7. Aktive Zweipolbauelemente

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Lawinenlaufzeit (IMPATT) – Dioden
Funktionsweise, Oszillatorbetrieb
Elektronentransfer (Gunn) – Elemente
Funktionsweise, Oszillatorbetrieb, Leistungskenndaten
Tunneldioden
Funktionsweise und Kenngrößen
Hochfrequenz- und Mikrowellentechnik
www.tu-ilmenau.de/hmt
Seit 1961
Schaltungen und Bausteine der HMT
Prof. Dr. M. Hein Seite 1
WS 2016/2017
Lawinen-Laufzeit (IMPATT) Dioden
IMP act
A
avalanche
T
ransit
T
ime
Lawinenmultiplikation
der Ladungsträger
durch Stoß-Ionisation
Laufzeit driftender
Ladungsträgerpakete in der
Raumladungszone eines
gesperrten pn-Überganges
Funktionsprinzip
Geeignete Kombination von Lawinenmultiplikation und Laufzeiteffekten
führt zu Phasenverschiebung > 90o zwischen U und I
U~
 Negativer Realteil der Impedanz,
Re{Z} < 0
 Verstärkung oder Entdämpfung
eines Resonanzkreises möglich
> /2
I~
Vorschläge von Read 1958; experimentelle Ergebnisse nach 5…10 Jahren
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WS 2016/2017
Eigenschaften von IMPATT-Dioden
Ladungsträger-Multiplikation
IU-Kennlinie, Arbeitspunkt bei Uc (Durchbruch)
Stoß-Ionisation (interne Sekundäremission)
Ionisationsrate  [1/m]
stark feldstärkeabhängig:
www.elektronik-kompendium.de/sites/bau/0201113.htm
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Funktionsprinzip von IMPATT-Dioden
Dotierungsprofil
p+
p+-n-i-n+ (Read)
p+-n-n+ (pn-Übergang)
n i
n+
Raumladungsgebiet der Weite w
Feldstärkeverlauf
Gauß‘sches Gesetz
Maximale Feldstärke an p+-n-Übergang
Multiplikation nur hier; Weite wa = v·a
Lawinenbedingung:
Raumladungsgebiet = Lawinenzone + Driftraum (w = wa + wd)
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IMPATT-Diode: Lawinenzone wa
Arbeitspunkt
Diode auf Durchbruchspannung vorgespannt (U = Uc)
Ladungsträgermultiplikation
Spannungsaussteuerung bestimmt Stromstärke-Änderung
 90o Phasenverzug der Stromdichte J bzgl. Feldstärke E (induktiv)
Quasistatische Näherung
Laufzeit in Lawinenzone
d.h. a 1
HF-Periode,
L a   a  Ra 
a
2 '0  Jc0 A
Stromsteuerbare Resonanz
(Lawinenfrequenz)
Lawinenzone allein verursacht keine Verstärkung!
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IMPATT-Diode: Driftraum wd
Laufwinkel  = 
Laufzeit und Driftstrecke
Diodenstrom ID (Influenzstrom über gesamte Sperrschichtweite w)
Drift  zusätzliche Phasenverschiebung /2  negative ID-Komponente
 negativer Leitwert
Teilimpedanz der Driftzone
1
1
Zd () 

Cd 1  2 / a2
U~
/2
/2
ID~
In~
1  cos 
 2
sin   

 j   2  1




 a
 

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WS 2016/2017
IMPATT-Diode: Gesamtimpedanz
Gesamtimpedanz der Diode
Für 
1:
Re{ZD} < 0 für  > a
RD < 0, |RD| ~ 1/f2
Normierte Kleinsignalimpedanz
Beiträge von Lawinenzone und Driftzone
4
2
R
stabil
0
X (induktiv)
instabil
R
-2
X (kapazitiv)
-4
0
0.5
1
Frequenz /
1.5
2
a
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IMPATT-Oszillator
Schwingbedingung
Zweipol-Oszillator: RD  Rres  j  (XD  Xres )  0
Resonator mit hoher Güte:
dXres
d
Xres  Lres
Rres

Anstiegsrate  (komplexe Frequenz p =  + j0,  > 0)
dW
 2 W
dt
1
1 dXges 2
 Rges | I |2  2 
|I|
2
4 d

RD  Rres
(XD  Xres ) / 
RD (z)  Rres 02
Diodenimpedanz ZD(): (z)  
 2

2Lres
Oszillatorleistung
P maximal für
Verluste im Bahnwiderstand vernachlässigt
 I 
1
P  | Iges |2 RD ~  c0 
2
 C d 
2
 1  cos  





2
Ic0 2
P~ 2


Wirkungsgrad:   5…20 % (theoretisch bis 26%)
Seit 1961
WS 2016/2017
3
3 v
(f 
)
4
8w
IMPATT-Oszillator
SiC IMPATT oscillator in X-band waveguide cavity (pulsed operation), stimulated at t=0
L. Yuan, M. R. Melloch, J. A. Cooper, and K. J. Webb, "Silicon Carbide IMPATT Oscillators for High-Power Microwave and
Millimeter-Wave Generation," IEEE/Cornell Conference on Advanced Concepts in High Speed Semiconductor Devices and
Circuits, Ithaca, NY, August 7-9, 2000; http://www.ecn.purdue.edu/WBG/Device_Research/IMPATT_Diodes/Index.html
Seit 1961
WS 2016/2017
Beispiel für Mikrowellen-IMPATT-Dioden
Kenngrößen
Jc0 ≈ 0.3 mA/mm2 (300 MA/m2)  fa ≈ 60 GHz. Uc = 10.6 V, wa ≈ 250 nm
"Coplanar 60 GHz IMPATT diodes on silicon“, C. Schöllhorn, W. Zhao, C. Parry, E. Kasper, Universität Stuttgart
Seit 1961
WS 2016/2017
Elektronen-Transfer (Gunn) Elemente
Negativer differentieller Leitwert: dJ/dE < 0
Stromdichte
dn/dE < 0 ?
!!
d/dE < 0 ?
1963 Beobachtung John Battiscombe Gunn (1928-2008):
HF-Instabilität bei ≈ 0.3 MV/m in GaAs
(auch in InP, GaAsP, InAsP, SbInGa, CdTe, ZnSe)
Bandstruktur von GaAs
Zwei Energieminima sehr unterschiedlicher Krümmung (~ ~ m*–1)
Energielücke W  0.36 eV
Satellit bei T0 leer (kT0  0.026 eV)
Auffüllung ab E > 0.3 MV/m (bis  2 MV/m)
Seit 1961
WS 2016/2017
Negative differentielle Beweglichkeit: Ursache
Mittlere Beweglichkeit und v(E)-Diagramm
Beweglichkeit: Beiträge von beiden Leitungsbandbereichen
Feldstärkeabhängige Auffüllung des Satellitenminimums verursacht
fallenden v(|E|)-Kurvenabschnitt für E > Ec.
Differentielle Leitfähigkeit
für kT
W < Eg
und 1 > 2
Seit 1961
WS 2016/2017
Negative differentielle Beweglichkeit: Wirkung
Kleinsignal-Näherung
Geringe Abweichungen von homogener Feldverteilung im Anfangszustand
(n1(x,t) n0)
mit
In x-Richtung laufende mit t/n ANWACHSENDE Ladungswelle
Seit 1961
WS 2016/2017
Raumladungsinstabilitäten
Feld- und Ladungsdichtestörungen wachsen
exponentiell an (z.B. E(x,t) und (x,t))
Feldinhomogenitäten
Primär: Feldanstieg an Kathode
Sekundär: Feldänderung (z.B. Dotierung)
Domänen (Ladungspakete)
Anreicherungsdomänen: Feldanstieg
Dipoldomänen: Feldanstieg und -abfall,
wachsen schnell an ((E)-Unterschied)
Domänen wandern  mit Driftgeschwindigkeit
Dynamische J(E)-Effekte durch
Domänenwanderung = GUNN-Effekt
Seit 1961
WS 2016/2017
(In)stabilitäts-Kriterium
Verstärkung für
Grenze Kleinsignalbetrieb
Normierter Wirkwiderstand R()
Kleinsignalbeschreibung von Gunn-Elementen
1.5
p=2.1
1
0.5
p=0
0
-0.5
0
1
2
3
4
Laufwinkel /
Kleinsignal-Impedanz
Frequenzbereiche mit Re{Z} < 0 (Parameter p > 0)
auch in unterkritisch dotierten Elementen
Frequenzabhängigkeit
Maximaler negativer Widerstand für f  v0/
( ≈ 2; Frequenz und Bandbreite durch Länge
des Laufraumes festgelegt)
Seit 1961
WS 2016/2017
Großsignalbeschreibung von Gunn-Elementen
Dynamische I(U)-Kennlinie
Ohne Domänen: Ohm‘sches Verhalten (stationär)
Mit Domänen: Genauer Verlauf erfordert Kenntnisse der Domänenstruktur
Domänen existieren
für E > Emin (mit Emin< Ec)
Sprunghöhe durch
Umin und n0 bestimmt
Iges~v(|E|)
Übergang bei
niedrigen Frequenzen
Übergang bei
hohen Frequenzen
stationäre
Kennlinie
Frequenzabhängigkeit:
n0· = 1·1012 cm–2
Trägheit der
Domänenbildung 
kontinuierlicher Übergang
n0· = 3·1012 cm–2
dynamische
Kennlinien
Umin
Uc
Ub
Seit 1961
WS 2016/2017
Laufzeitabhängiger Oszillatorbetrieb
Domänenverzögerung
Schematische dynamische
IU-Kennlinie
Domänenbildung verzögert
Periode abstimmbar (Resonator):
T/2    T
 = Laufzeit der Domäne
bis Löschung an Anode
Unterhalb von Umin gibt es keine Domänen
Seit 1961
WS 2016/2017
Laufzeitabhängiger Oszillatorbetrieb
Domänenauslöschung
Vorzeitige Domänenvernichtung
Periode abstimmbar:
1/2·T < 
 = Laufzeit der Domäne
bis Löschung an Anode
Unterhalb von Umin gibt es keine Domänen
Seit 1961
WS 2016/2017
Leistungsdaten Diodenoszillatoren
Gunn
S.M. Sze, „Physics of Semiconductor Devices“, Wiley, 1981
IMPATT
Seit 1961
WS 2016/2017
Grundstruktur einer Tunneldiode (RTD)
Seit 1961
WS 2016/2017
Leo Esaki
Lebenslauf (1925-)
12.3.1925
1947, 59
1956-1960
1960-1992
1992-1998
2000-2005
2006
Geboren in Osaka, Japan
Studium Physik, Universität Tokio
Bachelor of Science, Promotion
Wissenschaftler bei Sony
Wissenschaftler IBM Thomas J. Watson
Research Center
Präsident Universität Tsukuba
Präsident Shibaura Inst. of Technology
Präsident Yokohama College of Pharmacy.
Wissenschaftliche Auszeichnungen
1985: International Prize of New Materials der Am. Phys. Soc., 1998: Japan-Preis
Nobelpreis Physik 1973: 1/2 jointly to Leo Esaki and Ivar Giaever
"for their experimen-tal discoveries regarding tunneling phenomena in
semiconductors and supercon-ductors, respectively"
and 1/2 to Brian David Josephson
(supercurrent through a tunnel barrier, phenomena known as Josephson effects)
Seit 1961
WS 2016/2017
Negativer differentieller Widerstand einer Tunneldiode
Seit 1961
WS 2016/2017
Kleinsignalbeschreibung von Tunneldioden
Ersatzschaltbild für Arbeitspunkt im fallenden Kennlinienteil
Impedanz und Grenzfrequenzen
Wegen Rb Rn ist Re{Z} < 0 bis c/2 100 GHz)
Im(Z) < 0 bis r (für Ls/Rb <  ist r > c)
Seit 1961
WS 2016/2017
Gleichungen 1
w
dE(x) q
E*/|E|
3    * e
4 dx   (N D  N A )  (E)dx  1
n
0
1
1
1
a
a
'
5Ca    A
~



Z


La 

a
0  Jc0
a
2
'
jCa 1  (a / )
L a Ca
2 0 Jc0 A Ra (Jc0 )
v a
t 
w
1
j( t  / 2) sin(  / 2)
j t '
1
x




Î
e
d(
t
')
w



v
Î
e



n
ID (t)   I n (t  )dx
t
n
6

/2
w
v
0
1  cos 
 2
sin   

 j   2  1




 a
 

2
2

1

/

1
d
a
7 ZD  Za  Z d  RD  jXD RD 

XD 

2
2
2
2Cd 1   / a
Cges 1   / a2
Jc
2  I 1(z)
2v '0 ˆ J  J  1  e z sin t
8
0
E c
   z  Jc cos t z 
a  a 
I 0 (z)

t
z  I (z)
1
1

Zd 
Cd 1  2 / a2
0
9 RD  Rres  j  (XD  Xres )  0 Xres  jLres
dW
 2 W
dt
R (z)  Rres
(z)   D
2Lres
dXres
R
 res
d

Ic0 2
P~ 2

RD  Rres
1
1 dXges 2
 Rges | I |2  2 
|I|

2
4 d
(XD  X2res ) / 
2
3
3 v
2
 Ic0   1  cos  
0


(f

)
1
2
 2
P  | Iges | RD ~ 
 

4
8w


 7. Aktive Zweipolbauelemente
2
 C d  
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