《射频电路设计第六章培训课件》由会员分享，可在线阅读，更多相关《射频电路设计第六章培训课件（64页珍藏版）》请在金锄头文库上搜索。
1、1,射频电路设计,信息科学与技术学院,2,目 录,第一章 引言 第二章 传输线分析 第三章 Smith圆图 第四章 单端口网络和多端口网络 第五章 有源射频器件模型 第六章 匹配网络和偏置网络 第七章 射频仿真软件ADS概况 第八章 射频放大器设计 第九章 射频滤波器设计 第十章 混频器和振荡器设计,3,第六章有源射频元件,6.1半导体基础 6.2射频二极管 6.3BJT双极结晶体管 6.4射频场效应晶体管 6.5高电子迁移率晶体管,4,6.1半导体基础,本节以三种最为通用的半导体：锗(ce)、硅(si)和砷化镓(GaAs)半导体为例，简明地介绍构筑半导体器件模型的基本模块，特别是PN结的作用
2、。 如右图(a)原理性地给出了纯硅的键价结构：每个硅原子有4个价电子与相邻原子共享，形成4个共价键。其中有一价键热分离(To K)，造成一个空穴和一个运动电子。 A、当不存在热能时，即温度为绝对零度(T=o K或T=-273.150C) ，所有电子都束缚在对应原子上，半导体不导电。 B、当温度升高时，某些电子得到足够的能量，打破共价键并穿越禁带宽度Wg=Wc Wv，如图b所示(在室温T300K，Si的带隙能为1.12ev，Ge为o.62ev，GaAs为1.42ev)。这些自由电子形成带负电的载流子，允许电流传导。 在半导体中，用n表示传导电子的浓度。当一个电子打破共价键，留下一个带正电的空位，
3、后者可以被另一电子占据。这种形式的空位称为空穴，其浓度用p表示。,在图6.1(a)中图示了平面晶体布置示意图， 在图6 (b)显示了等效能带图示，图中在价带Wv中产生一空穴，在导带Wc中产生电子，两个带之间的带隙能为Wg。,5,6.1半导体基础,带入得本征载流子浓度为：,当存在热能(To K)时，电子和空穴穿过半导体晶格作无规运动。如果一电子正好碰到一空穴，两者即结合，荷电互相抵消。在热平衡状态下电子和空六的结合数与产生数是相等的。其浓度遵从费米(Fermi)统计而有：,其中,分别是在导带(Nc)和价带(Nv)中的有效载流子浓度。m对应半导体中电子和空穴的有效质量，由于与晶格的相互作用，它们不
4、同于自由电子的静止质量，k是波尔茨曼常数，h是普朗克常数，T是绝对温度(K)。,一、本征半导体： 由热激发产生的自由电子数等于空穴数，即n=pni，所以电子和空穴的浓度按以下的浓度定律表述：,ni是本征浓度，该式对掺杂半导体也适用,n和p分别表示与导带和价带相关联的能级；WF是Fermi能级，电子有50的概率占据该能级。对本征(纯)半导体，在室温下其费米能级非常靠近禁带的中部。,6,6.1半导体基础,据宏观电磁理论：材料的电导率为JE， J是电流密度，E是外加电场. 在宏观模型(Drude模型)下，电导率可通过载流子浓度N，有关元素的荷电量q，漂移速度vd以及电场E给出： 在半导体中，电子和空
5、穴两者都对材料的电导率有作用。在低电场下载流子的漂移速度正比于外加电场强度，其比例常数称为迁移率。则： 其中 n和 p分别为电子和空穴的迁移率。 对于本征半导体，由于有np=ni，则：,环境温度对半导体的电性能有很大影响。由功率损耗使器件内部加热，可造成超过1001500c的温升。注：在例题中忽略了带隙能随温度的变化，这将在第7章中讨论。,7,6.1半导体基础,二、掺杂半导体： 通过引入杂质原子可以引发半导体的电特性作较大的改变。这种过程称为掺杂。 1、 N型半导体：为获得N型掺杂(提供附加电子到导带)，所引入的原子较之原来在本征半导体晶格上的原子有更多的价电子。如：将磷(P)原子移植到si内
6、，就在中性晶格内提供了弱束缚电子，如右图（b) 由直觉看出：“额外”电子的能级比其余4个价电子的能级更接近导带。当温度上升到高于绝对零度时这个弱自由电子从原子中分离出，形成自由负电荷，留下固定的磷正离子。这样，当仍保持电中性时，该原子施舍一个电子到导带，而价带中没有产生空穴。 由于在导带中有了更多的电子，结果就导致Fermi的增高。成为N型半导体，其中电子浓度nn和少数空穴浓度Pn有如下关系：,其中nD为施主浓度,代入方程得： 当nDni 则：,8,6.1半导体基础,2、 P型半导体：现在考虑添加的杂质原子比构成本征半导体品格的原子有更少价电子的情况。这种类型的元素称为受主例如对于si晶格，硼
7、(B)就属于这种元素。 由图(c)（上页）可看出：共价键之一出现空六。这一空穴在能带隙中引入附加能态，其位置靠近价带。当温度从绝对零度向上升时，一些电子得到额外能量去占据空键，但其能量不足以越过禁带。这样，杂质原子将接受附加电子，形成净负电荷。在电子被移去的位置上将产生空穴，这些空穴可自由迁移，并对半导体中的传导电流作出贡献。用受主原子对半导体掺杂，就产生P型半导体，它有：,其中：NA和np是受主和少数电子浓度。,代入方程 求解得： P型半导体中空穴浓度Pp和电子浓度np为：,由于高掺杂 NAni 则,9,6.1半导体基础,6.12PN结 P型和N型半导体的物理接触引出厂与有源半导体器件相关联
8、的最重要的概念之一：PN结。由于这两类半导体之间在载流子浓度上的差别，引起穿过界面的电流。这种电流被称为扩散电流，它由电子和空穴组成。 如图 所示的一维模型： 扩散电流为：,称Einstein关系：,其中的Indiff和IPdiff分别为扩散电流的电子分量和空穴分量，A是与x轴正交的半导体 截面积，Dn和Dp分别是电子和空穴的扩散常数。,原来是中性的P型半导体，出现空穴扩散电流后，留下负空间电荷，N型半导体，出现电子扩散电流后，留下正空间电荷，扩散电流发生时，正电荷和负电荷之间产生电场E，从而产生感应电流，它与扩散电流方向相反，使 I F+Idiff=0，则得：,10,6.1半导体基础,如果再
9、考虑空穴电流从P型半导体到N型半导体的流动以及与之相抵消的场感应电流中的相应部分IPF，可以得到扩散阻挡层电压：,以电势的导数代替电场，积分得扩散阻挡层电压（称内建电势）：,其中nn和np仍分别是N型半导体和P型半导体中的电子浓度。,若：P型半导体中受主浓度NAni N型半导体中施主浓度NDni 则n n= ND n p = ni2 /NA,11,6.1半导体基础,例题62 确定PN结的扩散阻挡层电压或内建电压 对一特定的(硅)PN结，掺杂浓度给定为NA5xl018cm-3和N05xl015scm-3，以及其本征浓度ni1. 5xl010cm-3 ，求在T300 K下的阻挡层电压。 解：阻挡层
10、电压直接由(620)式确定： 内建电势依赖于掺杂浓度和温度。 对不同半导体材料（本征载流子浓度不同），即使掺杂密度是相同，其内建电压将是不同的。要确定沿X轴上的电势分布，可应用泊松(Poisson)方程，在一维分析下写成 设定均匀掺杂和跳变结点近似，如图6.5b所示，而有每一材料中的电荷密度： 其中d p和dn分别是在P型半导体和N型半导体中空间电荷的延伸长度，见图65(a)。 对上式积分可求出半导体在空间范围dpx dn内的电场：,其中：(x)是电荷密度，r是半导体的相对介电常数。,电场分布见图d,12,6.1半导体基础,所得到的电场分布的结果描绘在图65(d)小。在推导(623)式时，利用
11、了电荷抵消规律，即要求半导体内总空间电荷为零这一事实，对于高掺杂半导体这等效于以下条件： 为获得电压沿x铀的分布，对(623)式积分如下：,总电压降为扩散电压：,13,6.1半导体基础,正空间电荷区在N型半导体内的延伸长度：,正空间电荷区在N型半导体内的延伸长度：,总长度：,三、结点电容：是射频器件的一个重要参量，因为在高频运行下低电容意味着有快捷的开关速度和适应能力。通过熟知的平扳电容器公式可找出结电容：C=A/ds 把距离代人上式得到电容的表达式如下 如果外电压VA加到结点上：出现如图66所示的正反两种情况，说明了二极管的整流器作用。,14,6.1半导体基础,反向馈电见图66(a)增加空间
12、电荷区并阻断电流流动，只是由少数载流子(N型半导体中的空穴和P半导体中的电子)造成的漏电流。与此相反，正向馈电由于在N型半导体中注入额外的电子和在P型半导体中注入额外的空穴，而使空间电荷区缩小。为表述这些情况，必须对上面给出的方程(627)和方程(628)加以修改，用Vdiff-VA代替原式中的阻挡层电压Vdiff：,可看出：空间电荷区或是增大或是缩小取决于VA的极性。,导致空间电荷区或耗尽层的总长度：,15,6.1半导体基础,例题63 计算PN结的结电容和空间电荷区的长度 对于硅半导体的一个跳变PN结，在室温下(r119，nixl010cm-3其施主和受主浓度分别等于NAl015cm-3和N
13、05xl015cm-3 。意欲找出空间电荷区dp和dn以及在零偏置电压下的结电容。证明PN结的耗尽层电容表示成下列形式： 其中cJ0是零偏置电压下的结电容。确定cJ0 ，并描述出耗尽层电容与外电压的函数关系(设PN结的横截面积A10-4CM2)。 解：把外电压VA引入到电容表达式(6.30)中得到：,令：,计算得：CJ0 =10.68PF,当外加电压接近内建(阻挡层)电势时结电容趋于无限大。然而在实际上此时开始达到饱和，这将在后面介绍,16,6.1半导体基础,四、肖特基二极管方程： 对流过二极管的电流列出肖特基二极管方程(在附录F中有推导)： I=I0（e v/VT-1) 其中Io是反向饱和电
14、流或漏电流。 通常称这电流一电压特性曲线为I-V曲线,如图6.8所示。 该曲线表明： 在负压下有一小的、与电压无关的电流(-Io)，而在正压下则为指数增长电流。（图示中的函数关系是理想化的，末考虑到击穿现象。但上式显示出了在外加交流电压下PN结的整流性质。） 耗尽层或结电容的存在要求PN二极管上加有负电压。（如上例题），这意味着VAVdiff ，则它占支配地位。该电量可定量给出，即电量Qd等于二极管电流I与载流子穿过二极管的渡越时间T的乘积： 显然 扩散电容与外电压和结温度非线性关系： 可见它与工作电压有强烈地依赖关系。 通常PN二极管的总电容c可粗略地划分成三个区域： 1VA0，只有耗尽层电
15、容是重要的；C=CJ 20VAVdiff，耗尽层和扩散电容相组合：C=CJ+Cd 3VAVdiff，只有扩散电容是重要的：C=Cd 如：二极管工作在VA=1v，并没定渡越时间T100ps，室温300 K(即VT26mV)，测量反向饱和电流Io=10-15A，扩散电流的影响增强。把这些值代人得：C=Cd=194nF（电容值相当大的，对R=0.1-1会产生大的时间常数，限制了应用）,17,6.1.3 肖特基接触 肖特基分析了当一金属电极接触一半导体时所涉及的物理现象。 如：如果P半导体与铜或铝电极接触，就有电子向金属扩散的趋势，而在半导体中留下空穴，使其中的空穴浓度增加。这种效应的结果是改变界面附
16、近的价带和导带能级。见图69(a）所示能带结构中的局域变化。 由于有更高的空穴浓度，价带弯向费米(Fermi)能级。由于更低的电子浓度、导带向离开费米(Fermi)能级的方向弯曲。对这样一种组态，不管外加电压的极性，总是得到一低电阻的接触如图69(b)所示。 当金属电极与N半导体接触时，出现更类似于PN结的性能：由于电子从半导体向金属迁移，在半导体中产生一小的正电荷密度。因为：当两种材料分开时，半导体(较低的逸出功)相对于金属(较高的逸出功)有较高的费米能级(较低的逸出功)。然而一旦两种材料接触时，费米能级必须是相同的，就产生两者能带的弯曲。电子从N型半导体扩散出去留下正空间电荷。耗尽层增大直到空间电荷的静电排斥作用阻止电子进一步扩散为止。图610给出两材料在接触前后的情况。,18,与金属逸出功WMqVM有关，其中VM记为费米能级与电子逸出成为自由粒子时参考能级之间的差； 对某些常用金属的VM值见表62。上式中qx电子亲和能势是从导带到该同 一参考能级来测定的电子亲和电势x的值对si为4.05V，对Ge为4.07 v,有如在州结
