Физика полупроводниковых приборов - Зи С.М.
Скачать (прямая ссылка):
д. идеализированного диода Рида.
Ввиду сложности системы уравнений (il8)-(20) при анализе работы прибора
на большом сигнале с учетом реальных параметров полупроводниковых
материалов обычно пользуются численными методами. В основном подход
состоит в получении самосогласованного численного решения для уравнений,
описывающих перенос носителей, генерацию носителей и баланс
пространственного заряда в данной структуре полупроводникового прибора.
Решения описывают временные процессы в диоде и в присоединенной к нему
резонансной цепи.
На рис. 19 показаны результаты, полученные Шарфеттером и Гаммелем (Л. 6]
с помощью ЭВМ, для кремниевого диода Рида типа р+-п-\-п+ с Mi=10le см-3,
b - 1 мкм, N2= Ю15смгг и W-бмкм (см. рис. 1); они приведены для четырех
случаев, отличающихся ¦по времени на четверть периода. Показаны
распределения электрического доля, плотности электронов и дырок по
толщине запорного слоя. Включен а также фазовая диаграмма, описывающая
связь тока и напряжения в режиме генерации на клеммах диода. Отметим,
что:
'1) генерация импульса электронов и дырок начинается, когда напряжение
достигает максимума, через четверть периода импульсы заряда полностью
формируются и начинают дрейфовать в соответствующих пролетных
пространствах;
2) дырки быстро исчезают из активной области, в то время как электроны
дрейфуют примерно половину периода и образуют положительный ток при
отрицательной величине переменной составляющей напряжения;
3) за последнюю четверть периода остатки импульса электронного заряда
выносятся из запорного слоя и напряжение снова приближается к
максимальному значению;
4) ток смещения достаточно велик и достигает значительного уровня в
прямом направлении (положительный знак на р+), при этом напряжение на
клеммах всегда остается обратной полярности;
5) для достаточной модуляции напряжения на диоде, а также наведенного
тока (тока носителей) для достижения высоких к. п. д. необходим
протяженный слой умножения.
На рис. 19 плотность постоянного тока через диод равна 1 ООО а/см2. При
этой плотности тока достигнуто максимальное значение к. п. д. равное 9%
на рабочей частоте
Рис. 20. Выходные напряжения диода и ток проводимости для диода,
показанного на рис. 19, на частоте 9,6 Ггц и при плотности постоянного
тока 200 а/см2. Амплитуда переменной составляющей напряжения равна 17 в
[Л. 161.
13,4 Ггц. При более низкой плотности ггока (200 а!см2) максимальное
значение к. п. д. равно 18% на рабочей частоте 9,6 Ггц. Почти идеальные
фазовые соотношения, полученные между напряжением на диоде и наведенным
током .(током носителей), иллюстрируются рис. 20. На этом рисунке
приведены временные зависимости наведенного тока (тока носителей) и
напряжения на клеммах диода для установившегося колебательного процесса
на 9,6 Ггц при плотности постоянного тока 200 а/смг. Амплитуда
переменного напряжения равна .17 в. Было найдено, что при больших
амплитудах форма колебаний остается аналогичной. Эти результаты, таким
образом, приемлемо согласуются с относительно простой теорией, изложенной
при выводе уравнений (65)-(67). Интересно отметить, что: 1*) уравнение
(66) получено из результатов линейной теории для слоя умножения в
сочетании с эффектами на большом сигнале в дрейфовом пространстве; 2)
большие значения к. п. д. достигаются при меньших токах смещения в
соответствии с ожидаемыми результатами из линейной теории.
3. Высокоэффективная мода колебаний в ЛПД. При возникновении колебаний
большой амплитуды динамический эффект пространственного заряда
генерированных носителей может привести к колебаниям с несколькими
гармоническими составляющими. Возможно при этом, что в центральной
области запорного слоя возникнут высокие концентрации носителей - как
электронов, так и дырок - в отличие от основной моды колебаний в Л.ПД,
рассмотренной в теории Рида, согласно которой только один тип носителей
(например, электроны, как показано на рис. 19) участвует в переносе через
запорный слой.
Теоретически было показано, что в этой моде колебаний могут быть получены
значительно большие к. п. д. (порядка 50%), и она была названа
высокоэффективной модой. Результаты, полученные с помощью ЭВМ Джонсоном и
др. JJI. 16а] для лавинно-пролетного диода с распределением примесей,
аналогичным на рис. 19, показаны на рис. 21. В середине рисунка показан
предельный цикл на фазовой плоскости с координатами напряжение - ток.
Полная фазовая траектория включает в' себя отрезок времени,
соответствующий нормальному режиму работы ЛПД (рис. 21,а), начало второго
периода (рис. 21,6), начало лавинного размножения, превышающего пределы,
установленные теорией Рида (рис. 21,в), и состояние с низким напряжением
и высокой концентрацией носителей (захваченная плазма), начинающееся в
момент времени (рис. 21,г). Затем цикл повторяется. Очень высокая
концентрация носителей, наблюдающаяся за точкой С (см. вставку на рис.
21), связана с лавинным умножением в значительной части того
