Переключательные и ограничительные диоды

Переключательный полупроводниковый диод – это полупроводниковый диод, предназначенный для применения в устройствах управления уровнем сверхвысоко-частотной мощности.

Принцип действия переключательного диода основан на большом различии полного сопротивления СВЧ-сигналу при прямом постоянном токе через диод и при обратном постоянном напряжении на диоде. Именно поэтому СВЧ-тракт (волноводная, коаксиальная или полосковая линия), следующий за переключательным устройством с диодом, может быть либо открыт, либо закрыт для СВЧ-сигнала. Например, в радиолокационных станциях с фазированными решетками, содержащими тысячи идентичных антенных элементов, переключательные диоды должны обеспечить подачу мощного СВЧ-импульса на каждый элемент в определенные моменты времени. При этом мощные импульсы передатчика не должны попадать в канал чувствительного приемника.

Отсюда ясны основные требования к переключательным СВЧ-диодам. Они должны с минимальными потерями пропускать СВЧ-мощность в состоянии пропускания и не пропускать – в состоянии запирания, обладать большой допустимой мощностью рассеяния, большим пробивным напряжением, малой собственной емкостью и достаточной большой скоростью переключения.

Эквивалентная схема переключательного диода показана на рисунке 6.28,а. При обратном смещении в диапазоне СВЧ, как правило, R >> 1/wC, в связи с чем в эквивалентной схеме можно не учитывать сопротивления R (рисунок 6.28, б). При прямом смещении сопротивление p-n перехода R быстро убывает с увеличением тока смещения и при токе более 10-50 мА становится малым по сравнению с сопротивлением базы. Эквива-лентная схема диода для этого случая показана на рисунке 6.29,в. Следует отметить, что сопротивление базы может иметь разную величину при прямом (r₊) и обратном (r_–) смещениях, так как при прямом смещении может сказаться эффект модуляции сопротивления базы, а при обратном смещении – эффект модуляции толщины базы и эффект смыкания.

Устройство некоторых переключательных диодов основано на использовании этих эффектов для получения весьма малых величин r₊ и r_– . В тех же диодах, в которых указанные эффекты малы, r_– » r₊ » r_д , где r_д – дифференциальное сопротивление диода при достаточно большом токе смещения.

 

 

L L L

 

 

С R C_п C C_п C_п

 

 

r_– r₊

r

 

а) б) в)

Рисунок 6.28 - Эквивалентные схемы диода с p-n переходом

R – нелинейное сопротивление p-n перехода; r – сопротивление базы диода, r_– - сопротивление базы диода при обратном смещении; r₊ - сопротивление базы диода при прямом смещении; L – индуктивность вывода диодной структуры; С_П – емкость патрона диода

Выключатель проходного типа.Рассмотрим работу переключательного диода, включенного в линию передачи СВЧ, как показано на рисунке 6.29. Устройство, принципиальная схема которого изображена на этом рисунке, называется выключателем проходного типа, или просто выключателем. Рассмотрение данного конкретного вида схемы включения диода позволяет вывести основные соотношения – состояние пропускания и состояние запирания. Потери передачи П, определяемые отношением падающей мощности к прошедшей мощности, связаны с импедансом диода Z выражением:

,

где W – волновое сопротивление линии передачи.

 

W W

Рисунок 6.29 - Схема включения диода в линию передачи

(W – волновое сопротивление линии передачи)

 

 

Величина П должна быть по возможности большой в состоянии запирания (потери запирания П_з) и малой в состоянии пропускания (потери пропускания П_п). Эффективность выключателя тем выше, чем больше П_з при заданном П_п или чем меньше П_п при заданном П_з.

 

Резонансные диоды.В резонансных диодах для получения резонансов используются конструкционные элементы самого диода: вывод p-n перехода, неизбежно обладающий некоторой индуктивностью, и корпус, имеющий определенную емкость. Величины индуктивности вывода L, емкости корпуса C_п и емкости p-n перехода С выбираются таким образом, чтобы в режиме прямого смещения имел место резонанс в параллельном контуре LC_п, а в режиме обратного смещения резонанс в последовательном контуре LC.

Обобщенным параметром переключательного диода является критическая частота f_кр , которая характеризует эффективность переключательного диода и определяется по формуле:

,

где С_cтр – емкость структуры; r₊ – прямое сопротивление потерь (активная составляющая полного сопротивления диода) при определенном прямом токе смещения; r_– – обратное сопротивление потерь при определенном напряжении смещения.

Для увеличения допустимой мощности рассеяния диода необходимо увеличивать площадь выпрямляющего электрического перехода, что влечет за собой увеличение барьерной емкости. Поэтому большинство переключательных СВЧ-диодов имеют p-i-n-структуру, толщина p-n перехода которой существенно увеличена из-за наличия между p- и n-областями слоя высокоомного полупроводника с собственной электропроводностью (рисунок 6.30).

Практически p-i-n структуру для переключательных СВЧ-диодов формируют на исходном кристалле кремния с проводимостью, близкой к собственной, т.е. либо с небольшой концентрацией акцепторов (p-слой), либо с небольшой концентрацией доноров (n-слой). Методы формирования этих структур различны: вплавление и диффузия примесей, эпитаксиальное наращивание, ионное легирование.

 

– +

p⁺ i или p n⁺

 

Рисунок 6.30 - Диод с p-i-n- структурой

 

Диоды с p-i-n-структурой отличаются меньшей барьерной емкостью, которая к тому же очень слабо зависит от напряжения (особенно при больших концентрациях примесей в p- и n-областях). Практическая независимость емкости структуры от напряжения оказывается важным свойством переключательных диодов, так как изменение емкости с напряжением может вызывать дополнительные частотные искажения полезного сигнала.

Пробивное напряжение диодов с p-i-n-структурой достигает нескольких сотен вольт, что существенно превышает пробивное напряжение диодов с обычным p-n переходом и с таким же уровнем легирования прилегающих областей.

Переключательный СВЧ-диод может работать при последовательном и при параллельном включении с линией передачи. В параллельной прямой схеме при прямом смещении диод имеет небольшое сопротивление, шунтирующее линию, и большая часть СВЧ-мощности отражается обратно. Таким образом, при параллельной схеме для переключения СВЧ-тракта используют разницу в отражении, а не в поглощении. В самом диоде при этом поглощается незначительная часть падающей на него СВЧ-мощности, что позволяет относительно маломощному прибору управлять десятками и сотнями киловатт импульсной СВЧ-мощности.

Недостатком переключательных СВЧ-диодов с p-i-n-структурой является инерционность процесса рассасывания носителей заряда (электронов и дырок) из i-слоя при переключении диода с прямого направления в обратное, т.к. толщина i-слоя может составлять несколько десятков микрометров, а скорость движения носителей заряда ограничена.

Значительно большую скорость переключения можно получить при использовании диодов Шотки, изготовленных на основе арсенида галлия. Однако уровень переключаемой СВЧ-мощности при этом на несколько порядков ниже, чем при применении переключательных СВЧ-диодов с p-i-n-структурой.

Особенностью ограничительных диодов является зависимость импеданса диода от величины СВЧ мощности. Таким свойством обладает диод с p-i-n переходом, электрические параметры которого подбираются определенным образом.

При больших амплитудах СВЧ-напряжения сопротивление p-n перехода становится малым по сравнению с сопротивлением базы, и последнее начинает играть основную роль. Сопротивление базы также уменьшается с возрастанием сигнала благодаря увеличению постоянной составляющей тока I₀ (эффект модуляции сопротивления базы). Так, например, при увеличении СВЧ мощности от 1 до 10 Вт сопро-тивление базы для одного из типов ограничительного диода уменьшается от 5 до 1 Ом.

В случае параллельного включения диода в линию передачи с волновым сопротивлением W потери передачи П определяются импедансом диода Z.

При малой мощности в линии передачи Z >> W , потери малы и прошедшая мощность линейно возрастает с ростом падающей мощности. При некотором значении P_пад импеданс диода начинает уменьшаться за счет эффекта модуляции проводимости базы детектированным током, пропорциональным падающей мощности. В результате потери мощности в линии возрастают пропорционально падающей мощности, а проходящая мощность ограничивается некоторой постоянной величиной.

 

 

Туннельные диоды

Туннельный диод является прибором с вольт-амперной характеристикой N-типа, работа которого основана на туннельном прохождении носителей заряда через потенциальный барьер p-n перехода. Как известно, вероятность прохождения частиц через потенциальный барьер растет с уменьшением его ширины, поэтому для создания туннельных диодов используются p-n переходы с узкой областью объемного заряда. Другим требованием к материалу для туннельного диода является необходимость вырождения p- и n-областей. Полупроводники становятся вырожденными при сильном легировании. Уровень Ферми в этом случае расположен в разрешенной зоне. С повышением концентрации примеси уменьшается ширина области объемного заряда p-n-перехода (при N_a = N_д =10¹⁹ см^–3; d » 10^–6 см) таким образом, сильным легированием областей p-n перехода достигаются вырождение p- и n-полупроводников (энергетическое перекрытие валентной зоны p-области и зоны проводимости n-области) и малая ширина p-n перехода [6].

На рисунке 6.31,а показана энергетическая диаграмма контакта двух вырожденных полупроводников p- и n-типа. Ширина p-n перехода между вырожденными полупроводниками достаточно мала для того, чтобы электроны из зоны проводимости n-области могли туннелировать на свободные уровни в валентной зоне p-области и наоборот. При отсутствии внешнего напряжения эти встречные потоки равны и результирующий ток через p-n переход равен нулю.

а)

I

 

E_v

F_n U = 0 I_max

F_p E_c

I_т I_д

 

б)

n

+ –

 

DE_p DE_n F_n I_min

 

F_p 0 < U ≤ U_max

 

U_max U₁ U_min U

 

в)

+ –

 

F_n

U ³ U_min

Рисунок 6.32 - Вольт-амперная характеристика

туннельного диода

F_p

г)

– +

 

F_p

F_n

U < 0

 

Рисунок 6.31 - Энергетические диаграммы туннельного диода:

а) U = 0; б, в) U > 0; г) U < 0

 

Если включить p-n переход в прямом направлении (рисунок 6.31,б), то зона проводимости n-области сместится вверх по отношению к валентной зоне p-области. В этом случае заполненные уровни зоны проводимости n-области окажутся напротив свободных уровней валентной зоны p-области. Вероятность туннельных переходов электронов из n- в p-область увеличивается, а в обратном направлении уменьшается. Поэтому через p-n-переход протекает ток электронов из n- в p-область. С ростом напряжения ток увеличивается и достигает максимума (I_max на рисунке 6.32), когда заполненная часть зоны проводимости DE_n располагается напротив незаполненной части валентной зоны DE_p . При дальнейшем увеличении напряжения (U_max < U < U_min) взаимное перекрытие этих частей зон уменьшается и туннельный ток I_т падает до нуля (рисунок 6.31,в). При таких напряжениях становится определяющим обычный диффузионный или рекомбинационный ток через p-n переход (штриховая линия из начала координат на рисунке 6.32), поэтому когда I_т = 0, ток через p-n переход равен сумме диффузионного и рекомбинационного токов. Рост тока при напряжениях заметно выше U_min обусловлен увеличением диффузионного тока. Практически ток в минимуме характеристики I_min, называемый также избыточным током, всегда больше чем I_д + I_r за счет туннельных переходов через уровни, расположенные в запрещенной зоне n-полупроводника.

При обратном смещении p-n-перехода (рисунок 6.31,в) туннельный ток непрерывно увеличивается с ростом напряжения, так как при этом все большая часть электронов из валентной зоны p-области получают возможность туннелировать в зону проводимости n-области.

Участок отрицательного дифференциального сопротивления на прямой ветви вольт-амперной характеристики туннельного диода обусловлен уменьшением туннельного тока с ростом напряжения. В этом случае вольт-амперная характеристика будет N-типа.

Для вычисления туннельного тока необходимо проинтегрировать по энергии потоки электронов из n-области в p-область и наоборот. Поток электронов dj_n-p с энергией от Е до Е+dE, туннелирующих из n- в p-область, пропорционален числу этих электронов в n-области, числу свободных состояний с теми же энергиями в p-области и вероятности туннелирования электронов из n- в p-область. Так как число электронов в n-области определяется произведением функции Ферми f_n на плотность квантовых состояний в этой области g_n(E), а число дырок в p-области соответственно произведением g_p(E)(1-f_p),

,

где P_n-p – вероятность туннелирования; А – постоянный коэффициент.

Поменяв местами индексы p и n, аналогичным образом запишем поток электронов, туннелированных из p- в n-область: dj_p-n. Результирующий поток:

dj = dj_n-p – dj_p-n.

Полный ток получим интегрированием dj по энергиям, считая, что P_n-p=P_p-n=P:

,

где в постоянную А₁ входит заряд электрона, площадь p-n перехода, вероятность Р и постоянная А.

При допущении малого перекрытия (DE_n ≈ DE_p < kT) после интегрирования можно получить формулу, связывающую туннельный ток с напряжением на диоде:

где DE_n и DE_p – глубина залегания уровня Ферми в соответствующих зонах (рисунок 6.31,б). Вероятность туннелирования слабо зависит от напряжения при изменении U в интервале 0 – U_min, поэтому она включена в постоянную B.

Приравняв , легко определить значение U_max:

Значение напряжения U₁, при котором изменение проводимости максимально, определяется из равенства :

.

Эквивалентная схема туннельного диода представлена на рисунке 6.33. Она состоит из дифференциального сопротивления p-n перехода R, зарядной емкости С, сопротивления потерь r, индуктивности выводов L. Емкость корпуса туннельного диода можно учесть в схеме внешней цепи, поэтому мы ее для простоты опустим.

Перенос тока в туннельном диоде при U < U_min осуществляется основными носителями, а не неосновными, как в обычных диодах. Скорость распространения процесса определяется временем релаксации τ_M = ree_o. Это время порядка 10^–12…10^–13 с, и оно не ограничивает частотные свойства прибора. Поэтому в эквивалентной схеме отсутствует диффузионная емкость p-n перехода, а все остальные элементы практически не зависят от частоты.

На основании эквивалентной схемы рисунка 6.33 нетрудно записать выражение для полного сопротивления туннельного диода, а из него определить предельную и резонансную частоты.

Из условия Re[Z] = 0, определяем предельную частоту усиления:

.

Из условия Im[Z] = 0 , находим резонансную частоту возбуждения, определяемую паразитной индуктивностью выводов:

 

.

 

Рисунок 6.33 - Эквивалентная схема туннельного диода

 

Для обеспечения w_max необходимо уменьшать индуктивность выводов:

L < C∙R_–∙r .

Туннельные диоды благодаря их высокочастотным свойствам применяются для усиления и генерации СВЧ сигналов на частотах до 100 ГГц.

Туннельные диоды обладают повышенной термостабильностью, так как туннельный механизм переноса носителей слабо зависит от температуры. Так, например, германиевые туннельные диоды работают при температуре 100°С.

К недостаткам туннельных диодов относится наблюдаемая деградация характеристик, обусловленная распадом пересыщенного твердого раствора, что приводит к росту избыточного тока и уменьшению отрицательного сопротивления.

Обращенные диоды являются разновидностью туннельных. Уровень легирования обращенных диодов таков, что перекрытие по энергии отсутствует (рисунок 6.34,а).

 

 

I

 

 

E_C

F

 

U

E_V

 

 

а) б)

 

Рисунок 6.34 - Энергетическая диаграмма (а) и ВАХ (б) обращенного диода

 

Вследствие этого в прямом смещении туннельный ток не протекает. Протекает малый диффузионный ток и избыточный туннельный ток через уровни в запрещенной зоне. В обратном смещении при малых значениях напряжений U < 0,1 В протекает значительный туннельный ток. В результате диод проводит в обратном смещении и не проводит – в прямом (рисунок 6.34,б). Отсюда название – обращенный диод. Этот вид диода используется в качестве детектора и смесителя СВЧ сигналов. Детектирующие и смесительные свойства на малом сигнале определяются нелинейностью ВАХ диода в окрестности рабочей точки. Мерой этой нелинейности является относительная кривизна характеристики, определяемая как

.

В обращенных диодах из германия a ≈ 30…40, в диодах из арсенида галлия a ≈ 10…15 и в диодах на антимониде галлия 50…70. Инерционность обращенного диода определяется временем перезаряда емкости и не превышает 1 нс. Вследствие большой кривизны вольтамперной характеристики обращенные диоды могут работать при меньшем уровне сигналов, чем обычные детекторы, и меньшем уровне сигнала гетеродина (~100 мкВт), чем обычные смесительные диоды. В отличие от детекторов на p-n переходе и барьере Шоттки, чувствительность которых уменьшается с ростом температуры, у обращенных диодов a практически не зависит от температуры в связи со слабой температурной зависимостью туннельной проводимости, определяющей ВАХ диода. Обладая малым избыточными шумами типа , обращенные диоды дают дополнительное преимущество при применении в качестве смесителей в доплеровских системах с низкой промежуточной частотой и в детекторах видеосигнала.

 

Диоды Ганна

Диод Ганна (1963г.) работает на принципе токово-доменной неустойчивости, обусловленной эффектом междолинного перехода электронов, стимулированного сильным электрическим полем. Трансформация быстрых электронов в медленные сопровождается отрицательной дифференциальной подвижностью и появлением отрицательного динамического сопротивления в СВЧ диапазоне.

В настоящее время основным материалом для создания диодов Ганна является арсенид галлия n-типа, энергетическая диаграмма которого представлена на рисунке 6.35. В зоне проводимости имеются два минимума, эффективные массы электронов в которых существенно различаются. Электроны, занимающие уровни, расположенные в центральном минимуме, называются легкими (m^*₁=0,072m_o, m_o – масса свободного электрона), а в боковом минимуме – тяжелыми (m^*₂ =1,2m_o). Так как подвижность обратно пропорциональна m^*, то легкие электроны имеют высокую подвижность m₁ » (5…8)∙10³ см²/(В∙с), а тяжелые – низкую m₂ » 100 см²/(В∙с).

При малых напряженностях электрического поля в полупроводнике все электроны находятся в нижнем центральном минимуме и плотность тока через полупроводник j₁ = qnm₁e (участок 1, рисунок 6.36).

Е

m^*₂

j v

DЕ_C j_пор m₁e

m^*₁Е_g m₀e

m₂e

j₀ v_o

K=0 K₁₀₀ 0 e_пор e₀ e

 

Рисунок 6.35 - Структура энергетических зон арсенида Рисунок 6.36 - Зависимость дрейфовой

галлия n-типа скорости и плотности тока от

напряженности электрического поля

 

С ростом напряженности электрического поля, как только у части электронов появится энергия больше DЕ_C, они смогут перейти в боковой минимум с малой подвижностью. Напряженность поля e_пор , при которой начинается такой переход, называется пороговой. При достижении напряженности электрического поля ε₀ все электроны перейдут в боковой минимум и плотность тока j₂= qnm₂e₀ . При напряжен-ностях этих полей выполняется неравенство m₁e_пор >m₂e₀ и соответственно j₁ > j₂, т.е. с ростом e от e_пор до e₀ происходит уменьшение тока через полупроводник. Это означает, что на вольт-амперной характеристике появляется участок (рисунок 6.36) с отрицательной дифференциальной проводимостью.

Наличие участка отрицательного сопротивления на вольт-амперной характеристике полупроводника при определенных условиях приводит к неустойчивости протекания тока через полупроводник. Так как средняя дрейфовая скорость движения электронов в полупроводнике v = me, то зависимость v = v(e) имеет вид, аналогичный зависимости j(e) (рисунок 6.36). Пусть к диоду Ганна приложено внешнее напряжение U_пор = e_порL (рисунок 6.37). Предположим, что на расстоянии x от катода возникла флуктуация концентрации носителей шириной Dx, в которой концентрация меньше средней по образцу. Удельное сопротивление этой части полупроводника выше среднего, поэтому напряженность электрического поля в слое Dx больше среднего значения e_пор. В соответствии с зависимостью j(e) (рисунок 6.36) скорость электронов в этом случае уменьшается, и его сопротивление дополнительно увеличивается. Происходит перераспределение напряжения между частями полупроводника: падение напряжения на слое Dx, а следовательно, и напряженность электрического поля в нем e_x увеличиваются, а в остальной части образца, вне домена, e_в уменьшается.

n

 

– Dx + U_пор

n

K A

 

L

x n₀

 

Рисунок 6.37 - Структура диода Ганна

0 x

ε

ε_x

 

Рисунок 6.38 - Распределение концент-

рации электронов и напряженности

электрического поля в домене

 

ε_в d

 

0 x

 

Скорость электронов в слое Dx меньше, чем вне его. По этой причине со стороны катода к слою Dx будут приходить электроны, а со стороны анода уходить, создавая на границе слоя Dx пространственные заряды противоположного знака (рисунок 6.38). Вследствие этого электрическое поле в слое Dx еще больше увеличится. Слой с повышенной напряженностью электрического поля Dx обычно называют доменом. Напряженность электрического поля в домене увеличивается до тех пор, пока не достигнет значения, при котором дифференциальная подвижность электронов станет положительной. После этого скорости электронов в домене и вне его сравниваются, накопление зарядов прекратится и сформировавшийся домен будет дрейфовать к аноду с постоянной скоростью.

Распределение концентрации электронов и напряженности электрического поля в домене показано на рисунке 6.36. Домен состоит из слоя, обогащенного электронами (отрицательный заряд), и слоя, обедненного электронами (положительный заряд). Если пренебречь диффузией, то плотность электронов в обогащенном слое может быть сколь угодно большой. Положительный же заряд образуется ионизированными донорами при уходе электронов из этой части полупроводника, поэтому его плотность не может быть больше n_o. Следовательно, ширина обогащенной области меньше ширины обедненной и за размеры домена можно принять размеры области положительного заряда.

Ширина объемного заряда d может быть определена из уравнения Пуассона, которое при линейной зависимости e(x) (рисунок 6.38,б) запишем в виде De/Dx = –r/(ee_о).

Поскольку De = –(e_x – e_в), Dx = d, r = qn_o , то .

При увеличении внешнего напряжения U выше U_пор избыток напряжения падает на домене, и он растет в высоту e_x и в ширину d. При определенном напряжении U_нас плотность положительного заряда в обедненной области домена достигает значения n_o, происходит насыщение электрического поля в домене e_x и при дальнейшем увеличении напряжения на диоде ширина домена растет. Во всех случаях при изменении внешнего напряжения изменяется лишь электрическое поле в домене и его ширина. Интенсивность электрического поля вне домена, а соответственно скорость его дрейфа практически не изменяются.

Изменение тока через диод показано на рисунке 6.39. Вследствие того, что вблизи катода обычно имеется высокоомный приконтактный слой, домен образуется у катода за время, равное времени релаксации t₁ = ee_оr₁. После образования домена плотность тока через диод уменьшается, а напряженность электрического поля в полупроводнике становится меньше e_пор , вследствие чего второй домен образоваться не может. В течение времени T = L/v_o домен дрейфует через объем полупроводника, и ток через диод не изменяется. При достижении анода домен исчезает, плотность тока увеличивается до j_пор, а напряженность электрического поля e_в до значения e_пор . При этом инерционность нарастания тока определяется временем релаксации t₂ = ee_оr₂ , «тяжелых» электронов домена. У катода образуется новый домен, и цикл повторяется. Таким образом, диод Ганна может быть использован в качестве генератора.

Для того, чтобы домен мог сформироваться, необходимо, чтобы время пролета домена от катода к аноду было больше времени его образования и разрушения, т.е. . Отсюда условие возникновения колебаний тока может быть записано виде:

, (6.11)

где m₀ – отрицательная дифференциальная подвижность.

Для арсенида галлия максимальная скорость электронов см/с и А » (1…2)∙10¹² см^–2.

 

j

j_пор t₁ t₂

 

j_o

T

0 t

Рисунок 6.39 - Вид колебаний тока, протекающего через диод Ганна

Частота генерации диода Ганна зависит только от длины образца: f = 1/T = v_о/L, так как скорость движения домена от внешнего напряжения и элементов схемы почти не меняется. С уменьшением L частота растет, например, при L = 100 мкм f » 1 ГГц, а при L = 10 мкм f » 10 ГГц.

Перестройку частот генерации изменением внешнего напряжения можно осуществлять в конструкции диода Ганна с переменным сечением (рисунок 6.40). Напряженность электрического поля в таком образце растет от катода к аноду. При напряжении U₁ напряженность электрического поля достигает значения e_пор в части образца x > x₁. Проходимый доменом путь равен (L - x₁), а частота генерации f₁ = v_o/(L -x₁). При U₂ > U₁ значение e_пор достигается в точке x₂, путь домена увеличивается и частота генерации уменьшается: f₂ = v_o/(L - x₂).

Если в диоде Ганна выполняется условие (6.11), то при его включении сразу возникают колебания тока и экспериментально наблюдать участок отрицательного сопротивления на вольт-амперной характеристике невозможно.

Рассмотренная неустойчивость протекания тока в диоде Ганна называется доменной. Так же, как шнурование тока типично для приборов с вольт-амперной характеристикой S-типа, образование доменов характерно для полупроводниковых приборов с вольт-амперной характеристикой N-типа. Согласно условию (6.11) колебания тока не возникают, если n₀L < A. В этом случае диод Ганна ведет себя как обычный прибор с отрицательным сопротивлением. Такие диоды могут использоваться для усиления сверхвысокочастотных сигналов.

e

U₂ > U₁

L

– +

e_пор

 

0 x₂ x₁ x

а) б)

Рисунок 6.40 - Структура диода Ганна с переменным сечением (а) и распределение напряженности электрического поля в нем (б)