Микроволновые приборы и устройства

221

тельной системе диода с управляемой напряжением емкостью позволяет получить перестройку частоты генератора около октавы, причем с малой затратой мощности.

Усилитель на ТД (УТД) в СВЧ-диапазоне является регенеративной системой отражательного типа с использованием циркулятора (на других диодах схема аналогичная). Конструктивно может быть представлен (рис. 9.15): входной и выходной линиями передачи, циркулятором, ТД с колебательной системой, настроенной на частоту входного сигнала, и цепью, подводящей напряжение смещения Uо, соответствующее участку ВАХ, где Rд < 0, через балластное сопротивление Rг и фильтр ФНЧ.

Рис. 9.15 — Усилитель отражательного типа на полупроводниковом диоде с отрицательным сопротивлением

Коэффициент отражения волны от диода на частоте f, при условии пренебрежения индуктивностью выводов и емкостью диода, запишется в виде:

222

Циркулятор (рис. 9.15) позволяет разделить вход и выход усилителя. Статическая ВАХ ТД используется для оценки его работы в СВЧ-схемах. Пролетные явления в диоде можно не рассматривать. Основные проблемы разработки и применение этих диодов для диапазона СВЧ связаны со снижением емкостей диодных структур и индуктивностей корпуса и выводов, а также с уменьшением последовательного сопротивления потерь.

9.2.2 Лавинно-пролетный диод

Лавинно-пролетный диод (ЛПД) может работать в режиме генерации, усиления и умножения частоты в СВЧ-диапазоне. ЛПД выполняются из кремния или арсенида галлия и применяются на частотах от 1 до 150 ГГц.

Выходные мощности генераторов на ЛПД от сотен милливатт в ММВ до 12 Ватт в СМВ при КПД соответственно до нескольких десятков процентов.

Структура генераторных ЛПД представляет систему с резко несимметричным p-n-переходом (рис. 9.16), т.е. имеется в виду скачкообразное изменение концентрации носителей от Na к NД в сечении технологической границы перехода. Если Na >> NД или Na << NД, переход считается резким и несимметричным, если Na = NД, переход считается резким симметричным.

Рис. 9.16 — Структуры ЛПД с резким p-n-переходом

Если на диод, находящийся в резонаторе, подать обратное напряжение, близкое к напряжению пробоя, то возникают колебания, изменяющиеся с частотой f (рис. 9.17). В области повышенной напряженности электрического поля на границе p+- и n-облас- тей периодически об-

разуются сгустки носителей заряда (электроны). Сгустки движутся в n-области, в тормозящем поле, и отдают свою энергию СВЧполю резонатора.

Два основных процесса определяют энергетические преобразования в генераторах на ЛПД: лавинный пробой и пролет но-

сителей в пространстве дрейфа.

Физические процессы в статическом режиме диода. На рис. 9.18 для структуры а) приведены: распределение концентрации — б), распределение напряженности электрического поля в статическом режиме — в) и изменение коэффициента ударной ионизации от координаты — г). Все значения, находящиеся на оси координат х, соответствуют диоду сантиметрового диапазона волн при обратном включении.

Вблизи технологического перехода (x = 0) в n-области образуется зона (рис. 9.18, в), обедненная подвижными носителями, называемая запорным слоем. Толщина запорного слоя lз увеличивается с увеличением обратного напряжения и уменьшается с уменьшением, т.к. lз = εrε0Em/qNД, где Em — напряженность электрического поля в запорном слое, q — заряд. При Na >> NД обедненный слой располагается в n-полупроводнике с меньшей концентрацией примеси. В диодах сантиметрового диапазона толщина lз обычно меньше расстояния между контактами lк (рис. 9.18, а) для повышения надежности.

224

Рис. 9.18. Процессы в ЛПД в статическом режиме:

а— структура ЛПД; б — распределение концентрации;

в— распределение напряженности электрического поля;

г— изменение коэффициента ударной ионизации по координате х

Движение носителей заряда в полупроводнике при слабом электрическом поле Em ≤103 В/см рассматривается как суперпози-

ция хаотического движения со средней скоростью v и энергией W и направленного движения по полю или против поля (в зависимости от знака заряда) со средней дрейфовой скоростью vдр . Дви-

жение носителей при столкновении с атомами кристаллической решетки, совершающими тепловые колебания, носит хаотический характер. Этот процесс характеризуется частотой соударений (или временем между соударениями), длиной свободного пробега и относительным изменением кинетической энергии носителей за одно столкновение W/W.

Хаотический характер движения электронов в кристалле позволяет рассматривать их как электронный газ с некоторой тем-

пературой Тэ, определяемой по формуле mv2 2 = 32 kTэ , где k — постоянная Больцмана. В состоянии термодинамического равновесия

225

устанавливается средняя тепловая энергия электронов, соответствующая температуре решетки.

В слабых электрических полях, когда Е ≤ 103 В/см, дрейфовая скорость носителей пропорциональна напряженности электрического поля vдр = μE, здесь μ — подвижность. Полупроводник в слабых полях есть линейный резистор.

При увеличении электрического поля скорость носителей между соударениями увеличивается, носители не успевают отдавать решетке энергию, приобретаемую от поля за время свободного пробега, их средняя энергия увеличивается, они как бы разогреваются. Их энергия оказывается больше средней тепловой энергии состояния рав-новесия. Поэтому в сильных полях нарушается линейная связь между дрейфовой скоростью и напряжен-

нию подвижности μ с ростом Е. Это явление называется насыщением дрейфовой скорости. Величина дрейфовой скорости насы-

щения Vнас близка к 107 см/с.

В сильных полях (Е > 105 В/см) наблюдается эффект ударной ионизации атомов кристаллической решетки. Происходит этот эффект тогда, когда энергия носителей больше энергии связей валентных электронов с атомами. Валентные электроны отрываются от атомов и переходят в зону проводимости. Процесс ударной ионизации характеризуется коэффициентами ударной

226

ионизации: αn для электронов и αр для дырок (рис. 9.20). Коэффициент ударной ионизации определяется как среднее число элек- тронно-дырочных пар, генерируемых электроном или дыркой при столкновении с атомами решетки на отрезке пути в 1 см.

Напряженность электрического поля Em на границе р+-n-

перехода будет максимальной (рис. 9.18, в). Зависимость коэффициента ионизации α от напряженности электрического поля (рис. 9.20) резко снижается (рис. 9.18, г) при её уменьшении. Ионизация происходит в узком слое lл, где E ≥ Em . Эта область на-

зывается слоем лавинного умножения.

Процесс лавинного размножения пар при обратном смещении вызывается экстракцией (вытягиванием) неосновных носителей: из р+-области вытягивание электронов; из n-области — дырок, которые образуют на границе обедненного слоя токи

I0 p и I0n (рис. 9.21).

Движущиеся заряды при E ≥ Em в результате ударной иони-

зации создают новые пары. В статическом режиме полный ток в любом сечении одинаков.

Длина слоя лавинного умножения lл составляет примерно 0,25lк и на этой длине генерируется 90÷95 % электронно-

дырочных пар. Длиной слоя дрейфа называется величина

227

lдр = lк −lл, в которой электроны, поступившие из слоя умноже-

ния при E ≥104 В/см, перемещаются с постоянной скоростью vH .

Согласно статической ВАХ ЛПД (рис. 9.22, а) при U < 0 тепловой ток перехода Js не зависит от напряжения, и обусловлен он неосновными носителями (дырками в n-области и электронами в p-области). При U ≥ Uпр возникает лавинный пробой и ток резко возрастает (рис. 9.22, б). Ограничение (регулировка) тока в этом режиме осуществляется внешней цепью. Источник питания должен быть с большим сопротивлением (внутренним или балластным резистором), Rб > Rдиф; где Rдиф — дифференциальное сопротивление диода на лавинном участке.

Рис. 9.22. Вольт-амперные характеристики ЛПД: а — статическая p-n-перехода; б и в — динамическая, или колебательная, характеристика ЛПД

Принцип действия генератора на ЛПД (ГЛПД) можно рассмотреть, поместив диод в резонансную камеру. Подадим на диод обратное напряжение U0 = Uпр и допустим, что колебания в резонаторе возникают. Тогда на диоде (рис. 9.17) мгновенное напряжение будет U = U0+U1sinωt, причем U1<<U0, половину периода колебаний будет выше пробивного Uпр, а половину меньше Uпр (рис. 9.23, а). Коэффициент ударной ионизации (рис. 9.18, г), зависящий от напряженности поля, тоже становится периодической функцией времени. Под действием поля Е дырки сразу попадают в p-область на отрицательный электрод и участия в энергообмене не принимают, а электроны дрейфуют через пролетную n-область и участвуют в преобразовании энергии постоянного поля в СВЧ-энергию. Область лавинного умножения ограничена

228

узким слоем lл вблизи контакта (рис. 9.18, г), для которого Е > Eпр. Процесс лавинообразования запаздывает по отношению к изменению переменного электрического поля в слое умножения.

Это связано с тем, что поле Е в каждый момент определяет не мгновенное значение лавинного тока Jл, а лишь скорость ударной ионизации электронно-дырочных пар и скорость изменения лавинного тока (рис. 9.23, б). Изменение тока в структуре под действием напряжения U объясняется следующим образом. В момент t = 0 напряжение становится выше Uпр, и в области лавинного умножения lл начинается экспоненциальный рост концентрации свободных электронов и дырок (рис. 9.23, б). В соответствии с этим ток электронов In через границу слоя умножения нарастает по экспоненте до момента t1, когда U становится меньше Uпр и начинается резкий спад в результате вытягивания носителей полем из области генерации.

Итак, процесс нарастания лавинного тока прекращается при U ≤ Uпр, т.е. когда U1 переходит фазу своего нулевого значения. Поэтому при x = 0 ток Iл, достигнув своей максимальной величины, оказался сдвинутым на угол π/2 относительно максимума напряжения. При больших амплитудах переменного напряжения U1 лавинный ток имеет форму узких периодических импульсов (рис. 9.23, б), повторяющихся с частотой f.

В области дрейфа, т.к. Е > Епор, движение осуществляется с насыщенной скоростью vдр = vн (рис. 9.19). Если длина слоя дрейфа lдр выбрана такой (рис. 9.24), что время пролета сгустков электронов в ней равно половине периода колебаний, τпр = T/2 (рис. 9.23, в), то сгустки при движении будут непрерывно тормозиться переменным полем и отдавать свою энергию.

При пролете электронных сгустков через пространство дрейфа во внешней цепи возникает наведенный ток, форма которого (рис. 9.23, г) близка к прямоугольной. Пунктиром там же изображена форма наведенного тока первой гармоники.

Зависимость наведенного тока во внешней цепи диода отличается от тока лавины в пролетном пространстве (рис. 9.23, в). Колебания наведенного тока и переменного напряжения в пролетном пространстве сдвинуты по фазе на π (рис. 9.23, а, г). Этот фазовый сдвиг определяется временем образования лавины (π/2)

229

и временем пролета сгустков через область дрейфа (π/2). Период колебаний в системе T = 2τпр, откуда частота колебаний

f = 1/T = 1/2τпр = v/2(lк – lл). Если lк>>lл, lк – lл ≈ l, то частота колебаний будет f(ГГц) = 50/l(мкм).

Динамической характеристикой диода называют зависимость наведенного тока от напряжения на диоде Iн(U) в рабочем режиме (рис. 9.22, б). Штриховой линией показана зависимость тока при малых напряжениях, когда в пролетной области напряженность поля снижается столь существенно, что эта область теряет активные свойства и становится подобна резистору. Динамическая характеристика имеет вид N-типа.

Линейная теория ГЛПД — случай одномерной модели —

строится для режима малых амплитуд и предполагает получение выражений: наведенного тока в цепи ГЛПД; выходной мощности

иКПД; соотношений для параметров эквивалентной схемы.

ВЛПД плотность полного тока проводимости состоит из электронной составляющей jn(x,t) и дырочной jp(x,t).

+jp (x,t). (9.19)

230

Уравнения непрерывности (1.7) для дырок и электронов областей умножения и дрейфа при одномерной модели имеют вид:

Ip = qS pVн; I = Ip+ In, где S — это площадь поперечного сечения, n, p — концентрация электронов и дырок, q — заряд электронов, получим

получим для тока лавины следующее уравнение

где τЛ = lЛ — время пролета носителей через слой умножения;

Vн

α′ = dαdE — производная коэффициента ударной ионизации по