Файл: Федоров, Н. Д. Электронные и квантовые приборы СВЧ учебник.pdf

связи кратен 2л, то связь положительная и возможно самовозбуж­ дение колебаний.

Основным элементом, стабилизирующим частоту автоколебаний, является резонатор. Фаза коэффициента отражения в месте распо­ ложения резонатора сильно зависит от частоты, полный фазовый сдвиг вблизи резонансной частоты f0 резонатора имеет резкие скач­ ки. Необходимо выполнить баланс фазы именно на частоте /0. При­ менение высокодобротного резонатора повышает стабильность гене­ рируемой частоты в 100—200 раз. Частота изменяется перестройкой резонатора и одновременной подстройкой фазовращателя. Фазо­ вращатель позволяет обеспечить перестройку частоты в сравнитель­ но широком диапазоне (до 10%).

Рис. 8.6

По сравнению с магнетроном при той же мощности стабилотрон имеет более высокую стабильность частоты при изменении условий работы (нагрузка, анодный ток и пр.). В стабилотроне электронное смещение частоты и затягивание частоты значительно меньше.

Параметры стабилотрона приведены в табл. 6.

ГЛ А В А 9

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ СВЧ

В последние годы значительно возросла роль полупроводнико­ вых приборов в связи с разработкой СВЧ-транзисторов, диодов, созданием генераторов на лавинно-пролетных диодах и приборов, основанных на использовании объемной неустойчивости в некоторых полупроводниковых материалах (приборы, основанные на эффекте Ганна). Сравнение характеристик различных полупроводниковых СВЧ-приборов произведено на рис.9.1 и в табл. 7.

141

§ 9.1. Движение носителей заряда в сильных электрических полях

Движение носителей заряда в полупроводнике при наличии электрического поля рассматривается как суперпозиция хаотиче­ ского движения со средней скоростью ѵ и энергией W и направлен­ ного движения по полю или против поля (в зависимости от знака

высшая частота акустических фононов порядка 5 • ІО12 Гц, а ча­ стота оптических фононов выше ІО13 Гц.

Хаотический характер движения электронов позволяет рас­ сматривать их как электронный газ с некоторой температурой электронного газа Тд, определяемой из формулы mv2i2 = 3/2 k T д. В состоянии термодинамического равновесия устанавливается сред­ няя тепловая энергия электронов, соответствующая температуре кристаллической решетки (вещества). Однако, прикладывая элект­ рическое поле, можно увеличить скорость носителей между соуда­ рениями, т. е. увеличить среднюю и электронную температуру. Такие электроны называют горячими, их средняя кинетическая энергия больше средней равновесной энергии электронов при от­ сутствии поля. Появление тока при наличии поля должно приводить к разогреву кристаллической решетки, т. е. к повышению темпера­ туры, но это второстепенный процесс. При хорошем теплоотводе температуру решетки можно считать почти постоянной и определяе­ мой только теплоотводом.

142

Рассмотрим влияние электрического поля на дрейфовую ско­

рость носителей (рис. 9.2). Связь ѵ и напряженности поля Е харак­ теризуют подвижностью [х:

При слабых полях направленное по полю приращение скорости ма­ ло по сравнению с тепловой скоростью электронов и поле практи­ чески не влияет на длину свободного пробега и частоту столкнове­

ний, последние определяются только температурой решетки. По­ этому существует линейная

нонами атомов решетки подвижность уменьшается и при неко­ тором значении поля наступает насыщение дрейфовой скорости. Обычно считают, что электроны, получившие большую энергию в сильном поле, при каждом столкновении теряют одинаковую энергию AW. Энергия увеличивается до тех пор, пока потеря энер­ гии при одном столкновении не станет равной прибавке энергии, получаемой на длине одного свободного пробега. При этом дрейфо­ вая скорость достигнет постоянного значения. Замедление роста дрейфовой скорости означает уменьшение в (9.1) подвижности [х.

никает ударная ионизация атомов носителями, движущимися в этом поле. Для характеристики процесса вводятся коэффициенты иони­ зации — число электронно-дырочных пар, создаваемых электро­ ном ап и дыркой ар на единице длины. Коэффициент ионизации очень сильно зависит от напряженности поля (рис. 9.3), например, увеличение поля в два-три раза может привести к росту коэффициен­ та ионизации на пять порядков. Для кремния коэффициенты у элект­ ронов и дырок значительно различаются. В случае р — п-перехода с известной шириной по коэффициенту ионизации можно вычислить коэффициент умножения М, используемый при рассмотрении ла­

143

винного пробоя. Напряжение на переходе, при котором наступает

пробой, соответствует М -> °° .

Зависимость скорости дрейфа от поля в некоторых полупро­ водниках, например в арсениде галлия, отличается от рассмотрен­ ной и имеет вид, показанный на рис. 9.2. Дрейфовая скорость про­ ходит через максимальное значе­

запрещенной зоны определяется как расстояние Ас?0 между нижним минимумом зоны проводимости (ЗП) и максимумом в валентной зоне (В.З). Наличие двух долин означает, что в арсениде галлия могут одновременно существовать две группы (/ и 2) электронов, отлича­ ющихся подвижностью и эффективной массой, а зона проводимости

14 4

на энергетической (зонной) диаграмме (см. рис. 9.4, б) делится на две подзоны (1 я 2).

Напомним, что эффективная масса т* учитывает влияние соб­ ственного периодического электрического поля кристаллической решетки на движение носителей заряда. Эффективная масса элект­

подвижность (р! = 500 см2/(В-с)],

а«тяжелые» электроны в

женности поля Е, поэтому с увеличением поля Е дрейфовая ско­

рость ѵ-у возрастает пропорционально. Однако с ростом поля проис ходит увеличение скорости электронов на длине свободного пробега которое, как уже отмечалось, эквивалентно повышению температу­ ры решетки по сравнению со случаем отсутствия поля. Энергия «горячих» электронов в нижней долине при некотором поле Е может оказаться достаточной для перехода в верхнюю долину 2, где по­

При этом предполагается линейная зависимость дрейфовой скорости

ѵ2от напряженности поля.

Из проведенного рассмотрения можно сделать вывод, что зави­ симость дрейфовой скорости электронов от напряженности поля должна иметь вид, показанный на рис. 9.5. Начальный участок

145

кривой совпадает с прямой ОА и характеризует дрейфовую скорость

электронов в долине 1 (ѵг =- |ij£). При пороговой величине поля £ кривая начинает спадать, отражая переход электронов из долины 1 в долину 2, в которой подвижность и дрейфовая скорость электронов меньше, а связь последней с полем представляется пря­

мой OB (ѵ2 = р 2£). Следовательно, последний участок зависимости должен совпадать с прямой OB.

§ 9.2. Лавинно-пролетные диоды (ЛПД)

структуры перехода и закона распределения примесей. На рис. 9.6

В ЛПД в пределах перехода напряженность поля, необходимая для лавинного умножения, значительно больше величины, при ко­ торой наступает насыщение скорости. Поэтому можно считать, что скорость дрейфа носителей во всех слоях перехода практически одинакова, т. е. время пролета всех носителей также можно принять одинаковым.

Поясним работу ЛПД с помощью пространственно-временной диаграммы (рис. 9.7), на которой изображены зависимость коорди­ наты носителя от времени и вспомогательная кривая, показыва-

* В иностранной литературе называют режимом IMPATT (IMPact Avalanche Transit Time — ударная ионизация и пролетное время).

146