Конструкция p-i-n диода

Если пренебречь падением напряжения на i -области, то предполагая справедливость распределения Больцмана
Pi(0) = pi0*exp(q*Vp-i/k*T),
где pi0 – равновесная концентрация дырок в i-области, из выражений (15), (18), (19) легко определить падение напряжения на диоде при пере-ходном процессе.

1.1.3 Переходные процессы при переключении от прямого сме-щения к обратному
Процесс рассасывания накопленных носителей заряда при переклю-чении диода в состояние с обратным смещением можно также характери-зовать тремя основными фазами. Первая фаза – фаза квази-нейтралъности, в течение которой происходит обеднение носителями областей базы, при-легающих к границам p-i – и i-p- переходов. Вторая фаза – развитие обла-стей объемного заряда, возникающих у границ базы и разрастающихся к ее центру. В этих областях ток ограничен объемным зарядом. Третья фаза – фаза переноса, в которой после смыкания областей объемного заряда из базы вытягиваются неравновесные электроны и дырки.
Процесс восстановления обратного сопротивления p-i-n- диода с учетом зарядов контактных областей может быть разделен на четыре фа-зы: фазу восстановления зарядов контактных областей, фазу квазиней-тральности процесса восстановления заряда базы, фазу развития областей объемного заряда и фазу переноса.
Фаза восстановления зарядов контактных областей. В этот период ток поддерживается зарядом 2*QC . Первыми от неосновных носителей за-ряда освобождаются слои, прилегающие к границам p-i-и i-n- переходов. Этот процесс подобен процессу в диодах с резким восстановлением [9]. Так как граничные концентрации носителей заряда в базе диода и кон-тактных областях связаны между собой распределением Больцмана, то любое уменьшение концентрации неосновных носителей заряда в контакт-ных областях сопровождается соответствующим уменьшением концентра-ции электронов и дырок в базе диода. Следовательно, в этот период вре-мени наряду с зарядом контактных областей восстанавливается часть за-ряда i-области. Однако эта часть мала по сравнению с Qi0. Поэтому можно считать, что в течение этой фазы заряд Qi0 остается неизменным.
При расчете длительности фазы экспоненциальное распределение электронов и дырок в контактных областях аппроксимируется треуголь-ным распределением (pиc. 3) с тем же значением QС0 и с той же концентра-цией носителей заряда на границах. Длительность фазы определяется вре-менем t1, за которое концентрация неосновных носителей заряда на грани-цах переходов (x = w/2) становится равной нулю. Градиенты концентра-ции носителей заряда в момент t = t1 определяются токами Inp, и Iобр. За время t1 восстанавливается заряд 2*QC1, который легко получить из гео-метрических расчетов (pиc. 3). Приравнивая 2*QC1 к Iобр*t1 можно полу-чить трансцендентное уравнение для определения t1:

, (20)

где

,

Фаза квазинейтральности процесса восстановления заряда базы начинается с момента t1 и длится до момента возникновения областей объ-емного заряда t2. В этом период времени градиенты концентрации носите-лей заряда в базе и на границах переходов равны:

, (21)

где IC(t) – остаточный ток контактных областей.

Остаточный ток замедляет процесс восстановления заряда базы. При пренебрежении IC(t) время переключения и напряжение на диоде изменяет-ся не более чем на 10 %. Поэтому для практических оценок можно исполь-зовать упрощенную модель переходного процесса, не учитывающую этот остаточный ток.
Распределение носителей заряда в базе p-i-n- диода в момент окон-чания фазы квазинейтральности может быть аппроксимирована либо тра-пецеидальным распределением (рис. 4,а), либо треугольным (рис. 4,6).

Рис.3. Распределение носителей и заряда в контактной области во время восстановления зарядов этой области.

Рис. 4. Восстановление заряда i-области при трапецеидальном (а) и треугольном (б) распределении носителей заряда.

Трапецеидальное распределение реализуется при условии

, (22)

где l – длина верхнего основания трапеции.
В этом случае из геометрических расчетов нетрудно определить мо-мент окончания фазы t2, для трапецеидального распределения:

(23)
При lt2 условие квази-нейтральности в базе не может выполняться для всей i- области. У p-i- и i-n- переходов образуется области объемного заряда, которые разрастаются в направлении к середине i -области. При этом трапецеидальное распреде-ление переходит в треугольное (рис. 4а) в момент
(25)
Ширину областей объемного заряда характеризуют переменной ко-ординатой S(t) , которую также можно определить из геометрических рас-четов (рис. 5,а,б):
дня трапецеидального распределения

(26)

треугольного распределения

(27)

В выражениях (26) и (27) момент окончания фазы развития областей объемного заряда t3 и остаточный заряд в базе в момент t2 определяются выражениями

(28)

(29)

В момент t3 происходит смыкание областей объемного заряда. К этому времени из базы экстрагируется основная часть накопленного заря-да.
Фаза переноса. В этой фазе из базы удаляются электроны и дырки, находящиеся в областях объемного заряда [15]. Концентрацию их можно оценить из выражения для тока, ограниченного объемным зарядом:

(30)
К моменту начала фазы в большей части базы дрейфовая скорость носителей заряда выходит на насыщение (vдрvт  см/с). Поэтому длитель-ность фазы переноса определяется временем их пролета с максимальной скоростью расстояния, равного половине толщины базы:

t4-t3=w/2*vт (31)

При tt4 база р-i-n- диода свободна от подвижных носителей заряда и может быть представлена независящей от напряжения емкостью Сi=*0*A/w Обратный ток не может поддерживаться постоянным и уменьшаться до нуля.
Напряжение на диоде. В первых двух фазах напряжение на диоде изменяется от Vпр до Vобр(t2). Последняя величина невелика и определяется сопротивлением контактных областей и базы в момент t=t2. Для фазы раз-вития областей объемного заряда при =const можно записать [15]

(32)

где S=S(t) и определяется (26) либо (27).
Выражение для напряжения в фазе переноса можно получить инте-грированием напряженности поля по всей базе. Однако необходимость учета тока смещения значительно усложняет эту задачу, которая упроща-ется, если для оценки Vобр.B этот период времени воспользоваться линей-ной аппроксимацией Vобр(t). Анализ показал, что в фазе переноса напряже-ние на диоде возрастает от Vобр до 3/2 Vобр при t=t4. Поэтому можно запи-сать

(33)

Такая аппроксимация вполне оправдана, так как t4-t3t4 напряжение на p-i-n- диоде увеличивается от Vобр(t4) до напряжения источника тока с постоянной времени н=Rн*ci,
где Rн – внутренне сопротивление источника тока,
сi – емкость базы диода.
В ряде случаев, например, при оптимизации формы импульса тока управления переключательными р-i-n диодами и при анализе процессов взаимодействия p-i-n- диодов со схемой управления не требуется знание детального распределения носителей заряда
в i- области. В этих случаях диод рассматривается как элемент цепи (емкость), в котором процесс накопления и рассасывания заряда описыва-ется уравнением (14) [5,10,15,16].

1.2 Технология быстродействующих p-i-n- диодов

1.2.1 Структура р-i-n- диода и требования к параметрам
полупроводникового материала [7,9,12,15,16]
Быстродействующие переключательные p-i-n- диоды представляют собой собранные в корпуса или держатели р-i-n структуры с тонкой (от 1 до 10 мкм) высокоомной (  > 10 Ом*см) базовой i-областью n- или p-типа проводимости. Материалом базовой области обычно являются эпитакси-альные пленки кремния. В качестве низкоомных р- и n-областей использу-ются низкоомные подложки кремния, тонкие эпитаксиальные, диффузион-ные или ионно-легированные слои. Площадь таких p-i-n- структур обычно составляет от 2*10-7 до 8*10-5 см2
Для минимизации вклада в пр и обр сопротивлений n- и p- областей толщину и удельное сопротивление последних стремятся делать мини-мальными. Кроме того, с уменьшением n и p уменьшается сопротивление контактов к этим областям.
При эпитаксии вследствие автолегирования и диффузии примеси из подложки на границе раздела между низкоомной и высокоомной областя-ми пластины образуется переходной слой с переменной концентрацией примеси. Толщина его может быть сравнима с размерами базы диода. Аналогичный слой образуется при создании диффузионного или эпитак-сиального переходов в высокоомной пленке.
Неполное обеднение этих слоев при обратном смещении приводит к увеличению обратного сопротивления потерь диодов. При прямом смеще-нии из-за наличия переходных слоев уменьшаются коэффициенты инжек-ции переходов. Поэтому при создании диодных структур принимаются специальные меры к увеличению резкости переходов.
Для того, чтобы полное обеднение базовой области диода и пере-ходных слоев было получено при небольшом напряжении обратного сме-щения, удельное сопротивление i -слоя должно быть максимально боль-шим.

1.2.2 Методы создания p-i-n- структур
Эпитаксиальные пленки Si для быстродействующих переключатель-ных диодов выращивают разложением SiCl4 [12], SiH4 [10],а также мето-дом молекулярно-лучевой эпитаксии [16,9]. Выращивание обычно прово-дят на подложках n- типа проводимости с удельным сопротивлением 0,001- 0,003 Ом *см. При эпитаксии для уменьшения толщины переходно-го слоя между низкоомной подложкой и высокоомной пленкой принимают меры, снижающие эффект автолегирования. Для этой цели перед эпитакси-альным выращиванием обратную сторону подложки маскируют нелегиро-ванным материалом, а процесс эпитаксии проводят в два этапа. На первом этапе при высокой температуре выращивают тонкий (около 0,4 мкм) слой нелегированного Si [10], на втором при более низкой температуре этот слой доращивают до необходимой толщины. При пиролизе SiH4 в каче-стве маски может быть использован слой SiO2 для SiCl4 предпочтительнее маскирование высокоомным слоем Si. Типичные значения толщины пере-ходных слоев в пиролитических эпитаксиальных структурах, используе-мых для создания БПД, лежат в пределах 0,4-0,6 мкм.
Молекулярно-лучевая эпитаксия, проводимая в ультравысоком ва-кууме при сравнительно низкой температуре (950-1050°С), позволяет уменьшить толщину переходного слоя примерно до 0,2 мкм.
Обычно p-i- переход создается низкотемпературной (Т=860-880°С) диффузией бора на глубину 0,15-0,22 мкм. При изготовлении р-i-n- струк-тур по технологии обращенной мезаструктуры подложку стравливают до -толщины примерно 10 мкм. При создании прямой мезаструктуры под-ложку также утончают.
В качестве контактов к сильнолегированным областям р-i-n- струк-тур используются тонкие слои Cr, Ti и Pd2Si. Контакты формируются в ви-де многослойных систем Ti-Au [15,16], Cr-Pd-Au [9,10]. Значения среднего удельного сопротивления этих контактов s=(sp+sp)/2 для p,n 0,005 Ом*см сравнимы и примерно пропорциональны сопротивлению p- и n- областей. При n=0,0015 Ом*см и p = 0,001 Ом*см в диапазоне частот 700-1700 МГц для всех типов контактов s