Лебедев А.И. Физика полупроводниковых приборов

Подождите немного. Документ загружается.

372 Гл. 6.

Полипроводниковые СВЧ приборы

О 7Г

периода, когда оно положи-

тельно, и поэтому для полу-

чения максимального к.п.д.

необходимо, чтобы ток про-

текал в течение всего отри-

г/2

ток

внешней цепи цательного полупериода.

vток инжекции Таким образом, длитель-

ность импульса тока r

должна составлять три чет-

верти периода колебаний.

Рис. 6.18. Характер изменения напряже- Считая, что носители в об-

ния и тока в инжекционно-пролетном ласти дрейфа движутся со

диоде в режиме большого сигнала средней скоростью, близкой

к скорости насыщения v

, можно связать частоту колебаний

с толщиной слоя полупроводника W:

f ~ А

Ьъ

(б

32)

4 r

4 W

Из-за того, что ток в диоде течет и во время положительного

полупериода колебаний, ясно, что к.п.д. инжекдионно-пролетного

диода должен быть заметно ниже к.п.д. лавинно-пролетного

диода.

Малосигнальный импеданс. Импеданс инжекдионно-пролет-

ного диода на малом сигнале рассчитывается аналогично импе-

дансу рассмотренного в п. 6.2 лавинно-пролетного диода.

Первые расчеты импеданса ИПД со структурой металл-

полупроводник-металл на малом сигнале провел Веллер [249],

рассмотревший работу диода в условиях V > V„

, то есть когда

преодолевшая барьер дырка сразу же попадает в область сильного

электрического поля, К сожалению, эти условия сильно отличаются

от условий экспериментального наблюдения СВЧ генерации [246].

На самом деле генерация возникает в условиях, когда на энергети-

ческой диаграмме в объеме структуры присутствует потенциальный

барьер, препятствующий инжекции дырок (см. рис. 6.16а), и поэтому

ИПД следует рассматривать как структуру, состоящую из трех

областей:

1) области перед барьером,

2) области слабого поля, в которой носители дрейфуют сс скоро-

стью, меньшей скорости насыщения v

, и

3) области дрейфа, в которой носители дрейфуют со скоростью v

Аналитически найти совместное решение уравнения непрерывности

и уравнения Пуассона во всех трех областях не удается, и здесь можно

пользоваться только результатами численного расчета.

6.3.

Инжекционно-пролетные диоды.

373

Поскольку в окрестности максимума потенциального барьера

напряженность электрического поля мала и носители движутся

там в основном за счет диффузии, то понятно, что эта область

может вносить заметный вклад в задержку распространения.

На основании численных расчетов Сьёлунд [250] показал, что

задержка распространения при движении в этой области действи-

тельно возрастает, но поскольку эффективная скорость движения

в ней ненамного ниже скорости насыщения, а толщина области

мала, то расчетах можно пренебречь дополнительным замедле-

нием движения носителей в области слабого поля и рассматри-

вать упрощенную модель ИПД, состоящую из области барьера

и области дрейфа. Для максимально-

го уменьшения влияния области сла-

бого поля можно использовать кон-

струкцию инжекционно-пролетного

диода, предложенную Рюэггом [244],

в которой область слабого по-

ля сделана максимально короткой.

На рис. 6.19 показано распределение

электрического поля при V > V

npoK

в этой конструкции.

Сьёлунд [250] показал, что

импеданс области барьера мо-

жет быть аппроксимирован парал-

лельно соединенными дифферен-

Рис 619

_ устройство (а) и рас-

циальным сопротивлением диода пределение электрического поля

И барьерной емкостью ЭТОЙ обла- (б) в конструкции инжекционно-

сти. Рассчитаем импеданс обла- пролетного диода, предложенной

< ттп

тт

Рюэггом [2441

сти барьера для ИПД со струк-

1 J

турой металл-полупроводник-металл. Представим напряжение

и плотность тока в диоде в виде суммы постоянной составляю-

щей и изменяющейся по гармоническому закону малой добавки:

V(t) = 4- \У6£е™\ J(t) - J

+ SJe^.

(6.33)

Здесь мы учли то обстоятельство, что при V > %р

ОК

амплитуда

переменного электрического поля связана с амплитудой прило-

женного к диоду напряжения: 5V = WSE. Подставляя выражение

для V(i) в (6.31), найдем переменную составляющую плотности

тока дырок SJ

и рассчитаем отвечающую ей удельную инжек-

ционную проводимость а\

--ss-

9(V

- Ко)

w = Jo

e(V,

Vo)

2 kTV.

ПЗ

AirkTN

W '

(6.34)

374

Гл. 6. Полупроводниковые СВЧ приборы

Из этой формулы следует, что а немонотонно зависит от на-

пряжения, достигая максимума при V — V

— %/(2kT/q)V

Поскольку полная плотность тока диода равна сумме плотностей

тока проводимости 5J

и тока смещения 5Jd, импеданс области

барьера единичной площади равен

= ,. ., = * , (6.35)

+ oJd v + го;е/47г

а отношение переменных составляющих инжекционного и пол-

ного токов 7 = 5J

/SJ равно

&Jc & | ^

~ 6J

+ SJ

~ о + iioej47г

~~ 1

+ i(u)/uJb) '

где через соь обозначена характеристическая частота, равная

4тга/£.

Импеданс области дрейфа Z

уже был рассчитан нами

в п. 6.2 (формула (6.19)). Поскольку в конструкции ИПД толщи-

на области барьера (хя на рис. 6.16 а) намного меньше толщины

области дрейфа (W - XR), то полный импеданс диода Z = Zb +

4- Z

можно приближенно считать равным импедансу области

дрейфа. Подставляя в уравнение (6.19) условие (6.35), опреде-

ляющее фазовый угол инжекции, в итоге получаем для диода

единичной площади:

4тt{W-X

)

lUJE

1 1-е

-id-

\г(ш JLOb)

(6.37)

где Д = w(\V - XR)/V

— угол пролета в области дрейфа. Анализ

формулы (6.37) показывает, что действительная часть комплекс-

ного сопротивления становится отрицательной, если угол проле-

та одновременно удовлетворяет соотношениям

7г<19<2тг и (ы/и>ь) > (1 -costf)/|sin#|.

Последнее условие показывает, что запаздывание при инжекции

носителей принципиально важно для работы ИПД, поскольку

без него невозможно получить отрицательное дифференциальное

сопротивление 0.

') Дело а том, что единственной компонентой тока, способной к созданию

отрицательного дифференциального сопротивления, является инжекционная

6.3. Инжекционно-пролетные диоды.

375

О)

210 240 270 300 330

t?, град

Рис. 6.20. Зависимость действительной части комплексного сопротивления

структуры мета л л-пол у провод ни к-мета л л от угла пролета т5 для нескольких

значений отношения iv/шь [249]

Расчетные зависимости величины действительной части Z

как функции угла пролета для различных значений отношения

lo/ujъ показаны на рис. 6.20. Наибольшее отрицательное значе-

ние ReZ достигается при ш/иь « 1,88 и i? « 292°. Поскольку

uJlj изменяется пропорционально удельной инжекционной про-

водимости <7, то для обеспечения возможности генерации на

высоких частотах инжекционно-пролетные диоды должны рабо-

тать на наиболее крутом участке вольт-амперной характеристи-

ки. Для получения высокого значения а в структурах металл-

полупроводник-металл контакты необходимо изготавливать из

материалов, характеризуемых невысокими значениями фв

, на-

пример PtSi (фв

« 0,2 эВ).

Как следует из малосигнального анализа, наряду с отри-

цательным дифференциальным сопротивлением импеданс ИПД

характеризуется большой реактивной составляющей емкостного

типа, которая при работе диода в качестве генератора колеба-

ний должна быть скомпенсирована импедансом резонатора. Это

усложняет согласование диода с резонатором и создает серьезные

препятствия продвижению в область более высоких частот.

компонента. Волны объемного заряда, распространяющиеся в структуре, могут

либо увеличивать, либо уменьшать мощность высокочастотных колебаний в за-

висимости от соотношения между фазой тока носителей и фазой локального

переменного электрического поля. Оптимальным для возбуждения колебаний

является фазовый сдвиг между током инжекции и напряженностью поля в

180°, который возникает в ЛПД при w > и

и обеспечивает этим диодам

наибольшую эффективность преобразования.

376

Гл. 6. Полупроводниковые СВЧ приборы

Основными источниками шума в ИПД являются дробовой

шум и диффузионный шум, связанный с флуктуадиями скорости

дрейфа носителей. По сути, природа шума здесь та же, что

и диодах Ганна. Минимальный коэффициент шума, достигнутый

в инжекционно-пролетных диодах из Si, составляет 10 дБ на ча-

стоте 7 ГГц, то есть спектральная плотность мощности шума

в ИПД на три порядка ниже, чем в кремниевых ЛПД [14].

Инжекционно-пролетные диоды находят применение в каче-

стве гетеродинов СВЧ приемников, в доплеровских радарных

системах, охранных системах и для организации локальной свя-

зи. Максимальный теоретический к.п.д. ИПД составляет 21%,

когда носители инжектируются в момент максимального напря-

жения на диоде [244], однако реально достигнутые к.п.д. не пре-

вышают 5%, Выходная мощность ИПД примерно на два порядка

ниже, чем для ЛПД. Для увеличения к.п.д. и выходной мощно-

сти диодов можно попытаться увеличить угол инжекционного за-

паздывания [14]. Максимальная рабочая частота инжекционно-

пролетных диодов составляет ~20 ГГц.

6.4. Другие способы генерации СВЧ колебаний

6.4.1. TRAPATT-режим. Режим генерации лавинно-

пролетных диодов, названный режимом с захватом объемного

заряда лавины

), был экспериментально обнаружен Прагером

и др, из фирмы RCA [251]. Этот режим был назван «аномаль-

ным», поскольку он характеризуется:

1) частотой колебаний, которая в 2-10 раз ниже частоты

нормальных колебаний ЛПД (6.27), и

2) необычно высоким к.п.д., по крайней мере вдвое превы-

шающим теоретический к.п.д. л а вин но-пролетного диода. Суть

этого режима работы проще всего понять на примере р-г-п-

диода [52].

Пусть на р-г-п-диод подано постоянное обратное смещение,

близкое к напряжению пробоя. Если теперь на диод извне подать

дополнительный импульс напряжения, достаточный для возник-

новения пробоя, то в объеме диода начнет развиваться процесс

ударной ионизации, диод быстро перейдет в проводящее состо-

яние и напряжение на диоде (при ограниченном токе в цепи)

сильно уменьшится, Особенностью проводящего состояния явля-

') В зарубежной литературе этот режим называют TRAPATT (trapped

plasma avalanche triggered transit time),

6.4. Другие способы генерации

СВ Ч

колебаний

377

ется то, что высокая концентрация электронов и дырок (плазма),

возбужденная в процессе ударной ионизации, экранирует элек-

трическое поле в объеме р-г-п-диода. Поэтому скорость дрейфа

носителей в этой области невелика и они оказываются как бы

«захваченными» в объеме структуры. Протекающий через диод

ток вызывает экстракцию этих зарядов, которая продолжается до

тех пор, пока все носители из объема диода не будут выведены,

после чего диод возвращается в непроводящее состояние. Из-

за низкой напряженности поля в объеме диода в состоянии

с захваченной плазмой время восстановления может быть намно-

го больше времени пролета.

Если такой p-i-n-диод подключить к короткозамкнутой

длинной линии, то в схеме возникнут периодические колебания,

поскольку отражающиеся в конце линии инвертированные им-

пульсы напряжения через время задержки, определяемое длиной

линии, будут возвращаться к диоду и вновь «запускать» его.

Аналогичный режим колебаний возникает и в ЛПД. Для

возбуждения этого режима необходимо в момент «запуска» про-

пускать через диод большой ток с тем, чтобы фронт распростра-

няющейся в образце волны ударной ионизации (пик напряжен-

ности электрического поля) не затухая проходил через область

дрейфа и возбуждал во всем ее объеме высокую концентрацию

электронов и дырок, необходимую для образования захваченной

плазмы. Эти условия можно создать в специальном резонато-

ре, настроенном в резонанс на частоту, близкую к пролетной.

Большая амплитуда колебаний на этой частоте обеспечивает

быстрое нарастание напряжения и возможность получения боль-

шого тока в момент «запуска» при том, что основная мощность

колебаний выделяется на одной из субгармоник пролетной ча-

стоты [252].

Интерес к TRAPATT-режиму связан прежде всего с тем,

что в этом режиме диод работает почти как идеальный ключ,

что позволяет ожидать от него очень высокого к.п.д. генерации.

В этом режиме уже достигнут к.п.д. в 75% на частоте 600 МГц

и 43% на частоте 8 ГГц [14]. При этом мощность колебаний,

получаемая на одном диоде, достигает 400 Вт. Диоды, рабо-

тающие в TRAPATT-режиме, используются для возбуждения

фазированных антенных решеток. Этому режиму работы прису-

щи два недостатка: очень высокий уровень шума, связанный с

флуктуациями момента «запуска» диода, и то, что из-за высоких

плотностей тока диод обычно работает только в импульсном

режиме. Диапазон частот, перекрываемых диодами, работающи-

378 Гл. 6. Полупроводниковые

СВ Ч

приборы

ми в TRAPATT-режиме, простирается от 600 МГц примерно до

10 ГГц.

6.4.2. Туннельно-пролетные диоды (TUNNETT). Как мы

отмечали в п. 6.2, с ростом частоты генерации оптимальная

толщина области лавинного умножения в ЛПД уменьшается,

а напряженность электрического поля в р-п-переходе растет,

и при попытке создать диод с очень высокой частотой генерации

ток в р-п-переходе начинает определяться туннельным пробоем.

При этом, поскольку туннелирование является очень быстрым

процессом, разность фаз между током инжекции и напряжением

на области пробоя (фазовый угол инжекции) становится близкой

к нулю. Такие диоды принято называть туннельно-пролетными

диодами. Первым изменение характеристик лавинно-пролетных

диодов при учете туннелирования обсуждал Рид [230], а затем

Аладинский [253] и Нишидзава [254],

Задача создания полупроводниковых СВЧ приборов с низким

уровнем шума требует отказа от использования явления лавин-

ного пробоя. Рассмотренные в п. 6.3 инжекционно-пролетные

диоды не используют явление лавинного пробоя, однако их

сравнительно невысокое быстродействие связано с тем, что в

ИПД инжектированные носители часть своего пути в районе

максимума потенциального барьера проходят с невысокой ско-

ростью. В туннельно-пролетных диодах этого ограничения нет,

поскольку протуннелировавшие носители сразу же попадают в

область сильного электрического поля. Это позволяет создать

низкошумящие генераторы СВЧ колебаний в миллиметровой

и субмиллиметровой областях длин волн [254].

Как показали Нишидзава и Мотоя [255], все преимущества

туннельно-пролетных диодов можно реализовать и в режиме,

когда пробой р-n-перехода происходит с одновременным уча-

стием ударной ионизации и туннельного пробоя. Такие приборы

уже имеют низкий уровень шума, а за счет еще достаточно

большого фазового угла инжекции позволяют получать сравни-

тельно высокую выходную мощность (30 мВт на частоте 150 ГГц

в импульсном режиме).

Еще одной особенностью TUNNETT-диодов, обсуждаемой

пока только теоретически (см., например, [256]), является воз-

можность пролета протуннелировавших носителей в области

дрейфа в баллистическом режиме, то есть со скоростями, при-

мерно на порядок превышающими скорость насыщения. При

сокращении толщины области дрейфа это позволяет ожидать су-

щественного увеличения быстродействия туннельно-пролетных

6.4. Другие способы генерации СВЧ колебаний

379

диодов, которое, по оценкам, может достигать нескольких тера-

герц.

В качестве достижений в области создания TUNNETT-диодов

укажем получение в диодах из GaAs в непрерывном режиме вы-

ходной мощности, равной 70 мВт (с к.п.д. около 5%) на частоте

105 ГГц [257], мощности 50 мкВт на частоте 322 ГГц [258]

(на основной гармонике) и такой же мощности при выделении

третьей гармоники на частоте 356 ГГц. В приборах из кремния

еще в 1968 г. была получена генерация на частоте 256 ГГц

с выходной мощностью 1 мВт в импульсном режиме [254].

6.4.3. QWITT-диоды. Исследования резонансно-туннель-

ных диодов (РТД), принцип действия которых был рассмотрен

нами в п. 1.6.2, показали, что наиболее высокие параметры этих

диодов получаются при использовании широких спейсеров —

областей, располагающихся с двух сторон двухбарьерной струк-

туры. Это наводило на мысль, что эти слои играют важную

роль в работе этих диодов, и поскольку слой со стороны ано-

да обеднен носителями, то там могут проявляться пролетные

эффекты. Последующие исследования показали, что именно так

и происходит, и специально созданные структуры, состоящие из

резонансно-туннельного диода и области дрейфа, получили на-

звание QWITT-диодов (QWITT = quantum well injection transit-

time).

Особенностью QWITT-диодов является возможность их ра-

боты как на нарастающем, так и на падающем участке вольт-

амперной характеристики резонансно-туннельного диода. Мало-

сигнальный анализ, проведенный в работе [259], показал, что

область дрейфа практически всегда оказывает определяющее

влияние на величину отрицательного дифференциального сопро-

тивления и максимальную частоту генерации этих диодов. Рабо-

та диода в случае, когда РТД работает на нарастающем участке

вольт-амперной характеристики, по сути ничем не отличается от

режима работы ИПД (см, п. 6.3).

Совершенно иная ситуация возникает, когда рабочая точка

находится на падающем участке вольт-амперной характеристики

резонансно-туннельного диода. В этом случае, хотя параметры

QWITT-диода продолжают определяться областью дрейфа, оп-

тимальная толщина области дрейфа сокращается примерно в

3 раза, что позволяет соответственно увеличить максимальную

частоту генерации. Авторы [259] показали, что продвижению

в область более высоких частот препятствуют конечное удель-

ное сопротивление контактов к структуре и конечная величина

380 Гл. 6. Полупроводниковые СВ

приборы

скорости насыщения. Учет эффекта всплеска скорости дрейфа

и возможности баллистического переноса, по-видимому, позво-

лит в дальнейшем расширить рабочий диапазон частот этих

приборов. В связи с вышесказанным следует отметить, что по

сути именно в QWITT-диодах была получена наиболее высокая

частота генерации РТД — 712 ГГц (94).

Оптимизация размеров области дрейфа позволяет замет-

но увеличить отрицательное дифференциальное сопротивление

резонансно-туннельного диода. Эксперименты показали, что при

добавлении в структуру РТД области дрейфа толщиной 1000-

2000 А выходная мощность и к.п.д. действительно заметно уве-

личиваются. В практически реализованных приборах на основе

гетероструктуры InGaAs/AlAs при работе в резонаторе, частота

которого изменялась в пределах 1-10 ГГц, к.п.д. генератора на

частоте 2,4 ГГц достигал 50% [260]. Выходная мощность при

этом составляла 20 мВт.

Глава 7

ОПТОЭЛЕКТРОННЫЕ ПРИБОРЫ

Оптоэлектронные приборы — это приборы, работа которых

основана на взаимодействии электромагнитного излучения с по-

лупроводником. В этой главе мы рассмотрим два наиболее важ-

ных класса этих приборов — приемники и источники излучения.

7.1. Приемники излучения

7.1 Л. Механизмы поглощения излучения в полупровод-

нике. Регистрация электромагнитного излучения в диапазоне

от миллиметровых волн до жесткого рентгеновского излучения

основана на поглощении этого излучения полупроводником, в ре-

зультате которого в последнем происходит изменение концен-

трации или подвижности свободных носителей. Чтобы понять,

к каким конкретным изменениям может приводить поглощение

квантов той или иной энергии, рассмотрим основные механизмы

поглощения электромагнитного излучения в полупроводнике.

На рис. 7.1 показаны спектры поглощения полупроводника

в различных диапазонах энергий кванта как выше, так и ниже

края собственного поглощения, который находится при энергии

кванта hw » Е

. Основным параметром, характеризующим по-

глощение электромагнитной волны с частотой ш в полупровод-

нике, является коэффициент поглощения а(ш), который описы-

вает уменьшение энергии электромагнитной волны 1{х) с увели-

чением глубины х ее проникновения в образец [261]:

7(х) = /(0) е~

ах

(7.1)