Logo GenDocs.ru

Поиск по сайту:  


Загрузка...

Шпоры по ТТЭ - файл ГЛАВА 18.doc


Загрузка...
Шпоры по ТТЭ
скачать (3670.4 kb.)

Доступные файлы (14):

ГЛАВА 10.doc3655kb.15.01.2005 00:00скачать
ГЛАВА 12.doc4472kb.15.01.2005 00:09скачать
ГЛАВА 14.doc1723kb.15.01.2005 00:31скачать
ГЛАВА 16.doc489kb.15.01.2005 00:52скачать
ГЛАВА 18.doc2195kb.15.01.2005 01:20скачать
ГЛАВА 1.doc41kb.13.01.2005 18:16скачать
ГЛАВА 20.doc492kb.15.01.2005 01:44скачать
ГЛАВА 2.doc718kb.13.01.2005 19:41скачать
ГЛАВА 3.doc7420kb.13.01.2005 22:41скачать
ГЛАВА 4.doc233kb.13.01.2005 23:04скачать
ГЛАВА 5 .doc6394kb.14.01.2005 14:44скачать
ГЛАВА 6.doc476kb.14.01.2005 14:59скачать
ГЛАВА 7.doc804kb.14.01.2005 23:05скачать
ГЛАВА 8.doc1338kb.14.01.2005 23:12скачать

ГЛАВА 18.doc

Реклама MarketGid:
Загрузка...

ГЛАВА 18

ЛАВИННО-ПРОЛЕТНЫЕ ДИОДЫ


18.1. Взаимодействие носителей заряда с кристаллической решеткой в сильном электрическом поле

В слабом электрическом поле (Е < 103 В/см) энергия носителей заряда (электронов и дырок) сравнительно мала и достаточна лишь для возбуждения акустических колебаний кристаллической решетки (акустических фононов). Поэтому потери энергии при столкновениях с решеткой невелики и дрейфовая скорость носителей заряда рас­тет пропорционально напряженности электрического поля , где – подвижность носителей заряда является константой. В этом случае полупроводник ведет себя как линейный резистор, сопротив­ление которого не зависит от напряженности поля [см. § 2.2.2].

В сильном электрическом поле носители не успевают отда­вать решетке всю энергию, приобретаемую от поля за время сво­бодного пробега, в результате их средняя энергия увеличивается. Это обстоятельство позволяет говорить о разогреве носителей заряда и называть горячими те носители, энергия которых значи­тельно превышает среднюю тепловую энергию носителей в со­стоянии равновесия.

В сильных полях проявляются важные для рассматриваемых ниже полупроводниковых приборов эффекты. Один из них связан с нарушением линейной связи между дрейфовой скоростью носи­телей заряда и напряженностью электрического поля Е. При Е > 103 В/см энергия носителей становится достаточной для воз­буждения оптических колебаний решетки (оптических фононов). При этом потери энергии из-за столкновений с решеткой возрас­тают настолько, что рост дрейфовой скорости с увеличением Е сначала замедляется, а при Е > 104 В/см прекращается совсем. Последнее эквивалентно уменьшению подвижности с ростом Е.



Это явление получило название насыщения дрейфовой ско­рости. Сказанное иллюстрирует рис. 18.1, на котором показана типичная зависимость (Е) (кривая 1). Именно такая зависимость характерна для кремния и германия (материалов, использу­емых главным образом для изготовления приборов). Величина дрейфовой скорости насыщения обычно близка к 107 см/с.

В некоторых материалах (арсенид галлия, фосфид индия) зави­симость (Е) более сложная: перед переходом к насыщению дрей­фовая скорость проходит через максимум (кривая 2). Эта особен­ность будет рассмотрена и использована в гл. 19.

В очень сильных полях проявляется еще один важный эффект – ударная ионизация атомов кристаллической решетки. Как уже отме­чалось в § 3.5.3, она происходит в тех случаях, когда энергия носите­лей заряда, сталкивающихся с решеткой, превышает энергию связи валентных электронов с атомами. При ионизации валентный элект­рон отрывается от атома и переходит в зону проводимости. При сла­бых и умеренных полях ударная ионизация практически отсутству­ет. Этот процесс становится существенным при достаточно боль­шой напряженности поля, превышающей 105 В/см.

Процесс ионизации характеризуется коэффициентами удар­ной ионизации для электронов (если ионизирует электрон) и для дырок (если ионизирует дырка). Эти коэффициенты определя­ются как среднее число электронно-дырочных пар, генерируемых на единице пути (1 см) электроном или дыркой соответственно. Ко­эффициенты и сильно зависят от напряженности поля (изме­нение Е в 2 раза может приводить к изменению и на один-два порядка). Зависимости и от напряженности поля для герма­ния, кремния и арсенида галлия показаны на рис. 18.2. В теории ча­сто аппроксимируют эти зависимости следующим образом:

(18.1)

где , зависят от свойств материала и температуры; т = 1.. .2. Для арсенида галлия коэффициенты ионизации и примерно одинаковы, для кремния и германия они различаются. В дальней­шем для упрощения будем считать ==.

^

18.2. Статический режим работы ЛПД. Лавинный пробой p+-n-перехода


Ударная ионизация вызывает лавинное размножение носите­лей при напряженности электрического поля Е, превышающей 105 В/см. Реализовать такие поля в однородных полупроводниках (по крайней мере в непрерывном режиме) невозможно. Из-за нагрева током проводимости тепловой пробой произойдет раньше, чем начнется лавинное размножение носителей. Поэтому для созда­ния лавинных приборов используют барьерные переходы в режи­ме обратного включения. В обедненном слое перехода легко по­лучить поля порядка 105 В/см без опасности теплового разруше­ния, поскольку обратный ток пе­рехода очень мал.

Рассмотрим типичную для лавинно-пролетных диодов структу­ру – резко несимметричный р+-n-переход (рис. 18.3,а) и про­анализируем его работу в стати­ческом режиме при обратном включении. Здесь же показаны распределения концентрации ле­гирующих примесей (18.3,б), на­пряженности электрического по­ля Е (18.3,в) и изменение коэф­фициента ударной ионизации по координате х (18.3,г). Цифры на осях характерны для ЛПД сан­тиметрового диапазона волн.

Поскольку легирующая при­месь распределена в n-области равномерно, поле пространст­венного заряда в соответствии с уравнением Пуассона спадает в переходе по линейному закону



где – толщина обед­ненного слоя; –относительная диэлектрическая проницаемость полупроводника и проницаемость вакуума, – концентрация донорной примеси в базе диода.

ЛПД сантиметрового диа­пазона волн для повышения надежности и долговечности толщина обедненного слоя ^ I обычно меньше расстояния между контактами р+ и n+, т.е. диод не «проколот» (под проко­лом понимают распростране­ние поля пространственного заряда до контакта). Макси­мальная напряженность поля имеет место на границе р+-n-перехода. В сильнолеги­рованную р+-область поле пра­ктически не проникает.

Коэффициент ионизации , резко зависящий от напряженности поля, снижается при ее умень­шении очень быстро (рис. 18.3,г). Поэтому ионизация происходит в основном в узком слое n-области, в котором Е близко к . Этот слой называется слоем умножения.

Рассмотрим теперь токи, протекающие в обедненной n-области ЛПД (рис. 18.4). Напомним, что при обратном смещении ток че­рез переход обусловлен экстракцией неосновных носителей за­ряда. Электроны, экстрагированные из р+-области, создают на ле­вой границе перехода (х = 0) начальный ток , а дырки, экстраги­рованные из нейтрального участка n-области, образуют на правой границе перехода (х = I) начальный ток (см. рис. 18.4). Именно эти носители заряда инициируют при определенном условии про­цесс лавинного размножения – возникновение новых пар носите­лей в результате ударной ионизации. При этом вновь образован­ные дырки дрейфуют налево, а число их увеличивается по мере приближения к границе с р+-областью. Электроны, напротив, дрейфуют направо, причем их количество возрастает по мере приближения к правой границе р+-n-перехода. Изменение элект­ронного и дырочного токов в переходе показано на рис. 18.4,б. Обратим внимание, что в статическом режиме полный ток через переход =+ не зависит от координаты.

Интенсивность процесса ударной ионизации характеризуется коэффициентом лавинного умножения М = /, который показывает, во сколько раз возрастает обратный ток перехода за счет ударной ионизации по сравнению с тепловым током =+ в формуле (3.40). Замена обозначения на общепринята для ЛПД.

При напряжении на диоде, равном пробивному , коэффициент М стремится к бесконечности, т.е. ток через переход неограниченно нарастает. Это явление называют лавинным пробоем (см. § 3.5.3).

Ниже [см. формулу (18.7)] будет показано, что условие лавинно­го пробоя имеет вид

(18.2)

Физический смысл этого равенства состоит в следующем: для возникновения лавинного пробоя необходимо, чтобы каждый но­ситель, вошедший в переход, и каждая пара электрон-дырка, возникшая в переходе, порождали бы в среднем по одной элект­ронно-дырочной паре.

Используя (18.2) и зная распределение поля в обедненном слое Е(х) и зависимость (Е) (формула (18.1)), можно найти макси­мальное значение поля = Е(х=0) при пробое. Для GaAs и при ти­пичном значении концентрации донорной примеси = 1016 см -3 величина составляет примерно 4·105 В/см. При этом длина обедненного слоя примерно равна 3 мкм.

Из рис. 18.3,г видно, что между слоем умножения, где в основ­ном происходит ударная ионизация, и остальной частью обеднен­ной области нет четкой границы. Обычно определяют длину слоя умножения из условия, чтобы внутри этого слоя (0< х <) генери­ровалось 90...95% электронно-дырочных пар. Величина , как правило, не превышает четверти длины обедненного слоя .

Участок обедненного слоя, ограниченный координатами х= и х=, называется слоем дрейфа, а его длина = – длиной дрейфа. В слой дрейфа приходят электроны из слоя умножения и дрейфуют там с постоянной скоростью, равной скорости насыще­ния , поскольку почти во всей области дрейфа напряженность электрического поля Е больше, чем 104 В/см. Заметим также, что дырки, возникающие при генерации пар в слое умножения, втяги­ваются полем в р+-область.

В заключение рассмотрим статическую характеристику ЛПД (рис. 18.5). При обратном смещении (U < 0) ток практически не зави­сит от напряжения и равен тепловому току перехода (току насыще­ния). Этот ток обусловлен неоснов­ными носителями (дырками n-облас­ти и электронами р+-области). При значительном увеличении |U| обрат­ный ток резко возрастает. Это проис­ходит при U = , когда возникает лавинный пробой. Отметим, что в этой области, которая для лавинных диодов является рабочей, регулиро­вание тока осуществляется внешней цепью. Для стабилизации выбранно­го режима необходимо использовать источник питания с большим внутренним сопротивлением или вклю­чить последовательно с источником напряжения балластный рези­стор, сопротивление которого должно быть значительно больше дифференциального сопротивления диода на лавинном участке характеристики. При >> значение тока I будет ограничено со­противлением балластного резистора и равно (E -)/.

^

18.3. Принцип действия генератора на ЛПД


Рассмотрим работу генератора колебаний на ЛПД с несиммет­ричным р+-n-переходом и однородным легированием обеих обла­стей (процессы в таком диоде при отсутствии колебаний описаны в предыдущем параграфе).

Предположим, что обратное напряжение на диоде кроме посто­янной составляющей содержит переменную (гармоническую)

=+.

Если выше напряжения пробоя , то при =0 через ди­од протекает постоянный лавинный ток, значение которого опре­деляется при данном сопротивлением цепи питания . При 0 коэффициент ударной ионизации, зависящий от напряженности поля в слое умножения, становится периодической функцией времени. Это приводит к появлению переменной со­ставляющей лавинного тока . Несмотря на то что коэффициент ионизации является почти безынерционной функцией поля, в це­лом процесс лавинообразования запаздывает по отношению к полю в слое умножения. Это связано с тем, что электрическое поле в каждый момент времени определяет не мгновенное зна­чение лавинного тока, а лишь скорость ударной генерации элект­ронно-дырочных пар и соответственно скорость изменения ла­винного тока. Поэтому в течение всего положительного полупе­риода1 СВЧ-поля происходит накопление числа носителей в слое умножения. В результате лавинный ток, обусловленный дрейфом этих носителей, будет возрастать до тех пор, пока поле не уменьшится до своего среднего значения. Соответственно максимальное значение лавинного тока достигается лишь к кон­цу положительного полупериода СВЧ-поля. Таким образом, ток лавины (t) отстает от переменной составляющей поля пример­но на 90°. Это поясняется рис. 18.6,а, на котором показано изме­нение переменной составляющей напряжения на диоде и тока лавины (t). При большом значении ток приобретает вид резких периодических импульсов, что связано с сильной зависимостью коэффициента ионизации от поля (рис. 18.6,б).

Выше отмечалось, что на границе между слоем умножения и слоем дрей­фа ток лавины чисто электронный. Сгу­стки электронного заряда, поступая в область дрейфа, движутся в ней с по­стоянной скоростью, равной дрейфовой скорости насыщения. Важно, что элект­роны начинают движение в области дрейфа как раз в тот момент, когда поле переходит от ускоряющего к тормозя­щему. Если длина слоя дрейфа вы­брана так, чтобы время пролета элект­ронов в ней было близко к половине периода колебаний (= T/2), то электронные сгустки на всей дли­не области дрейфа будут тормозиться высокочастотным полем, передавая ему свою энергию. Диаграмма, показывающая движе­ние электронов в области дрейфа, приведена на рис. 18.7. Под­черкнем, что в области дрейфа ЛПД не происходит группировки электронов, импульсы тока (сгустки) образуются уже в слое умно­жения, причем это не связано с модуляцией скорости электронов, как в клистронах: в условиях сильного поля, характерного для ЛПД, их дрейфовая скорость насыщена и не зависит от поля.

Остановимся подробнее на механизме передачи энергии электронов СВЧ-полю в режиме насыщения дрейфовой скоро­сти. Напомним, что скорость насыщения устанавливается при сильных полях (E > 104 В/см) в результате многократных столкно­вений электронов с кристаллической решеткой, сопровождаю­щихся потерей энергии в виде оптических фононов. Однако в промежутках между столкновени­ями электроны могут ускоряться или тормозиться электрическим полем. Именно в этих промежут­ках при движении электронов в тормозящем СВЧ-поле происхо­дит преобразование их кинетиче­ской энергии в энергию СВЧ-поля. При торможении уменьшается ча­стота столкновений электронов с решеткой, т.е. снижается рассея­ние их энергии в кристалле. Ины­ми словами, при движении элект­ронов в тормозящем СВЧ-поле часть энергии, отдаваемой в отсутствие СВЧ-поля решетке, пе­редается теперь СВЧ-полю. При этом скорость дрейфа остается неизменной, равной скорости насыщения.

Итак, мы показали, что при соответствующем выборе длины слоя дрейфа ЛПД электроны передают высокочастотному полю энергию. Но это означает, иными словами, что ЛПД обладает ди­намическим отрицательным сопротивлением и может быть ис­пользован для генерации колебаний. Чтобы добиться этого, дос­таточно подсоединить к контактам диода колебательную цепь (резонатор). Если абсолютная величина отрицательного сопроти­вления диода достаточна для компенсации потерь в контуре, то произойдет самовозбуждение колебаний на частоте, определяе­мой реактивными параметрами резонатора с учетом емкости обедненной области диода. Отрицательное сопротивление ЛПД зависит, как будет показано ниже, от постоянной составляющей тока диода. Значение этого тока, соответствующее началу само­возбуждения, называется пороговым.

То, что импульс лавинного тока запаздывает на четверть пери­ода по отношению к максимуму обратного напряжения на диоде, весьма благоприятно с энергетической точки зрения. В этом случае электроны движутся в области дрейфа только в тормозящем СВЧ-поле. Если бы импульс тока образовывался в момент макси­мума обратного напряжения, то электроны до входа в область дрейфа двигались бы в ускоряющей фазе СВЧ-поля в течение чет­верти периода, отбирая энергию поля.

^ Структуры ЛПД. Работа генератора на ЛПД рассматривалась выше на примере диода с р+-n-переходом и однородным профи­лем легирования рабочей области. Однако в настоящее время применяются и другие структуры. Диоды с р+-n-переходом чаще всего изготовляют из кремния. В аналогичных ЛПД из арсенида галлия по ряду соображений, в частности технологических, раци­онально использовать не р+-n-переходы, а барьер Шотки (контакт металл-полупроводник).

Недостатком ЛПД с однородным профилем легирования явля­ется сравнительно большая длина слоя умножения, составляющая в сантиметровом диапазоне волн 25.. .30 % от всей длины обеднен­ного слоя, а в миллиметровом – еще больше. Из-за этого заметная часть СВЧ-напряжения падает на слое умножения, в пределах ко­торого нет передачи энергии носителей заряда переменному по­лю. В результате КПД генераторов на ЛПД с однородным профи­лем легирования не превышает 15...20 % в сантиметровом диапа­зоне волн и еще меньше в миллиметровом.

Для преодоления отмеченного недостатка были разработаны ЛПД с неоднородным профилем легирования рабочей области, в ко­торых длина слоя умножения уменьшена до 0,15...0,2 мкм. В генера­торах на таких диодах в сантиметровом диапазоне выходная мощ­ность достигает нескольких ватт при КПД до 35...40 %.

В генераторах миллиметрового диапазона, как правило, приме­няют двухпролетные ЛПД с симметричным резким р-n-переходом. В таких диодах имеются две области дрейфа (n-область для элект­ронов и р-область для дырок) и общий слой умножения. Механизм передачи энергии дырок СВЧ-полю такой же, как и для электронов; различие лишь в том, что этот процесс происходит в р-области. Ис­пользование двух областей дрейфа позволяет увеличить выход­ную мощность, а увеличение общей длины обедненного слоя сни­жает емкость ЛПД. Поэтому двухпролетные ЛПД имеют преимуще­ства по сравнению с однопролетными приборами. Так, однопро­летный ЛПД, работающий на частоте 50 ГГц, имеет выходную мощ­ность 0,5 Вт при КПД 10 %, двухпролетный ЛПД позволяет полу­чить на той же частоте мощность 1 Вт при КПД 14 %.

^

18.4. Элементы нелинейной теории ЛПД


С точки зрения практического применения ЛПД (генераторы, усилители мощности, умножители частоты и т.п.) основной интерес представляет режим большого сигнала, когда амплитуда СВЧ-на­пряжения сравнима с . Строгий анализ этого режима требует учета ряда нелинейных эффектов, что является чрезвычайно сло­жной задачей, решаемой только численными методами.

Ниже рассматриваются элементы нелинейной квазистатичес­кой теории ЛПД, позволяющей сравнительно просто и в большин­стве случаев с достаточной точностью проанализировать высоко­частотные характеристики ЛПД в режиме большого сигнала.
^ 18.4.1. Процессы в слое умножения

Чтобы определить ток проводимости в слое умножения, вос­пользуемся уравнениями непрерывности [19]:

(18.3)

где S – площадь поперечного сечения структуры; q – заряд электро­на; n,p – концентрация электронов и дырок.

Первые слагаемые в правой части (18.3) отражают изменение концентрации носителей в единицу времени вследствие прохожде­ния тока. Вторые слагаемые отражают изменение концентрации электронов и дырок в единицу времени вследствие ударной ионизации. В (18.3) не учтена тепловая генерация носителей, так как ее интенсивность много меньше ударной ионизации.

При пренебрежении диффузией носителей и представляют собой электронную и дырочную составляющие тока проводимости:

(18.4)

Складывая уравнения (18.3), с учетом (18.4) получаем

(18.5)

где i =+.

Для решения (18.5) в квазистатической теории принимается до­пущение, что ток проводимости i в пределах слоя умножения не за­висит от координаты х, как в статическом режиме. Этот ток называ­ют током лавины и обозначают . Интегрируя левую и правую части (18.5) по х от 0 до , с учетом сделанного допущения и граничных условий (см. рис. 18.4)



можно получить следующее уравнение для тока лавины:

(18.6)

где – время пролета носителей через слой умножения.

Уравнение (18.6), впервые выведенное Ридом, получило назва­ние уравнения лавины. В статическом режиме при /=0, = из (18.6) легко получается выражение для коэффициента лавинного умножения:

(18.7)

Из (18.7) вытекает условие лавинного пробоя (18.2), при вы­полнении которого М.

В интересующем нас режиме гармонических колебаний

(18.8)

уравнение лавины (18.6) имеет следующее решение:

(18.9)

где – постоянная составляющая тока лавины; =2/ – нормированная амплитуда СВЧ-напряжения на слое умножения; – производная коэффициента ударной ионизации по напря­женности поля /dE; (B) – модифицированная функция Бессе­ля нулевого порядка.



Зависимость от безразмерного времени t при различных значениях B приведена на рис. 18.8. Из этого рисунка видно, что максимум тока лавины (t) отстает от максимума напряжения (t) на четверть периода /2. Полученный результат является следствием рассмотренной ранее инерционности процесса лавинообразования. Кроме того, из рис. 18.8 следует, что по мере нарастания СВЧ-напряжения ток лавины (t) по форме прибли­жается к острому импульсу. Поэтому слой умножения прибли­женно можно рассматривать как источник импульсов тока, запаз­дывающих по отношению к максимальному значению напряже­ния на четверть периода.

Раскладывая в ряд Фурье, можно определить из (18.9) первую и высшие гармоники лавинного тока. Для генерато­ров и усилителей основную роль играет первая гармоника тока

(18.10)

где f(B) = (B)/(B); (В) – модифицированная функция Бесселя первого порядка. График функции f(B), характеризующей зависи­мость амплитуды первой гармоники тока лавины от нормированной амплитуды колебаний В, приведен на рис. 18.9.
^ 18.4.2. Процессы в области дрейфа

Рассмотрим теперь процессы, происходящие в области дрей­фа, куда приходят электроны из слоя умножения. При постоянст­ве скорости дрейфа электронов ток проводимости i(x,t) на рассто­янии х от слоя умножения равен току, протекающему в начале об­ласти дрейфа (т.е. току лавины), но в более ранний момент вре­мени (t - ), где – время пролета электронов от начала слоя дрейфа до сечения х. Если поместить начало координат на грани­це слоев умножения и дрейфа, то = х/. Следовательно,



В дальнейшем нас будет интересовать наведенный ток i(t), воз­никающий во внешней цепи при движении электронов в области дрейфа и называемый током дрейфа. Он численно равен току про­водимости i(x,t), усредненному по длине слоя дрейфа =:

(18.11)

Заменив в (18.11) переменную интегрирования х на = t x/ и подставив под знак интеграла выражение (18.10), найдем первую гармонику наведенного тока :

(18.12)

где = / – угол пролета электронов в области дрейфа (см. рис. 18.7).

Согласно (18.12) ток дрейфа по сравнению с током лавины имеет меньшую в раз амплитуду и отстает по фазе на угол /2. Это обусловлено конечным временем пролета электронов в области дрейфа.

Ток лавины отстает от напряжения на слое умножения (t) и соответственно от напряжения на диоде u(t) на четверть периода. Поэтому результирующий сдвиг между наведенным током и СВЧ-напряжением (t) равен (/2 + /2). Тогда при = наведен­ный ток оказывается в противофазе с напряжением (t), т.е. сопротивление ЛПД на частоте отрицательно.
^ 18.4.3. Эквивалентная схема и высокочастотное сопротивление ЛПД

Для расчета высокочастотного сопротивления ЛПД по основной гармонике колебания воспользуемся эквивалентной схемой, пред­ложенной Ридом (рис. 18.10). Все токи и напряжения, показанные на этой схеме, являются гармоническими функциями времени, поэто­му их можно рассматривать в комплексной форме. Слой умножения здесь замещен генератором тока лавины с комплексной амплитудой и емкостью =(S/) ( – диэлектрическая проницаемость полупроводника). Соответственно область дрейфа замещена гене­ратором наведенного тока и ем­костью =(S/). Напряжение на диоде складывается из напря­жений, падающих на слоях умноже­ния и дрейфа: =+. Полный ток , протекающий во внешней цепи, не зависит от координаты и со­стоит из суммы тока проводимости и емкостного тока:



Пользуясь эквивалентной схе­мой (рис. 18.10) и уравнениями (18.8), (18.10) и (18.12), можно получить следующее выражение для высокочастотного сопротивления ЛПД:

(18.13)

где

(18.14)

(18.15)

С – емкость обедненного слоя дио­да; = – параметр, получивший название лавинной ча­стоты; Ф(В)=2f(B)/B.

Согласно (18.14) и (18.15) актив­ное R и реактивное Х сопротивле­ния ЛПД зависят от нормированной амплитуды колебаний В через функ­цию Ф(В). График этой функции по­казан на рис. 18.9. На рис. 18.11 при­ведены зависимости R и СХ от В, рассчитанные по формулам (18.14) и (18.15) при /=0,6, = 0,64, С/= 4/5.

Согласно рис. 18.11,а отрица­тельное сопротивление R макси­мально в режиме слабого сигнала (при В0), с ростом амплитуды ко­лебаний оно монотонно уменьшается. Реактивное сопротивление Х определяется в основном «холодной» емкостью диода С. Как видно из рис. 18.11,б, по ме­ре увеличения В разница меж­ду Х и емкостным сопротивле­нием –1/ С уменьшается по абсолютной величине, сохра­няя отрицательный знак.

Из уравнения (1814) следу­ет, что активное сопротивление отрицательно при выполнении условия /Ф(B)<1. Физи­чески оно означает, что емкостный ток в слое умножения должен превышать ток проводимости 2f(B). Поскольку в порого­вом режиме (при В0) функция Ф(В) стремится к максимальному значению, равному единице (см. рис. 18.9), то записанное выше неравенство может выполняться только при >. Это означает, что генерация СВЧ-колебаний возможна лишь на частотах , превы­шающих лавинную частоту .

В соответствии с (18.14) и (18.15) активное R и реактивное Х сопротивления ЛПД зависят от частоты . На рис. 18.12 приведены зависимости малосигнальных значений R и Х от . Зависимость от­рицательного сопротивления R от определяется влиянием «пролетного» множителя (1 – соs)/ в (18.14), который обращается в нуль при = и достигает максимального значения при = 0,7. Частоту, при которой =. называют пролетной (): =/, где =/ – время пролета в области дрейфа при скорости насыщения . Если диод предназначен для работы в диапазоне частот ..., то длина области дрейфа выбирает­ся обычно так, чтобы оптимальный угол пролета соответст­вовал бы средней частоте диапазона.
^ 18.4.4. Высокочастотная мощность и КПД автогенератора на ЛПД

Высокочастотная мощность, отдаваемая электронами СВЧ-полю, может быть рассчитана по формуле



Эта мощность называется электронной, в отличие от выходной мощ­ности , поступающей в полезную нагрузку. Подставляя (18. 14) в последнее выражение, можно рассчитать электронную мощность Р и электронный КПД генератора на ЛПД:

(18.16)

где = – потребляемая мощность.

При оценке максимального, электронного КПД учтем, что ампли­туда СВЧ-напряжения не должна превышать напряжения пита­ния . В противном случае в положительный полупериод СВЧ-на­пряжения будет протекать прямой ток диода, что приведет к резкому падению мощности. Более строгий анализ показывает, что опти­мальное значение /0,7. При таких больших амплитудах коле­баний можно пренебречь пространственным зарядом подвижных носителей и считать >>2f(В) и /=/I.

Полагая, что в оптимальном режиме нормированная амплиту­да колебаний В = 3...4, что соответствует f(B) 1 (см. рис. 18.9), /=0,7, =0,7, согласно (18.16) получаем

(18.17)

Как видно из (18.17), возрастает при уменьшении относи­тельной ширины слоя умножения /I. Это подтверждается экспе­риментально. В настоящее время наибольшие значения КПД име­ют ЛПД с неоднородным легированием, в которых /I < 0,05.

^

18.5. Конструкции, параметры и применение генераторов на ЛПД


На рис. 18.13 схематически изображены базовые конструкции ге­нераторов на ЛПД. На рис. 18.13,а показана конструкция генераторов волноводного типа с коаксиальным резонатором. ЛПД 1 расположен в коаксиальном резонаторе 2, который перестраивается с помощью винта 4. Винт 3 служит для регулировки связи генератора с нагрузкой. Ступенчатый переход 5 является трансформатором сопротивлений. Дроссель б служит для разделения СВЧ-цепи и цепи питания.

Рисунок 18.13,б иллюстрирует другой вариант конструкции вол­новодного генератора. ЛПД 1 установлен в открытом радиальном резонаторе 2, помещенном в прямоугольном волноводе 3. Переме­щение замыкающего волновод плунжера 4 изменяет степень связи генератора с нагрузкой. Дроссель 5, как и в предыдущей конструк­ции, служит для разделения СВЧ-цепи и цепи питания.



На рис. 18.13,в показана топология генератора на микрополоско-вых линиях. Бескорпусный ЛПД 1 установлен в полосковом резона­торе 2, который связан с выходной линией через трансформирую­щую сопротивление линию 4 и блокировочный конденсатор 3. Пита­ние ЛПД подводится через контактную площадку 7, ограничитель­ный резистор б и фильтр 5, отделяющий СВЧ-цепь от цепи питания.

Остановимся на энергетических параметрах генераторов на ЛПД. Максимальная мощность непрерывных колебаний на частоте 10 ГГц близка к 10 Вт при КПД до 40 %. С ростом частоты выходная мощность уменьшается по закону, близкому к 1/f2. На частоте 100 ГГц выходная мощность падает до нескольких десятков милливатт, а КПД уменьшается до 5...7 %. В импульсном режиме достигнуты значения мощности выше: в диапазоне сантиметровых волн со­ставляет 30...50 Вт, а миллиметровых – сотни милливатт.

В настоящее время генераторы на ЛПД являются самыми мощ­ными твердотельными источниками СВЧ-колебаний. В коротковол­новой части диапазона сантиметровых волн они превосходят по КПД диодные генераторы других типов и практически не уступают по этому показателю генераторам на полевом транзисторе. В милли­метровом диапазоне волн ЛПД не имеют конкурентов среди других полупроводниковых приборов по КПД и мощности.

Генераторы на ЛПД применяются в передатчиках радиорелей­ных линий связи, портативных радиолокационных станциях, систе­мах с фазированными антенными решетками, измерительной аппа­ратуре. Высокий уровень шума ЛПД позволяет использовать их для создания генераторов шума СВЧ-диапазона.
^

18.6. СВЧ-усилители и умножители частоты на ЛПД



18.6.1. Регенеративные усилители на ЛПД

Принцип регенеративного усиления заключается в частичной компенсации потерь в резонаторе отрицательной проводимостью диода. Чаще всего используются регенеративные усилители отра­жательного типа, устройство которых поясняется на рис. 18.14. На рис. 18.14,а показана собственно усилительная секция, по конструк­ции близкая к генераторной. ЛПД 1 установлен в открытом радиаль­ном резонаторе 2, размещенном в волноводе 3. В режиме усиления ток питания ЛПД меньше порогового и самовозбуждение невозмож­но. При подаче сигнала волна, распространяющаяся в волноводе, отражается от резонатора с диодом; если сопротивление последне­го отрицательно, то амплитуда отраженной волны может стать больше амплитуды падающей . Таким образом, коэффициент усиления по напряжению равен для этой схемы коэффициенту отра­жения: = |Г| = /. Для разделения падающей и отраженной волн используется циркулятор (рис. 18.14,б).

Рассмотрим работу усилителя при настройке резонатора с ди­одом на частоту сигнала . В этом случае его можно представить эквивалентной схемой, показанной на рис. 18.15. Здесь – сопро­тивление потерь резонатора; R = |R| – активное отрицательное сопротивление диода, определяемое формулой (18.14); – вол­новое сопротивление двухпроводной линии, заменяющей волно­вод. Сопротивление нагрузки линии равно + R = – |R|, поэтому для коэффициента усиления получим



На рис. 18.16 показана зави­симость от |R|/2 для частного случая =, когда при R = 0 резонатор согласован (Г = 0) и

(18.18)

Область 0 < |R|/2< 1 соответствует частичной компенсации по­терь в резонаторе и нагрузке усилителя, т.е. регенеративному усилению; в этой области знаменатель выражения (18.18) поло­жителен и поэтому символ модуля опущен. С увеличением |R|/2 растет тем быстрее, чем ближе порог самовозбуждения |R|/2= 1, определяемый условием полной компенсации потерь. При |R|/2> 1 система переходит в режим синхронизированных автоколебаний (см. ниже). Такое поведение характерно для лю­бых усилителей регенеративного типа. Отметим, что величину |R| можно изменять, регулируя ток питания диода.

Оценим полосу пропускания усилителя исходя из ее связи с до­бротностью резонатора: /=1/Q. В нашем случае Q = , где – эквивалентная индуктивность резонатора, а = + – |R| – ре­зультирующее сопротивление потерь с учетом их компенсации от­рицательным сопротивлением ЛПД. При = = 2 – |R| и



где = – нагруженная добротность «холодного» резонато­ра (при R = 0). Большим соответствуют близкие значения 2 и |R|. В этом случае Q=, откуда следует

(18.19)

Таким образом, увеличение сопровождается сужением по­лосы пропускания усилителя.

Из-за высокого уровня шумов лавинного тока коэффициент шума усилителей на ЛПД достигает 30...40 дБ; по этому параме­тру они значительно уступают транзисторам. По указанной при­чине усилители на ЛПД используются, как правило, в оконечных каскадах твердотельных передатчиков. В таком применении ва­жны энергетические параметры, по которым ЛПД не уступают другим полупроводниковым приборам, а в миллиметровом диапазоне превосходят их.

Усилители мощности на ЛПД применяются в передатчиках ра­диорелейных и спутниковых систем связи. По КПД и выходной мощности они близки к генераторам на ЛПД; для увеличения пос­ледней используется сложение мощностей нескольких диодов в одной колебательной системе. Уровень выходной мощности ко­леблется от сотен милливатт до нескольких ватт в однодиодных усилителях и достигает 15...20 Вт в многодиодных. При этом ко­эффициент усиления лежит в пределах 5...10 дБ, а относительная полоса пропускания 2...10 %.
^ 18.6.2. Усиление мощности в режиме синхронизации

Схема включения ЛПД в этом режиме усиления не отличается от приведенной на рис. 18.14 схемы регенеративного усилителя, но ток питания больше порогового. Поэтому без входного сигнала возникают свободные автоколебания на собственной частоте ре­зонансной системы . Если на вход подаются колебания сигнала частоты , достаточно близкой к , то при определенной ампли­туде этих колебаний происходит захват частоты генерации, кото­рая становится равной частоте сигнала . Это явление называет­ся синхронизацией. При изменении синхронизация сохраняется в полосе частот , называемой полосой синхронизации, кото­рая тем шире, чем больше амплитуда входного сигнала. В режиме синхронизации выходная мощность почти не зависит от входной. Это ограничивает его использование только усилением мощности частотно- или фазо- модулированных колебаний.

Преимуществами режима синхронизации по сравнению с ре­жимом регенеративного усиление являются более высокий коэф­фициент усиления мощности (15...20 дБ) и несколько лучшие энергетические показатели, недостатком – узость полосы синхро­низации (около 1 %).
^ 18.6.3. Умножители частоты на ЛПД

Устройство умножителя частоты на ЛПД показано на рис. 18.17. Диод помещен в резонатор, настроенный одновременно на две частоты: входную и выходную N (N – кратность умноже­ния). В умножителях частоты используются ЛПД, длина области дрейфа которых близка к оптимальной для колебаний выходной частоты N. Для колебаний входной частоты эта длина в N раз меньше оптимальной, поэтому их регенерация практически отсут­ствует. Благодаря малости угла пролета электронов на входной частоте длительность импульсов наведенного тока мала по срав­нению с периодом входного коле­бания. Это означает, что гармони­ки импульсов наведенного тока велики, что позволяет реализо­вать высокую кратность умноже­ния частоты (N = 15...20) в одном каскаде при значительно меньших потерях преобразования, чем в других типах СВЧ-умножителей частоты. Отрицательная проводимость умножительного ЛПД на частоте выходных колебаний велика, так как для них угол пролета в области дрейфа близок к оптимальному. Это используется для их регенеративного усиления, что способствует увеличению вы­ходной мощности и снижению потерь преобразования.

Высокочастотность ЛПД позволяет применять их для умноже­ния частоты в миллиметровом диапазоне волн. Так, при входной частоте f = 5 ГГц (= 6 см) и входной мощности около 0,5 Вт можно получить при N = 20 выходную мощность около 10 мВт на частоте 100 ГГц (= 3 мм). Использование ЛПД в последнем каскаде умножительных цепочек позволило существенно упростить их и полу­чить высокостабильные колебания даже в коротковолновой части миллиметрового диапазона волн.

1 Положительным назван полупериод, в котором происходит увеличение абсолют­ной величины обратного напряжения



Скачать файл (3670.4 kb.)

Поиск по сайту:  

© gendocs.ru
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации
Рейтинг@Mail.ru