Лебедев А.И. Физика полупроводниковых приборов

Фосфит индия как материал для диодов Ганна характеризуется более высокой максимальной скоростью дрейфа и более высоким отношением скоростей в максимуме и минимуме на зависимости v(£) по сравнению с GaAs. Поэтому он позволяет получить большую мощность с более высоким к.п.д. Однако изза примерно втрое более высокого порогового поля Ет в InP по сравнению с GaAs приборы из фосфида индия потребляют намного большую мощность и возникает серьезная проблема отвода от них тепла. По этой причине InP используется только для создания диодов с короткой активной областью (пролетная частота 30 - 170 ГГц). При использовании алмазного теплоотвода (теплопроводность алмаза примерно в 5 раз выше теплопроводности меди) в диодах из InP на основной частоте 100 ГГц удается получить выходную мощность 200 мВт.

Для создания диодов Ганна на сильно легированной подложке п+-типа выращивается эпитаксиальный слой n-типа, толщина которого L выбирается в соответствии с необходимой частотой генерации, а затем тонкий слой п + - типа (см. рис. 6.86). После этого подложка утончается путем шлифовки и на обеих сторонах пластины создаются омические контакты. Из этих структур затем путем травления выделяются диоды — меза-структуры диаметром 50 - 100 мкм и высотой ~ 2 0 мкм. Далее эти диоды монтируются эпитаксиальным слоем вниз (для улучшения отвода тепла) на держателях с хорошим теплоотводом.

Диоды Ганна являются сравнительно простыми и недорогими приборами, имеющими большой срок службы. Они используются в качестве радаров для предотвращения столкновений на транспорте и в авиации, как измерители дальности и скорости, бесконтактные вибродатчики, детекторы движения, сенсоры (на-

в радиоастрономии. Примерами отечественных диодов Ганна из GaAs могут служить приборы 3A703 (диапазон 8,2-12,5 ГГц)

мальная мощность генерации изменяется с частотой примерно как Г 2 0.

1) Появление такой зависимости легко понять, если учесть, что в пролетном режиме длина образца L обратно пропорциональна частоте, а мощность,

отдаваемая в нагрузку, пропорциональна квадрату подаваемого на диод Ганна напряжения (Р ^£2TL2 ~ 1 //*).

барьерах Шоттки с произвольным профилем легирования. В настоящее время лавинно-пролетные диоды являются самыми мощными твердо-

тельными источниками СВЧ излучения (их мощность примерно на

порядок выше мощности диодов Ганна),

Предложенная Ридом конструкция лавинно-пролетного диода называется диодом Рида. Этот диод (см. рис. 6.11) имеет структуру р + - п - г / - п + и состоит из р+ -п-перехода, на который подается обратное смещение и в котором происходит лавинный пробой, и расположенной рядом с ним достаточно протяженной области дрейфа (^-области), в которой инжектированные зарядовые пакеты дрейфуют в сильном и достаточно однородном электрическом поле. Область п + выполняет роль контакта.

отклик этой структуры сначала на качественном уровне. Пусть лавинно-пролетный диод помещен в некий резонатор, так что к нему одновременно приложены постоянное напряжение, достаточное для возникновения пробоя, и напряжение СВЧ колебаний. Чтобы диод поддерживал колебания в резонаторе, необ-

переходу напряжению: из-за конечного времени нарастания лавины наибольшая скорость прироста тока отвечает моментам, когда напряжение на р-п-переходе максимально. Дополнительный сдвиг фаз (еще на 90°) возникает динамически, за счет задержки при распространении зарядовых пакетов в области дрейфа.

Рассмотрим динамический отклик диода Рида на малом сиг-

где комплексные амплитуды 6J и 6S могут зависеть от координаты. Лавинно-пролетный диод можно условно разделить на три области:

1) область лавинного умножения, которую Рид считал очень тонкой, чтобы не учитывать в ней явления запаздывания,

2) область дрейфа, в которой напряженность электрического поля велика и в которой носители движутся со скоростью насыщения vs и

плотности тока 6 J можно представить в виде суммы переменной части плотности тока проводимости 5JC и плотности тока смещения:

пренебречь. Ток проводимости связан с движением реальных носителей заряда, а ток смещения — с изменением напряженности электрического поля.

В области умножения плотность тока проводимости равна плотности тока лавинного пробоя Jac• Обозначим буквой у отношение переменной части плотности этого тока 5JAc к переменной части полной плотности тока 5J-, это — некоторая пока неизвестная величина, которую мы вычислим позже. Поскольку мы.предположили, что область умножения тонка, то ток 5 J a c достигает границы области дрейфа без запаздывания.

Расчет импеданса (комплексного сопротивления) диода Рида начнем с расчета импеданса области дрейфа. Плотность тока, связанную с движущейся волной объемного заряда, можно представить как волну, распространяющуюся со скоростью насыще-

волны потому, что время пролета обычно на несколько порядков меньше времени жизни носителей. Подставляя уравнение (6.17) в (6.16), находим, что величина 6£ в области дрейфа зависит от х следующим образом:

Интегрирование 6£(х) по всей области дрейфа позволяет рассчитать переменное напряжение, падающее на этой области. Отношение этого напряжения к амплитуде протекающего

Входящая в эту формулу величина tf = OJW/VS называется пролетным углом-, W — толщина области дрейфа, S — площадь сечения диода.

Рассчитаем теперь импеданс области лавинного умножения и величину у. Решение системы уравнений непрерывности с учетом генерации носителей, вызванной ударной ионизацией электронов и дырок, приводит к следующему уравнению для измене-

время пролета носителями этой области, а а — коэффициент ударной ионизации. Если предположить, что электрическое поле в области умножения однородно, то выражение в квадратных скобках уравнения (6.20) можно заменить на ('аха — 1), где а — среднее значение коэффициента ударной ионизации. Считая отклик коэффициента ударной ионизации на изменение электрического поля мгновенным, представим а в виде суммы постоянной величины ао и переменной составляющей, пропорциональной напряженности переменного электрического поля в области умножения бЕде^1 :

При записи второго уравнения мы учли условие ЩХ-А = 1, отвечающее стационарному решению уравнения (6.20). Подставляя разложение (6.21) в уравнение (6.20), находим амплитуду переменной компоненты плотности тока лавинного умножения:

где Jo — плотность протекающего в области лавинного умножения постоянного тока. Плотность тока смещения в области

6.2. Лавинно-пролетные диоды 359

Выражения (6.22) и (6.23) позволяют рассчитать импеданс области умножения

Физический смысл величины ыг , входящей в эти формулы, может быть понят, если учесть, что ток лавинного умножения носит индуктивный, а ток смещения — емкостный характер (это следует из соотношения фаз напряжений и токов в уравнениях (6.22) и (6.23)). Таким образом, на переменном токе эквивалентная схема области лавинного умножения представляет собой параллельный колебательный контур, собственная частота которого («лавинная частота») и равна и г .

Подставляя найденное значение 7 в уравнение (6.19) и суммируя импедансы трех отдельных областей (третья область имеет импеданс RS), в итоге находим полный импеданс диода Рида:

Мисава [234] провел расчеты импеданса другого предельного случая лавинно-пролетного диода — р-г-п-диода, в котором вся структура состоит только из одной однородной области умножения (эту структуру часто называют диодом Мисавы). Он показал, что при пробое р-г-п-диода в широкой области частот всегда возникает динамическое отрицательное дифференциальное сопротивление. В работе [235] Мисава развил технику расчета импеданса структур с произвольной последовательностью

0,3

пролетный угол i?

Рис. 6.J2. Зависимость действительной части проводимости лавиннопролетного диода от пролетного угла для диода Рида (a;a/W = 0) и ряда

структур с конечным отношением хд/W [235]. Значение частоты шг равно

тrvs/W

областей умножения и дрейфа и подробно рассмотрел структуры, состоящие из области умножения конечной ширины ХА И области дрейфа ширины (W — ХА)- Расчетная зависимость действительной части комплексной проводимости от пролетного угла для

(углов пролета) отрицательное дифференциальное сопротивле-

в лавинно-пролетных диодах является режим, при котором

выбрать величину тока диода. Оптимальные условия генерации достигаются, когда wr лежит на 2 0 - 3 0 % ниже частоты генерации [235]. Из приведенного соотношения и формулы (6.24)

и продвижение в область более высоких частот связано с большими трудностями.

6.2. Лавинно-пролетные диоды 361

Шумы в лавинно-пролетных диодах. Отрицательное диф-

ференциальное сопротивление лавинно-пролетных диодов позволяет использовать их для усиления СВЧ сигналов. Такие усилители обычно строятся по схеме отражательного типа [14]. К сожалению, Л П Д характеризуются довольно высоким уровнем шума, связанным с флуктуациями числа электронно-дырочных пар, рождаемых каждым участвующим в ударной ионизации носителем. Коэффициент шума диодов сильно зависит от соотношения коэффициентов ударной ионизации электронов и дырок в используемом материале (см. п. 1.3.1). Так, в диодах из GaAs> в

высокого уровня шума лавинно-пролетные диоды практически не используются во входных цепях приемников СВЧ сигналов, однако они широко применяются в качестве усилителей мощности в выходных каскадах передатчиков.

Лавинно-пролетные диоды, построенные на основе гетероструктур, как правило, характеризуются более низким уровнем шума по сравнению с Л П Д на основе р-п-переходов. Наиболее низкий уровень шума, равный 7,7 дБ на частоте 190 ГГц, был получен в двухпролетном Л П Д на основе гетероперехода InP-Ino,53GaQ,47As с тщательно подобранной толщиной области лавинного пробоя [236].

лавинно-пролетные диоды могут быть изготовлены практически из любого полупроводника; на практике чаще всего используются Si и GaAs. Для оценки потенциальных возможностей лавинно-пролетных диодов рассмотрим их работу в режиме большого сигнала.

На рис. 6.13 показан характер изменения переменного напряжения и тока в диоде Рида в режиме большого сигнала. При изменении приложенного к образцу переменного напряжения с амплитудой Va относительно его постоянного значения VQ (диод находится в СВЧ резонаторе) коэффициент умножения практически мгновенно отслеживает изменение напряженности электрического поля. Однако концентрация носителей в области лавинного умножения отстает от поля, поскольку она определяется числом уже имеющихся в этой области носителей. Концентрация носителей достигает максимума примерно в тот момент,