Лавинно-пролетные диоды и диоды Ганна

Эффекты, связанные с разогревом электрическим полем электронного газа в полупроводниках, составляют физическую основу большинства активных твердотельных приборов СВЧ, до 1980 г. лавинно-пролетные диоды (ЛПД) и диоды Ганна (диоды с междолинным перебросом) были практически единственными твердотельными генераторами и усилителями в СВЧ-диапазоне. Сегодня эти диоды остаются самыми высокочастотными приборами:

• — диоды Ганна работают в диапазоне и свыше 150 ГГц;
• — ЛПД — свыше 300 ГГц.

Генерируемая мощность — десятки и даже сотни милливатт, КПД — до единиц процента и менее (поэтому используются в качестве дискретных приборов — большая рассеиваемая мощность, для ИС непригодны).

Всего через год после изобретения туннельного диода в США (1958 г., Reed) было показано, что эффект лавинного умножения (пробоя) можно использовать в сочетании с регулируемым временем пролета носителей через активную область для генерации и усиления СВЧколебаний.

Предложенная структура технологически была чрезвычайно сложна (по тому времени), p⁺-n-i-n⁺, и реализовалась в США лишь в 1965 г.

В СССР этот эффект был практически исследован и применен уже в 1959 г. А. С. Тагером для генерации на варакторах когерентных СВЧколебаний (за цикл работ в этой области он был удостоен Нобелевской премии). В 1962 г. были созданы первые генераторы, и сегодня это наиболее перспективный класс приборов генераторного типа с отрицательным дифференциальным сопротивлением.

ЛПД — диод с динамическим отрицательным сопротивлением. Работа его определяется, в основном, двумя физическими процессами:

• — дрейфом носителей (движением под действием электрического поля);
• — лавинным умножением (которое имеет место при электрических полях порядка (3—6)-10⁵ В/см для кремния, чтобы носители разгонялись в нем до энергий, при которых они способны генерировать электронно-дырочные пары путем ударной ионизации).

Для анализа процессов, происходящих в ЛПД, используют идеализированную модель мезаструктуры с локализованным пространством умножения носителей. Считают, что это пространство заключено в узком слое в плоскости контакта полупроводников с различными типами проводимости. Указанная модель применима для анализа структур р-п, р⁺-п-п⁺, p⁺-n-i-n⁺. На рис. 2.24 показаны структуры ЛПД и распределение электрического поля вдоль меза-структуры.

Рис. 2.24. Структуры ЛПД и распределение электрического поля вдоль.

мезаструктуры В таких приборах из-за резкого изменения электрического поля в пределах запорного слоя эффект лавинного умножения сосредоточен в узкой (заштрихованной на рис. 2.25) области вблизи максимума при Е ^> Екр-

Рис. 2.25. Временные диаграммы изменения напряжения и тока в ЛПД.

Пролетные области (в структурах р-п, р⁺-п-п⁺, p⁺-n-i-n), в которых Е < Е_кр имеют протяженность равную I, причем во второй и в третьей структурах имеется лишь одна пролетная область, а в первой — две (приборы называют соответственно однопролетными и двухпролетными).

Динамическое отрицательное сопротивление в пролетном пространстве ЛПД обусловлено инерционностью процесса ударной ионизации, приводящей к сдвигу тока, вытекающего из слоя умножения, относительно вызвавшего его напряжения и задержкой тока из-за движения носителей в пролетном пространстве.

На примере однопролетного прибора можем видеть, что электронно-дырочные пары генерируются в области сильного поля вблизи р-п-перехода. При этом дырки сразу оказываются втянутыми в «отрицательную» p-область, а электроны инжектируют в пролетное пространство. Временные диаграммы изменения напряжения и тока в ЛПД приведены на рис. 2.25.

Напряжение на ЛПД контролирует амплитуду тока, вытекающего из слоя умножения. Если напряжение изменяется синусоидально, почти синфазно с ним изменяется коэффициент ударной ионизации у, показывающий, какое число пар генерируется одним носителем. Но концентрация носителей в слое умножения меняется не синфазно с изменением поля, поскольку генерация их зависит от количества носителей в слое умножения. Даже когда поле, пройдя через максимум, убывает, концентрация носителей в слое умножения продолжает возрастать, так как поле еще превышает критическое значение ?_кр. Максимум концентрации приходится на момент, когда поле снижается до ?_кр. Таким образом, переменная составляющая концентрации носителей в слое умножения отстает по фазе от коэффициента ударной ионизации, синфазно с напряжением на диоде. Вытекающий из слоя умножения ток инжекции (i_e) имеет форму коротких импульсов. Сгустки электронов, инжектированные в пролетную область, пролетают ее со скоростью, равной скорости насыщения (практически не зависящей от переменного напряжения на диоде). Во внешней цепи при этом протекает практически постоянный наведенный ток (i_H).

Максимум отрицательного сопротивления наблюдается, когда напряжение и ток противофазны, поэтому пролетное пространство должно обеспечивать фазовый сдвиг, равный 90°, что соответствует пролетному углу ют = п.

Как известно, наведенный во внешней цепи ток /_н, связан с током, вытекающим из слоя умножения i_e, соотношением.

где т — время движения носителей в пролетной области.

Разлагая ток i_e в ряд Фурье и считая, что его первая гармоника i_le сдвинута по фазе относительно напряжения на диоде на угол тг/2, т. е. i_le = I_lee~^²e^^at, получим выражение для первой гармоники.

Максимальное отрицательное сопротивление соответствует ют = п, так как п/2 + ют/2 = л.

Необходимо отметить, что величина фазового сдвига, равная п/2, должна рассматриваться как приближенное значение.

В действительности фазовый сдвиг между напряжением и током, вытекающим из слоя умножения, зависит от частоты и на низких частотах будет равен нулю. Практически рабочая область ЛПД лежит вблизи первого максимума вещественной части отрицательной проводимости (см. рис. 2.26), т. е. на частотах f = V_s/2l, где V_s — дрейфовая скорость носителей в режиме насыщения (для кремния это величина порядка 10⁷ см/с); I — протяженность дрейфовой области (например, для кремниевых ЛПД, предназначенных для работы на частоте порядка 10 ГГц, I = 5 мкм).

Величина коэффициента лавинного умножения оценивается как сумма бесконечной геометрической прогрессии

Рис. 2.26. Рабочая область ЛПД.

Экспериментальная оценка величины у пропорциональная Е⁶, где Е — напряженность электрического поля в слое умножения, поэтому можно считать уly = (U/U_np)⁶, где U_np — пробивное напряжение диода, при котором начинается процесс лавинного роста тока, U — напряжение на диоде в рабочей точке.

ЛПД изготавливают из кремния, германия, арсенида галлия. На кремниевых ЛПД миллиметрового диапазона (50 ГГц) в импульсном режиме получена мощность 0,35 Вт при КПД около 0,5%. На более низких частотах реализована колебательная мощность до нескольких сотен ватт (на 1 ГГц) при КПД до 40%.

Особенностью ЛПД является сравнительно высокий уровень шумов (свойственный механизму лавинной ионизации), что используется для создания высокоэффективных генераторов шума.

ВАХ ЛПД на постоянном токе I = f (U) и его эквивалентная схема включенного в колебательный контур приведены на рис. 2.27, 2.28, где С_р, 1_р, G_p — емкость колебательного контура с индуктивностью и проводимостью на резонансе; G_H — проводимость нагрузки; G_e, В_е — электронная проводимость ЛПД на частоте автоколебаний.

Рис. 2.27. ВАХ ЛПД.

Рис. 2.28. Эквивалентная электрическая схема ЛПД.

Характерные зависимости выходной мощности ЛПД, КПД и генерируемой частоты от тока приведены на рис. 2.29.

Можно показать, что процесс ударной ионизации практически безынерционен (10^—15 с), поэтому верхняя частотная граница пролетного диода определяется ослаблением в сильных полях полевой зависимости скорости ударной ионизации (насыщение) и диффузионным распылением электронных сгустков в пролетном пространстве. Диффузионный предел определяется частотой 2nf_D = V²/(8D), где D — коэффициент диффузии. Частота f_D для кремния порядка 350—500 ГГц, для арсенида галлия 130—600 ГГц, для SiC (4^-10) * 10⁴ ГГц — последний из указанных материалов является наиболее перспективным в плане построения ЛПД СВЧ.

Рис. 2.29. Зависимости выходной мощности, КПД и частоты от тока ЛПД.

Диод Ганна — диод, который не имеет р-п-перехода. Прибор был создан (в США промышленные образцы в 1966 г., в СССР — в 1967 г.) на основе обнаруженного в 1963 году Дж. Б. Ганном эффекта возникновения электрических колебаний в однородном кристалле полупроводника при наложении постоянного электрического поля (величина порогового поля для арсенида галлия порядка 2—4 кВ/см). Частота возникающих когерентных колебаний оценивается как.

где У_др = 10⁷ — дрейфовая скорость электронов при критическом поле, см/с; I — длина образца.

Эти колебания связаны с прохождением через образец «доменов» сильного поля (движение «доменов» в двухдолинных полупроводниках и вызываемые этим движением явления называют эффектом Ганна).

Существует и ряд других теорий, поясняющих работу таких приборов, однако описываемая здесь наиболее распространена.

В арсениде галлия, как и в фосфиде индия или галлия, р-германии имеется две долины в зоне проводимости, энергетический уровень которых различен (например, для арсенида галлия они отличаются на 0,36 эВ). Электроны в долине с меньшей энергией имеют намного большую подвижность, чем электроны в долине с большей энергией (это можно рассматривать как различие эффективных масс электронов т*) (рис. 2.30).

Рис. 2.30. Зависимость эффективных масс электронов от их энергии.

Сильные электрические поля сообщают электронам достаточную энергию для движения от одного минимума к другому. Когда верхняя долина с большей энергией более плотно заселена, чем нижняя, материал обнаруживает дифференциальное отрицательное сопротивление, т. е. при увеличении напряжения большинство электронов движется в зону с малой подвижностью, и ток уменьшается, вызывая объемные нестабильности.

Самым медленным процессом, определяющим быстродействие прибора, является набор электроном энергии, необходимой для междолинного переброса и лавинной ионизации — именно они и определяют верхнюю высокочастотную границу работы. Энергия электронов должна быть порядка 0,3—0,5 эВ, что достигается в полях от 3 до 5 кВ/см при бесстолкновительном ускорении за 2—3 пс.

Полескоростная характеристика поясняет процесс появления отрицательной дифференциальной проводимости — объемной нестабильности (рис. 2.31, а). Если учесть, что при равномерном поле E-U/q, V-V (E) и ток определяется как IqnV{n-riQ = ЛГ_Д), то из уравнения Пуассона dE/dx-p/e видим, что ВАХ повторяет полескоростную характеристику (рис. 2.31, б).

Рис. 2.31. Полескоростная характеристика и ВАХ диодов Ганна.

В планарных диодах Ганна эпитаксиальный, активный слой арсенида галлия выращивается на высокоомной подложке и скрыт под изолирующим слоем диэлектрика (например, окиси кремния). Катод и анод выполнены методами фотолитографии.

На сегодня получены образцы диодов Ганна:

• — максимальный КПД около 20% для арсенида галлия, 40% — для фосфида индия;
• — предельная частота соответственно 100—300 ГГц;
• — достигнуты мощности на 3 см: 1—2 Вт при КПД 14%, 60—100 ГГц около 100 мВт при КПД несколько процентов.