射频电路设计(第六章).ppt

单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,射频电路设计,信息科学与技术学院,目 录,第一章 引言,第二章 传输线分析,第三章,Smith,圆图,第四章 单端口网络和多端口网络,第五章 有源射频器件模型,第六章 匹配网络和偏置网络,第七章 射频仿真软件,ADS,概况,第八章 射频放大器设计,第九章 射频滤波器设计,第十章 混频器和振荡器设计,第六章有源射频元件,6.1,半导体基础,6.2,射频二极管,6.3BJT,双极结晶体管,6.4,射频场效应晶体管,6.5,高电子迁移率晶体管,6.1,半导体基础,本节以三种最为通用的半导体：锗,(,ce,),、硅,(,si,),和砷化镓,(,GaAs,),半导体为例，,简明地介绍构筑半导体器件模型的基本模块，特别是,PN,结的作用。,如右图,(a),原理性地给出了纯硅的键价结构：每个硅原子有,4,个价电子与相邻原子共享，形成,4,个共价键。,其中有一价键热分离,(To K),，造成一个空穴和一个运动电子。,A,、当不存在热能时，即温度为绝对零度,(T=o K,或,T=-273.15,0,C),，所有电子都束缚在对应原子上，半导体不导电。,B,、当温度升高时，某些电子得到足够的能量，打破共价键并穿越禁带宽度,Wg,=,Wc,Wv,，如图,b,所示,(,在室温,T,300K,，,Si,的带隙能为,1.12ev,，,Ge,为,o.62ev,，,GaAs,为,1.42ev),。这些自由电子形成带负电的载流子，允许电流传导。,在半导体中，用,n,表示传导电子的浓度。当一个电子打破共价键，留下一个带正电的空位，后者可以被另一电子占据。这种形式的空位称为空穴，其浓度用,p,表示。,在图,6.1(a),中图示了平面晶体布置示意图，,在图,6,(b),显示了等效能带图示，图中在价带,Wv,中产生一空穴，在导带,Wc,中产生,电子，两个带之间的带隙能为,Wg,。,6.1,半导体基础,带入得本征载流子浓度为：,当存在热能,(,To,K),时，电子和空穴穿过半导体晶格作无规运动。如果一电子正好碰到一空穴，两者即结合，荷电互相抵消。在热平衡状态下电子和空六的结合数与产生数是相等的。其浓度遵从费米,(Fermi),统计而有：,其中,分别是在导带,(,Nc,),和价带,(,Nv,),中的有效载流子浓度。,m,对应半导体中电子和空穴的有效质量，由于与晶格的相互作用，它们不同于自由电子的静止质量，,k,是波尔茨曼常数，,h,是普朗克常数，,T,是绝对温度,(K),。,一、本征半导体：,由热激发产生的自由电子数等于空穴数，即,n=p,ni,，所以电子和空穴的浓度按以下的浓度定律表述：,ni,是本征浓度，该式对掺杂半导体也适用,n,和,p,分别表示与导带和价带相关联的能级；,WF,是,Fermi,能级，电子有,50,的概率占据该能级。对本征,(,纯,),半导体，在室温下其费米能级非常靠近禁带的中部,。,6.1,半导体基础,据宏观电磁理论：,材料的电导率为,J,E,，,J,是电流密度，,E,是外加电场,.,在宏观模型,(,Drude,模型,),下，电导率可通过载流子浓度,N,，有关元素的荷电量,q,，漂移速度,vd,以及电场,E,给出：,在半导体中，电子和空穴两者都对材料的电导率有作用。在低电场下载流子的漂移速度正比于外加电场强度，其比例常数称为迁移率,。则：,其中,n,和,p,分别为电子和空穴的迁移率。,对于本征半导体，由于有,n,p=,ni,，则：,环境温度对半导体的电性能有很大影响。由功率损耗使器件内部加热，可造成超过,100150,0,c,的温升,。,注：在例题中忽略了带隙能随温度的变化，这将在第,7,章中讨论。,6.1,半导体基础,二、掺杂半导体：,通过引入杂质原子可以引发半导体的电特性作较大的改变。这种过程称为掺杂。,1,、,N,型半导体：为获得,N,型掺杂,(,提供附加电子到导带,),，所引入的原子较之原来在本征半导体晶格上的原子有更多的价电子。如：将磷,(P),原子移植到,si,内，就在中性晶格内提供了弱束缚电子，如右图（,b),由直觉看出：“额外”电子的能级比其余,4,个价电子的能级更接近导带。当温度上升到高于绝对零度时这个弱自由电子从原子中分离出，形成自由负电荷，留下固定的磷正离子。这样，当仍保持电中性时，该原子施舍一个电子到导带，而价带中没有产生空穴。,由于在导带中有了更多的电子，结果就导致,Fermi,的增高。成为,N,型半导体，其中电子浓度,n,n,和少数空穴浓度,Pn,有如下关系：,其中,n,D,为施主浓度,代入方程得：,当,n,D,ni,则：,6.1,半导体基础,2,、,P,型半导体：,现在考虑添加的杂质原子比构成本征半导体品格的原子有更少价电子的情况。这种类型的元素称为受主,例如对于,si,晶格，硼,(B),就属于这种元素。,由图,(c),（上页）可看出：共价键之一出现空六。这一空穴在能带隙中引入附加能态，其位置靠近价带。当温度从绝对零度向上升时，一些电子得到额外能量去占据空键，但其能量不足以越过禁带。这样，杂质原子将接受附加电子，形成净负电荷。在电子被移去的位置上将产生空穴，这些空穴可自由迁移，并对半导体中的传导电流作出贡献。,用受主原子对半导体掺杂，就产生,P,型半导体,，它有：,其中：,N,A,和,n,p,是受主和少数电子浓度。,代入方程 求解得：,P,型半导体中空穴浓度,Pp,和电子浓度,np,为：,由于高掺杂,NA,ni,则,6.1,半导体基础,6.1,2PN,结,P,型和,N,型半导体的物理接触引出厂与有源半导体器件相关联的最重要的概念之一：,PN,结。由于这两类半导体之间在载流子浓度上的差别，引起穿过界面的电流。这种电流被称为,扩散电流,，它由电子和空穴组成。,如图,所示的一维模型：,扩散电流为：,称,Einstein,关系：,其中的,Indiff,和,IPdiff,分别为扩散电流的电子分量和空穴分量，,A,是与,x,轴正交的半导体,截面积，,Dn,和,Dp,分别是电子和空穴的扩散常数。,原来是中性的,P,型半导体，出现空穴扩散电流后，留下负空间电荷，,N,型半导体，出现电子扩散电流后，留下正空间电荷，扩散电流发生时，正电荷和负电荷之间产生电场,E,，从而产生感应电流，它与扩散电流方向相反，使,I,F,+Idiff,=0,，则得：,6.1,半导体基础,如果再考虑空穴电流从,P,型半导体到,N,型半导体的流动以及与之相抵消的场感应电流中的相应部分,I,PF,，可以得到扩散阻挡层电压：,以电势的导数代替电场，积分得扩散阻挡层电压（称内建电势）：,其中,nn,和,np,仍分别是,N,型半导体和,P,型半导体中的电子浓度。,若：,P,型半导体中受主浓度,N,A,ni,N,型半导体中施主浓度,N,D,ni,则,n,n,=N,D,n,p,=ni,2,/N,A,6.1,半导体基础,例题,6,2,确定,PN,结的扩散阻挡层电压或内建电压,对一特定的,(,硅,)PN,结，掺杂浓度给定为,NA,5xl0,18,cm,-3,和,N,0,5xl0,15,scm,-3,，以及其本征浓度,ni,1.5xl0,10,cm,-3,，求在,T,300 K,下的阻挡层电压。,解：阻挡层电压直接由,(6,20),式确定：,内建电势依赖于掺杂浓度和温度。,对不同半导体材料（,本征载流子浓度不同）,，,即使掺杂密度是相同，,其内建电压将是不同的,。要确定沿,X,轴上的电势分布，可应用泊松,(Poisson),方程，在一维分析下写成,设定均匀掺杂和跳变结点近似，如图,6.5b,所示，而有每一材料中的电荷密度：,其中,d,p,和,dn,分别是在,P,型半导体和,N,型半导体中空间电荷的延伸长度，见图,6,5(a),。,对上式积分可求出半导体在空间范围,dp,x,dn,内的电场：,其中：,(x),是电荷密度，,r,是半导体的相对介电常数。,电场分布见图,d,6.1,半导体基础,所得到的电场分布的结果描绘在图,6,5(d),小。在推导,(6,23),式时，利用了电荷抵消规律，即要求半导体内总空间电荷为零这一事实，对于高掺杂半导体这等效于以下条件：,为获得电压沿,x,铀的分布，对,(6,23),式积分如下：,总电压降为扩散电压：,6.1,半导体基础,正空间电荷区在,N,型半导体内的延伸长度：,正空间电荷区在,N,型半导体内的延伸长度：,总长度：,三、结点电容：是射频器件的一个重要参量，因为在高频运行下低电容意味着有快捷的开关速度和适应能力。通过熟知的平扳电容器公式可找出结电容：,C=,A,/,ds,把距离代人上式得到电容的表达式如下,如果外电压,VA,加到结点上：出现如图,6,6,所示的正反两种情况，说明了二极管的整流器作用。,6.1,半导体基础,反向馈电见图,6,6(a),增加空间电荷区并阻断电流流动，只是由少数载流子,(N,型半导体中的空穴和,P,半导体中的电子,),造成的漏电流。与此相反，正向馈电由于在,N,型半导体中注入额外的电子和在,P,型半导体中注入额外的空穴，而使空间电荷区缩小。为表述这些情况，必须对上面给出的方程,(6,27),和方程,(6,28),加以修改，用,Vdiff,-VA,代替原式中的阻挡层电压,Vdiff,：,可看出：,空间电荷区或是增大或是缩小取决于,VA,的极性。,导致空间电荷区或耗尽层的总长度：,6.1,半导体基础,例题,6,3,计算,PN,结的结电容和空间电荷区的长度,对于硅半导体的一个跳变,PN,结，在室温下,(,r,11,9,，,ni,xl0,10,cm,-3,其施主和受主浓度分别等于,NA,l0,15,cm,-3,和,N0,5xl0,15,cm,-3,。意欲找出空间电荷区,dp,和,dn,以及在零偏置电压下的结电容。证明,PN,结的耗尽层电容表示成下列形式：,其中,cJ0,是零偏置电压下的结电容。确定,cJ0,，并描述出耗尽层电容与外电压的函数关系,(,设,PN,结的横截面积,A,10,-4,CM,2,),。,解：把外电压,VA,引入到电容表达式,(6.30),中得到：,令：,计算得：,C,J0,=10.68PF,当外加电压接近内建,(,阻挡层,),电势时结电容趋于无限大。然而在实际上此时开始达到饱和，这将在后面介绍,6.1,半导体基础,四、,肖特基二极管方程：,对流过二极管的电流列出肖特基二极管方程,(,在附录,F,中有推导,),：,I=I,0,（,e,v,/V,T,-1),其中,Io,是反向饱和电流或漏电流。,通常称这,电流一电压特性曲线为,I-V,曲线,如图,6.8,所示。,该曲线表明：,在负压下有一小的、与电压无关的电流,(-Io),，而在正压下则为指数增长电流。,（,图示中的函数关系是理想化的，末考虑到击穿现象。但上式显示出了在外加交流电压下,PN,结的整流性质。）,耗尽层或结电容的存在要求,PN,二极管上加有负电压。,（,如上例题），这意味着,VA,Vdiff,，则它占支配地位。,该电量可定量给出，即电量,Qd,等于二极管电流,I,与载流子穿过二极管的渡越时间,T,的乘积：,显然 扩散电容与外电压和结温度非线性关系：,可见它与工作电压有强烈地依赖关系。,通常,PN,二极管的总电容,c,可粗略地划分成三个区域：,1,VA0,，只有耗尽层电容是重要的；,C=CJ,2,0VA,Vdiff,，耗尽层和扩散电容相组合：,C=,CJ+Cd,3,VA,Vdiff,，只有扩散电容是重要的：,C=,Cd,如：二极管工作在,VA=1v,，并没定渡越时间,T,100ps,，室温,300 K(,即,VT,26mV),，测量反向饱和电流,Io=10,-15,A,，扩散电流的影响增强。把这些值代人得：,C=,Cd,=194nF,（电容值相当大的，对,R=0.1-1,会产生大的时间常数，限制了应用）,6.1.3,肖特基接触,肖特基分析了当一金属电极接触一半导体时所涉及的物理现象。,如：如果,P,半导体与铜或铝电极接触,，就有电子向金属扩散的趋势，而在半导体中留下空穴，使其中的空穴浓度增加。,这种效应的结果是改变界面附近的价带和导带能级。,见图,6,9(a,）所示能带结构中的局域变化。,由于有更高的空穴浓度，,价带弯向费米,(Fermi),能级,。由于更低的电子浓度、,导带向离开费米,(Fermi),能级的方向弯曲。,对这样一种组态，,不管外加电压的极性，总是得到一低电阻的接触,如图,6,9(b),所示。,当金属电极与,N,半导体接触时，出现更类似于,PN,结的性能：,由于电子从半导体向金属迁移，在半导体中产生一小的正电荷密度。因为：,当两种材料分开时，半导体,(,较低的逸出功,),相对于金属,(,较高的逸出功,),有较高的费米能级,(,较低的逸出功,),。然而一旦两种材料接触时，费米能级必须是相同的，就产生两者能带的弯曲。电子从,N,型半导体扩散出去留下正空间电荷。耗尽层增大直到空间电荷的静电排斥作用阻止电子进一步扩散为止。图,6,10,给出两材料在接触前后的情况。,与金属逸出功,W,M,qV,M,有关，其中,V,M,记为费米能级与电子逸出成为自由粒子时参考能级之间的差；,对某些常用金属的,V,M,值见表,6,2,。上式中,qx,电子亲和能势是从导带到该同,一参考能级来测定的电子亲和电势,x,的值对,si,为,4.05V,，对,Ge,为,4.07 v,有如在州结构,p,样，建立起内建肖特基阻挡层电压,Vd,的表达式,:,其中：导带与费米能级之间的附加电压,Vc,与掺杂浓度,ND,和导带中态浓度,Nc,有关。,求解,Vc,得,能量：,Wb,=,qVb,虽然实际的金属与半导体界面间通常有一极窄的附加绝缘层，忽略这层的影响，并且只涉及半导体中空间电荷长度：,肖特基结点的结电容：,例题,6,4,计算肖特基二极管的阻挡层电压、耗尽层电容和空间电荷区长度,金属材料黄金与八型半导体接触的界面可形成肖特基二极管。半导体的掺,杂浓度,N,D,=10,16,cm,3,，金属逸出功,V,M,是,5,1v,。还有如上述,si,的电子亲和,电势,x,4.05v,。求肖特基阻挡层势,Vd,，空间电荷长度,ds,和结电容,cj,，已知,si,的相对介电常数,r,11,9,。设二极管截面积,A,10,-4,cm,2,，温度为,300 K,这例题表明：在同样截面大小和同样掺杂下金属一半导体二极管的耗尽层电,容远比,PN,结小，使前者可在更高频率下工作。,6,2,射频二极管,由于高的结电容量，经典的,PN,结二极管不太适合于高频,应用。与此相反，由金属一半导体接触形成的二极管具,有低的结电容量，因此可在更高频率下工作。肖特基二,极管广泛应用于射频检波器、混频器、衰减器、振荡器,和放大器中。,本节将讨论肖特基二极管、分析,Pin,二极管，除了了解,二极管的整流特性外，还介绍利用结电容对外电压的变化关系来构筑出电压控制的调谐电路，用来作为可变电容器的特点。,6.2.1,肖特基二极管,与常规的,PN,结相比，肖特基势垒二极管具有不同的反向饱和电流机制，它取决于穿过势垒的多数载流子的热电子发射。这些电流在数量级上大于理想,PN,结二极管中的扩散驱动少数载流子组成的反向饱和电流。如：肖特基二极管中典型的反向饱和电流密度具有量级为,10,-6,A/cm,-2,，而常规的硅基,PN,结二极管的典型值为,10,-11,A,cm,-2,。,图,6,11,给出了具有对应电路元件的肖特基二极管的剖面示意图。,金属电极,(,钨、铝、金等,),与低掺杂,N,型半导体层相接触，后者是由外延生长在高掺杂,N,+,基底上的。设定外延层是理想介质，即其电导率为零。电流一电压特性由以下方程描述：,其中：,R,*,称为穿过势垒的多数载流子热电子发射的,Richardson,常数,6,2,射频二极管,所对应的小信号等效电路模型示于图,6,12,。,其中结电阻,R,J,与偏置电流有关，串联电阻,Rs,由外延层电阻和基底电阻合成,Rs,=,Repi+Rsub,。连接线的电感是固定的，其近似值的量级为,Ls=0.1nH,结电容,C,J,与前面一样计算,(6,40,式,),。,由于有电阻,Rs,，实际的结电压等于外加电压减去在二极管串联电阻上的电压降，结果成为上式所示的修正的指数表示式,肖持基二极管的各电路元件的典型值为：,Rs,=2-5,，,Cg=0.1-0.2pF,RJ=200-2k,。,注意：在低于,0.1mA,的小偏置电流下，,IRs,可忽略；,但对于某种应用，串联电阻会形成反馈回路,，这意味着,电阻被乘以一个按指数增长的增值因子,。在这种情况下，,IRs,必须加以考虑,。,在,高频肖特基二极管,的实际电路中，即使是很小的金属接触,(,典型的接触面直径为,10,m,或更小,),也会引起,相对大的寄生电容,。此时可通过附加一绝缘环减少杂散电容，如图,6,13,所示。,由电流表达式围绕静态工作点,V,Q,展开，便可求出小信号结电容和结电阻：,二极管总电压可写成直流偏置电压,V,Q,和一交流信号载波频率分量,Vd,：,代入得：,泰勒展开简化得：,结电阻：,6,2,射频二极管,以,V,Q,替换,V,A,代入下式，便可得结电容,6.2,射频二极管,6.2.2 PIN,二极管,用途：,PIN,二极管可应用于作为高频开关和电阻范围从小于,1,到,1k,的,可变电阻器,(,衰减器,),，,射频工作信号可高达,50,GHz,。,结构：,像三明治一样，在高掺杂的,P,和,N,层之间夹有一本征的,(1,层,),或低掺杂半导体的中间附加层。中间层的厚度根据应用要求和频率范围取值在,1,到,100,m,间。,特性：,、,电压是正向时,，这二极管表现为像是一个受所加电流控制的,可变电阻器,。,、,电压反向时,，低掺杂的内层产生空间电荷，其区域达到高掺杂的外层。这种效应即使 在小的反向电压下就会发生，直到高电压下基本上保持恒定，其结果使这二极管表现为类似于,平行板电容器,。,如：具有内,I,层厚度为,20,m,的硅基,PIN,二极管，表面积为,20m,，其扩散电容的量级为,O,2pF,。,一般形式的,PIN,二极管及经台面处理的实用器件如图,6,14,，与常规的平面结构相比，台面形位的杂散电容大为减少。,I-V,特性的数学表述与电流的大小和方向有关。,正向情况并对轻掺杂,N,型本征层，流过二极管的电流为：,其中,w,是本征层宽度；,P,是过剩的少数载流子寿命，它可高到,1,s,的量级；,N,D,是轻掺杂,N,半导体中间层中的掺杂浓度。对于纯本征层,N,D,ni,总电荷：,Q=I,P,得,扩散电容：,反向情况：,I,层得空间电荷长度对电容起支配作用：,6.2,射频二极管,PIN,管的动态电阻：,通过在,Q,点附近的泰勒展开，得动态电阻：,其中：,I,po,=A,（,qn,i,2,W,）,/,（,N,D,P,）,小信号模型：,依照,PIN,二极管在正偏置,(,导通,),下的电阻性质和在负偏置,(,断开或绝缘,),下的电容性质，,可构筑简单的小信号模型。,PIN,二极管在串联情况下，电路模型如右：,虽然通过上式计算得到的结电阻和扩散电容可以在实用上近似地模拟删二极管的性能。但更加定量化的信息是通过测量或复杂的计算模型来得到的。,PIN,二极管工作需设置偏置电压，而提供偏置要有,DC,回路，它必须与射频信号通路分离开。因此必须加入线圈和隔直电容。见下图,或用一低频的,AC,偏置提供偏置电压，此时 电流为二部分组成：这种方法在例题讨论。,6.2,射频二极管,如右图：用一射频线圈,(RFC),在,DC,下短路而在高频下开路。用隔直流电容,(C,B,),在,DC,下开路而在高频下短路。这是一,典型的衰减器的电路,，其中,PIN,二极管既用于串联又用于并联的情况。,A,、,正,DC,偏置电压下,，对于射频信号,串联,PIN,二极管表现为一电阻,。,并联,PIN,二极管,则建立了一个短路条件，只允许有一小到可忽略的,RF,信号出现在输出端，此时并联驯二极管的作用像,是一个具有高插入损耗的高衰减器。,B,、,在负偏置条件下，,串联,PIN,二极管像是一个具有高阻抗或高插入损耗的电容器,，而有高并联阻抗的,并联二极管对,RF,信号没有明显的影响,。,常用的专业术语：转换器损失,TL,：可用,S,参量的,S21,计算,6.2,射频二极管,图,6,17,画出了在给定的结电阻范围内正偏置条件下的转换器损失,(dB),：,例题,6,5,计算在串联设置下,PIN,二极管的转换器损失,(,在正偏置和负偏置条件下）求求,找串联下正偏置和负偏置,PIN,二极管的转换器损失,(ZG=ZL=Z0=50,),。,设结电阻值,RJ,在正偏置下为,1,到,20,范围内。负偏置工作条件造成结电容值取,CJ,0.1,，,0.3,，,o.6,，,1.3,，和,2.5pF,，同时，感兴趣的频率范围从,10 MHZ,扩展到,50GHz,解：基于,(6,51),式和图,6.15,，借助于电压分压器定则，求出转换器损失为,和,相反，图,6.18,是在负偏置条件下这时,PIN,二极管基本上反应为一纯电容。,6.2,射频二极管,例题,6,6,确定具有特定电容一电压性能所需的掺杂分布,求合适的掺杂浓度分布,N,D,(x,),以保证变容二极管的电容随外加负偏压,VA,的变化 如,其小常数,c,。,5x10,-12,FV,二极管截面积给定为,A=10,-4,cm,2,。,解：基于,(6,39),式，可预计空间电荷区长度的范围为：,6,2,3,变容二极管,在负偏置下带有电容性质的,PIN,二极管提示：一特定中间层掺杂分布能创建出可变电容对电压的特性。因此合适选择特定掺杂分布,N,D,(x,),和合适选择本征层厚度,W,，便可形成具有特定电容一电压性能的变容二极管。,它确定结电容,C=,I,A/x,。如前面推导中假定,I,层中掺杂浓度远低于相邻层的掺杂浓度。如果空间电荷区长度增大,x,，电量改变为：,x,可由相应的电容上的减小量来表示：,则：,得：,当,x,逼近,I,层的原始状态,(,即空间电荷长度,x,0,时,),N,D,(x,),但实际上,不可能使掺杂分布加强到无限大。因此，利用近似成一双曲函数,(,见图,6.19),，就可能保证所要求的电容一电压性能。,6.2,射频二极管,如图,6,19,为变容二极管的简化电路模型，,包括一基底电阻和以,(,V,diff,-V,A,),-1/2,形式随电压改变的电容。这是掺杂分布常量的情况,.,电容有以下的一般表示：,其中,V,Q,是负偏压,应用：,A,、,用作微波电路的频率调谐。,其一阶变容管的截止频率为：,可见：可通过负偏压,V,Q,控制电容，从而实现频率调谐。,B,、,变容二极管能用于产生短脉冲,，如图,6,20,。,一电压,VA,加在由电阻和二极管串联的电路两端，产生电流,I,V,。在,正半周上交流电压与电流同相,。在,负半周上,，中间层内储存的载流子使电流连续流动直到所有载流子都被移走为止。此时电流突降至零。按照法拉第定律,Vout,L(dIv,dt,),，,一变压器能在电流瞬变时耦合输出,一电压脉冲。,该脉冲宽度可由中间层长度,W,除以注入载流子浓度的饱和漂移速度近似地得到。设,W,10,m,和,dmax,10,6,cm/s,，就得到等效于脉冲宽度的渡越时间：,6.2,射频二极管,6.2.4 IMPATT,二极管（碰撞雪崩渡越二极管）,结构：,类似于,PIN,二极管。如图：,与,PIN,二极管的区别在于高的电场强度，在,N+,和,P,层之间的界面上该场强通过碰撞电离造成载流子的雪崩。,用途：,选择合适的本征长度和适当的掺杂浓度，能产生,90,0,的附加时延。,电路图：如右：,特性：在低于二极管的谐振频率,f0,时，其电抗为电感性质，总电阻是正的；超过二极管的谐振频率时转为容性电抗，总电阻变为负的。,相关的电路参数：,谐振频率：,6.2,射频二极管,6.2.5,隧道二极管,隧道二极管是,PN,结二极管，,它是由极高掺杂,产生极窄的空间电荷区。造成电子和空穴超,过在导带和价带中有效态浓度。费米能级移,到,N+,层的导带,Wcn,和,P+,半导体的价带,Wvp,上。,如图,6,24,在两种半导体层中容许的电子态,只通过一个极窄的势垒而被分开。,根据量子力学，存在一定的概率，在无外供电压作用，电子能够穿过窄隙（克服势垒）而逸出进行交换，这就是隧道效应。在热平衡条件下，从,N,到,P,层的隧道效应与从,P,到,N,层的相反的隧道效应是平衡的。结果没有纯电流出现。,特性：,如图,6,25(b),至图,6,25(e),，,以四种不同情况下相应的能带变形，解释了,隧道二极管的特定的电流,电压响应,。,图,6,24,和图,6,25(c),所显示的是平衡条件下无电流；,图,6,，,25(b),为,外加负偏压,VA,，在,P,层中产生高的电子态浓度，这造成比相反情况有更高的概率隧穿到,N,层。,即使是小的负偏压下也能观察到电流的陡峭增长；图,6,25(d),为外加小的正电压，自由电子的储存区移到,N,型半导体，而在,P,型半导体中引起自由电子态的增加，则作为对电子隧道作用的反应，,有正电流自,N,层流向,P,层,。但当外加电压达到临界值,VA=,Vdiff,，就不发生重迭的能带结构,即,能产生隧道效应的条件,Wcn,Wvp,不再存在,，如图,6.25(e),。,穿过隧道二极管的电流趋于极小值,。在临界电压点,Vdiff,以上，该二极管重新表现如常规,PN,结二极管那样，电流按指数增长。,6.2,射频二极管,隧道二极管的等效电路,：,如图,6.,所示（类似于图,6,23,示出的,IMPATT,二极管的电路）。这里图中,Rs,和,Ls,是半导体层的电阻和引线电感。结电容,C,T,与负电导,g,dI,dV,并联，后者是由图,6.25(a),给出的,I-V,曲线的负斜率得出的。,如图,6.,7,所示为含有隧道二极管的一个简单的放大器电路。令功率放大因子,Gr,为负载,RL,上的功率与来自源的最大有效功率,Ps,VG,2,(8R,G,),的比值，得到在谐振下功率放大因子的表达式：,其中,Rs,的影响被忽略。如果合理选择,g,值 当,(g,1,R,L,+1,R,G,),，则上式中分母趋于零，此时,放大器变成振荡器,。,6.2,射频二极管,6.2.6 TRAPATT,BARRITT,和,Gunn,二极管,下面简要介绍另外三种形式的二极管，但不涉及其电路描述及电参量的定量推导。,一、,TRAPATT,：是,俘获等离子体雪崩触发渡越,的缩语，,TRAPATT,二极管是,IMPATT,二极管在效率上的增强，,通过利用能带隙的势阱使实现更高的效率,(,直到,75,),。这类势阱是位于能带隙内的能级，并可俘获电子。外电路保证在正半周时产生高的势垒电压，造成电子一空穴等离子体中的载流子倍增。造成在负半周时二极管的整流特性中出现击穿。由于电子,空穴等离子体的建立过程要比在,IMPATT,二极管中穿过中间层的渡越时间较慢些，故,该管的的工作频率稍低于,IMPATT,二极管。,二、,BARRITT,：是势垒注入渡越时间的英语缩称。它本质上是,渡越时间二极管,，其,P,+,NP,+,掺杂分布的作用像是一个无基极接触的晶体三极管。其空间电荷区域从阴极通过中间层扩展到阳极中；其小信号等效电路模型包括一电阻和,并联电容，电容值与,DC,偏置电流有关。不同于,IMPATT,二极管，其,AC,电路产生一负相位,(,直到,-90,0,),，有,5,或更小的相对低的效率。,ARRITT,二极管,在雷达的混频器和检波电路中得到应用,。,三、,Gunn,二极管,(,耿氏二极管,),是以其发明者命名的。他在,1963,年发现在某种半导体,(,GaAs,，,InP,),中，足够高的电场强度能造成电子散射到能带隙分隔增大的区域中；由于带隙能的增加使电子在迁移率,0,受到损失。例如在,GaAs,中当场强从,5kv,赠强到,7kv,cm,时漂移速度从,2x107cm/s,降落到小于,107cm/s,。负的微分迁移率为：,它被用于振荡电路中。为开发,Gunn,效应在,RF,和,Mw,中的应用，需要有一特定的掺杂分布，以保证一旦电压超过所要求的阀值时，就产生稳定的、单,载流子的空间电荷区。,6,3 BJT,双极结晶体管,双极晶体管的组成是在,NPN,或,PNP,配置下三层交替掺杂的半导体。双极是指少数和多数载流子两者造成内部电流。,6,3,1,结构,由于它的低成本结构、相对高的工作频率、低噪音性能和高的可运行功率容量，,BJT,成为最广泛采用的有源,RF,器件之一。通过一特殊的发射极,基极结构,(,它作为平面结构的一部分,),可达到高功率容量。图,6,28(a),和图,6,28(b),分别表示平面结构的剖面图和交叉指发射极,基极连接的顶视图。,由于图,6,28(b),的交错结构，基极,发射极电阻保持在极小值，而不损害其增益特性。由于降低了通过基极,发射极结的电流密度,(,散粒噪音,),和降低了在基极中的无规热运动,(,热噪音,),，低的基极电阻直接改善了信噪比，再增加掺杂浓度,(10,20,-10,21,cm,-3,量级,),，这两措施既降低基极电阻又增加电流增益。,6,3 BJT,双极结晶体管,但是，要保持电极的牢固度十分困难，并且需要自对准,处理。进而，受主和施主浓度很快达到,Si,或,GaAs,材料的,溶解度极限，从而对电流增益规定了一个物理极限。因,此，异质结双极晶体管,(HBT),应运而生，且越来越流行。,HBT,可达到高电流增益，而无需对发射极过度掺杂。,它添加了半导体层,(,例如,GaALAs-GaAs,三明治结构,),使,电子电流注入到基极得到加强，而相反的空穴注入到发,射极则得到抑制。,结果有极高的发射极效率，,这种效率定义为到达基极的电子电流对同一电子电流加上反向到发射极的空穴电流之比。图,6,29,给出这样一种结构的剖视图。,除,GaAs,外，用,InP,发射极和,InGaAs,基极界面已实现了异质结；,InP,材料有击穿电压高、能带隙较大和热传导较高的优点。已达到工作频率超过,100Gh,同时基极和集电极之间载流子的渡越时间,o,5PS,。,6,3 BJT,双极结晶体管,6,3,2,功能,种类：有两类,BJT,：,NPN,和,PNP,晶体管。,这两类之间的差别在于：用于产生基极、发射极,和集电极的半导体的掺杂。对于,NPN,晶体管，集电极,和发射极用,N,型半导体做成，而基极是,P,型做成的。,BJT,是一种电流控制器件,如图,6,30,示意出其结构、,电符号和有相关的电压与电流规定,(,针对结结构,),的二,极管模型。以,NPN,为例。,在正常的工作模式,(,即正向激活模式,),下，发射极,基极二极管工作在正向,(V,BE,=0.7V),，而基极,集电极二极管是反向的。这样，发射极注入电子到基极，与此相反，空穴电流从基极到发射极，如果使集电极,发射极电压保持在大于所谓的饱和电压,(,典型值约为,0.1V),，因基极很薄,(,d,B,l,m,量级,),并且是经度掺杂的,N,型层，通过基极电流供给的只有少量电子与空穴复合。大量的多数电子到达基极结，并被外加负电压,V,BC,收集。,反向激活模式，集电极,发射极二极管电压是负的,(,典型值,VCE=0.1v),，基极,集电极二极管上是正偏压，同时基极,发射极二极管现在是反向工作。不同于正向激活模式，此时电子流从集电极跨过基极到达发射极。,最后，饱和模式包含基极,发射极结和基极,集电极结两者的正向偏置。在开关电路方面有重要作用。,6,3 BJT,双极结晶体管,共发射极配置为例,图,6,31(a),描绘出一类偏置安置，这里通过适当选择偏置电阻,R,B,和电压源,V,BB,使基极电流固定，从而使工作在合适的,Q,点上。,输入特性：,图,6,31(b),示出，基极电流对基极一发射极电压的关系遵循一条,I-V,特性曲线而变化，它构成晶体管的输入特性。在负载线和晶体管输入特性曲线的交点上基极电流和基极一发射极电压分别为,I,B,0,和,V,BE,0,。,输出特性：集电极电流对集电极一发射极电压的变化关系作为晶体管输出特性的一部分按更为复杂的方式进行因为集电极电流必须处理为与基极电流,(I,B1,I,B2,),有关的参量曲线，参见图,6,3l(c),。,6,3 BJT,双极结晶体管,通过考察三种工作模式，设置对应的工作点和列出不同电流公式，可定量分析,BJT,的特性。为简单起见，将忽略各个空间电荷区的空间长度，并设置典型的有代表性的电流和电压条件。为记录下在三层半导体中不同的少数多数载流子和掺杂条件，表,6,3,概括了这些参量和相应的符号。,6,3 BJT,双极结晶体管,性能分析：,设定浓度满足：,A,、,正向激活模式,如图,6,32,所示的配置。这里浓度画成穿过二层半导体的距离函数。对于在对应层中少数载流子的空间浓度，我们依赖短二极管,(,见附录,F),分析，它把指数近似成线性电荷浓度梯度。,每层中少数载流子浓度如下：,发射极：,基极：,集电极：,得发射极中空穴扩散电流密度：,基极中电子扩散电流密度：,集电极电流：,基极电流,正向电流增益：,集电极与发射极电流之比为：,6,3 BJT,双极结晶体管,6,3 BJT,双极结晶体管,B,、反向激活模式,图,633,显示出带有相关的空间电荷区的少数载流子浓度,(,即：基极,发射极二极管是反向偏置的，而基极,集电极二极管是正向偏置,),。,在每一层中少数载流子的浓度如下：,发射极：,基极：,集电极；,由扩散电流密度可求出反向发射极电流：,反向基极电流：,反向电流增益,集电极与发射极电流之比：,6,3 BJT,双极结晶体管,C,、饱和模式,这种模式两个二极管都是正向偏置，因此基极中的扩散电流密度是正向和反向载流子流的组合，得：,遵从正发射极电流方向的规定，发射极电流为：,因为可把,BJT,处理成一对称性器件，集电极电流以类似方式可为三种电流的组合：正向集电极电流、反向发射极电流和附加的空穴扩散电流。得出以下方程：,求解得基极电流,注意：内发射极电流的流向表示与习惯上外电路规定的符号相反。,6,3 BJT,双极结晶体管,6,3,3,频率响应,微波,BJT,的过渡频率,f,T,(,即所知的截止频率,),是一个重要的品质因素，它决定着当共发射极、短路电流增益,hfe,降为,1,时的工作频率。该过渡频率,f,T,与载流子穿过发射极一集电极结构所需的渡越时间,有关：,其中：,E,、,B,、,C,分别是发射极、基极和集电极中的时延。即,基极,-,发射极耗尽区充电时间：,基极层充电时间：,基极,-,集电极结的空间电荷区,wc,的渡越时间：,与掺杂分布有关，其变化范围从对均匀掺杂基极层的,2,，直到对高度非均匀掺杂层的,=60,vs,代表饱和漂移速度,6,3 BJT,双极结晶体管,BJT,工作在,RF,和,MW,频率下还存在：在高频下的趋肤效应从物理上限制了电流流向发射极的外周界。为保持充电时间尽可能低，把发射极做成极窄,(1,m,),带的格栅图样的结构。,但是，所替换的是小的表面积上的高电流密度，限制了可运用的功率容量。,其他增高截止频率的方法还用高掺杂度以减小基极渡越时间常数,B,。,由上可见，,发射极充电时间反比于集电极电流,因而,增大集电极电流使过渡频率更高,。然而，当电流达到足够高值时，注入到基极的电荷浓度变得与基极的掺杂浓度可比拟，将,造成有效基极宽度的增加、随之降低过渡频率,。通常,BJT,管会提供过渡频率随集电极电流的变化关系指标。如右图为宽频带,NPN,晶体管,BFG403W,的过渡频率与集电极电流的函数关系。,6,3 BJT,双极结晶体管,6,3,4,温度性能,在本章，几乎所有用于描述半导体器件静态和动态性能的参量都要受到结温度,Tj,的影响。,例,1,：如图,6,35,中正向电流增益,F,在,一给定的,V,CE,，,不同的结温度时与集电极电流,Ic,的函数关系。,例,2,：图,6,36,所示，不同的温度条件下，晶体管的输入特性。即基极电流与基极,发射极电压的函数关系。,