22

Розділ 5 вакуумні напівпровідникові структури міліметрового й субміліметрового діапозонів

Попередні дослідження, проведені в першому розділі, показали, що діодні класичні вакуумно-напівпровідникові структури більш придатні для частот, що перевищують 1000 ГГц, а оптимальні тріодні – для частот, нижчих за 200 ГГц.

У розділі на основі робіт [37–42] показано, що для забезпечення роботи у всьому діапазоні 100–1000 ГГц доцільно використовувати діоди з катодами (як плоскими так і вістрійними) у виді:

1. зворотно-зміщеного p–n-переходу з керованим лавинним пробоєм (типу ЛПД-Ріда, але з вакуумною ділянкою дрейфу);

2. резонансної квантової ями на основі бар'єрної напівпровідникової структури Al_xGa_1-xAs/GaAs і з вакуумним проміжком.

Оскільки час прольоту через вакуумну ділянку дрейфу порядку 1 мкм можна вважати майже миттєвим аж до частот 1000 ГГц, то для забезпечення негативної динамічної провідності (як у ЛПД) необхідна затримка електронів на половину періоду прикладеної високої напруги. У цьому випадку наведений у зовнішньому ланцюзі (резонаторі) струм матиме вигляд гострого піка у фазі з мінімумом прикладеної змінної напруги (тобто в протифазі зі змінною напругою). Це й створює наявність НДП.

5.1. Перспективи застосування катодів зі структурою типу квантової ями й p–n-переходу в приладах нвч міліметрового й субміліметрового діапазонів

Особливостям процесів резонансного тунелювання електронів через двобар'єрні резонансно-тунельні структури на основі арсеніду галію в наш час присвячена досить велика кількість робіт [88–92]. Подібні дослідження є науковою основою для розробки й моделювання нових високошвидкісних напівпровідникових приладів.

Сучасні методи епітаксії дозволяють створювати монокристалічні напівпровідникові шари й багатошарові гетероструктури з товщиною шарів 1 – 10 нм, порівняні з довжиною хвилі де Бройля носіїв заряду (– постійна Планка,,– ефективна маса й швидкість носіїв заряду). Це відкриває принципову можливість спостереження й використання явищ, обумовлених хвильовою природою електрона. До них, зокрема, відносяться інтерференція електронних хвиль і викликані нею так звані розмірні квантові ефекти, наприклад, такі, як квантування енергії й імпульсу електронів у тонких шарах, резонансний характер проходження електронів через ці шари й тощо. Як правило, ці ефекти найбільш чітко проявляються в шаруватих гетероструктурах, складених з матеріалів, що розрізняються розташуванням і шириною енергетичних зон.

У таких структурах у поперечному до площини шарів напрямку потенціальний рельєф для електронів має форму потенціальних ям і бар'єрів, що істотно впливає на їхній енергетичний спектр і характер руху як у поздовжньому (уздовж шарів), так і у поперечному напрямках.

У роботі [88] досліджена можливість одержання диференціальної провідності в структурах типу n⁺GaAs–Al_xGa_1-x–GaAs–Al_xGa_1-x–n⁺GaAs (рис.5.1). Як показано, величина негативної провідності має значення (Ом^.см²)^-1, – час життя електрона у квантовій ямі,– повний час життя у двобар'єрній квантовій структурі. При рівні легування GaAs см^-3, ширині GaAs шару 5 нм і товщині бар'єрів 7 нм, має порядокс, ас.

Повна еквівалентна схема резонансно-тунельного діода з урахуванням омічного опору контактів (ReZ_д =0) має вид, показаний на рис.5.2. У цьому випадку гранична частота генерації РТД визначається виразом:

. (5.1)

Al_xGa_1-xAs

n⁺GaAs

n⁺GaAs

F

F

z

a)

qU

F

F

б)

Рис.5.1. Енергетична діаграма двобар'єрної резонансно-тунельної структури в а) рівноважному стані та б) у режимі резонансного тунелювання:

F – рівень Фермі;

ε_рез – дискретний резонансний рівень;

U – прикладена напруга.

Рис.5.2. Еквівалентна схема резонансно-тунельного діода.

Приймаючи типові значення ємності діода С_діі враховуючи, одержуємоГц.

Таким чином, застосування в якості катода резонансно-квантової ями дозволяє одержати оптимальну частоту генерації в межах 10¹² ГГц. Крім того, показано, що оптимальна частота генерації визначається структурою резонансно-квантової ями.

У роботах [37,42] була розглянута можливість одержання генерації у вістрійних структурах з катодом у вигляді зворотно-зміщеного p–n-переходу на основі керованого лавинного пробою. Структура діода в цьому випадку має вид, зображений на рис.5.3.

Рис.5.3. Вістрійна структура вакуумно-напівпровідникового діода з катодом типу p–n-переходу.

При подачі на таку структуру зворотно зміщеної напруги, близької або трохи більшої за напругу пробою, в області p–n-переходу починається утворення лавини. Цей процес не миттєвий, а управляється величиною повного струму (напруги на діоді). Утворений лавинний (конвекційний) струм виходить у вакуумний проміжок і створює в зовнішній схемі наведений струм. Якщо подана на діод напруга є змінною, то лавиноутворення припиняється й у вакуумний проміжок вилітає гострий згусток струму.

Вістрійний катод замість плоского необхідний для того, щоб понизити загальну напругу на діоді, тому що напруженість поля при переході з вакууму в діелектрик падає в раз. При застосуванні вістрійного катода потенціал на границі напівпровідника з вакуумом перевищує 4 еВ (з урахуванням розмірної залежності роботи виходу). Тому процеси в таких діодах відрізняються від процесів у класичних лавинно-пролітних діодах. При рішенні завдання про можливість одержання генерації в діапазоні 100–1000 ГГц необхідно було розв’язати ряд наступних задач.

По-перше, напруженість поля на катоді в широкому діапазоні змінювання струму (або напруги на аноді) має бути достатня для ефективної генерації електронно-діркових пар.

По-друге, потенціал на границі вакуум–напівпровідник–вакуум відносно границі p–n-переходу повинен перевищувати як мінімум 4 еВ, щоб електрони могли вільно вилітати у вакуум поверх потенціального бар'єра. Крім того, бажано щоб напруга на аноді була по-можливості невисокою, щоб прилад не вимагав високого вакууму. Тому необхідно розглянути широкий спектр геометрії вістря катода.

По-третє, оскільки в даному завданні досліджується можливість електронного перестроювання частоти, для цього необхідно в розрахунках обмежитися лінійним режимом роботи ЛПД.

У ЛПД типу діода Ріда (p⁺–n–i–n⁺-діоді) питання підвищення ефективності вирішується тим, що час формування лавини в області p⁺–n–n⁺-переходу затримується відносно максимуму прикладеної напруги на фазу (чверть періоду), а час прольоту електронів черезi-шар становить половину періоду. У цьому випадку наведений струм перебуває в протифазі із прикладеною напругою, що й створює високу величину НП й, в остаточному підсумку, високий коефіцієнт корисної дії.

У вакуумних вістрійних структурах прольот через вакуумний проміжок завдовжки порядку 1 мкм можна вважати практично миттєвим на частотах до 1000 ГГц. Тому для забезпечення високих значень НП необхідна затримка емісії щодо прикладеної напруги на половину періоду. Картина наведеного струму буде виглядати такою, як це показано на рис.5.4. Тобто ми матимо гострий імпульс наведеного струму в області мінімуму напруги ККД, порівняно із ЛПД він буде нижчим, проте НП може існувати в широкому інтервалі затримок утворення лавини. Затримка формування й вильоту електронів з напівпровідника у вакуум визначається часом формування лавини й управляється напругою на аноді.

Рис.5.4. Схематичне зображення затримки формування лавинного струму від прикладеної напруги в ЛПД при довжині вакуумного проміжку порядку 1 мкм на частоті до 1000 ГГц .

Зниження цієї напруги й збільшення часу формування лавини призводить до зменшення швидкості емісії електронів у вакуум, що є наслідком зсуву негативної динамічної провідності діода вниз по частотному діапазоні. Таким чином, з’являється можливість керування негативною динамічною провідністю в досить широкому діапазоні частот.