Твердотельные приборы СВЧ

Лекция 7. Твердотельные приборы СВЧ Обсуждение главных принципов, лежащих в основе работы твердотельных СВЧ-приборов кратко рассмотрим различные типы электровакуумных приборов, используемых с той же целью. В триоде для управления током, протекающим между парой электродов, к которым приложено высокое напряжение, используется сетка. Таким образом, постоянный ток преобразуется в переменный. Одно из ограничений, накладываемых на высокочастотные характеристики приборов этого типа, связано с требованием, чтобы время пролета электронов от катода к аноду было мало по сравнению с периодом колебаний. Указанное ограничение с учетом типичных скоростей электронов ~ 107 м/с и расстояний в несколько миллиметров приводит к максимальным частотам в несколько гигагерц. Эти расчетные данные соответствуют лучшим экспериментальным результатам, полученным на современных триодах. Для достижения более высоких частот приходится использовать приборы, основанные на других принципах. Плодотворной оказалась идея создания приборов, в основе которых лежит использование относительно больших времен пролета электронов. В клистронах используется модуляция электронов по скорости в некоторой точке электронного потока, которая приводит к модуляции их по плотности при дальнейшем движении. Образующиеся сгустки электронов взаимодействуют с высокочастотным напряжением в некоторой точке по ходу потока, где сдвиг фаз, связанный со временем пролета, между напряжением и током составляет ~ 180°. Таким образом, модуляция пучка электронов по плотности приводит к передаче энергии высокочастотному полю. В лампах бегущей волны (ЛБВ) используется другой принцип, при котором область взаимодействия пучка электронов с полем не локализована, а распределена. В ЛБВ электронный пучок взаимодействует с медленной электромагнитной волной, которая распространяется со скоростью, равной скорости движения электронов. Когда в пучке происходит модуляция электронов по скорости, то быстрые электроны стремятся обогнать медленную электромагнитную волну и сообщают энергию волне, что приводит к эффекту усиления. Полевой и биполярный транзисторы аналогичны вакуумному триоду. Один электрод управляет током, протекающим между двумя другими электродами, к которым приложено высокое напряжение. Соответственно, имеет место одни и те же частотные ограничения, хотя численные значения параметров различны. Скорости движения носителей тока в полупроводниках низкие, однако межэлектродные расстояния в твердотельных приборах могут быть весьма малыми, что позволяет создавать транзисторы с областью рабочих частот, перекрывающей значительную часть СВЧ-диапазона. Отдаваемая транзисторами мощность быстро падает с увеличением частоты, и в течение длительного времени представлялось, что необходимы твердотельные приборы, в основе работы которых лежат другие принципы. 162 Например, идея работы клистрона не может быть непосредственно реализована в полупроводниках. Основная причина этого – различие в характере движения носителей тока в вакууме и в полупроводниках. В вакууме носители заряда являются фактически свободными и при отсутствии внешних электрических полей движутся с постоянной скоростью. В полупроводниках электроны или дырки сильно взаимодействуют с атомами кристаллической решетки и средняя длина свободного пробега обычно существенно меньше 1 мкм. При приложении слабых электрических полей скорость электронов постоянна во времени и пропорциональна полю (тогда как в вакууме скорость электронов линейно растет со временем). В сильных электрических полях скорости электронов и дырок в полупроводниках испытывают насыщение и почти не зависят от величины напряженности электрического поля. Возможен и другой подход к описанию этих различий: пучок электронов в вакууме не теряет энергию, а в полупроводниках электроны постоянно отдают свою энергию решетке. Соответственно в твердых телах значительно труднее извлекать кинетическую энергию дрейфового движения электронов, чем в вакууме, так как этот процесс сопровождается процессом омических потерь энергии в решетке. Как упоминалось выше, в клистронах используется модуляция электронов по скорости. В полупроводниках возможно осуществить модуляцию скорости электронов в слабых электрических полях, но эта модуляция везде будет синфазной с изменением электрического поля в месте расположения электронов и поэтому не может приводить к появлению отрицательного сопротивления. Однако идея использования взаимодействия электронов с электромагнитной волной, лежащая в основе работы ЛБВ, может быть реализована в полупроводниковых приборах. Основной трудностью на этом пути является то, что достижимые скорости электронов в полупроводниках весьма низкие. Поэтому замедленная электромагнитная волна должна иметь весьма малую длину, что делает трудной задачу согласования прибора с внешней цепью. На основе этих идей удается создать приборы лишь для длинноволновой части СВЧ-диапазона. Поэтому был разработан новый класс твердотельных приборов, основанных на идеях, отличных от обсужденных свыше. 7.1. Лавинно-пролетные диоды СВЧ Лавинно-пролетный диод (ЛПД; англ. – avalanche diode) – прибор, принцип действия которого основан на возникновении в диапазоне СВЧ отрицательного динамического сопротивления, вызванного процессами лавинного умножения носителей заряда и их пролетом через полупроводниковую структуру. В настоящее время ЛПД является одним из самых мощных твердотельных источников СВЧ-излучения в диапазоне миллиметровых волн. К недостаткам ЛПД следует отнести высокий уровень собственных шумов, вызванных процессами лавинного умножения носителей заряда, и необходимость тща163 тельного расчета и настройки цепей с ЛПД для их стабильной работы. Отрицательное сопротивление в ЛПД в отличие от туннельных диодов появляется только на высоких частотах и не наблюдается на статической ВАХ, которая у ЛПД аналогична обычной ВАХ диода. Появление отрицательного сопротивления в ЛПД вызвано временным запаздыванием процессов лавинного умножения и пролета носителей заряда, приводящим к фазовому сдвигу между током и напряжением. «Лавинное запаздывание» (англ. – avalanche delay) определяется конечными временами нарастания и прекращения лавинного процесса соответственно, а «пролетное запаздывание» – конечным временем прохождения области дрейфа. Импульс тока лавинного умножения сдвигается относительно вызвавшего его импульса напряжения. Задержки начала и конца лавины связаны с тем, что носители заряда в поле приложенного импульса не сразу приобретают энергию, достаточную для ионизации, и не сразу теряют ее после снижения напряжения. На рис.7.1 проиллюстрированы общие принципы появления отрицательного дифференциального сопротивления (ОДС; англ. – negative differential resistance), полупериоды и четвертьпериоды с отрицательным сопротивлением заштрихованы. На рис.7.1, а-б отрицательное дифференциальное сопротивление отсутствует. Полное отрицательное дифференциальное сопротивление, наблюдающееся на всем протяжении периода Т, появляется при времени запаздывания τз=Т/2 (рис.12.1,г). В этом случае возрастанию напряжения соответствует спад тока, а снижению напряжения – возрастание тока. Нетрудно видеть, что при ОДС движение носителей заряда происходит в тормозящем переменном электрическом поле. При τз= Т/4 и τз=3Т/4 ОДС наблюдается только на протяжении половины периода, чередуясь через каждые четверть периода с положительными сопротивлениями. В этих предельных случаях в среднем за период отрицательное сопротивление наблюдаться не будет. Таким образом, ОДС будет реализовываться при условии Т/4 < τз < 3T/4, что равносильно фазовому сдвигу φ между током и напряжением π/2 < |φ| < 3π/2. Элемент с ОДС или отрицательной проводимостью способен отдавать в электрическую цепь (в нагрузку) мощность по переменному току путем преобразования энергии источника питания. Действительно, средняя мощность по переменному току определяется выражением 1 P = ∫ uidt , T0 T 164 (7.1) где u = Um sin(ωt + φ); i = Imsinωt. Отсюда видно, что при φ = 0 мощность Р > 0, элемент имеет активное сопротивU ление и потребляет переменную мощность. При условии |φ| = π/2 a элемент имеет чисто реактивное t сопротивление и переменной мощI ности не потребляет (Р = 0). В случае фазового сдвига π/2<|φ|<3π/2 τЗ = 0 б переменная мощность Р < 0. Форt мально это означает, что элемент, в I котором в силу тех или иных приτЗ =T /4 чин создается отрицательная мощность, следует рассматривать уже в t не как потребитель, а как источник I энергии переменного тока. Так как τЗ =T /2 при Р < 0 отношение du/di, имеющее размерность сопротивления, г t меньше нуля, то такой элемент обI ладает отрицательным дифференτ З = 3T / 4 циальным сопротивлением. Физически это означает, что если нагруд t зить прибор с динамическим ОС на резонансный контур, то в последРис.7.1. Появление отрицательного диффенем, при соответствующей ренциального сопротивления при разном настройке, можно создать поток времени запаздывания тока относительно носителей заряда, движущихся в напряжения тормозящем высокочастотном поле контура. Эти носители будут отдавать полю свою энергию, создавая усиление колебаний. Прибор с ОС может работать также в режиме автоколебаний. 7.1.1. Лавинные умножители Лавинный пробой (англ. – avalanche breakdown) в твердом теле во многом схож с лавинным пробоем в газах. Наряду с электроном в процессе лавинного пробоя участвует дырка. Она, как и электрон, имеет импульс и энергию и подобно ему может ионизировать атом и образовать электронно-дырочную пару. В сильных электрических полях электроны и дырки, двигаясь в противоположных направлениях, порождают нарастающие во времени и пространстве электронно-дырочные пары. Возникает так называемая ударная ионизация не только в р-n-переходах, но и в однородно легированном и собственном (i-типа) полупроводниках. Однако в этих случаях необходимо прикладывать большое электрическое поле, причем обычно происходит сильный нагрев, наблюдается большой ток в полупроводнике и его разрушение. В обратносмещенных диодах 165 такого явления не происходит вследствие обеднения области металлургической границы подвижными носителями. Обычно вводят коэффициент ионизации α(Е) и β(Ε). Это количество электронно-дырочных пар, образуемых соответственно электронами или дырками на единице длины. Коэффициенты α и β быстро растут с увеличением напряженности поля Е. Наилучшей аппроксимацией для них оказывается функция вида  E α = α 0   EK m   ,  (7.2) где, например, для арсенида галлия m ≈ 6, EK ≈ 6⋅105 В/см – поле, при котором начинается лавинная ионизация атомов арсенида галлия. Л П Д б ы л с о з д а н в 1 9 5 9 г о д у А.С.Тагером. Впервые генерация наблюдалась на германиевых обратносмещенных диодах, имеющих резкий излом ВАХ. Позднее были созданы кремниевые, арсенид-галлиевые и фосфидиндиевые ЛПД. Лавинно-пролетные диоды по частоте перекрыли весь диапазон СВЧ (от 0,5 до 500 ГГц). Существенное повышение КПД ЛПД до 20-30% в сантиметровом и 60-70% в дециметровом диапазонах привело к тому, что они смогли заменить лампы обратной волны (ЛОВ) и клистроны малой и средней мощности. В настоящее время на основе ЛПД создан ряд устройств СВЧ – генераторы и усилители, источники шума и др. 7.1.2. Режимы работы лавинно-пролетного диода Рассмотрим сначала два основных типа конструкций ЛПД. На рис.7.2 показаны однопролетная структура (то есть, с одной активной областью) и так называемая двухпролетная (c двумя активными областями) структуры. В первом приборе, для которого ха+ + + + p p p n n n n рактерно наличие р+-n перехода, только n-область определяет работу ЛПД, тогда как в структуре второго типа, имеющей p-n-переход, в работе ЛПД участвует как p-, так и nб а области. Можно ожидать, что Рис.7.2 . Схематическое представление структур однопролетный прибор окаЛПД с переходами: а – р+-n; б – p-n жется лучше на более высоких частотах, поскольку подвижность электронов, которые являются основными носителями тока в области дрейфа, больше подвижности дырок. Конструкция корпуса ЛПД (рис.7.3) подобна обычным корпусам СВЧ диодов. Обычно полупроводниковая структура герметизирована, если прибор предназначен для работы на частотах до 110 ГГц, и не герметизирована (для 166 уменьшения числа паразитных элементов) в приборах на более высоких частотах. а б Рис.7.3. Конструкция ЛПД: а – германиевого; б – кремниевого; 1– металлическая основа; 2 – керамическая втулка; 3 – кристалл; 4 – соединительный электрод; 5 – ниппель ЛПД любой из этих конструкций могут работать в нескольких основных режимах работы, зависящих как от добротности резонатора, так и от многих других факторов. Исторически первым из таких режимов, открытым в 1959 г. в на германиевых диодах, был так называемый режим IMPATT (от англ. IMPact ionization Avalanche – ударная ионизация и Transit-Time – пролетное время). 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 пролетной частоте (ωτ~π). Электронно-дырочные пары генерируются в этом режиме в слое лавинного умножения. Генерируемые дырки уходят в р-область, а электроны участвуют в энергообмене с полем. В IMPATTрежиме ток инжекции в пространстве дрейфа достигает максимума к моменту, когда приложенное к диоду напряжение проходит через ноль. Дальнейшее отставание по фазе 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 ЛПД есть режим ТRАРАТТ (от англ. ТRAрреd Plasma – захваченная плазма и Avalanche Triggered Transit – пробег области лавинного размножения); открыт в 1967 г. и назван аномальным, поскольку рабочая частота в этом режиме намного ниже пролетной. Принцип действия при этом режиме связан с тем, что скорость перераспределения электрического поля в структуре диода может значительно превышать скорость дрейфа носителей заряда. После подачи на диод обратного напряжения, превышающего пробивное напряжение, в первый момент напряженность электрического поля максимальна около металлургической границы. Именно здесь из-за ударной ионизации начинается образование электронно-дырочной плазмы. Это приводят к перераспределению электрического поля в n-области. В следующий момент времени ударная ионизация будет происходить в соседнем слое n-области. Скорость дрейфа носителей заряда ограничена даже в сильных электрических волях скоростью насыщения. Скорость дрейфа электронов плаз167 мы может оказаться значительно меньше скорости насыщения, если напряженность электрического поля в слое с плазмой успеет уменьшиться. В результате фронт волны ионизации быстро пересекает всю n-область, которая заполняется высокопроводящей электронно-дырочной плазмой. Напряженность электрического поля в это время и напряжение на диоде становятся малыми, что приводит к относительно медленному рассасыванию носителей плазмы из р-n перехода. Задержка экстракции носителей из р-n перехода обусловила название «режим с захваченной плазмой». Так как скорость направленного движения носителей заряда в лавиннопролетных диодах в режиме с захваченной плазмой значительно ниже скорости насыщения, то частота генерируемых колебаний обычно не превышает 10 ГГц, в то время как в лавинно-пролетном режиме эта частота может составлять несколько сотен гигагерц. Другие отличия в свойствах и параметрах при различных режимах работы вызваны тем, что при лавинно-пролетном режиме уменьшение скорости дрейфа ниже скорости насыщения нежелательно, а при режиме с захваченной плазмой – наоборот. Поэтому большая амплитуда колебаний может быть получена именно в режиме с захваченной плазмой – до нескольких сотен киловатт при импульсной работе (при непрерывной работе – до нескольких ватт). TRAPATT режим отличается относительно высоким значением КПД (до 40 %) и возникает в условиях значительных напряжений СВЧ на диоде (высокодобротные резонансные системы, в которые помещается р-n переход). Возникает ТRАРАТТ-режим в условиях большого смещения на диоде с резко неоднородным распределением электрического поля. Используются ТRАРАТТдиоды, изготовляемые в основном из кремния, преимущественно в генераторах и усилителях мощности сантиметрового диапазона волн. Кроме указанных диодов, существует еще одна разновидность ЛПД, работающих в инжекционно-пролетном режиме и получивших название BARITTдиодов (от англ. BARrier Injection Transit Time diode – инжекционно-пролетный диод). Такие диоды изготовляются из кремния и имеют два р-n перехода, разделенных равномерно легированной пролетной областью. Один из переходов инжектирует носители зарядов в пролетную область, а другой собирает их. Разность фаз между напряжением на диоде и током, проходящим через него, приводит к появлению небольшого отрицательного сопротивления, которое используется для усиления или генерация СВЧ-колебаний. BARITT-диоды имеют сравнительно малую выходную мощность и низкий КПД, но в отличие от других ЛПД характеризуются малыми шумами, повышенной линейностью фазовой характеристики и высокой надежностью. Поэтому они используются в маломощных и малошумящих усилителях во входных цепях СВЧ приемных устройств. 168 Частота и мощность. Среди полупроводниковых СВЧ-приборов только ЛПД и диоды Ганна обладают наибольшими потенциальными возможностями работы в миллиметровом и субмиллиметровом диапазонах. Самыми высокочастотными ЛПД являются IMPATT-диоды, разработанные японскими фирмами NTT и Hitachi. Разработаны кремниевые однопролетные IMPATTдиоды со структурой p+-p-n+ -типа, которые в волноводном резонаторе сечением 1,08×0,54 мм2 имели максимальную рабочую частоту 394 ГГц. Их выходная максимальная мощность равна 78 мВт на частоте 185 ГГц при КПД = 2,3 %, на частоте 285 ГГц – 7,5 мВт при КПД = 0,35 % и на частоте 361 ГГц – 0,2 мВт [15]. Максимальные значения выходной мощности ЛПД при работе в непрерывном режиме составляет примерно 40 Вт на частоте 10 ГГц, до 1,5 Вт на частоте 60 ГГц, до 100 мВт на частоте 200 ГГц и до 10 мВт на частоте 300 ГГц. Ограничения в повышении выходной мощности ЛПД связаны в основном с обеспечением эффективного теплоотвода от их активной области. Современные ЛПД работают при очень высоких плотностях мощности, приближающихся к 106 Вт/см2. При таких крайне высоких значениях плотности мощности особенно важными становятся вопросы правильного конструирования этих приборов. Сейчас известны различные приемы повышения эффективности отвода тепла от диодов. Среди них можно отметить, например, применение обращенной мезаструктуры, контактов с барьером Шоттки, ультразвуковой пайки и алмазных теплоотводов. Специалисты считают, что при совершенствовании профилей легирования, улучшении геометрии диода и его теплоотвода можно ожидать увеличения выходной мощности ЛПД в непрерывном режиме до 3 Вт на частоте 50 ГГц и 300 мВт на частоте 200 ГГц. ЛПД имеет также значительные преимущества перед другими полупроводниковыми СВЧ-приборами (за исключением диодов Ганна) по максимально достижимой выходной мощности в импульсном режиме. Максимальная выходная мощность импульсных ЛПД достигает 100 Вт на частоте 10 ГГц и 10 Вт на частоте 40 ГГц. На частотах выше 100 ГГц импульсная мощность этих приборов составляет сотни милливатт. Коэффициент полезного действия. За последнее время разработчиками ЛПД для повышения КПД и выходной мощности этих приборов было предложено много различных конструктивно-технологических решений, например, таких как использование двухпролетных структур с новыми геометрическими формами, применение параллельного или последовательного соединения нескольких диодов в одном корпусе, использование новых материалов и конструкций теплоотводов и др. 169 Максимальные значения КПД при работе ЛПД в импульсном режиме сейчас составляют около 25 % на частоте 10 ГГц, 12% на частоте 50 ГГц и 8,5% на частоте 100 ГГц. Вместе с тем, имеются отдельные экспериментальные образцы диодов, КПД которых значительно превышает указанные выше максимальные значения, характерные для большинства приборов этого типа. Так, например, фирмой Hughes разработан кремниевый TRAPATT-диод для диапазона 8-10 ГГц, имеющий в импульсном режиме КПД 42,5 % и мощность 27 Вт. Это указывает на возможность дальнейшего повышения КПД. Коэффициент усиления. Первоначально ЛПД использовались только для генерации СВЧ-колебаний, а их усилительные свойства оставались без внимания. В последнее время эти приборы стали применяться в усилителях мощности и в выходных каскадах малошумящих усилителей на частотах выше 5 ГГц. ЛПД, как и диоды Ганна, обеспечивает сравнительно небольшое усиление, которое с учетом необходимого запаса по устойчивости работы составляет всего 5-9 дБ. При необходимости получения более высокого коэффициента усиления применяется каскадное включение нескольких ЛПД. Полоса пропускания. Усилительные ЛПД обеспечивают усиление в небольшой полосе частот, обычно не превышающей 10%. Например, по данным фирмы Hughes рабочая полоса ЛПД мм-диапазона мощностью 500 мВт составляет 8,5 % при коэффициенте усиления 5 дБ и 4 % при усилении 10 дБ. Коэффициент шума. Кремниевые BARITT-диоды имеют наименьший коэффициент шума 10 дБ на частоте 10 ГГц. В этом же диапазоне частот IMРАТТ-диоды на основе кремния имеют коэффициент шума 30 дБ, а на основе арсенида галлия – 20 дБ. В миллиметровом диапазоне у кремниевых ЛПД типичные значения коэффициента шума 35 дБ, а у арсенид-галлиевых – 32 дБ. Долговечность. Механизм отказов полупроводниковых диодов непосредственно связан с температурой перехода и определяется главным образом процессами электромиграции и короткими замыканиями. Долговечность ЛПД почти не зависит от рабочей частоты, так как температура перехода с ростом частоты повышается незначительно. Судя по различным литературным источникам, средний срок службы ЛПД составляет от 5 тыс. часов до 3,3 млн. часов. Масса диодов находится в пределах от нескольких десятых долей до единиц граммов. 170 7.2. СВЧ диод Ганна В 1963 г. английский физик Джон Ганн, изучая поведение арсенида галлия и фосфида индия в сильных электрических полях, открыл новый физический эффект. Этот эффект получил впоследствии его имя. Ганн обнаружил, что при приложении электрического поля, превышающего некоторое критическое значение, к произвольно ориентированным однородным образцам с двумя омическими контактами во внешней цепи возникают колебания тока. Период колебаний приближенно равнялся времени пролета электронов от катода к аноду, и для использованных Ганном образцов частота осцилляций соответствовала СВЧ-диапазону. В 1964 г. Кремер показал, что все основные черты эффекта Ганна могут быть объяснены, если предположить, что это явление возникает благодаря механизму междолинного перехода (англ. – intervalley transfer). Этот механизм был рассмотрен теоретически в 1961 г. Ридли и Уоткинсом и независимо от них в 1962 г. Хилсумом. В 1965 г. предположение Кремера было подтверждено прямыми экспериментами. Основное преимущество диода Ганна (англ. – Gunn diode) состоят в том, что это объемный прибор. Это означает, что в нем, в отличие от транзисторов, работает весь объем вещества, а не только узкие области p-n переходов. Миниатюрные СВЧ-генераторы Ганна сейчас серийно выпускаются рядом отечественных и зарубежных фирм. Их используют в качестве активных элементов фазированных антенных решеток (ФАР) радиолокационных станций, в системах массовой видеотелефонной и телефонной связи, в электронно-вычислительных машинах, в специальных приборах для слепых, в милицейском оборудовании, терапевтическом и диагностическом оборудовании и т.п. Физический механизм эффекта и основные принципы работы приборов на его основе установлены твердо, однако возможности практического применения эффекта Ганна еще далеко не реализованы до конца. Поэтому перед радиоинженерами открыто здесь широкое поле деятельности. В отечественной технической литературе подобные приборы называют диодами Ганна, хотя в их структуре нет выпрямляющего электрического перехода. В зарубежной литературе чаще используют сокращенное наименование TED (Transferred Electron Devices). 7.2.1. Эффект Ганна и механизм работы диода с объемной неустойчивостью заряда Генератор Ганна – это полупроводниковый прибор, действие которого основано на появлении отрицательного сопротивления под воздействием сильного электрического поля, предназначенный для генерации и усиления СВЧколебаний. 171 Энергетическая диаграмма некоторых полупроводников (например, арсенида галлия), как уже отмечалось раньше, может иметь несколько минимумов В таком полупроводнике могут существовать электроны с разными подвижностями – «легкие» и «тяжелые». Соотношение между концентрациями «легких» n1 и "тяжелых" n2 электронов изменяется при изменении напряженности электрического поля, так как в сильном электрическом поле при напряженности большей порогового значения (E > Eпор) электроны, приобретая дополнительную энергию превышающую ∆W1 , переходят в боковые долины и становятся «тяжелыми». Если при этом еще не происходит заметной ударной ионизации, то общая концентрация электронов остается неизменной и равной равновесной концентрации n1 + n2 = n0. Если подвижность «легких» электронов равна μ1, а подвижность «тяжелых» электронов – μ2 , то выражение для плотности тока через кристалл полупроводника можно записать так: j = e (n1µ1 + n2µ 2 ) E . (7.3) При слабых электрических полях (E < Eпор) практически все электроны находятся в центральной долине, n1 ≈ n0 и плотность тока при этом j = qn0 µ1 E , что соответствует участку 1 ВАХ кристалла полупроводника (рис.7.4). При сильных электрических полях (E >> j µ1 Eпор) можно предположить, что практически все µ2 электроны приобретут добавочную энергию и ока4 2 жутся в боковой долине. В этом случае n2 ≈ n0 и 1 j = en0µ 2 E , что соответствует участку 3 ВАХ 3 (рис.7.4 ). При средних напряженностях электрическоE пор E го поля, лишь немного превышающих пороговую Рис.7.4. Зависимость плот- напряженность, плотность тока определяется соотности тока через полупроношением концентрации «легких» и «тяжелых» водник с многодолинной структурой зоны проводи- электронов (участок 2). Для возникновения отрицательного диффемости от напряженности электрического поля ренциального сопротивления необходим одновременный переход большинства электронов из центральной долины в боковую при пороговой напряженности электрического поля. Но практически получить статическую ВАХ, соответствующую сплошной кривой на рис.7.4, не удается, так как в кристалле или около невыпрямляющих контактов всегда есть неоднородности, в результате чего возникают локальные напряженности электрического поля, превышающие среднюю напряженность. Превращение и этих местах «легких» электронов в «тяжелые» еще больше увеличивает неоднородность электрического поля. Поэтому практически не получается одновременного перехода большинства электронов в кристалле из центральной долины в боковую, и статическая ВАХ получается без участка с отрицательным дифференциальным сопротивлением (штриховая кривая 4 на рис7.4) 172 В арсениде галлия четко различают две подзоны-долины, в которых реализуются различные эффективные массы и соответственно подвижности μ1 = 8000 см2/(В⋅с), m1* = 0,07m0; μ2 = 180 см2/(В⋅с), m2* = 1,2m0. . Пороговое поле межGaAs n-типа долинного перехода для арсенида галлия составляет 3,3 кВ/см, время междолинного пеn рехода τ ≈ 10-13с, пороговая скорость 2⋅107 n0 см/с. Большей эффективной массе отвечает большая плотность состояний. Поэтому при L x E E > Eпор значительное число электронов окаE пор зывается в верхней долине, а средняя скорость падает. Подобные N-образные зависимости L x скорости электронов от электрического поля Рис.7.5. Распределение конили ВАХ диодов наблюдаются и для других центрации и электрического полупроводников (фосфида индия, теллуриполя в начальный момент да кадмия и др.). Самый перспективный из этих материалов – фосфид индия. Особенности строения зон проводимости фосфида индия позволяют надеяться на более высокие значения выходных мощностей вследствие больших величин пороговых полей междолинного перехода Епор ≈ 10 кВ/с. У фосфида индия более высокая подвижность носителей и энергетическая щель составляет 0,5 эВ. Междолинные переходы наблюдались в твердых растворах арсенида и фосфида галлия, причем энергетический зазор между долинами в этих полупроводниках уменьшается от величины 0,36 эВ до нуля (при переходе от GaAs к GaAs0,5P0,5). В твердых растворах фосфида индия или галлия наблюдается междолинный переход при пороговых полях Епор ≥ 600 В/см. Наличие падающего участка на вольтамперной характеристике образца является необходимым, но не достаточным условием для возникновения в нем СВЧ-колебаний, то есть эффекта Ганна. Появление таких колебаний означает, что в образце возникает неустойчивость волновых возмущений. Но условия для такой неустойчивости зависят также от параметров полупроводникового образца (концентрации носителей и скорости их дрейфа, длины образца и др.). Проанализируем эти условия на примере простейшей одномерной модели эффекта Ганна. Пусть на однородно легированный кристалл арсенида галлия (рис. 7.5), имеющий два невыпрямляющих электрических перехода с электродами катода и анода, подано постоянное напряжение, создающее в кристалле напряженность электрического поля несколько меньшую пороговой. При этом все свободные электроны в кристалле являются «легкими» и плотность тока через кристалл имеет максимальное значение 173 jmax = en0 µ1 E0 = en0 ν 0 , (7.4 ) де ν 0 – скорость движения электронов. Локальная напряженность электрического поля около невыпрямляющих контактов из-за наличия различных дефектов может превышать пороговую напряженность электрического поля. Это обеспечит образование тяжелых электронов около катода, которые, двигаясь относительно медленно к аноду, создадут отрицательный заряд. «Легкие» электроны в остальной части кристалла движутся к аноду быстрее «тяжелых». Поэтому около пакета «тяжелых» электронов со стороны анода получается недостаток электронов, что равносильно образованию некоторого положительного заряда, состоящего из нескомпенсированных ионизированных доноров. Таким образом образуется домен, состоящий из двух слоев: слой со стороны катода из-за избытка «тяжелых» электронов имеет отрицательный заряд, слой со стоE дом роны анода из-за недостатка электронов имеет положительный заряд (рис.7.6 ). n Домен обладает своим электрическим полем Ед, направленным в ту же сторону, что и поле, созданное внешним напряжением. В результате по мере образования домена поле l x в нем растет, а за пределами домена уменьE шается, то есть скорость движения «тяжеE2 лых» электронов внутри домена увеличиваE пор ется, а скорость движения «легких» электроE1 нов за пределами домена уменьшается. В не0 который момент времени скорость движения l x «тяжелых» электронов (скорость домена) Рис.7.6. Распределение конценоказывается равной скорости движения «легтрации электронов и электричеких» электронов: v1 = v2, или μ1E1 = μ2E2, где ского поля после формирования v1 – скорость движения электронов за предедомена лами домена; v2 – скорость движения электронов внутри домена, что соответствует скорости движения домена от катода к аноду (v = v2). Очевидно, что v1 < v0 , так как EI < E0. Поэтому после образования домена плотность тока через кристалл уменьшится до jmin = en0ν 1 . (7.5) Минимальное значение плотности тока через кристалл будет сохраняться в течение всего времени движения домена через кристалл или в течение времени пролета L (7.6) t прол = , v2 где L – длина кристалла. 174 При достижении анода домен исчезает, и плотность тока возрастает до значения jmax, соответствующего отсутствию домена. Сразу после этого у катода формируется новый домен, и процесс повторяется. Зависимость от времени тока, проходящего через кристалл, показана на j T рис.7.7. j max Рассмотренный механизм действия прибора с междолинным переходом электронов соответствует пролетному режиму работы. В этом j min режиме работы, как было отмечено, электриче0 ское поле в домене растет во время его формиt t 0 t1 t 2 t 3 рования при одновременном уменьшении Рис.7.7. Зависимость тока, напряженности электрического поля за предепроходящего через генератор лами домена. По этой причине в кристалле моГанна, от времени жет образоваться только один домен, так как переход электронов из центральной долины в боковую может происходить только в домене, где суммарная напряженность электрического поля превышает пороговое значение. Время формирования домена определяется временем максвелловской релаксации τ M = εε 0ρ = εε 0 , en0µ1 ( 7.7) где ρ – удельное электрическое сопротивление. Время пролета домена от катода к аноду должно быть больше времени его формирования. Поэтому условие возникновения колебаний тока в генераторе Ганна можно сформулировать следующим образом: t прол = εε v L > εε 0ρ , или n0 L >> 0 . vд eµ 2 (7.8) Это условие получило название критерия Кремера. Величина (n0 L )KP составляет примерно 7⋅1011 см–2 для арсенида галлия. Если образец не удовлетворяет критерию Кремера, он не может служить генератором СВЧ. При этом вольтамперная характеристика диода Ганна на постоянном токе не имеет падающего участка, и распределение поля вдоль образца становится неоднородным. Такое распределение поля (так называемый статический домен) оказывается неустойчивым на пролетной частоте и ее гармониках. При условии подачи на образец сигнала на пролетной частоте возникает неустойчивость, которая, называется нарастающей волной объемного заряда. В таком режиме образец может служить СВЧ-усилителем . Однако, следует помнить, что свойства диода Ганна определяются не только параметром (n0 L )KP , но и величиной приложенного к диоду напряжения, параметрами кривой v(E) и др. 175 7.2.2. Режимы работы генератора на диоде Ганна Диод Ганна может служить генератором благодаря отрицательной дифференциальной проводимости в определенной области полей. Рассмотрим реальную ВАХ диода (рис.7.8). При Е < Et диод представляет собой омическое сопротивление. При Е = Eпор образуется домен. Вольтамперная характеристика образца с доменом – падающая. При полях Е > ES ток возрастает за счет ударной ионизации в домене. Домен исчезает при Еa < Eпор. При постоянном поле Е > Eпор в диоде Ганна с достаточно большим значением параметра n0L возникают спонтанные колебания тока на частоте, близкой к частоте пролета домена. Если последовательно с диодом соединить резистор, то с него можно снимать напряжение, пропорциональное току в цепи. Работа диода на такую резистивную нагрузку часто используется при физических исследованиях эффекта Ганна. Однако КПД генератора в таком режиме мал и поэтому в практических схемах генераторов он не применяется. Существенного увеличения КПД генеI раторов на диоде Ганна и расширения их частотного диапазона можно добиться при раI пор боте диода в настраиваемой LCR-цепи. Обычно диод Ганна используется для генерации в СВЧ-диапазоне, и такой настраиваемой цепью Iv служит резонатор. Как будет показано далее, один и тот же диод Ганна, работая в разных резонаторах, может генерировать на частотах E a Eпор Es E в диапазоне от долей герца до сотен гигагерц. Рис.7.8. Вольтамперная хаЭтот диапазон перекрывается нескорактеристика диода Ганна лькими режимами работы. При работе диода в резонаторе к нему (помимо постоянного напряжения смещения, приложенного от внешнего источника) приложено также СВЧ поле, устанавливающееся в резонаторе за счет колебаний протекающего тока через диод. Итак, пусть к диоду приложено напряжение U = L(E0 + e0sinωt). Если амплитуда переменного поля e0 мала по сравнению с разностью Е0 – Eпор, где Е0 – постоянное поле смещения, СВЧ-поле практически не меняет форму колебаний тока. При этом осуществляется пролетный режим (транзитная мода) колебаний, практически ничем не отличающийся от работы диода на резистивную нагрузку. КПД генератора в пролетном режиме обычно низок и не превышает долей процента. Если амплитуда СВЧ-поля возрастает настолько, что выполняется условие Е0 – Eпор < e0 <Е0 – Ea, то домен, как и в пролетном режиме, исчезает при достижении анода. Однако в этот момент поле, приложенное к образцу, оказывается меньше порогового поля возникновения домена Eпор. Новый домен не образуется, и образец ведет себя как омическое сопротивление до тех пор, пока поле не станет равным Eпор. Такой режим носит название «режима с запаздыванием формирования домена» (запаздывающий режим). Частота колебаний в этом режиме, очевидно, меньше, чем пролетная частота и может быть перестроена изменением собственной частоты резонатора. 176 При дальнейшем повышении амплитуды СВЧ-поля, при Е0 – Eа < e0, домен исчезает не доходя до анода в момент, когда суммарное поле смещения на диоде становится равным Eа. Этот режим носит название «режима с подавлением домена» (режим гашения). Частота колебаний в этом режиме может быть как больше, так и меньше пролетной и, так же как и в предыдущем режиме, может перестраиваться резонатором. Для всех описанных выше режимов период колебаний велик по сравнению со временем формирования домена. Когда частота резонатора становится величиной порядка обратного времени формирования, диод (при условии Е0 – Eа < e0, необходимом для подавления домена) попадает в так называемый «гибридный» режим. От режима гашения гибридный режим отличается тем, что домен в этом режиме рассасывается, не успев сформироваться окончательно. Гибридный режим в диодах Ганна оказывается наиболее эффективным в области частот до 10 ГГц и является промежуточным по отношению к режиму гашения и режиму ограничения накопления пространственного заряда (ОНОЗ или LSA). В режиме ОНОЗ частота резонатора должна быть много больше обратного времени формирования домена. При этом домены не успевают формироваться, и зависимость тока от поля повторяет кривую v(Е). Режим ОНОЗ особенно эффективен на высоких частотах (f ≥ 10 ГГц), поскольку в этом режиме полностью снимаются ограничения, связанные не только со временем пролета домена, но и со временем его формирования. Наибольшая частота генерации, полученная в режиме ОНОЗ, составляет 160 ГГц. Если напряжение на диоде меняется со скоростью du/dt ≥ 1012 В/с, то в нем образуется несколько доменов. При этом возможен многодоменный режим генерации. В настоящее время технические возможности этого режима исследованы недостаточно. Благодаря тому, что при образовании домена ток падает, на средней по времени вольтамперной характеристике образца появляется скачок тока при Е = Eпор. Если подключить такой образец к колебательному контуру с собственной частотой меньшей пролетной, в цепи возникнут релаксационные колебания с частотой близкой к частоте цепи. Приконтактные явления, неоднородность легирования и другие факторы могут «смазывать» скачок тока на средней по времени вольтамперной характеристике. Однако и при отсутствии скачка тока эта характеристика может оказаться падающей. В этом случае в колебательном контуре, к которому подключен диод, возникают синусоидальные колебания на частоте контура. Релаксационные и синусоидальные колебания такого типа носят название низкочастотных осцилляций. Они наблюдались в диапазоне частот от 1 кГц до частот порядка пролетной частоты. 177 7.3. СВЧ диод с барьером Шоттки Простой контакт металл – полупроводник представляет собой нелинейное сопротивление, которое используется в большинстве СВЧ-диодов. Подобные приборы называются диодами с барьером Шоттки. В случае приложения прямого смещения из-за инжекции основных носителей из полупроводника в металл начинает протекать ток. Эффекты неосновных носителей практически не сказываются. В отличие от диодов с р–n-переходом, у диодов с барьером Шоттки отсутствуют время обратного восстановления и емкость накопленных зарядов. Их вольт-амперные характеристики и С–U-характеристики качественно похожи на характеристики диода с р–n-переходом, но приборы с барьером Шоттки имеют более резкую прямую ветвь, меньшее напряжение включения, меньшие последовательное сопротивление и напряжение пробоя. ex eΨs Wс eΨn f b Поверхность eΨm Поверхность Поверхность Энергия электрона Энергия свободного электрона ex e eΨs Wс W eΨn f eΨns b Расстояние вглубь кристалла а б в Рис. 7.9. Диаграммы энергетических уровней металла и полупроводника: а – металла; б – идеального полупроводника; в – реального полупроводника В реальном полупроводнике на его поверхности имеются неоднородности, что приводит к отсутствию на ней электронейтральности. Непосредственно под поверхностью образуется запорный слой (положительный), который искажает границы зон, что отражено потенциалом e . Энергетические уровни отдельно металла, идеального и реального полупроводников показаны на диаграмме (рис.7.9). Если сблизить оба материала, т.е. произвести контакт, то между ними установится равновесие и в соответствии с законом термодинамики их уровни Ферми должны совпасть (рис.7.10). По мере приближения двух поверхностей поле, определяемое выражением e m  e s , будет возрастать, т.е. возникнет e  e m  e s . Это и есть влияние поверхностного заряда на полупроводнике. 0 – ширина запорного слоя. . 178 e eΨm ex eΨs e΄ eΨms ω0 eΨ΄n δ Wс Wf Wb x Рис. 7.10. Энергетическая диаграмма барьера Шоттки Реально технология обеспечивает  = 0,5...5 Å . Такой тонкий промежуточный слой достаточен для того, чтобы носители перемещались между металлом и полупроводником. Максимальная высота барьера по отношению к носителям известна как высота барьера металл – полупроводник: ems  em  ex  e. Следует заметить, что поверхностный заряд e в принципе может иметь любую полярность, зависящую от химических свойств поверхности полупроводника и положения поверхностных состояний в энергетическом поле. В зависимости от полярности и величины заряда поверхности e может иметь любой знак. Высота запорного слоя e может быть получена из решения уравнения Пуассона d 2U    ,  dx 2 где   eN D , и она равна N D e02 e  e ms  en  , 2 где е – заряд электрона; ND – уровень концентрации;  – диэлектрическая постоянная. 179 Если мы к такому соединению металла с полупроводником приложим внешнее напряжение, то на основании записанной формулы получим диаграммы, представленные на рис.7.11. Здесь N D e2 e    U A   , 2 (7.9) где  – новая ширина запорного слоя, возникшего в результате воздействия внешнего напряжения. e(΄–UA) e΄ Wс Wf Wп Wf e(΄– UA) Wп Wf Wb Wb Wb Смещение отсутствует Обратное смещение Прямое смещение Рис.7.11. Диаграммы при подаче смещения Из уравнения (7.9) можно получить величину поверхно стной плотности заряда, накопленного в запорном слое: Q  eN D   2lU t N D , A где Q – плотность заряда; Ut    U A ; А – единица площади; l – длина запорного слоя. Отсюда емкость на единицу площади определяется так: eN D C 1 dQ   . 2U t A A dU t Из этого уравнения ясна зависимость емкости от распределения концентрации носителей в глубину полупроводника и приложенного к переходу напряжения. Выражение для емкости, переписанное в виде 1 C2  2U t A2 eN D 180 , показывает зависимость емкости от U t . Это прямая линия, если ND постоянно, но ND изменяется по глубине и это уравнение не дает прямой линии, т.е. C  Ut1 2 , и зависимость емкости от напряжения нелинейна. Если материал на поверхности полупроводника имеет намного меньшую плотность доноров по сравнению с той, которая в остальном образце (на глубине примерно 1000... 10 000 Å), то такой барьер, возникающий от контакта с металлом, называют барьером Мотта. В тонком высокоомном i-слое падает все приложенное к барьеру напряжение, поэтому толщина обедненного слоя в n+-области пренебрежимо мала и не зависит от смещения, т.е. сопротивление и емкость перехода определяются толщиной i-слоя и меньше, чем у диода с барьером Шоттки такой же площади. Поэтому постоянная времени  = Zs Сj, потери и шумы диода с барьером Мотта меньше, а нелинейность ВАХ больше, в результате возрастает частотный предел работы. Кроме того, благодаря наличию i-слоя электрическая прочность диода с барьером Мотта выше. 7.4. Диод СВЧ с управляемым импедансом (p-i-n диод) Эти диоды прежде всего имеют широкую область пространственного заряда, и к ним особенно применим термин управляемый импеданс. Проводимость таких диодов почти пропорциональна количеству накопленных неосновных носителей, но получающаяся структура накопленного заряда реагирует только на низкие частоты. Носители не могут достаточно быстро входить в слой пространственного заряда и покидать его, чтобы следовать за напряжением на СВЧ. Такой диод на СВЧ будет представлять собой квазилинейный импеданс, значение которого управляется внешним постоянным или низкочастотным переменным смещением. Диоды с управляемым импедансом могут успешно использоваться в четырех типах устройств СВЧ: переключателях, предохранителях, модуляторах СВЧ-мощности и переменных аттенюаторах для управления амплитудой сигналов. Они состоят из сильнолегированных р- и n-областей, разделенных слоем сравнительно чистого высокоомного полупроводника с концентрацией примеси порядка 10 12...1013 см–3, близкого по свойствам к собственному i-полупроводнику. Толщина высокоомной области для различных приборов составляет от 3 до 150 мкм в зависимости от мощности и быстродействия. Емкость таких структур определяется толщиной i-го слоя и значительно меньше, чем у р–n-переходов. Это позволяет увеличивать площадь структур, а значит, и повышать предельно допустимую рассеиваемую мощность. 181 По этой же причине пробивное напряжение у таких структур может составлять сотни вольт – единицы киловольт. В реальных структурах высокоомная область имеет электронную или дырочную электропроводность, поэтому их называют соответственно p+– v – n+или p+ – π – n+-структурами. Пусть высокоомная область имеет дырочную электропроводность, толщина ее w достаточно велика, а переходы p+–  и  – п+ являются резкими. Тогда распределение концентрации примеси, объемного заряда и напряженности электрического поля в полупроводниковой структуре при нулевом и большом обратном смещении будет а x p+ N n+ L(π) ω Nа Nб x N ρ б l x E x в ρ г Рис. 7.12. Распределение концентрации примесей по длине диода (а); возникновение обедненной носителями области l при прямом смещении (б); распределение поля по длине диода при прямом смещении (в); обедненная область при обратном смещении (г); распределение поля при обратном смещении (д) x E д x соответствовать рис.7.12. Вблизи контакта  –п+ образуется обедненная основными носителями область, ширина которой l зависит от концентрации примеси в  -области и определяется выражением 12  U  l  l0 1    k  , где U – приложенное напряжение; k – контактная разность потенциалов; 182 l0  20 k ,  eNб  где Nб – концентрация  -слоя. Если к структуре приложить обратное смещение, то ширина обедненной области в  -слое растет и при некотором отрицательном напряжении перекрывает весь высокоомный слой. Ширина обедненной области в р+- и n+-материале небольшая вследствие высокой концентрации примесей. Поэтому полная ширина обедненной области и емкость структуры практически остаются постоянными с изменением напряжения. 183 7.5. Транзисторы СВЧ 7.5.1. Биполярные транзисторы СВЧ Физические принципы работы транзисторов рассмотрены во многих книгах, но мы уделим преимущественное внимание тем параметрам и характеристикам транзисторов, которые наиболее существенны в СВЧ-диапазоне и определяют частотные свойства транзисторов. Для СВЧ-транзисторов есть такое понятие, как коэффициент качества, определяется он как произведение коэффициента усиления по мощности на ширину полосы в степени 1/2: 12  f  K  т   8rbСk  , (7.10) где fт – предельная частота усиления по току; rb – сопротивление базы; Сk – емкость коллектора. Коэффициент качества также можно выразить через время задержки сигнала между эмиттером и коллектором еk : K 1 4  rbСk еk  12 . (7.11) Анализируя это выражение, можно сделать вывод, что для получения хорошего СВЧ-транзистора при конструировании должны быть сведены к минимуму сопротивление базы, емкость коллектора и время задержки сигнала в транзисторе. Сопротивление базы. В планарном транзисторе небольшой базовый ток, протекая параллельно плоскостям эмиттерного и коллекторного переходов из области базового контакта, создает в базе поперечное падение напряжения, поскольку базовая область имеет конечное сопротивление. Поперечное падение напряжения в базе может влиять на работу транзистора, так как части эмиттера, наиболее удаленные от базового контакта, будут работать при меньшем смещении, чем близлежащие части, а поскольку эмиттер имеет малое удельное сопротивление, происходит смещение эмиттера к краю, лежащему ближе к базовому контакту. Чтобы устранить эффект самосмещения, конструируют эмиттер с большой величиной отношения периметра к площади, например, в виде ряда длинных узких полосок, так что поперечное падение напряжения на каждой полоске в результате протекания базового тока оказывается малым. 184 СВЧ-транзисторы конструируют таким образом, что при малой ширине эмиттерных полосок и используемых на практике плотностях тока ток по площади эмиттера распределяется практически равномерно. Можно показать, что при этих условиях вклад в сопротивление базы той ее части, которая находится под эмиттером, определяется выражением rbi  SR0e , 2ln (7.12) где S и l – соответственно ширина и длина эмиттерной полоски; п – число полосок, каждая из которых лежит между двумя базовыми контактами; R0е – поперечное сопротивление базы, находящейся под эмиттером, измеренное в омах на квадрат, что соответствует удельному сопротивлению базы, деленному на толщину базы. Уравнение сопротивления части базы, лежащей между краем эмиттера и краем базового контакта, можно записать в виде tR0b (7.13) , 2ln где t – расстояние от края эмиттера до края базового контакта; Rb 0 – поперечное сопротивление этой части базы. Обычно R0e больше R0b , поскольку часть базы, находящаяся под эмиттером, имеет меньшую толщину и более низкий уровень легирования. Такая структура с двумя эмиттерными и тремя базовыми контактами показана на рис. 7.13. Структуру с поочередным расположением эмиттерных и базовых полосок называют гребенчатой. Величину rbi называют сопротивлением активной базы, а rb0 – сопротивлением пассивной базы. Кроме того, на сверхвысоких частотах следует учитывать, что есть еще один компонент базового сопротивления – сопротивление базового контакта rb конт. rb0  Ut S t U t S t U Рис. 7.13. Гребенчатая структура транзистора. 185 Таким образом, суммарное сопротивление базы rb  rbi  rb0  rb конт , причем rb конт  b конт Uln (7.14) (7.15) , где b конт – удельное сопротивление базового контакта; U – ширина базовой контактной полоски. На рис. 7.14 представлена конструкция микротранзистора и его эквивалентная схема. На рис. 7.14, б – эквивалентная схема компонентов сопротивления базы для гребенчатой транзисторной структуры с одной эмиттерной полоской, на рис. 7.14, в – та же эквивалентная схема, но с учетом распределенной емкости коллектора. Длина эмиттерной и базовой полосок l входит во все три компонента базового сопротивления, следовательно, сопротивление базы можно уменьшить просто путем увеличения l. Однако эмиттер нельзя делать слишком большой длины, иначе падение напряжения вдоль длины будет создавать смещение на частях эмиттера, наиболее удаленных от эмиттерного контакта. Практический предел увеличения длины эмиттера достигается, когда плотность тока в эмиттерной металлизации на конце контактной полоски становится равной предельно допустимой величине пробоя для данной системы металлизации. Уменьшить сопротивление базы можно также увеличением числа эмиттерных полосок n, и именно этот путь используется при гребенчатой конструкции транзистора. U Базовый контакт t S t n + эмиттер База U Базовый контакт n-коллектор а n+-подложка б b e b b e b в k Рис.7.14.Конструкция микротранзистора и его эквивалентная схема 186 Емкость коллектора. Вторым параметром в уравнении качества СВЧ-транзистора, влияющим на его высокочастотные свойства, является емкость коллектора Сk. Она состоит из емкости переходного слоя Стk и диффузионной емкости Сдk : (7.16) C С С . тk k дk Диффузионная емкость Сдk связана с изменением заряда в базе под действием напряжения, и для того чтобы ее влияние было существенным, необходима модуляция ширины базы переменным напряжением на коллекторе. Но поскольку уровень легирования базы намного выше, чем коллекторная область, и обедненный слой р–n-перехода находится полностью в коллекторной области, изменение напряжения на коллекторе не оказывает существенного влияния на ширину базы, поэтому емкостью Сдk можно пренебречь. Емкость переходного слоя Стk зависит от площади коллектора и ширины обедненного слоя. Так как профиль распределения примеси в базе СВЧ-транзистора имеет очень большой градиент, часто пользуются формулой резкого перехода: 12 Cтk  е0 N k   Аk    2 U     или для кремния Cтk 4  12 N   Аk  2,88 10  k  U    [пФ], (7.17) где Аk – площадь коллектора; Nk – уровень легирования в эпитаксиальной коллекторной области; U – приложенное напряжение к коллектору; φ – контактный потенциал перехода. Хороший СВЧ-транзистор должен быть сконструирован таким образом, чтобы коллекторный эпитаксиальный слой был полностью обеднен при подаче напряжения на транзистор. В этом случае Cтk  А k 0 , Wэпит (7.18) где Wэпит – толщина эпитаксиального слоя;  – диэлектрическая постоянная; ε0 – диэлектрическая проницаемость вакуума. 187 В этих условиях, чтобы избежать преждевременного прокола базы до пробоя коллектора, должно выполняться соотношение Wэпит Nb  , Wb Nk (7.19) где Wb – ширина базы; Nb – концентрация примеси в базе. Для минимизации емкости коллектора и, следовательно, улучшения СВЧ-характеристик транзистора надо свести к минимуму площадь коллектора. Это означает, что размеры S, t и U (см. рис.7.13) должны быть как можно меньше, а величины l и п – не больше, чем это требуется для обеспечения нужной величины тока и выходной мощности. В эквивалентной схеме транзистора, представленной на рис. 7.14, в, коллекторная емкость Сk разделена на элементы, образующие RС-линии передачи с соответствующими элементами сопротивления базы. Если обозначить через С0 коллекторную емкость на единицу площади, то Cki  C0 Sl , Ck 0  2C0tl , Ck конт  C0Ul. Для эквивалентной схемы, представленной на рис. 7.14, уравнение качества можно записать так: 12     fт   K   . (7.20)   r  б0   8 r  r  r  rb конт  Сk 0  rb конт Сk конт   bi b0 b конт Сki       2      Во все компоненты знаменателя входит rb конт , значит, если ширина базовой контактной полоски достаточно велика, т.е. rb конт мало́, то величина K слабо зависит от сопротивления базового контакта, а при меньших значениях ширины полоски величина K уменьшается. Следовательно, ширина базовой контактной полоски должна определяться соотношением величин удельного сопротивления базового контакта и поперечного сопротивления пассивной базы. Удельное сопротивление базового контакта зависит от типа используемой системы контактной металлизации и уровня легирования поверхности кремния. Для снижения поперечного сопротивления базы под базовым контактом и уровня легирования поверхности кремния часто используют р+-диффузию или ионное легирование в область, находящуюся под базовой контактной полоской. 188 Время задержки сигнала τеk (см. уравнение (7.11)) представляет собой полное время переноса носителя заряда. За время прохождения через прибор носитель заряда претерпевает последовательно несколько этапов задержки, каждый из которых рассмотрим ниже. Эти составные элементы времени задержки суммируются: ek  e  eb  bk  b  d  k (7.21) где е – эмиттерное время задержки, связанное с избыточным накоплением дырок в эмиттере; eb – время заряда емкости перехода эмиттер – база через эмиттер; bk – время заряда емкости перехода база – коллектор через эмиттер; b – время переноса носителей через базу; d – время задержки в обедненном слое коллектора; k – время заряда емкости перехода база – коллектор через коллектор. Каждую из постоянных времени можно выразить через соответствующую характеристическую частоту   1  , тогда получим выражение 1 1 1 1 1 1 1      + . т е еb bk b d k (7.22) Частота т = 2πfт – наиболее важный параметр СВЧ-транзистора, так как она определяет коэффициент усиления по току и коэффициент шума, fт – частота, на которой коэффициент усиления по току в схеме с общим эмиттером равен единице; ее называют граничной частотой коэффициента усиления по току. Эмиттерное время задержки. Ранее считалось, что для обеспечения высокой эффективности эмиттера в него необходимо вводить как можно больше примеси, руководствуясь лишь тем, чтобы не создать слишком больших нарушений кристаллической решетки. Однако высокий уровень легирования влияет на зонную структуру кремния, во-первых, из-за расширения примесной зоны и, во-вторых, из-за того, что большое число примесных атомов нарушает периодичность кристаллической решетки кремния, вызывая размытие границы зоны. Таким образом, высокий уровень легирования эмиттера приводит к уменьшению ширины запрещенной зоны кремния, степень которого зависит от суммарной концентрации примеси, а следовательно, может быть различной в разных точках эмиттера. Высокая степень легирования эмиттера приводит к возникновению задержки в нем, длительность которой определяется выражением 189 Q 1 е  е  I k D ре0 X еb  2 xеb xdx = , 2D ре0 (7.23) где Qe – избыточный накопленный заряд неосновных носителей в эмиттере: Ik – ток коллектора; Dре – коэффициент диффузии дырок, инжектированных из базы в сильно легированный эмиттер; β0 – коэффициент усиления по постоянному току; xеb – глубина эмиттера. Поскольку длительность задержки определяется интегралом накопленного заряда от поверхности эмиттера до границы области пространственного заряда эмиттер – база, ее можно сократить путем уменьшения глубины эмиттерного перехода. При конструировании СВЧ-транзисторов переходы всегда стараются делать малой глубины, чтобы повысить градиент распределения примеси в переходе эмиттер – база с целью снижения эмиттерной емкости за счет уменьшения краевой емкости эмиттера. Еще более важным основанием для снижения глубины эмиттера является, как мы видели, необходимость уменьшения τе. Чтобы использовать малую глубину эмиттера для повышения fт (т.е. граничной частоты усиления транзистора), необходимо прежде всего убедиться в том, что система эмиттерной металлизации не только обеспечивает хороший омический контакт с малым сопротивлением к эмиттерной поверхности, но и не вызывает диффузии или миграции примесей к переходу эмиттер – база при последующей работе транзистора, в противном случае возможно повреждение перехода. Величину τе можно уменьшить и путем уменьшения градиента распределения примеси в эмиттере, как уже говорилось выше. Время заряда емкости эмиттер – база через эмиттер  eb . Переход эмиттер – база включен в прямом направлении, и эмиттерный ток делится между параллельно включенными сопротивлением эмиттера re и емкостью эмиттерного перехода Сте. Только та часть тока, которая проходит через re, инжектируется в базу и усиливается. Ток, текущий через Сте, является паразитным. В результате образуется RС-цепочка с временем задержки: еb  1  rеСтe . еb (7.24) Здесь re – отношение эмиттерного напряжения к току эмиттера, а Сте – барьерная емкость перехода, которые определяются выражениями kТ 25  , rе  еI е I е 12  N  Стe  2,88 10 Ае  bе  [пФ],   0,7 В.  U +  4 190 Для уменьшения eb можно увеличить ток эмиттера Iе, понизив таким образом re. СВЧ-транзисторы обычно работают при таких уровнях эмиттерного тока, что eb не вносит существенного вклада в суммарное время задержки. Емкость эмиттерного перехода Сте, возникающая в результате изменения ширины обедненного слоя эмиттера, пропорциональна площади эмиттера. Для улучшения частотной характеристики транзистора площадь эмиттера следует уменьшить до предела, определяемого мощностью рассеяния и требованиями надежности. Это можно сделать уменьшением ширины эмиттера S. Нижний предел для S определяется разрешающей способностью фотолитографии. Последовательное сопротивление эмиттера rse, в которое входят сопротивление кремния в области эмиттера и сопротивление эмиттерной металлизации, включено последовательно с reСте так, что заряд эмиттерной емкости осуществляется через комбинацию сопротивлений re и rse. Постоянная времени определяется выражением еb  1   rse  rе  Стe . еb (7.25) В малошумящем маломощном СВЧ-транзисторе значение rse может составлять 0,5...1,0 Ом, что на порядок ниже типичной величины re для этого типа транзисторов. В мощные СВЧ-транзисторы часто встраивают дополнительные эмиттерные резисторы для выравнивания тока в различных частях гребенки эмиттера. Поскольку эти транзисторы работают при гораздо более высоких уровнях тока, чем малошумящие приборы, величина re будет сравнительно малой, так что для определения eb можно пользоваться уравнением (7.25). Время заряда емкости база – коллектор  bk через эмиттер. В СВЧ-транзисторе следует учитывать время задержки сигнала, которым в низкочастотных транзисторах можно пренебречь, например время задержки, определяемое временем заряда емкости коллекторного перехода через эмиттер, которое создает частотные ограничения RС-типа: bk  1   rse  re  Cтk . bk 191 (7.26) При наличии эмиттерных резисторов, используемых для выравнивания тока в эмиттере, учитывается их вклад в rse. При отсутствии эмиттерных резисторов величина rse обычно пренебрежимо мала по сравнению с re. В последнем случае, который относится к маломощным СВЧ-транзисторам, выражение (7.17) сводится к виду bk  rеСтk . Время переноса носителей через базу  b определяется из решения уравнения переноса. Это уравнение решается через выражение для коэффициента переноса в базе β*, представляющего собой отношение тока на границе базы с коллектором к току на границе базы с эмиттером. β* является комплексной величиной, поскольку при перемещении носителей в базе происходит не только уменьшение амплитуды сигнала, но и сдвиг по фазе. Время переноса электронов через базу р-типа можно выразить через ширину базы W и коэффициент диффузии электронов в базе Dnb : W2 . tb  Dnb (7.27) Коэффициент переноса определяется выражением 12  W  2  *      jbtb   L   , (7.28) где L – длина базы. Чтобы найти предельную частоту передачи тока в базе b , которая определяется как частота, соответствующая уменьшению  на 3 дБ по сравнению с низкочастотным уровнем, уравнение (7.19) разлагают в 2 ряд и находят btb из условия  = , отсюда btb  2,43. 2 Подставив в данное выражение значение tb , получим W2 b  2, 43 Dnb или 1 W2  . b 2, 43Dnb 192 Таким образом, постоянная времени переноса через базу определяется выражением W2 . b  2, 43Dnb (7.29) Уравнение (7.29) описывает время переноса через базутолько в том случае, когда перемещение носителей заряда происходит за счет диффузии. Если в базе имеется дрейфовое поле Е, возникающее благодаря градиенту концентрации примеси в базе, то время переноса электронов через базу будет меньше, так как помимо диффузионного перемещения ускорение электронов будет происходить за счет электрического поля. Этот эффект можно учесть, воспользовавшись модифицированной формулой W2 b  . nDnb (7.30) В случае кремниевых СВЧ транзисторов n–р–n-типа с диффузионной базой типичное значение n лежит в диапазоне 4...7. Время задержки в обедненном слое коллектора. После того как инжектированные носители заряда проходят через базу, они попадают в обедненный слой обратносмещенного коллекторного перехода и переносятся через него под действием сильного электрического поля, существующего в переходе. Скорость движения носителей достигает скорости насыщения Vнас при электрических полях порядка 104 В/см. Так как поле в обедненном слое коллектора СВЧ-транзистора обычно гораздо выше этой величины, можно считать, что носители проходят весь обедненный слой со скоростью насыщения. При нормальной работе эта скорость почти не зависит от изменения коллекторного напряжения во всем его рабочем диапазоне. Время переноса носителей через обедненный слой шириной Хd как при плавном, так и при ступенчатом распределении примеси определяется выражением td  Xd . Vнас (7.31) Соответствующая задержка сигнала при этом составляет td 2. Таким образом, время задержки в обедненном слое коллектора определится как X 1 (7.32) d   d . d 2Vнас 193 Чтобы сделать минимальным время задержки τd, следует уменьшить Хd. Этого можно достичь путем уменьшения удельного сопротивления эпитаксиального слоя коллектора при неизменной величине коллекторного напряжения. Величина τd весьма чувствительна к изменению коллекторного напряжения, поскольку Хd изменяется как корень квадратный из приложенного напряжения. Однако в СВЧ-транзисторах слой объемного заряда коллектора обычно распространяется на всю глубину эпитаксиального слоя. В этих условиях τ d определяется выражением d  Wэпит , 2Vнас (7.33) где Wэпит – глубина эпитаксиального слоя. Постоянная времени заряда емкости перехода база – коллектор  k через коллектор. Емкость коллекторного перехода Стk должна заряжаться через суммарное сопротивление эмиттер – коллектор, состоящее из трех частей: последовательного сопротивления эмиттера rse, дифференциального сопротивления эмиттерного перехода re и последовательно включенного сопротивления коллектора rsk. О влиянии rse и re говорилось выше, поэтому рассматривать их не будем. Выражение для последней составляющей времени задержки сигнала примет вид k  1  rsk Cтk . k (7.34) При изготовлении кремниевых n–р–n транзисторов СВЧ используются эпитаксиальные слои n-типа, выращенные на подложке n+-типа, причем при нормальной величине рабочего напряжения обедненный слой коллектора проникает на всю глубину эпитаксиального слоя, почти достигая подложки. В этих условиях последовательное сопротивление коллектора почти полностью определяется удельным сопротивлением подложки k и ее толщиной lk, так что rsk  k lk , Аk где Аk – площадь коллектора. 194 (7.35) Емкость коллекторного перехода в условиях полного обеднения эпитаксиального слоя определяется выражением Стk  Аk 0 , Wэпит тогда k  k lk 0 . Wэпит (7.36) Удельное сопротивление подложки обратно пропорционально концентрации примеси, следовательно, для снижения τk надо использовать сильнолегированную подложку n-типа. Для легирования подложки часто используют сурьму, так как она диффундирует в кремнии сравнительно медленно и это позволяет избежать диффузии из подложки в эпитаксиальный слой в процессе изготовления транзистора. Толщину подложки lk следует уменьшать для снижения τk и, что особенно важно в мощных транзисторах, для теплового сопротивления между активной областью прибора и теплоотводом. Суммарное время задержки сигнала между эмиттером и коллектором можно суммировать следующим образом: еk 2 Х еb Х W2   rе  Сте  Стk    d  rsk Стk . 2 D ре0 nDnb 2Vнас (7.37) Таким образом, при конструировании транзистора для уменьшения τek и, как следствие, увеличения fт необходимо исходить из следующих практических соображений. 1. Глубина эмиттерного перехода должна быть малой. На практике транзисторы СВЧ имеют глубину эмиттерного перехода не более 0,1...0,2 мкм. Ограничением является возможность диффузии контактной металлизации в эмиттер в процессе изготовления транзистора (при высоких температурах) или при его последующей работе. По этой причине в качестве контактной металлизации к мелким р–n-переходам используют сложные металлические системы: либо алюминий с подслоем титана, либо сплав алюминий-кремний. 2. Концентрация примеси в эмиттерной области не должна быть слишком высокой. 3. Коэффициент усиления по постоянному току β 0 должен быть как можно больше, т.е. отношение уровня легирования эмиттера к уровню легирования в базе должно быть много больше единицы (приблизи195 тельно на порядок). Причем эмиттер во избежание сужения запрещенной зоны и, как следствие, снижения эффективности сильно легировать нельзя. Из пп. 2 и 3 следует, что степень легирования эмиттера в СВЧ-транзисторах не должна быть слишком высокой, что противоречит теории, согласно которой эмиттер легировали так сильно, как только возможно это сделать, не нарушая, конечно, при этом решетку полупроводникового кристалла. 4. Эмиттерное сопротивление должно быть мало́, для чего рабочую точку транзистора смещают в область более высоких токов. Любое дополнительное сопротивление rse должно быть как можно меньше; это касается и сопротивления металлизации, и контактного сопротивления, а также и выравнивающих балластных резисторов в мощных транзисторах. 5. С целью снижения емкости Сте следует уменьшать площадь эмиттера настолько, насколько это возможно из соображений плотности тока в транзисторе и эмиттерной металлизации. Кроме того, концентрация примеси в базовой области под эмиттером (активная база) не должна быть слишком большой, чтобы переход не получился слишком узким. 6. Емкость коллекторного перехода Стk следует уменьшать, ограничивая площадь коллектора, насколько это возможно из соображений рассеяния мощности и отвода тепла. 7. Ширина базы W должна быть как можно меньше. Методом ионного легирования в настоящее время получают ширину базы менее 0,1 мкм. 8. Ширина обедненного слоя коллектора Xd должна быть настолько малой, насколько это возможно с точки зрения требований к величине рабочего напряжения и уровню легирования коллектора. 9. Коэффициент диффузии электронов в базе должен быть как можно больше, для чего активную базу легируют слабее, чем пассивную, находящуюся между эмиттерным и базовым контактами. 10. Уменьшение последовательного сопротивления коллектора rk достигается благодаря использованию эпитаксиальных пленок. При конструировании транзистора предусматривается полное обеднение эпитаксиального слоя при рабочем напряжении. В этих условиях rsk определяется свойствами подложки, которую изготавливают из низкоомного кремния и делают настолько тонкой, насколько это возможно из практических соображений. Таким путем удается уменьшить величину rsk, и тогда единственное, что остается, это обеспечить малую величину контактного сопротивления между обратной стороной кристалла и держателем. 196 7.5.1.1. Эквивалентная схема биполярного транзисторы СВЧ Эквивалентная схема СВЧ биполярного транзистора может быть представлена в виде сочетания RС-цепочек и генератора тока. Элементами такой схемы являются сопротивления и емкости, соответствующие различным частям структуры транзистора. Дополнительным элементом является диффузионная емкость Сд, представляющая собой произведение обратной величины re на сумму постоянных времени, обратных круговым частотам е , b и d и соответствующих обедненным областям эмиттера, базы и коллектора. Введены также параметры Сbk (рад) и Сеk (рад), являющиеся емкостями базовой и эмиттерной контактных площадок, обратно пропорциональных толщине окисла, и параметры rbk (рад) и rеk (рад), отображающие соответствующие последовательные сопротивления, зависящие от толщины коллекторного эпитаксиального слоя и подложки, а также от уровня их легирования и измеренные в радианах (рис. 7.15). Упрощенный вариант эквивалентной схемы может быть более полезен разработчикам схем в качестве модели для автоматизированного анализа работы активного элемента. В упрощенной схеме сопротивление базы, включая контактное сопротивление, представлено в виде со , а все емкости, подключенные параллельсредоточенного элемента rbb но re, представлены в виде сосредоточенного емкостного элемента Се. Элемент Сe = (т rе )1 , где т – измеренное значение ширины полосы и, следовательно, учитывает емкости Сте, Сnе, Сд и Сеk (рад). Коллекторная емкость изображена в виде активной емкости Сk1 и паразитной емкости Сk2, включающей также емкость контактной площадки Сbk(рад). Последовательные сопротивления эмиттера и коллектора в этой схеме не учтены (рис. 7.16). 197 C k0 C bk(рад) rbk2 Ck1 rbk (рад) rbc3 b b΄ rbk1 rb 2 Ib rb 0 2 CTe Ck2 rbk Iс k rsc α 0 Ie re ne rek (рад) д Cek (рад) Ie r Рис. 7.15. Эквивалентная схема биополярного транзистора СВЧ Ck2 rbb΄ b Ck1 c Ib I α 0 Ie C re Ie 1 C = ωт re e Рис. 7.16.Упрощенная эквивалентная схема биполярного транзистора СВЧ 198 7.5.2. Униполярные (полевые) транзисторы СВЧ Полевые транзисторы конструктивно похожи на биполярные. В биполярном транзисторе СВЧ имеется узкий длинный эмиттер, по обеим сторонам которого близко расположены узкие длинные базовые полоски, в полевом же с обеих сторон узкого длинного затвора близко расположены узкие и длинные исток и сток (рис. 7.17). Аналогия может быть распространена и на частотные свойства этих приборов, поскольку величина fmax для биполярного транзистора обратно пропорциональна ширине эмиттерной полоски fmax ≈ 40  S  2t  (ГГц), в то время как для полевого – ширине затвора fmах ≈ 33 L (ГГц). Исток Контактная металлизация Затвор Lи-з a L Сток Lз-с h(x) Подложка из полуизолирующего GaAs Обедненный слой в режиме насыщения Рис. 7.17. Конструкция полевого транзистора СВЧ Таким образом, для СВЧ-параметров обоих приборов критичной является возможность реализации прецизионной геометрии электродов на поверхности полупроводника. Полевые транзисторы могут иметь конструкцию трех типов: с изолированным затвором, с р–n-переходом в качестве затвора и с барьером Шоттки в качестве затвора. Лучшие СВЧ-параметры получены на приборах из арсенида галлия с каналом n-типа и барьером Шоттки в качестве затвора. Полевые СВЧ-транзисторы изготавливаются из арсенида галлия n-типа по планарно-эпитаксиальной технологии с затвором на барьере Шоттки (рис. 7.18). 199 Затвор Rз Сток Исток n+ Rс R конт Rи Активный слой Подложка Rз-и Cз-и R конт C R0 Сс-и Рис. 7.18. Конструкция полевого транзистора СВЧ с барьером Шоттки и его эквивалентная схема Геометрические размеры контактной системы примерно такие же, как у биполярных транзисторов, однако электроды истока и стока имеют омические контакты с полупроводником. В данной схеме общим электродом является исток. На управляющий электрод затвора на барьере Шоттки подают обратное смещение Uз-и, поэтому его ток весьма мал, примерно 10 –9 А, благодаря чему входное сопротивление полевого транзистора с барьером Шоттки (ПТШ) велико. Напряжение питания Uс-и включено так, чтобы электроны в тонком эпитаксиальном слое n, который служит каналом, двигались от истока к стоку. Ток через нагрузку Zн определяется сопротивлением канала, зависящим от напряжения на затворе Uз-и: чем выше обратное напряжение, тем больше толщина обедненной области барьера Шоттки под затвором и меньше активная проводящая часть n-слоя; сопротивление канала увеличивается, рост тока стока Ic прекращается. Таким образом, в отличие от биполярного, полевой транзистор управляется напряжением и характеризуется крутизной S  Ic U з-и , достигающей сотен миллиампер на вольт. Выходные вольт-амперные характеристики ПТШ (зависимость Ic от Uс-и при Uз-и = const) имеют пентодный вид. Его выходное сопротивление велико. 200 Отметим некоторые преимущества ПТШ по сравнению с биполярным транзистором. Благодаря более простой и совершенной технологии изготовления ПТШ имеют меньший разброс электрических параметров. Ток в них течет не через р–n-переходы, а между омическими контактами в однородной среде канала, поэтому транзистор обладает более высокой линейностью ВАХ, у них нет шумов токораспределения, а плотность тока может быть большей, следовательно, уровень их шумов меньше, а отдаваемые мощности больше. Скорость движения электронов в арсениде галлия, из которого изготавливают ПТШ, примерно в два раза выше, чем в кремнии, а вместо емкостей эмиттерного и коллекторного переходов в ПТШ имеется сравнительно малая емкость обратносмещенного барьера Шоттки под затвором, поэтому данный тип транзисторов работает на более высоких частотах. Внутренняя обратная связь через паразитные емкости незначительна, поэтому усилители на полевых транзисторах с барьером Шоттки работают более устойчиво в широком диапазоне частот. Главный недостаток транзисторов на арсениде галлия – это более низкая теплопроводность, она в три раза меньше, чем в кремнии, однако биполярные транзисторы уступают ПТШ по выходной мощности на частотах свыше 5 ГГц, а по коэффициенту шума – на частотах выше 1,5 ГГц. В настоящее время на ПТШ создаются твердотельные схемы СВЧ практически любого назначения в диапазоне от дециметровых до миллиметровых волн. 7.5.2.1. Полевые транзисторы СВЧ с барьером Шоттки Важное место в СВЧ-микроэлектронике занимают полевые транзисторы с барьером Шоттки на полупроводниковых материалах группы А3В5, в частности арсениде галлия. Основными преимуществами данного материала являются более высокая скорость электронов, обеспечивающая большее быстродействие приборов и хорошие изолирующие свойства подложек. Однако арсенид галлия по сравнению с кремнием обладает низким качеством собственного окисла и имеет высокую плотность поверхностных состояний на границе раздела полупроводник – изолятор. Это затрудняет изготовление на арсениде галлия таких приборов, как МОП-транзисторы. Поэтому практическое 201 использование получили полевые транзисторы на основе барьера Шоттки. В большинстве случаев эти приборы изготавливаются непосредственно ионной имплантацией в полуизолирующую подложку из арсенида галлия. Рассмотрим более подробно принцип действия подобных транзисторов как наиболее распространенных в микроэлектронике СВЧ. Принцип действия ПТШ. Схематичное изображение полевого транзистора с барьером Шоттки приведена на рис.7.19. Обедненная носителями область барьера Шоттки определяет поперечное сечение проводящего канала под затвором, модулируя его проводимость и тем самым ток в цепи исток – сток. L Uз Исток Iи I I Uс Сток Затвор + ++ ++ ++++++++ ++++ ++ ++++ + + + +++++ –– ++ d(x) –– –– ++++ Iс I A U U I Подложка Рис.7.19. Схематичное представление полевого транзистора с барьером Шоттки Проанализируем канал n-типа, в котором обедненная область расширяется по мере приближения к стоку, поскольку в этом направлении увеличивается обратное смещение между каналом и затвором. Как только напряжение на затворе станет меньше какого-то порогового, равного (7.38) U  U  PU , т P0 bi где Uт – пороговое напряжение, то ток через прибор падает практически до нуля. 202 В уравнении (7.38) U P 0 – напряжение перекрытия, равное U P0  qN D A 2 (7.39) U bi – встроенный потенциал. В уравнении (7.39) А – толщина канала, а ND – концентрация доноров, которая равна концентрации электронов n0 в необедненной части канала. Предположим, что легирование канала однородно. Если напряжение на затворе Uз больше чем пороговое Uт, то увеличение напряжения сток – исток Uс-и до величины больше напряжения насыщения U с-и нас приводит к насыщению тока через канал. Насыщение тока вызвано насыщением скорости электронов в сильном электрическом поле канала. В ПТШ на арсениде галлия с коротким каналом, где длина затвора L составляет 0,5...2 мкм, типичные величины средней напряженности электрического поля в канале довольно высокие (порядка 5...20 кВ/см), а эффекты горячих электронов и связанная с ними нелинейность зависимости дрейфовой скорости электронов от напряженности электрического поля очень важны. Модель Шокли. Рассмотрим простую модель, в которой указанные эффекты не учитываются, а предполагается, что дрейфовая скорость, равная (7.40) Vдр  E ( – подвижность в слабом поле), пропорциональна продольной составляющей электрического поля вплоть до точки, где канал перекрывается на стоковой стороне затвора, что происходит при (7.41) U з-и  Uс-и  U т . Эта модель называется моделью Шокли, она базируется на допущении, что толщина обедненной области под затвором есть медленно изменяющаяся функция координаты (рис. 7.20). Предположим, что проводящая часть канала нейтральна, область под затвором полностью обеднена, электрическое поле от стокового напряжения Е в канале направлено вдоль оси X, электрическое поле под затвором Езат – по оси Y, граница между нейтральным каналом и обедненной областью резкая и потенциал вдоль канала изменяется достаточно медленно, так что в каждой точке толщина слоя обеднения может быть найдена решением одномерного уравнения Пуассона. 203 y Затвор Ad (x) Eзат d(x) E x Подложка U Ey U U x A + + + + + + + + + + + + + + + + + + + + + + + 0U U Ad (L) y y L Рис. 7.20. Изменение толщины обедненной области под затвором Найдем приращение потенциала в канале, опираясь на эти допущения: dU  I к dR  I к dX , qN DW  A  Ad ( X ) (7.42) где Iк – ток канала; dR – приращение сопротивления канала; Х – координата вдоль канала; А – толщина активного слоя; Аd(Х) – толщина обедненного слоя (рис. 7.20); W – ширина затвора. Толщина обедненного слоя в какой-то точке Х задается выражением 12  2 U ( X )  U bi  U з     Ad ( x)    . qN D     (7.43) Если в уравнение (7.42) подставим значение Аd(Х) и проинтегрируем его по направлению Х от нуля (истоковая граница затвора) до L (стоковая граница затвора), получим основное уравнение полевого транзистора с барьером Шоттки: 204  U  U  U 3 2  U  U 3 2   bi з bi з 2 i    I к  g0 U i   , 32 3 U   P0   (7.44) где Iк – ток канала; Ui – падение напряжения в канале под затвором; g0  qN DWA L – проводимость необедненного канала; L – длина затвора; UР0 – идеальное напряжение перекрытия, определяемое формулой (7.38). Если пренебречь последовательными сопротивлениями областей сток – затвор и затвор – исток, включая контакты, то Ui = Uс-и. Уравнение (7.44) применимо только до точки, где еще сущес твует нейтральный канал, даже в самой узкой части стоковой границы канала, т.е. при 12   2 U i  U bi  U з    AD ( L)  A0    qN D      A. (7.45) Предполагается, что при А(L) = А (условие перекрытия канала) происходит насыщение тока через канал. Поэтому напряжение насыщения Ui нас в модели Шокли задается выражением Ui нас  U P0  Ubi  U з , (7.46) что согласуется с соотношением (7.41). Подставляя значение Ui нас в основное уравнение (7.44), получаем значение тока насыщения: I к нас 32 1  2 U bi  U з   g0  U P 0   U bi  U з  . 12 3 3   U P0 (7.47) Очень важной характеристикой полевого транзистора является его крутизна gm  dI c dU з U I  const 205 . (7.48) Из основного уравнения (7.45) найдем крутизну на участке: g m  g0 лин ейном Ui  Ubi  U з 1 2  Ubi  U з 1 2 U P 01 2 Если подставить выражение (7.47) в уравнение крутизны, то можно определить крутизну на участке насыщения: g m нас  U  U 1 2  з .  g0 1  bi U P0   (7.49) Для малых значений напряжения сток – исток Ui  Ubi – Uз. (7.50) Уравнения (7.43) и (7.48) можно упростить:   U  U 1 2  з I к  g0 1   bi  Ui ,   U P0     gm  g0U i 2U P 01 2 Ubi  U з  12 . (7.51) (7.52) Полученные результаты можно представить в универсальной безразмерной форме, если ввести безразмерные переменные: I к нас U i нас Ik Ui U bi  U з i , iнас  uз  , uнас  , ui  , g0U P 0 U P0 U P0 g0U P 0 U P0 Gнас  g m нас g0 , u U ( x) . U P0 (7.53) Тогда основные соотношения преобразуются к виду i  Ui  2 2 Ui  U з 1 2  U з3 2 , 3 3 206 (7.54) 1 2 iнас   U з3 2  U з , 3 3 (7.55) uнас  1  U з . (7.56) Gнас  1  U з . (7.57) Безразмерные характеристики полевого транзистора по модели Шокли представлены на рис. 7.21. 1 i нас u =0 0,3 u =0,1 0,2 u =0,2 0,5 Gнас u =0,4 0,1 u нас u =0,6 0,5 1 ui а 1,5 б 0,5 uз 1 Рис.7.21. Безразмерные (а – выходные, б – проходные) характеристики полевого транзистора по модели Шокли Из уравнения (7.42) можно найти распределение потен циала в канале. Проинтегрируем это уравнение по направлению Х и, принимая во внимание уравнение (7.44), найдем соотношение, выра женное во введенных безразмерных переменных: U (Z )  2 2 2 2 U (Z )  U з 3 2  U з3 2  Ui  Ui  U з 3 2  U з3 2  Z , (7.58) 3 3 3 3   где Z  X L . 207 7.5.2.2. Эквивалентная схема полевого транзисторы СВЧ Для расчетов усиления транзистора в частотном диапазоне согласования полевого транзистора с источником сигнала и нагрузкой на практике применяют упрощенную эквивалентную схему для малого сигнала (рис. 7.22). Эквивалентная схема собственно ПТ Cсз Rз Затвор Uкон т Rс Сток Cзи g m Uкон т R вн R си Cси Rи Lи Исток Рис. 7.22. Упрощенная эквивалентная схема для малого сигнала Усилительные свойства транзистора характеризуются крутизной S, емкость Сс-з сток – затвор определяет степень паразитной обратной связи; емкость затвор – исток Сз-и является составной частью входного импеданса; Rвн есть сопротивление части канала, не перекрытого обедненным слоем барьера Шоттки; Rз – сопротивление металлизации затвора; Rи и Rс – сопротивления частей эпитаксиального n-слоя на участках исток – затвор и затвор – сток, которые не зависят от напряжения Uз-и и включают в себя сопротивление омических контактов истока и стока; Rс-и – дифференциальное выходное сопротивление. Из выводов ПТШ на эквивалентной схеме рассматривается лишь индуктивность Lи общего электрода истока, в наибольшей степени влияющая на его усиление. Полагая Rз ≈ Rи ≈ Rс ≈ Lи ≈ 0, получим схему для расчетов на согласование транзистора. Частотные свойства. Полевой транзистор в СВЧ-диапазоне, как и биполярный транзистор, характеризуется частотами fmax и fт: f max  R  Rи  Rз   0,5 f т  вн  2f т RзCс-з  R с-и    4 f т  2RзCс-з  1 2 208 1 2  12 f  Rс   т  2  Rи  Rз  , fт  S S 1    2  , 2Сз-и 1  Rс  Rи  2Cзи  SRи Rс-и где   Сз-и S  lз Vнас  половина времени пролета электронов через канал со скоростью насыщения Vнас . Емкость Сз-и определяется как Cз-и  eNкWзlз a , 2U P где UP  eN k a 20 – напряжение прокола канала. Скорость электронов в арсениде галлия имеет предел Vнас = 1,4·105 м/с, поэтому усилия разработчиков направлены на создание ПТШ с затворами субмикронных размеров (lз < 1 мкм). Большое влияние на fmax оказывает при этом возрастание Rз, для его снижения металлизацию затвора выполняют с отношением толщины к длине, большим единицы, и стараются уменьшить ширину Wз. К настоящему времени созданы ПТШ миллиметрового диапазона волн с lз ≈ 0,25 мкм с треугольным затвором, Т-образной конфигурации и шириной затвора 75 мкм (рис. 7.23). Такое питание затвора уменьшает паразитные емкости и расфазировку управляющего сигнала при его распространении по ширине затвора, что повышает fmax в два раза при всех прочих равных условиях. Данный транзистор на частоте 32 ГГц имеет усиление около 7 дБ и Kш ≈ 2,6 дБ. Другой транзистор, изготовленный методом электронно-лучевой литографии и ионной имплантации на 60 ГГц, показал усиление около 6 дБ и Kш ≈ 8 дБ. Становится реальной задача создания ПТШ на 100 ГГц, однако вследствие возрастающего влияния краевой емкости затвора и роста Rз путь дальнейшего уменьшения lз малоэффективен. Последующий прогресс связывают с новыми конструкциями и принципами работы приборов. Усиление у ПТШ, так же как и у биполярного, падает со скоростью 6 дБ/октаву. 209 С И SiO2 З SiO2 С И И Эпитаксиальный n - GaAs Полуизолирующая GaAs подложка З Рис. 7.23. Топология транзистора с затвором Т-образной конфигурации Шумовые свойства ПТШ. Важнейшим преимуществом ПТШ, обусловившим их широкое применение в приемных устройствах, является малый уровень шумов. Кроме тепловых шумов сопротивлений истока, затвора и канала в ПТШ имеют место шумы преобразования энергии при столкновении электронов с кристаллической решеткой полупроводника и примесями (шумы генерации-рекомбинации), а также шумы, связанные в основном с поверхностным состоянием полупроводника. Поэтому особое внимание уделяется совершенствованию технологии изготовления ПТШ с целью уменьшения естественных дефектов в полупроводнике и на поверхности. Применение поликристаллической пленки из арсенида галлия снижает шумы, улучшает стабильность параметров и надежность транзистора. Поскольку в ПТШ на арсениде галлия преобладают тепловые шумы, очень эффективным оказывается охлаждение приборов, что позволяет снизить шум в 3–6 раз, а это дополнительно приводит к увеличению полосы и усиления, так как у арсенида галлия при охлаждении возрастают подвижность электронов и их дрейфовая скорость Vдр. Мощные полевые транзисторы. На частотах ниже 3 ГГц в основном используются мощные кремниевые биполярные транзисторы. На более высоких частотах явно выигрывают ПТШ. Если их сравнивать по коэффициенту качества (произведению мощности на квадрат часто2 ты) K  Pвых f max  const, то благодаря вдвое большей скорости электронов приборы на арсениде галлия могут быть вчетверо мощнее кремниевых ПТШ на одной и той же частоте. Если же учесть, что и на входе мощность во столько же раз меньше, во сколько подвижность электронов в канале у GaAs выше, т.е. в три раза, то коэффициент качества у ПТШ на арсениде галлия теоретически может быть примерно в 12 раз выше, чем у аналогичного прибора на кремнии. Эффективный способ получения больших Рвых есть увеличение суммарной ширины канала W , т.е. на кристалле делают несколько затворов. 210 Причем, чтобы не снизить училение из-за расфазировки и потерь в затворах, их (штыри) делают в ширину не более 1 16 длины волны. Это мощное ограничение суммарной ширины и, как следствие, выходной мощности. Наиболее сложен отвод тепла в мощных ПТШ на арсениде галлия, теплопроводность которого в три раза хуже, чем кремния. Для улучшения охлаждения ПТШ толщину уменьшают до 50 мкм, что сопряжено с опасностью рассыпания подложки в процессе производства. Перечисленные трудности решены в новой конструкции транзистора (рис. 7.24). Главная особенность ее в том, что по дложка снизу покрыта толстым слоем золота, выполняющим роль теплоотвода, соединенным во многих точках с металлизацией контактных площадок истока через малые отверстия в подложке, а не через край кристалла, как делалось ранее. Это обеспечивает очень малую индуктивность истока и хорошее охлаждение полупроводника толщиной всего около 20 мкм. Слаболегированный буферный слой 3 между каналом 2 и подложкой 4 из арсенида галлия способствует совершенству кристаллической структуры эпитаксиального n-слоя канала, увеличению дрейфовой скорости электронов и, как следствие, росту fmax, а также плотности тока в канале, т.е. повышению Рвых. При W = 1,2 мм (20 штырей lз × Wз = 0,7 × 60 мкм) бескорпусной ПТШ обеспечивает 1,1 Вт на частоте 20 ГГц при усилении 5 дБ и КПД 20 %, на 30 ГГц ≈ до 0,74 Вт. З С З 2 3 4 GaAs 1 Aц И 35 мкм 20 мкм И Рис. 7.24. Пример конструкции мощного транзистора СВЧ Типичное напряжение питания стока мощных ПТШ Uс-и = 8...10 В при токе стока до единиц ампер. 211