Dispositivi a microonde allo stato solido

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Dispositivi a microonde allo stato solido

1-Il diodo IMPATT.

Il diodo IMPATT (IMPact Avalance Transit Time) é un dispositivo a stato solido utilizzato per generare o amplificare una corrente ad alta frequenza (1 - 300 GHz). Esso é formato da una struttura a giunzione brusca p+- n fatta crescere su di un substrato n+, come indicato in Fig. 1.

Fig. 1: Struttura di un diodo IMPATT, campo elettrico e fattore di ionizzazione .

Polarizzando alla rovescia il diodo si crea una zona di svuotamento che normalmente interessa parzialmente la zona p+ e pressoché totalmente la zona n contigua. In quest’ultima si genera un campo elettrico E(x) il cui andamento approssimativo é riportato in Fig. 1.

In una zona ristretta di estensione xa in cui il campo raggiunge i valori più elevati, si ha un fenomeno di generazione di cariche per urto. Tale processo interessa sia le lacune che gli elettroni e la quantità di cariche generate é proporzionale al tasso di ionizzazione per urto a(E) il cui andamento è mostrato in Fig. 1 e che dipende dal campo secondo la relazione approssimata

a(E) = A e-(b/E)2 ; A=18.0 105 b=5.55 105 nel GaAs

Non appena la quantità di cariche generate in tutta la giunzione supera quella delle cariche che si ricombinano e cioè quando la condizione

è soddisfatta, si ha un fenomeno di moltiplicazione incontrollata (avalanche) di coppie lacuna elettrone in una zona molto ristretta della giunzione. Il tasso di ionizzazione dipende molto dai valori del campo elettrico: per esempio per valori di E inferiori a 300 kV/cm esso varia con E6 mentre per E maggiore di 500 kV/cm varia "solamente" con E2.5. Questo permette di suddividere la regione di svuotamento lunga w in due parti, come illustrato in Fig. 1. La prima lunga xa, più interna e molto stretta, detta di avalanche in cui la funzione a(E) assume valori significativi e provoca ionizzazione e l'altra detta di trascinamento, in cui a(E) é praticamente trascurabile e quindi non vi é ionizzazione ma il campo E é ancora abbastanza forte da far viaggiare le cariche generate alla massima velocità possibile vs (velocità di saturazione) che si aggira sui 10⁵ m/s nel GaAs. In questo modo la corrente nel dispositivo é dovuta agli elettroni generati nella regione di avalanche che attraversano la regione di trascinamento ed emergono dalla regione n+ di Fig. 1 con un ritardo pari al tempo di transito.

Si supponga ora di applicare al diodo una tensione continua inversa di valore appena più piccolo di quello Vo necessario all'innesco del fenomeno di avalanche. Se, come indicato in Fig. 2, a tale tensione si sovrappone una componente alternativa, quest'ultima provoca durante i suoi picchi positivi la generazione di cariche nella zona di avalanche. Tale fenomeno cessa invece durante i picchi negativi di modo che la regione di avalanche si comporta come un generatore di corrente impulsiva della stessa frequenza della tensione alternata applicata al diodo. I pacchetti di elettroni generati nella zona di ionizzazione (zona calda) viaggiano attraverso la regione di trascinamento e raggiungono l'anodo con un ritardo pari al tempo di transito. La loro forma va riducendosi in ampiezza e allargandosi a causa della mutua repulsione delle cariche, cosicché la corrente che esce ha una forma notevolmente più lunga e appiattita dell’impulso generato nella zona calda. Se si sceglie il periodo T dell'onda di tensione circa eguale al doppio del tempo di transito T_t si ha la situazione di Fig. 2 in cui la tensione alternata e la componente di prima armonica della corrente in uscita risultano in controfase. Ciò equivale a dire che la resistenza dinamica del diodo ha assunto un valore negativo.

Fig. 2: Tensione e correnti nel diodo IMPATT.

Osservando la Fig. 2 si può notare che il picco di corrente generata per ionizzazione nella zona di avalanche è molto stretto e sfasato di circa 90° rispetto al picco di tensione che lo ha generato. Tale ritardo è legato al meccanismo di ionizzazione a valanga che ha una natura induttiva, come verrà mostrato nel prossimo paragrafo.

2-Circuito equivalente del diodo IMPATT

Come si é visto il diodo IMPATT, se alimentato con una tensione alternata di frequenza opportuna, equivale ad una resistenza dinamica negativa a causa del tempo di transito del pacchetto di elettroni che attraverso la sua regione di trascinamento. Per quel che riguarda la regione di avalanche, sede della generazione di cariche, essa si può assimilare invece ad un circuito risonante.

Indicando infatti con J la densità di corrente dovuta alla ionizzazione si può dimostrare che vale la relazione (equazione di Read):

in cui ta é il tempo di transito attraverso la regione di avalanche di estensione xa. L'equazione di Read mostra come varia col tempo la corrente di avalanche. Se infatti il termine entro parentesi quadra:

è positivo, la corrente cresce altrimenti essa cala fino ad estinguersi.

Si supponga allora di applicare una tensione di polarizzazione inversa Vo in modo che il campo elettrico interno assuma una distribuzione corrispondente all'annullarsi del termine entro parentesi quadra a secondo membro dell'equazione di Read.

Questa é la condizione limite per il fenomeno di ionizzazione a valanga che può essere descritta approssimativamente assegnando al campo elettrico E(x) nella regione di avalanche (che é molto stretta) un valore medio costante Eo. Se a questo punto si sovrappone alla tensione Vo un termine variabile Vac tutte le grandezze in gioco variano e si hanno le relazioni (si noti che sia E(x) che a(E), che dipendono da x, sono state assunte eguali a valori medi calcolati lungo la zona di ionizzazione):

V = Vo + Vac

J = Jo + Jac

E(x) @ Eo + Eac

a(E) @a(Eo) + (da/dE)Eac

che sostituite nella equazione di Read danno luogo alla equazione valida per piccole variazioni:

Quest'ultima, tenendo conto che la tensione applicata cade prevalentemente nella zona di avalanche e che quindi si può assumere Vac @ Eacxa, diventa:

da cui si deduce immediatamente che la regione di avalanche si può assimilare ad una induttanza equivalente di valore La = ta/(3 da/dE AJo), essendo A l'area della sezione del diodo. Naturalmente oltre all'induttanza La vi é anche la capacità Ca = eA/xa dovuta allo svuotamento, per cui in definitiva la regione in questione si può descrivere con un circuito risonante parallelo la cui pulsazione di risonanza é data dalla relazione (si ricordi che vs = xa/ta è la velocità di saturazione delle cariche) :

e quindi cresce con la radice quadrata della corrente di polarizzazione del diodo.

Fig. 3: Circuito equivalente per piccoli segnali del diodo IMPATT.

Per quel che riguarda la regione di trascinamento, essa é caratterizzata da una resistenza dinamica negativa –r in parallelo con la capacità di svuotamento Ct = eA/(W-xa) per cui il circuito equivalente completo del diodo, valido per piccoli segnali, é quello di Fig. 3.

3-Impiego pratico del diodo IMPATT.

Il dodo IMPATT é una delle più potenti sorgenti di microonde allo stato solido che permette di ottenere oscillazioni con frequenze fino a 300 GHz. Esso normalmente viene inserito in una cavità risonante con caratteristiche variabili a mezzo di un pistone mobile, come illustrato in Fig. 4. Si ha così una oscillazione spontanea dovuta al fatto che la resistenza di perdita della cavità viene annullata dalla resistenza negativa del diodo. Variando la corrente di polarizzazione continua, insieme con la posizione del pistone mobile, si può variare la frequenza delle microonde generate.

Fig. 4: Oscillatore a microonde con diodo IMPATT.

Inserendo invece il diodo IMPATT nella struttura di Fig. 5 si ottiene invece un amplificatore. Il circolatore utilizzato in Figura è un blocco di ferrite che devia sempre verso destra il fascio incidente e cioè verso il basso il fascio di microonde in ingresso e verso l’uscita il fascio amplificato (output) proveniente dal basso.

Fig. 5: Amplificatore a diodo IMPATT.

2-Il diodo di Gunn.

Il diodo ad effetto Gunn si basa sulle proprietà di alcuni semiconduttori, quali l'arseniuro di gallio (GaAs), di esibire un legame decrescente tra il campo applicato e la densità di corrente che ne consegue. In un normale conduttore la densità di corrente cresce infatti linearmente col campo elettrico applicato (legge di Ohm), secondo un coefficiente di proporzionalità che dipende dal numero di portatori liberi e dalla loro mobilità all'interno del reticolo. Quest'ultima é funzione della massa effettiva delle cariche (elettroni) che normalmente assume un valore costante in un ampio intervallo di valori del campo elettrico applicato. Tuttavia l'elettrone, muovendosi all'interno di un reticolo cristallino, che ha una struttura periodica e quindi ne condiziona fortemente la funzione d'onda, non può assumere valori qualsiasi della coppia di grandezze Energia - Momento (quantità di moto). In particolare per il GaAs si ha il legame di Fig. 6 da cui risulta chiaramente che l'elettrone in banda di conduzione può muoversi lungo il reticolo e assestarsi su due minimi di energia a livelli non molto differenti ma caratterizzati da comportamento dinamico notevolmente diverso.

Fig. 6: Legame Energia-Momento nel GaAs.

Applicando allora un campo elettrico E in un punto interno ad un blocco di GaAs drogato n, si genera localmente una corrente J che cresce rapidamente al crescere di E fintantoché l'energia degli elettroni rimane in prossimità del minimo caratterizzato da alta mobilità (massa piccola). Tuttavia aumentando il campo elettrico, una sempre maggiore quantità di elettroni si trasferisce nel minimo a bassa mobilità (massa elevata) cui corrisponde una pendenza molto minore del legame tra campo e corrente.

Fig. 7: Caratteristica elettrica tensione-corrente con tratto a pendenza negativa.

Si ha così la situazione di Fig. 7 in cui il passaggio graduale tra le due situazioni descritte dà luogo ad un tratto a conduttanza negativa la cui presenza può essere fonte di varie forme di instabilità nella distribuzione delle cariche libere (elettroni) nel semiconduttore drogatoSi consideri ad esempio un prisma di GaAs drogato uniformemente di tipo n al cui interno viene generato un campo elettrico uniforme a mezzo di una tensione esterna costante (vedi Fig. 8).

Fig. 8: Prisma di semiconduttore drogato e andamento della densità di cariche libere e del campo elettrico dovuto ad una tensione esterna.

Si supponga che la densità degli elettroni liberi, che normalmente é uniforme, per ovvi motivi di neutralità di carica, subisca un leggero incremento, come mostrato in Fig. 9. Tale accumulo di elettroni perturba l'andamento del campo elettrico facendolo decrescere alla sua sinistra (verso il catodo) e crescere alla sua destra (verso l'anodo). In tal modo gli elettroni posti a destra acquistano più energia assestandosi nel minimo di Fig. 9 caratterizzato da massa efficace elevata e quindi rallentano notevolmente la loro velocità di spostamento. Ciò ha per conseguenza uno squilibrio tra la densità di corrente entrante ed uscente dal grumo di carica stesso che, se il campo iniziale Eo era all'interno del tratto di caratteristica E-J a conduttanza negativa, viene via via arricchito di elettroni gonfiandosi sempre di più.

Fig. 9: Addensamento di carica ed effetto sul campo elettrico (notare le diverse masse e velocità delle cariche poste a destra e a sinistra).

Tale fenomeno cessa solo quando i valori E1 ed E2 danno luogo a correnti entranti ed uscenti eguali ( vedi Fig. 10).

Fig. 10: Situazione di equilibrio di un grumo di cariche in moto verso destra.

È importante notare che la presenza dell’accumulo di carica in un punto porta le rimanenti zone del semiconduttore a lavorare in situazione di stabilità cioè lontane dal tratto a pendenza negativa garantendo così l’impossibilità di formazione di ulteriori grumi.

Una situazione più frequente di quella ora descritta é quella in cui una zona di semiconduttore si arricchisce di cariche a scapito di una zona contigua: si ha allora il una instabilità dipolare che, per gli stessi motivi visti nel caso del grumo isolato di cariche, cresce fino ad assestarsi nella situazione di equilibrio descritta in Fig. 11.

Fig. 11: Situazione di equilibrio di un dipolo di cariche.

Va notato che la estensione equivalente d del dipolo si può stimare in prima approssimazione tenendo conto che la tensione applicata rimane costante ed eguale a Vo sia in presenza che in assenza di dipolo. Si ha allora

Vo = Eow = E1d + (w-d)E2

da cui segue:

Come già accennato in precedenza, una notevole conseguenza della crescita del grumo singolo o di quello dipolare é che essi impediscono la generazione di altri accumuli concomitanti di cariche poiché i valori di campo E1 ed E2 che interessano il corpo del semiconduttore risultano automaticamente esterni alla zona instabile e cioè a pendenza negativa della caratteristica E-J. Questo fatto viene sfruttato per la generazione di impulsi equidistanti ad alta frequenza, utilizzando semplicemente la struttura di Fig. 8 che viene denominata diodo Gunn (ovviamente non si tratta di un diodo). Quando infatti si forma un grumo singolo (o dipolare) esso si muove dal catodo all'anodo insieme a tutto il gas di elettroni liberi che riempie il semiconduttore, collassando infine sull’elettrodo esterno dell’anodo e dando luogo ad un impulso di corrente esterno. Contemporaneamente il campo si riporta a valore eguale ad Eo lungo tutta l'estensione del semiconduttore, anche se ciò avviene anticipatamente in corrispondenza del catodo che, essendo la zona più distante, subisce meno l'influenza del grumo (o del dipolo) uscente. Ciò ha per conseguenza la generazione di una nuova instabilità localizzata nel catodo (drogato in modo da favorire l'insorgere di una instabilità locale) che poi viaggia verso l'anodo e ivi collassa. Gli impulsi di corrente esterna sono perciò equidistanti e hanno una frequenza legata alla distanza w del blocco di semiconduttore utilizzato oltreché alla velocità di propagazione che si aggira sui 10⁵ m/s nel GaAs .

3-Il transistore MESFET.

Il transistore MESFET (MEtal-Semiconductor-Field-Effect-Transistor) si può pensare come un normale transistore MOS in cui é stato eliminato lo strato di ossido isolante tra metallo (Gate) e substrato. La sua struttura é riportata in Fig. 12, in cui si vede come l’estensione del canale di conduzione, posto al di sopra dello strato di blocco (Buffer Layer) venga modulata dalla zona di svuotamento indotta dal contatto metallo-semiconduttore.

Quando infatti si pone un semiconduttore drogato n in contatto con un metallo gli elettroni liberi del semiconduttore si trovano normalmente a livelli energetici più elevati di quelli, anch'essi liberi, del metallo e pertanto diffondono in esso come un gas compresso. La diffusione provoca la formazione di una barriera di potenziale di modo che il contatto metallo-semiconduttore si comporta come un diodo.

Fig. 12: Struttura di un MesFet.

Tale diodo, detto anche diodo Schottky, presenta l'importante differenza, rispetto ai diodi tradizionali di tipo p-n, di condurre solo attraverso le cariche maggioritarie (elettroni) e quindi di avere una elevata velocità di commutazione. Eventuali lacune, presenti nel semiconduttore in prossimità del contatto, vengono infatti riempite dagli elettroni del metallo che si trovano a bassi livelli di energia (vedi Fig. 12).

Utilizzando quale substrato l'Arseniuro di Gallio si ha un canale in cui si muovono elettroni a massa efficace ridotta (pari a circa 0.068 quella dell'elettrone libero come mostrato nel paragrafo relativo al diodo di Gunn) e che pertanto consentono di ottenere dispositivi ad alta velocità.

Fig. 13: Contatto metallo-semiconduttore.

Una struttura realizzativa tipica impiegata per i MesFet di potenza è quella riportata in Fig. 14.

Fig. 14: Struttura di un MesFet di potenza; notare i ponticelli che collegano le sezioni di drain all’elettrodo esterno.

Fonte: http://www.carloanti.it/fgiberto/appunti/dispense_varie%20di%20tecnologia.zip

Sito web: http://www.carloanti.it/fgiberto/

Autore del testo: non indicato nel documento di origine

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