logo

Главная Полупроводниковые приборы Диоды СВЧ Генераторные диоды

Диоды сверхвысокочастотные: Генераторные диоды

Печать
Схемотехника - Схемотехника и конструирование схем

 

Для генерации сигналов в диапазоне СВЧ могут использоваться полупроводниковые диоды различного типа. Физические эффекты, лежащие в основе работы генераторных диодов, были открыты относительно недавно (50-е...60-е годы XX века) и в настоящее время продолжают активно исследоваться с целью разработки более совершенных приборов. Тем не менее, в основе работы всех генераторных диодов лежит один основной критерий — достижение, при определенных внешних условиях и параметрах сигнала, отрицательного дифференциального сопротивления диода на рабочей частоте. Следует отметить, что некоторые из генераторных диодов при включении в определенных режимах могут использоваться и для усиления СВЧ сигналов. Существует два основных типа генераторных диодов — лавинно-пролетные диоды и диоды Ганна.

Отрицательную дифференциальную проводимость (или обратную ей величину — отрицательное дифференциальное сопротивление), обусловленную \(N\)- и \(S\)-образным видом вольт-амперной характеристики электронного прибора, называют статической дифференциальной отрицательной проводимостью (сопротивлением). Однако в ряде случаев приходится сталкиваться с ситуацией, когда электронный прибор обладает статической вольт-амперной характеристикой, у которой дифференциальная проводимость повсюду положительна, но для переменных составляющих напряжения определенной частоты она может стать отрицательной. Такая отрицательная проводимость, проявляющаяся лишь для переменных составляющих тока и напряжения, притом в определенном интервале частот, называется динамической отрицательной проводимостью.

Для арсенида галлия (GaAs), фосфида индия (InP) и некоторых других полупроводниковых материалов характерна зависимость средней дрейфовой скорости электронов от напряженности приложенного электрического поля. Особенность этой зависимости — наличие участка отрицательной крутизны. Эффект генерации колебаний СВЧ, обусловленный статической отрицательной проводимостью полупроводника со сложным (многодолинным) строением зоны проводимости, получил название эффекта Ганна. В основе эффекта Ганна лежит так называемый междолинный электронный переход.

 

Диод Ганна

Диод Ганна — это устройство из полупроводникового материала, имеющего сложную структуру зоны проводимости (обычно это арсенид галлия электронной электропроводности), с двумя омическими контактами на противоположных гранях, работающее на основе эффекта Ганна (рис. 2.8‑6). Активная часть диода Ганна обычно имеет длину порядка \(l\) = 1...100 мкм и концентрацию легирующих донорных примесей \(n\) = 1014...1016 см-3. Слои полупроводника с повышенной концентрацией примесей служат для создания омических контактов. Типичные значения диаметра кристалла \(d\) = 50...250 мкм. Таким образом, диод Ганна — это полупроводниковый прибор с двумя электродами, не содержащий \(p\)-\(n\)-переходов, т.е. все его свойства полностью определяются собственными свойствами применяемого полупроводникового материала, а не эффектами, возникающими в местах соединения различных полупроводников.

 

Структура диода Ганна

Рис. 2.8-6. Структура диода Ганна

 

Как было указано выше, в основе работы диода Ганна лежит сложное строение зоны проводимости полупроводника. Эта зона имеет несколько расположенных достаточно близко друг к другу областей или долин (рис. 2.8‑7). Электроны, поподающие в ту или иную долину зоны проводимости, хотя и равноправны с точки зрения участия в процессе прохождения тока через полупроводник, однако, обладают некоторыми отличиями, влияющими на характер проводимости.

 

Зонная структура арсенида галлия (GaAs)

Рис. 2.8-7. Зонная структура арсенида галлия (GaAs)

 

При малой напряженности электрического поля большинство электронов проводимости концентрируется в центральной долине зоны проводимости. С увеличением напряженности поля их дрейфовая скорость быстро растет. Темп роста дрейфовой скорости определяется подвижностью электронов. Когда энергия электронов достигает определенной величины, при некотором пороговом значении напряженности электрического поля (\(E_{пор}\)) происходит их интенсивный переход в одну из боковых долин. Находящиеся в боковой долине электроны обладают большей эффективной массой (\(m^*\)) и, следовательно, их подвижность меньше подвижности электронов центральной долины (\(\mu_2 < \mu_1\)). Т.е. в результате перехода большого количества электронов в боковые долины уменьшается их средняя подвижность, а следовательно и средняя дрейфовая скорость. График зависимости средней дрейфовой скорости от напряженности электрического поля в полупроводнике представлен на рис. 2.8‑8.

 

Зависимость средней дрейфовой скорости электронов от напряженности электрического поля в GaAs

Рис. 2.8-8. Зависимость средней дрейфовой скорости электронов от напряженности электрического поля в GaAs

 

Как видно из графика, вблизи значения пороговой напряженности поля происходит переход от прямой, соответствующей подвижности “быстрых” электронов центральной долины (\(\mu_1\)), к прямой, соответствующей подвижности “медленных” электронов боковых долин (\(\mu_2\)). Этот переход осуществляется на участке AB, где зависимость \(\nu \left( E \right)\) обладает отрицательной производной. Это возможно только тогда, когда переход электронов из одной долины в другую будет достаточно резким. Поскольку ток пропорционален скорости частиц, а напряжение, прикладываемое к полупроводнику, пропорционально электрическому полю, то такой же \(N\)-образный вид будет иметь и статическая вольт-амперная характеристика прибора (рис. 2.8‑9), некоторые незначительные отличия объясняются неустойчивостью распределения электрического поля в диоде Ганна.

 

Статическая вольт-амперная характеристика диода Ганна

Рис. 2.8-9. Статическая вольт-амперная характеристика диода Ганна

 

Наличие падающего участка на ВАХ полупроводникового прибора является необходимым, но не достаточным условием для возникновения в нем СВЧ колебаний (эффект Ганна). Появление таких колебаний означает, что в пространстве кристалла полупроводника возникает неустойчивость волновых возмущений. Но условия для такой неустойчивости во многом зависят от параметров полупроводника (концентрации носителей, профиля легирования, размеров и т.д.).

В общем случае, основным условием возникновения неустойчивости является выполнение т.н. правила Кремера, которое заключается в том, что произведение концентрации носителей зарядов на длину активной части полупроводника должно превышать некоторое пороговое значение (\(N \cdot l > {const}_{пор}\)). При этом в области отрицательной дифференциальной проводимости равномерное распределение поля в объеме полупроводника неустойчиво. За весьма малое время оно становится неравномерным — вдоль оси действия поля возникают области с повышенной напряженностью. Поскольку в области сильного электрического поля скорость электронов уменьшается, то со стороны катода к области сильного поля начнет примыкать отрицательный объемный заряд (слой накопления), обусловленный догоняющими эту область “быстрыми” электронами с высокой подвижностью, а с другой стороны области сильного поля образуется положительный заряд ионов, возникающий на месте обгоняющих область сильного поля “быстрых” электронов (слой обеднения). Области отрицательного и положительного зарядов образуют дипольный слой, называемый доменом сильного поля или просто доменом (рис. 2.8‑10).

 

Домен сильного поля в диоде Ганна

Рис. 2.8-10. Домен сильного поля в диоде Ганна

 

В зависимости от ряда факторов развитие неустойчивости в области отрицательного дифференциальной проводимости приводит либо к установлению постоянного во времени пространственно неоднородного распределения электрического поля, характеризующегося наличием статического домена, либо к периодическим пульсациям поля в пространстве и во времени, связанным с возникновением и исчезновением движущихся доменов, что сопровождается периодическим изменением тока во внешней цепи.

Начало домену дает случайное повышение концентрации электронов в окрестности некоторой точки. Учитывая специфику изготовления и профиль легирования конкретных диодов Ганна (рис. 2.8‑11), критическая напряженность поля будет возникать вблизи контактов, где имеются различные дефекты кристаллической решетки.

Таким образом, домен обычно формируется у катода и движется к аноду со скоростью, равной дрейфовой скорости электронов (для арсенида галлия ~105 м/с). Достигнув анода, домен втягивается в него. Значительная часть напряжения, приложенного к образцу, падает на домене; вне домена напряженность поля намного меньше пороговой, и флуктуации заряда развиваться не могут, т.е. как правило в объеме полупроводника возникает только один домен сильного поля. В то время, как один домен исчезает на аноде, на катоде зарождается новый домен, и в цепи нагрузки генерируются короткие импульсы. Расстояние между импульсами равно времени пролета домена через рабочую область диода.

 

Профиль легирования диода Ганна (пример)

Рис. 2.8-11. Профиль легирования диода Ганна (пример)

 

В зависимости от параметров кристалла, свойств нагрузки, температуры и питающего напряжения, генератор на диоде Ганна может работать в одном из нескольких существенно отличающихся режимов:

  • доменные режимы:
    • пролетный,
    • с задержкой образования доменов,
    • с гашением доменов;
  • гибридные режимы;
  • режим ограниченного накопления объемного заряда;
  • режим отрицательной проводимости.

Наиболее изученными и используемыми являются доменные режимы работы генератора на диоде Ганна. Для этих режимов характерно существование сформировавшегося дипольного домена в течение значительной части периода колебаний. Изменяя сопротивление нагрузки, можно получить три различных доменных режима: пролетный, с задержкой домена, с гашением домена.

Пролетный режим имеет место при малом значении сопротивления нагрузки (\(R_н \approx R_д\)), когда амплитуда колебаний напряжения на диоде мала и не оказывает заметного влияния на процессы образования и движения доменов. Распределение электрического поля в различные моменты времени, а также формы напряжения и тока диода, характерные для пролетного режима изображены на рис. 2.8-12, 2.8-13.

 

Распределение электрического поля по длине диода Ганна в различные моменты времени при работе в пролетном режиме

Рис. 2.8-12. Распределение электрического поля по длине диода Ганна в различные моменты времени при работе в пролетном режиме

 

Зависимость напряжения и тока диода Ганна от времени в пролетном режиме

Рис. 2.8-13. Зависимость напряжения и тока диода Ганна от времени в пролетном режиме

 

Как видно из рис. 2.8-13, мгновенное напряжение в пролетном режиме всегда больше порогового значения \(U_{пор}\). Это одно из главных условий существования пролетного режима.

Частота генерируемых в пролетном режиме колебаний (пролетная частота) определяется в основном толщиной активной области кристалла (временем пролета доменов от катода к аноду): \(f_{пр} = 1/t_{пр}\). Она практически не зависит от параметров внешней цепи, которая только выделяет первую гармонику из спектра колебаний тока диода. С повышением питающего напряжения \(f_{пр}\) несколько падает из-за уменьшения скорости движения доменов.

Коэффициент полезного действия генератора на диоде Ганна в пролетном режиме очень не высок (~5%). Поэтому на практике этот режим используется редко — предпочтение отдается другим более эффективным режимам.

Режим с задержкой образования доменов реализуется, когда диод Ганна нагружен на параллельный резонансный контур, входное сопротивление (\(R_н\)) которого достаточно велико. Главная особенность этого режима состоит в том, что часть периода колебаний напряжение на диоде падает ниже порогового значения \(U_{пор}\). При этом, в отличие от пролетного режима, появляется возможность эффективно управлять частотой колебаний, изменяя параметры внешней цепи. На рис. 2.8-14 приведено распределение электрического поля в различные моменты времени, а на рис. 2.8-15 формы напряжения и тока диода, характерные для режима с задержкой образования доменов.

 

Распределение электрического поля по длине диода Ганна в различные моменты времени при работе в режиме с задержкой образования доменов

Рис. 2.8-14. Распределение электрического поля по длине диода Ганна в различные моменты времени при работе в режиме с задержкой образования доменов

 

Зависимости напряжения и тока диода Ганна от времени в режиме с задержкой образования доменов

Рис. 2.8-15. Зависимости напряжения и тока диода Ганна от времени в режиме с задержкой образования доменов

 

Специфической особенностью данного режима является то, что домен достигает анода в такой момент времени, когда напряженность электрического поля в полупроводнике оказывается ниже порогового значения, т.е. образование нового домена на катоде невозможно. Новый домен образуется только после того, как мгновенное значение напряжения на диоде превысит пороговое.

Существенно, что задержка образования доменов зависит от параметров внешней цепи генератора, изменяя которые можно изменять период колебаний в диоде. Возможная частота генерации в режиме с задержкой образования доменов ниже пролетной частоты диода и лежит в пределах от \(f_{пр}/2\) до \(f_{пр}\). Максимальнй КПД в этом режиме равен приблизительно 7% и достигается при \(f \approx 0,8 \cdot f_{пр}\), \(R_н \approx 10 \cdot R_д\). При чрезмерном уменьшении \(R_н\) режим с задержкой образования доменов вырождается в пролетный режим, а при увеличении \(R_н\) — в режим с гашением доменов.

Режим с гашением доменов имеет место, когда в процессе движения домена к аноду мгновенное значение напряжения на диоде Ганна становится меньше некоторого граничного значения (напряжения гашения доменов, \(U_{гаш} < U_{пор}\)). В этом случае домен быстро рассасывается и рабочая точка переходит на восходящую ветвь ВАХ. Импульсы тока в данном режиме имеют очень сильное отклонение от гармонического вида, что уменьшает мощность 1-й гармоники. Поэтому максимальный КПД в режиме с гашением домена оказывается приблизительно в 2,5 раза меньше, чем в режиме с задержкой домена, а оптимальное сопротивление нагрузки приблизительно в 4 раза больше. Частота колебаний в режиме с гашением домена может быть как больше, так и меньше пролетной и поддается перестройке внешним контуром. Практика работы с генераторами на диодах Ганна показывает, что рабочая частота в этом режиме может лежать в пределах от \(0,6 \cdot f_{пр}\) до \((1,5...2) \cdot f_{пр}\).

Доменные режимы реализуемы, как правило, только на достаточно низких частотах (\(f \approx\) 1...5 ГГц). При повышении частоты в диоде начинают сказываться некоторые не упоминавшиеся выше физические процессы. В частности, время формирования домена для арсенида галлия при типовом уровне легирования составляет порядка 0,5\(\cdot\)10-10 с. Поскольку уже при частоте порядка 10 ГГц это время превышает половину периода колебаний, в генераторах на диодах Ганна сантиметровых и миллиметровых волн используются другие режимы.

Режим ограниченного накопления объемного заряда (ОНОЗ) основан на предотвращении формирования домена путем использования инерционности данного процесса. Здесь, как и в двух предыдущих режимах, диод Ганна нагружается на параллельный контур, у которого \(R_н \gg R_д\). Рабочая частота, напряжение питания и амплитуда колебаний выбираются настолько большими, чтобы напряжение на диоде Ганна перескакивало через всю область отрицательной дифференциальной проводимости за время, малое по сравнению со временем формирования домена. В результате поле внутри диода равномерно распределяется вдоль длины его активной части, а динамическая вольт-амперная характеристика диода полностью совпадает по форме с зависимостью скорости дрейфа от напряженности поля.

Для реализации режима ОНОЗ требуются специальные диоды Ганна со строго однородным профилем легирования (иначе ускоряется формирование домена). Частота генерации в таком режиме полностью определяется настройкой колебательной системы и никак не связана с пролетной частотой диода. Это позволяет увеличивать толщину активной области диода Ганна, сохраняя требуемое значение полного сопротивления диода при повышении частоты или увеличении площади поперечного сечения кристалла. В итоге импульсная мощность, которую может отдавать диод Ганна в режиме ОНОЗ, оказывается на 2-3 порядка больше мощности любых других твердотельных источников колебаний. Максимальный КПД в этом режиме приближается к 15...17% и достигается при \(R_н \approx {(20...30)} \cdot R_д\).

Гибридными режимами называют все режимы промежуточные между ОНОЗ и чисто доменными. От режима ОНОЗ гибридные режимы отличает существование в течение части периода колебания достаточно большого неравновесного пространственного заряда, обычно имеющего вид одного или нескольких дипольных доменов. Однако время формирования пространственного заряда здесь все таки достаточно велико по сравнению с периодом колебаний, и он начинает оказывать существенное влияние на протекающий через прибор ток только тогда, когда мгновенное напряжение на нем, превысив пороговое значение, пройдет основную часть падающего участка ВАХ. В гибридных режимах достигается КПД порядка 15%.

Режим отрицательной проводимости имеет очень важное значение. Отличительная особенность этого режима — наличие статического домена сильного поля, определяющего свойства диода. В зависимости от того, выполняется ли для применяемого кристалла полупроводника описанное выше условие существования движущихся доменов (произведение концентрации носителей зарядов на длину активной части полупроводника должно превышать некоторое пороговое значение) различают два случая режима отрицательной проводимости.

Первый случай имеет место для кристаллов, где существование движущихся доменов невозможно. При включении во внешнюю цепь такой диод Ганна образует отрицательную проводимость на пролетной частоте и ее гармониках. Однако на практике он используется крайне редко.

Больший интерес представляет второй случай. Он соответствует так называемому “сверхкритическому” легированию, когда условие существования движущихся доменов выполняется. Диод Ганна, переведенный в такой режим, проявляет отрицательную проводимость в достаточно широком диапазоне частот. Это позволяет использовать его для построения широкополосных регенеративных усилителей с полосой пропускания порядка октавы, которые при достаточно большом возбуждении отдают в нагрузку такую же мощность, как и в автоколебательном режиме. Коэффициент усиления при малом сигнале может достигать 10...20 дБ, а коэффициент шума — порядка 10 дБ.

Происхождение отрицательной проводимости диода обусловливается инерционностью статического домена. При изменении мгновенного напряжения на кристалле домен перестраивается не сразу. При достаточно высокой частоте внешнего сигнала запаздывание превышает четверть периода колебания и возникает противофазная компонента тока, т.е. происходит подкачка мощности этого колебания. При увеличении сопротивления нагрузки усилитель становится автогенератором.

Диоды Ганна, работающие в различных режимах, используются в диапазоне частот 1...100 ГГц. В непрерывном режиме реальные генераторы на диодах Ганна имеют КПД порядка 2...4% и могут обеспечить выходную мощность от единиц милливатт до единиц ватт. При переходе в импульсный режим КПД увеличивается в 2...3 раза. Максимально возможное значение выходной мощности в этом режиме составляет десятки ватт. Для увеличения КПД генераторов используются также специальные резонансные системы, которые позволяют добавить к мощности полезного выходного сигнала некоторые высшие гармоники. Такие режимы называются релаксационными.

К основным параметрам диода Ганна относятся: рабочий диапазон частот, минимальная непрерывная выходная мощность генерируемого сигнала в рабочем диапазоне частот, рабочий ток диода, сопротивление диода и др. (таб. 2.8‑1).

 

Лавинно-пролетный диод (ЛПД)

Лавинно-пролетный диод (ЛПД) предназначен для генерации СВЧ колебаний на основе эффекта динамического отрицательного дифференциального сопротивления, возникающего в результате ударной ионизации атомов полупроводника при лавинном пробое. Его работа основана на том, что в режиме лавинного пробоя в полупроводниковых диодах возникающие под влиянием переменного поля изменения потока носителей заряда через диод запаздывают на столько, что большая часть носителей движется во время действия тормозящей полуволны СВЧ поля и отдает ему часть энергии, полученной от постоянного поля. Впервые генерация наблюдалась на германиевых обратно смещенных диодах, имеющих резкий излом вольт-амперной характеристики. Далее были созданы кремниевые, арсенид-галлиевые и фосфид-индиевые лавинно-пролетные диоды.

Лавинно-пролетный диод может быть реализован в виде однопереходной \(p\)-\(n\)-структуры, представленной на рис. 2.8-16 (диод Тагера). Его особенностью является достаточно широкий и плавный переход между \(p\)- и \(n\)-областями. Работа диода происходит в области обратных смещений.

 

Структура лавинно-пролетного диода и распределение электрического поля в нем

Рис. 2.8-16. Структура лавинно-пролетного диода и распределение электрического поля в нем

 

Как видно из рис. 2.8-16, где представлено распределение электрического поля в диоде при обратном смещении, электрическое поле в приконтактной области достигает максимума. По мере увеличения обратного напряжения область перехода, в котором отсутствуют подвижные носители, увеличивается. Напряженность электрического поля в нем возрастает. Электрон (или дырка), ускоренные электрическим полем на длине свободного пробега в области \(p\)‑\(n\)‑перехода, при соударении с атомом могут разорвать одну из валентных связей этого атома. В результате рождается новая пара электрон-дырка и процесс повторяется под действием теперь уже этих носителей и т.д. Суммарный ток через переход оказывается большим, чем в отсутствие ионизации. Когда поле в приконтактной области достигает некоторой критической величины, начинается интенсивный процесс ударной ионизации кристалла подвижными носителями заряда, приводящий к лавинному умножению числа носителей и образованию новых электронно-дырочных пар. Ток в цепи диода будет ограничиваться лишь внешним сопротивлением.

Ударная ионизация резко возрастает с ростом напряженности электрического поля. Поэтому область, где происходит рождение носителей заряда, ограничена более или менее узким слоем — слоем умножения, расположенным в приконтактной области, где поле максимально. Образованные в слое умножения носители дрейфуют под воздействием сильного электрического поля к границе нейтрального полупроводника: дырки — через \(p\)-слой, электроны — через \(n\)-слой. Так как напряженность электрического поля в большей части перехода весьма велика, то скорость дрейфа носителей заряда практически постоянна, не зависит от поля и равна скорости насыщения. Таким образом, обратно смещенный \(p\)-\(n\)-переход при напряжении близком к пробивному представляет собой промежуток, в котором роль катода играет слой умножения, а роль пролетного пространства — остальная часть перехода. Эмиссия катода носит ярко выраженный полевой характер, так как ток, выходящий из слоя умножения, возрастает или убывает в зависимости от напряженности электрического поля в самом слое.

Лавинная природа тока эмиссии обусловливает его инерционность. Для развития лавины требуется определенное время, так что мгновенное значение электрического поля определяет не величину лавинного тока, а скорость его изменения. Поэтому изменение тока эмиссии не следует мгновенно за изменением электрического поля, а отстает от него на некоторое время. Под действием переменного напряжения в узком слое перехода (слое умножения) будут формироваться сгустки электронов. Но для этого необходимо, чтобы частота переменного напряжения допускала формирование сгустка в период ускоряющей фазы напряжения. Тогда в последующий полупериод изменения напряжения (замедляющее электрическое поле) такие сгустки будут отдавать свою энергию переменному полю. Отсутствие модуляции скорости носителей в этом случае лишь улучшает высокочастотные свойства диода. В пространстве дрейфа сгустки электронов движутся в тормозящей фазе поля со скоростью насыщения и создают наведенный ток в цепи диода, отстающий от приложенного напряжения на угол, примерно равный \(3 \pi/2\).

В лавинно-пролетных диодах с несимметричным \(p\)-\(n\)-переходом чаще всего бывает одно пространство дрейфа — для электронов. Этим пространством является либо часть легированного полупроводника \(n\)-типа, либо собственный полупроводник перед омическим контактом — анодом, которые не охвачены лавинным пробоем. Генерируемые в слое умножения дырки почти сразу же захватываются \(p\)-областью и в энергообмене участия не принимают. Поэтому частотный диапазон таких ЛПД достаточно узок и определяется областью пролетной частоты.

Существует множество диодных структур пригодных для использования в качестве ЛПД, отличающихся вольт-амперными характеристиками, условиями лавинного пробоя и динамическими свойствами, которые зависят от геометрии, уровня легирования и материала диода. Из них можно выделить три (рис. 2.8-17): диод Тагера с резким \(p\)-\(n\)-переходом, диод Рида с переходом типа \(p^+\)-\(n\)-\(i\)-\(n^+\), диод Мисавы со слоем однородного умножения (\(p\)-\(i\)-\(n\)-переход).

Лавинное умножение носителей в диоде Рида реализуется в сравнительно тонком слое, представляющем собой виртуальный катод в приконтактной области \(p^+\)-\(n\)-перехода. Генерируемые в слое дырки сразу же уходят в \(p^+\)-область, а пакеты электронов дрейфуют со скоростью насыщения через дрейфовое пространство (\(i\)-область).

 

Основные структуры, используемые в лавинно-пролетных диодах, и распределение полей в них

Рис. 2.8-17. Основные структуры, используемые в лавинно-пролетных диодах, и распределение полей в них

 

Диод Тагера имеет также сравнительно узкую область лавинного умножения. Электроны опять в виде пакетов попадают в пространство дрейфа (\(n\)-область), отдавая полю СВЧ свою энергию, а дырки поглощаются \(p\)-областью (в \(p\)-\(n\)-переходе диода Тагера обычно \(p\)-область значительно уже \(n\)-области).

Диод Мисавы аппроксимируется структурой, в которой поле близко к однородному. Слой умножения в диоде сравнительно широкий. Дырки и электроны, которые генерируются в одинаковых количествах, дрейфуют в виде пакетов через свои полупространства дрейфа (наведенные ими токи при этом направлены в одну и ту же сторону) — дырки в \(p\)-область, электроны в \(n\)-область.

На рис. 2.8-18 представлены качественные зависимости величины динамического отрицательного дифференциального сопротивления от тока для диодов трех типов. В диоде Рида сопротивление достигает максимума при сравнительно малых плотностях тока, затем оно быстро падает. У диода Тагера максимум сопротивления сдвигается в сторону больших токов. Еще большие плотности тока необходимы для его оптимума в диоде Мисавы. Частотная зависимость отрицательного дифференциального сопротивления при фиксированном токе также представлена на рис. 2.8‑18. Для диода Рида оптимальное отрицательное сопротивление реализуется вблизи пролетной частоты. В диоде Тагера оптимальные фазовые условия на этой частоте не реализуются, поэтому максимум сопротивления в этой структуре ниже и по частоте расплывается. Диод Мисавы имеет небольшое и практически постоянное сопротивление в широкой области частот.

Лавинно-пролетные диоды различных конструкций работают в нескольких основных режимах работы, зависящих как от добротности резонатора, так и от многих других факторов.

 

Токовая и частотная зависимости динамического отрицательного дифференциального сопротивления для лавинно-пролетных диодов различного вида

Рис. 2.8-18. Токовая и частотная зависимости динамического отрицательного дифференциального сопротивления для лавинно-пролетных диодов различного вида

 

Стандартным считается так называемый режим Impatt (impact avalanche, transit time) или пролетный режим. Он отражает основные физические явления, протекающие в ЛПД при не слишком высоких амплитудах полей СВЧ (резонаторы средней добротности). Обычно, максимальный КПД прибора примерно равный 25% достигается на частоте, удовлетворяющей соотношению \(\omega \tau \sim \pi\) (пролетная частота), где \(\tau\) — время пролета электронной лавины. Электронно-дырочные пары генерируются в этом режиме в слое лавинного умножения. Генерируемые дырки уходят в \(p\)-область, а электроны участвуют в энергообмене с полем. Такая ситуация наблюдается в диодах Рида и Тагера (с несимметричным \(p\)-\(n\)-переходом). В диоде Мисавы пролетное пространство является также слоем лавинного умножения, поэтому анализ Impatt-режима для диода Мисавы значительно сложнее, чем для диодов Рида и Тагера, где четко можно выделить виртуальный катод (слой умножения) и область дрейфа. В Impatt-режиме ток инжекции в пространстве дрейфа достигает максимума к моменту, когда напряжение, приложенное к диоду, проходит через нуль. Дальнейшее отставание по фазе конвекционного тока носителей обусловливается конечным временем их движения в пространстве дрейфа, так что в целом наведенный ток в цепи диода оказывается противофазным к приложенному напряжению.

Второй тип колебательного режима лавинно-пролетного диода — режим Trapatt (trapped plasma, avalanche triggered time) или аномальный режим. Этот режим считается аномальным, поскольку рабочая частота в нем намного ниже пролетной. Trapatt-режим отличается относительно высоким значением КПД и возникает в условиях значительных напряжений СВЧ на диоде (высокодобротные резонансные системы, в которые помещается \(p\)-\(n\)-переход). Установление такого режима сопровождается значительными изменениями постоянных составляющих напряжения и тока на диоде. Trapatt-режим возникает в условиях большого смещения на диоде с резко неоднородным распределением электрического поля. В этом режиме ток инжекции также отстает по фазе от напряжения, приложенного к диоду. Возникающие при этом носители заполняют все пространство дрейфа, так что диод к моменту наступления отрицательного полупериода напряжения оказывается заполненным электронно-дырочной плазмой высокой концентрации. Проводимость диода резко возрастает и через него в течение отрицательного полупериода “проталкивается” импульс тока большой величины. Этим и обусловливается высокая отрицательная динамическая проводимость ЛПД в Trapatt-режиме. Когда диод обладает такой повышенной проводимостью, напряжение на нем невелико и носители движутся не со скоростью насыщения, а значительно медленнее. Поэтому рассасывание носителей из объема диода происходит медленно и оканчивается к моменту перехода напряжения к положительному полупериоду. При этом генерация диода происходит на более низкой частоте.

Лавинно-пролетные диоды по частоте спосбны перекрывать весь диапазон СВЧ (от 0,5 до 500 ГГц). Существенное повышение коэффициента полезного действия ЛПД до 20...30% в сантиметровом и 60...70% в дециметровом диапазонах привело к тому, что они смогли заменить лампы обратной волны и клистроны малой и средней мощности. При помощи ЛПД могут генерироваться колебания мощностью до 12 Вт от одного прибора в сантиметровом диапазоне и порядка 0,1...1 Вт в миллиметровом. В аномальном режиме от ЛПД могут быть получены еще большие мощности (до сотен ватт в импульсном режиме). Недостатком ЛПД является относительно высокий уровень фазовых шумов. Помимо генерации сигналов СВЧ лавинно-пролетные диоды могут использоваться для их усиления, в схемах умножения и преобразования частоты и т.д.

Параметры лавинно-пролетных диодов, указываемые в справочниках, практически ни чем не отличаются от параметров генераторных диодов на эффекте Ганна. Это диапазон рабочих частот, минимальная выходная мощность в рабочем диапазоне, постоянные рабочие ток и напряжение и т.п. (таб. 2.8‑1).

 

 

 

Конструирование схем




Все права защищены © 1997-2011 Перепечатка возможна только по согласованию с владельцем авторских прав. admin@club155.ru

Яндекс.Метрика               Сервер радиолюбителей России - схемы, документация,

 соревнования, дипломы, программы, форумы и многое другое!   схемы новости электроники