射頻電路設計第六章

射頻電路設計第六章第1頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六目錄第一章引言第二章傳輸線分析第三章Smith圓圖第四章單端口網絡和多端口網絡第五章有源射頻器件模型第六章匹配網絡和偏置網絡第七章射頻仿真軟件ADS概況第八章射頻放大器設計第九章射頻濾波器設計第十章混頻器和振蕩器設計第2頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六第六章有源射頻元件6.1半導體基礎6.2射頻二極管6.3BJT雙極結晶體管6.4射頻場效應晶體管6.5高電子遷移率晶體管第3頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎本節(jié)以三種最為通用的半導體：鍺(ce)、硅(si)和砷化鎵(GaAs)半導體為例，簡明地介紹構筑半導體器件模型的基本模塊，特別是PN結的作用。如右圖(a)原理性地給出了純硅的鍵價結構：每個硅原子有4個價電子與相鄰原子共享，形成4個共價鍵。其中有一價鍵熱分離(T>oK)，造成一個空穴和一個運動電子。A、當不存在熱能時，即溫度為絕對零度(T=oK或T=-273.150C)，所有電子都束縛在對應原子上，半導體不導電。B、當溫度升高時，某些電子得到足夠的能量，打破共價鍵并穿越禁帶寬度Wg=Wc—Wv，如圖b所示(在室溫T＝300K，Si的帶隙能為1.12ev，Ge為o.62ev，GaAs為1.42ev)。這些自由電子形成帶負電的載流子，允許電流傳導。在半導體中，用n表示傳導電子的濃度。當一個電子打破共價鍵，留下一個帶正電的空位，后者可以被另一電子占據。這種形式的空位稱為空穴，其濃度用p表示。

在圖6.1(a)中圖示了平面晶體布置示意圖，在圖6．(b)顯示了等效能帶圖示，圖中在價帶Wv中產生一空穴，在導帶Wc中產生——電子，兩個帶之間的帶隙能為Wg。

第4頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎帶入得本征載流子濃度為：當存在熱能(T〉oK)時，電子和空穴穿過半導體晶格作無規(guī)運動。如果一電子正好碰到一空穴，兩者即結合，荷電互相抵消。在熱平衡狀態(tài)下電子和空六的結合數與產生數是相等的。其濃度遵從費米(Fermi)統(tǒng)計而有：其中

分別是在導帶(Nc)和價帶(Nv)中的有效載流子濃度。m對應半導體中電子和空穴的有效質量，由于與晶格的相互作用，它們不同于自由電子的靜止質量，k是波爾茨曼常數，h是普朗克常數，T是絕對溫度(K)。一、本征半導體：由熱激發(fā)產生的自由電子數等于空穴數，即n=p＝ni，所以電子和空穴的濃度按以下的濃度定律表述：ni是本征濃度，該式對摻雜半導體也適用n和p分別表示與導帶和價帶相關聯(lián)的能級；WF是Fermi能級，電子有50％的概率占據該能級。對本征(純)半導體，在室溫下其費米能級非?？拷麕У闹胁?。第5頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎據宏觀電磁理論：材料的電導率為σ＝J／E，J是電流密度，E是外加電場.在宏觀模型(Drude模型)下，電導率可通過載流子濃度N，有關元素的荷電量q，漂移速度vd以及電場E給出：在半導體中，電子和空穴兩者都對材料的電導率有作用。在低電場下載流子的漂移速度正比于外加電場強度，其比例常數稱為遷移率μｄ。則：

其中μn和μp分別為電子和空穴的遷移率。對于本征半導體，由于有n＝p=ni，則：環(huán)境溫度對半導體的電性能有很大影響。由功率損耗使器件內部加熱，可造成超過100—1500c的溫升。注：在例題中忽略了帶隙能隨溫度的變化，這將在第7章中討論。第6頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎二、摻雜半導體：通過引入雜質原子可以引發(fā)半導體的電特性作較大的改變。這種過程稱為摻雜。1、N型半導體：為獲得N型摻雜(提供附加電子到導帶)，所引入的原子較之原來在本征半導體晶格上的原子有更多的價電子。如：將磷(P)原子移植到si內，就在中性晶格內提供了弱束縛電子，如右圖（b)

由直覺看出：“額外”電子的能級比其余4個價電子的能級更接近導帶。當溫度上升到高于絕對零度時．這個弱自由電子從原子中分離出，形成自由負電荷，留下固定的磷正離子。這樣，當仍保持電中性時，該原子施舍一個電子到導帶，而價帶中沒有產生空穴。由于在導帶中有了更多的電子，結果就導致Fermi的增高。成為N型半導體，其中電子濃度nn和少數空穴濃度Pn有如下關系：其中nD為施主濃度代入方程得：當nD>>ni則：第7頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎2、P型半導體：現在考慮添加的雜質原子比構成本征半導體品格的原子有更少價電子的情況。這種類型的元素稱為受主．例如對于si晶格，硼(B)就屬于這種元素。由圖(c)（上頁）可看出：共價鍵之一出現空六。這一空穴在能帶隙中引入附加能態(tài)，其位置靠近價帶。當溫度從絕對零度向上升時，一些電子得到額外能量去占據空鍵，但其能量不足以越過禁帶。這樣，雜質原子將接受附加電子，形成凈負電荷。在電子被移去的位置上將產生空穴，這些空穴可自由遷移，并對半導體中的傳導電流作出貢獻。用受主原子對半導體摻雜，就產生P型半導體，它有：其中：NA和np是受主和少數電子濃度。代入方程求解得：P型半導體中空穴濃度Pp和電子濃度np為：由于高摻雜NA>>ni則第8頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎6.1．2PN結P型和N型半導體的物理接觸引出廠與有源半導體器件相關聯(lián)的最重要的概念之一：PN結。由于這兩類半導體之間在載流子濃度上的差別，引起穿過界面的電流。這種電流被稱為擴散電流，它由電子和空穴組成。如圖所示的一維模型：擴散電流為：稱Einstein關系：其中的Indiff和IPdiff分別為擴散電流的電子分量和空穴分量，A是與x軸正交的半導體截面積，Dn和Dp分別是電子和空穴的擴散常數。原來是中性的P型半導體，出現空穴擴散電流后，留下負空間電荷，N型半導體，出現電子擴散電流后，留下正空間電荷，擴散電流發(fā)生時，正電荷和負電荷之間產生電場E，從而產生感應電流，它與擴散電流方向相反，使IF+Idiff=0，則得：第9頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎如果再考慮空穴電流從P型半導體到N型半導體的流動以及與之相抵消的場感應電流中的相應部分IPF，可以得到擴散阻擋層電壓：以電勢的導數代替電場，積分得擴散阻擋層電壓（稱內建電勢）：其中nn和np仍分別是N型半導體和P型半導體中的電子濃度。若：P型半導體中受主濃度NA>>niN型半導體中施主濃度ND>>ni則nn=NDnp=ni2/NA

第10頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎例題6．2確定PN結的擴散阻擋層電壓或內建電壓對一特定的(硅)PN結，摻雜濃度給定為NA＝5xl018cm-3和N0＝5xl015scm-3，以及其本征濃度ni＝1.5xl010cm-3，求在T＝300K下的阻擋層電壓。解：阻擋層電壓直接由(6．20)式確定：內建電勢依賴于摻雜濃度和溫度。對不同半導體材料（本征載流子濃度不同），即使摻雜密度是相同，其內建電壓將是不同的。要確定沿X軸上的電勢分布，可應用泊松(Poisson)方程，在一維分析下寫成設定均勻摻雜和跳變結點近似，如圖6.5b所示，而有每一材料中的電荷密度：其中d

p和dn分別是在P型半導體和N型半導體中空間電荷的延伸長度，見圖6．5(a)。對上式積分可求出半導體在空間范圍—dp≤x≤dn內的電場：其中：ρ(x)是電荷密度，εr是半導體的相對介電常數。電場分布見圖d第11頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎所得到的電場分布的結果描繪在圖6．5(d)小。在推導(6．23)式時，利用了電荷抵消規(guī)律，即要求半導體內總空間電荷為零這一事實，對于高摻雜半導體這等效于以下條件：為獲得電壓沿x鈾的分布，對(6．23)式積分如下：總電壓降為擴散電壓：第12頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎正空間電荷區(qū)在N型半導體內的延伸長度：正空間電荷區(qū)在N型半導體內的延伸長度：總長度：三、結點電容：是射頻器件的一個重要參量，因為在高頻運行下低電容意味著有快捷的開關速度和適應能力。通過熟知的平扳電容器公式可找出結電容：C=εA/ds把距離代人上式．得到電容的表達式如下如果外電壓VA加到結點上：出現如圖6．6所示的正反兩種情況，說明了二極管的整流器作用。第13頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎反向饋電見圖6．6(a)增加空間電荷區(qū)并阻斷電流流動，只是由少數載流子(N型半導體中的空穴和P半導體中的電子)造成的漏電流。與此相反，正向饋電由于在N型半導體中注入額外的電子和在P型半導體中注入額外的空穴，而使空間電荷區(qū)縮小。為表述這些情況，必須對上面給出的方程(6．27)和方程(6．28)加以修改，用Vdiff-VA代替原式中的阻擋層電壓Vdiff：可看出：空間電荷區(qū)或是增大或是縮小取決于VA的極性。導致空間電荷區(qū)或耗盡層的總長度：第14頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎例題6．3計算PN結的結電容和空間電荷區(qū)的長度對于硅半導體的一個跳變PN結，在室溫下(εr＝11．9，ni＝xl010cm-3其施主和受主濃度分別等于NA＝l015cm-3和N0＝5xl015cm-3。意欲找出空間電荷區(qū)dp和dn以及在零偏置電壓下的結電容。證明PN結的耗盡層電容表示成下列形式：

其中cJ0是零偏置電壓下的結電容。確定cJ0，并描述出耗盡層電容與外電壓的函數關系(設PN結的橫截面積A＝10-4CM2)。解：把外電壓VA引入到電容表達式(6.30)中．得到：令：計算得：CJ0=10.68PF當外加電壓接近內建(阻擋層)電勢時．結電容趨于無限大。然而在實際上此時開始達到飽和，這將在后面介紹第15頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1半導體基礎四、肖特基二極管方程：對流過二極管的電流．列出肖特基二極管方程(在附錄F中有推導)：

I=I0（ev/VT-1)其中Io是反向飽和電流或漏電流。通常稱這電流一電壓特性曲線為I-V曲線,如圖6.8所示。該曲線表明：在負壓下有一小的、與電壓無關的電流(-Io)，而在正壓下則為指數增長電流。（圖示中的函數關系是理想化的，末考慮到擊穿現象。但上式顯示出了在外加交流電壓下PN結的整流性質。）耗盡層或結電容的存在要求PN二極管上加有負電壓。（如上例題），這意味著VA<Vdiff的條件。但注意：在正偏壓條件下，由于儲存在半導體層中的擴散電量Qd(少數載流子)的存在而出現一個附加的擴散電容；如果VA>Vdiff，則它占支配地位。該電量可定量給出，即電量Qd等于二極管電流I與載流子穿過二極管的渡越時間τT的乘積：顯然擴散電容與外電壓和結溫度非線性關系：可見它與工作電壓有強烈地依賴關系。

通常．PN二極管的總電容c可粗略地劃分成三個區(qū)域：1．VA<0，只有耗盡層電容是重要的；C=CJ2．0<VA<Vdiff，耗盡層和擴散電容相組合：C=CJ+Cd3．VA<Vdiff，只有擴散電容是重要的：C=Cd如：二極管工作在VA=1v，并沒定渡越時間τT＝100ps，室溫300K(即VT＝26mV)，測量反向飽和電流Io=10-15A，擴散電流的影響增強。把這些值代人得：C=Cd=194nF（電容值相當大的，對R=0.1-1Ω會產生大的時間常數，限制了應用）第16頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.1.3肖特基接觸肖特基分析了當一金屬電極接觸一半導體時所涉及的物理現象。如：如果P半導體與銅或鋁電極接觸，就有電子向金屬擴散的趨勢，而在半導體中留下空穴，使其中的空穴濃度增加。這種效應的結果是改變界面附近的價帶和導帶能級。見圖6．9(a）所示能帶結構中的局域變化。由于有更高的空穴濃度，價帶彎向費米(Fermi)能級。由于更低的電子濃度、導帶向離開費米(Fermi)能級的方向彎曲。對這樣一種組態(tài)，不管外加電壓的極性，總是得到一低電阻的接觸．如圖6．9(b)所示。當金屬電極與N半導體接觸時，出現更類似于PN結的性能：由于電子從半導體向金屬遷移，在半導體中產生一小的正電荷密度。因為：當兩種材料分開時，半導體(較低的逸出功)相對于金屬(較高的逸出功)有較高的費米能級(較低的逸出功)。然而一旦兩種材料接觸時，費米能級必須是相同的，就產生兩者能帶的彎曲。電子從N型半導體擴散出去．留下正空間電荷。耗盡層增大．直到空間電荷的靜電排斥作用阻止電子進一步擴散為止。圖6．10給出兩材料在接觸前后的情況。第17頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六與金屬逸出功WM＝qVM有關，其中VM記為費米能級與電子逸出成為自由粒子時參考能級之間的差；對某些常用金屬的VM值見表6．2。上式中qx電子親和能勢是從導帶到該同一參考能級來測定的．電子親和電勢x的值對si為4.05V，對Ge為4.07v有如在州結構p樣，建立起內建肖特基阻擋層電壓Vd的表達式:其中：導帶與費米能級之間的附加電壓Vc與摻雜濃度ND和導帶中態(tài)濃度Nc有關。求解Vc得能量：Wb=qVb雖然實際的金屬與半導體界面間通常有一極窄的附加絕緣層，忽略這層的影響，并且只涉及半導體中空間電荷長度：肖特基結點的結電容：第18頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六例題6．4計算肖特基二極管的阻擋層電壓、耗盡層電容和空間電荷區(qū)長度金屬材料黃金與八型半導體接觸的界面可形成肖特基二極管。半導體的摻雜濃度ND=1016cm3，金屬逸出功VM是5．1v。還有如上述si的電子親和電勢x＝4.05v。求肖特基阻擋層勢Vd，空間電荷長度ds和結電容cj，已知si的相對介電常數εr＝11．9。設二極管截面積A＝10-4cm2，溫度為300K這例題表明：在同樣截面大小和同樣摻雜下金屬一半導體二極管的耗盡層電容遠比PN結小，使前者可在更高頻率下工作。第19頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．2射頻二極管由于高的結電容量，經典的PN結二極管不太適合于高頻應用。與此相反，由金屬一半導體接觸形成的二極管具有低的結電容量，因此可在更高頻率下工作。肖特基二極管廣泛應用于射頻檢波器、混頻器、衰減器、振蕩器和放大器中。本節(jié)將討論肖特基二極管、分析Pin二極管，除了了解二極管的整流特性外，還介紹利用結電容對外電壓的變化關系來構筑出電壓控制的調諧電路，用來作為可變電容器的特點。6.2.1肖特基二極管與常規(guī)的PN結相比，肖特基勢壘二極管具有不同的反向飽和電流機制，它取決于穿過勢壘的多數載流子的熱電子發(fā)射。這些電流在數量級上大于理想PN結二極管中的擴散驅動少數載流子組成的反向飽和電流。如：肖特基二極管中典型的反向飽和電流密度具有量級為10-6A/cm-2，而常規(guī)的硅基PN結二極管的典型值為10-11A／cm-2。圖6．11給出了具有對應電路元件的肖特基二極管的剖面示意圖。金屬電極(鎢、鋁、金等)與低摻雜N型半導體層相接觸，后者是由外延生長在高摻雜N+基底上的。設定外延層是理想介質，即其電導率為零。電流一電壓特性由以下方程描述：其中：R*稱為穿過勢壘的多數載流子熱電子發(fā)射的Richardson常數第20頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．2射頻二極管

所對應的小信號等效電路模型示于圖6．12。其中結電阻RJ與偏置電流有關，串聯(lián)電阻Rs由外延層電阻和基底電阻合成Rs=Repi+Rsub。連接線的電感是固定的，其近似值的量級為Ls=0.1nH,結電容CJ與前面一樣計算(6．40式)。由于有電阻Rs，實際的結電壓等于外加電壓減去在二極管串聯(lián)電阻上的電壓降，結果成為上式所示的修正的指數表示式肖持基二極管的各電路元件的典型值為：Rs=2-5Ω，Cg=0.1-0.2pF,RJ=200-2kΩ。注意：在低于0.1mA的小偏置電流下，IRs可忽略；但對于某種應用，串聯(lián)電阻會形成反饋回路，這意味著電阻被乘以一個按指數增長的增值因子。在這種情況下，IRs必須加以考慮。第21頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六在高頻肖特基二極管的實際電路中，即使是很小的金屬接觸(典型的接觸面直徑為10μm或更小)也會引起相對大的寄生電容。此時可通過附加一絕緣環(huán)減少雜散電容，如圖6．13所示。

由電流表達式圍繞靜態(tài)工作點VQ展開，便可求出小信號結電容和結電阻：二極管總電壓可寫成直流偏置電壓VQ和一交流信號載波頻率分量Vd：代入得：泰勒展開簡化得：結電阻：6．2射頻二極管以VQ替換VA代入下式，便可得結電容第22頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管6.2.2PIN二極管用途：PIN二極管可應用于作為高頻開關和電阻范圍從小于1Ω到1kΩ的可變電阻器(衰減器)，射頻工作信號可高達50GHz。結構：像三明治一樣，在高摻雜的P＋和N＋層之間夾有一本征的(1層)或低摻雜半導體的中間附加層。中間層的厚度根據應用要求和頻率范圍取值在1到100μm間。特性：１、電壓是正向時，這二極管表現為像是一個受所加電流控制的可變電阻器。２、電壓反向時，低摻雜的內層產生空間電荷，其區(qū)域達到高摻雜的外層。這種效應即使在小的反向電壓下就會發(fā)生，直到高電壓下基本上保持恒定，其結果使這二極管表現為類似于平行板電容器。如：具有內I層厚度為20μm的硅基PIN二極管，表面積為20μm，其擴散電容的量級為O．2pF。

一般形式的PIN二極管及經臺面處理的實用器件如圖6．14，與常規(guī)的平面結構相比，臺面形位的雜散電容大為減少。

I-V特性的數學表述與電流的大小和方向有關。

正向情況并對輕摻雜N型本征層，流過二極管的電流為：其中w是本征層寬度；τP是過剩的少數載流子壽命，它可高到1μs的量級；ND是輕摻雜N半導體中間層中的摻雜濃度。對于純本征層ND＝ni總電荷：Q=IτP得

擴散電容：反向情況：I層得空間電荷長度對電容起支配作用：第23頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管PIN管的動態(tài)電阻：通過在Q點附近的泰勒展開，得動態(tài)電阻：其中：Ipo=A（qni2W）/（NDτP）小信號模型：依照PIN二極管在正偏置(導通)下的電阻性質和在負偏置(斷開或絕緣)下的電容性質，可構筑簡單的小信號模型。PIN二極管在串聯(lián)情況下，電路模型如右：雖然通過上式計算得到的結電阻和擴散電容可以在實用上近似地模擬刪二極管的性能。但更加定量化的信息是通過測量或復雜的計算模型來得到的。PIN二極管工作需設置偏置電壓，而提供偏置要有DC回路，它必須與射頻信號通路分離開。因此必須加入線圈和隔直電容。見下圖或用一低頻的AC偏置提供偏置電壓，此時電流為二部分組成：這種方法在例題討論。第24頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管如右圖：用一射頻線圈(RFC)在DC下短路而在高頻下開路。用隔直流電容(CB)在DC下開路而在高頻下短路。這是一典型的衰減器的電路，其中PIN二極管既用于串聯(lián)又用于并聯(lián)的情況。A、正DC偏置電壓下，對于射頻信號．串聯(lián)PIN二極管表現為一電阻。并聯(lián)PIN二極管則建立了一個短路條件，只允許有一小到可忽略的RF信號出現在輸出端，此時并聯(lián)馴二極管的作用像是一個具有高插入損耗的高衰減器。B、在負偏置條件下，串聯(lián)PIN二極管像是一個具有高阻抗或高插入損耗的電容器，而有高并聯(lián)阻抗的并聯(lián)二極管對RF信號沒有明顯的影響。常用的專業(yè)術語：轉換器損失TL：可用S參量的S21計算

第25頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管圖6．17畫出了在給定的結電阻范圍內正偏置條件下的轉換器損失(dB)：例題6．5計算在串聯(lián)設置下PIN二極管的轉換器損失(在正偏置和負偏置條件下）求求找串聯(lián)下正偏置和負偏置PIN二極管的轉換器損失(ZG=ZL=Z0=50Ω)。設結電阻值RJ在正偏置下為1Ω到20Ω范圍內。負偏置工作條件造成結電容值取CJ＝0.1，0.3，o.6，1.3，和2.5pF，同時，感興趣的頻率范圍從10MHZ擴展到50GHz解：基于(6．51)式和圖6.15，借助于電壓分壓器定則，求出轉換器損失為和相反，圖6.18是在負偏置條件下．這時PIN二極管基本上反應為一純電容。第26頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管例題6．6確定具有特定電容一電壓性能所需的摻雜分布求合適的摻雜濃度分布ND(x)以保證變容二極管的電容隨外加負偏壓VA的變化如其小常數c’。＝5x10-12FV．二極管截面積給定為A=10-4cm2。解：基于(6．39)式，可預計空間電荷區(qū)長度的范圍為：6．2．3變容二極管在負偏置下帶有電容性質的PIN二極管提示：一特定中間層摻雜分布能創(chuàng)建出可變電容對電壓的特性。因此合適選擇特定摻雜分布ND(x)和合適選擇本征層厚度W，便可形成具有特定電容一電壓性能的變容二極管。它確定結電容C=εIA/x。如前面推導中假定I層中摻雜濃度遠低于相鄰層的摻雜濃度。如果空間電荷區(qū)長度增大?x，電量改變?yōu)椋?x可由相應的電容上的減小量來表示：則：得：當x逼近I層的原始狀態(tài)(即空間電荷長度x→0時)．ND(x)→∞但實際上不可能使摻雜分布加強到無限大。因此，利用近似成一雙曲函數(見圖6.19)，就可能保證所要求的電容一電壓性能。第27頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管如圖6．19為變容二極管的簡化電路模型，包括一基底電阻和以(Vdiff-VA)-1/2形式隨電壓改變的電容。這是摻雜分布常量的情況.電容有以下的一般表示：其中VQ是負偏壓應用：A、用作微波電路的頻率調諧。其一階變容管的截止頻率為：可見：可通過負偏壓VQ控制電容，從而實現頻率調諧。B、變容二極管能用于產生短脈沖，如圖6．20。一電壓VA加在由電阻和二極管串聯(lián)的電路兩端，產生電流IV。在正半周上交流電壓與電流同相。在負半周上，中間層內儲存的載流子使電流連續(xù)流動．直到所有載流子都被移走為止。此時電流突降至零。按照法拉第定律Vout＝L(dIv／dt)，一變壓器能在電流瞬變時耦合輸出·一電壓脈沖。該脈沖寬度可由中間層長度W除以注入載流子濃度的飽和漂移速度近似地得到。設W＝10μm和νdmax≈106cm/s，就得到等效于脈沖寬度的渡越時間：第28頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管6.2.4IMPATT二極管（碰撞雪崩渡越二極管）結構：類似于PIN二極管。如圖：

與PIN二極管的區(qū)別在于高的電場強度，在N+和P層之間的界面上該場強通過碰撞電離造成載流子的雪崩。用途：選擇合適的本征長度和適當的摻雜濃度，能產生900的附加時延。電路圖：如右：特性：在低于二極管的諧振頻率f0時，其電抗為電感性質，總電阻是正的；超過二極管的諧振頻率時轉為容性電抗，總電阻變?yōu)樨摰?。相關的電路參數：諧振頻率：第29頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管6.2.5隧道二極管隧道二極管是PN結二極管，它是由極高摻雜產生極窄的空間電荷區(qū)。造成電子和空穴超過在導帶和價帶中有效態(tài)濃度。費米能級移到N+層的導帶Wcn和P+半導體的價帶Wvp上。如圖6．24在兩種半導體層中容許的電子態(tài)只通過一個極窄的勢壘而被分開。

根據量子力學，存在一定的概率，在無外供電壓作用，電子能夠穿過窄隙（克服勢壘）而逸出進行交換，這就是隧道效應。在熱平衡條件下，從N到P層的隧道效應與從P到N層的相反的隧道效應是平衡的。結果沒有純電流出現。特性：如圖6．25(b)至圖6．25(e)，以四種不同情況下相應的能帶變形，解釋了隧道二極管的特定的電流—電壓響應。圖6．24和圖6．25(c)所顯示的是平衡條件下無電流；圖6，25(b)為外加負偏壓VA，在P層中產生高的電子態(tài)濃度，這造成比相反情況有更高的概率隧穿到N層。即使是小的負偏壓下也能觀察到電流的陡峭增長；圖6．25(d)為外加小的正電壓，自由電子的儲存區(qū)移到N型半導體，而在P型半導體中引起自由電子態(tài)的增加，則作為對電子隧道作用的反應，有正電流自N層流向P層。但當外加電壓達到臨界值VA=Vdiff，就不發(fā)生重迭的能帶結構[即能產生隧道效應的條件Wcn<Wvp不再存在，如圖6.25(e)。穿過隧道二極管的電流趨于極小值。在臨界電壓點Vdiff以上，該二極管重新表現如常規(guī)PN結二極管那樣，電流按指數增長。第30頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管隧道二極管的等效電路：

如圖6.２６所示．（類似于圖6．23示出的IMPATT二極管的電路）。這里圖中Rs和Ls是半導體層的電阻和引線電感。結電容CT與負電導—g＝dI／dV并聯(lián)，后者是由圖6.25(a)給出的I-V曲線的負斜率得出的。如圖6.２7所示為含有隧道二極管的一個簡單的放大器電路。令功率放大因子Gr為負載RL上的功率與來自源的最大有效功率Ps＝∣VG∣2

／(8RG)的比值，得到在諧振下功率放大因子的表達式：其中Rs的影響被忽略。如果合理選擇g值當(g＝1／RL+1／RG)，則上式中分母趨于零，此時放大器變成振蕩器。

第31頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6.2射頻二極管6.2.6TRAPATT,BARRITT和Gunn二極管下面簡要介紹另外三種形式的二極管，但不涉及其電路描述及電參量的定量推導。一、TRAPATT：是俘獲等離子體雪崩觸發(fā)渡越的縮語，TRAPATT二極管是IMPATT二極管在效率上的增強，通過利用能帶隙的勢阱使實現更高的效率(直到75％)。這類勢阱是位于能帶隙內的能級，并可俘獲電子。外電路保證在正半周時產生高的勢壘電壓，造成電子一空穴等離子體中的載流子倍增。造成在負半周時二極管的整流特性中出現擊穿。由于電子—空穴等離子體的建立過程要比在IMPATT二極管中穿過中間層的渡越時間較慢些，故該管的的工作頻率稍低于IMPATT二極管。二、BARRITT：是勢壘注入渡越時間的英語縮稱。它本質上是渡越時間二極管，其P+NP+摻雜分布的作用像是一個無基極接觸的晶體三極管。其空間電荷區(qū)域從陰極通過中間層擴展到陽極中；其小信號等效電路模型包括一電阻和—并聯(lián)電容，電容值與DC偏置電流有關。不同于IMPATT二極管，其AC電路產生一負相位(直到-900)，有5％或更小的相對低的效率。ARRITT二極管在雷達的混頻器和檢波電路中得到應用。三、Gunn二極管(耿氏二極管)是以其發(fā)明者命名的。他在1963年發(fā)現在某種半導體(GaAs，InP)中，足夠高的電場強度能造成電子散射到能帶隙分隔增大的區(qū)域中；由于帶隙能的增加使電子在遷移率μ0受到損失。例如在GaAs中當場強從5kv贈強到7kv／cm時．漂移速度從2x107cm/s降落到小于107cm/s。負的微分遷移率為：它被用于振蕩電路中。為開發(fā)Gunn效應在RF和Mw中的應用，需要有一特定的摻雜分布，以保證一旦電壓超過所要求的閥值時，就產生穩(wěn)定的、單—載流子的空間電荷區(qū)。第32頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管雙極晶體管的組成是在NPN或PNP配置下三層交替摻雜的半導體。雙極是指少數和多數載流子兩者造成內部電流。6．3．1結構由于它的低成本結構、相對高的工作頻率、低噪音性能和高的可運行功率容量，BJT成為最廣泛采用的有源RF器件之一。通過一特殊的發(fā)射極—基極結構(它作為平面結構的一部分)可達到高功率容量。圖6．28(a)和圖6．28(b)分別表示平面結構的剖面圖和交叉指發(fā)射極—基極連接的頂視圖。由于圖6．28(b)的交錯結構，基極—發(fā)射極電阻保持在極小值，而不損害其增益特性。由于降低了通過基極—發(fā)射極結的電流密度(散粒噪音)和降低了在基極中的無規(guī)熱運動(熱噪音)，低的基極電阻直接改善了信噪比，再增加摻雜濃度(1020-1021cm-3量級)，這兩措施既降低基極電阻又增加電流增益。第33頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管但是，要保持電極的牢固度十分困難，并且需要自對準處理。進而，受主和施主濃度很快達到Si或GaAs材料的溶解度極限，從而對電流增益規(guī)定了一個物理極限。因此，異質結雙極晶體管(HBT)應運而生，且越來越流行。HBT可達到高電流增益，而無需對發(fā)射極過度摻雜。它添加了半導體層(例如GaALAs-GaAs三明治結構)．使電子電流注入到基極得到加強，而相反的空穴注入到發(fā)射極則得到抑制。結果有極高的發(fā)射極效率，這種效率定義為到達基極的電子電流對同一電子電流加上反向到發(fā)射極的空穴電流之比。圖6．29給出這樣一種結構的剖視圖。除GaAs外，用InP發(fā)射極和InGaAs基極界面已實現了異質結；InP材料有擊穿電壓高、能帶隙較大和熱傳導較高的優(yōu)點。已達到工作頻率超過100Gh．同時基極和集電極之間載流子的渡越時間o．5PS。第34頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管6．3．2功能

種類：有兩類BJT：NPN和PNP晶體管。這兩類之間的差別在于：用于產生基極、發(fā)射極和集電極的半導體的摻雜。對于NPN晶體管，集電極和發(fā)射極用N型半導體做成，而基極是P型做成的。BJT是一種電流控制器件．如圖6．30示意出其結構、電符號和有相關的電壓與電流規(guī)定(針對結結構)的二極管模型。以NPN為例。在正常的工作模式(即正向激活模式)下，發(fā)射極—基極二極管工作在正向(VBE=0.7V)，而基極—集電極二極管是反向的。這樣，發(fā)射極注入電子到基極，與此相反，空穴電流從基極到發(fā)射極，如果使集電極—發(fā)射極電壓保持在大于所謂的飽和電壓(典型值約為0.1V)，因基極很薄(dB≤lμm量級)并且是經度摻雜的N型層，通過基極電流供給的只有少量電子與空穴復合。大量的多數電子到達基極結，并被外加負電壓VBC收集。反向激活模式，集電極—發(fā)射極二極管電壓是負的(典型值VCE=0.1v)，基極—集電極二極管上是正偏壓，同時基極—發(fā)射極二極管現在是反向工作。不同于正向激活模式，此時電子流從集電極跨過基極到達發(fā)射極。最后，飽和模式包含基極—發(fā)射極結和基極—集電極結兩者的正向偏置。在開關電路方面有重要作用。第35頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管共發(fā)射極配置為例圖6．31(a)描繪出一類偏置安置，這里通過適當選擇偏置電阻RB和電壓源VBB使基極電流固定，從而使工作在合適的Q點上。輸入特性：圖6．31(b)示出，基極電流對基極一發(fā)射極電壓的關系遵循一條I-V特性曲線而變化，它構成晶體管的輸入特性。在負載線和晶體管輸入特性曲線的交點上基極電流和基極一發(fā)射極電壓分別為IB0和VBE0。輸出特性：集電極電流對集電極一發(fā)射極電壓的變化關系作為晶體管輸出特性的一部分按更為復雜的方式進行．因為集電極電流必須處理為與基極電流(IB1<IB2…)有關的參量曲線，參見圖6．3l(c)。第36頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管通過考察三種工作模式，設置對應的工作點和列出不同電流公式，可定量分析BJT的特性。為簡單起見，將忽略各個空間電荷區(qū)的空間長度，并設置典型的有代表性的電流和電壓條件。為記錄下在三層半導體中不同的少數／多數載流子和摻雜條件，表6．3概括了這些參量和相應的符號。第37頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管性能分析：

設定濃度滿足：A、正向激活模式如圖6．32所示的配置。這里濃度畫成穿過二層半導體的距離函數。對于在對應層中少數載流子的空間濃度，我們依賴短二極管(見附錄F)分析，它把指數近似成線性電荷濃度梯度。每層中少數載流子濃度如下：●發(fā)射極：●基極：●集電極：得發(fā)射極中空穴擴散電流密度：基極中電子擴散電流密度：集電極電流：基極電流正向電流增益：集電極與發(fā)射極電流之比為：第38頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管第39頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管B、反向激活模式圖6—33顯示出帶有相關的空間電荷區(qū)的少數載流子濃度(即：基極—發(fā)射極二極管是反向偏置的，而基極—集電極二極管是正向偏置)。在每一層中少數載流子的濃度如下：●發(fā)射極：●基極：●集電極；由擴散電流密度可求出反向發(fā)射極電流：反向基極電流：反向電流增益集電極與發(fā)射極電流之比：第40頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管C、飽和模式這種模式兩個二極管都是正向偏置，因此基極中的擴散電流密度是正向和反向載流子流的組合，得：遵從正發(fā)射極電流方向的規(guī)定，發(fā)射極電流為：因為可把BJT處理成一對稱性器件，集電極電流以類似方式可為三種電流的組合：正向集電極電流、反向發(fā)射極電流和附加的空穴擴散電流。得出以下方程：

求解得基極電流

注意：內發(fā)射極電流的流向表示與習慣上外電路規(guī)定的符號相反。第41頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管6．3．3頻率響應

微波BJT的過渡頻率fT(即所知的截止頻率)是一個重要的品質因素，它決定著當共發(fā)射極、短路電流增益hfe降為1時的工作頻率。該過渡頻率fT與載流子穿過發(fā)射極一集電極結構所需的渡越時間τ有關：其中：τE、

τB、

τC

分別是發(fā)射極、基極和集電極中的時延。即基極-發(fā)射極耗盡區(qū)充電時間：基極層充電時間：基極-集電極結的空間電荷區(qū)wc的渡越時間：η與摻雜分布有關，其變化范圍從對均勻摻雜基極層的η＝2，直到對高度非均勻摻雜層的η=60vs代表飽和漂移速度第42頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管BJT工作在RF和MW頻率下還存在：在高頻下的趨膚效應從物理上限制了電流流向發(fā)射極的外周界。為保持充電時間盡可能低，把發(fā)射極做成極窄(1μm)帶的格柵圖樣的結構。但是，所替換的是小的表面積上的高電流密度，限制了可運用的功率容量。其他增高截止頻率的方法還用高摻雜度以減小基極渡越時間常數τB。由上可見，發(fā)射極充電時間反比于集電極電流．因而增大集電極電流使過渡頻率更高。然而，當電流達到足夠高值時，注入到基極的電荷濃度變得與基極的摻雜濃度可比擬，將造成有效基極寬度的增加、隨之降低過渡頻率。通常BJT管會提供過渡頻率隨集電極電流的變化關系指標。如右圖為寬頻帶NPN晶體管BFG403W的過渡頻率與集電極電流的函數關系。第43頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管6．3．4溫度性能在本章，幾乎所有用于描述半導體器件靜態(tài)和動態(tài)性能的參量都要受到結溫度Tj的影響。例1：如圖6．35中正向電流增益βF在一給定的VCE，不同的結溫度時與集電極電流Ic的函數關系。例2：圖6．36所示，不同的溫度條件下，晶體管的輸入特性。即基極電流與基極—發(fā)射極電壓的函數關系。這兩個例子強調出在設計射頻電路時考慮溫度影響的重要性。如：在設計世界各地使用的蜂窩電話時．必須保證其電路達到操作人員所遇到的溫度條件的規(guī)格要求。標準規(guī)格通常覆蓋溫度范圍為—50℃到80℃。管子的最大功率耗散也與溫度密切相關。通常制造商提供一條器件的功率變壞曲線，它特定出一溫度Ts，在此溫度以下晶體管能工作在最大有效功率Ptot下。結溫度超過Ts，功率將降低，

Rthjs為結與焊點(或管殼)之間的熱阻，Tjmax為最高的結溫度，第44頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管為簡化分析，應用熱等效回路，并按以下的對應性：●熱功率耗散；電流●溫度；電壓如圖6．37，供給器件的總電功率通過含有熱阻的熱回路實現平衡。設：結到焊點間的熱阻等于Rthje：其值受結和焊點的溫度Tj和Ts以及熱功率有關。也與熱導率γth和BJT的表面積有關。

焊點溫度受到管殼和熱沉之間過渡的影響。熱沉代表下式所表示的熱阻：式中δhs是對流系數，它的值變化范困寬廣，Ahs是熱沉的總表面積。第45頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管第46頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．3BJT雙極結晶體管6．3．5極限值在一特定溫度下總功率耗散能力限制了BJT的安全運行范圍。如在共發(fā)射極形式的激活模式，此時BJT或工作于飽和或工作于截止模式。對于給定的BJT最高功率額定值，

可改變集電極一發(fā)射極電壓，測定可允許的集電極電流Jc＝Ptot／Vce(假定在高β值下．與集電極電流相比，基極電流小到可忽略)；或改變集電極電流并測定可允許的集電極一發(fā)射極電壓。

結果得到最高功率的雙曲線。如圖6．38必須保證做到Jc≤Icmax和Vce≤Vcmax要地一，如在圖6．38。

安全工作區(qū)(SOAR，圖中的陰影區(qū))被定義為一組偏置點，在這里晶體管能正常工作，不會有對器件構成無法修復的破壞的危險。這比由最大功率雙曲線界定的子集更為嚴格，因為還必須考慮兩種擊穿機理：

1．第一類擊穿：此時集電極電流密度存在一非均勻分布。這將造成局域溫度增加．轉而降低了部分集電極區(qū)域的電阻，建立起一通道。通過這通道的電流密度進一步增加，直到這種正反饋破壞晶體結構為止(雪崩擊穿)，最終破壞晶體管本身。

2．第二類擊穿：這種擊穿機理能獨立于第一類機現而發(fā)生，主要影響功率BJT。內部過熱會導致在恒定Vce下集電極電流的突然增長。當溫度升高到使本征濃度等于集電極的摻雜濃度時，通常在基極一集電極結上發(fā)生這種擊穿機理。這時結電阻突然減小，造成電流劇烈增長，并使結熔化。注意：在短時間內BJT能超出SOAR，甚至超過最大功率雙曲線之外，因為與電路時間常數相比，溫度響應有大得多的時間常數(微秒量級)。在設計時，另外的重要參量是發(fā)射極、基極和集電極斷開條件下的最大電壓條件，這就是集電極斷開下的集電極一基極電壓、基極斷開下的集電極一發(fā)射極電壓)和集電極斷開下的發(fā)射極一基極電壓。如：BFG403W有以下值：第47頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六

不同于BJT，場效應晶體管(FET)是單極性器件,意思是只有一種載流子，或是空八或是電子對穿過通道的電流作貢獻。如果是空穴貢獻就說成是P溝通道FET，否則就說成是N溝通道FET。FET是電壓控制器件，通過改變在柵極上所加電壓，產生可變電場來控制從源極到漏極的電流。

6．4射頻場效應晶體管6．4．1結構FET按照如何把柵極連接到導電溝道而進行分類的。有以下四種類型：1.金屬絕緣柵半導體FET[MISFET]：這里柵極通過一絕緣層與溝道分開。是最為廣泛應用的類型之一。金屬氧化物半導體(M0SFET)屬于此類。2.結型場效應晶體管(JFET)：這種類型依靠一負偏置的PN結把柵極與溝道絕緣。3．金屬半導體FET[MESFET]：如果把負偏置PN結換成肖特基接觸，溝道能被控制如在JFET中的情況。4.異質FET（HeteroFET)：其結構使用不同半導體層之間的突變過渡。高電子遷移率晶體管（HEMT）屬于這類。圖6．39給出了前三類的概貌。在這三種情況下，電流從源指向漏極，用柵極控制電流。第48頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．4射頻場效應晶體管MISFET和JFET具有較低截止頻率，通常工作于1GHz以下的低和中等頻率范圍內。MESFET可使用于60-70GHz范圍內，而HEMT可工作于超過100GHz。射頻應用主要是后兩種類型。除了上面的物理分類外，習慣上按照增強型或降低型對HP的電性能進行分類。這樣意味著溝通或經歷載流于的增長(例如用電子注入N型溝道)或經歷載流子的降低(例如N型溝道中電子耗盡)。在圖6．39(a)中FET是不導電的或常開的，直到一足夠高的正柵壓建立起導電溝道，常開的FET只能工作在增強模式。常閉的FET能在增強和降低型兩種模式中工作。第49頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．4射頻場效應晶體管6．4．2功能以MESFET為例分析，圖6．40所示，此處晶體管工作在降低(耗盡)模式。肖特基接觸建立起一溝道空間電荷區(qū)，這將影響從源極到漏極的電流。按照在6．1．3節(jié)中的討論，空間電荷長度ds可通過柵極電壓來控制，得：源極到漏極之間的電阻：漏極電流：表明：漏極電流與漏極-源電壓線性相關，當漏極-源電壓增加時，在漏極接觸處附近的空間電荷區(qū)同樣增長，造成沿溝道耗盡區(qū)的不均勻分布；參見圖6．40(b)。此時，可用漸變溝道近似法，求得非均勻空間電荷區(qū)的漏極電流，則溝道電流：第50頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．4射頻場效應晶體管則電荷長度修改為：得：在固定電壓VGS下，MESFET的輸出特性：當空間電荷擴展到整個溝道深度d時，此時的漏極-源電壓稱為漏極飽和電壓VDsat漏極飽和電流其中Vp=qNDd2/2ε稱夾斷電壓VTO=Vd-Vp稱閾電壓第51頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．4射頻場效應晶體管當VGS=0時，得到最大飽和電流IDsat(VGS=0)=IDSS飽和漏極電流：如圖為典型的輸入/輸出轉移特性及輸出特性：第52頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．4射頻場效應晶體管第53頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．4射頻場效應晶體管在給定的VGS下如果VDS到達飽和電壓VDsat，空間電荷夾斷溝道。這意味著漏極電流達到飽和。但夾斷并不是指ID為零，因為沒有電荷勢壘阻斷載流子流動。外加電壓VDS產生的電場“拉走”電子越過耗盡空間電荷層。任何額外增加使VDS〉VDsat，將造成溝道長度的縮短，從原來長度L縮短成新長度L’=L-?L。則漏電飽和電流改變?yōu)椋鹤鳛閂DS函數的溝道長度上的變化通過所謂的溝道長度調制參量λ＝?L/（L‘VDS）自行加以考慮。把在飽和區(qū)域中的漏極電流表示成：是特別有用的，測量表明當VDS增加時漏極電流稍有增加。第54頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．4射頻場效應晶體管溝道長度調制類似于在BJT中遇見的Early(厄雷)效應，當增高集電極一發(fā)射極電壓時，在飽和模式下的集電極電流略有增加，這將在第7章中討論。第55頁，共64頁，2023年，2月20日，星期六6．4射頻場效應晶體管6．4．4極限值MESFET必須工作在由最大漏極電流IDmax，最大柵極一源電壓VGSmax和最大漏極一源極電壓VDSmax所局限的區(qū)域中。最大功率：同時它與溝道溫度Tc和環(huán)境溫度Ta以及溝道與焊點間的熱阻Rthjs有關，關系如下式：6.4.3頻率響應高頻MESFET性能取決于在源極和漏極間行進的荷電載流子的渡越時間和器件的RC時間常數。關于時間常數以后討論，這里只分析渡越時間。由于在Si和GaAs中電子比空穴有高得多的遷移率，在RF和MW應用中基本使用N溝道MESFET，且GaAs的電子遷移率比Si的電子遷移率約高5倍，大都選用GaAsMESFET器件。電子穿越柵極長度L的溝道，其渡越時間出下式計算：其中假定固定的飽