DE1298152C2 - Halbleiterbauelemente mit gesteuerter erzeugung und ausbreitung von elektrischen stosswellen innerhalb des halbleiterkoerpers - Google Patents

Description

Die vorliegende Erfindung bezieht sich auf ein Verfahren zur Erzeugung von elektromagnetischen Schwingungen im Mifcrowellenbereich mittels eines einkristallinen Halbleiterkörper vom N-Leitfähigkeitstyp, der zur Ausbildung innerhalb des Halbleiterkörper* befindlicher elektrischer Felder ohmise kontaktien tst und in welchem bei Überschreite! einer kritischen elektrischen Feldstärke auf Gruni eines Yolumeffektes den Halbleiterkörper durcn Saufende HochfeSdzonen ausgelöst werden.

In der üSA.-Patentschrift 2 975 37? ist zwar aucl ein einen Volumeffekt ausnutzendes Hslbldterbau element beschrieben, jedoch zeigt sich hierbei, dal die auftretenden inkohärenten Schwingungen nich »ο ohne weiteres auskoppeibar sind, sondern nur danl ihrer Folgeerscheinung, nämlich der des negativ« differentieilen Widerstandsbereichs ihrer jeweiliger Kennlinie zu verwerten sind. Demgegenüber lasser sich beim eingangs beschriebenen Verfahren die au: Grund eines Volumeffektes in einem Halbleiter körper auftretenden kohärenten Schwingungen direk verwerten.

Andererseits sind aber den Gunn-Effekt ausnutzende Halbleiterbauelemente bekannt. Dieser Effeki *> und sein; Realisierung in Haibieiterproben ist erstmals in der Zeitschrift sSolid State Communications'«, Bd. 1 (!963), auf den Seiten 88 bis 91, in einer Arbeit von J. B. Gunn erwähnt. Weiterhin ist in der Zeitschrift »IBM Journal of Research and Developas ment«, vom April 19M, auf den Seiten 141 bis 159, ein derartiges Halbleiterbauelement dargestellt und beschrieben. In dieser ebenfalls von J. B. Gunn stammenden Arbeit, weiche die Überschrift *Strominstabiütäten in IIl-V-Halbleitern« trägt, werden an derartigen Bauelementen gewonnene Meßergebnisse rein phäncmenologischer Natur mitgeteilt, wobei die Messungen dem Zweck dienten, einen Aufschluß über den zunächst völlig unbekannten Schwingungsmechanismus zu erhalten.

Es hat sich nun gezeigt, daG von einer Rohe von für die Erklärung dieser Strominstabilitäten bzw. Schwingungen an sich möglichen, bereits vor der Entdeckung dieses Phänomens entwickelten Theorien die Vorstellungen von B. K. Ridley sowie \on C. Hilsum die dem Schwingungsmechanismu. zugrunde liegenden Tatsachen am besten zu erklären gestatten

Die entsprechende Arbeit von B. K. Ridley ist

in der Zeitschrift »Proceedings of the Physical Society.Bd. 82(1963), S. 954 bis 966 bzw. C. Hilsum in der Zeitschrift ^Proceedings of the IRE", vom Februar 196:. S. 185 bis 189, zu finden.

Die erstgenannte Arbeit basiert im wesentlichen auf Überlegungen bezüglich eines irreversiblen thermodynamischen Systems, wobei unter Anwendung des Prinzips der Erzeugung der kleinsten Entropie das Phänomen des bereits seit langem cxperimentiell realisierten sogenannten stronigesteuerten negativen differentii'llen Widerstandes als auch die hierzu di.alc Erscheinung des sogenannten spannungsgesteuerten differentieilen negativen Widerstandes, welehe dem Gunn-Effekt zugrunde liegt, erklärt bzw. die letztere als energetisch grundsätzlich möglich vorausgesagt werden konnte. Dahingegen liegen der Theorie von ^¹ C. Hi! si: in Vorstellungen ,.ugrundi.. welche die Massen- .nd damit die Beweglichkeiisiinderungcn der 1-1'.4'.1OnCIi betreffen, weiche liiese beim Übergang \on einem Hauptenergieflächenminimum zu einem Nebcnenergieflächenminir.ium geeigneten ''-· Energieabstandes erleiden, wobei dieser Übergang unter dem Einfluß der Aufheizung der Elektronen durch ein im Halbleiterkörper befindliches genügend starkes elektrisches IcId stattfindet.

Ridley zeigte in seiner obengenannten Arbeit, daß unter bestimmten Voraussetzungen (z. B. geeignetes Energiebandsystem des benutzten Halbleitermaterials) ein Instabilität des über einem Kristall-Itäbchen anliegenden elektrischen Feldes zu erwarten ist, indem dieses sozusagen in mehrere Bereiche aufbricht, wobei ein sehr kleiner Längenbereich des Kristalls eine sehr hohe, die übrigen Bereiche jedoch wesentlich geringere Feldstärken aufweisen.

Bei der dualen Erscheinung des kurzschlußitabilen negativen differentiellen Widerstandes, der praktisch bereits is Form der sogenannten Sparks von der Technik der Gasentladungen und in Festkörpern Z. B. als Zenerdurchbruch bekannt ist, liegt dahingegen ein in Richtung des Feldes sich erstreckender lehr enger fadenartiger Bereich extrem hoher Stromdichte vor, während die Bereiche außerhalb dieses Stromfadens eine wesentlich geringere Stromdichte ieigen.

Die beim Gunn-Effekt im wesentl^:chen tranversal zur Feldrichtung verlaufenden Zonen mit hohem Feld werden Hochfeldzonen genannt. Zwischen diesen und den entsprechenden Hochstromfäden beim dualen Effekt besteht jedoch ein wesentlicher Unterschied. Während letztere nämlich im wesentlichen örtlich fixiert bleiben, bewegen sich die Hochfeldzonen, deren Quellen als Raumladungsschichten aufzufassen sind, die aus Elektronen in bestimmten Zuständen bestehen, unter der Einwirkung des Gesamtfeldes mit der Elektronendriftgeschwindigkeit entlang dem Spannungsgradienten.

F i g. 1 zeigt den zeitlichen Verlauf derartiger Hochfeldzonen, wie sie sich aus den anfangs erwähnten Messungen von Gunn ergaben. Diese Messungen wurden durchgeführt an einer Probe aus N-leitendem Gallium-Arsenid der Länge L— 210 μ und einer Querschnittsfläche von 3,5 · 10"³ cm². Der Kristall wurde in seiner Längsrichtung kapazitiv mit einer verschiebbaren Sonde abgetastet und die Potentialverteilung

Κ(λγ, f) bzw. deren zeitliche Ableitung -5— (jc, /) auf

dt

den Schirm einer Kathodenstrahlröhre aufgezeichnet, wobei die Ableitung, abgesehen von einem Faktor, dem zugehörigen Feldstärkewert entspricht.

Wie man aus der F i g. 1 ersieht, pflanzt sich die Hochfeldzone mit konstanter Geschwindigkeit und mit im wesentlichen unveränderter Gestalt fort, sobald eine derartige Störung einmal aufgebaut wurde. Daher kann diese auch aufgefaßt werden als Stoßwelle, welche kurz nach ihrer Erzeugung einen stationären Zustand erreicht. Zum Ingangsetzen einer derartigen Hochfeldzone ist ein Mindestwert der elektrischen Feldstärke, die sogenannte kritische Feldstärke, erforderlich, unter deren Einfluß eine genügende Anzahl von Elektronen genügend Energie aufnehmen können, um in das Nebenenergieflächenminimum zu gelangen. Diese Feldstärkenwerte liegen bei einigen tausend V/cm, so daß zur Auslösung Steuersignale hoher Energie erforderlich sind. Außerdem sind infolge der hierdurch gegebenen Flankensteilheiten die Zeitpunkte der Auslösungen nur ungenau definiert.

Der vorliegenden Erfindung liegt daher die Aufgabe zugrunde, ein Verfahren zur Auslösung von Hochfeldzonen in Halbleiterkörpern bzw. von Schwingungen im Mikrowellenbereich anzugeben, welches nicht mit den obengenannten Nachteilen behaftet ist, bei dem die Periodendauer konstant gehalten wird.

Dies wird bei einem Verfahren der eingangs genannten Art erfindungsgeroäß dadurch erreicht, daß die Höhe eines ersten elektrischen Feldes (Hauptfeld) dicht unterhalb der kritischen Feldstärke gehalten wird und daß an aktiven und passiven Unstetigkeitsstellen des Halbleiterkörpers ein derartig hohe:; zweites elektrisches Feld (Auslösefeld) gebildet wird, daß sich durch Überlagerung beider elektrischer Felder eine elektrische Feldstärke einstellt, die oberhalb der kritischen elektrischen Feldstärke liegt.

Es sind bereits z. B. in der österreichischen Patentschrift 209 377 Verfahren zur Erzeugung oder Verstärkung von elektromagnetischen Schwingungen im Mikrowellenbereich mittels eines einkristaüinen HaIb-

leiterkörpers bekanntgeworden, bei welchem beim Überschreiten einer kritischen elektrischen Feldstärke auf Grund eines Volumeffektes elektromagnetische Schwingungen entstehen und bei welchem ohmsche Kontaktierungen zur Erzeugung einiger elektrischer

ao Felder innerhalb des Halbleiterkörpers ebenfalls als zusätzliche Mittel zur Auslösung der Schwingungen vorgesehen sind. In den bei diesen bekannten Verfahren angewendeten Halbleiterkörpern werden jedoch Plasmaströmungen der Ladungsträger durch ein

as konstantes oder veränderliches Ziehfeld erzeugt. Im Gegensatz zu der Erfindung, wo durch die genannten zusätzlichen Mittel eine Periodenstabilisierung der erzeugten Schwingungen herbeigeführt wird, dienen diese bei der bekannten Anordnung dazu, entweder

die Plasinaeigenfrequenz durch mehr oder weniger starke Ladungsträgerinjektion zu ändern, also zu modulieren, oder aber mit Hilfe von stetigen oder gestuften Querschnittsänderungen die Abnahme, d. h. Auskopplung der einzelnen Schwingungszustände bzw. Frequenzen vorzusehen.

Diesen Verfahren liegen Analogievorstellungen zwischen den von der Technik der Gasentladung her bekannten Plasmaschwingungen und einem im Kristall angenommenen Plasma zugrunde. Die bekannten

Halbleiterbauelemente der letztgenannten Art weisen daher einen wesentlichen Unterschied des Schwingungsmechanismus gegenüber den bei dem Verfahren nach der vorliegenden Erfindung angewendeten Halbleiterbauelementen auf, bei denen die Schwingungen

infolge der mit der Driftgeschwindigkeit der Elektronen sich fortbewegenden Hochfeldzonen zustande kommen.

Einzelheiten der Erfindung ergeben sich aus der weiteren Beschreibung sowie aus den Figuren. In diesen bedeutet

F i g. 1 eine graphische Darstellung der sich nach Art einer Stoßwelle in Längsrichtung der Kristallprobe fortpflanzenden Hochfeldzone,

F i g. 2 Impulsdiagramme zur Erläuterung der an

die Probe angelegten Auslösespannung und des daraus resultierenden Stromes,

F i g. 3 a, 3 b und 3 c eine schematische Darstellung zur Erläuterung verschiedener Möglichkeiten zur Auslösung der Hochfeldzone durch hohe elektrische Feldstärken,

F i g. 4 und 5 Diagramme verschiedener, in die Halbleiterprobe eingespeister tzw. in diesen als Stromverlauf entstehender Impulse,

Fig. 6 eine perspektivische Darstellung eines

als Oszillator geeigneten typisch :n Halbleiierbauelementes,

Fig. 7a und 7b eine schematise e Darstellung

anderer Möglichkeiten zur Erzeugung von örtlich

hohen elektrischen Feldern zum Zwecke der Auslösung von Hochfeldzonen,

Fig. 8a und 8b eine Darstellung weiterer Möglichkeiten zur Auslösung von Hochfeldzonen,

F i g. 9 eine weitere Modifikation einer Vorrichtung zur Auslösung einer Hochfeldzone.

Bei dem mit 1 bezeichneten Verlauf zu Beginn am oberen Ende der Fig. 1 verläuft die Ableitung ^dV {.\\ t)

ίο

bzw. die elektrische Feldstärke etwa linear mit x. Dies bedeutet, daß das elektrische Feld gleichförmig innerhalb des Halbleiterkörpers zwischen den ohmschen Kontaktierungen (Anode und Kathode) ansteigt. Im Kurvenzug 2, der nach einem Zeitablauf von 6,6 · ΙΟ"¹¹ see auftritt, beginnt eine Verzerrung der linearen Feldverteilung einzutreten. Beim Kurvenverlauf 11 hat diese Verzerrung die Form eines wohldefinierten Maximums der Feldstärke angenommen, welche sich etwa über einen Bereich von etwa 30μ erstreckt. Von diesem Zeitpunkt an pflanzt sich die Hochfeldzone in der .Y-Richtung mit unveränderter Gestalt fort. Dies gilt bis etwa zum Kurvenzug 35, wo die Hochfeldzone die Anode erreicht hat. Von hier an wird die Darstellung wegen wahrscheinlichkeitsverteilter Differenzen der nachfolgenden Impulse etwas unübersichtlich. aber man kann sehen, daß die bei den Kurvenzügen 2 bis 11 auftretenden Verhältnisse sich wenigstens in allgemeiner Weise innerhalb der Kurvenzüge 35 bis 44 reproduzieren. Weiter zeigten die Messungen, daß die Geschwindigkeit, mit welcher ->ich das Maximum fortpflanzt, konstant ist, und etwa 8 · 10· cm, see beträgt. Dieser Wert ist etwa gleich dem auf Grund von an anderen Halbleiterkörpern für die Driftgeschwindigkeit der Elektronen in der Gegend des Schwellenwertes bekannten Daten geschätzten Wert. Das mittlere elektrische Feld in der Strörungszone kann aus der beobachteten Länge und aus dem Polenlialabfall roh abgeschätzt werden. Der so gefundene Wert beträgt etwa 2 · IC⁴ V/cm. 4<-

Wird eine Energiequelle konstanter Spannung (niedriger Innenwiderstand) zur Anregung des Halbleiterkörpers benmzt, wie es bei Benutzung des Halbleiterbauelements als Mikrowellenoszillator der Fall ist. so sind die Verhältnisse etwas verschieden von den eben besprochenen mit Impulsanregung durchgeführ- ₍ ten Messungen. In diesem Falle ist das Potential an den Kontaktierungen (Anode und Kathode) festgelegt, und die Erzeugung einer Hochfeldzone erfordert, daß Teilfelder an Stellen außerhalb des Halblciterkörpers ^ reduziert werden müssen. Besonders für die Kurven 3, 4 und 5 wird das Feld an der Kathode kleiner als es dem entsprechenden Wert der Kurve 1 entspricht. Dieser Wert war ausreichend zur Erzeugung der Hochfeldzone. Da das Vorhandensein einer kritischen örtlichen ^r-, Feldstärke E_T zur Auslösung der Instabilität erforderlich ist, sieht man. daß die Existenz einer Hochfeldzone innerhalb der Probe die Erzeugung einer zweiten Hochfeldzone in der Gegend der Kathode verhindert, indem an dieser Stelle das Feld auf einen Wert verringeri 6₍. wird, der unterhalb Et liegt. Dieses Hindernis ist natürlich nicht mehr wirksam, wenn die erste Hoch- ' feld7onc die Anode erreicht und die Potcntialverleilung augenblicklich wieder dem Verlauf der Kurve I entspricht. Im Gegensatz hier/u ist das Feld an der r·,·, Kathode unter konstanten Stromvcrhälinissen unabhängig von der Anwesenheit oder Abwesenheit einer Hochfeldzonc an irgendeiner anderen Stelle innerhalb der Probe, und es können jederzeit weitere Hochfeldzonen auf den Weg gebracht werden.

Es folgt eine Zusammenfassung der sich au^ den obengenannten Messungen ergebenden Tatsachen:

a) Das Einsetzen der Fluktuation infolge Instabilität entspricht der Anwesenheit einer Hochfeldzone.

b) Sobald die Hochfeldzone erscheint, wird das Feld in den anderen Teilen des Halbieiterkörpers auf einen Wert unterhalb der kritischen Feldstärke Et reduziert. Da Galliumarsenid unter diesen Feldverhältnissen ein fast ohmscher Leiter ist, so wird der Sirom proportional zum Feldabfall reduziert.

c) Eine neue Hochfeldzone wird auf den Weg gebracht, wenn ausirgendeinemGrundeder Leitungsstrom auf einen Wert It anwächst und das Feld an der Kathode entsprechend den Wert Et erreicht.

d) Die Konstanz des Wertes I_max bei Änderung der angelegten Spannung kann in der gleichen Weise erklärt werden.

e) Der Vorgang der Verhinderung des gleichzeitigen Auftretens mehrerer Hochfeldzonen ist am wirksamsten in kurzen Halbleiterkörpern. Bei langen Halbleiterkörpern ist die Feldänderung an der Kathode zu klein, um das Einsetzen von weiteren Hochf;ldzonen zu steuern; es muß dann angenommen werden, daß diese Einsätze zu willkürlichen Zeiten stattfinden.

f) Die gleichen Bemerkungen treffen zu bei kurzen Halbleiterkörpern, in diesem Falle wird unter den Bedingungen fast konstanten Stromes gearbeitet.

g) Unter der Bedingung konstanter Spannung ist der Mechanismus der Unterdrückung zusätzlicher Hochfeldzonen wirksam genug, um bei kurzen Halbleiterkörpern sicherzustellen, daß dann und nur dann eine Hochfeldzone von der Kathode her einsetzt, wenn die vorhergehende die Anode etreicht hat.

Die Erzeugung einer neuen Hochfeldzone findet so in periodischer Weise statt.
Dieser Effekt läßt sich am besten auf Grund der Fig. 1 einsehen. Hier wird offenbar im Bereich der Kurvenverläufe 34 bis 44 eine neue Hochfeldzone erzeugt.

h) Die Schwingungsperiode ist gieich der Laufzeit dei Hochfeldzone durch den Halbleiterkörper, welche etwa der Geschwindigkeit der Elektronen entspricht, die diese bei der kritischen Feldstärke besitzen.

i) Die erste Hochfeldzone bildet ihre volle Amplitude aus. bevor sie die Kathode verläßt. Die Modula tion des Stromes erreicht dann den höchstmöglichen Wert.

j) In sehr kurzen Halbleiterkörpern kann die Span nung Ut = L-Et {L -- Anodcn-Kathodenab stand) kleiner sein als die Spannung, welche ent lang der sich frei ausbreitenden Hochfeldzonc liegt In diesem Falle verbleibt die Hochfeldzone wahr scheinlich an der Kathode fixiert, bis irgendeini höhere Spannung angelegt wird. Auf diese Weisi ist die erscheinende Schwellwcrtspannung höhe als L ■ E_T. Dieser Effekt steht im Einklang mit dei beobachteten Kurvcnvetiäufen der / - U Charak tcristik sehr kurzer Halbleiterkörper.

k) Da die Hochfeldzonc in derselben Richt-;- - er läuft wie die Elcktronenbcwegung. sind .i.r.ori tiitsladungsträgcr an dieser unbeteiligt.

ίο

I) In Indiumphosphid (InP) ist die Lebensdauer der Defektelektronen offenbar lang genug, um auch eine Löcherinjektion möglich erscheinen zu lassen, wobei die Injektion durch einen Lawinenprozeß in Verbindung mit sehr hohen Feldstärken an der Amide bewirkt werden kann. Derartige hohe Feldstarken liegen aber an dieser Stelle offensichtlich nur bei der Ankunft einer Hochfeldzonc vor. Daher muß der Strom für eine Zeitdauer verschwinden, die gleich der Laufzeit der Hochfeldrone ist, bevor er infolge einer durch Lawinenprozeß bewirkten Injektion anwachsen kann.

Im Zusammenhang mit den Kurvenverläufen der Tig. I wurde bereits bemerkt, daß, nachdem eine Hochfeldzone einmal erzeugt ist, diese sich anscheinend im Gleichgewicht weiter fortpflanzt, auch dann, wenn ilas angelegte Feld auf einen Wert reduziert wird, der unterhalb des zur Erzeugung erforderlichen kritischen Wertes liegt. Diese Tatsache liegt den in den F i g. 2a und 2b dargestellten Impulsformen zugrunde. F i g. 2a zeigt einen Spannungsimpuls, welcher an die Kontaktierungen eines Halbleiterkörpers angelegt wird und der aus einem ersten Impuls A und dem kürzeren Zusatzini puls B besieht. Während der Impuls A das Hauptfeld aufbaut, welches dicht unterhalb der kritischen elektrischen Feldstärke bleibt, liefert der Zusatzimpuls B eine zusätzliche Feldstärke (Auslösefeld), die so bemessen ist. daß die dem Auslöseimpuls A ■ B entsprechende Feldstärke die kritische Feldstärke überschreitet.

Der Halbleiterkörper wirkt mit einem Lastwiderstand zusammen. Zur Bereitstellung des Auslösefeldes dient eine besondere Spannungsquelle, z. B. ein Impulsgenerator mit einem wie in Fig. 2a gezeigten Grundimpuls A und einem auf diesen Impuls aufgesetzten Dreieckimpuls B. Dieser überlagerte Dreieckimpuls B ist so groß, daß die Gesarntimpulshöhc innerhalb eines kurzer·. Zeitintervall den kritischen Wert Ur übersteigt.

Der resultierende Stromimpuls besitzt die in F i g. 2b gezeigte Form. Mau sieht, daß von dem Augenblick an. in dem die Amplitude der Impulse Λ und ö den kritischen Wert Ut überschreitet, die Impulshöhe des Stromimpulses unter meinen Maximalwert absinkt und noch eine gewisse Zeit auf diesem niedrigen Wert verbleibt, selbst wenn der Dreieckimpuls B bereits beendet ist.

Bei einem ausgeführten Beispie! hatte der Dreieckimpuls B eine Impulsdauer von 0.2 nsec. der Stromabfall währte jedoch für eine Zeitdauer von etwa 2 nsec. Dies ist ein Zeitintervall, welches für den gewähltcn Halbleiter körperannähernd gleich der Laufzeit der Hochfeidzone ist.

Daraus ergibt sich, daß eine Hochfeldzone sich weiterhin unter Bedingungen durch den Halbleiterkörper ausbreitet, unter denen die Erzeugung einer Hochfeldzone an sich nicht möglich wäre. Die Hochfeldzone breitet sich weiter durch den Halbleiterkörper aus. obwohl der Impuls selbst, welcher die Auslösung dieser Hochfeldzone eingeleitet hat. beendet ist. Daher hält die niedrigere Impulshöhe des Stromes für eine längere Zeitdauer an, auch wenn das angelegte Feld auf einen Wert abgesunken ist. der unterhalb des Schwellenwertes liegt.

Der genannten Anwcndungsmöglichkeit liegt das gleiche zeitliche Verhalten des Stromes zugrunde, wie es in Fig. 2b dargestellt ist; es werden jedoch im allgemeinen mehrere FJngangssignalc benutzt, welche die Form eines Richteckimpulses mit einer übcrlageiten Impiilsspitzc besitzen. In einer logischen inklusiven Oder-Schaltung wird jeder Zusatzimpuls in Form eines Spit/.enimpulscs mit einer solchen Impulshöhe gewählt, daß dieCiesnmispannung den kritischen Wert Ll₁ übersteigt, wie es in Fig. 2a dargestellt ist. Andererseits kann eine logische Und-Schallung leicht dadurch realisiert werden, daß man relativ schmale

ίο zusätzliche Spannungsimpulse in Form von Drcieekimpulsen wählt, deren Vorhandensein aK Einz.climpuls keine Wirkung zeigt, die aber bei Koinzidenz von zwei oder mehreren Impulsen bewirken, daß die Gesamtspannung den kritischen Wert V₁ übersteigt.

Eine erfindungsgemäße einfache Methode zum Ingangsetzen von Hochfeldzonen für die Zwecke spezieller Vorrichlungsanwendungen besteht darin, ein örtlich hohes ■elektrisches Feld an den Halbleiterkörper anzulegen. Dies kann z. B. mit Hilfe einer dritten

ao Elektrode geschehen, welche an den Halbleiterkörper angebracht wird. Diese Methode steht in gewissem Gegensatz zu den vorbeschriebenen Anordnungen.

j welche sich auf die Applizierung von Dreieckimpulsen

' mit einer den kritischen Wert übersteigenden Gesamtspannung über die Gesamtlänge des Halbleiterkörpers bezieht. Die Fig. 3a, 3b, 3c zeigen mehrere Anordnungen /ur Ankopplung örtlich hoher Felder an verschiedenen Stellen des Halbleiterkörpers 30 zum Zwecke der Auslösung von Hochfeldzonen. In Fig. 3a sind normale Anoden- und Kathoden-, kontaktienmgcn 31 und 32 zu sehen, welche auf den Stirnflächen des Halbleiterkörper 30 angebracht sind. Zusätzlich ist eine Elektrode 33 angebracht.

welche auch Steuerelektrode genannt wird. Die Befestigung der Steuerelektrode erfolgt durch Legierung des Kontaktes auf die Seitenfläche des Halbleiterkörper. An die Anode wird ein positiver Spannungsimpuls der in F i g. 4a mit Ua bezeichneten Form angelegt und die Kathodenseite mit Erde verbunden. In dieser Darstellung ist wiederum der kritische Wert mit Ut bezeichnet. Nun wird im Gegensatz mit der im vorhergehenden beschriebenen Ankopplung an den Halbleiterkörper ein Dreieckimpuls ^: Uth an die Steuerelektrode und an die Erdklemme gelegt; die Form des Steuerimpulses ist in F i g. 4b der Verlauf des resultierenden Stromimpulses in F i g. 4c dargestellt. Wie im vorhergehenden Falle, fällt der Strom nach Anlegen des .Zusatzimpulses Utr ab, jedoch bleibt er auf dieser geringen Impulshöhe für ein Zeitintervall, welches größer ist als die Länge des Dreieckimpulses Uth. Die F i g. 3b und 3c erläutern lediglich Modifikationen der Ankopplung des Steuersignals. In F i g. 3b ist die dritte oder Steuerelektrode an der Kathodenseite des Halbleiterkörper angebracht, und in F i g. 3c wird der Steuerimpuls kapazitiv eingekoppelt.

Werden an die Elektroden der oben beschriebenen Halbleiterbauelemente Spannungsimpulse der Form der F i g. 5a und 5b angelegt, so wirkt das Halbleiterbauelement wie ein Mikrowcllenoszillator. Der Zusatzimpuls UTK ist jedoch länger als die Laufzeit der Hochfeldzone innerhalb des Halbleiterkörpers. Infolgedessen nimmt der Stromimpuls die Form des in Fig. 5c gezeigten Verlaufes an, der mit Ia bezeichnet ist. Man erhält hierdurch einen modulierten Oszillator, wobei die Dauer der Schwingungen durch die Länj-r ^es Zusatzimpulses Urn gesteuert ist.
An Hand der F i g. 6 ist ein mechanischer Aufbat

des im vorhergehenden lediglich schematisch in F i g. 3 dargestellten Halbleiterbauelements wiedergegeben. Der Halbleiterkörper 40 aus Galliumarsenid besitzt einen Kontakt aus AuGe und ist durch Lötung auf einer Grundplatte 41 befestigt. Ein dünner Draht oder ein Streifen 42 ist auf der oberen Fläche des Halbleiterkörpers 40 angelötet, wobei die gesamte Oberfläche mit der AuGe-Elektrode ohmisch kontaktiert ist. Der Draht 42 führt weiterhin zu den Klemmen 44 und 45. An diese Klemmen sowie ebenfalls an die Grundplatte 41 führen die drei Zuleitungen 46, 47 und 48 zur Einfügung des Bauelementes in die Schaltung. Eine Einkerbung 49 teilt den Kontakt 43 auf der Oberfläche in zwei Teile, wobei der Kontak;teil auf der linken Seite die Steuerelektrode bildet und der andere größere Teil als Kathode dient. Es ist wichtig, die Einkerbungderart anzubringen, daß die der Kathode zugeordnete Fläche etwa 80% des Gesairttquerschnittes der Oberfläche des Halbleiterkörpers beträgt.

Es gibt jedoch noch weitere Möglichkeiten zur Auslösung von Hochfeldzonen. Man kann z. B. die Hauptkontaktierung und die Formgebung des Halbleiterkörpers so wählen, daß der Strom, wie in Fig. 7a dargestellt, durch eine Verengung des Haibleiterkörpers hindurchfließen muß. Der Strom kann in diesem Fall einfach in Form eines Impulses angelegt werden.

Weitere Maßnahmen, Hochfeldzonen auszulösen, welche von anderen Stellen des Halbleiterkörpers als der Kathode ausgehen, sind in den F i g. 8a und 8b gezeigt. Im Gegensatz zu vorher beschriebenen Halbleiterbauelementen ist in dieser Ausführungsform die Einkerbung 50 mehr in der Mitte des Halbleiterkörpers angebracht, um an dieser Stelle die Querschnittsfläche zu verengen und in der Nähe dieser Kerbe eine örtlich hohe Feldstärke zu erzielen. Abgesehen von der Tatsache, daß in diesem Falle Zweipolvorrichtungen vorliegen, ist diese Maßnahme sehr ähnlich der oben in ίο Verbindung mit den F i g. 7a und 7b beschriebenen. Zum gleichen Zweck läßt sich auch ein Materialbereich mit verhältnismäßig hohem Widerstand in den Halbleiterkörper einfügen, wie beispielsweise in Fig. Sb gezeigt, so daß sich über diesen Bereich eine örtlich hohe elektrische Feldstärke ausbildet Man sieht, daß in beiden letzten Fällen die effektive Länge des Halbleiterkörpers, die für die Laufzeit der Hochieldzone maßgebend ist, wesentlich herabgesetzt wird.

»ο Bei einem weiteren in F i g. 9 dargestellten Ausführungsbeispiel sind Kontaktierungen 51 und 52. welche der Anode und Kathode entsprechen, au.' einer Seitenfläche des Halbieiterkörpers angebracht. Eiwa in der Mitte des Halbleiterkörpers befindet sich eine »5 Kerbe 53, so daß das aktive Gebiet dieses Halbleiterbauelements sich in der Mitte des Halbleiterkörpers unmittelbar in Nähe der Kerbe 53 befindet. Auf diese Weise wird die aktive Länge des Halbleiterbauelements wesentlich reduziert.

Hierzu 2 Blatt Zeichnungen

Claims (7)

1. I 298 152

   Paien tansprücae:

   L Verfahren zur Erzeugung von elektromagnetischen Schwingungen im MikroweHenbereieh mittels eines einkrisiaiiinen Halbleiterkörper! vom N'-Leitfähigkeüsrvp, der zur AusbiMuag innerhalb des Halbleiterkörpers befindlicher elektrischer Felder ohmisch kontaktiert isi und in welchem bei überschreiten einer kritischen elektrischen Feldstärke auf Grand eines Valumeffektes den Halbleiterkörper durchlaufende Hochfeldzonen ausgelöst werden, dadurch gekennzeichnet, da3 die Höhe eines ersten elektrijchen Feldes (Hauptfeld) dicht unterhalb der kritischen Feldstärke gehalten wird und daß an aktiven oder passiven Unstetigke^;tsstellen des Halbieiierkörpers ein derartig hohes zweites elektrisches Feid (Auslösefeld) gebödet wird, daß sich durch Überlagerung beider elektrischer Felder eine elektrische Feldstärke einstellt, die oberhalb der kritischen elektrischen Feldstärke üegt.
2. 2. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Dauer des Auslöseimpulses kleiner ist als die Laufzeit der Hochfeldzons durch den Halbleiterkörper.
3. 3. Verfahren nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Dauer des Auslöseimpulses ,größer ist als djc Laufzeit der Hochfeldzone durch den Halbleiterkörper.
4. 4. Anordnung zur Durchführung des Verfahrens nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß als zusätzliches Mittel zur Bildung des Auslösefeldes ein örtlich begrenztes Gebiet hohen Widerstandes und ah Auslöseimpuls ein Stromimpuls vorgesehen ist.
5. 5. Anordnung nach Anspruch4, dadurch gekennzeichnet, daß das im Halbleiterkörper befindliche, Örtlich begrenzte Gebiet hovien Widerstandes bei weitgehend konstanter, d. h. von der Längser- »treckung des Halbleitern stalls unabhängiger »pezifischer Leitfähigkeit vorwiegend durch eine innerhalb uieses Gebietes angebrachte Quer- »chniUsverengung realisiert ist.
6. 6 Anordnung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß das im Halbleiterkörper befindliche, o; dich begrenzte Gebiet hohen Widerstandes bei weitgehend konstantem, d. h. von der Längserstreckung des Halbleiterkörper unabhängigem Querschnitt vorwiegend durch einen kurzen Teilabschnitt geringerer spezifischer Leitfähigkeit innerhalb dieses Gebietes realisiert ist.
7. 7. Anordnung nach Anspruch 4, dadurch gekenn- »eichnet, daß das im Halbleiterkörper befindliche, trtlich begrenzte Gebiet hohen Widerstandes sowohl durch eine Querschnittsverengung als auch durch eine in dieser Gegend angebrachte geringere spezifische Leitfähigkeit realisiert ist.