Активное сопротивление такого диода может принимать отрицательные значения и при отсутствии дополнительной группировки электронов в диодном промежутке. Это хорошо видно на пространственно-временной диаграмме движения электронов в диоде с полевой эмиссией, изображенной на рис. 4а. Сгустки электронов, вырванные из катода в моменты максимума высокочастотного поля, движутся сначала в ускоряющем, а затем в тормозящем поле, и, если угол пролета между катодом и анодом превышает p, активное сопротивление диода отрицательно и достигает максимальной величины при q » 3/2 p (рис. 1.2,а). Дополнительная группировка электронов за счет модуляции по скорости в диодном промежутке играет при этом второстепенную роль. Как условия возбуждения, так и к. п. д. такого генератора могут быть значительно лучшими, чем у диодных генераторов со скоростной модуляцией электронов.
Рис. 4а относится к случаю, когда ток эмиссии мгновенно следует за напряженностью электрического поля. Допустим теперь, что по каким-либо причинам ток эмиссии отстает во времени от напряженности электрического поля. Причины такого запаздывания эмиссии могут быть различными.
Рис. 1.1. Пространственно-временная диаграмма движения электронов в диоде с полевой эмиссией:
а) без запаздывания эмиссии;
б) с запаздыванием эмиссии.
Зависимость активного сопротивления такого диода от угла пролета электронов без учета электронного пространственного заряда схематически изображена на рис. 5б. В идеальном случае КПД такого генератора может достигать больших значений.
Рис. 5. Активное сопротивление диода с полевой эмиссией:
а) без запаздывания эмиссии;
б) с запаздыванием эмиссии.
В предыдущих рассуждениях мы исходили из чисто кинематической модели, пренебрегая влиянием объемного заряда на группировку электронов в диодном промежутке. Между тем это влияние во многих вариантах диодных генераторов отнюдь не мало. Особенно существенна роль объемного заряда в диодах с полевой эмиссией, в которых электронный объемный заряд, снижая напряженность электрического поля у катода, непосредственно влияет на ток эмиссии. По существу электронный объемный заряд создает в диоде своеобразный механизм внутренней отрицательной обратной связи. Если ток эмиссии мгновенно следует за полем, то действие этой отрицательной обратной связи сводится лишь к ограничению протекающего через диод среднего тока. Однако, если эмиссия инерционна, положение существенно меняется.
Отставание тока эмиссии от поля эквивалентно введениию в отрицательную обратную связь запаздывания, что существенно влияет на колебательные свойства системы. Обладая определенными дисперсионными свойствами, такая обратная связь на одних частотах облегчает условия возбуждения автоколебаний в системе, снижая требования к добротности внешнего резонансного контура, а на других, напротив, ухудшает эти условия вплоть до полного подавления автоколебаний. Более того, при некоторых условиях эта связь может оказаться достаточной, чтобы в диоде возникли собственные автоколебания, вообще не нуждающиеся во внешнем добротном резонансном контуре. В этом случае диодный промежуток работает как автоколебательная система, создавая во внешней активной нагрузке импульсы тока с частотой, определяемой временем запаздывания и скоростью «срабатывания» отрицательной обратной связи.
Колебательный процесс в таком генераторе можно схематически представить следующим образом (рис. 6).
Допустим, например, что время пролета электронов в диоде t не зависит от высокочастотного поля и вдвое превышает время запаздывания эмиссии. Пусть в момент времени t=0 к диоду приложена разность потенциалов U0, создающая у катода напряженность поля Е=Е(0), превышающую на DE(0) критическое значение Enp, при котором начинается эмиссия электронов.
Рис. 6. Изменение во времени поля у катода Е(0) и тока IЭ в диоде с запаздывающей эмиссией.
При t=t1=t3 возникает ток IЭ, величина которого определяется полем Е(0) и сохраняется неизменной в течение времени t3. По мере увеличения объемного заряда в диодном промежутке поле у катода снижается и, если плотность тока эмиссии достаточно высока, принимает значения, меньшие Uпр. Эмиссия из катода длится в течение времени, несколько превышающего t3, и затем прекращается. К аноду движется пакет электронов. В момент t2=t+2t3+Dt»3/2t первые электроны пакета достигают анода, поле у катода начинает возрастать. К моменту t2=t+2t3+Dt»3/2t весь пакет электронов выходит из пролетного пространства, поле у катода достигает начальной величины. Затем цикл повторяется. Длительность цикла, т. е. период колебаний, составляет, таким образом, около 2p/w. Добавление поля электронного пространственного заряда нарушает описанные выше фазовые соотношения между током эмиссии и электрическим полем в диодном промежутке, в результате чего на частотах, ниже некоторого значения, активное сопротивление диода становится положительным. Эта так называемая характеристическая частота зависит от запаздывания и крутизны изменения тока эмиссии с полем; она близка к частоте собственных автоколебаний диода.
Изложенные соображения носят общий характер и полностью применимы не только к вакуумным, но и к диодам других типов —диэлектрическим, полупроводниковым и т. п., с учетом, разумеется, специфики движения носителей заряда в твердых телах. В частности, эти соображения имеет непосредственное отношение к механизму работы лавинно-пролетных диодов.
3 ПРИНЦИП РАБОТЫ ЛПД
Схематически механизм работы р-n ЛПД можно представить следующим образом. Рассмотрим для определенности запорный слой обратно смещенного плавного p-n перехода (рис. 7). Он представляет собой участок полупроводника, в котором практически отсутствуют подвижные носители заряда, а приложенная к р-n переходу разность потенциалов компенсируется полем объемного заряда ионов примеси Nn и Np, положительным в одной части запорного слоя (n-слой) и отрицательным — в другой (p-слой). Этот участок ограничен с обеих сторон нейтральными слоями полупроводника. Напряженность электрического поля Е максимальна в плоскости х=0, где объемный заряд ионов примеси меняет знак (плоскость технологического перехода). По мере увеличения напряжения смещения запорный слой расширяется и напряженность электрического поля возрастает. Когда поле в плоскости технологического перехода достигает некоторого критического значения Е = Еnp, начинается интенсивный процесс ударной ионизации атомов кристалла подвижными носителями заряда, приводящий к лавинному умножению числа носителей и образованию новых электронно-дырочных пар.
Область, где происходит рождение носителей заряда, ограничена более или менее узким слоем — так называемым слоем умножения, расположенным вблизи технологического перехода, где полемаксимально (рис. 7). Образованные в слое умножения электроны и дырки дрейфуют под действием сильного электрического поля к границе нейтрального полупроводника через пролетные участки запорного слоя, причем дырки движутся через р-слой, а, электроны через п-слой. Так как напряженность электрического поля в большей части р-п перехода очень велика, то скорость дрейфа носителей практически постоянна и не завялит от поля.
Рис. 7. Схема плавного р-п перехода ЛПД:
а) запирающий слой;
б) распределение ионов примеси;
в) измение электрического поля.
Таким образом, обратно смещенный р-п переход при напряжении, близком к пробивному, представляет собой диодный промежуток, в котором роль катода играет слой умножения, а роль пролетного пространства — остальная часть запорного слоя. Эмиссия такого катода носит ярко выраженный «полевой» характер — ток, выходящий из слоя умножения, возрастает или убывает в зависимости от напряженности электрического поля в этом слое. Лавинная природа тока эмиссии обусловливает его инерционность — для развития лавины требуется определенное время, так что мгновенное значение электрического поля определяет не саму величину лавинного тока, а лишь скорость его изменения во времени. Поэтому изменение тока не следует мгновенно за изменением электрического поля, а отстает от него по фазе на величину, близкую к p/2.
Такой р-п переход близок по свойствам к оптимальному варианту полевого диода, в котором ток эмиссии отстает от поля на четверть периода. Под действием приложенного к р-п переходу переменного напряжения из слоя умножения выходят «пакеты» носителей заряда, которые сразу попадают в тормозящее высокочастотное поле, так что энергия взаимодействия этих носителей с полем отрицательна почти при любой ширине р-п перехода. Отсутствие модуляции скорости носителей в этом случае лишь улучшает высокочастотные свойства диода.
Поэтому основные выводы о свойствах полевого диода с запаздывающей эмиссией, сделанные выше, применимы и к лавинно-пролетному диоду. Это касается, в частности, соображений о влиянии объемного заряда подвижных носителей на колебательные свойства генератора на лавинно-пролетном диоде. Попадая в пролетное пространство, основные носители частично нейтрализуют пространственный заряд ионов примеси и снижают поле в слое умножения. Этот эффект облегчает условия самовозбуждения генератора на частотах выше характеристической и препятствует возникновению паразитных колебаний на более низких частотах, где активное сопротивление диода положительно.
Вместе с тем, ЛПД имеет специфические особенности, связанные с лавинной природой тока, из которых принципиальной является одна: сдвиг по фазе между полем и током в слое умножения, вследствие конечной ширины последнего, как правило, превышает p/2, и слой умножения сам по себе уже обладает отрицательным сопротивлением. В большинстве практически реализуемых р-п структур этот эффект является второстепенным, однако для одного класса диодов он играет решающую роль, определяя основные особенности их высокочастотных характеристик.