Реферат: Лавинно-пролетный диод

Содержание

Введение..................................................................................................	3
1Основные 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 U _пр . 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 =U _np 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 R _д 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 R _д на этом участке. На некоторых диодах при U >U _пр 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 U ₀ 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 U ₀ , создающая у катода напряженность поля Е =Е (0), превышающую на DE (0) критическое значение E _np , при котором начинается эмиссия электронов.

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

При t =t ₁ =t₃ возникает ток I _Э , 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 U _пр . Эмиссия из катода длится в течение времени, несколько превышающего t₃ , и затем прекращается. К аноду движется пакет электронов. В момент t ₂ =t+2t₃ +Dt»3/2t первые электроны пакета достигают анода, поле у катода начинает возрастать. К моменту t ₂ =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 N _n и N _p , 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 = Е _np , 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

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

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

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

Реферат: Лавинно-пролетный диод

Похожие рефераты: