Данилов В.С. Микроэлектроника СВЧ

дания лавинных приборов используют барьерные переходы в режиме обратного включения. В обедненном слое перехода легко получить поля напряженностью порядка 105 В/см без опасности теплового разрушения, поскольку обратный ток перехода очень мал. Рассмотрим типичную для лавинно-пролетных диодов (ЛПД) структуру – резко несимметричный p+–n-переход – и проанализируем его работу в статическом режиме при обратном включении.

На рис. 5.19 приведена схема диода с несимметричным p–n-пере- ходом: изменение коэффициента ударной ионизации (в), распределение концентрации легирующих примесей (а) и изменение напряженности электрического поля E (б) вдоль диода. Цифры на осях соответствуют сантиметровому диапазону волн. Поскольку легирующая примесь распределена в n-области равномерно, поле пространственного заряда в соответствии с уравнением Пуассона спадает в переходе по линейному закону

E Emax (l x) , t

где l 0 Emax – толщина обедненного слоя; 0 – относительная ди- qNd

электрическая проницаемость слоя полупроводника и проницаемость вакуума; ND – концентрация донорной примеси в базе диода.

В лавинно-пролетных диодах сантиметрового диапазона длин волн для повышения их надежности и долговечности толщина обедненного слоя l обычно меньше расстояния lk между контактами р+ и п+, т.е. диод не «проколот» (под проколом понимают распространение поля пространственного заряда до контакта п+). Максимальная напряженность поля Еmax имеет место на границе p+–n-перехода. В сильнолегированную p+-область поле практически не проникает. Коэффициент ионизации , зависящий от напряженности поля, снижается при ее уменьшении очень быстро, поэтому ионизация в основном происходит в узком слое n-области, в котором напряженность электрического поля близка к максимальной. Этот слой называется cлоем умножения.

ницам. Изменение электронного и дырочного токов в переходе показано на рис. 5.19, б. В статическом режиме полный ток через переход I = In + Ip не зависит от координаты. Интенсивность процесса ударной ионизации характеризуется коэффициентом лавинного умножения M IIs , который показывает, во сколько раз возрастает обратный

ток перехода за счет ударной ионизации по сравнению с тепловым током Is = In0 + Ip0. При напряжении на диоде, равном пробивному, коэффициент М стремится к бесконечности, т.е. ток через переход неограниченно нарастает: это явление называют лавинным пробоем. Условие лавинного пробоя имеет вид

l

(E)dx 1 .

0

Физический смысл этого уравнения заключается в том, что каждый носитель, вошедший в переход, и каждая пара электрон – дырка, возникшая в переходе, порождают в среднем по одной электроннодырочной паре. Для арсенида галлия при концентрации донорной примеси в базе ND = 1016см–3 величина пробивного напряжения

Emax 4 105 В/см , а длина обедненного слоя примерно равна 3 мкм.

Из рис. 5.20 видно, что между слоем умножения, где в основном происходит ударная ионизация, и остальной частью обедненной области нет четкой границы, обычно слой умножения lл определяется из усло-

ти лавинного умножения диод оказывается заполненным электроннодырочной плазмой столь высокой концентрации, что ее объемный заряд сбрасывает внешнее напряжение на диоде до очень низкого значения. Поскольку рассасывание плазмы – процесс довольно длительный, этот тип колебаний с «захваченной» плазмой назван TRAPATTколебаниями (Trapped Plasma – захваченная плазма, Avalanche Triggered Transit – пробег области лавинного умножения).

Таким образом, работа ЛПД определяется в основном двумя физическими процессами: дрейфом носителей под действием электрического поля и лавинным умножением, которое возникает, когда электрическое поле достаточно велико (3...6 · 105 В/см). Носители разгоняются в нем до энергий, при которых они могут ударной ионизацией генерировать электронно-дырочные пары. Предположим, что обратное напряжение на диоде кроме постоянной составляющей содержит СВЧпеременную (гармоническую) U U0 U1 sin t . Если U0 выше на-

пряжения пробоя Спр, то при U1 = 0 через диод протекает постоянный лавинный ток, значение которого определяется при данном U0 сопро-

тивлением цепи питания Rб . При U1 0 коэффициент ударной иони-

зации, зависящий от напряженности поля в слое умножения, становится периодической функцией времени. Это приводит к появлению переменной составляющей лавинного тока lл. В целом процесс лавинообразования запаздывает по отношению к полю в слое умножения. Поэтому в течение всего положительного полупериода СВЧ-поля происходит накопление числа носителей в слое умножения. В результате лавинный ток, обусловленный дрейфом этих носителей, будет возрастать до тех пор, пока поле не уменьшится до среднего значения. Соответственно максимальное значение лавинного тока достигается лишь к концу положительного полупериода СВЧ-поля. Таким образом, ток лавины Iл (t) отстает от переменной составляющей поля примерно на

90°. Это поясняет рис. 5.22, на котором показано изменение переменной составляющей напряжения на диоде U1 sin t и тока лавины Iл (t) .

При больших значениях U1 ток приобретает вид резких периодиче-

ских импульсов, что связано с сильной зависимостью коэффициента ионизации от поля.

Если длина слоя дрейфа lдр выбрана так, что время пролета элек-

тронов в ней др близко к половине периода колебаний др T2 ,

то электронные сгустки на всей длине области дрейфа за следующий отрицательный полупериод СВЧ-поля будут тормозиться полем, передавая ему свою энергию (рис. 5.23).

Импульсы тока (сгустки) образуются в слое умножения, причем это не связано с модуляцией скорости электронов, как в клистронах: в условиях сильного поля, характерного для ЛПД, их дрейфовая скорость насыщена и уже не зависит от поля. При движении электронов в тормозящем СВЧ-поле часть энергии, отдаваемой в отсутствие СВЧ-поля решетке, передается теперь полю. В промежутках между столкновениями электроны тормозятся электрическим полем, именно здесь их кинетическая энергия преобразуется в энергию СВЧ-поля. При торможении уменьшается частота столкновений с решеткой, т.е. снижается рассеяние их энергии в кристалле. Скорость дрейфа остается неизменной, равной скорости насыщения.

При соответствующем выборе длины слоя дрейфа, равной полупериоду СВЧ-поля, где электроны передают свою энергию полю, ток лавины в конце слоя дрейфа отстает от СВЧ-поля еще на 90°, а значит, такой диод обладает динамическим отрицательным сопротивлением и может быть использован для генерации колебаний. Если абсолютная величина отрицательного сопротивления ЛПД достаточна для компенсации потерь подключенного к нему контура, то произойдет самовозбуждение колебаний на частоте, определяемой реактивными параметрами резонатора с учетом емкости обедненной области диода. То, что импульс лавинного тока запаздывает на четверть периода в области

умножения по отношению к максимуму обратного напряжения на диоде, весьма благоприятно с энергетической точки зрения, так как электроны движутся в области дрейфа только в тормозящем СВЧ-поле.

Структура ЛПД, предложенная Ридом, состоит из p+–n–i–n- или n+–p–i–n-структуры. На рис. 5.24 показаны структура и эпюры напряжений и токов, протекающих в таком диоде. Электронно-дырочные пары генерируются в области сильного поля у р+–п-перехода (слой умножения), а область собственного материала i представляет собой пролетное пространство с почти однородным полем. На рис. 5.24, в приведена зонная диаграмма; генерируемые дырки уходят в p+-область, а электроны инжектируются в пролетное пространство, где они совершают работу, благодаря которой во внешнюю цепь передается энергия высокой частоты. Когда электрическое поле меняется синусоидально, концентрация носителей меняется несинфазно изменению поля. Даже когда поле, пройдя через максимум, убывает, концентрация носителей продолжает возрастать.

Таким образом, переменная составляющая концентрации носителей отстает от максимума поля (напряжения) примерно на 90° (рис. 5.24, д). Максимум поля наступает при 2 , тогда как максимум концен-

трации инжектируемых носителей приходится на момент . Инжектируемые носители преодолевают пролетное пространство со скоростью насыщения. График тока наводки показан на рис. 5.24, д. Из сравнения графиков переменного поля и тока наводки видно, что сопротивление диода отрицательно. Поле в пролетном пространстве существенно меньше пробивного поля, поэтому здесь ударная ионизация пренебрежимо мала. Большой недостаток ЛПД – тепловой пробой в области лавинного умножения, поскольку выделяется значительное количество тепла и его нужно отводить.

В наиболее прогрессивных конструкциях ЛПД-диодов используется барьер Шоттки, поскольку максимальное поле достигается как раз на границе металл – полупроводник, благодаря чему тепло легко отводится через металл (рис. 5.24, б и в) [9].

Барьер Шоттки можно использовать и в структуре Рида (рис. 5.24, в). Приборы изготавливаются в форме усеченного конуса, чтобы ликвидировать краевое повышение поля и обеспечить однородный по площади пробой. Второе преимущество структур с барьером Шоттки заключается в возможности ее изготовления при сравнительно низких температурах, что позволяет сохранить первоначальное совершенство эпитаксиальной структуры.

Рис. 5.24. Структура диода (а) и эпюры напряжений и токов, протекающих в диоде (б–г)

Недостатком генератора на диодах с однородным профилем легирования является сравнительно большая длина слоя умножения, составляющая в сантиметровом диапазоне волн 25...30 % от всей длины обедненного слоя, а в миллиметровом – еще больше. Из-за этого заметная часть СВЧ-напряжения падает на слое умножения, в пределах которого нет передачи энергии носителей заряда переменному полю.

В результате КПД генераторов на ЛПД с однородным профилем легирования не превышает 15...20 % в сантиметровом диапазоне волн и еще меньше в миллиметровом. Для преодоления этого недостатка разработаны диоды с неоднородным профилем легирования рабочей области, в которых длина слоя умножения уменьшена до 0,15...0,2 мкм. В генераторах на таких диодах в сантиметровом диапазоне выходная мощность достигает нескольких ватт при КПД 35...40 %.

Рис. 5.25. Конструкции лавинно-пролетных диодов и распределение поля по длине диода

В генераторах миллиметрового диапазона, как правило, применяют двухпролетные ЛПД с симметричным резким p–n-переходом (рис. 5.25, г). В таких диодах имеются две области дрейфа (n-область для электронов и p-область для дырок) и общий слой умножения. Механизм передачи энергии дырок СВЧ-полю такой же, как и для элек-