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第八章 微波二极管、量子效应与热电子器

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量子效应和热电子 量子效应 和热电子
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现代半导体器件物理与工艺桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 1 微波二极管、量子效应和热微波二极管、量子效应和热 电子器件电子器件 现代半导体器现代半导体器 件物理与工艺件物理与工艺 Physics and Technology of Modern Semiconductor Devices 2004,7,30 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 2 本章内容 q基本微波技术术 q隧道二极管 q碰撞电电离雪崩渡越时间时间 二极管 q转转移电电子器件 q量子效应应器件 q热电热电 子器件 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 3 微波频率涵盖约从0.1GHz到3000GHz,相当于波长从 300cm到0.01cm。 一般电子部件在微波频率与其在较低频率的工作行为是 不同的。在微波频率时,需将分布效应列入考虑,因为在这 些频率,波长约与部件的实际大小相当。例如,在微波频率 下,一个薄膜电阻器看起来像一个具有连续L、C和不同R值 的复杂RLC电路。这些分布式部件,虽然在较低频率下可以 忽视,但在微波频率下却有极大的重要性。在微波频率,电 容与电感常被看作为输运线的一部分。输运线也常被用作微 波电路的互连线。输运线实际上是一个由电阻、电容、电感 三种等效基本电路部件所组成的复杂网络。平面输运线是现 代微波电路技术的主流。此输运线由位于表面接地的薄膜介 电层衬底上的一个或多个平面导体所组成。 基本微波技术 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 4 下图显示好几个平面输运线基本的形式:微细长片、同 平面波导(CPW)细长线和悬吊衬底细长线(SSSL)。 其中R是单位长度电阻,G是单位长度电导,L 是单位长度电 感,C是单位长度电容,w是角频率。 微细长片是输运线最常用的形式,同平面波导的损耗性 较大,亦即传递信号的损失是较大的,但是它可以使接地的 寄生电感减为最小。这些输运线的特征阻抗Z0为 基本微波技术 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 5 在微波电路中;相对于电抗,电阻是非 常小的,因此前式可简化成 在较低的微波频率下,可以利用电感和电容部件来制作共振电路。 然而,在毫米波和较高频率时,共振时的LC值在实际应用上是很小的, 因此必须使用可以产生共振的其他方法。一个普通的解决方法是共振腔 ,也称作是调谐腔。 对于特定形式的输运线,其特征阻抗是 导体几何尺寸(大小、间距)及两导体间绝缘介 质介电常数的函数。 共振腔是一个金属壁腔,是由低电阻值金属包住良好介电物质所制 成。它类似于两端被短路的波导部分,且可以入射能量进腔体或是从腔 体汲取能量。如图所示,腔体可以拥有横向电场(TE)和横向磁场(TM)两 种传输模式。 基本微波技术 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 6 共振腔体内的共振模式发生在沿着z轴方向长度d为半波长时的频率。 对于腔体内的模式,是以字母数字组合Txm,n,p来代表,其中x对主模式是电 场时为E,是磁场时为M;m是a在尺寸方向半波长的个数;n是在b尺寸方 向半波长的个数;p是在d尺寸方向半波长的个数。对于腔体的共振频率, 与模式有关的方程式为 其中μ和ε 是腔体内材料的磁导率和介 电常数。且真空下 c是真空中的光速. 基本微波技术 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 7 隧道二极管与量子隧穿现象息息相关,因为穿越器件的隧穿时间非常短 ,故可应用于毫米波区域,且因为隧道二极管为相当成熟的技术,因此常被 应用于特定的低功率微波器件,如局部震荡器和锁频电路 隧道二极管是由一简单 的p-n结所组成,而且p型和 n型都是重掺杂半导体。下 图显示在四个不同电压条件 下,隧道二极管的典型静态 电流-电压特性。此电流-电 压特性是由隧穿电流与热电 流两个成分所合成的结果。 隧道二极管 隧道二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 8 在没有外加电压的热平衡状态下,由于高掺杂浓度,因此耗尽区非常 窄且隧穿距离d也非常小(5nm-10nm)。同时,高掺杂浓度也造成费米能级 落在允带范围内。图中最左边的图所显示的简并量qVp和qVn大约在50meV- 200meV。 隧道二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 9 当外加正向偏压时,在n型边存在一被占据的能态带,且在p型边存在 一对应的、但未被占据的可用能态带。因此电子可从n型边被占据的能态 带隧穿到p型边未被占据的可用能态带。 当供给电压大约是(Vp+Vn)/3时, 隧穿电流达到其峰值Ip,此时对应的电 压称作峰值电压Vp。当正向偏压持续 增加(VpVv)。 隧道二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 10 因此,在正向偏压时,当电压增加,隧穿电流会从零增加到一峰值电 流Ip,随着更进一步地增加电压,电流开始减少;当V=Vp+Vn时,电流减 至一最小值。如图,在达到峰值电流后减少的部分是负微分电阻区。峰值 电流Ip与谷底电流Iv之值决定负电阻的大小。因此,Ip/Iv之比被当作是衡量 隧道二极管好坏的一个指标。 电流-电压特性的实验式为 式中第一项为隧穿电流,Ip和Vp各自 是峰值电流和峰值电压,第二项为一 般热电流。 隧道二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 11 碰撞电离雪崩渡越时间(IMPATT) 是利用雪崩倍增和半导体器件的渡 越时间特性来产生在微波频率时的负电阻。IMPATT是最具威力的微波功 率固态源之一。目前,在毫米波频率超过30GHz时,IMPATT可以产生所 有固态器件中最高的连续波(CW)功率输出。IMPATT被广泛使用在雷达系 统与警报系统上。弱点:因雪崩倍增过程的不规律变动所引起的噪声甚高 。 几种常见器件结构: 碰撞电离雪崩渡越时间二极管家 族包括很多不同的p-n结和金属-半导 体器件。第一个IMPATT震荡是从固 定微波腔里的简单p-n结二极管加以 反向偏压使其雪崩击穿而得到的。 碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 12 右图显示掺杂分布 和一个单边突变p-n结在 雪崩击穿时的电场分布。 由于电场对电离率有很强 的影响,因此大部分的击 穿倍增过程发生在0和xA 之间的最大电场附近的狭 窄区域(斜阴影面积)。xA 是雪崩区域的宽度,在这 宽度内有超过95%的电离 发生。 碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 13 图(b)显示一高掺杂N1区 域,紧接一个较低掺杂N2区 域的高-低(hi-lo)结构。随着适 当地选择掺杂浓度和它的宽 度b,雪崩区域可以被限制在 N1区域内。图(c)是一个低-高- 低(lo-hi-lo)结构,在此结构中 ,有一“团”施主被放置在x=b 处。因为在x=0到x=b之间, 存在一个近似均匀的强电场 区域,击穿区域相当于b,且 其最大电场远小于单纯的高- 低结构。 碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 14 以低-高-低结构为例 讨论IMPATT二极管的注 入延迟和渡越时间效应。 当器件加上一个反向直流 电压VB,使其刚好达到雪 崩时的临界电场Ec[图(a)], 此时雪崩倍增将会开始。 在t=0时,一个交流电压叠 加在此直流电压上面,如 图(e)中所示。产生在雪崩 区域的空穴移到p+区域而 电子则进入漂移区域。 动态特性 碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 15 当供给的交流电压变正( 即与反向直流偏压一致)时 ,有更多的电子在雪崩区 域中产生,如图(b)所示的 虚线。只要电场超过Ec,电 子脉冲便持续增加。因此 ,电子脉冲在π时达到它的 峰值,而不是当电压为最 大值时的π/2[图(c)]。因此 ,在雪崩过程中,本身就 具有π/2相位的延迟,换言 之,注入的载流子浓度(电 子脉冲)落后于交流电压的 相位π/2。 碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 16 另外的一个延 迟是由漂移区域所 形成的。一旦供给 电压低于 VB(π≤ωt≤2π)时,只 要漂移区域的电场 足够高,则注入的 电子将会以饱和速 度漂向n+接触窗[图 (d)]。上述两方面的 原因将造成渡越时 间延迟 。 碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 17 人们发现,当一个超过每厘米几千伏临界值的直流电场 外加在一个短的n型砷化镓或磷化砷的样品上,就会有微波 的输出产生,这就是转移电子器件(TED)。 转移电子器件是一个重要的微波器件。它已被广泛用作 局部震荡器和功率放大器,且所涵盖微波频率从1GHz到 150GHz。虽然转移电子器件的功率输出和效率一般都比 IMPATT器件还低。然而,TED却有较低的噪声、较低的工 作电压和相对较容易的电路设计。TED技术已趋成熟,且已 成为探测系统、远程控制和微波测试仪器上所使用的重要固 态微波源。 转移电子器件(TED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 18 负微分电阻 (NDR) : 转移电子效应,即传导电子从高迁移串的能量谷转移到低迁移率 、较高能量的卫星谷的效应,如图。若μ1Ea大于μ2Eb,在Ea和Eb之间 会有一负微分电阻区域(ET到EV),ET和JT分别表示NDR开始的临界电 场和临界电流密度,EV和JV则表示谷电场和谷电流密度。 转移电子器件(TED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 19 对于引起NDR的转移电子机制必须满足特定的要求:①晶格温度 需足够低,以至于在没有电场存在时,大部分电子是在较低的谷(导带 的最小值),亦即两个谷的能量差ΔEkT。②在较低的谷,电子必须有 高的迁移率和小的有效质量;而在较高的卫星谷,电子有低的迁移率 和大的有效质量。③两谷间的能量差必须小于半导体禁带宽度(即ΔE <Eg),以致在电子进入到较高谷底的转移之前,雪崩击穿不会开始。 在满足这些需求的半导体中,最被广为研究与使用的是砷化镓和n 型磷化铟。对砷化镓而言,其临界电场ET为3.2kV/cm,而磷化铟则为 10.5kV/cm。对砷化镓的峰值速度vp约为2.2×107cm/s,而磷化铟为 2.5×107cm/s.而最大负微分迁移率(即dv/dE)对砷化镓而言,大约为- 2400cm2/(V·s),而磷化铟约为-2000cm2/(V·s)。 转移电子器件(TED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 20 TED需要非常纯且均匀的材料,还要有最 少的深能级杂质与缺陷。现在的TED几乎都用各 种外延技术,在衬底上淀积外延层。典型的施主 浓度范围是从1014cm-3到1016cm-3,且典型的器件 长度范围是从几毫米到几百毫米。 右图显示,一个在n+衬底上有一n型外延层 和一个连接到阴极电极的n+欧姆接触的TED以及 平衡时的能带图和外加V=3VT的电压于此器件时 的电场分布图,此VT是临界电场ET和器件长度L 的乘积。对于这样的一个欧姆接触,在靠近阴极 附近总是有一低场区域,且作用在器件长度上的 场并不均匀。 器件工作原理 转移电子器件(TED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 21 为了改善器件的性能,可以使用双区阴极 接触来替代n+欧姆接触。此双区阴极接触是由一 强电场区和一个n+区所组成的,如图。这样的结 构类似于低-高-低IMPATT二极管。电子在强电 场区被“加热”,且紧接着被注入到具有均匀电场 的有源区。此种结构已成功地被用在大温度范围 内具有高效率与高功率输出的器件中。 一个TED的工作特征取决于下面五个因素: 器件内的掺杂浓度与掺杂均匀性、有源区的长度 、阴极接触特性、电路的形式和工作的偏压值。 转移电子器件(TED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 22 TED的一个重要工 作是模式是畴度越时间 模式。当正负电荷被拉 开一小段距离,将会有 一个电偶极产生(亦称 作畴),如图(a)(b)所示 。从泊松方程式,在电 偶极内的电场会大于在 其任何一边的电场,如 图(c)所示。降落在器件 上的对应电压改变可由 积分泊松方程式得到, 如图(d)所示。 转移电子器件(TED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 23 由于负微分电阻的关系,低电场区的电流将会大于高电场区的电 流。在负微分电阻区域外,两电场值会趋向达到平衡值,此时高电流 与低电流是相同的,如图(e)所示。 此刻电偶极已达到一稳定组 态,此偶极层会移动穿越过有源 区且消失在阳极。此时作用在器 件上的场会开始均匀上升,然后 超过临界值(即EET),因此形成 一个新的电偶极。此过程一直重 复。畴从阴极移动到阳极所需时 间为L/v,此L是有源区长度,v是 平均速度。畴渡越时间模式对应 频率为f=v/L。 转移电子器件(TED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 24 量子效应器件是利用量子力学隧道效应提供可控制的载流子输运的一类 器件。对此类器件,有源层宽度是非常窄的,约在10nm的量级。这个尺度会 引起量子尺寸效应,从而改变能带结构和增强器件的传输特性。作为功能器 件,量子效应器件持别重要,因为它们可大量减少所需部件的数目而执行特 定的电路功能。 右图显示RTD的能带图,它为一 半导体双势垒结构,包含有四个异质 结GaAs/A1As/GaAs/A1As/ GaAs结构与一个量子阱。共振隧道二 极管有三个重要器件参数,即势垒高 度E0 (即为导带的不连续)、势垒宽度 LB及量子阱宽度LW。 共振隧道二极管(RTD): 量子效应器件(QED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 25 考虑在RTD的导带上,假如阱宽度Lw足够小(10nm的大小或更小) ,一系列分立的能级就会存在于阱内,如图(a) 。假如势垒宽度也非 常小的话,共振隧穿将会产生。即当某个入射电子的能量E恰好等于 量子阱中的一个分立能级,则电子将会以100%的隧穿系数隧穿双势 垒。 当能量远离各个分离 能级时隧穿系数会快速的 减少。如,一个能量高于 或低于能级E110meV的电 子,将会造成其遂穿系数 以105倍减少,如图(b)所 示。可以求解图(a)中五个 不同区域的一维薛定谔方 程从而计算出隧穿系数。 量子效应器件(QED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 26 右图是一 RTD结构的剖面 图。它是采用分 子外延束(MBE) 技术在衬底上交 替生长GaAs/ A1As层而得到的 。势垒宽度为 1.7nm,而阱的宽 度为4.5nm。有源 区为欧姆接触。 量子效应器件(QED) 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 27 下图为RTD所测量到的电流-电压特性曲线。图中也显示了不同 直流偏压下的能带图。可见此I-V曲线与隧道二极管的J-V曲线相似。 当外加偏压增加时,位于 第一势垒左边、靠近费米能级 的被占据能级上的电子将会隧 穿到量子阱内。当外加偏压 V=V1=VP时,左边的导带边缘 会跟E1对齐,隧穿电流达一峰 值,随后电压进一步增加,即 在V=V2时,导带边缘会高于 E1,可以隧穿的电子数量减少 ,因此造成较小的电流。 量子效应器件(QED) 1 E 0 E E 0=V 1 E 0 E E 0=V P1 VVV== 1 qV P1 VVV== 1 qV 2 qV 2 V V = 积累区 耗尽区 2 qV 2 V V = 积累区 耗尽区 0 . 10 . 20 . 30 0 2 4 6 ) (峰 ) (谷 P I P V 2 V V V V/ 电压 mA/电流 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 28 热电子是指动能远大于kT的电子。当半导体器件尺寸缩小,导致内部场 变大,因此在器件工作时,器件有源区内有相当比例的载流子会处于高动能 状态。在某一特定的时间与空间点上,载流子的速度分布可能是极窄的尖峰 ,此情形称为“弹道”电子束. 热电子异质结双极型晶体管(HBT) 在异质结双极型晶体管中,设计使其 具有较宽禁带的发射区就能产生热载流子 注入,如图。其优点在于,在p-GaInAs基 区内,只要超过导带底部能量ΔEC=0.5eV ,电子就会由热发射越过射基区势垒而注 入发射区。从而以较快的弹道传输取代相 对较慢的扩散,来缩短电子在基区内的移 动时间。 热电子器件 AlInAs-n eV5 . 0 C » DE GaInAs-p+ GaInAs-n 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 29 最原始的实空间转移晶体管结构如图(a)所示,它是由掺杂的宽禁带 A1GaAs和未掺杂的窄禁带GaAs层相互交替而成的异质结结构。在热平衡时 ,可移动电子存在于末掺杂GaAs量子阱中,且与位于A1GaAs层里的母体施 主隔开。 若输入此结构的 功率超过晶格系统的 能量损失率时,载流 子会被“加热”且部分 可转移进入宽禁带层 ,而此处载流子可能 有不同的迁移率,如 图(b)所示. 实空间转移晶体管(RSTT) 热电子器件 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 30 若层2的迁移率低很多,则在两端点间电路将会有负微分电 阻产生,如图(c)所示.这很类似于建立在动量空间谷间转移基 础上的转移电子效应,因此称作实空间转移 . 在实空间转移器件里,窄 禁带半导体内的电子可从输入 功率获得能量而转移进入宽禁 带半导体,导致负微分电阻的 特性。实空间转移器件具有高 跨导和高截止频率。RSTT也 可应用在逻辑电路上,它比其 他器件有较少的部件数量却能 执行特定的功能。 热电子器件 现代半导体器件物理桂林电子科技大学微波二极管、量子效应和热电子器件 31 Thanks for listening
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