и ионов в кристаллической решетке и, таким образом, средняя температура кристалла не изменяется.

«Разогревание» электронов в полупроводнике способствует их более легкому проникновению через потенциальный барьер в металл, это ведет к появлению заметного прямого тока.

При изменении полярности напряжения на диоде величина потенциального барьера повышается и обмен подвижными носителями заряда ме-

53

жду металлом и полупроводником становится все более затруднительным

– через диод протекает лишь очень малый ток утечки.

Поскольку в рассмотренном диоде нет накопления неравновесных носителей заряда, его инерционность определяется лишь величиной электростатической емкости и временем пролета электронов через высокоомный слой кремния, который не превышает 2 10 11 с.

При увеличении обратного смещения обедненный слой расширяется,

при некотором напряжении происходит его смыкание с n -кремнием и наступает электрический пробой.

Экспериментальные образцы диодов на «горячих» электронах имеют пробивное напряжение до 15 – 25 В и прямой ток больше 10 мА при напряжении 1 В. Исследование этих образцов в схеме генератора синусоидальных колебаний гигагерцового диапазона показывает, что диоды на «горячих» электронах имеют время переключения не более 0,1 нс и по быстродействию не уступают точечно-контактным диодам на арсениде галлия. Преимущества диодов на «горячих» электронах по сравнению с неформованными точечными диодами заключаются в значительно большей стабильности и воспроизводимости их параметров. Кроме того, совершенная технология позволяет получить у диодов на «горячих» электронах большую рассеиваемую мощность, большие пробивные напряжения и меньшие обратные токи, а также высокую механическую стойкость.

Возможно изготовление диодов и на «горячих» дырках, однако они обладают худшими частотными свойствами из-за меньшей подвижности дырок.

Близкими к диодам на «горячих» носителях являются приборы с гетеропереходами. В этих приборах выпрямление происходит на границе между двумя полупроводниками с разными ширинами запрещенной зоны. Так же, как и в диодах на «горячих» носителях, из-за различия работ выхода в месте контакта возникает потенциальный барьер Шоттки и в переносе тока участвуют лишь основные носители заряда.

На основе переходов между германием и арсенидом галлия электронной проводимости удалось получить образцы диодов с зарядной емкостью менее 1 пФ и временем переключения менее 1 нс. Теоретические значения

времен переключения лежат в районе 10 11 10 12 с. Получение качественных гетеропереходов связано с очень значительными технологическими трудностями.

Характерной особенностью гетеропереходов является то, что, изменяя тип проводимости и удельные сопротивления исходных полупроводников, удается получить диоды с меньшим прямым падением напряжения, чем у германиевых диодов. Это обещает широкие перспективы развития импульсных диодов, использующих гетеропереходы.

54

5.3.9. Диоды с накоплением заряда. Эффект резкого восстановления

При исследовании переходных характеристик диффузионных диодов обнаружилось, что в отличие от сплавных и точечных приборов для них характерно то, что длительность фазы постоянного обратного тока t1 значительно превышает длительность фазы спада обратного тока t2 (определение значений t1 и t2 дано в 5.3.2). При этом обычно t1 соизмеримо с временем жизни p , а t2 p . Для некоторых типов диффузионных дио-

дов переходная характеристика переключения имеет почти строго прямоугольный вид. Таким образом, сразу после переключения из прямого направления в обратное сопротивление диода в течение времени t1 остается очень малым, таким же, как и для пропускного направления, а затем резко, скачкообразно возрастает практически до бесконечности. В связи с этим подобные диоды получили название диодов с резким восстановлением об-

ратного сопротивления. Кроме того, как будет видно из дальнейшего, заряд переключения подобных диодов практически равен накопленному заряду, в силу чего эти диоды называют также диодами с накоплением заряда или просто накопительными. И, наконец, поскольку обнаруженный эффект обусловливается наличием тормозящего поля в базе, третье название этих диодов – диоды с тормозящим полем.

Обнаружение явления резкого восстановления обратного сопротивления открыло целый ряд новых, неизвестных до сих пор путей схемного использования диффузионных диодов. Прежде всего, с их помощью удается формировать прямоугольные импульсы с очень крутыми фронтами. Простейшая схема такого формирования показана на рис. 5.14.

uвх

Рис. 5.14. Схема формирователя импульсов на диоде с накоплением заряда (а) и эпюры входного и выходного напряжений (б)

55

При протекании импульса прямого тока диод шунтирует сопротивление R2 , и напряжение на выходе очень мало. После изменения полярности напряжения на входе сопротивление диода в течение некоторого времени (равного t1) продолжает оставаться малым, и напряжение на выходе, хотя и меняет полярность, по-прежнему мало. После окончания фазы постоянного обратного тока диода его сопротивление резко возрастает и выходное напряжение определяется только соотношением плеч делителя, состоящего из резисторов R1 и R2.

Длительность переднего фронта выходного импульса определяется лишь быстротой восстановления обратного сопротивления диода и не зависит от условий переключения во внешней цепи. Таким простым способом удается получить импульсы с tфр 0,2 нс и амплитудой до 30 В, что

практически невозможно какими-либо другими методами. Иногда вместо трапецеидальных импульсов прямого и обратного напряжений на вход рассмотренной схемы подается высокочастотный синусоидальный сигнал.

Прямоугольный вид переходной характеристики говорит о том, что диод представляет собой идеальную нелинейную емкость, и в качестве такового он может быть успешно применен для умножения частоты в дециметровом и сантиметровом диапазонах.

Наконец, диод с накоплением заряда предпочтительнее, чем обычный сплавной диод, использовать в схеме диодного усилителя. Значительный коэффициент усиления и очень высокая скорость срабатывания подобных усилителей тока открывает дорогу диодам с накоплением для применения их в схемах сверхбыстродействующих логических устройств.

5.4. Туннельные диоды

Туннельным диодом (ТД) называют ПД, в котором используется туннельный эффект при прямом напряжении.

До сих пор мы рассматривали p–n-переходы, в которых уровень Ферми находился в середине запрещенной зоны полупроводника. Уровень Ферми можно определить, как уровень, вероятность пребывания электрона на котором равна 12.

Вероятность того, что энергетический уровень с энергией E занят электроном в зоне проводимости:

а вероятность того, что энергетический уровень с энергией E свободен или занят дыркой в валентной зоне:

56

В собственном полупроводнике уровень Ферми располагается в середине запрещенной зоны, и энергия уровня Ферми

EFi Ec Ev 2;

EFi Ec E 2,

если эффективные массы электрона и дырки равны m*n m*p .

По мере увеличения концентрации легирующей примеси уровень Ферми приближается к дну зоны проводимости в полупроводнике n-типа и к верху валентной зоны в полупроводнике p-типа. При очень больших концентрациях примеси (в германии примерно 1018 см 3) энергетическая диаграмма полупроводника видоизменяется. Во-первых, уменьшается ширина запрещенной зоны и, во-вторых, что более существенно, уровень Ферми расположен внутри зоны проводимости или валентной зоны. Такие полупроводники называют вырожденными.

Энергетическая диаграмма p–n-перехода, образованного полупроводниками p- и n-типов, уровни Ферми в которых лежат в валентной зоне и в зоне проводимости, соответственно изображена на рис. 5.15, а.

Сравнение этой диаграммы с диаграммой рис. 5.15, б показывает, что в p–n-переходе, образованном вырожденными полупроводниками, в отличие от обычного p–n-перехода, имеет место «перекрытие зон», то есть в некотором интервале энергий, равном En Ep, разрешенные состояния в ва-

лентной зоне p-области имеют такую же энергию, что и разрешенные состояния зоны проводимости в n-области. Пространственно эти состояния разделены потенциальным барьером двойного слоя. Ширина этого барьера

весьма мала. При NA ND 1019 см 3 величина d оказывается порядка

10 6 см.

Если барьер достаточно тонок, а за ним есть незанятые уровни энергии, то согласно квантовой механике электрон может проникнуть сквозь барьер даже в том случае, когда кинетическая энергия электрона оказывается меньше энергетической высоты потенциального барьера.

Существование туннельного перехода сквозь барьер изменяет вид вольт-амперной характеристики p–n-перехода в вырожденных полупроводниках. Будем считать, что T 0 К. Тогда распределение носителей по уровням энергии в зонах описывается ступенчатой функцией Ферми и вследствие этого ток над барьером равен нулю (нет электронов, способных преодолеть потенциальный барьер). При отсутствии внешнего напряжения

57

нет также электронов, которые могли бы туннелировать из зоны проводимости в n-области на незанятые уровни в валентной зоне p-области, и нет электронов, способных туннелировать из p-области в n-область, таким образом, туннельный ток через переход равен нулю. Когда T 0 К, потоки электронов как туннельные, так и над барьером, справа налево равны потокам слева направо (устанавливается динамическое равновесие, как и в обычном p–n-переходе).

Рис. 5.15. Энергетические диаграммы туннельного (а) и обычного (б) p–n-переходов

Когда к p–n-переходу приложено внешнее напряжение, увеличивающее барьер (+ на n-области и – на p-области), уровни энергии в зонах сместятся друг относительно друга (рис. 5.16, а), и электроны из валентной зоны получат возможность туннелировать на незанятые уровни в зоне проводимости. В результате через p–n-переход потечет ток. Этот ток будет увеличиваться по мере роста обратного напряжения, так как при этом все большее число электронов из валентной зоны получает возможность туннелировать в зону проводимости.

Когда к p–n-переходу приложено прямое напряжение, уменьшающее высоту потенциального барьера, по мере увеличения ток через переход нарастает за счет того, что электроны из зоны проводимости получают возможность туннелировать на незанятые состояния в валентной зоне (рис. 5.16, б). Затем, когда напряжение увеличится настолько, что положение уровня Ферми в зоне проводимости окажется против верха валентной зоны, ток достигает максимума (рис. 5.16, в), а затем начинает уменьшаться (рис. 5.16, г), то есть появляется участок вольт-амперной характеристи-

58

ки с отрицательным дифференциальным сопротивлением. Причина уменьшения туннельного тока заключается в том, что при max все большая часть занятых состояний в зоне проводимости перестает перекрываться со свободными состояниями в валентной зоне. Когда напряжение достигает значения min, зоны полностью перестают перекрываться и туннельный ток должен стать равным нулю (рис. 5.16, д). При дальнейшем увеличении приложенного напряжения потенциальный барьер уменьшается настолько, что становится существенным переход электронов через барьер, то есть появляется диффузионная компонента тока. Поэтому ток через переход вновь возрастает (рис. 5.16, е).

В реальных p–n-переходах ток в области минимума вольт-амперной характеристики никогда не бывает равен нулю. Причина этого заключается в наличии в p–n-переходе двух компонент тока: туннельной и диффузионной. Однако величина тока в минимуме всегда значительно превышает сумму туннельной и диффузионной компонент, если считать, что туннельный ток равен нулю при ≥ min.

Последнее предположение было бы верно, если бы в запрещенной зоне не было разрешенных уровней энергии. В действительности внутри запрещенной зоны существует система разрешенных состояний (уровни дислокаций, дефектов решетки и примесей с глубокими уровнями). Эти разрешенные уровни, с которых также возможно туннелирование, обуславливают наличие избыточной компоненты тока.

Напряжение, соответствующее максимуму тока:

max 1 En Ep . 3e

При изготовлении туннельных диодов используют германий, арсенид галлия и антимонид галлия. Туннельные диоды из арсенида галлия имеют на характеристиках широкую область отрицательного сопротивления и используются для генерирования СВЧ-колебаний, а также в схемах переключения. Диоды из антимонида галлия обладают наименьшим уровнем шумов, и их используют в приемно-усилительных устройствах СВЧ. Германиевые диоды более надежны, обладают большой стабильностью параметров и распространены наиболее широко.

Для оценки свойств туннельного диода используют прежде всего координаты экстремальных точек А и В его вольт-амперной характеристики: пиковый ток Iп и ток впадины Iв , напряжение пика Uп и напряжение впадины Uв , а также напряжение раствора Uрр , при котором достигается ток,

равный Iп на восходящей ветви характеристики.

59