第6章有源射頻元件為了設計放大器、倍頻器和振蕩器，必須使用固態器件諸如二極管等。在闡述有源器件所對應的網絡模型之前，對固體物理包括PN結和金屬－半導體結進行簡短扼要的討論。目的是在固態器件這一層次上進行通盤考慮，提供其電路描述。之所以需要這樣做，是因為：●運行在高頻模式時，寄生電容和電感效應引入到固態器件中，并影響其工作性能。●很多有源器件的高頻性能與其低頻性能有明顯的差別，所以需要作特殊處理。●利用模擬工具如SPICE，或更為專用射頻CAD程序，必須獲得物理參量知識。本章簡明地概括了在高頻下半導體的最重要的基本初識。6.1半導體基礎半導體器件的應用依賴于半導體本身的物理性能。這一節介紹構筑半導體器件模型的基本模塊，特別是PN的作用。我們將集中討論三種最為通用的半導體：鍺(Ge)、硅(si)和砷化嫁(GaAs)半導體。圖6.1(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。當溫度為絕對零度，所有電子都束縛在對應原子上，半導體不導電。而當溫度升高時，某些電子得到足夠的能量，打破共價鍵穿越禁帶寬度，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表不傳導電子的濃度。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。(a)圖示了平面晶體布置示意圖，其中有一價鍵熱分離(T>0K)，造成一對空穴－電子。(b)顯示等效能帶圖，圖中在價帶中產生一空穴，在導帶中產生一個電子，兩帶之間為禁帶。當存在熱能(T>0K)時，電子和空穴穿過半導體晶格作無規運動。如果電子碰到空穴，電荷互相抵消。在熱平衡狀態下電子和空穴的結合數與產生數是相等的。其濃度遵從費米統計。WFermi能級，表示電子有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常靠近禁帶的中部。有效質量不同與自由電子的靜止質量，包含有與晶格的相互作用。在本征半導體中，由熱激發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定律表述：宏觀電磁理論規定材料的電導率為＝J／E，這里J是電流密度，E是外加電場。在宏觀模型下，電導率可通過載流子濃度N、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貢獻。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。這樣，對半導體可把上式重寫為：例題6.1計算本征半導體的電導率隨溫度的變化關系意欲找出本征材料Si，Ge和GaAs的電導率作為溫度的函數。設定溫度范圍－500

T2000內，帶隙能及電子和空穴的遷移率都與溫度無關。解：第一步可方便地把(6.7)式中抽去指數項以后的所有因子組成一參量即：其中電子和空穴的遷移率可從表6.1中找出：

n＝1350(Si)，3900(Ge)，8500(GaAs)

P=480(si)，l900(Ge)，400(GaAs)單位:cm2／v·s。從而導出下式：由此可見，環境溫度對半導體的電性能有很大影響。在該例中忽略了帶隙能隨溫度的變化。通過引入雜質原子可以引發半導體的電特性作較大的改變。這種過程稱為摻雜。摻雜包括：N型摻雜，P型摻雜。6.1.2 PN結

P型和N型半導體的物理接觸引出了與有源半導體器件相關聯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。原來是中性的P型半導體，出現空穴擴散電流后，就留下負空間電荷。類似地，N型半手體電子擴散流就留下空間電荷。當擴散發生時，在N型半導體的凈正電荷和P型半導體的凈負電荷之間產生電場。該電場隨之感應出電流（稱之位漂移電流）與擴散電流方向相反。帶入導電率關系式后，漂移電流：因為總電流等于零，電流的電子部分也等于零這里電場已被電勢的導數所代替，即E=－dV／dx。對上式積分，得到擴散阻擋層電壓，或常稱之為內建電勢：這里nn和np仍分別是N型半導體和P型半導體中的電子濃度。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，其表達式如下：如果在P型半導體中受主濃度ND>>ni,那么nn＝ND,得到例題6.2確定PN結的擴散阻擋層電壓

或內建電壓對一特定的PN結，摻雜濃度給定為NA＝1xl018cm－3和ND＝5xl018cm-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：PN結電勢分布以及寬度確定沿x軸上的電勢分布，可應用泊松(Possion)方程，設定均勻摻雜和跳變結點近似，如其中dP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(6.21)式積分可求出半導體在上述空間范圍內的電場：為獲得電壓沿x軸的分布，對(6.23)式積分如下因為總電壓降必須等于擴散電壓Vdiff，于是有代入dP＝dnNA／ND，并從方程(6.26)求dn,就得到正空間電荷區在N型半導體內的延伸長度：PN結結電容計算PN結電容。這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：如果外電壓VA加到結點上，出現如圖所示的正反兩種情況，說明了二極管的整流器作用。反向饋電,增加空間電荷區并阻斷電流，只是由少數載流子(N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，而使空間電荷區縮小。(6.27)和方程(6.28)表述這些情況，其中，用Vdiff-VA代替原式中的阻擋層電壓Vdiff例題6.3計算PN結的結電容和空間電荷區的長度對于硅半導體的一個跳變PN結，在室溫下(er＝11.9，ni＝1.5xl010cm-3)其施主和受主濃度分別等于ND＝5xl015cm-3和NA＝1015cm-3。意欲找出空間電荷區dp和dn以及在零偏置電壓下的結電容。證明PN結的耗盡層電容可表示成下列形式：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)。PN結的二極管方程二極管的肖特基為這里I0是反向飽和電流或漏電流。通常稱這電流-電壓特性曲線為I-V曲線，其典型曲線如圖所示。該曲線表明：在負壓下有一小的、與電壓無關的電流(反向飽和電流)，而在正壓下則為指數增長電流。圖6.8中的函數關系是理想化的，末考慮到擊穿現象。盡管如此,(6.34)式清楚地顯示出在外加交流電壓下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。這意味著VA<Vdiff的條件。然而，在正偏壓條件下會碰到一個附加的擴散電容，它是由于儲存在半導體層中的擴散電量Qd(少數載流子)的存在而出現的；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T的乘積：顯然，擴散電容設定為與外電壓和結溫度有非線性關系。擴散電容按下式計算可見它與工作電壓有強烈地依賴關系。一級地說,PN二極管的總電容C可粗略地劃分成三個區域:1．VA<0，只有耗盡層電容是重要的,C=Cf；2．0<VA<Vdiff，耗盡層和擴散電容相組合：C＝Cf+Cd;3．VA>Vdiff，只有擴散電容是重要的：C＝Cd。例如：如果考慮二極管工作在VA=1V，并設定渡越時間T＝100ps和在室溫300K(即VT＝26mV)下測量反向飽和電流I0=10-15A，擴散電流的影響增強。把這些值代人(6.36)式，找出C＝Cd＝194nF。這個電容值是相當大的，對于典型的電阻R=0.1～1會產生大的時間常數，限制了常規PN結二極管的高頻應用。

pn結的勢壘電容

勢壘電容Cr：從空間電荷區寬度的表達式可以看出，當外加電壓VA變化時，勢壘區寬度也隨之變化，因而勢壘區的電荷量也就隨之變化。這種現象也可看作pn結的電容效應。因為電容效應發生在勢壘區，故稱之為勢壘電容Cr。如圖是勢壘區電容效應示意圖。當pn結正向電壓增加時，勢壘區電場強度減弱，勢壘區的電荷量必須減少，因此，必須從p區流入空穴、從n區流入電子，以填充勢壘區，中和掉一部分雜質離子，使勢壘區變窄。這相當于對勢壘區“充電”。反之，當pn結反向電壓增加時，勢壘區電場強度增強，勢壘區的電荷量必須增加，因此，必須有部分載流子離開勢壘區，使勢壘區變寬。這相當于對勢壘區“放電”。勢壘電容的充放電作用與平板電容器的充放電很相似。平板電容器的電容：1．突變結勢壘電容電容是電荷隨電壓的變化率，即在耗盡層近似下，空間電荷區兩側的正、負電荷分別是：帶入和的表達式，可以求得電荷量

將突變結勢壘電容的表達式與平板電容表達式相比較，可得勢壘電容表達式可寫為：由此可得，突變結勢壘電容表達式：6.1.3肖特基(Schottky)接觸一金屬接觸一半導體時所涉及的特殊物理現象。舉例說，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。這可通過能帶結構中的局域變化來顯示，如圖。由于空穴濃度高，價帶彎向費米能級。由于更低的電子濃度、導帶向離開費米能級的方向彎曲。對這樣一種組態，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。其機理是基于以下事實：當兩種材料分開時，半導體(較低逸出功)相對于全屬(較高逸出功)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。為闡明有關金屬與付半導體接觸這一議題，圖6.10給出兩材料在接觸前后的情況。能量Wb＝qVb按下式：

有如在PN結中，建立起內建肖特基阻擋層電壓Vd的表達式，按照NC＝NDexp（VC/VT）,這里VC是與摻雜濃度ND和導帶中態濃度NC有關。求解VC得到VC=VTln(NC/ND)。雖然實際的金屬一半導體界面間通常有一極窄的附加絕緣層，我們將忽略這層的影響，并且只涉及半導體中空間電荷長度：6.2射頻二極管在這節中將考察RF和MW電路中最常用的二極管在實用中的某些實際情況。如在上節中所提到，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，由全屬－半導體接觸形成的二極管具有低的結電容量，因此可在高頻率下工作。現今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。6.2.1肖特基二極管與常規的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射。這些電流在數量級上大于理想PN結二極管中由擴散驅動少數載流于組成的反向飽和電流。舉例說，肖持基二極管中典型的反向飽和電流密度具有量級為10－6A/cm2，與之相比較，常規的硅基PN結二極管的典型值為10-11A/cm2。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-電壓特性由以下方程描述：肖特基二極管結構及對應的小信號等效電路模型如圖。注意到結電阻Rj是與偏置電流有關的。其連接線的電感是固定的，結電容Cj由(6.40)式給出。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電阻上的電壓降。肖持基二極管的各電路元件的典型值為：RS＝2～5.2.5，Cg＝0.1～0.2pF和RJ=200～2k。在高頻肖持基二極管的實際電路中，即使很小的金屬接觸也會引起相對大的寄生電容。把電流表達式(6.41)圍繞靜態或工作點VQ展開，可找出小信號結電容和結電阻。這意味著二極管總電壓被寫成直流偏置電壓VQ和一交流信號載波頻率分量vd：把這方程Q點作泰勒展開，并保留前二項，給出：這里結電阻Rj(VQ)等于：6.2.2PIN二極管

PIN二極管應用于作為高頻開關和電阻范圍從小于1到10k的可變電阻器(衰減器)，工作可達50GHz。結構像三明治，在高摻雜的P＋和N＋層之間夾有一本征的(I層)或低摻雜半導體,中間層厚度在1到100um，取決于應用要求和頻率范圍。在電壓是正向時，二極管表現為像是一個受所加電流控制的可變電阻器。電壓反向時，低摻雜的內層產生空間電荷，其區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。經臺面處理的實用器件列于圖6.14，與常規的平面結構相比，臺面形位的優點是雜散電容小。

PIN管的I-V特性表達式與電流大小和方向有關。在正向情況并對輕摻雜N型本征層，流過二極管的電流為；由關系式Q＝I，可計算出總電荷。可求出擴散電容在反向情況,I層的空間電荷長度對電容起支配作用。在小電壓下CJ近似為：通過在Q點附近的泰勒展開可求出pin二極管的動態電阻。其結果為：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，可得簡單的小信號模型。其兩端接有電源和負載電阻。由(6.49)式和(6.50)式導出的結電阻和擴散電容可以近似地模擬PIN二極管的性能。使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。要實現DC絕緣，可用一射頻線圈(RFC):RFC在DC下短路而在高頻下開路;相反情況下,隔直流電容(CB)在DC下開路而在高頻下短路。如圖為一典型的衰減器，其中PIN二極管既用于串聯又用于并聯的情況。在正DC偏置電壓下，對于射頻信號,串聯PIN二極管表現為一電阻。然而，并聯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。并聯PIN二極管的作用像是一個具有高插入損耗的高衰減器。在負偏置條件下情況相反，串聯PIN二極管像是一個具有高阻抗或高插入損耗的電容器，而有高并聯阻抗的并聯二極管對RF信號沒有影響。一個經常用到的專業術語叫轉換器損失TL，它可方便地用S參量的|S21|表示：例題6.5計算在串聯下PIN二極管的轉換器損失(在正偏置和負偏置條件下)，求找串聯下正偏置和負偏置PIN二極管的轉換器損失(ZG＝ZL=Z0＝50)。設結電阻值RJ在正偏置下為1到20范圍內。進而設定．負偏置工作條件造成結電容值取CJ＝0.1，0.3，0.6，1.3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pn結的開關特性及階躍恢復二極管一、pn結的開關特性1．Pn結的開關作用

Pn結的開關特性決定于pn結的單向導電性。正向偏置時二極管導通，稱為“開態”；反向偏置時二極管不導通，稱為“關態”。2．Pn結開關特性的基本方程（電荷控制法的基本方程）以單邊突變結為例，注入n區的空穴連續方程：：由于擴散，單位時間單位體積內積累的空穴數；：單位時間空穴隨時間的變化率；：單位時間內復合掉的空穴數。對x積分，并乘以q和結面積A，得將上式在n區從0到這就是電荷控制法的基本方程。它表示在單位時間內，流過n區的空穴電荷量，等于單位時間內n區積累的空穴電荷量加上復合掉的空穴電荷量。下面用這個基本方程來分析pn結的開關特性。3．電荷的貯存效應當電路輸入端加上，且為pn結的正向電壓，流過pn結二極管的電流為流過P＋N結的電流基本不變，即這樣，空穴連續性方程就變為：將上式進行積分，得帶入初始條件：t＝0，Qp（0）＝0，得到上式代表了n區少子電荷積累量隨時間t的變化關系。當4．反向恢復時間在pn結的開關電路中，當輸入端由正向電壓突然變為負電壓時，流過pn結二極管的電流突然反向，但此時的pn結仍然保持正偏。但是，不是立即減小到pn結的反向飽和電流，而是在一段時間內，電流仍然保持不變，并等于這是因為貯存在n區的空穴電荷并沒有立即消失，只有通過I2的抽取和復合作用才能逐漸消失。顯然，貯存電荷消失后，pn結才開始反偏，通過pn結的電流才逐漸變成pn結的反向飽和電流。反向恢復時間：從電壓V1突變為－V2，或者P＋N的電流由I1突變為－I2時刻開始到貯存電荷全部消失所需時間，稱為P＋N的反向恢復時間，也稱貯存時間，以ts表示。下面根據電荷控制基本方程導出反響恢復時間的表達式：在t＝0之前，P＋N處于開態，貯存電荷量在時間內，近似認為，則得帶入初始條件t＝0時，，可得可見，在電荷的消失過程中，貯存電荷隨時間t的增加按指數衰減。當t=ts時,可得：

由此可見，pn結的貯存時間決定于三個因素：少數載流子的壽命，正向注入電流，反向電流。從器件本身參數考慮，縮短少子壽命就是減小貯存時間、提高開關速度的有效方法。開關管中摻金就是為了縮短少子壽命。一般情況下，開關管的大約在之間，而功率整流二極管的貯存時間卻長達。二、階躍恢復二極管(Step-RecoveryDiode)階躍恢復二極管可用來制成微波倍頻器。階躍恢復二極管倍頻器在頻率的倍數較高時，其倍頻效率大于變容二極管，常用作雷達裝置的本機振蕩信號。由反向恢復時間電流保持不變的貯存時間，電流逐漸變小直至趨于反向飽和電流的下降時間。輸入電壓正半周，二極管導通，電流波形類似于電壓波形；輸入電壓負半周，前一段時間相當于階躍二極管的貯存時間，二極管仍然導通，電流波形仍和電壓類似。貯存時間一過，二極管突然截止，反向電流突然降到反向飽和電流值，因而形成電流波形的尖峰，尖峰出現的頻率等于二極管輸入電壓的頻率；階躍二極管的上述階躍波形包含有豐富的高此諧波分量。階躍時間越短，高次諧波越豐富。只要設計合適的電路（微波腔體），使其與某一高次諧波諧振，就可以從輸出電路中得到所需高次諧波，實現微波倍頻。2．工作原理圖適度的自給偏壓有可能進一步提高效率和高次倍頻的輸出功率。3．電參數

貯存時間tI：貯存時間是階躍恢復二極管的一個重要參數，為了得到較高的倍頻效果，除了階躍相應時間應當很短外，還要有足夠長的貯存時間。貯存時間的長短和貯存的非平衡載流子濃度有關。一般要求非平衡載流子的壽命p盡可能大一些。另外，tI還與I1、I2有關。正向電流If(I1):關于正向電流的影響可參見《微波半導體器件》p92，以及《晶體管原理》大注入效應、串聯電阻的影響。擊穿電壓：由于階躍恢復二極管是大信號運用器件，所以要求管子能承受較大的微波功率，這就要求管子有較大的擊穿電壓。階躍時間：縮短的主要措施是在電荷貯存區內引進減速電場E。利用內建電場可以平衡掉剩余少數載流子的擴散運動。勢壘電容Cj：勢壘電容對階躍時間有影響：勢壘電容在階躍期間放電將使階躍過程延長；勢壘電容小，則由于注入的少數載流子濃度過高，削弱了減速場，也變大。因此，結面積的大小應乘以這兩個因素。6.2.3 變容二極管在負偏置下帶有電容性質的PIN二極管已使人聯想到：一特定中間層摻雜分布能創建出可變電容對電壓的特性。除了合適選擇特定摻雜分布ND(x)外還可合適選擇本征層厚度W．所形成的變容二極管可完成這樣的任務。例題6.6 確定具有特定電容一電壓性能所需的摻雜分布如圖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。所以對于電容有以下的一般表示：這種二極管的一個主要應用是微波電路的頻率調諧。由于其一階變容管的截止頻率為：可見通過負偏壓VQ能控制其電容，從而實現頻率調諧pn結的擊穿機制pn結的擊穿：已經知道pn結的反向電流很小，而且隨著電壓的增加很快趨于飽和。然而，當反向電壓增加到某一值時，反向電流會突然增大，這種現象稱為pn結的擊穿。1．熱擊穿當pn結上反向電壓增加時，對應于反向電流所損耗的功率增大，產生的熱量增加，從而引起pn結溫度升高，而反向電流和溫度的關系：而結溫的升高又導致反向電流增大，如果產生的熱量不能及時散發出去，結溫上升和反向電流的增加將會交替進行下去，最后使反向電流無限增加而導致擊穿。這種擊穿是由熱效應引起的，所以稱為熱擊穿。對于禁帶寬度較窄的半導體pn或反向電流較大結，更易發生熱擊穿。如果沒有保護，pn結將被燒毀。2．隧道擊穿從pn結能帶圖知道，當pn結上施加反向電壓時，勢壘升高，勢壘區導帶和價帶的水平距離隨著反向偏壓的增加而變窄。如圖，這時，p區的價帶電子的能量有可能等于或大于n區導帶電子的能量。根據量子力學中有關勢壘問題的波函數的解可知（參見《量子力學》，席夫著，《量子力學教程》，周世勛編），p區的電子將有一定的幾率穿透禁帶，進入n區導帶，稱為n區導帶的自由電子。但是若禁帶水平距離d不是很窄，這種穿透一般不會發生。這種現象稱為隧道效應。3．雪崩擊穿當pn結施加反向電壓較高時，勢壘區電場很強，載流子通過勢壘區時，在電場力的作用下，可以獲得很大能量，具有很高能量的載流子與勢壘區晶格碰撞時，就有可能把原子最外層的價電子激發出來，產生電子－空穴對。新產生的電子－空穴對又在電場的作用下加速，與原子產生新的電子－空穴對。如此繼續下去，使勢壘區內載流子數目激增，這種現象稱為雪崩倍增效應，有雪崩倍增效應引起的反向電流劇增稱為雪崩擊穿。4．雪崩擊穿和隧道擊穿的區別主要區別： 隧道擊穿取決于穿透隧道的幾率，這強烈依賴禁帶的水平距離。因此，隧道擊穿只發生在兩邊重摻雜的pn結中。因為，重摻雜結的勢壘寬度比較小，反偏時變化不大，所以，禁帶水平距離d隨反向偏壓升高而顯著減小；低摻雜結，在反偏時雖然勢壘升高，但也變寬，禁帶水平距離d隨反向偏壓升高變化不顯著。所以低摻雜結不易發生隧道擊穿。 雪崩擊穿取決于碰撞電離。載流子能量的增加需要有一個加速過程，決定于勢壘區寬度，這和隧道擊穿正好相反。所以，pn結的摻雜濃度不高時，擊穿機構往往是雪崩擊穿。

因為雪崩擊穿是碰撞電離的結果，外界作用，如光照等因素也會增加勢壘區中的電子和空穴，這必然增加雪崩擊穿的效果。而對隧道擊穿則沒有此中情況。由隧道擊穿決定的擊穿電壓，其溫度系數是負的，即擊穿電壓隨溫度升高而減小，這是由于溫度升高禁帶寬度變窄所引起的。而雪崩擊穿，由于碰撞電離隨溫度升高而減小，其溫度系數是正的，即擊穿電壓隨溫度升高而增加。6.2.4IMPATT二極管雪崩擊穿當pn結施加反向電壓較高時，勢壘區電場很強，載流子通過勢壘區時，在電場力的作用下，可以獲得很大能量，具有很高能量的載流子與勢壘區晶格碰撞時，就有可能把原子最外層的價電子激發出來，產生電子－空穴對。新產生的電子－空穴對又在電場的作用下加速，與原子產生新的電子－空穴對。如此繼續下去，使勢壘區內載流子數目激增，這種現象稱為雪崩倍增效應，有雪崩倍增效應引起的反向電流劇增稱為雪崩擊穿。IMPATT二極管的結構原理非常類似于則二極管，如圖，它與PN二極管的關鍵區別是有高的電場強度、在N＋和P層之間的界面上,高場強通過碰撞電離造成載流子的雪崩。當外加RF電壓VA使得內建電場超過臨界閾值電平時，產生的附加電離電流如圖。在電壓負半周內，過剩載流子被移走，電流緩慢減小。電離電流和外加電壓之間的相移可達到90O。因為過剩的載流子必須行進穿過本征層到P＋層，總的二極管電流受到附加的時延。其時間常數．如在(6.47)式結出的，依賴于長度和漂移速度選擇合適的本征層長度連同適當的摻雜濃度，能產生900的附加時延。IMPATT二極管的電路如圖所示，它比PN二極管更復雜，在低于二極管諧振頻率,其電抗表現為電感性質，而在超過諧振頻率轉為容性。其總電阻在f<f0時是正的,而在f>f0時變為負。諧振頻率根據由工作電流IQ，介電常數，飽和漂移速度和電離系數對電場強度的偏微商來確定，高于諧振頻率時IMPATT的負電阻可理解為把電能返回到諧振電路中；這意味二極管如同一有源器件。這樣，電路衰減大為降低，使附加功率轉移到負載阻抗上。遺憾的是1800相移為此付出代價：在工作頻率5～10GHz下，把DC功率轉化為射頻功率的效率非常低,典型值在10％～15％范圍內。6.2.5隧道二極管

隧道二極管由極高摻雜產生極窄的空間電荷區，結果造成電子和空穴超過在導帶和價帶中有效態濃度。費米能級移到N＋導帶上或P＋半導體的價帶上。基于量子力學的考慮，存在有限的概率使電子能夠穿過窄隙進行交換，而無需通過外供電壓以使電子克服這勢壘而逸出。這種現象是熟知的隧道效應。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。參照對四種不同情況下相應的能帶變形，如圖6.25(b)至圖6.25(e)所示，可很好解釋隧道二極管的電流～電壓響應:不同于平衡條件，對外加負偏壓VA，在P層中產生高的電子態濃度，有更高的概率隧穿到N層。其結果是，即使是小的負偏壓下電流也陡峭增長，參見圖6.25(b)。在小的正電壓下，自由電子的儲存區移到N型半導體，而在p型半導體中引起自由電子態的增加。其結果是，作為對電子隧道作用的反應，有正電流自N層流向P層，參見圖6.25(d)。然而，如果外加電壓達到臨界值VA＝Vdiff，就不發生隧道效應，穿過隧道二極管的電流趨于極小值。在臨界電壓點Vdiff以上，該二極管表現如常規PN結二極管那樣，電流按指數增長。隧道二極管的等效電路，如下圖所示，非常類似于圖6.23示出的IMPATT二極管的電路。含有隧道二極管的一個簡單的放大器電路畫出在圖6.27中。令功率放大因子Gr是配送到負載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：這里Rs的影響被忽略。如果合理選擇g值(g＝1/RL+1/RG)，上式中分母趨于零，此時這放大器變成振蕩器。TRAPATT,BARRITT,GUNN二極管等離子體雪崩觸發渡越二極管TRAPATT，被認