close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

Вы не удержите в руках собаку если не она;pdf

код для вставкиСкачать
ВИЛЬНЮССКИЙ УНИВЕРСИТЕТ
На правах рукописи
ВАЙТЕКУНАС Фердинандас
ИМПУЛЬСНЫЕ ПРОЦЕССЫ
В ЭЛЕКТРОННЫХ И ОПТОЭЛЕКТРОННЫХ
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУРАХ,
РАБОТАЮЩИХ В РЕЖИМЕ БОЛЬШОГО СИГНАЛА НА СВЧ
01.04.10 – физика полупроводников
01. 04. 03 – радиофизика
Диссертация на соискание ученой степени
доктора физико - математических наук
Вильнюс – 2014
2
Оглавление
Общая характеристика работы …………………………………………………..... 5
Глава 1.
ЭЛЕКТРОНИКА И ГЕНЕРАЦИЯ ИМПУЛЬСНЫХ КОЛЕБАНИЙ
С ВЫСОКОЙ И СВЕРХВЫСОКОЙ ЧАСТОТОЙ ПОВТОРЕНИЯ
1.1. Генерация импульсов с частотой повторения до сотен мегагерц …..............18
1.2. Полупроводниковая электроника и генерация электрических импульсов
со сверхвысокой частотой повторения................................................................... 22
1.3. Полупроводниковые
лазеры для формирования и генерации импульсов
светa в диапазоне СВЧ .............................................................................................. 28
1.4. Генерация импульсов на СВЧ и быстродействие систем электроники …....32
1.4.1. Сверхбыстродействующая полупроводниковая электроника …….…32
1.4.2. Генерация импульсных колебаний на СВЧ …………………….…..…35
1.4.3. Тактовая частота, быстродействие вычислительных устройств и
эффективность оптических систем передачи цифровой информации …......42
1.4.4. Современное состояние генерации импульсных колебаний и методы
определяющие быстродействие электронных систем ………………..….….49
1.5. Постановка задачи ………………………………………………….................51
1.6. Для выполнения поставленной задачи, необходимо решить …………….…54
Глава 2.
ПЕРЕХОДНЫЕ И ИМПУЛЬСНЫЕ ПРОЦЕССЫ
В БИПОЛЯРНЫХ ТРАНЗИСТОРАХ
2.1. Переходные процессы………. ...................................... ………........................ 55
2.1.1.Включение транзистора ............................................................................ 56
2.1.2.Выключение транзистора ………............................................................. 65
2.2. Импульсный процесс и метод переноса для его анализа ………………….. 68
2.2.1. Импульсный процесс и характеристика, метод переноса ……….….. 69
2.2.2. Расчет импульсного процесса в транзисторе на СВЧ …...................... 78
2.2.3. Амплитудные спектры гармоник импульсных колебаний на СВЧ ….83
2.3. Импульсные транзисторы ………………………….……................................. 86
3
2.4. Методы измерения импульсно-частотных параметров ………..................... 88
2.5. Формирователи импульсов со сверхвысокой частотой повторения ............. 92
2.6. Основные результаты и выводы ……………………………………............... 93
Глава 3.
МАТЕМАТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ
И АНАЛИЗ ИМПУЛЬСНЫХ ПРОЦЕССОВ В ТРАНЗИСТОРАХ
3.1. Универсальная математическая модель .......................................................... 94
3.2. Численное решение системы уравнений модели ......................................... 100
3.3. Переходные процессы в полевом транзисторе Шоттки .............................. 109
3.4. Импульсные процессы при переключении ПТЗШ ...................................... 110
3.5. В канале ПТЗШ пульсирующий домен сильного поля .............................. 113
3.6. Характеристики импульсного полевого транзистора ...................................114
3.7. Формирование импульсных колебаний .........................................................115
3.8. Импульсные процессы в разных структурах электроники ……..................115
3.9. Основные результаты и выводы .................................................................... 117
Глава 4.
ИМПУЛЬСНЫЕ ПРОЦЕССЫ В TRAPATT ДИОДЕ
В РЕЖИМЕ ГЕНЕРАЦИИ ИМПУЛЬСНЫХ КОЛЕБАНЙ
4.1. Математическая модель для анализа импульсных процессов …................ 119
4.2. Анализ импульсных процессов в TRAPATT диодах ……………............... 124
4.3. Генерация импульсных колебаний …………………………...…................. 135
4.4. Переходные процессы ………………….……………………………...…......141
4.5. Метод расчета процессов в генераторе на TRAPATT диоде ……............. 144
4.6. Генераторы импульсных колебаний…………………....…........................... 148
4.7. Основные результаты и выводы ………………………….………................149
Глава 5.
ТУННЕЛИРОВАНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ В СТРУКТУРАХ
СО СВЕРХРЕШЕТКАМИ И В КЛАСТЕРНЫХ ОБРАЗОВАНИЯХ
5.1. Быстродействие туннельных р-п переходов ................................................ 151
5.2. Сверхрешетки, их быстродействие и функциональные возможности ….. 155
4
5.3. Переключение кластерных сверхрешоток .....................................................159
5.4. Основные результаты и выводы .................................................................... 162
Глава 6
ИМПУЛЬСНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ИНЖЕКЦИОННЫХ ЛАЗЕРАХ НА СВЧ
6.1. Модели для анализа работы инжекционных лазеров на СВЧ ......................164
6.2. Импедансы и модуляционная характеристика инжекционных лазеров в
широком диапазоне СВЧ ........................................................................................ 167
6.3. Согласование лазера с волноводом в широкой полосе СВЧ ....................... 174
6.4. Методы экспериментального исследования лазеров на СВЧ ……..…........ 180
6.5. Субгармонический резонанс в инжекционных лазерах ............................... 183
6.6. Инжекционный лазер в системе с внешним резонатором ............................188
6.6.1. Генерация самоподдерживающихся пульсаций и импульсов света..188
6.6.2. Режим активной синхронизации мод ..................................................194
6.6.3. Лазеры в режиме генерации импульсов .............................................. 198
6.7. Оптический виброизмеритель и источник световых колебаний ………..... 200
6. 8. Основные результаты и выводы ………………………………………….....201
Глава 7
СИНХРО – ФОТОННАЯ ИНЖЕКЦИЯ И
ИМПУЛЬСНАЯ ЭЛЕКТРОНИКА
7. 1. Синхро-фотонная электроника ...................................................................... 204
7. 1. 1. Работа и свойства синхро-фотонных элементов .............................. 204
7. 1. 2. Синхро-фотонные транзисторы ......................................................... 205
7. 1. 3. Синхро-фотонные лавинно–пролетные диоды ............................... 206
7. 1. 4. Синхро-фотонная инжекция в гетеролазер ...................................... 212
7. 1. 5. Модуляция лазера электрическими и оптическими сигналами ..... 215
7. 2. Импульсная электроника и характерные ее особенности …………….….217
7. 3. Основные результаты и выводы ……………………….……………..….....223
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ ……………………..………...…224
СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ …………….……227
СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ ..…………...............…237 – 271
5
ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Актуальность темы диссертации. Изучение принципов и способов
генерации колебаний с максимальной предельной частотой повторения
относится к числу актуальных проблем радиофизики. Однако эта тематика тесно
связана с электроникой и физикой полупроводников. Поэтому для исследования
методов генерации видеоимпульсов на СВЧ необходим комплексный анализ и
синтез отдельных задач в физике полупроводников, электронике и радиофизике.
По этой тематике исследования начаты в 1957-1961 годах. Тогда стало
очевидным, что релаксаторы на вакуумных лампах не способны генерировать
импульсные колебания с частотой повторения сто мегагерц и выше. Начато
исследование группирования сгустков электронов в клистронах и на лампах
бегущей волны с коаксиальным коллектором. Были разработаны линии с
нелинейными параметрами для формирования ударных волн и распределенные
системы на вакуумной электронике СВЧ как ограничители. Достигнута частота
повторения импульсных колебаний 0,3÷0,7 ГГц. Их форма отличалась от
прямоугольной и она не удовлетворяла требованиям метрологии.
В монографии Л. А. Моругина и Г. В. Глебовича ,,Наносекундная импульсная
техника“ (1964) показано формирование импульсов на полупроводниковых
диодах с накоплением заряда (ДНЗ), туннельных диодах (ТД), n-р-n-р
четырехслойных структурах с S-образной ВАХ. Указанная и другие работы
выявили целесообразность освоения и исследования полупроводниковой (ПП)
электроники для генерации импульсных колебаний на СВЧ.
На
первом
этапе
работ
(1961-1963)
в
Вильнюсском
НИИ
радиоизмерительных приборов ставилась цель достичь частоту повторения 1
ГГц и ее превысить. С появлением высокочастотных ПП диодов и транзисторов,
развитие этой тематики вело к определению, какими способами возможна
генерация импульсных колебаний с частотами повторения в диапазоне СВЧ и
какие могут быть параметры таких колебаний, их форма и амплитуда.
В 1970–80 годы было актуально отобрать полупроводниковые структуры с
физическими эффектами, способными работать в режиме большого сигнала на
6
СВЧ и предусмотреть методы теоретического и экспериментального их
исследования. Была составлена программа работ, состоящая из четырех частей:
1- приспособить или разработать математические модели, методы расчета
для анализа
субнаносекундных и пикосекундных импульсных процессов в
различных ПП структурах на разных материалах, работающих в режиме
большого сигнала;
2-
приспособить
или
разработать
способы
и
стенды
для
экспериментального исследования импульсных процессов в безкорпусных и
корпусированных ПП структурах электроники для получения пикосекундного
разрешения на СВЧ;
3-
разработать
способы
и
устройства
для
экспериментального
исследования различных методов формирования или генерации электрических и
световых импульсных колебаний с гигагерцовой частотой повторения;
4- предложить оригинальные структуры электроники и оптоэлектроники с
выраженными импульсными и частотными характеристиками, параметрами,
которые способны работать на СВЧ в пикосекундном режиме.
По этой программе проведено исследование биполярных и полевых
транзисторов,
сверхрешеткой,
лавинно-пролетных
ПП
лазеров.
В
и
туннельных
режиме
диодов,
большого
структур
сигнала
со
амплитуда
управляющего тока наростает и переводит ПП элемент из состояния отсечки в
режим насыщения. При выключении протекает обратный ход процесса.
С освоением технологии изготовления ПП лазеров на промышленном уровне
(1979-1981), начато исследование формирования или генерации импульсов света
со
сверхвысокой
частотой
повторения.
Это
обстоятельство
выдвинуло
следующий этап работ – сравнение особенностей электрических и световых
колебаний и методов их формирования или генерации. Окончательной целью
стало определение предельной частоты повторения импульсов наиболее
освоенными методами. Эти работы выявили актуальность нанотехнологий и
выдвинули развитие этого направления.
7
Генерация максимальной частоты повторения электрических и световых
импульсов кроме научного познания имела и имеет широкое практическое
применение. Перечислим основные его направления.
1. Создание научной базы для разработки источников электрических и
световых метрологических и для другого назначения импульсных колебаний с
пикосекундными временными параметрами, прямоугольной или инной формы, с
заданной амплитудой и с частотой повторения от относительно более низких
частот до 3- 5 ГГц.
2. Цифровое кодирование для сверхбыстрой обработки накапливаемой и
передаваемой информации, увеличения ее плотности в накопителях. Такая
элементная база в персональных компьютерах и вычислительных комплексах
работает со сверхвысокими тактовыми частотами.
3. Системы связи с применением импульсного кодирования сигналов,
которые работают на сверхвысоких частотах для передачи больших массивов
информации с максимальной скоростью.
4. Вещание радио и телевизионных программ в цифровом коде.
С 1981 г.
для исследования генерации импульсов на базе ПП лазеров с
двойной гетероструктурой сделан анализ их работы в волноводном тракте.
Полученные
данные
работоспособность
позволили
структур,
оценить
сравнить
их
максимальную
импульсную
между
и
собою
выявить
специфические особенности каждой, наметить направления разработок световых
импульсных устройств для работы на СВЧ.
Предложен способ укорочения переходного процесса в разных элементах
электроники и оптоэлектроники. Во время формирования оптического или
электрического импульса в лазер или иную структуру синхронно с электронами
инжектируется сгусток - импульс света. Он резко увеличивает концентрацию
фотонов или фото электронов и время переходного процесса существенно
сокращается. Это синхронная фотоинжекция, которая может быть применена
для любого ПП прибора при наличии доступа к его кристаллу через специальное
окно в его корпусе. Обобщение исследований привело к созданию синхро-
8
фотонной электроники и выделению ее в самостоятельное направление в составе
импульсной электроники. На союзном предприятии СВЧ электроники было
освоено опытное изготовление ЛПД с окном в корпусе.
Для экспериментальных исследований разработаны методы измерения
граничной частоты на СВЧ, формирователи субнаносекундных единичных
перепадов напряжения или тока, измерители разных параметров структур. Для
измерения частотных характеристик, на основании ограниченного во времени
импульса типа sinx/x разработан метод формирования высокоравномерных
неограниченных по числу гармоник спектров с заданной огибающей и малым
пикфактором сигнала.
Предложены структуры биполярных транзисторов, TRAPATT диодов,
структур
со
сверхрешеткой,
инжекционного
лазера.
В
них
изменено
расположение профилей легирования или введены другие особенности и они
обладают более четко выраженными импульсными свойствами с увеличенным
быстродействием, расширенными функциональными возможностями.
Отобранные
оптоэлектроники
элементы
создали
из
начало
полупроводниковой
для
исследования
электроники
методов
и
генерации
импульсных колебаний со сверхвысокой частотой повторения. Следующий этап
работ привел к сравнению методов генерации, их технической оценке и
определению максимальной предельной частоты повторения на существующей
элементной базе. Это позволило разработать устройства, генерирующие
импульсы на транзисторах с частотой повторения до 1,2 ГГц, на арсенидгаллиевом полевом транзисторе с барьером Шоттки получен фронт 40 пс до 2
ГГц, на TRAPATT диодах частота импульсов 0,8÷3 ГГц с амплитудой 70÷125 В.
На инжекционном лазере достигнута частота от 0,3 до 2 ГГц и длительность
пульсов 0,8 пс в пакете. На нжекционных лазерах в режиме субгармонического
резонанса получена частота повторения импульсов до 3,5 ГГц.
Степень разработанности темы. В 1957-1961 г. начаты исследования
частоты повторения до 1 ГГц на базе вакуумной СВЧ электроники. Развитие
СВЧ электроники на ПП (1973-1978) дало начало их исследования в импульсном
9
режиме. Работы по этой теме проводились в двух государствах – СССР и США.
На промышленном уровне для метрологии получена частота повторения 2 – 4
ГГц. В США с применением специальной архитектуры и криогеники в 2011 г.
достигнут мировой рекорд быстродействия процессора F 8,429 ГГц.
Цели и задачи. Исследовать пикосекундные импульсные процессы в
разных ПП структурах, работающих на СВЧ для определения возможности на
их основе генерировать или формировать электрические и световые импульсные
колебания с максимальной сверхвысокой частотой повторения. Для решения
этой задачи и достижения цели проведены такие работы:
– разработаны математические модели и методы расчета для анализа
импульсных процессов в ПП структурах из разных материалов и работающих на
разных физических принципах;
– предложены и разработаны методы экспериментального исследования
параметров и характеристик ПП структур на СВЧ с пикосекундным
разрешением;
– определены условия оптимального согласования ПП кристаллов и
приборов с СВЧ трактом или со схемами в коаксиальном или полосковом
волноводе;
– предложены оригинальные ПП структуры для работы в диапазоне СВЧ с
протекающими пикосекундными процессами в импульсном режиме;
– предложен и исследован способ синхро–фотонной инжекции на разных
ПП приборах. Сформулированы физические основы импульсной электроники и
предложены ПП структуры, которые составляют ее основу;
– создана теоретическая и экспериментальная база для разработки
измерительных и другого назначения источников электрических и световых
импульсных колебаний с предельной сверхвысокой частотой повторения.
Научная новизна.
1. Разработаны методы анализа импульсных процессов, протекающих в
разных структурах ПП электроники во время генерации электрических или
световых импульсных колебаний со сверхвысокой частотой повторения. Это:
10
– двумерная универсальная математическая модель, основанная на
системе уравнений непрерывности для электронов и дырок, Пуассона,
электронного и дырочного токов, учитывающая физические параметры и
свойства материалов, геометрию транзисторных структур. Проведен анализ
процессов переноса в биполярных и полевых транзисторах, p-n переходах, также
в лавинно-пролетных диодах, решая одномерную задачу и с синхрофотонами;
– разработана эквивалентная схема СВЧ транзистора и составлена система
интегро-дифференциальных уравнений для расчета импульсных процессов в ПП
структуре с учетом управления источником напряжения или тока в режиме
большого сигнала, схемы включения с ОЭ, ОБ, ОК и влияния RCL образований;
– метод расчета импульсных процессов в транзисторах на СВЧ,
основанный на динамике времени переноса носителей через структуру.
Определяется максимальная частота повторения формируемых импульсных
колебаний, их форма и временные параметры, амплитуда;
– математическая модель TRAPATT диода и метод расчета – синтеза
параметров генератора импульсных колебаний со сверхвысокой частотой
повторения на таком диоде, работающем в коаксиальном резонаторе;
–
математическая
модель
генерации
лазера
в
режиме
активной
синхронизации мод, которая учитывает многократное отражение светового
потока
во
внутреннем
резонаторе
лазера
в
процессе
формирования
ультракоротких импульсов света на СВЧ.
2. Моделирование процессов переключения в n-p-n транзисторах с
различным расположением контактов, в тонкослойном полевом транзисторе и
транзисторе с проницаемой базой, в p-n переходе и их сравнение показало
особенности динамики импульсных процессов и распределение носителей в
поперечном
сечении
структур
во
время
переноса,
которое
затягивает
рассасывание электронов и увеличивает время переходного процесса.
3. Быстродействие ПП структур определяют пять факторов. В импульсном
режиме переключения их динамика протекает по таким закономерностям:
11
– 1 - в режиме малого сигнала время переноса носителей tпер через
структуру выражается обратной величиной граничной частоты fт;
– 2 - во время переключения структуры в режиме большого сигнала от
нулевого тока I = 0 до насыщения I = 0,9Iмакс, время переноса носителей tпер
через структуру изменяется по закону fт(i,u) – поля вдоль линии нагрузки ВАХ и
при максимальном токе оно достигает свое минимальное значение tМИН;
– 3 - в процессе переключения коэффициент усиления возрастает;
– 4 - инжектирующий эмиттер или исток и электроны собирающий
коллектор или сток должны быть расположены один против другого так, чтобы
в каждый момент процесса переключения все начинающие дрейфовать
электроны
пролетали
межэлектродное
пространство
за
одинаковый
и
минимальный промежуток времени;
– 5 - согласование параметров ПП кристалла с волновым сопротивлением
коаксиального или полоскогого волновода, в котором он задействован.
Прототипом
импульсного
транзистора
может
быть
структура
с
проницаемой базой, в которой форма и расположение электродов обеспечивают
максимально однородное поперечное распределение электрического поля;
4.
В канале полевого транзистора с затвором Шоттки на InP широкий
участок ОДП формирует пульсирующий подвижный домен сильного поля,
который может возбуждать колебания тока с периодом
3–4 пс. Они
управляются напряжением на затворе или стоке;
5. Уровень легирования в конце структуры TRAPATT диода и крутизна
профиля N+N или P+P перехода благодаря диффузии через него на краю базы
создают начальную величину концентрации носителей. Достаточное их
количество и дрейфовая скорость, достигающая насыщение, вызывают ударную
ионизацию и лавинный процесс. Так начало лавины и величина тока зависят от
параметров профиля легирования N+N или P+P перехода. Поэтому предлагается
крутизну профиля этого перехода принять как параметр TRAPATT диода.
6. В структурах со сверхрешоткой с разным законом изменения
периодичности потенциальных ям и барьеров достигается увеличение усиления
12
мощности, меняется длина волны излучения света и создается его задержка.
7.
Импульсная
инжекция
фотонов
в
структуру
электроники
или
оптоэлектроники синхронно с инжектируемыми электронами резко увеличивает
их концентрацию или фото ток и ускоряет ход импульсного процесса. В диодах
создается канал управления как в четырехполюснике, транзисторы имеют два
управляющие входы. Синхрофотоны сокращают длительность переходного
процесса, устраняют выброс на фронте импульса света, увеличивают частоту
повторения генерируемых импульсов, модулируют колебания.
8. Предложены структуры биполярных транзисторов, TRAPATT диодов,
структур со сверхрешеткой, инжекционного лазера и ПП приборов с оптическим
окном в корпусе для ввода в кристалл синхрофотонов. В этих приборах
выражены импульсные свойства и они составляют Импульсную электронику.
9. Способы и стенды измерения параметров элементной базы импульсной
электроники на СВЧ с пикосекундным разрешением. Экспериментально
исследованные на разных принципах действующие источники генерации
электрических и световых импульсов с частотой повторения до 3,5 ГГц и выше.
Теоретическая и практическая значимость работы. Разработаны методы
рассчета для исследования импульсных процессов на СВЧ в различных
элементах ПП электроники и оптоэлектроники. Экспериментальная часть
работы подтвердила результаты теоретических исследований.
Они легли в
основу научного направления Импульсная электроника. Эти элементы являются
базовыми при разработке генераторов импульсных колебаний на СВЧ для
метрологии и другого назначения.
Методология и методы исследования. Для исследования отобраны ПП
кристаллы, работающие на разных физических эффектах, но с четко
протекающим
импульсным
процессом.
Для
оценки
их
импульсной
работоспособности проведен сравнительный анализ. Применена теория и
методы экспериментального исследования, которые выполнены из общих и
единых позиций на основе современных научных представлений о физике
процессов переноса носителей заряда и фотонов в различных ПП структурах.
13
Использованы
строгие
математические
методы
анализа.
Эксперименты
проведены на новейшей аттестованной измерительной аппаратуре.
Положения выносимые на защиту.
1. С единых позиций теоретическое и экспериментальное исследование
импульсных процессов в различных ПП структурах во время генерации или
формирования импульсных колебаний с предельной частотой повторения на
СВЧ.
Математические
модели
для
анализа
импульсных
параметров,
характеристик в ПП элементах и методы их расчета.
2. Способы измерения импульсных и частотных параметров биполярных и
полевых транзисторов, TRAPATT диодов, структур на туннельном эффекте, ПП
лазеров. Это граничная частота fT, электрофизические и геометрические
параметры областей базы и коллекторного р-п перехода транзистора, их
барьерные и диффузионные емкости, длительности световых импульсов по
автокорреляционной
методике
с
фемтосекундным
разрешением.
Метод
формирования спектров с заданной высокоравномерной огибающей для
измерения частотных характеристик. Условия, обеспечивающие однозначность
измерения переходной характеристики (ПХ) транзистора.
3. В полевом транзисторе с микронным каналом и затвором Шоттки, при
его переключении большой амплитудой напряжения в канале скорость
электронов становится близкой к дрейфовой скорости насыщения и переходной
процесс составляет время нужное для пролета электронами подзатворной части
структуры. Это время не зависит от подвижности электронов в слабом поле,
концентрации легирующей примеси и величины коэффициента диффузии.
4. При включении ТRAPATT диода, его работа начинается с пульсаций на
СВЧ, IMPATT генерации. Поэтому переходной процесс длится 15-25 нс.
5. Предложены структуры со сверхрешеткой с постепенным расширением
потенциальных барьеров и сужением потенциальных ям, в которых при
выполнении резонансового туннелирования увеличивается рабочее напряжение,
ток и тем самым их быстродействие. Изменяются функциональные свойства.
14
6. Модуль комплексного сопротивления р-n гетероперехода инжекционного
лазера на определенном участке СВЧ в гигагерцовом диапазоне становится
меньше всех сопротивлений структуры. Импеданс лазера перестает зависеть от
тока смещения, его значение уменьшается до предела. Согласование лазера с
волноводом при помощи элемента с диссипативными составляющими приводит
к возникновению потерь СВЧ мощности, которые больше тех, которые могут
создаваться за счет отражения без наличия такого согласующего элемента.
7. Способ синхрофотонной инжекции сокращает время переключения ПП
лазеров и элементов электроники. Гасятся релаксационные колебания на
оптической ПХ. При помощи экспериментально выполненной синхронной
подсветки кристалла биполярного или полевого транзисторов без наличия
специального окна, получено сокращение переходных процессов на три порядка
или в несколько раз, соответственно. В TRAPATT диодах с окном в их корпусе,
переходной процесс сокращен до 1-2 нс, а частота генерации импульсов
возросла на 20-25 %.
8. Исследованные методы генерации электрических и световых импульсов с
частотой
повторения
до
3,5
ГГц
и
выше,
создали
теоретически
и
экспериментально обоснованную базу для разработки источников импульсных
колебаний метрологии, тестирования элементов на СВЧ и других целей.
Степень достоверности и апробация результатов. Основные результаты
диссертации применены в ходе выполнения НИР, ОКР по разработке
измерительных импульсных генераторов во ВНИИРИП и на ведущих
предприятиях электроники и оптоэлектроники в СССР, где осваивали выпуск
элементной базы импульсной электроники. Это НИИ ПОЛЮС, объединение
ЭРА, НИИ ВЕНТА. 10 отчетов НИР Вильнюсского у-та (науч. рук. Ф.
Вайтекунас) включено в Каталог НИОКР РФ (2010 г.). Предложены элементы
электроники и оптоэлектроники, способы и устройства для измерения их
параметров, способы генерации импульсных колебаний на СВЧ, которые
защищены авторскими свидетельствами СССР.
15
Результаты и материалы по теме диссертации апробированы в 184 научных
публикациях, включая 37 статей в ведущих российских и зарубежных журналах,
(из них 14 в журналах и изданиях, определенных Высшей аттестационной
комиссией РФ), 20-и авторских свидетельствах СССР и 28-и статьях в трудах
или сборниках всесоюзных, республиканских и зарубежных конференций. 91
тезис докладов на конференциях. Общий объем работ, опубликованных по теме
диссертации составил около 380 м.п. страниц. Основные результаты работы
были представлены и обсуждались на международных, всесоюзных и
республиканских научно-технических конференциях и семинарах, в том числе:
─ на Физическом факультете Вильнюсского университета и Национальной
конференции
Литвы
по
физике
(1973-2013),
в
Вильнюсском
НИИ
радиоизмерительных приборов (1975-1991), в НИИ ,,Полюс‘‘ (1982-1991,
Москва), в ОКБ при заводе ,,ЭРА‘‘ (1979-1991, Москва), на координационном
совете по волоконно-оптическим системам связи в Москве (~1988-1992) ;
─ на Республиканских н-т конф. ─ по радиоэлектронике (1976, Каунас;
1977, Вильнюс); ─ по радиоизмерениям (1976, Вильнюс; 1978, Каунас); молодых
ученых (1976, Вильнюс); ─ ,,Генерирование, формирование и применение
импульсных сигналов‘‘ (1-ая, 1978; 2-ая, 1980; 3-ая, 1984; 4-ая, 1987, Вильнюс);
─ ,,Физическая электроника‘‘ (1979; 1983; 1984; 1985; 1986; 1987, Каунас); ─
,,Управление технологическими процессами микроэлектроники‘‘ (1980, Каунас);
─ ,,Технологические процессы производства интегральных схем‘‘(1981, Каунас);
─ по спектроскопии и квантовой электронике (8-ая, 1987, Паланга); ─
„Усовершенствование
технологических
процессов
производства,
их
механизация, автоматизация и внедрение результатов“ (1988, Каунас); ─
,,Физика полупроводниковых лазеров‘‘(1989, Вильнюс);
─ на Всесоюзных н-т конф. ─ молодых ученых и специалистов отрасли
связи ( 1-ая, 1976, Москва); ─ по микроэлектронике (8-ая, 1978, Москва; 10-ая,
1982 Таганрог; 12-ая, 1987, Тбилиси); ─ по электронике сверхвысоких частот (9ая, 1979, Киев); ─ ,,Осциллографические методы измерений‘‘ (1975; 1979; 1986,
Вильнюс); ─,,Теория и техника сложных сигналов‘‘ (1979, Минск); ─
16
,,Интегральная электроника СВЧ‘‘(1982, Новгород); ─ ,,Физические процессы в
полупроводниковых
гетероструктурах‘‘
(3-ая,
1982,
Одесса);
─
по
микроэлектронике СВЧ (10-ая,1983, Минск); ─ симпозиум ,,Плазма и
неустойчивости в полупроводниках‘‘ (5-ый, 1983; 6-ой, 1986, Вильнюс); ─
,,Световые системы связи и передачи информации ‘‘ (4-ая, 1984, Москва); ─ по
физике полупроводников (10-ая, 1983, Минск); ─,,Электроника СВЧ‘‘(11-ая,
1986, Ордженикидзе); ─ 6-ое совещание по исследованию арсенида галлия
(1987,
Томск);
─
по
ВОСС
(5-ая,
1988,
Москва);
─
,,Проблемы
совершенствования устройств и методов приема, передачи и обработки
информации (1988, Москва); ─ „Волоконно-оптические системы передачи“ (5ая, 1988, Москва); ─ „Оптические устройства в энергосистемах“ (1988,
Севастополь); ─ ,,Физические проблемы оптической связи‘‘(1-ая, 1990; 2-ая,
1991, Севастополь);
─ на Международных н-т конф. ─ по проблемам информационной техники,
теоретической электротехнике, физике и технике полупроводниковых проборов
(32-ая, 1987; 35-ая, 1990, Ильменау, ГДР ; 40-ая, 1995; 43-ая, 1998, Ильменау,
ФРГ); ─ по микроволнам ,,MIKON‘‘ (8-ая, 1988, Гданск; 11-ая, 1996, Варшава);
─ на Координационном совете Соц. стран по физическим проблемам
оптоэлектроники (1989, Баку); ─ Proc. of 2nd Int. Symp. On Recent Advances in
Micr. Technology ,,ISRAMT’89‘‘ (1989, Beijing, China); ─ Proc. of Association for
the Advancement of Modeling and Simulation techniques in Enterprises International
92 Geneva Conference (1992, Geneva); The 10-th Nordic Symposium on Computer
Simulation (1996, Tallinn).
Личное участие соискателя в получении результатов.
Автором
диссертации сделана постановка общей задачи и отдельных ее частей,
составлены программы для предложенного направления исследований методов
генерации импульсных колебаний на СВЧ и выполнения конкретных ее этапов,
решения теоретических задач и проведения расчетов, экспериментальных
исследований и измерений, в написании статей, тезисов и представлении
материалов на конференциях, оформлении заявок на изобретения. Отдельные
17
конкретные задачи выполняли аспиранты. Автором предложен и самолично
разработан Метод переноса для анализа импульсных процессов на СВЧ в
структурах ПП электроники, так же предложены и сформулированы положения
синхрофотонной инжекции и импульсной электроники, способы измерений и др.
Обобщены результаты всего направления.
Структура и объем диссертации. Диссертация изложена на 271
странице и состоит из общей характеристики работы, семи глав, основных
результатов и выводов, списка цитированной литературы из 271 наименования,
списка научных работ соискателя, включающего 91 наименование (с тезисами
их имеется всего 184). Она содержит 11 таблиц и 137 рисунков.
Содержание работы.
Во введении обоснована актуальность темы
диссертации, показана ее научная значимость, сформулированы цели и задачи
работы, приведены положения, выносимые на защиту, а так же представлены
сведения о структуре и содержании работы. 1 глава содержит обзор этапов
перехода от вакуумной к полупроводниковой электронике и оптоэлектронике, ее
развитие для работы в импульсном режиме на СВЧ. Рассмотрены современные
генераторы импульсов и быстродействие импульсных электронных систем. В
других 6 главах исследованы субнано – пико секундные переходные и
импульсные
процессы,
СВЧ
характеристики
биполярных
и
полевых
транзисторов, TRAPATT диодов, быстродействие туннельных диодов и
сверхрешеток, работа полупроводниковых лазеров на СВЧ и синхрофотонные
элементы, импульсная электроника. Разработаны методы генерации импульсных
колебаний на исследованных элементах и достигнуты частоты повторения до 2 
4 ГГц, сравнимые с зарубежными результатами. Сделано заключение всего
направления работы.
18
Глава 1.
ЭЛЕКТРОНИКА И ГЕНЕРАЦИЯ ИМПУЛЬСНЫХ КОЛЕБАНИЙ
С ВЫСОКОЙ И СВЕРХВЫСОКОЙ ЧАСТОТОЙ ПОВТОРЕНИЯ
1.1. Генерация импульсов с частотой повторения до сотен мегагерц
Исследование принципов и методов генерации импульсных колебаний с
высокой, сверхвысокой и предельно возможной частотой повторения является
одной из актуальных проблем радиофизики. В 1955–60 годы, работы по этой
тематике начали разделяться на три направления. Первое сохраняло интерес к
релаксаторам. На триодах, лампах со вторичной эмиссией импульсы достигли
длительность 2÷5 нсек, частота повторения, как высокая, была 1 МГц,
амплитуда 15 В [1.1]. На триодах в схеме блокинг-генератора, Е. Н. Буторин
получил импульсы длительностью 5,5÷8 нсек, частота 10 кГц [1.2]. В
релаксаторах с запаздывающей обратной связью, частота повторения достигала
десятки мегагерц [1.3, 1.4]. В монографии Л. А. Моругина и Г. В. Глебовича
[1.5] сделано обобщение таких исследований и показана в те годы достигнутая
максимальная частота повторения импульсов  несколько мегагерц.
Стремление достичь высокие частоты повторения электрических импульсов
привело к исследованию СВЧ нелинейных систем. Большое количество таких
работ их объединило во второе направление. Корнетет Н. Г. и Джозенханс И. Г.
разработали клистрон с коаксиальным коллектором [1.6]. Сгруппированные
сгустки электронов возбуждали импульсы с частотой повторения 0,1- 0,7 ГГц
(рис. 1.1). Их форма была нестабильна и отличалась от прямоугольной.
Подобные клистроны были разработаны и изготовлены в ЛЭТИ проф. А. Д.
Сушковым, В. А. Меосом, И. Б. Вендик [1.8, 1.9] и исследованы в Вильнюсском
НИИ радиоизмерительных приборов (ВНИИРИП). Тогда выполнялась первая
плановая работа для начала изучения методов генерации импульсов до 1000
МГц [1.8]. Ответственный исполнитель этой НИР Ф. Вайтекунас предложил при
помощи магнитного поля корректировать форму сгустка группируемых
электронов в лампе бегущей волны с коаксиальным коллектором (рис. 1.2) [1.8].
19
Рис. 1.1. Импульсы из клистронного
генератора Корнетета Н. Г. и Джозенханса И. Г.
Рис. 1.2. Генератор видео импульсов
на ЛБВ с коаксиальным коллектором.
В 1958 г. И. Г. Катаев предложил линии с ферритами, сегнетоэлектриками
или варикапами, в которых возбуждаются ударные волны. Набег фазы гармоник
формирует импульсы с фронтом 0,5÷1 нсек. Частота повторения достигала 10
МГц при токе синусоидальной волны 30÷100 А [1.7].
В.
Латинис
исследовал
полосковые
линии
с
15–20
параллельно
включенными высокочастотными вакуумными диодами (рис. 1.3) [1.10]. Ф.
Вайтекунас разработал вакуумный диод с распределенными катодом и анодом в
виде полосковой линии с волновым сопротивлением 75 Ом. Полосковый диод
(рис. 1.3) был изготовлен в ЛЭТИ под руководством проф. А. Д. Сушкова [1.10].
Большое внутреннее сопротивление дискретных диодов в линии или нагрев
катода и анода в полосковом диоде ограничили максимальную частоту из
синусоиды формируемых импульсов до 0,3 ГГц. По указанным причинам
методы третьего направления, основанные на распределенных системах с СВЧ
вакуумной электроникой или ферритами, оказались неперспективными.
а
б
Рис. 1.3. Полосковая линия с вакуумными диодами (а) и полосковый диод (б).
В 1963 г. С. Я. Шац проанализировал работу транзистора в ключевых
20
каскадах и процессы их переключения. Л. А. Моругин и Г. В. Глебивич
обобщили опубликованные работы по наносекундным устройствам [1.5] и в
1964 г. представили методы формирования импульсов на полупроводниковых
диодах с накоплением заряда, туннельных диодах, п-р-п-р структурах с Sобразной ВАХ. Эти работы стали новым и основным направлением в 1970  80 г.
нацеленным
на
полупроводниковую
электронику.
Начато
интенсивное
исследование ранее открытых физических эффектов, которые стали основой
СВЧ электроники. Они создали базу для исследования методов генерации
импульсных колебаний с гигагерцовыми частотами повторения. Появились
теоретические работы по переходным процессам и импульсным свойствам
биполярных (БТ) и полевых транзисторов (ПТ), туннельных диодов (ТД) и
диодов с накоплением заряда (ДНЗ), диодов Ганна (ДГ) и лавинно-пролетных
диодов (ЛПД), диодов Шоттки (ДШ) и элементов криоэлектроники (ЭК),
ртутных реле (РР), структур на гетеропереходах (ГП). Каждый из указанных
эффектов и его реализация в структурах имеет свои особенности, которые
определяют возможность
генерировать наносекундные колебания с низкой,
высокой или со сверхвысокой частотой повторения.
Первый прорыв сделали работы Носова Ю. Р. [1.29] по теории ДНЗ и на
таких диодах В. Латинисом во ВНИИРИП разработанные формирователи
наносекундных единичных перепадов напряжения. ДНЗ, РР заняли твердые
позиции среди формирователей импульсов с наносекундным фронтном [1.29,
1.5]. Исследования других авторов показали, что для генерации импульсных
колебаний со сверхвысокой частотой повторения перспективными могут быть
БТ и ПТ с барьером Шоттки [1.11÷1.26], ЛПД и структуры со сверхрешетками,
гетеролазеры [1.17, 1.27, 1.28]. Криогеника сложна в практическом применении
и это ограничило интерес к ней. ТД способны стабильно делить гигагерцовую
частоту и синхронизировать измерительную осциллографическую аппаратуру
[1.30]. Эффект Ганна возбуждает домены различной формы, включая
прямоугольную [1.17, 1.31].
21
Анализ
публикаций
и
проведенные
первые
исследования
раскрыли
проблематику методов генерации импульсов на сверхвысоких частотах. Они
были нацелены на проведение отбора элементов полупроводниковой (ПП)
электроники и изучения ее частотных и импульсных свойств на СВЧ в режиме
большого сигнала. Так определились пути теоретических и экспериментальных
работ
для
электрических
достижения
и
предельных
световых
гигагерцовых
импульсных
частот
колебаний
с
повторения
пикосекундными
временными параметрами. Перечислим эти пути.
1. Основой метода генерации или формирования электрических импульсов
является полупроводниковый элемент, который способен работать в широком
диапазоне СВЧ при достаточной величине тока на нагрузке 50 Ом в режиме
коммутации большим сигналом с пикосекундными временными параметрами.
Такие его особенности раскрывает исследование импульсных процессов и
разработка критериев оценки частотных и импульсных свойств, характеристик,
которые определяют работоспособность элементов в данном режиме генерации;
2. Схема метода генерации является вторичной но самостоятельной задачей.
Она подбирается и рассчитывается под ПП нелинейный элемент с учетом условий
ее работы в коаксиальной или полосковой волноводной системе;
3. Лазеры на двойной гетероструктуре (ДГС) выделяются в отдельное
направление методов генерации импульсов света. Однако они так же подчинены в
1 ом и 2 ом пунктах изложенным критериям и особенностям;
4. Выполнение в 1ом, 2ом и 3ем пунктах изложенных условий требует
разработки теоретической и экспериментальной научно-технической базы для
комплексного исследования ПП элементов, схем и савокупности их совместной
работы в рамках конкретного метода в режиме генерации
импульсных
колебаний на СВЧ. Методика исследований ПП элементов и методов генерации
вцелом должна быть максимально подобной для наличия возможности
сопоставления и сравнения полученных результатов разными методами;
5.
Разработанные
характеристиками
методы
могут
и
быть
предложенная
приспособлены
элементная
и
база
с
ее
использованы
в
22
метрологических и других источниках  генераторах импульсных колебаний с
пикосекундными временными параметрами в широком диапазоне СВЧ.
1.2. Полупроводниковая электроника и генерация электрических
импульсов со сверхвысокой частотой повторения
В настоящей работе исследования нацелены на изучение импульсных и
частотных свойств биполярных и полевых транзисторов с барьером Шоттки,
ЛПД, работающих в режиме с захваченной плазмой – TRAPATT-диодов,
туннельных диодов, структур со сверхрешетками для работы в импульсном
режиме на СВЧ и генерирования пикосекундных импульсных колебаний.
С первых публикаций и в монографиях [1.111.16;1.241.26], импульсные
свойства
транзисторов
выражаются
переходной
характеристикой
и
представляются временными диаграммами переключения единичным перепадом
или импульсом тока, напряжения в режиме большого сигнала. Частотные
свойства характеризует малосигнальный параметр граничной частоты f T ,
которая зависит от времени пролета  эк носителей через структуру [1.11÷1.26]. В
работе [1.12] показана зависимость f T от режима работы при переключении и
качественно рассмотрено влияние изменения этой частоты на длительность
фронта и форму переходной характеристики. Однако в поздних публикациях
дается изменение f T при разных значениях тока коллектора но напряжение
остается фиксированным [1.14 ÷1.18]. Такая характеристика не раскрывает
динамику времени переноса носителей через структуру во время ее
переключения. Способность транзистора генерировать импульсные колебания
заданной формы и амплитуды на нагрузке 50 Ом с максимальной частотой
повторения и ее связь с параметром f T в к настоящему времени опубликованных
работах не рассмотрена. Также отсутствует поиск оптимальных условий
генерации импульсов по f T и рабочему току насыщенного транзистора. Не
рассмотрены принципиальные схемы генераторов импульсов на СВЧ, что
относится к радиофизике. В проблематике
электроники СВЧ интерес
23
представляет максимальная частота генерации на СВЧ  f max ( f T , RБСК) [1.17] и
КПД. Но эти факторы для импульсной электроники не актуальны. В
рассматриваемой тематике важна мощность активного элемента и величина его
тока при насыщении, работа в волноводе с волновым сопротивлением 50 Ом.
Анализ переходных и импульсных процессов в структурах ПП электроники
выполняется методами, основанными на: системе дифференциальных уравнений
в частных производных, системе уравнений по эквивалентной схеме и методе
заряда [1.15].
В основу первого метода положены уравнения физики ПП Вильяма Шоккли
[1.32, 1.33] – непрерывности, плотности тока, также Пуассона и другие для учета
параметров структуры. Система решается приближенными математическими
методами с применением ЭВМ. Трудоемкое составление вычислительной
программы и наличие быстродействующего компьютера окупается получением
строгих и наглядных результатов расчета.
Второй метод предложен Моллом J. M. [1.34]. Его развил Агаханян Т. М.
[1.35]. Достоинство метода в том, что расчет переходных процессов достаточно
прост и дает оценку влияния RCL элементов структуры и схемы на импульсные
свойства и быстродействие транзистора. Метод получил широкое применение.
Однако процессы переноса носителей через структуру и в ней протекающие
импульсные процессы строго и наглядно не представляются.
Третий метод разработан Бьюфоу Р. и Спарксом Д. Д.[1.36]. Он получил
развитие в работах Абдюханова М. А., Швейкина В. И., Недолужко И. Т. и др.
[1.37–1.39]. Анализируется изменение общего заряда электронов в базе
транзистора во времени без учета распределения инжектированных неосновных
носителей. Метод не требует больших затрат, но результаты дает приближенно.
Метод эквивалентных схем и метод заряда широко освоены. Однако нет
работ, в которых одним методом проведено исследование импульсных свойств
различных структур электроники и дано их сравнение. Процессы переноса
носителей наиболее точно отражает метод дифференциальных уравнений В.
Шоккли развитый Гуммелем. Однако на СВЧ необходимо оценить вклад RCL
24
образований и элементов схемы генератора. Это актуально для согласования
тракта волновода с кристаллом ПП в полосе спектра гармоник импульсного
сигнала. Оценивая методы анализа следует заключение, что результаты расчета
при помощи уравнений В. Шоккли и метода эквивалентных схем одни других
дополняют и наиболее точно отображают импульсные процессы в ПП
структурах на СВЧ. Поэтому они создают основу для анализа импульсных
процессов и импульсных свойств элементов Импульсной электроники.
Эти методы применяются для расчета в структурах с их размером до
единицы или
долей микрометра. При субмикронных размерах, расчеты
закономерностей скорости переноса носителей проводятся методом МонтеКарло [1.40–1.45]. В полевом транзисторе на GaAs с длиной затвора 0,5 мкм
перенос электронов близок к балистическому [1.40]. В биполярном транзисторе
на гетеропереходах Ga1-xAlxAs/GaAs, укорочение базы от 1 до 0,4 мкм приводит
к балистическому переносу носителей и на частотах 20÷30 ГГц граничная
частота, по сравнению с переносом диффузией, значительно увеличивается
[1.41]. В указанных работах восновном рассчитывается скорость переноса
носителей. В [1.43] проведен анализ периодичной структуры из пяти GaAsAlGaAs секций фото диода. Его импульсная реакция порядка 8 пс. Для освоения
метода
Монте-Карло
требуются
определенные
усилия
и
совершенная
компьютерная база. Этот метод уточняет ход процессов переноса в структурах с
размерами в десятые доли микрометра или меньше.
В начальной стадии этой работы, особый интерес представлял туннельный рп переход [1.46] и работа полупроводников при глубоком охлаждении [1.47].
Однако
нанотехнологиии
привели
к
многослойным
периодическим
гетероструктурам с туннельными переходами - сверхрешеткам [1.48–1.52]. В
них на туннелирующие электроны одновременно действует периодический
потенциал
кристаллической
электрический
потенциал
в
решетки
структуре.
и
периодически
Период
изменяющийся
потенциала
структуры
значительно превышает постоянную решетки но на много меньше длины
свободного пробега электрона. Энергетический спектр такой сверхрешетки
25
находится при помощи уравнения Шредингера. Его решение позволяет
рассчитать параметры минизон. Внешнее напряжение изменяет распределение
потенциала в структуре и тем самым положение минизон, которые создают
условия для появления резонансного туннелирования и резкого всплеска
протекающего
тока.
В
[1.51]
показано,
что
время
переключения
квантоворазмерных структур составляет 10-14 сек. При увеличенном напряжении
и токе, пико-фемто секундное быстродействие выдвигает сверхрешетки в один
из наиболее перспективных элементов электроники. В [1.53] сообщено о
получении ВАХ с участком отрицательной дифференциальной проводимости.
Однако развитие таких структур сталкивается со сложностью изготовления
строго периодических слоев толщиной в десятки ангстрем. Во время
выполнения настоящей работы, в Физико-техническом институте им. А. Ф.
Иоффе АН СССР были изготовлены кластерные структуры NaXTe [1.54, 1.55],
которые открыли возможность проведения экспериментальных исследований.
Для комплексной оценки импульсных и частотных особенностей работы
различных
структур
на
СВЧ,
теоретический
анализ
дополняется
экспериментальными измерениями параметров этих структур и разработкой
методов генерации импульсов. Поэтому не менее важна задача создания методов
измерений и испытаний параметров на оригинальных макетах или стендах.
Импульсные процессы исследуются в режиме большого согнала. Входной
сигнал переключает ПП структуру из крайнего состояния отсечки в другое
крайнее состояние насыщения или максимального тока. Рабочая точка на ВАХ
перемещается по линии нагрузки от нулевого уровня тока коллектора в точке 1
до критического режима в точке 2 (рис.1.4, рис.2.18). На СВЧ в импульсном
режиме необходим обратный ход процессов по зеркальному закону.
При работе в режиме большого сигнала параметры ПП структуры зависят
от изменения положения рабочей точки.
У биполярного и полевого
транзисторов, граничная частота f T i, u  является функцией тока и напряжения.
Известны низкочастотный метод
f T  f изм /  Б
и высокочастотный метод
измерения – f T   × f изм . Фазовый угол  Б измеряется в радианах при помощи
26
векторного вольтметра. Рабочая частота таких приборов не превышала 1 ГГц.
Для высокочастотного метода f изм выбирается из условий [1.56]
3 f T /  Э  f изм  f T / 2,
2   Э  10.
(1.1)
Для проведения измерений f T > 2–5 ГГц,
выбирается частота f изм 1÷2 ГГц и выше.
Измерители работают до 1 ГГц, поэтому
требуется новая высокочастотная методика
измерения f T .
а
в
б
Рис. 1.4. ВАХ транзистора с линией нагрузки RH (а), энергетические диаграммы
в состоянии отсечки (б – напряжение на базе UБ0, напряженность эл. поля ЕБЭ0,
ток iK0 ) и в состоянии насыщения (в – UБ >0, ЕБЭ>0 . ток базы iБ IБ5, ток
насыщения коллектора iKН). Напряженность электрического поля ЕЭБ - на
эмиттерном переходе, ЕТОР - торможения, ЕУСК – ускорения. Е- энергия.
При помощи емкостно-омического делителя или мостовой схемы, барьерные
и диффузионные емкости измеряются методом замещения в резонансной
системе. Объемные сопротивления отдельных областей структуры удобно
определять путем измерения постоянных времени мостовым методом [1.57].
Импульсные свойства и переходные характеристики полупроводниковых
элементов, временные параметры формируемых импульсных колебаний и их
частота повторения исследуются и измеряются при помощи стробоскопических
27
осциллографов с полосой пропускания от 0 до 12 или 18 ГГц. При этом
самостоятельной задачей становится синхронизация наблюдаемых колебаний.
Так же нет опыта и в литературе отсутствуют принципы создания стендов для
размещения безкорпусных кристаллов в процессе измерения их импульсных
параметров с пико секундным разрешением. Известные методы измерения
необходимо было приспособить для работы в широком диапазоне СВЧ.
Для
комплексного
исследования
корпусированных
и
бескорпусных
кристаллов различных элементов ПП электроники промышленного или
опытного производства, каждому их типу выбирается соответствующая схема,
которая в коаксиальном или полосковом волноводе создает необходимый режим
его работы. В литературе описаны разные варианты схем, большинство из
которых относилось к устройствам генерации синусоидальных СВЧ колебаний.
Поэтому из сделанного отбора схем, они изменены и приспособлены для работы
в волноводной системе в полосе сверхвысоких частот.
Для
формирователя
на
биполярных
транзисторах
выбрана
мало
исследованная схема переключателя тока. В ней первый транзистор включен с
общим коллектором, второй с общей базой. Входной синусоидальный сигнала
СВЧ эффективно ограничивается в режиме отсечки и насыщения. Нагрузку
создает волноводная система [1.58, 1.59]. Для исследования формирования
импульсов на полевом транзисторе с общим истоком или с общим затвором
выбрана схема ключа, которая на одном полевом транзисторе работает в режиме
усиления-ограничения [1.60, 1.61].
В литературе работа генераторов на TRAPATT-диодах представлена в
разных схемах. Большинство из них  генераторы синусоидальных СВЧ
колебаний. Наиболее приемлемой оказалась схема с широкополосной задержкой
запуска, предложенная Эвансом [1.62]. Она выполнена на коаксиальном
резонаторе. В одном его конце перемещаемый короткозамыкатель, а в другом
трансформатор сопротивлений для перехода на волновое сопротивление 50 Ом.
Система сложная, но перспективная для генерации импульсных колебаний.
28
В литературе много схем автогенераторов на туннельных диодах [1.5].
Однако частота повторения импульсов достигает лишь сотни мегагерц. Более
перспективны структуры со сверхрешетками, но технологически созданные
структуры и схемы их включения отсутствовали. Для исследования кластерных
образований выбрана схема ключа.
Обзор публикаций показал, какая элементная база ПП перспективна для
работы
с
субнано
секундными
временами
переключения
на
СВЧ
и
целесообразно ее исследовать.
1.3. Полупроводниковые
лазеры для формирования и генерации
импульсов света в диапазоне СВЧ
От идеи Ж. И. Алферова, Р. Ф. Казаринова [1.50, 1.52, 1.53] и Г. Кремера
[1.51] создавать полупроводниковые лазеры на гетеропереходах, до появления
стабильно работающих образцов кристаллов, пригодных для исследования их
динамических свойств, прошло более 15 лет. В 1980–81 годах в настоящей
работе начато изучение лазеров на двойной гетероструктуре в диапазоне СВЧ.
Первоочередная задача заключалась в размежевании электрических и оптических свойств и параметров лазеров. Первый тип процессов включает внешнее
электрическое воздействие, изменяющее инжекцию неосновных носителей и тем
самым инверсную населенности в активной области структуры. Здесь важна
согласованность кристалла с волноводом в широком диапазоне СВЧ. Второй тип
процессов связан с временами жизни инжектированных электронов и фотонов,
оптическим усилением, оптическими параметрами структуры и др. [1.62, 1.63].
Модуляционная характеристика инжекционного лазера выражается произведением оптической характеристики с резонансной частотой лазера f p и электрической характеристикой с полосой пропускания f Э на уровне –3 дБ [1.64–1.66]

 
P~  Mf p4 / f 2  f p2
   fГ / 2   1/1   f / f  ,
2
2
2
Э
(1.2)
где М – коэффициент пропорциональности, Г – коэффициент подавления
резонанса, зависящий от спонтанного времени жизни неосновных носителей
заряда, стационарной плотности фотонов, дифференциального коэффициента
29
усиления и коэффициента насыщения усиления. Учитываются оптические
потери и частота модуляции f. Оптические и электрические свойства лазеров
взаимосвязаны и эти оба фактора необходимо учитывать.
Для расширения оптической модуляционной характеристики необходимо
оптимизировать оптические потери, дифференциальный коэффициент усиления
и стационарную плотность фотонов в активной области лазера.
Инерционность инверсной населенности в активной области лазера
определяется
проводимостью
лазерного
кристалла
и
гетеропереходов,
емкостями и постоянной времени токопроводящих элементов. Поэтому при
моделировании
взаимодействия
сигнал-лазер
и
линия
передачи-лазер
целесообразно применять эквивалентную схему лазера. Наиболее приемлемыми
являются те схемы, в которых разделены оптические и электрические их
свойства [1.67].
Элементы оптической эквивалентной схемы могут быть получены из
скоростных уравнений [1.68]. Схема, которая наиболее полно отражает
оптическую
часть
лазера,
позволяет
рассчитать
амплитудно-частотные
характеристики излучения. Схема без учета оптической части состоит из
параллельно включенного сопротивления и емкости. В СВЧ тракте лазер
представляется комплексным сопротивлением с активной составляющей
значительно меньшей волнового сопротивления волноводной системы. Этот
фактор выдвигает задачу исследования способов согласования включенного
кристалла лазера с коаксиальным или полосковым волноводом. Частотные
свойства такой системы должны обеспечить качество модуляции лазера в его
рабочем диапазоне частот и максимальную мощность излучения, кпд всей
системы[1.69, 1.70].
В некоторых типах инжекционных лазеров резкое увеличение инжекции
носителей заряда вызывает излучение ряда коротких импульсов до установления
стационарного значения выходной мощности. Это релаксационные колебания,
которые создаются из-за вынужденного спада импульсной инверсии. Известны
три
группы
методов
гашения
релаксационных
колебаний:
оптические,
30
электрические и технологические [1.71, 1.72]. При гашени оптической образной
связью, лазер излучает один световой пик и переходит в стационарное
излучение. Постоянная инжекция дополнительных фотонов в резонатор и
применение
резонансного
контура
уменьшает
длительность
задержки
излучения, но увеличивает длительность переходного процесса включения. При
импульсной подсветке могут возникнуть даже пикосекундные пульсации
плотности фотонов в резонаторе. Для анализа взаимодействия лазеров
применяются специально разработанные модели [1.73]. Применен метод
подавления релаксационных колебаний постоянным излучением, которое
вводится в активную область структуры. Однако это удлиняет переходной
процесс.
Для
модуляции
лазеров
субнаносекундными
электрическими
импульсами необходима разработка методов подавления релаксационных
колебаний без удлинения переходного процесса включения.
Изучив работу лазеров на СВЧ, можно перейти к исследованию методов
генерации импульсов света. Рекордно короткие импульсы света получены
методом синхронизации мод, как на обычных ДГС структурах, так и на лазерах
с кванторазмерными слоями в активной области. Синхронизация мод GaAlAs
ДГС лазера, работающего в непрерывном режиме, была осуществлена в 1978 г.
[1.74, 1.75]. Внешний резонатор состоял из сферического зеркала. На расстоянии
5 см в центре его кривизны помещался лазер. При частоте модулирующего
сигнала 3 ГГц, получена длительность световых импульсов 23 псек. Более
короткие импульсы получают в режиме пассивной синхронизации мод [1.76]. В
[1.77] в качестве внешнего резонатора предложено применять оптический
световод. Задача достаточно сложная, так как ДГС лазер излучает расходящийся
пучек света. Показано, что в сужающийся световод с торцовой полусферой
можно ввести только 30 излучения [1.78]. С внешним резонатором из
световода длиною 5 см, накачивая лазер током с частотой 2 ГГц, получена
длительность импульсов 4,1 пс при частоте повторения 20 ГГц. Пиковая
мощность таких импульсов не превышала 18 мВт [1.79]. В лазере, работающем с
внешним резонатором, при наличии модуляции током накачки, одномодовый
31
режим генерации сохраняется. Такое направление работ повело к разработке
монолитной интеграции генераторов пикосекундных световых импульсов, в
которых активная и пассивная части на одной подложке. Это структуры
двойных диодов, лазеры с двойным волноводом, лазеры с коническим
переходом [1.80]. Размещение пассивного диода перед выносным зеркалом
лазера создает эффект столкновительной синхронизации мод. Это позволяет
генерировать субпикосекундные импульсы. В лазерах с двумя усилительными
секциями,
промежуточный
ненакачиваемый
слой
для
насыщающегося
поглощения просветляется встречными импульсами. Получена минимальная
длительность импульсов 0,8 пс [1.81].
Короткие оптические импульсы также получают при помощи ключей с
оптоэлектронной обратной связью в виде быстродействующего фотодиода.
Получены импульсы длительностью 10÷20 пс с регулируемой частотой
повторения 1÷5 ГГц. Лазеры с кванторазмерными слоями в активной области
могут генерировать субпикосекундные импульсы [1.82]. Экспериментально
получена частота релаксационных колебаний 30 ГГц [1.83] и импульсы,
длительностью 1,8 пс [1.84]. По информации в интернете к настоящему времени,
oдиночные импульсы света достигли атосекунды (10−18).
Рассматривая разные методы генерации импульсных колебаний света
интерес
представляет
уточнение
механизма
возникновения
флюктуаций
излучения и работа ДГС лазера в системе с внешним резонатором. Изучение
этого вопроса нацеливает на исследование процесса включения лазера и
переходного, импульсного процессов, протекающих в активной среде. Анализ
генерации импульсов на ДГС лазерах проводится при помощи балансных
уравнений, которые описывают взаимодействие формируемого импульса
излучения
с
лазерной
средой.
Выше
представленные
способы
(1.2)
исследований, с учетом оптической специфики, необходимо приспособить для
измерения параметров и характеристик элементов оптоэлектроники на СВЧ.
При этом нужна теоретическая и экспериментальная база для разработки
32
метрологической
аппаратуры,
предназначенной
для
исследования
и
совершенствования систем, работающих с импульсами света на СВЧ.
1.4. Генерация импульсов на СВЧ и быстродействие систем электроники
В 1970  80 годы ПП электроника достигла субнаносекундные времена
переключения и
стала
радиофизических
формирования
базой для изучения и определения общности
закономерностей
электрических
и
генерации
световых
или
импульсных
трансформации
колебаний
со
сверхвысокой частотой повторения на разных элементах ПП электроники.
Исследования выявили физическую основу генерации или преобразования
формы и параметров таких колебаний. Это процессы переноса и накопления
электронов, дырок, фотонов в композитной ПП структуре, работающей в
режиме большого сигнала в специальной схеме в сверхширокополосной
волноводной системе. Так физика и электроника ПП стали тесно связанными с
радиофизическими
фундаментальными
закономерностями
генерации
и
трансформации импульсных колебаний на СВЧ. Поэтому исследование
импульсных и частотных свойств элементов электроники имеет первостепенное
значение в проблематике генерации субнаносекундных импульсных колебаний.
1.4.1. Сверхбыстродействующая полупроводниковая электроника
За последние 1020 лет большой прогресс нотехнологий увеличил
быстродействие электроники и вскрыл новые ее возможности. Исследование ПП
структур с чередующимися высокоомными и низкоомными подобластями
нанометровой протяженности привело к познанию нового фундаментального
результата. Электроны, дрейфующие через такую структуру, достигают
скорости, существенно превышающие скорости насыщения, сравнивая их с
значениями эффективной дрейфовой скорости электронного потока [1,90].
В монографии [1,91] изложены основные направления развития ПП
электроники на ближайшие годы. Отдельно выделены полевые и биполярные
транзисторы
отрицательной
на
гетероструктурах.
дифференциальной
Отмечено
проводимости.
дальнейшее
Это
диоды
развитие
Ганна,
33
транзисторы с ОДП, IMPATT диоды. Отдельно выделено резонансное
туннелирование для работы на СВЧ и в цифровом виде, в структурах
транзисторов. Намечено продолжение минятюризации и внедрение новых
достижений физики полупроводников в полевые транзисторы с длинными
коналами, создание двухзатворных транзисторов, SiGe структур, структур с
квантовыми ямами или точками. Поставлен акцент и на гетероструктуры [1.92,
1.93]. Такая элементная база перспективна для увеличения эффективности
цифровых коммуникаций и компьютерных устройств. Однако малотиражная
электроника для импульсной метрологии в общей перспективе не отражена. При
этом удивительно то, что в современной монографии [1.92] в плане
теоретического анализа уравнения с частными производными упомянуты только
в ее начале. Анализ процессов в режиме малого и большого сигнала в [1.92]
проведен методом Эберса  Молла.
В [1.94] сообщено о высокой подвижности носителей и повышенной
скорости насыщения в материале графен. Полевой транзистор на таком
материале с длиной затвора, уменьшенной до 40 нм, показал частоту среза 155
ГГц.
В
другой
работе
[1.95],
с
учетом
баллистического
переноса,
промоделировано масштабирование длины канала полевого транзистора. При
его длине 100 нм, частота среза достигает 640 ГГц. Уменьшение этой длины до
20 нм и длине затвора 16 нм, частота увеличивается до 3,7 ТГц. При этом
значительно уменьшено сечение канала, напряжение питания, величина тока и
крутизна. Эти факторы ограничивают применение таких транзисторов в
генераторах импульсной метрологии и других импульсных устройствах.
В корпорации Intel [1.96] в производство внедрена передовая технология
изготовления трехзатворных полевых транзисторов. Для переключения с
большим
быстродействием из одного состояния в другое, длину затвора
уменьшили от 60 до 30 нм. Однако электрические параметры и время
переключения
нового
изделия
не
указаны.
Разработаны
конфигурации
процессоров Intel Pentium 4 для работы с тактовой частотой 2,4 ГГц и до 3,06
ГГц, синтезатор сигналов, работающий с тактовой частотой 10 ГГц. Он
34
существенно увеличит скорость переключения с канала на канал. На базе
микроархитектуры Intel Net Burst, создана системная шина, которая достигла
рабочую частоту 533 МГц. В то же время фирма Vishay Semiconductor GmbH в
2002 г. начала выпуск кремниевых NPN транзисторов малого и среднего тока с
граничной частотой 25 ГГц [1.97], которые были предназначены для работы в
цифровых систем беспроводной связи до 3 ГГц. В 2012 г. три компании: IBM,
Samsung и Global Foundries объединили усилия для разработки и к 2014 ~ 2015 г.
производственного освоения кремниевых FinFET транзисторов на основе 14 нанометровой технологии. Фирма производит биполярные транзисторы для
работы с малыми и средними токами с граничной частотой до 25 ГГц [1.98].
Публикуются работы о достижении новых результатов исследования
сверхрешеток. Проведен анализ усилительных свойств [1.99] и теоретически
исследовано
возбуждение
релаксационных
колебаний
в
волноводе
со
сверхрешеткой при воздействии терагерцовой гармоникой [1.100]. Исследована
динамика
переноса
в
однослойных
и
двухслойных
наноструктурах
и
сверхрешетках [1.101]. Проведен анализ структуры Run / GaN сверхрешетки с
учетом объема элементарной ячейки, периодичности, скорости переноса и
продольной координаты распределения Ga и Run атомов. Изучение плотности
состояний показало, что такие сверхрешетки могут быть подобны металлу и
использоваться в структурах полупроводник - сверхрешетки (металл) –
полупроводник [1.102]. Запатентован светоизлучающий диод, в котором между
N-типа и P-типа слоями имеется барьерный слой с такой сверхрешеткой. Его
наличие
может
уменьшить
возникновение
дефектов,
вызванных
несоответствием между решетками активных слоев [1.103].
Имеются и экспериментальные работы этого плана. При комнатной
температуре методом спектроскопии проведено изучение особенностей работы
чередующихся квантовых ям в GaAs:AlAs структуре сверхрешетки [1.104]. В
диссертации
[1.105]
проведены
теоретические
и
экспериментальные
исследования сверхрешетки, на которую сигнал с частотой ω1 поступает из
источника излучения накачки. Имеется
резонатор, который обеспечивает
35
обратную связь на частоте ω3. Производится усиление и выделяется третья
гармоника. Мощность источника накачки 4 мВт, третья гармоника 0,1 мВт,
частоты соответственно 100 ГГц и 300 ГГц. Разработаны различные виды GaAs /
AlAs сверхрешеток, состоящих из 14 монослоев GaAs и 4 монослоев AlAs с
шириной минизоны 25 мэВ и с 2 монослоями AlAs, 60 периодов и минизоны
шириной 140 мэВ. Устройство с плавной перестройкой частоты работало в
диапазоне от 225 ГГц до 295 ГГц.
Оценивая и сравнивая выше изложенные результаты, видно большое их
расхождение, которое может зависеть от разброса параметров материаров,
особенностей экспериментов, расчетных данных. Разрабатываются структуры с
граничной частотой до 25 ГГц, но для средних и малых токов. Однако для
генерации импульсных колебаний нужна не только высокая частота, но и
величина тока на этой частоте, чтобы формировать колебания в волноводе на
волновом сопротивлении 50 Ом.
1.4.2. Генерация импульсных колебаний на СВЧ
Работы по исследованию методов генерации импульсных колебаний
(19751991) проводились в двух государствах  СССР и США. На Западе в
Калифорнии в корпорации Hewlett Packard и на Востоке в Вильнюсском НИИ
радиоизмерительных приборов. НИЛ Импульсных процессов Физического
факультета Вильнюсского университета в период 19731991 г.г. тесно
сотрудничала
с
ВНИИРИПом.
Работы
были
нацелены
на
создание
радиофизических основ генерации импульсных колебаний с максимальной
сверхвысокой частотой повторения на разных элементах электроники и создания
общих
принципов
разработки
измерительных
импульсных
генераторов.
Проведенные НИР показали, что генерация таких колебаний основана на
фундаментальных законах физики полупроводников, электроники, радиофизики
и их взаимозависимости.
Десять наименований НИР, выполненных по указанной программе генерации
импульсов
включены
в
Каталог
научно-исследовательских
и
опытно-
конструкторских работ RUNIOKR.INFO" Российской федерации [1.1061.115].
36
В каталоге дано краткое описание целей каждой указанной работы, ее
содержание, достигнутые результаты и количество страниц отчета. Представим
аннотацию о последней НИР [1.115] и в сокращенном виде изложенное в
каталоге описание результатов всех там преречисленных десяти работ.
Выписка из RUNIOKR.INFO – каталога НИР, 2010 г. [1.115]
Исследование импульсных процессов в полупроводниковых структурах для
генерации
пикосекундных
оптических
и
электрических
импульсов
со
сверхвысокой частотой повторения". Рук. Вайтекунас Ф., Вильнюс. гос. ун-т,
1989, С. 296. Обобщенное краткое описание результатов десяти работ:
 Проведенные НИР посвящены исследованию импульсно-частотных свойств
перспективных активных элементов оптической и сверхвысокочастотной
электроники для формирования световых и электрических импульсных сигналов
с высокой частотой повторения. Исследованы импульсные процессы на СВЧ,
включая переходные процессы в биполярных и полевых транзисторах,
генерационные свойства ТРАПАТТ-диодов, модуляционные характеристики
полупроводниковых лазеров, включая синхронное световое воздействие на эти
приборы. Управление этих элементов светом является новым. Решены на ЭВМ
уравнения,
описывающие
импульсные
процессы
в
полупроводниковых
структурах. Предложен и разработан новый метод теоретического анализа
импульсно-частотных и формирующих свойств СВЧ-транзисторов. Предложены
новые транзисторные структуры и схемы на них. Использованы авторские
свидетельства. Экспериментально исследованы опытные и промышленные
образцы структур с использованием радиоизмерительной аппаратуры. Показана
возможность
формирования
и
генерации
оптических
и
электрических
импульсных сигналов с частотами повторения до 2 ГГц и выше. Макеты
генераторов оптических и электрических пикосекундных импульсов в СВЧдиапазоне, как источники метрологических импульсов, переданы заказчику для
внедрения в плановые разработки. Результаты способствуют улучшению
импульсно-частотных
характеристик
полупроводниковых
приборов
и
применяются при разработке новых оптоэлектронных элементов СВЧ-диапазона
37
и устройств на их основе. Разработанные макеты превосходят своих аналогов по
частоте оптических импульсов и амплитуде электрических импульсов. Область
применения: оптоэлектроника, квантовая радиофизика, волоконно-оптические
линии связи. Эффективность: повышение технико-экономических показателей
импульсных устройств на СВЧ [1.1061.115].
В каталоге НИОКР по тематике генерации импульсов выделены четыре НИР
[1.107, 1.110, 1.113, 1.115] и вместе с каждой из них дан перечень десяти или
более похожих работ, выполненных в разных научных центрах. Эти похожие и
другие работы следует причислить к следующему поколению методов
генерации импульсных колебаний. Они базируются на уже разработанных
радиофизических принципах и новая элементная база нанотехнологий дает
улучшенные результаты, развиваются исследования для других применений.
Перечислим основные направления, по которым до настоящего времени шло
и в ближайшем будущем намечается развитие методов генерации или
трансформации импульсных колебаний путем: 1 минятюризации структур ПП
элементов методами нанотехнологий; 2  освоения ПП элементов на новых
физических принципах и материалах; 3  при работе на достигнутых частотах
повторения импульсов повышение производительности логических операций в
цифровых системах; 4  широкого освоения оптоэлектроники и увеличения
общей быстроты передачи массивов информации в ВОЛС; 5 разработки ПП
электроники большой мощности и для работы при высоком напряжении; 6 
приспособлении разработанных методов генерации для биомедицинских,
технических и других целей.
На фирмах Hewlett Packard и во ВНИИРИП были научнопроизводственные
подразделения с технологией электроники для разработки и малотиражного
промышленного освоения строго специфических ПП элементов, гибридных
микросхем, которые применялись при создании новых генераторов и других
устройствах импульсной метрологии на СВЧ. К сожалению, уже 10  20 лет
назад, эти фирмы изменили продукцию и теперь электроника восновном
развивается в специализированных корпорациях многотиражного производства.
38
Развитие метрологии повело к созданию разновидности импульсов и к
отличительным их видам  не только регулярной их последовательности, но к
кодовым и псевдослучайным последовательностям, пакетам колебаний. Их
генерация базировалась на методах радиофизики с привлечением электронной
логики. Общее стремление нарасчивать быстродействие вычислительных
устройств и систем передачи информации было нацелено на существенное
повышение тактовой частоты импульсных колебаний. Однако сложность и
затянувшеяси безуспешность решения этой задачи привела к поиску и созданию
других методов. Так была разработана интегральная электроника и схемы,
которые в вычислительных системах умножают тактовую частоту импульсных
сигналов. По указанным причинам с 1985  1990 годов, развитие импульсных
генераторов разделилось на специфические группы или их семейства.
Самое многочисленное семейство составляют универсальные и образцовые
генераторы метрологических импульсов прямоугольной формы с в широких
пределах стабильно изменяемыми временными, частотными и другими
параметрами.
Их
основой
являются
фундаментальные
радиофизические
закономерности генерации и трансформации электрических и световых
импульсных колебаний с высокой и со сверхвысокой частотой повторения на
различной ПП элементной базе. Внутри своего семейства эти генераторы
отличаются количественными величинами предельных временных параметров 
от пс, нс, мкс, мс до с и одиночных импульсов. Они применяются для
определения
переходных
характеристик
активных
и
пассивных
четырехполюсников, разных устройств на СВЧ, измерения времени нарастания,
выброса, длительности, спада, неравномерности вершины и других параметров
импульсных колебаний (Таблица 1.1). При этом необходимо отметить, что ранее
разработанные
методы
генерации
метрологических
импульсов
даже
с
применением электроники 2000  2013 годов, частоту повторения импульсов
существенно не повысили. Достигнуто лишь улучшение временных параметров,
их стабильность и более строгая форма самих колебаний. В решение этих задач
весомый вклад внесли интегральные схемы, включая и специальные гибридные,
39
которые в устройствах сократили участки передачи или просто проводимости
между активными элементами, устранили часть RCL образований и так
расширили диапазон рабочих частот.
Обзор публикаций [1.1161.121] показал (Таблица 1.1), что ведущим центром
в мире является корпорация Agilent Technologies Company в Кремниевой долине
(Калифорния). Эта корпорация в 1999 г. у Hewlett Packard переняла тематику
метрологической аппаратуры, включая импульсные генераторы. К настоящему
времени Agilent Technologies Company производит большой ассортимент
генераторов и другой измерительной аппаратуры, имеет более 100 своих
представительств в разных странах мира. Фирма указывает на долгую историю
разработки генератора 81133A и в итоге созданного 81134А. Успешное
применение современной электроники позволило эти генераторы причислить к
образцовым (Pattern Generator) источникам импульсных колебаний с частотой
повторения до 3,35 ГГц. Модель 81134А представляют как стандарт
высокоскоростной импульсной измерительной аппаратуры с предельными и
высокостабильными параметрами [1.116]. Генераторы с частотой повторения
импульсов 2,5 ГГц выпускает компания Picosecond Pulse Labs [1.117].
Таблица 1.1. Измерительные генераторы импульсов универсальные, со
сверхвысокой частотой повторения, производимые в 201213 г. Параметры Fмакс
 максимальная частота повторения (ГГц); tфмин; tимин минимальные
лительности фронта и импульса (нс); U  амплитуда (В) на R50 Ом.
N Модель; Fмакс, ГГц; tф мин, нс; tи мин ,нс; U, В;
Фирма;
Страна.
1. 81110А 0,1650,33
3, 8 Agilent Techn. USA
2. 81130А 0,40,66 0,8 0,6
3, 8 Agilent Techn. USA
3. 81134А
3,35
0,060
2,0 Agilent Techn. USA
4. 12010
0, 8
0,150
0,250
2, 5 Picosecond P. L. USA
5. 12020
1, 6
0,150
0,250
2, 5 Picosecond P. L. USA
6.
3600
2, 5
0,070
0,070
7, 5 Picosecond P. L. USA
7. 10300 В 0,1 мГц
0,300
1,0
50 Picosecond P. L. USA
8. Г5-78
0,5
0,500
1,0
5,0
Россия
9. Г5-85
1,0
0,250
0,5
2,0
Россия
10. Г5-96
2,0
2,0 ВНИИРИП СССР
11. AFG3021 0,12
меандр
5,0 Tabor El-on. Израель
12. WX2182B 0,5
меандр
8,0 Tabor El-on. Израель
40
В 1985 − 92 г. в ВНИИРИП-е разработаны и внедрены в производство
измерительные импульсные генераторы новых поколений Г5 – 85 с частотой
повторения до F 1 ГГц, Г5 – 96 с F до 2 ГГц, с прецизионными временными и
др. параметрами импульсов до 0,1 ГГц, кодовых комбинаций,
оптических
импульсов серии ОГ5 с F 0,150 ГГц и F  0,350 ГГц, рефлектометры серии
ОР5 для тестирования одномодовых ВОЛС, длина волны 0,8 1,3 и 1,55 мкм.
В России держится давно достигнутая частота повторения 1 ГГц [1.118,
1.119]. В тематику генерации импульсных колебаний включился Израиль и
достиг F = 0,1 ГГц [1.121]. Университет Великобритании (University of St
Andrews) сообщает о престижной разработке генератора импульсов высокой
частоты для военного и гражданского применения. Указана субнаносекундная
длительность генерируемых импульсов прямоугольной формы менее 0,7 нс.
Длительность непрямоугольных импульсов 0,3 нс, частота не указана [1.122].
К другим семействам генераторов следует отнести источники импульсов
различной
формы
с
программируемыми
параметрами
или
кодовыми
последовательностями, пакеты импульсов, с задаваемым джиттером, большой
амплитудой,
специаьного
назначения
для
медикобиологических
или
технических целей и т. д. Так генераторы импульсов фирмы Agilent Technologies
могут
создавать
многообразие
кодовых
последовательностей,
включая
псевдослучайную двоичную последовательность, так же генерировать сигналы,
позволяющие
эмитировать
и
характеризовать
вновь
разрабатываемые
устройства для функциональной их проверки и испытания цифровых схем, ячеек
памяти, шин и сетей передачи данных и использования в качестве источника
тактовых сигналов в диапазоне гигагерц. В моделях программируемых
источников 12010 и 12020 имеется 1 или 2 выходные каналы и управляются
времена перепадов, амплитуда, коэффициент заполнения. Agilent Technologies
предлагает специальный генератор модели J-BERT N4903B для специфической
проверки узлов  чипсов, приемо-передающих модулей с последовательными
портами ввода / вывода. Тестируется скорость передачи данных от 150 Мбит/с
41
до 7 Гбит/с, до 12.5 Гбит/с или до 14.2 Гбит/с. Имеется детектор ошибок,
амплитуда выходного сигнала изменяется от 50 мВ до 100 В [1.116].
В ВНИИРИП разработаны генераторы испытательных импульсов  модель
И1-12 и др. для поверки осциллографов в полосе частот до 20 ГГц. Для полной
укомплектованности импульсной измерительной аппаратуры на СВЧ к 1990 г.
был разработан стробоскопический осциллограф с полосой частот до 30 ГГц.
Корпорация Agilent Technologies разработала осциллограф модели 86100DCA
для полосы частот более 80 ГГц [1.123]. Компания Picosecond Pulse Lab с
Национальным Метрологическим Институтом США NIST создали электроннооптическое комплексное устройство с генератором импульсов, источником
лазерного излучения с длительностью импульса от 0,5 пс, фотоэлектронными
преобразователями
и
осциллографом.
Такой
измерительный
комплекс
теоретически обеспечивает рабочую полосу частот до 500 ГГц [1.124]. Какова
максимальная частота повторения измеряемых импульсов не указано. В США в
процессоре со специальной архитектурой и с применением криогеники в 2011 г.
достигнут мировой рекорд частоты повторения импульсов F 8,429 ГГц.
В отдельное направление сосредоточились работы по исследованию
генерации наносекундных импульсов большой мощности (40 Вт, 100 ГВт)
[1.125, 1.126] или высокого напряжения (до 50 кВ, ток 200 А, времена
нарастания 50 -150 нс, частота повторения 50100 Гц) [1.127]. Разработано
устройство, которое выдает
импульсы длительностью 1-5 нс с выходной
мощностью до 400 МВт и с перспективой ее увеличения до 1 ГВт. Частота
повторения 100 Гц. Исследуются силовые системы подавления РЭС, которые
эффективны в диапазоне частот 100 МГц … 300 ГГц с пиковой мощностью в
импульсе более 100 МВт [1.128]. К рассмотренному направлению работ
правомерно причислить 50 лет спустя возобновленную тематику генерации
видео импульсов не на ПП, а при помощи клистронов [1.1291.132]. На выходе
клистрона в коаксиальной линии на 1 ГГц получен импульс сгруппированного
сгустка тока в 100 А. Так же сформированы импульсы прямоугольной формы
мощностью 1 кВт длительностью 1 мкс с частотой повторения 50 Гц.
42
Приведенные источники импульсов используются для калибровки СВЧ
детекторов, измерения СВЧ характеристик элементов, в качестве передатчиков в
радиолокации и для других целей. Здесь рассмотрены разработки генераторов
видео импульсов. Однако имеются источники радио импульсов. Но это тематика
СВЧ электроники и в настоящей работе не рассмотрена.
Еще одно направление составляют источники импульсных колебаний для
биомедицинских исследований и применения в лечебной практике [1.133].
Актуально
исследование скоростных и эффективных импульсных устройств
управления спасательными надувными подушками в автомобилях. По этой
тематике проводятся работы в Техническом университете в Мюнхене [1.134].
1.4.3. Тактовая частота, быстродействие вычислительных устройств и
эффективность оптических систем передачи цифровой информации
Вычислительные устройства и системы передачи информации работают на
сверхвысоких тактовых частотах с импульсными сигналами и способны
обрабатывать большие массивы данных. Во многих случаях оба эти технические
устройства работают в единой системе телекомуникаций. Они имеют как
некоторое подобие, так и принципиальные отличия. Однако при оценке
быстродействия или производительности всех таких систем необходимо
учитывать частотные и импульсные свойства задействованных частей и узлов,
которые обрабатывают цифровые данные. Одни и другие эти особенности
рассмотрим раздельно.
Вычислительные устройства или их системы. Для оценки их общей
мощности, т.е. скорости обработки данных, имеется показатель IPC ("instructions
per cycle"). Он учитывает количество инструкций, выполняемых за такт, и
показывает, сколько команд процессор (П) или их савокупность может
выполнить в единицу времени. В многопроцессорных вычислительных
устройствах несколько процессоров работают параллельно, увеличивая скорость
выполнения логических операций за единицу времени. Общая архитектура всего
устройства и количество задействованных процессорных ядер, их параметры,
рабочая
тактовая
частота,
скорость
обмена
данными
между
каждым
43
процессором
и
оперативной
памятью,
другие
факторы
оказывают
принципиальное значение на быстродействие всей вычислительной системы.
При этом различают внутреннюю и внешнюю тактовые частоты. Внутренняя
частота определяет
темп,
с
которым
каждый
процессор
обрабатывает
внутренние команды. Внешняя частота показывает необходимые затраты
времени для обращения процессоров в оперативную память [1.135, 1.136].
На материнской плате специальный генератор вырабатывает импульсные
сигналы с базовой частотой повторения или с так называемой частотой шины и
их передает в один или все задействованные процессоры. К 2006  2008 г.
частоты базовых сигналов достигали 100−133 МГц [1.137]. Набор микросхем и
проводников в шинах ограничивает их работу на СВЧ. Для увеличения базовой
частоты до единиц гигагерцов, в схемах процессоров производится внутреннее
ее умножение на коэффициент 51020. В модельном ряде процессоров Intel
Pentium D − коэффициент умножения 1418, сообщается о коэффициенте 20
[1.137]. Например, процессор Intel Core i7 920 работает на частоте шины 133
МГц и имеет множитель 20, тогда тактовая частота становит 2,66 ГГц.
В 1998 г. корпорация Intel анонсировала тогда самую быстродействующую
версию процессора Pentium® II Xeon™ с тактовой частотой 450 МГц. Она была
достигнута путем использования 0,35  микронной технологии и с увеличением
быстродействия и емкости кэш-памяти. Эта модель П обеспечивала наивысший
в
отрасли
уровень
производительности
и
была
предназначена
для
двухпроцессорных серверов и рабочих станций. Ядра П Celeron, изготовленные
по 0,25  микронной технологии, достигли рабочую частоту 333, 350 и 400 МГц
[1.135]. К 2008  2013 г. тактовые частоты некоторых процессоров П типа
достигли 34 ГГц и превосходят эту величину [1.137,1.136].
"Гонка
мегагерцев"
тактовой
частоты
между
двумя
ведущими
производителями центральных процессоров для настольных компьютеров 
корпорациями Intel и AMD продолжалась примерно до 2004 г. [1.139]. Тогда
констатировали, что процессоры Pentium IV с частотой 4 ГГц компании Intel и
44
процессоры фирмы AMD, имевшие другую архитектуру и тактовую частоту 2,6
 2,8 ГГц, работали с друг другу близкой производительностью [1.139].
В 2011 г. компания AMD объявила о том, что предсерийный образец модели
П AMD FX разогнан до частоты 8,429 ГГц. Это самое высокое достижение в
мире и оно зарегистрировано в книге рекордов Гиннесса как «максимальная
частота компьютерного процессора». Испытывался восьмиядерный образец на
архитектуре Bulldozer с новой технологией, разблокированным множителем и
при повышенном напряжении. Работа была устойчива при охлаждении до
криогенных температур на жидком гелии [1.140]. Однако такие температурные
условия работы модели - П ограничивают широкое его применение. В
сообщении не указано за счет восьмиядерной системы или архитектуры таково
быстродействие процессора и какова в нем базовая тактовая частота.
В 2012 г. компания Intel располагала процессором Core i7 930 с тактовой
частотой 4,4 ГГц. Объём оперативной памяти 6 Гб и она работает на частоте 1,6
ГГц. У разных моделей процессоров одной линейки тактовая тастота восновном
отличается только за счет ее множителя [1.141].
Исследование модели - П показало, что быстродействие вычислительных
систем зависит не только от тактовой частоты процессора, но и от архитектуры,
частотных параметров всего устройства, включая шины коммуникаций и
программное обеспечение. Так П Pentium II обмен данными с памятью
выполняет за три такта плюс несколько циклов ожидания. Эта пауза выжидает
данные из менее быстродействующих узлов компьютера. При тактовой частоте
шины 200 МГц по системной шине процессоров Intel Pentium 4 данные
передаются на частоте 800 МГц [1.142].
Процессоры, построенные на различных ядрах, для выполнения одной
операции тратят разное количество тактов, которое может отличаться в
несколько раз. Процессор с тактовой частотой 2,0 ГГц более производителен,
чем изделие 2005 г. того же назначения с тактовой частотой 3,8 ГГц [1.139].
Для современных процессоров Athlon II и Phenom II важна не только тактовая
частота, но и количество ядер в нем. В зависимости от модели эти П могут иметь
45
два, три или четыре ядра в одной микросхеме. Шесть ядер имеется только в
серии Highend Phenom II [1.136]. Чем больше ядер в процессоре, тем больше
заданий на тактовой частоте он выполняет параллельно и тем больше
производительность всей системы [1.143]. Чем больше кеш-память с чаще
используемыми данными, тем быстрее обрабатывается цифровая информация.
Представим параметры серийных П корпораций AMD и Intel [Табл. 1.2] [1.138].
Таблица 1.2. Серии процессоров компаний AMD и INTEL (2013г.).
Модели
Кол-во ядер
Тактовые частоты, ГГц
Кеш-память, Мб
2,2  2,3
0,5
AMD V
1
AMD Athlon II
2
1,3  2,4
1, 2
AMD Turion II
2
1,5  2,6
2
2, 3, 4
1,6  2,8
1,5, 2
INTEL Atom.
1, 2
1,5  1,87
0,5, 1
INTEL Celeron
1, 2
1,06  2,2
1, 2
INTEL Pentium
1, 2
1,2 2,3
1, 2, 3
INTEL Core i3
2
1,06  2,66
3
INTEL Core i5
2
1,06  2,66
3
INTEL Core i7
2, 4
1,06  2,8
4, 6, 8
AMD Phenom II
Процессоры массового назначения работают с тактовой частотой 1-1,6 ГГц, а
среднего и высокого класса имеют частоты 2 - 2,8 ГГц. Уже несколько лет нет
роста тактовых частот. Сравнивать производительность моделей П корректно
только в их сериях при идентичных параметрах и одинаковых условиях работы.
Тогда более быстрым будет тот, у которого тактовая частота выше [1.138 ].
Для персональных компьютеров процессоры восновном выпускают фирмы:
Intel, AMD, Cyrix, IBM и др. Один из крупнейших в мире производителей
персональных компьютеров компания Acer в 2012—13 г. выпустила новый
прибор на мощном процессоре Intel Core i3 с двумя ядрами и рабочей тактовой
частотой 1,8 ГГц. В 2013 г. Intel выпустила процессор Atom нового поколения с
чипсетами, работающими на тактовой частоте 2.0, 1.6 и 1.2 ГГц. Благодаря
46
новой архитектуре с дополнительным ядром, достигнуто 2-кратное увеличение
производительности
по
сравнению
с
подобными
ранее
выпускаемыми
моделями. Компания TSMC на Тайване намечает выпускать двухъядерный
процессор с тактовой частотой 3,1 ГГц, однако его сопровождают проблемы
температурного режима. На выставке CES в Лас-Вегасе в 2013 г. две компании
Qualcomm и NVIDIA представили 28-нанометровый чипсет Tegra 4. Он
оценивается как самый быстрый мобильный чипсет в мире. Производительность
центрального четырехъядерного (Cortex A15) процессора увеличена в 2,6 раза, а
графического ускорителя – в 6 раз. В чипсете задействованы 72 процессорных
ядра. Тактовая частота основных ядер 1,9 ГГц [1.144, 1.145, 1.146].
Сделанный
обзор
принципов,
определяющих
быстродействие
вычислительных устройств показал, что эти параметры достигаются ПП
электроникой,
максимальной
тактовой
частотой,
архитектурой,
рабочей
программой и другими факторами. Поэтому в фирмах исследования нацелены
на указанные вторые факторы, а тактовая частота стабилизировалась на уровне 2
 3 ГГц. Такая ее величина базируется на классических методах генерации
импульсов, возможностях интегральной электроники и полосе пропускания шин
и
других
узлов
систем
на
СВЧ.
Увеличение
быстродействия
и
производительности решается в схемах умножения базовой тактовой частоты.
Телекоммуникационные
системы.
Эффективность
систем
передачи
информации в двоичном коде по волоконно-оптическим линиям связи (ВОЛС)
зависит от быстродействия в их составе имеющихся логических устройств и
пропускной способности волоконно-оптической части. Рассмотрим вторую
часть этого направления  оптические методы, обеспечивающие быстроту
передачи больших массивов информации.
Исследования инфракрасного и терагерцового излучения ведут к познанию
радиофизических законов и более широкому освоению оптического диапазона
электромагнитных колебаний [1.147, 1.148]. Исследование полупроводниковых
источников ИК и ТГц излучения на ПП наногетероструктурах с квантовыми
ямами, квантовыми проволоками и квантовыми точками выводит генерацию
47
колебаний и получение сигналов на уровень новейших технологий. Так
усовершенствованы и разработаны методы усиления, генерации и управления
ИК и ТГц излучения. Полученные теоретические результаты создали основу для
дальнейших теоретических и экспериментальных исследований в данном
научном направлении [1.148]. При этом световоды создают совершенную
физическую среду для сверхбыстрой передачи больших массивов данных на
большие расстояния. Указанные и другие работы успешно осваивают
оптический диапазон и расширяют его приспособление, применение в разных
технических целях, включая ВОЛС.
Широкополосность оптических систем связи и сверхвысокое быстродействие
обусловлено чрезвычайно высокой несущей частотой оптических сигналов,
достигающей 1014Гц. ВОЛС работают в области инфракрасного спектра в
диапазоне длин волн от 800 до 1600 нм. Здесь имеются три окна прозрачности
на: 850, 1310 и 1550 нм, где локальное затухание передаваемых сигналов
минимально. Для размещения большого количества каналов ширина спектра
оптических сигналов должна укпадываться в полосу порядка 1,6 нм. Такие
технические параметры могут быть достигнуты применяя ПП лазеры с
перестраеваемой частотой излучения.
Созданы одночастотные перестраиваемые по длине волны ПП лазеры с
внешним резонатором на основе волоконных брэгговских решеток. Рассмотрены
способы дискретной и плавной перестройки длины волны излучения. Лазеры
генерируют с шириной линии 10 кГц в диапазоне 635–1650 нм. Разработаны
перестраиваемые лазеры для длин волн 1250  1650 нм [1.1491.155].
Большая эффективность ВОЛС стала возможной за счет применения
принципа волнового мультиплексирования (Wave Division Multiplexing – WDM).
Этим
методом
одновременно
передается
определенное
количество
информационных каналов по одному оптическому волокну на разных несущих
частотах. Разные длины волн не взаимодействуют друг с другом и поэтому не
создаются дополнительные помехи. Способ WDM — разделение сигналов по
длине
волны
значительно
увеличивает
широкополосность
системы
и
48
пропускную
способность
передаваемой
информации,
которая
достигает
терабиты в секунду [1.156]. Волновой мультиплексор отдельные потоки
сигналов переносит в одну среду световода, сохраняя каждого информационное
содержание.
В
таком
устройстве
имеется
допустимое
количество
информационных входов, один или более входов для приема команд управления
и адресов и объединяющий один выход. Из каждого входа, сигналы
одновременно
поступают
для
параллельной
их
передачи
по
волокну.
Мультиплексоры так же могут быть использованы для преобразования
параллельно передаваемого двоичного кода в последовательный. В этом случае
одновременно на разные входы поступающие сигналы в двоичном коде, по
командам подаются на выходы последовательно.
Цифровые мультиплексоры с заданного информационного входа считывают
логические уровни 0" или 1" электрических сигналов и передают их на
оптический модулятор.
В системах дальней связи требования к качеству
передачи оптического сигнала максимальны и это достигается внешней
модуляцией в передатчиках. Наряду с модуляцией амплитуды, применяется
модуляция фазы, частоты и поляризации световых волн, а также их комбинации.
Промодулированные сигналы поступают в опто-волоконную линию. Так
оптические сигналы, содержащие закодированную информацию, с присвоенной
несущей длиной волны, создают отдельные каналы, которые работают
одновременно и параллельно. В конце каждой линии составного оптического
канала, демультиплексор (DEMUX) выделяет электрические сигналы, которые
по отдельным каналам поступают в приемный сервер [1.157  1.159].
Технология WDM позволила оптически уплотнить каждую полосу канала
ВОЛС и перевести ее на работу с быстротой 40 и более Гбс. Это существенно
расширило пропускную способность ВОЛС. Для увеличения скорости передачи
информации
в
Европе,
в
2007
г.
существовала
программа
перевода
телекоммуникаций с 10 Гб/сек на 40 Гб/сек [1.158]. В РФ ВОЛС тоже работают
со скоростью 40 Гб/сек. Компании Finisar, Sumitomo Electric Industries и OpNext
на Европейской выставке оптических коммуникаций (ECOC) в 2009 г. показали
49
одномодовые 40 и 100-гигабитные Ethernet модули. В 2010 г. разработан новый
стандарт IEEE Std 802.3ba-2010, в котором сформулированы обязательные
параметры элементов ВОЛС со скоростью передачи данных в 40 Гбс и 100 Гбс,
при использовании нескольких 10 Гбс или 25 Гбс линий связи. Однако
возникли затруднения при выполнении новых требований [1.160].
Ученые Калифорнийского технологического института и университета в
городе Виктория (Канада)  профессор физики Харвей Ньюман и др. в 2011 г. на
расстоянии около 80 км. достигли обмен данными на рекордно высокой
скорости  186 Гбс. Это было показано на конференции Super Computing  2011
в городе Сиэттле (США). В ноябре 2012 г. эта же команда показала рекорд
скорости по передаче данных с дисков на диски SSD по одному 100гигабитному каналу: 96 Гб/с (15 ГБ/с) и пиковую производительность передачи
данных память-в-память по трём каналам: 339 Гб/с (53 ГБ/с). Последний
результат это искусственная характеристика пиковой производительности по
трём каналам, так как просуммирован входящий и исходящий трафик в один
момент времени [1.1601.162]. Такие достижения создали основу для разработки
следующего поколения систем коммуникаций, внедрение которых ожидается
через несколько лет.
Из сделанного обзора следует, что производительность передачи данных в
ВОЛС и их пропускная способность определяются такими факторами 1
быстродействием и мощностью управляющего вычислительного устройства, 2
перестраевыми
и
управляемыми
ПП
лазерами
и
соответствующими
фотодетекторами, 3 мультиплексорами и демультиплексорами с заданным
количеством пропускных оптических каналов и 4  пропускной способностью
волоконно оптических линий связи. Управляющее вычислительное устройство
с учетом параметров его процессора, быстродействия и коэффициента
умножения частоты задает частоту повторения электрических импульсных
сигналов с закодированной информацией в двоичном коде.
1.4.4. Современное состояние генерации импульсных колебаний и
методы, определяющие быстродействие электронных систем
50
Обзор публикаций, монографий, диссертаций и другой научной литературы
по методам и научным направлениям исследования генерации импульсных
колебаний, быстродействию электронных систем позволил оценить их развитие
и теперешнее состояние
1
радиофизические
трансформации
закономерности
электрических
и
генерации
световых
и
формирования
импульсных
колебаний

со
сверхвысокой частотой повторения на различной ПП элементной базе изучены в
1970  1990 годы. Учитывая результаты исследований, включая и настоящую
работу, в указанном периоде времени получена максимальная частота
повторения F 2  3,5 ГГц. Развитие и освоение нанотехнологий в электронике
позволило к 2010  2013 г. на разной элементной базе эту частоту повысить до
F 4 ГГц и ее довести до промышленного уровня. За последние годы
существенно улучшены временные параметры и форма импульсных колебаний,
достигнута их вариация и стабильность при изменении частоты повторения;
2

радиофизические
фундаментальные
закономерности
генерации
импульсов и достижения электроники стали основой для развития ряда научных
направлениий: импульсной метрологии с импульсныхми генераторами с
частотой
повторения
F
2,5

3,35
ГГц,
формирования
кодовых
последователбностей и пакетов импульсных колебаний, источников импульсов
для тестирования логических элементов (F 7; 12,5; 14,2 Гбс), генераторов
импульсов высокого напряжения до КВ и большой мощности до МВт,
генераторов для биомедицинских и пазных технических целей;
3  импульсная метрология и ее генераторы способствовали достижению
высокого быстродействия вычислительных устройств, в которых логические
микросхемы генерируют базовую тактовую частоту F 0,133  0,450 ГГц и ее
умножают с коэффициентом до 10  15  20;
4  развитие ПП оптоэлектроники и оптоволоконных линий связи создали
основу оптических коммуникаций. Быстродействующие логические устройства
передают сигналы с закодированной информацией в двоичном коде, которые
51
оптически модулируются, муьтиплексируются и поступают в систему ВОЛС.
Быстроту
передачи
информации
определяет
эффективность
логических
устройств и степень уплотнения каналов связи для параллельной их работы.
1.5. Постановка задачи.
Из обзора литературы следует, что к началу этой работы отсутствовал
системный подход к проблеме генерации электрических и световых импульсных
колебаний со сверхвысокой частотой повторения. Обобщая опубликованные
материалы сделано заключение, что целесообразно исследовать биполярные и
полевые транзисторы с барьером Шоттки, лавинно-пролетне TРAПАTT диоды,
структуры со сверхрешетками, ДГС лазеры. Эти элементы различны, но имеют
много подобий. Они содержат один или большее количество потенциальных
барьеров,
пролетное
пространство
и
носители
собирающий
электрод.
Особенности динамики барьеров, условия переноса и наличие усиления создают
индивидуальные механизмы формирования сгустков электронов или фотонов,
которые на выходе из полупроводникового кристалла в волноводе формируют
пакеты ТЕМ волн в виде импульсных колебаний. Изложенное подобие или даже
однообразие процессов в указанных элементах нацеливает с единых позиций
провести
комплексное
теоретическое
и
экспериментальное
исследование
импульсных процессов в указанных элементах электроники и испытать их в
режиме генерации. Поэтому нужна максимально единая методика, которая
позволит
раскрыть
как
общие,
так
и
индивидуальные
особенности
фундаментальных основ радиофизики в области генерации импульсных
колебаний и физики полупроводников, электроники в процессе формирования
пикосекундных импульсных сгустков носителей на СВЧ. Большой объем
савокупности исследований должен выполняться этапами и привести к оценке
общих и частных особенностей генерации на элементах рассматриваемого типа.
Программа работ составлена из блоков для учета всей проблематики и развития
направления Импульсной электроники. Оно должна решаться поэтапно, учитывая
результаты первых блоков при решении последующих.
52
Первый блок – отбор или разработка
методов теоретического анализа
импульсных процессов в элементах электроники в режиме генерации колебаний.
Основу
теоретического
составленные
из
анализа
уравнений
составляют
непрерывности
математические
и
Пуассона
или
модели,
другого
фундаментального типа. Цель анализа - обеспечить строгую интерпретацию
протекающих
элементной
физических
базы
процессов
электроники
с
в
кристаллических
микронными
образованиях
размерами
на
уровне
существующих технологий.
Второй блок – изучение импульсных процессов переноса инжектированных
носителей, их накопления и рассасывания в структурах полупроводниковых
элементов при быстром переключении в рамках предельных режимов работы.
Третий блок – учет влияния RCL образований в структурах элементов, в
окружении кристаллов, схеме и СВЧ тракте. Расчет на основе эквивалентной
схемы структуры и тракта, выполненный по требованиям особенностей СВЧ
исполнения с нано-пико – секундным разрешением.
Четвертый блок – приспособление известных или разработка оригинальных
методов экспериментального исследования частотных, импульсных свойств и
переходных, импульсных процессов, измерения параметров полупроводниковых
кристаллов
в
Приспособление
гигагерцовом
или
диапазоне
разработка
с
пикосекундным
метрологической
базы
разрешением.
и
стендового
оборудования на коаксиальных или полосковых системах для проведения
исследования гаммы безкорпусных кристаллов структур или корпусированных
элементов электроники в СВЧ исполнении, работающих на различных
физических эффектах в широком диапазоне сверхвысоких частот.
Пятый блок – изучение и определение общности радиофизических
закономерностей генерации и трансформацииформирования электрических и
световых импульсных колебаний со сверхвысокой частотой повторения на
различной ПП элементной базе. Выявление свойств элементов и в них
53
протекающих импульсных процессов, которые
обеспечивают формирование
сгустков носителей, создающих импульсные колебания в волноводной системе.
Шестой блок – разработка методов и макетов или стендов на исследованных
элементах электроники для генерации электрических и световых импульсных
колебаний со сверхвысокой частотой повторения. Создание научной базы и
составление рекомендаций для разработки метрологических или другого
назначения импульсных генераторов на СВЧ.
Седьмой блок – предложение новых элементов полупроводниковой
электроники и оптоэлектроники с существенными или принципиальными
отличиями – основа Импульсной электроники, включая синхрофотонику.
Изученные
процессы
раскрывают
качественные
и
количественные
изменения внутреннего состояния ПП кристалла во время его переключения и
показывают специфические особенности работы в импульсном режиме на СВЧ.
Блоки исследования позволяют сделать оценку каждого метода генерации,
сравнить их межу собою и наметиь пути дальнейшего развития одного или
другого направления по радиофизике с учетом физики полупроводников.
Раскрытие особонностей процессов переключения и переноса электронов или
фотонов в импульсных ПП СВЧ структурах и сотрудничество с конструкторами
и
технологами,
позволяет
создавать
новые
модификации
структур
с
расширенными возможностями, улучшенными и измененными их параметрами,
достигая фемтосекундные времена переключения. Так же актуально исследовать
предельное быстродействие разных структур, работающих в режиме большого
сигнала на СВЧ. Выполненные исследования по единой методике и анализ
результатов позволяют делать сравнительную оценку работоспособности и
технических возможностей различных элементов для дальнейшего их развития.
Полученные теоретические и экспериментальные результаты в области
физики процессов в ПП электронике и их взаимодействие с электромагнитными
колебаниями могут служить основой для дальнейших теоретических и
экспериментальных исследований в данном научном направлении и создании
новых источников импульсных колебаний с уникальными параметрами на СВЧ.
54
1.6. Для выполнения поставленной задачи, необходимо решить
1. Отобрать полупроводниковые структуры, работающие на разных физических
эффектах с перспективой на их основе достичь максимальную предельную частоту
повторения
формируемых
или
генерируемых
электрических
и
световых
импульсных колебаний.
2.Подобрать математические модели и методы расчета или их разработать для
анализа нано-пикосекундных импульсных процессов в полупроводниковых
структурах, работающих на микроволнах в режиме большого сигнала с учетом
параметров разных материалов - Si, GaAs, InP и других.
3.Исследовать влияние наличия RCL образований в кристаллах элементов,
схемах и СВЧ тракте на параметры генерируемых колебаний.
4. Отобрать или разработать методы экспериментального исследования
элементов электроники и оптоэлектроники для работы на СВЧ с пикосекундным
разрешением для измерения их частотных и импульсных свойств и параметров.
5. Теоретически и экспериментально исследовать импульсные процессы в ПП
элементах и максимальную их работоспособность в режиме большого сигнала на
СВЧ с предельными пикосекундными временами переключения.
6. Исследовать герерацию импульсных колебаний со сверхвысокой частотой
повторения на различных бескорпусных и корпусированных кристаллах ПП
электроники и оптоэлектроники и определить их взаимодействие с СВЧ трактом.
7. Исследовать работу ПП лазеров на СВЧ в импульсном режиме. Определить
коррекцию импульсных процессов в структурах оптоэлектроники и электроники
при синхронной инжекции фотонов.
8. Разработать научную базу и рекомендации для создания измерительных
импульсных генераторов или стендов для исследования и тестирования элементов
импульсной электроники. Эта научная база также должна быть основой при
создании или разработке импульсных источников другого назначения.
9. Предложить оригинальные полупроводниковые структуры импульсной
электроники и оптоэлектроники, работающие на различных физических принципах
с
улучшенными
импульсными
свойствами
и
минимальным
временем
переключения на СВЧ, с расширенными функциональными возможностями.
Сформулировать критерии, которые определяют и характеризуют импульсную
электронику, включая синхрофотонику.
ГЛАВА 2
ПЕРЕХОДНЫЕ И ИМПУЛЬСНЫЕ ПРОЦЕССЫ
В БИПОЛЯРНЫХ ТРАНЗИСТОРАХ
Импульсные свойства транзисторов на СВЧ представляют общенаучный
интерес для радиофизики и имеют практическое значение. Параметр граничной
частоты fТ определяет частоту предельного усиления в режиме малого сигнала
[2.1 – 2.10], а формирование импульсов протекает в режиме большого сигнала
[2.11 – 2.17]. Поэтому актуально исследование процессов переключения
транзисторов в разных режимах работы [2.18 – 2.27]. Комплексное изучение
этой задачи требует теоретического анализа и экспериментального исследования
частотных свойств структур и изучения их способности формировать
импульсные колебания с предельной сверхвысокой частотой повторения. Для
этого разработаны методы рассчета и измерения параметров транзисторов на
СВЧ с пикосекундным разрешением.
Для формирования импульсов с гигагерцовой частотой повторения,
транзистор в электронике занимает доминирующее положение. Под него
подбирается схемное решение источника колебаний, которое расположено в
коаксиальной или полосковой системе. Поэтому для разработки измерительных
генераторов
и
других
метрологических
устройств
с
пикосекундными
параметрами, актуальна предельная импульсная работоспособность транзистора.
В этой главе полученные результаты изложены в публикациях и авторских
свидетельствах [2, 3, 5-8, 12, 13; A. c. 1-3, 5, 7, 8, 13, 17; 1*, 6*-9*, 15*, 31*, 33*].
2.1. Переходные процессы
Переходные
процессы
переводят
транзисторы
в
другое
состояние
проводимости и они занимают немалую часть времени формирования
импульсных колебаний. Их исследование и учет внутренних и внешних RCL
элементов также актуален. Предложена эквивалентная схема транзистора в СВЧ
исполнении, учитывающая физические эффекты и процессы, протекающие в
режиме малого и большого сигналов (рис. 2.1). Составлена система уравнений и
56
по эквивалентной схеме рассчитаны переходные характеристики транзистора.
Анализ процессов в режиме большого сигнала проведен при помощи модели
Т.М.Агаханяна 2.24
i K t     N
di K t 
  N iб t  t зN  ,
dt
(2.1)
в которой постоянная времени коэффициента передачи тока базы  N заменена
граничной частотой fTm iK  в рабочей точке iK , u K на линии нагрузки, t зN – время
задержки
i K t   2 f Tn i K 
1
di K t 
 I K  1t  ,
dt
(2.2)
где 1(t) – единичная функция.
а
б
Рис. 2.1. Эквивалентная схема транзистора (а) и внутренняя его структура (б).
2.1.1. Включение транзистора
Отступление выходного тока от идеально крутого и равномерного перепада
или искажения формы переходной характеристики (ПХ) транзистора можно
разделить на пять видов или участков: переход к фронту или задержка фронта,
фронт импульса, переход к вершине импульса, просачивание входного сигнала,
колебания ударного возбуждения на вершине импульса. Задержка фронта
фиксируется между 00,1, а фронт между 0,10,9 уровнями амплитуды.
При управлении структуры генератором тока, первый и второй участки
формы ПХ включения описываются уравнением (2.2). Длительность фронта
57
tф 
где iKH 
1
2
0.9
diКН
 f i   1  i  ,
0.1 Тn
КН
(2.3)
КН
iK
нормированный ток коллектора в рабочей точке.
IK
Переходная характеристика находится при помощи рекурентного уравнения


m 1
t nxm
 f T , m 1  f Tm  f Tm  1  i KHm   f T , m 1  i KH , m 1  1 x
x ln
1  iKHm  / 1  iKH , m1  
i KH , m 1  i KHm
(2.4)
 / 2 f Tm  f T , m 1 ,

где m = 0,1,2,3... определяет конкретный режим работы в рабочей точке на линии
нагрузки в момент времени tm, f T 
1
2 ЭК
.
Длительность фронта tф и ПХ tпхm, искажения их формы зависят от закона
нарастания коллекторного тока i K и закона изменения граничной частоты f Т iK  .
На большем участке увеличивающегося тока i K , нарастание f Т iK  до fТм акс,
формирует ПХ меньшей длительности (рис. 2.2). Решающее значение имеет
f Т i K 
зависимость
при ее изменении от 0 до
f Тм акс . При выполнении
условия fТм акс[(0,9 ─ 1,0) fмакс], время перехода от фронта к вершине минимально.
Важно крутое нарастание f Т iK  и в начале ПХ 0  0,1I м акс . Эксперименты
подтвердили наличие видов f Т i K , u K  - полей в координатах ВАХ (рис. 2.3).
а
б
в
Рис. 2.2. f Т iK  - поля и переходные характеристики транзисторов. а – I вид поля
импульсного транзистора с M fT  I fT макс / I макс  0,7  0,9 , б – II вид поля с
M fT  0,1  0,3 , в – ПХ I и II видов полей.
58
Искажения ПХ так же обусловлены временем накопления избыточных
носителей заряда в областях структуры. Когда рабочая точка на линии нагрузки
ВАХ достигает критический режим и еще перемещается (рис. 2.4, а от точки на
пунктире), напряжение u КБ  0 , коэффициент насыщения увеличивается К Н  1 .
Укорочение фронта выходного импульса затягивается. Для исключения завала
вершины импульса, коэффициент насыщения КН ограничивается так, чтобы
прирост тока I KH не превышал величину 0,9  1,0I м акс. На рис. 2.5 показана ПХ
транзистора, при отсутствии и наличии насыщения.
а
б
г
д
в
е
Рис.
2.3. Экспериментальные зависимости полей граничной частоты
f Т i K , u K  СВЧ транзисторов малой, средней и большой мощности от режима их
работы в координатах ВАХ: а ─ ГТ311Е; б ─ 2Т325А; в ─ 2Т355; г ─ 2Т606А; д
─ КТ610А; е ─ КТ913Б; fT измерены высокочастотн. методом на fизм=100 МГц.
а
б
Рис. 2.4. ВАХ насыщенной n-p-n структуры с ОЭ (а) и с ОБ (б) при накоплении
неосновных носителей заряда. Для ОЭ линия критического режима при U КБ  0 .
59
Рис. 2.5. ПХ идеализированного транзистора (–х–х–х– ненасыщенного),
реального при наличии насыщения (–––) и при его отсутствии (– – –).
Постоянная времени  Н определяется средним значением времени жизни
неосновных носителей заряда в областях базы и коллектора, примыкающих к рп переходам. Параметр АН учитывает прирост амплитуды от идеализированного
уровня,  Н – время затягивания фронта и искажение вершины при накоплении
неосновных носителей. АН рассчитывается по формуле
AH  I KH K H  1 / I KH .
(2.5)
Четвертый вид искажения – просачивание входного сигнала на выходной
контакт в начале инжекции электронов в базу. Оно зависит от суммарной
постоянной времени   RC элементов. На рис. 2.6 показаны переходные
процессы в разных схем включения транзисторов с учетом просачивания.
Заштрихованные
участки
ограничивают
пределы
амплитуды
тока
i
просачивающегося сигнала во времени t, относительно постоянной времени .
Минимальное просачивание в схеме с ОЭ, максимальное - с ОБ.
а
б
в
Рис. 2.6. По эквивалентной схеме СВЧ транзистора, рассчитанные
характеристики просачивающегося сигнала во время ПП в схеме с ОЭ (а), с ОБ
(б) и с ОК (в). Заштрихованные области определяют пределы амплитуды
просачивания при: RЭ (1 и 10 Ом); RБ (10 и 100 Ом); RK (5 и 50 Ом); CЭ , СК (5 и
10 пФ); LЭ , LБ , LК (0 и 10 нГ), Z=0,1 Ом.  - постоянная времени транзистора.
60
Пятый вид искажения возникает на переходе от фронта к вершине импульса,
когда накладываются затухающие или незатухающие синусоидальные колебания. Они зависят от наличия паразитных RCL контуров. Рассчитаны типичные
формы ПХ включения транзисторов в разных режимах работы (рис. 2.7).
а
б
в
Рис. 2.7. Рассчитанные типовые формы ПХ включения транзисторов в режиме
управления генератором тока в ключе схемы с ОЭ (а), с ОБ (б) и с ОК (в). До
насыщения –––– КН1, RЭ  RК  0 . При насыщении – – –КН1, RЭ  RК  0 или ––
–КН1, RK  0 . А1 – амплитуда, А2 –выброс, А3 – ордината изгиба ПХ, А –
амплитуда затухающих колебаний ударного возбуждения на вершине ПХ.
Экспериментально полученные осциллограммы ПХ СВЧ транзисторов
различной
мощности
(рис. 2.8,
рис.
2.9)
подтверждают рассчитанные
закономерности переключения. Их f T iK , U K  – поля показаны на рис. 2.3.
Форма и параметры ПХ транзистора зависят от режима работы и имеют
существенные различия (рис. 2.9. а–б, в–г, д–е, и–ж, з–и, м–н, л–п). Независимо
61
от схемы включения (ОЭ, ОБ, ОК), большое выходное сопротивление источника
тока управления RГ заметно увеличивает время установления tуст (рис. 2.10).
Время задержки фронта tф переходной характеристики между уровнями
00,1амплитуды увеличивает время установления tуст ПХ (рис. 2.11).
ОЭ
ОЭ
ОБ
ОК
а
б
в
г
д
е
ж
з
и
к
л
м
п
р
н
о
Рис. 2.8. ПХ включения СВЧ–транзисторов ГТ311, 2Т355, 2Т606, КТ610, КТ913,
в схеме ключа с ОЭ, ОБ и ОК. Генератор тока или генератор напряжения с
R ГТ  R ГН , коэффициенты насыщения КН, t уст – время установления ПХ.
Искажения формы фронта и вершины ПХ включения предлагается оценить
параметрами 1, 2 и 3. Параметр 1  A2 / A1  100% характеризует искажение
формы фронта в начале его формирования. А1 - амплитуда ПХ, величина А2 –
62
амплитуда выброса в начале фронта, возникающего за счет просачивания
импульса
запуска.
Параметром
 2   A1  A3  / A1  100%
характеризуется
искажение вершины ПХ, возникающее за счет изгиба нарастающей части тока.
ОЭ
ОК
а
б
ОБ
в
г
ж
з
л
м
ОК
д
е
ОК
ОБ
и
к
Рис. 2.9. ПХ включения СВЧ–транзисторов 2Т355, 2Т606, КТ610, КТ913 в схеме
ключа с ОЭ, ОБ и ОК. Генератор тока или генератор напряжения – R ГТ  R ГН ,
коэффициенты насыщения КН. t уст – время установления ПХ.
А3 - ордината точки кривой выходного сигнала с минимальным радиусом
кривизны гмин, ее фронт претерпевает “излом”. Параметром  3  A / A1  100%
оценивается искажение вершины ПХ за счет возникающих периодических
затухающих или незатухающих СВЧ колебаний. На рис. 2.12 – 2.14 показаны
зависимости 1 K Н , I К  ,  2 K Н , I К  и  3 K Н , I К , RK  . 1 минимально при
K H  1 . Режим генератора тока (рис. 2.12, а, г к) уменьшает амплитуду выброса
А2 в начале фронта у транзисторов большой мощности при разной степени
насыщения. Во всех схемах включения в режиме насыщения, уровень излома
63
ПХ возрастает. При постоянном уровне насыщения и большом токе в схеме с
ОЭ, искажение вершины 2 уменьшается (рис. 2.13, б).
ОЭ
ОБ
ОК
д
а
и
к
б
е
в
ж
л
г
з
м
Рис. 2.10. Длительность фронта tф ПХ СВЧ-транзисторов ГТ311Е (1), 2Т325Ф
(2), 2Т355 (3), 2Т606А
ОЭ (4), КТ610А (5) и КТ913Б (6)ОБпри разных выходных
сопротивлениях RГ источника сигнала и насыщении КН ключа с ОЭ, ОБ, ОК.
в
а
б
г
Рис. 2.11. Время задержки фронта tфз ПХ при отпирании СВЧ-транзисторов
ГТ311Е (1), 2Т325А (2), 2Т355 (3), 2Т606А (4), КТ610А (5) и КТ913 (6). RГ
источника сигнала и насыщение КН разные. Схема ключа с ОЭ, ОБ.
64
ОБ
ОЭ
ОК
ж
а
г
б
д
з
в
е
и
Рис. 2.12. Параметр 1 характеризует амплитуду выброса А2 в начале фронта ПХ
СВЧ транзисторов ГТ311Е (1), 2Т325А (2), 2Т355 (3), 2Т606А (4), КТ610А (5) и
КТ913 (6) при разной степени насыщения КН, разных токах коллектора IК и
управлении генератором тока (RГ=520–160 Ом) или напряжения (RГ=25 Ом).
ОЭ
ОК
ОБ
а
в
д
б
г
е
Рис. 2.13. Параметр 2 характеризует излом на уровне А3 в конце фронта ПХ
СВЧ транзисторов ГТ311Е (1), 2Т325А (2), 2Т355 (3), 2Т606А (4), КТ610А (5) и
КТ913 (6) при разном насыщении КН и разных токах коллектора IK: б – IK50 мА
(13), 250 мА (46); г, е – IK50 мА (13), 125 мА (46); RГ=25 Ом, RЭ=RБ=RК=0.
65
ОБ
ОК
а
в
б
г
Рис. 2.14. Параметр 3 на вершине ПХ характеризует СВЧ колебания
самовозбуждения или ударного возбуждения при разном насыщении КН, разных
токах коллектора IK и разных RК. IK50 мА (13), 125 мА (46). RБ=0, RГ=25 Ом.
ГТ311Е (1), 2Т325А (2), 2Т355 (3), 2Т606А (4), КТ610А (5) и КТ913 (6).
2.1.2. Выключение транзистора
Переход транзисторной структуры из насыщенного состояния в запертое
можно разделить на пять участков или видов: время рассасывания накопленных
неосновных носителей в базе и основных носителей в коллекторе, переход к
заднему фронту и фронт, шлейф, просачивание управляющего сигнала.
Время задержки насыщения tнз пропорционально степени насыщения
транзистора. В режиме управления генератором тока это время рассчитывается
t НЗ ОЭ ,ОК    Н  ln
 Н  t НО
где
К Н , Кв ык
К Н  К вык
,
К Н К вык  1  0,9
QБКН
,
I t КО   QБКН
(2.6)
(2.7)
– коэффициент насыщения и коэффициент выключения
К вык  h21Э  I Б вык / I КН ;  Н – постоянная времени накопления заряда QБКН в базе и
коллекторе при насыщении;
t HO  t KO
– интервал времени ограничения
синусоидального тока при обратно смещенном коллекторном переходе.
Задний фронт или срез импульса в схеме транзистора с ОЭ в режиме
управления генератором тока при RH  0 рассчитываем по формуле
66
t экср
 h
  21Э
 2 f T
К ЭН К Э вык  1  0,9

2
   RC
 ln
.
К ЭН К Э вык  1  0,1

2
(2.8)
Для расчета заднего фронта запирания t БК ср транзистора с ОБ, в (2.8) дробь
под корнем заменена выражением 2 f h 21Б  . В схеме с ОК, при RH  0 и Кв ык  1,
2
t к ср рассчитывается по формуле (2.8). Просачивание управляющего сигнала
протекает аналогично, как и в процессе включения транзистора.
На рис. 2.15 показаны рассчитанные ПХ СВЧ транзистора, работающего в
режиме управления генератором тока, включенного в схему ключа с ОЭ (а), с ОБ
(б) и с ОК (в). Результаты экспериментов представлены осциллограммами и
временем задержки насыщения tH, длительностью среда tср при разных величинах
сопротивления RГ и коэффициентов КН, Квык ПХ (рис. 2.16 и рис. 2.17). Для
получения минимальной длительности среза tср, оптимальное RГ~15–25 Ом.
а
б
в
Рис. 2.15. Типовые формы ПХ выключения СВЧ транзисторов, работающих в
режиме управления генератором тока в схеме ключа с ОЭ (а), с ОБ (б) и с ОК (в)
при разных коэффициентах КН и Квык, номиналах RЭ, RБ, RК, и накопленных
зарядах Q БН в базе, Q КН в массиве коллектора в процессе насыщения.
67
ОЭ
а
б
в
г
д
е
ж
з
и
к
л
м
н
о
п
р
с
т
у
ф
х
ц
ОЭ
ОБ
ОБ
ОК
ОК
Рис. 2.16. Осциллограммы ПХ выключения СВЧ транзисторов 2Т355, 2Т606А,
КТ610А, работающих в схеме ключа с ОЭ, ОБ и ОК в режиме насыщения.
68
ОЭ
ОБ
а
б
ОЭ
д
е
ж
з
ОК
в
г
Рис. 2.17. Экспериментальная зависимость времени задержки насыщения tH и
длительности среза tср ПХ выключения СВЧ транзисторов 2Т355 (1), 2Т606А (2),
КТ610А (3), работающих в схеме ключа с ОЭ, с ОБ и с ОК. RГ - , сопротивление
источника запуска (а, б, д–з), степень насыщения транзистора КТ610А (в, г).
2.2. Импульсный процесс и метод переноса для его анализа
В
[2.19,
2.27,
2.30]
и
других
работах
импульсные
свойства
полупроводниковой (ПП) электроники оценивают по реакции структуры на
резкий перепад тока, напряжения, т.е. по переходной характеристике на низкой
частоте. Однако импульсы генерируют и передают с разной, в том числе и со
сверхвысокой частотой повторения. Поэтому исследование импульсного
процесса и определение условий генерации импульсных колебаний на СВЧ,
достижение максимальной частоты повторения является актуальной задачей.
Известны такие методы анализа переходных процессов 2.312.34, 2.10
 метод решения дифференциальных уравнений в частных производных,
основанный
на системе уравнений Пуассона и непрерывности с учетом
физических параметров микронной структуры, выражений токов. Решение дает
распределение заряда по координатам и во времени, его связь с токами
 метод заряда. Интегрируется уравнение непрерывности для электронов по
объему квазинейтральной базы транзистора, определяется количество заряда и
его распределение в базе, связь с токами транзистора
69
 метод эквивалентных схем. Это система интегро  дифференциальных
уравнений, которые методами теории цепей описывают процессы в схемах на
RCL
элементах
Расчитываются
и
зависимых
параметры
источниках
транзисторов,
тока
замещения
структуры.
режимы
работы,
переходные
характеристики
 метод МонтеКарло. Решается кинетическое уравнение Больцмана и
определяется средняя по ансамблю дрейфовая скорость электронов в
электрическом поле в субмикронной структуре. Рассчитывается баллистический
перенос электронов и дрейфовая их скорость.
Получение стабильного решения задач первым и четвертым методами
требует немалые трудовые затраты. Второй и третий методы недостаточно
универсальны, точность третьего на СВЧ занижена. Проведение анализа
процессов требует выбор метода и это сложная самостоятельная задача.
Предложен метод расчета импульсного процесса на СВЧ и рекомендуется
его называть Методом переноса. Он основан на времени переноса носителей
через
структуру
ПП
элемента.
Рассчитываются
временные
параметры
формируемых импульсных колебаний и максимальная частота повторения на
СВЧ.
Управляющий
сигнал
может
быть
любой
синусоидальную. Ниже методом переноса проведен
формы,
включая
и
анализ и расчет
импульсного процесса в транзисторе, работающем в режиме усиления –
ограничения.
2.2.1. Метод переноса
Во время включения биполярного, полевого транзистора или другого ПП
элемента в режиме большого сигнала, изменяется внутренняя его энергия,
происходит
резкое
нарастание
концентрации
носителей,
увеличивается
проводимость структуры, перераспределяется напряженность электрического
поля, ускоряется поток электронов и достигается насыщение плотности тока.
Электрическим или световым воздействием вызванную динамику внутренней
энергии в структуре ПП кристалла, способную сформировать сгусток носителей,
70
который при переходе в волновод в нем возбуждает импульсное колебание
конкретной формы называем импульсным процессом (ИП). Так на СВЧ в
течение периода управляющего сигнала создаются перепады тока I =
0→maх→0→maх. Формируется фронт, вершина, следует выключение с
переходом в режим отсечки. Реакция ПП структуры на этот процесс выражается
импульсной характеристикой (ИХ). Она сопоставляется с сформированным
одиночным импульсом. Длительность импульсного процесса и ИХ связаны с
частотой повторения и временем переноса носителей ЭК через структуру
 ЭК   Э   ЭБ   Б   БК   ОК   К ,
(2.9)
где постоянные времени:  Э – задержки в эмиттере,  ЭБ – зарядки обедненного
слоя эмиттер-база через эмиттер,  Б – переноса носителей через базу,  БК –
зарядки емкости перехода база-коллектор,  ОК – пролета через обедненный слой
коллектора,  К – зарядки емкости перехода база-коллектор через коллектор.
В n-p-n транзисторе при высокой плотности тока (знак) для двумерного
случая 2.7, уравнение (2.9) приобретает вид

 ЭК

2
I / I  1 l Э2
x ЭБ
d2



 rЭ С Эр  п  С ЭБ
 С БК

 K 0

2 D рЭ  0
тD пБ
4 DпБ
2
d  0,25l К  l Э 
2
2

Н

(2.10)
l эпит
 rК С К ,
2 Н
где хЭБ – глубина эмиттерного перехода, Dp и Dn – коэффициенты диффузии
неосновных носителей, 0 – коэффициент усиления по постоянному току, rэ и rк
– сопротивление эмиттера и коллектора, СЭ п р – емкость прямосмещенного
эмиттерного перехода, С*ЭБ и С*ЭК - емкости эмиттерного и коллекторного
переходов, d – ширина базы, IK ∕ I0 – отношение тока коллектора к его
критическому значению, уменьшающему напряженность поля на коллекторном
переходе, lЭ, lК – ширина эмиттера и коллектора, lэпит – ширина эпитаксиального
слоя, m – фактор поля, зависящий от концентрации и градиента распределения
примеси в базе, νН - скорость насыщения.
71
Граничная частота fТ и время переноса ЭК являются малосигнальными
параметрами и в импульсном режиме большого сигнала их динамику выражает
fТ(iк,uк) – поле на семействе ВАХ (рис. 2.2) [65-8*]. Вид поля определяет закон
изменения скорости и времени переноса носителей через структуру во время
переключения. На базу npn структуры, включенной с общим эмиттером,
подается
синусоидальный
iK t    iK , uK   iБ t 
от
СВЧ
ток
нулевого
iБ t   I Б sin 2 f t . Ток коллектора
уровня
нарастает
до
насыщения
I БR  iK , u K   I KR и он соответствует входному сигналу на уровне IБR (рис.2.18).
Формируется ИХ. Транзистор в своей структуре формирует определенной
формы импульсы с пикосекундными временными параметрами. Синусоида,
поступающая из другого источника, задает сверхвысокую частоту повторения.
При этом следует учитывать и другие динамические факторы, которые
возникают в схеме или волноводе и оказывают влияние на импульсный процесс.
Рис.2.18.
fT-поле
n-p-n
транзистора, нанесенное на
семейство ВАХ. Т период
переключающего
входного
сигнала iБ  I Б sin  t , динамика
величины заряда Q(t) и импульс
тока коллектора iK(t). IKR и IKH –
токи коллектора насыщениая
при нагрузке RH; i Б, IБ , IБR – ток
базы, его амплитуда и величина
на уровне ограничения; вершина
импульса tвер = tогр + tрас.
Перезарядка барьерных и диффузионных емкостей создает инерцию
переключения, которую оценивает постоянная времени
72
 RC i K t    ЭК i K t    прБ i K t  
1 f прБ i K t   f T i K t 

.
2 f прБ i K t   f T i K t 
(2.11)
где прБ - постоянная времени переноса электронов через базу n-р-n структуры
без учета влияния емкостей и ей соответствующая граничная частота fпрБ .
Инерционность
процессов
выражается
через
коэффициент,
равный
отношению постоянных времени ЭК и RC , которые так же взаимозависимы
K RC 
 RC мин
 ЭК мин

f прБ  f T
f прБ
.
(2.12)
Для транзисторов разной мощности, коэффициент K RC  0,5  0,75 . В
логических элементах транзистор связан с вентилем и коэффициент КRC
увеличивается до 0,95 (табл.2.1) 2.3, 2.10.
Таблица 2.1. Постоянные времени переноса ЭК через всю структуру и через
базу прБ без учета влияния емкостей и им соответствующие граничные частоты
fT, fпрБ, так же параметры RC и КRC. lБО – толщина технологической базы.
Данные из литературы
 ЭК , fT,
 прБ
Параметры
IK,
lБО,
тор
mA
мкм пс
ГГц пс
тура
1 КТ 603
 20
1,0
177
0,9
83,8 1,9
2.3, с.136 93,2
0,53
2 КТ 904
 100
0,7
159
1,0
48,2 3,3
2.3,с.136 110,9
0,7
3 Маломощ 2
0,1
21,5 7,0
5,4
29,5
2.7,с.163 16,1
0,75
4 Вентиль
0,1
52,5 3,0
2,5
63,4
2.10,с.25 50,0
0,95
2
f прБ
Литера-
 RC ,пс
Транзис-
KRC
Уровень ограничения выражен через отношение амплитуды тока базы к току
на уровне его ограничения
73
КОГР = IБ  IБR11,251,45.
(2.13)
Условие (2.13) обеспечивает длительность фронта ИХ, равную половине
отрезка
времени
ограничения.
По
уровню
ограничения
тока
базы
I БR  I Б sin 2f tБR1 определяется оптимальная его величина I БR  0,7  0,8I Б и
начало ограничения t БR1 . Рекомендуется соблюдение t БR1  0,125  0,15  f 1 ,
Максимальная частота повторения F формируемых импульсных колебаний
существенно зависит от граничной частоты fT, коэффициента инерционности
КRC, степени ограничения КОГР и коэфициента усиления . Расчет показал
(рис.2.19), что при увеличении КRC в 2,3 раза и большом уровне ограничения
(КОГР1,5), частота F уменьшается от 16 до 12%. В свою очередь, время
переноса, увеличенное в 3 раза (fТМ  3), всреднем F уменьшает так же в 3 раза.
Рис.2.19. Зависимость частоты
повторения F импульсов от уровня
ограничения
КОГР
с
учетом
коэффициента инерционности
КRC 
0,3 ÷ 0,7 при разной максимальной граничной частоте fТМ  21 14 7 ГГц.
На
рис.2.20
представлена
зависимость
частоты
повторения
F
от
коэффициента передачи тока базы  при разных законах его изменения и низком
уровне ограничения КОГР=54,5=1,1. Наибольшее значение F достигает, когда в
процессе включения на всем перепаде тока коллектора до КR, коэффициент 
нарастает линейно. Однако при меньших значениях , частота повторения
больше (рис.2.20,б). В расчетах принятые величины Б и  позволили ток
коллектора насыщения КR увеличить от 27 мА до 100 мА, который на нагрузке
RН== 50 Ом формирует колебания с амплитудой U 1,35 ÷ 5 V.
В каждый момент времени t формирования фронта, инжектированные в базу
электроны через структуру переносятся с изменяющейся скоростью
74
 ЭК iK t  


d
t
1  exp
 0  t  t БR1  ,
 ЭК iK t  
 RC iK t  
(2.14)
которая также зависит от величины тока коллектора iK x   q   др  nxK   S .
Здесь d – ширина базы, q – заряд электрона, nx K  – концентрация дрейфующих
электронов через коллекторный переход, S – площадь эмиттерного р-n перехода,
др – скорость дрейфующих электронов вблизи режима насыщения.
Рис.2.20. Зависимость частоты повторения F от закона изменения и
величины коэффициента передачи тока базы  при наростании тока коллектора
от уровня отсечки до насыщения IKR и fТМ 7 14 21 ГГц.  const (а)   – с
экстремальной плоской вершиной разной ширины (б, в, г, д)  к – линейно
нарастающий (е).
В процессе вычисления фронта, интервал времени от 0 до t БR1 разделен на m
равных отрезков t БRт . Изменяющаяся скорость электронов ЭКm вычисляется
для каждого m уровня коллекторного тока ikm iБ t  (2.14) в fT-поле. Перенос
носителей заряда, формирование фронта и спада ИХ или импульсного колебания
рассчитывается при помощи системы уравнений
 ЭКт t     f Tm iK , iKm iБ , t ,
 ЭКт t  
dm 

t 
1  e 
,
 ЭКт t  
 RCm t  
d
t x  n 1 
 ЭКт t dt,
t xn
 RCт t   K RC   ЭКт t .
(2.15)
75
Заданная ширина базы или структуры d выражена интегральным уравнением,
верхний предел которого переменная и неизвестная величина времени. Для
расчета
концентрации
электронов
или
распределения
тока
заполнения
структуры до коллектора на отрезке времени задержки t зад , участок d разделен
на отрезки ℓm (tm)< d, где
m = 1; 2; 3.... Эти отрезки задают условия
интегрирования в интервале tmх÷ t(m+1)х. Формирование фронта рассчитано для
фиксированной ширины структуры, равной d. которая также зависит от
величины тока коллектора iK()  f [q, др, nx K  , S].
С окончанием нарастания фронта (tБR1) (рис.2.18), на нагрузочной прямой
рабочая точка достигает линию критического режима. Ток эмиттера в базе
начинает накапливать избыточные неосновные носители, наступает насыщение,
ограничение и формируется вершина (tогр) импульсного колебания.
Во
второй
четверти
периода
(T/4÷T/2)
управляющего
сигнала,
синусоидальный ток базы начинает уменьшаться и в момент времени tБR2
(рис.2.18) достигает уровень ограничения [iБ(tБR2)=IБR]. Начинает увеличиваться
высота потенциального барьера эмиттерного перехода и инжекция электронов в
базу убывает [iЭ(tпоп) → 0]. В это время поток избыточных неосновных
носителей из базы нарастает [iнакз (tпоп) → IКнас]. Сумма двух потоков носителей
создает коллекторный ток насыщения α iЭ(tпоп)  iнакз (tпоп) = IКнас= const, который
в процессе рассасывания на отрезке времени пополнения tпоп= T/2tБR2
сохраняется постоянным. При низком уровне ограничения заряд накопленных
неосновных носителей небольшой и время рассааывания мало (tрас ≤ tпоп).
Высокий уровень ограничения создает большой заряд и рассасывание
затягивается (tрасtпоп). В момент t T/2)
начинает течь обратный ток iобр
управляющего сигнала.
Расчет накопления, насыщения и рассасывания заряда в базе n-p-n
структуры представляет самостоятельную задачу и для ее решения применена
методика,
которая
основана
на
решении
нестационарного
уравнения
непрерывности 2.19
n  n0 1
n

 divJ n ,
t
n
q
( 2.16)
76
где n и no – неравновесная и равновесная концентрации электронов, n - время
их жизни в базе, q и Jn – заряд и плотность тока базы.
Сверхвысокая частота повторения в структуре ПП элемента вызывает
кратковременно
протекающие
[t(0,4÷0,04)109с].
процессы
Время
рассасывания накопленных электронов меньше времени их жизни (tраснас).
Поэтому процессы динамики заряда в течение десятков пикосекунд, могут быть
рассчитаны [2.19] путем интегрирования
t2
Qзар t    iБ t dt .
(2.17)
t1
Протекающие процессы переноса носителей в режиме большого сигнала в
уравнении заряда представлены отдельными составляющими  скоплениями
заряда
включения, насыщением их плотности, рассасыванием и обратным
током базы во время выключения. Время накопления и рассасывания учитывают
экспоненциальные множители
t


огр




нас
Qвкл t ф   Qнак t огр 1  e




t


 поп



  Qпоп t поп 1  e нас




  рас
  нас
 Qвык t вык   Qгр t рас  . (2.18)
 e


t
Во время накопления электронов в базе эта сумма составляющих заряда
выражает динамику импульсного процесса (2.18). Суммарный заряд при
рассасывании приравнен к заряду в конце включения на границе насыщения или
в начале насыщения tБR1
гр (tрас) = гр (tБR1) = вкл(tф). Величина гр
принимается как точка отсчета. После преобразований и логарифмирования,
получено уравнение времени рассасывания
t рас
t

огр 
  tпоп






Qвкл t ф   Qнак t огр  1  е нас   Qпоп t поп    е нас






  нас ln
Qгр t рас   Qвык t вык 





.
(2.19)
77
 нас  
1
 эффективное время жизни электронов в насыщении. Из
2f T
уравнений (2.18) и (2.19) составляющие заряда проинтегрированы (2.17) и их
выражения путем замены внесены в (2.19). Тогда время рассасывания
t рас
t

огр 




I KR 1  cos  t БR1   I Б вкл 1  cos  t БR1 1  e нас   I Б вкл cos  t БR 2  cost БR 2  t поп 




.
  нас ln
I KR 1  cos t БR1   I Б вык 1  cos  t БR 2  t *рас



(2.20)
1. Низкий уровень ограничения
IБ  IБR  tпоп  ( T/2  tБR2) tрас  tпоп 
2. Высокий уровень ограничения IБ IБR  tпоп  ( T/2  tБR2) tрас  tпоп.
Выражение времени рассасывания (2.20) представлено в общем виде,
неразличая степени ограничения - насыщения. При низком (1) и высоком (2)
уровнях ограничения работа транзистора различается и эту особенность в
рассчетах необходимо учитывать. На пикосекундных отрезках времени
t

 поп


экспоненциальные множители 1  e нас




 законов динамики носителей заметного


влияния на величину tрас не оказывают. В (2.20) такой множитель опущен.
Уравнение (2.20) трансцендентное и решается методом итераций. В его
знаменателе время рассасывания задается с точностью t
рас*
  t
рас,
где =
(1÷0,5) пс. Обратный ток IБвык< 0 имеет отрицательный знак минус.
С окончанием рассасывания, транзистор переходит в активный режим
выключения, формируется спад ИХ. Он рассчитывается (tсп) при помощи
системы уравнений (2.15), в которой время отсчитывается с нуля (0  t).
Параметры fT iК , u K ,  ЭКт и  RCm изменяются по зеркально изображенному
закону режима включения. Эти процессы (рис.2.18) существенно влияют на
длительность формируемых импульсов tи05
на уровне 0,5 IKН амплитуды.
Длительность вершины равна t вер
tи05  tвер+ ( tф +tсп)  2,
t вер= tогр + tрас  12F–2 tБR1+ tрас.
(2.21)
(2.22)
78
Величина низкого и высокого уровней ограничения (IБIБR) существенно
влияет на длительность импульсов и их скважность. На разных частотах
повторения импульсов при большем уровне ограничения (IБIБR)1,5, их
скважность низкая (2). Она рассчитывается
 T tи05 2  [1 F(3 tБR1  2tрас+ tсп )].
(2.23)
Частота повторения импульсных колебаний, формируемых транзистором в
режиме усиления – ограничения из синусоиды, рассчитывается такой
эмпирической зависимостью
F(KF:КОГР)  fTМАК (iкМАК÷ iкМИН),
где
KF
≤
[(0,4÷0,37)÷0,15)]

коэффициент
(2.24)
частоты
повторения,
соответствующий величине максимальной граничной частоты fTМАК (iкМАК÷ iкМИН)
в f T iK t -поле
при
максимальном
или
минимальном
токе
коллектора
(iкМАК÷iкМИН). Когр (1,1÷ 1,25) коэффициент ограничения, выраженный через
отношение амплитуды тока базы к уровню его ограничения.
Импульсный процесс или колебание тока, рассчитанное методом переноса,
графически изображается координатами, пересчитанными по такой формуле

a
 i2  d  l ,
2
2
c  mэ  f
(2.25)
где с – скорость света, mэ – масса покоя электрона, f – частота переключающего
тока i, коэффициент а (см ∕ мА2), определяемый из граничного условия ℓ=0. ℓотрезок участка переноса, d – ширина участка переноса или кристалла, (ℓ≤ d).
2.2.2. Расчет импульсного процесса в транзисторе на СВЧ
Формирование импульсного колебания начинается с задержки
t зад тока
коллектора, вытекающего из кристалла в волновод. Величину t зад уменьшают два
фактора – увеличение скорости переноса при большем fТ(i,t) и более высокая
частота сигнала включения с бльшей крутизной управляющего тока базы iБ
(рис.2.21).
Процессы во время включения транзистора. С момента t  t зад начинается
79
нарастание тока коллектора iK t  и на нагрузке формируется фронт импульса. В
каждый момент времени действия сигнала управления в структуре мгновенная
скорость электронов изменяется по закону fT iК , t  -поля. В разных структурах
граничная частота свое максимальное значение достигает при малом – среднем –
f Т макс iК ср  или большом –
f Т макс iK макс  токе коллектора (рис.2.22÷2.24).
Зависимость f Т макс iK макс  характерна для импульсного транзистора. На рис.2.24
показано, как при увеличении частоты переключающего сигнала и наростании
крутизны его амплитуды, длительность фронта формирумого импульса
становится короче. В расчетах значения коэффициента усиления тока  iК , t 
приняты изменяющимися по закону, соответствующему динамике fT iК , t  –
поля. Влияние динамики  iК , t  и закона ее изменмния на максимальную
частоту импульсов Fмакс показано на рис.2.25.
а
б
118.6
118.6
102.8
102.8
89.2
89.2
75.4
60.1
а
60.1
б
44.0
27.8
0
0
75.4
в
44.0
27.8
0.25
0.50 0.75
l, m
1.00
0
0
0.25
0.50 0.75
l, m
1.00
141.6
134.4
141.6
134.4
101.2
101.2
81.9
81.9
i, mA
141.6
134.9
i, mA
141.6
134.9
i, mA
i, mA
Рис.2.21. Заполнение базы n-p-n транзистора электронами при его включении
(а) и их рассасывание при выключении (б). t зад  время задержки электронов и
они достигают край кристалла  коллектор ℓ=d=1 мкм (а), начинает вытекать ток
iK t  , он возрастает. При выключении прекращается инжекция и электроны
вытекают через коллектор (l=1 мкм) (б), ток iK t  падает до нуля.
66.2
53.0
41.8
33.1
26.6
20.8
14.7
0
0
г
0.25
0.50 0.75
l, m
1.00
66.2
53.0
41.8
33.1
26.6
20.8
14.7
0
0
0.25
0.50 0.75
l, m
1.00
Рис.2..22. Изменение распределения концентрации электронов  протекающего
тока iK t  в транзисторе с fT максi макс  (а, б) или с f T макс i мин  (в, г) во время
включения до насыщения (а, в) и при выключении в режим отсечки (б, г).
20
40
t, ps
60
80
EK
EK
д
50
0
50
100 150 200
t, ps
150
100
50
0
з
в
20
40 60
t, ps
80
vEK t , m ps
0
100
EK
ж
б
150
0
t , ps
г
50
0
t , ps
а
100
0.04
0.03
0.02
0.01
0.00
0
0.04
0.03
0.02
0.01
0.00
0 10 20 30 40 50 60 70
t, ps
vEK t , m ps
t , ps
150
vEK t , m ps
80
0.04
0.03
0.02
0.01
0.00
0
0 10 20 30 40 50 60 70
t, ps
е
и
50 100 150 200
t, ps
Рис.2.23. Максимальная граничная частота fТ(i,t) транзистора при большом
fT максi макс  (а, г) или малом токе коллектора f T макс i мин  (ж).  ЭК iK , t  (б, з),
 u, t  (в, и) время переноса и скорость электронов в каждый момент t
включения. При выключении (г, д, е),  ЭК iK , t  и  u, t  изменяются по
а
80
60
40
20
0
0
i t , mA
i t , mA
зеркальному их отображению.
200
400 600
t, ps
в
20
0
0 100 200 300 400 500 600
t, ps
100
200 300
t, ps
400
80
i t , mA
i t , mA
80
40
40
20
б 00
800
60
80
60
60
40
20
0
0
г
200 400 600 800
t, ps
Рис.2.24.
Импульсы
с
максимальной
частотой
повторения Fмакс ,
сформированные на транзисторах с различной абсолютной величиной
граничной частоты fT iK , t  и с различными законами ее изменения: а –
fT максi макс  = 7 ГГц, Fмакс = 2,5 ГГц; б – fT максi макс  = 14 ГГц, Fмакс = 5 ГГц; в –
f T макс iср = 7 ГГц, Fмакс = 0,72 ГГц; г – f T макс i мин  = 7 ГГц. Fмакс = 0,75 ГГц.
81
а
в
б
Рис.2.25. Импульсы, сформированные на транзисторах с fT максi макс  =7 ГГц и
с различной величиной коэффициента усиления  iK , t  , при разном законе его
изменения: а – =20÷20 = const, Fмакс =1,85 ГГц; б – =40÷40= const, Fмакс =1,85
ГГц; в – =10÷40, Fмакс =2,5 ГГц.
Барьерные и диффузионные емкости перезаряжаются и проводимость канала
в структуре изменяется. Постоянная времени RC(i,t) становится переменной
величиной и импульсный процесс дополнительно получает инерцию (рис.2.26).
150
, mA
ii,t мА
i,i tмА
, mA
150
100
а
50
0
0
0
0
200
400
600
t, ps
800
150
i,i мА
t , mA
i,i мА
t , mA
в
50
б
100 200 300 400 500 600 700
t, ps
150
100
50
0
0
100
100
0
0
г
50 100 150 200 250 300
t, ps
50
50 100 150 200 250 300
t, ps
Рис.2.26. Импульсы, сформированные на транзисторах с fT максi макс  =7 ГГц (а,
б) и 14 ГГц (в, г) при различной величине барьерных и диффузионных емкостей
в структуре, выраженной через коэффициент инерционности: а – КRC  0,7; б –
0,9; F=2,5 ГГц и в – КRC  0,4; г – 0,2; F=5 ГГц.
, mA
ii,t мА
, mA
ii,t мА
150
100
50
0
0
200 400
600 800 1000
t, ps
100
80
60
40
20
0
0
, mA
ii,t мА
Уровень ограничения КОГР=IБIБR и создаваемая степень насыщения
транзистора существенно влияют на время рассасывания tрас носителей и
длительность вершины. Эти процессы ограничивают максимальную частоту
500
1000
1500
2000
70
60
50
40
30
20
10
0
0
500 1000 1500 2000 2500
t, ps
t, ps
а
б
в
Рис.2.27. Импульсы, сформированные на транзисторе с fT максi макс  =7 ГГц,
при разном уровне ограничения КОГР и насыщения: а – I Б / I БR  5 / 4 ; б – 5/3; в –
5/2; IБ, IБR –ток базы и его величина на уровне ограничения в милиамперах.
82
повторения Fмакс импульсов (рис.2.27). Повышение частоты синусоидального
сигнала включения вершину сформированного импульсов сокращает. Однако
его спад растягивается (рис.11) и длительность импульсов увеличивается.
а
б
в
г
д
е
Рис.2.28. Из синусоидального сигнала на переключателе тока (транзисторы с
fТ макс =3,6 ГГц, =30) экспериментально сформированные (а,г) и рассчитанные
импульсы (б, в, д, е). а, б, в – F=0,7 ГГц; г, д, е – F=0,9 ГГц.
Анализ импульного процесса показал, что на форму и параметры
сформированных
импульсных
колебаний,
кроме
абсолютной
величины
граничной частоты fT, существеннное значение оказывает fT (iк,uк) – поле и в нем
положение чостоты fТ макс i макс  , закон наростания коэффициента усиления ,
коэффициенты инерционности KRC и ограничения КОГР. Эти зависимости
определяют ИХ и параметры колебаний. На СВЧ при RН = 50 Ом, положение
нагрузочной прямой оптимально, когда она пересекает линию критического
режима на участке максимального сгущения линий fТ(iк,uк) – поля, где fT→ fТ макс .
Оптимальные условия формирования импульсов увеличивают их частоту
повторения и приближают ее к максимальному значению
Fмакс . При
оптимальном выборе параметров транзистора и скважности Q01,5÷1,8 по
нулевому уровню тока, частоту повторения импульсов определяет зависимость
Fмакс   f Т макс , где коэффициент   0,35. Если fТ макс при малом токе, тогда
Q02,2 и   0,1. Глубокое насыщение так же понижает . Максимальную
частоту повторения можно оценить по длительности ИХ, FМАКС ≤ 0,7 tих.
83
2.2.3. Амплитудные спектры гармоник импульсных колебаний на СВЧ
В кристалле ПП структуры формируются сгустки электронов в форме
импульсов и они поступают в линейную волноводную среду коаксиала или
полосковой линии. Там возбуждаются электрические импульсы, образующие
пакеты гармоник ТЕМ волн. При выполнении условий неискаженной передачи
формы импульсов (К= const, = Т, при Т= const) в волноводе с согласованной
нагрузкой (RН=) в полосе частоты до критического ее значения fкр, импульсные
колебания сохраняют форму, исходные временные параметры и амплитуду. На
частотах
выше
критической
(f>fкр),
возникают
высшие
типы
волн,
преимущественно H11. Они обладают дисперсией и форму импульсов
разрушают. Критическая частота [2.37] определяется формулой
f кр 
2c
 D  d  
,
( 2.26)
где с  скорость света, Dd  диаметр наружного и внутреннего проводника
коаксиала,   относительная диэлектрическая проницаемость диэлектрика.
Максимальное
число
гармоник
амплитудного
спектра
колебаний,
размещающееся в рабочем диапазоне частот волновода до fкр, определяет форму
и
максимальную
частоту
повторения
формируемых
колебаний.
Для
осциллографического исследования параметров импульсов, ныне максимальная
полоса частот достигла fкр = 80 ГГц [2.35]. По расчету (2.26) в коаксиале с
диэлектриком из фторопласта (  2) критическая частота 80 ГГц может быть
получена при диаметрах его проводников D  1,32 мм, d  0,37 мм. В таком
коаксиале
с
минимальным
затуханием
(Dd3,6),
напряженность
электрического поля на внутреннем проводнике (Dd2,72) на 12% больше
допустимой величины. Угроза электрического пробоя коаксиала ограничивает
амплитуду передаваемых импульсов [2.37]. Указанные размеры коаксиала
близки к пределу физической реализуемости.
Длительность tи и скважность Q Ttи сформированных импульсов из
синусоиды могут изменяться в пределах T2< tи<T и 2>Q>1. На рис. 2.29
показаны амплитудные спектры и им соответствующие импульсные колебания
84
прямоугольной формы при разной частоте повторения и разной скважности.
Увеличение частоты повторения F перемещает узлы спектральной функции в
сторону высоких частот. С уменьшением скважности, количество гармоник n в
полосе до fкр, увеличивается. При Q<2 амплитуды гармоник изменяются
волнисто по закону расширения лепестков. На более высокой частоте F
количество лепестков меньше. Оценка амплитуды последней действующей nой
гармоники вблизи fкр требует отдельного ее определения. Амплитуда этой
гармоники влияет на неравномерность вершины импульсного колебания.
Рис.2.29. Амплитудные спектры и импульсные колебания при разной частоте
повторения и разной скважности: F = 3 ГГц, Q = 21,5 F = 5 ГГц, Q = 2 1,5
1,2F = 7 ГГц, Q = 1,5 1,2. Uи , tи  амплитуда и длительность импульсов, n 
количество гармоник с амплитудой Un в пределах амплитудного спектра
колебаний до fкр  80 ГГц.
85
Рис.2.30. Зависимость изменения
неравномерности вершины Uв при
увеличении частоты повторения F и
скважности Q импульсов на частотах
гармоник до fкр.
Расчет показал (рис.2.30), что у импульсов с частотой повторения F = 3 ГГц
неравномерность вершины в 3% достигается при fкр  55÷65 ГГц. Для более
высокой частоты повторения, fкр  80 ГГц создает неравномерность Uв>3%.
Когда форма импульсов близка к трапецеидальной или с затяжным шлейфом на
заднем фронте, полоса гармоник сужается или большее их количество
укладывается до fкр. Отношение амплитуды nой гармоники Un к амплитуде
импульса Uи как параметр оценивает неравномерность вершины колебания и
характеризует строгость его формы
U в 

U n 2F
1 
 .

sin  f кр
U и f кр
FQ 

(2.27)
Выводы.
1. Метод переноса основан на полевой зависимости граничной частоты
fТ(iк,uк), нанесенной на семейство ВАХ с линией нагрузки или функциональной
зависимости времени переноса носителей ЭК. fТ и ЭК измеряются при помощи
измерительной линии на СВЧ 5 А.с.. Методом пеноса проводится анализ
импульсного процесса в биполярном или полевом транзисторе и рассчитывается
импульсная характеристика, форма, временные параметры и максимальная
частота повторения, амплитуда сформированных колебаний.
2. Максимальную частоту повторения Fмакс определяют два фактора:
минимальное время переноса электронов ЭКмин [fTмакс (iKмакс, tф)] в ПП кристалле
во время переключения (tф) тока коллектора до насыщения iKнас, протекающего
на согласованную нагрузку RН= и критическая частота fкр коаксиального или
86
полоскового волновода, ограничивающая рабочую полосу частот до появления
высших типов волн (H11) для гармоник амплитудного спектра колебаний.
3. Нанотехнологии в электронике создали возможность формировать
электрические импульсные колебания с частотой повторения до 3÷4 ГГц.
4. Минимальное время переноса электронов ЭК увеличило граничную
частоту fТ транзисторов до 20 ÷ 25 ГГц и выше. Но при этом уменьшился их ток,
напряжение и амплитуда формируемых электрических импульсных колебаний
на СВЧ. Такие параметры электрических импульсов близки к предельно
возможным.
Поэтому
дальнейшее
увеличение
быстродействия
систем
импульсной метрологии на СВЧ, средств связи и обработки цифровой
информации базируется на элементы оптоэлектроники с передачей импульсных
колебаний света по световодам со сверхвысокой частотой повторения.
2.3. Импульсные транзисторы
Теоретические и экспериментальные исследования привели к определению
импульсных свойств транзисторов и факторов, которые ограничивают их
предельное быстродействие для достижения максимальной частоты повторения
формируемых импульсов на СВЧ. Среди них главным параметром является
максимальное значение граничной частоты вблизи линии критического режима,
fТ макс (iк→IКR). Имеются и другие факторы, которые с учетом дополнительных
исследований изложены в главе 7, в разделе импульсной электроники.
Для импульсного транзистора существенное значение имеет эффект
Флетчера. Инжектированные с оттеснением к краю эмиттерного перехода и базы
электроны, достигают коллектор по удлиненным траекториям с увеличенным
временем пролета. Затягивается длительность импульсного процесса и тем
самым время переключения. Предложено эффект Флетчера устранить путем
создания продольного градиента легирующей примеси с ее уменьшением от
центра базы к ее краям 7.А.с. (рис. 2.31). Также предложена структура 13.А.с.
с измененными слоями легирования базы поперек траектории дрейфа
электронов.
Уменьшается
барьерная
емкость
эмиттерного
перехода,
87
увеличивается проводимость базы и граничная частота транзистора f T (рис.
2.31).
a
б
Рис. 2.31. Структуры транзисторов с градиентом концентрации примесей
p+ → p в базе (а) и с измененными слоями легирования n+- p - p+- p - n базы
поперек траектории дрейфа электронов к коллектору (б).
Экспериментально исследованы импульсные свойства кремниевых n-p-n
транзисторов Шоттки (ТШ) трех разновидностей. Первую и третью группы
составили структуры Al  n  Si и V  n  Si соответственно с одинаковыми
площадями S1  S3 барьеров. У структур Al  n  Si второй группы, площади
барьеров в 7 раз больше, чем у первых S 2 / S1,3  7 . Во II группе ТШ одна
эмиттерная полоска, у остальных образцов по три полоски. Максимально
допустимый ток коллектора этих ТШ I K  12 мА , ток базы I Б  3 мА . На базу
структур с ОЭ (рис. 2.32) подавались импульсы напряжения положительной и
отрицательной полярности с длительностью фронта 0,2 нс.
Рис. 2.32. Схема исследования и типичный вид импульсной характеристики
включения и выключения транзисторов Шоттки. При измерении tрас, R=430 Ом,
в остальных случаях R=0.–– – КН=1, – – – и ––– – КН1.
Анализ измеренных параметров ТШ позволяет сделать такую их оценку.
1. При разных значениях величины тока IK=5 и 10 мА и коэффициента
насыщения КН6 длительность фронта ПХ изменялась в пределах tф=2,24,7 нс.
88
Она максимальна при большей площади S2 эмиттера и КН=6 (II группа).
2. Время задержки tзад=(0,180,35) tф укладывается в пределы от 0,4 до 2,3 нс.
3. Степень насыщения КН=14 не создает большое время рассасывания
tрас=0,61,2 нс. Когда насыщение повышено до КН=616, tрас изменяется в
пределах от 0,8 до 4,1 нс. При большем токе коллектора, рассасывание
накопленных носителей затягивается и оно максимально.
4. Просачивание входного сигнала в цепь коллектора и нагрузку больше
проявляется при меньших токах и оно в 2,7-3,4 раза превосходит амплитуду
сформированного импульса.
Параметры сформированных импульсов свидетельствуют, что на уровне
технологии того времени, время переключения ТШ укладывается в единицы
наносекунд. Время рассасывания накопленных носителей небольшое. Однако
просачивание входного сигнала в нагрузку очень завышено. Это может
ограничить их применение в метрологических импульсных устройствах.
При переключении транзистора в процессе переноса электронов происходит
их расплывание в края структуры. Причин тут несколько эффект Флетчера,
контактами (эмиттерколлектор) создаваемое распределение электрического
поля и диффузия электронов в края структуры (рис.3.14). Так при выключении
процессом рассасывания накопленный заряд растягивается и увеличивается
длительность формируемых колебаний. Это детально рассмотрено в главе 7.
2.4. Методы измерения импульсно-частотных параметров
Экспериментальное
иследование
импульсных
и
частотных
свойств
транзисторов выполнено путем усовершенствования для сверхвысоких частот
общепринятых и предложенными методами измерения на СВЧ с пикосекундным
разрешением.
Это
измерение
граничной
частоты,
осциллографирование
переходных и импульсных процессов, характеристик, измерение накопленного
заряда, параметров структуры и RCL компонентов.
89
Граничная частота определялась общепринятым методом по формуле
fT  h21Э  f изм .
(2. 28)
Другой метод основан на измерении фазового угла h21Э в радианах
коэффициента h21Б
1
fT  f изм  h21
Б .
f изм  fT / 2 .
(2.29)
Для измерения h21Б применяются векторные вольтметры. Однако эти методы
пригодны для измерения до fT1,5 ГГц. Для СВЧ предложен метод на
измерительной линии (ИЛ) 5.А.с., которая с исследуемым ПП элементом
образует волноводную систему (рис. 2.33). В режиме стоячей волны измеряется
сдвиг фазы h21Б , выражающий время пролета носителей через ПП кристалл.
a
б
Рис. 2.33. Схема измерителя граничной частоты fT на измерительных линиях в
системе создающей стоячие волны при калибровке перемычкой и измерении
времени переноса носителей (а). 1 – генератор СВЧ, 2 – тройник, 3 и 9 –
опорный и измерительный каналы, 4; 8; 10 – вентили, 5; 7; 11 – аттенюаторы, 6;
12 – измерительные линии выхода и входа, 13; 14; 15 – контакты
контактодержателя 19 на полосковых линиях для подключения измеряемой ПП
структуры 16 (транзистор с ОБ), 17 – усилитель, 18 – разделительный
конденсатор, 20 – перемычка. Стоячие волны в ИЛ 6 при калибровке с
перемычкой и измерении fT (б), l– расстояние между узлами стоячих волн.
Система колибруется при наличии включенной перемычки (20) и в ИЛ-ях
фиксируются напряженности электрического поля Емин в узлах или Емакс в
пучностях волн. Во входной (12) или выходной ИЛ (6) измеряется расстояние l
между соседними узлами стоячей волны. Для измерения времени переноса или
fT, перемычка заменяется транзистором, включенным с общей базой (16) или
90
устанавливается любой другой ПП элемент. Входной измерительной линией (12)
измеряется смещение l1 узла стоячей волны, напряженности электрического
поля Емин и Емакс волны. В ИЛ (6) измеряется смещение l2 узла стоячей волны. По
измеренным параметрам, граничная частота рассчитывается по формуле
fT 
C
2 l


E м акс  Е м ин  sin 1
 2 l2

l
2l 
 arctg

2 l1 
 l
E м акс  Е м ин  E м акс  Е м ин  cos

l 
, (2.30)
где С – скорость света в вакууме.
Принимая условие l 
C
, изложенный метод измерения упрощается. ИЛ-ию
fT
входа (12) можно заменить большим сопротивлением R  5   для создания
режима генератора тока, из которого сигнал  синусоида подается в
исследуемый элемент. Тогда граничная частота рассчитывается по формуле
fT 
C
,
4 l0
(2.31)
где l0  смещение узла стоячей волны или расстояние между ними в ИЛ (6).
а
г
б
д
Рис. 2.34. Временные диаграммы и спектры гармоник во времени ограниченного
импульса
sin x
(а, г), радиоимпульса cos x (б, д) и суммарного импульса (в, е).
x
Предложено измерение АЧХ разых элементов мпульсами с равномерным
спектром гармоник. Исследованы методы формирования сигналов с такими
спектрами. Для этой цели оптимальными являются – псевдослучайные
91
последовательности, из которых наиболее пригодны М–последовательности и
тип их кодирования – биполярный. Плоская часть спектра может быть
представлена суммой ограниченного во времени импульса типа
sin x
x
и
радиоимпульса в виде косинусоиды, модулированной по амплитуде и фазе
(рис.2.34). Разработаны принципы построения метрологических генераторов с
высокоравномерными спектрами. Экспериментально на стендах получена их
частотная полоса от 0 до 100, до 300 и до 800 МГц. На рис.2.35 показана
осциллограмма сигнала с равномерным амплитудным спектром до 300 МГц.
Рис. 2.35. Осциллограмма сигнала генератора импульсов с равномерным
амплитудным спектром и его спектрограмма до 300 МГц.
Для измерения ПХ разработаны формирователи перепадов напряжения двух
модификаций. У одних схема собрана на транзисторных усилителяхограничителях. Формируются импульсы с фронтом 2 нс и длительностью
200÷300 нс. Другие формирователи выполнены на диодах с накоплением заряда
[2.29 ]. Они выдают перепады напряжения с большой амплитудой для измерения
переходных характеристик и с длительностью фронта 0,2 нс.
Предложена схема измерителя постоянной времени
неосновных
носителей
заряда
в
транзисторе
17.А.с..
 НН
Из
накопления
генератора
синусиодального напряжения на базу подается сигнал, который переключает
исследуемую структуру. Когда эмиттерный р-п переход смещен в прямом
направлении накапливается избыточный неравновесный заряд неосновных
носителей в базе и коллекторе. Отрицательный полупериод синусоиды lв ых
создает ограничение тока коллектора и возникает выброс тока. Ход кривой
рассасывания этого выброса характеризует физико-технологические свойства
коллекторного р-п перехода (рис. 2.36).
92
Рис. 2.36. Схема измерителя постоянной времени  НН накопления неосновных
носителей заряда в транзисторе 17.А.с..
2.5. Формирователи импульсов со сверхвысокой частотой повторения
Импульсы со сверхвысокой частотой повторения могут быть сформированы
на транзисторах двумя способами: путем ограничения синусоидальных
колебаний на ограничителе или при их ограничении-усилении на переключателе
тока. Предложены односторонний 8.А.с. (рис.2.37,а). и двухсторонний
ограничители 3.А.с. (рис. 2.37, б). В основу их работы положен транзистор с
ОБ, выходные ВАХ которого имеют область со слабой зависимостью величины
коллекторного тока от напряжения (рис.2.37, в).
а
б
в
Рис.2.37. Схемы одностороннего ограничителя (а) и двухстороннего
ограничителяформирователя (б) импульсов, ВАХ и эпюры напряжений (в).
Предложена модификация схемы переключателя тока 2.А.с.. В цепь базы
второго транзистора включена RCL цепочка (рис.2.38). Подбором ее параметров
гасятся возбуждающиеся колебания  выбросы на вершине формируемых
импульсов. Это улучшает форму колебаний и повышает частоту повторения.
Достигнута частота импульсов F= 1,2 ГГц.
93
Рис. 2.38. Схема переключателя тока с
корректирующей RCL цепочкой в цепи базы
второго транзистора.
2.6. Основные результаты и выводы
1. Источник единичного перепада (ЕП) как генератор тока, увеличивает
время перезарядки емкостей в структуре исследуемого транзистора, возрастает
длительность ПХ. Увеличение амплитуды ЕП для сокращения фронта создает
просачивание сигнала со входа на выход транзистора и в начале его ПХ
появляется выброс.
2. Переходная характеристика транзистора в схеме с ОЭ однозначна, когда
переключение проводится из генератора напряжения ЕП с амплитудой, которая
рабочую точку выводит на линию критического режима K H  1. ПХ с ОБ или с
ОК требует тех же условий измерения с указанием схемы включения.
3. Определены характеристики, параметры и режим работы транзисторов,
которые определяют максимальное импульсное быстродействие и позволяют
получить
макимальную
предельную
частоту
повторения
формируемых
импульсных колебаний.
4. Дано определение импульсного процесса и импульсной характеристики
ПП элемента. Разработан Метод переноса для расчета процессов формирования
импульсных колебаний с максимальной сверхвысокой частотой повторения.
5. Предложены структуры импульсных транзисторов и разработаны методы
экспериментального исследования их характеристик и параметров в диапазоне
СВЧ. Предложен способ измерения граничной частоты fТ при помощи
измерительной линии и метод измерения постоянной времени накопления
неосновных носителей заряда в транзисторе. Разработан метод генерации
равномерных спектров гармоник для измерения АЧХ элементов электроники.
6. Разработаны формирователи импульсов  ограничители и схема переключателя тока, на
которой получена частота повторения до 1,2 ГГц.
Глава 3
МАТЕМАТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ
И АНАЛИЗ ИМПУЛЬСНЫХ ПРОЦЕССОВ В ТРАНЗИСТОРАХ
Работы В. Шоккли дали начало математическому моделированию процессов
в полупрводниковых структурах [3.1, 3.2]. Их развитие привело к одномерным и
двумерным моделям выключения и включения полевых транзисторов [3.3 –
3.14]. В структурах с длиной затвора меньшей четырехкратной толщины канала,
сказываются двумерные эффекты [3.15]. Поэтому для исследования СВЧ
полевых транзисторов с барьером Шоттки (ПТЗШ) с длиной затвора,
соизмеримой с толщиной канала, применяются двумерные модели. Локально –
полевые модели достаточно точно описывают процессы в структурах с длиной
затвора 0,5 мкм при длине канала в 1 мкм и более. Однако в указанных работах
аппроксимации полевой зависимости коэффициента диффузии недостаточно
обоснованы. В [3.16-3.21] отсутствует сравнение моделей с различной конечноразностной аппроксимацией уравнений непрерывности, не учтено влияние
подложки, не исследованы двумерные процессы переноса носителей при
переключении импульсом большой амплитуды и изменения режима работы.
В
настоящей
работе
на
базе
ПТЗШ
разработана
универсальная
математическая модель для расчета импульсных процессов в структурах с
различной геометрией и на разных материалах. Исследованы процессы переноса
в канале с подложкой ПТЗШ на Si, GaAs, InP и в других структурах при их
включении и выключении. Основные результаты этой главы опубликованы в
работах [16, 24, 26, 27, 34, 37; 5*, 12*, 13*, 17*, 25*-27*, 29*, 30*, 32*].
3.1. Универсальная математическая модель
Двумерная математическая модель в диффузионно-дрейфовом приближении
основана на системе уравнений Пуассона, непрерывности для электронов и
дырок и выражений для электронного и дырочного токов:
div grad  q p  n  N D  N A ,
(3.1)

n
 div J n  RG ,
t
(3.2)
95

p
 div J p  RG ,
t
(3.3)

J n   n n grad   Dn grad n  ,
(3.4)

J p   p p grad  D p grad p ,
(3.5)
где  – электростатический потенциал, n и p – плотности свободных электронов
и дырок, ND и NA – плотности донорных и акцепторных примесей, q – заряд


электрона,  – относительная диэлектрическая проницаемость, J n и J p –
плотности токов, RG – скорость рекомбинации-генерации электронов и дырок,
n и p – подвижности, Dn и Dp – коэффициенты диффузии носителей.
Уравнения (3.1–3.5) вместе с уравнениями граничных условий и физических
параметров
исследуемой
структуры
образуют
нелинейную
систему
алгебраических и дифференциальных уравнений в частных производных. В
случае двумерного моделирования, структура определяется на плоскости ОXY.
Тогда дивергенция градиента потенциала и уравнение Пуассона
div grad 
   
.

x x y y
 2
 2
 2   2  q p x, y, t   n x, y, t   N D  x, y   N A x, y  .
x
y
(3.6)
(3.7)
Решение уравнения Пуассона рассмотрено с двумя типами граничных
условий: с условием Дирихле и с условием Неймана. Уравнения непрерывности
выражены в пространственных координатах
n J n J n


 RG ,
t
x
y
(3.8)
J p J p
p


 RG .
t
x
y
(3.9)
96
Для определения дрейфовой составляющей носителей заряда введен вектор

E
напряженности электрического поля



E  Ex i  E y j .
(3.10)

E   grad  .
(3.11)


Векторы дрейфовой скорости электронов vn и дырок v p и диффузионный
член вектора J n выражены равенствами
 


vn   n E , v p   p E
grad n 
(3.12)
n  n 
i
j.
x
y
(3.13)
Дивергенции плотности токов нормированы к заряду зависимостями

 
n   
n 
,
div J n   nv nx  Dnx
   nv n y  Dn y
x 
x  y 
y 
(3.14)


p   
p 
.
div J p   pv p  D p
   pv p  D p
x 
x  y 
у 
(3.15)
x
x
y
y
Концентрация примесей вдоль координаты выражена уравнением
N D, A x   1  x  x0 / 2G  N D, A, max / 1  x / x0  ,
n
где ND,
A, max
(3.16)
– максимальная концентрация примесей, х0 – координата начала
резкого изменения градиента примесей, G – коэффициент учета крутизны
линейного изменения примесей, n – показатель степени, определяющий резкость
уменьшения ND, A. В расчетах принято n=15; 20, максимальная концентрация
примесей ND, A, max =51016; 51018 см-3, G=0; -5; 5.
Двумерные профили примесей выражены с помощью функции ошибок
N D, A x, y   N D, A, maxerfcx / 1x erfcy / 1 y ,
(3.17)
97

erfc x    e u du .
2
(3.18)
x
1х, 1у - определяют крутизну профиля легирования ( 10-5 - 1,510-4 см). В
расчетах приняты типовые параметры материалов Si, GaAs и InP.

Зависимости n,p от напряженности электрического поля E (3.12) в структуре
на кремнии Si без подложки рассчитаны при помощи эмпирического выражения
1
1


   2 E  2  2 
 n, p E   2 0 1  1   0    ,
   v нас   




(3.19)
где 0 – подвижность в слабом поле, нас – дрейфовая скорость насыщения. В Si
учтена зависимость подвижности от концентрации примесей [3.5 ]

N D, A

N D, A / S  N
 n, p E , N D , A   1 1 

 E / A
2
E
 
E/ A F  B
2




1
2
.
(3.20)
В формуле (3.20) для кремния при NА = 41016 см-3 подвижность 1=480
kB
,
cm
B  2,5  103
kB
, F=1,6, S=81. При
cm
см2/Вс, коэффициенты
A  6,1  103
N n  3  1016 cm 3 1  1400
kB
kB
cm 2
, коэффициенты A  3,5  103
, B  7,4  103
.
cm
cm
Bc
Для GaAs и InP зависимости n (E) взяты из [3.8]
v n E  
 0 E  vнас E / E0 4
1  E / E 0 
4
,
(3.21)
где Е0 – напряженность электрического поля при максимальной величине

скорости носителей. Для GaAs Е0=4 КВ/см, InP -12 КВ/см, Е – модуль вектора E .
При аппроксимации полевых зависимостей коэффициента диффузии D E 
[3.23 - 3.26], для обоснования выбора приближения проведено исследование
98
анизотропии функции D E  в сильном электрическом поле и показано его
влияние на процессы переноса заряда. При этом использованы приближения:
– коэффициенты диффузии постоянны и подобраны от 1 см2/с до 50 см2/с;
– анизотропия коэффициентов диффузии в сильном электрическом поле;
– приняты соотношения Эйнштейна [3.27, 3.28]
Dn   n kT / q   nT ,
(3.22)
D p   p kT / q   pT ,
(3.23)
где при Т = 300 К температурный потенциал  T  kT / q , равен 0,0258 В.
Для расчета плотности диффузионного потока в любой точке структуры
сделана трансформация системы координат. Коэффициенты диффузии по
соответствующим направлениям координат приняты такими:
2
2
Dx  DII E x / E   DI E y / E  ,
(3.24)
2
2
D y  DII E y / E   DI E x / E  ,
(3.25)
где Е, Ех, Еу – напряженность электрического поля и его компоненты. DI и DII –
коэффициенты
диффузии
в
направлении
электрического
поля
и
перпендикулярно ему.
Выражения (3.24, 3.25) использованы для расчета значения D с учетом
анизотропии в структурах на GaAs и InP. Для аппроксимации полевых
зависимостей поперечного и продольного коэффициентов диффузии в InP и
продольного коэффициента диффузии в GaAs предложено выражение
DI , II 
 0T  AE 2  BE / E0 4
1  E / E 0 
4
.
(3.26)
Полевая зависимость поперечного коэффициента диффузии в GaAs выражена
DI 
 0T  A1 E 2  BE / E0 2
1  E / E 0 
2
.
(3.27)
99
Здесь Т=кТ/q, А, А1, В, Е0 - константы.
Генерация-рекомбинация носителей заряда определена выражением ШокллиРида-Холла [3.1, 3.7, 3.22, 3.28]
GR 
np  ni2
,
 n  p  p1    p n  n1 
(3.28)
где n1, p1 – концентрации носителей заряда в собственном полупроводнике, n, p
– время жизни электронов и дырок. Для кремния рассчитанные параметры
подобраны из работы [3.22] n=p=0,510-7с, n1=p1=1,41010 cм-3.
Составлены уравнения начальных и граничных условий. Для уравнений
переноса заряда с тремя неизвестными (3.1–3.3) на контактах и вдоль границы
структуры заданы три граничных условия. Уравнениям непрерывности - два
начальных условия. Система уравнений решается в двухмерном поле в области,
ограниченной прямоугольным или многоугольным контуром с координатами (Х,
Υ, t). Она отображает геометрию структуры исследуемого элемента. Его
конфигурация ( A  X  B , C  Y  D , O  t  T ) с расположением электродов и
распределением примесей определяет действующий физический эффект,
принцип работы и параметры.
При
моделировании
границы
произвольной
геометрии
с
разным
расположением контактов на ней, для уравнения Пуассона составлена
смешанная краевая задача
 x, y  

 a0 x, y   a1
  1 x, y  ,
l  

(3.29)
где a0  и a1  – функция контура, a0  a1  0 , l – нормаль к границе.
Для уравнений непрерывности заданы условия третьего рода
nx, y, t  

 a0 nx, y, t   a1
  n1 x, y  ,
l


(3.30)
100
px, y, t  

 a0 px, y, t   a1
  p1 x, y  ,

l


(3.31)
где 1, n1, p1, a0, a1 – заданные непрерывные функции. При а0=0 на свободных
контурах формируются граничные условия Неймана и ток через такую границу
не
протекает,
производные
потенциала
и
концентрации
носителей
в
направлении нормали равны нулю. Для а1=0 на контактах задаются значения
потенциала   1 x, y  и концентрации n  n1 x, y  и p  p1 x, y  .
Для уравнений (3.2–3.3), условия задаются на основании физических
соображений. При t=0 носители заряда в полупроводнике находятся в
термодинамическом равновесии и структура нейтральна:
nx, y, t 0   N D x, y ,
(3.32)
px, y, t 0   N A x, y ,
(3.33)
где n, p – концентрации электронов и дырок, ND, NA – донорные и акцепторные
примеси. Это исходные начальные условия. По ним рассчитаны другие условия,
которые с большей точностью отражают реальные физические процессы.
3.2. Численное решение системы уравнений модели
Универсальную двумерную математическую модель переноса заряда в ПП
структурах на плоскости ОXY составляет система уравнений. Она включает
основные уравнения (3.13.5) и из них производные (3.63.15), уравнения
физических
параметров
(3.16–3.28)
и
краевые
условия
(3.293.33).
Аппроксимация дифференциальных уравнений выполнена конечно-разностным
методом. Точность вычисления при решении приближенным методом зависит от
способа построения аналогов уравнений (3.1–3.3). Модель отработана на
структуре полевого транзистора с барьером Шоттки (рис.3.1).
На разностной сетке с неравномерным шагом (рис.3.1), индексы i, j относятся
к координатам х, у, а индекс k учитывает временной слой. Шаги сетки в
направлениях i и j обозначены через х и у, t – временной шаг. Верхний
101
индекс l указывает номер итерации. Выбрана пятиточечная конечно-разностная
аппроксимация. Каждый центральный узел (i, j) уравнениями связан с четырьмя
соседними узлами (i, j +1), i, j  1 , i  1, j , (i 1, j) (рис.3.1, в). Для уравнения
физических параметров использована другая разностная сетка. В ней все узлы
сдвинуты на х/2 и у/2 от узлов сетки дискретного аналога уравнений Пуассона
и непрерывности.
б
а
в
Рис. 3.1. Поперечное сечение моделируемой структуры полевого транзистора с
затвором Шоттки. lu=lc=0,5мкм, ширина канала 1 см (а) и пятиточечная сетка
конечно-разностной дискретизации уравнения Пуассона (б) и уравнения
непрерывности (в). MV, NV – число дискретных шагов в направлениях х и у.
Уравнение Пуассона. После замены частных производных конечными
разностями, уравнение Пуассона принимает вид
i1, j  i, j / xi1  i, j  i1, j / xi
xi1  xi  / 2


i, j1  i, j / y j1  i, j  i, j1 / y j

y j1  y j / 2
q
 pi, j   ni, j   N D i, j   N A i, j 

где i=2,…, MV-1; j=2,…,NV-1. MV, NV – выражают размеры структуры.
Коэффициенты при неизвестных обозначены такими равенствами:
DX i  2 / xi 1  xi ; DY j  2 / y j 1  y j ; D1i , j  1/ xi  DX i  ;
(3.34)
102
D3i , j  1/ xi 1  DX i ; D2i , j  1/ y j  DY j ; D4i , j  1/ y j 1  DY j  ;
D0i , j  D1i , j  D 2i , j  D3i , j  D 4i , j ; f i , j  
q
(3.35)
 pi, j   ni, j   N i, j   N i, j 
D
A

Произведя преобразования, полная система конечно-разностных уравнений
Пуассона принимает такой вид
D1i , j  i 1, j  D2 i , j  i , j 1  D3i , j  i 1, j  D4 i , j  i , j 1  D0 i , j  i , j  f i , j ,
(3.36)
где для всех i=2,…, MV-1, j=2,…, NV-1. Уравнение (3.36) в матричном виде
Bx    f ,
(3.37)
где B матрица коэффициентов при неизвестных, вектор   и матрица
f 
состоят из элементов  i, j и f i , j для каждого узла сетки в области решения.
Размерность матрицы B от 1000 до 5000. Если моделируемая структура
2,5х2,5 мкм, то
NVxMV   70x70  4900
неизвестных. После конечно-
разностной дискретизации решается матричное уравнение (3.37).
Решение системы с указанным количеством неизвестных сталкивается с
устойчивостью алгоритма решения задачи и ресурсами ЭВМ. Для решения
уравнения Пуассона применен итерационный метод верхней релаксации. В
центральной узловой точке i, j переменная потенциала выражается:
 il, j 
D1i , j  D 2 i , j
A
D1i, j il1, j  D2i, j il, j1 
 D 3i , j  D 4 i , j
 D3i , j  il11, j  D 4 i , j  il,j11  f i , j   1  A il,j1
(3.38)
На основании неизвестных из l-1-ого и полученного l-ого итерационного
слоя, каждая итерация выдает другое, более близкое приближение к точному
решению. Итерационный процесс продолжается до тех пор, пока все i,l j
значения станут достаточно близкими к  l 1 . Критерий близости определяются
для всех значений i, j, где 1 – некоторое заданное положительное число.
103
max
 il, j   il,j1
 il, j
 1
(3.39)
Экспериментируя на ЭВМ определено, что при максимальной быстроте
сходимости итерационного процесса, минимальное число итераций уравнения
Пуассона и уравнения непрерывности уменьшается до 50-ти, 60-ти циклов.
Уравнение
дивергенции
тока.
Важен
выбор
численно-устойчивой
разностной схемы аппроксимации и дискретизации дивергенции плотности тока
In (3.4) и Jp (3.5). В работах [3.6, 3.9, 3.29, 3.30] применена классическая
аппроксимация и метод Гуммеля и Шарфеттера [3.7, 3.27]. В [3.31] использован
метод интегральных тождеств и метод Гуммеля и Шарфеттера совмещен с
методом Делонэ. При этом в узлах разностной сетки необходимо учесть
параметры физических величин.
В настоящей работе проанализированы три метода выражения дивергенции
плотности тока. В первом применены двухсторонние конечные разности в
точках сетки (i, j). Дивергенция электронной составляющей плотности тока
выражена равенством
(3.40)
Компоненты скоростей дрейфа - сеточные функции ui , j , vi , j вычислены
численным дифференцированием функции  i, j двухсторонними разностями:




ui , j   n, p E  i 1, j  i 1, j / xi  xi 1  , vi , j   n, p E  i , j 1  i , j 1 / y j  y j 1  .


E x   i 1, j   i 1, j /xi 1  xi  / 2 , E y   i , j 1   i , j 1 / yi 1  y j / 2 ,
i, j
i, j
Ei , j  E x2  E y2 .
i, j
i, j
(3.41) (3.42) (3.43)
104
Потенциал  , концентрации носителей п и р, величины v, U, E, рассчитаны в
точках пересечения линий основной сетки (i, j) (рис.3.1, в).
В моделях второго и третьего типов, значения величин , п, р вычислены в
точках основной сетки (i, j), а напряженность электрического поля, компоненты
векторов плотностей токов, дрейфовых скоростей и физические параметры  в
точках пересечения линий основной сетки с линиями дополнительной сетки
i, j  1/ 2
второго типа. При аппроксимации дрейфового члена применены
весовые функции Q R  и построены разностные схемы. Компоненты J n
x
вычислены в точках i  1/ 2, j  , а J n в точках i, j  1/ 2
y
Jn
x 1
i ,j
2
Jn
y
1
i,j
2
un
x 1
i ,j
2
vn
y
1
i,j
2
nx
i 1, j
ny
Q1
Q1 nx
1
Q2
Q 2 ny
1
i,j 1
i,j
i,j
nx
Dn
i,j
ny
i,j
,
(3.44)
ny
i,j 1
xi
1
2
i,j
i 1, j
xi
1
i ,j
2
Dn
nx
где для всех i=2,..., MV-1, j=2,…, NV-1.
Величина весовой функции Q зависит только от знака скорости и при
аппроксимации
дрейфового
члена
учитывается
направление
движения
носителей заряда.
В третьем варианте модели для компонент векторов плотности тока Jx, Jy
используется
экспоненциальная
интерполяция
Шарфеттера
-
Гуммеля,
полученная путем интегрирования уравнения плотности потока электронов
J n  nun  Dn
x
x
x
n
.
x
(3.45)
Для этой модели аппроксимация плотности потока электронов выражается
Jnx
1
1
2
 un
, j
i
1
2
, j



ni , j


 un


1  exp 

 Dn


i
1
2
i
, j
1
2
, j


xi 



ni 1, j
 un

1  exp 
 Dn

i
1
2
i
, j
1
2
, j


.




xi  


Модуль напряженности электрического поля представлен формулами
(3.46)
105
E
i, j
1
2
 E x2
i, j
1
2
 E y2
i, j
1
2
, E
1
i , j
2
 E x2
1
i , j
2
 E y2
1
i , j
2
.
(3.47)
Уравнения непрерывности. Для дискретизации уравнений непрерывности
решение разностных их аналогов более сложная задача. Коэффициенты в этих
уравнениях зависят от потенциала электрического поля и концентрации
примесей, которые меняются в окрестности потенциальных барьеров и на
других участках структуры.
Для численного решения уравнений непрерывности (3.2–3.3) необходима
дискретизация в пространстве и во времени. Эти уравнения аппроксимируются
на расчетной сетке, состоящей из NVҳ MVү узловых точек (рис. 3.1, в) и такого
же количества алгебраических уравнений относительно неизвестных п и р. MV,
NV – число дискретных шагов. Индексы i, j относятся к координатам х, у,
верхний индекс k учитывает временной слой, а 1  указывает номер итерации.
В качестве разностного аналога уравнений (3.2–3.3) использована устойчивая
схема Кранка-Никольсона. Она наиболее часто применяется при численном
решении дифференциальных уравнений параболического типа. Для любого из
уравнений непрерывности схема принимает такой вид
 J x n k 1 , u k   J y n k 1 , v k   1   J x n k , u k   J y n k , v k  
n
 0,
t
(3.48)
где Jx, Jy – компоненты дивергенции вектора плотности тока по осям х, у,
выраженные через конечные разности. Аргументы Jx, Jy показывают, какой
временной слой используется при вычислении члена с дивергенцией тока.
Весовая функция  принимает значения 0    1 . Если =0, схема становится
явной, если   0 , схема неявная. В явной схеме решения неустойчивы, поэтому
решается система алгебраических уравнений по неявной схеме.
В
неявной
схеме
расчетная
область
представляет
прямоугольный
параллелепипед, ограниченный краевыми условиями 0  x  MV , 0  y  NV ,
0  t  T . При t=0, начальные условия (3.32–3.33) заданы на нижнем основании
параллелепипеда, а граничные условия (3.30-3.31) на его боковых гранях.
106
Введена пространственная сетка и проведены три семейства плоскостей,
параллельных основанию и боковым плоскостям параллелепипеда. Значения
сеточной функции в узлах пересечения xi , y j , t k  обозначены символом nik, j или
pik, j . Тогда, в соответствии с выражением Шарфеттера-Гуммеля, уравнение
непрерывности для электронной составляющей можно выразить так:
(3.49)
Для решения систем линейных уравнений были исследованы метод
исключения Гаусса, метод чередующихся направлений и итерационный метод
последовательной нижней релаксации. Метод исключения Гаусса оказался
неприемлемым для больших систем уравнений. Он требует значительный
объемов оперативной памяти. Для исследования метода чередующихся
107
направлений расчет одного временного шага t делится на два полушага. На
первом из них производная по одной из координат, аппроксимируется на
промежуточном слое k+1/2 и используется неявная аппроксимация. Производная
по другой координате аппроксимируется на слое k, т. е. явно. На втором
полушаге наоборот, неявная аппроксимация используется по направлению у
nik, j 1/2
nik, j
t
Jn
1
2
nk
x
1/2
, uk
n k , vnk
Jn
y
x
y
,
(3.50)
nik, j 1
nik, j 1/2
t
1
2
Jn
x
nk
1/2
x
, uk
Jn
y
nk
y
1
, vnk
.
Для вычисления уравнения (3.50) в памяти ЭВМ необходимо хранить
матрицы с величинами nil,j1 и nil, j . В каждом итерационном цикле для
вычисления следующего итерационного приближения l используются данные из
l-1 итерационного слоя. Так для точек i  1, j, i, j  1 нужны значения из
матрицы nil, j в точках i-1, j и i, j-1.
В чисто неявной схеме получены два уравнения, каждое из которых
соответствует неявной схеме только по одному из координатных направлений.
Матрицы обоих систем трехдиагональные и для решения таких систем
применяется метод прогонки. При этом сначала необходимо решить первую
систему уравнений, из которой находятся значения сеточной функции uik, j 1 / 2 .
Эти значения используются для вычисления искомых данных uik, j 1 .
В методах последовательной нижней релаксации с ростом размерности
матрицы коэффициентов, число итераций, необходимых для сходимости,
увеличивается. Для неявных схем метода расщепления, который еще называется
методом дробных шагов, методом переменных или чередующихся направлений,
время счета почти не зависит от размеров матрицы коэффициентов. Из
сделанного анализа следует, что для больших матриц неявный метод
расщепления предпочтительнее.
108
Для
моделирования
конфигурации
и
с
импульсного
переменными
процесса
в
структурах
пространственными
сложной
шагами,
метод
последовательной нижней релаксации обладает преимуществом с точки зрения
программирования
и
наличия
хорошего
начального
приближения.
Это
обусловлено близким по значению распределением концентрации дырок и
электронов на прежнем, только что вычисленном временном слое. Для решения
уравнений непрерывности с обоими видами носителей, наиболее приемлем
итерационный
метод
последовательной
нижней
релаксации.
Тогда
распределение электронов выражается равенством
l
nik, j 1
A
t
fn
1
i,j
i,j
1l
1, j
1
bn nik
i,j
fn
i,j
t
gn
i,j
1l
1, j
l
l 1
cn nik, j 11
dn nik, j 11
i,j
i,j
(3.51)
l
t 1
1
an nik
t
nik, j
t RG
fn
1
i,j
t
1
fn
i,j
1
t
A
l
nik, j 1
.
При вычислении более точных приближений, лучше соответствующих
начальному распределению электронов в структуре, используется начальное
приближение составляющей плотность электронов
n   N
k 1l 1
i, j
Подставляя
это
D
x, y  (при l=1, k=0)
начальное
приближение
в
(3.52)
(3.51)
для
определения
распределения плотности электронов, получаем еще более точное приближение.
 
Итерационный процесс продолжается до тех пор, пока все значения nik, j 1
 
станут достаточно близки к nik, j 1
l1
. Критерий близости выражен неравенством
n   n 
max
n 
k 1 l
i, j
l
k 1 l 1
i, j
k 1 l
i, j
,
(3.53)
где  – заданное положительное число. Такой итерационный процесс повторяется
для каждого временного слоя (k), пока он не достигнет самосогласованного
109
решения между двумя соседними временными слоями. Такой методикой рассчета
вычислено распределение электронов и потенциала в структуре ПТЗШ (рис.3.2).
а
б
Рис. 3.2. Распределение концентрации электронов (а) и потенциала (б) для
установившегося решения, полученные с помощью модели третьего типа: D=20
см2/с, х=у=LD= T  0 / eN g .
3.3. Переходные процессы в полевом транзисторе Шоттки
При переключении ПТЗШ динамика концентрации электронов начинается
между истоком – затвором и затвором – стоком ( IИ, IС). Перенос заряда через
канал порождает выброс в начале ПХ. Математическое моделирование показало,
что переходной процесс во времени можно разделить на три фазы (рис. 3.3).
Первая фаза ПХ дает начало заполнения канала (рис. 3.4). Во второй фазе
заполняется большая его часть под затвором (II). Третья фаза занимает область
III и в канале заканчивается установление тока стока. Перенос заряда и ПП в
канале структур на Si, GaAs различаются незначительно. На InP они протекают
при наличии подвижных ганновских доменов и это создает дополнительную
неравномерность плотности тока в канале транзистора (рис. 3.4).
а
б
Рис. 3.3. Поперечное сечение моделируемого ПТЗШ (а). Пунктирная линия
отделяет подложку, сплошные – границы обедненной области открытого и
закрытого канала. б – управляющий импульс напряжения.
110
а
б
Рис. 3.4. Переходные характеристики токов стока (а) и истока (б) ПТЗШ при
управлении по затвору запирающим импульсом напряжения (рис. 3.4 ),
длительностью 13 пс с амплитудой 2,5 В: ––– InP; – – – GaAs; – – .– Si.
При управлении транзистора по затвору перепадом напряжения, дрейф
электронов в большей части структуры протекает со скоростью, близкой к
насыщению  нас  10 7 см / с . У ПТЗШ на Si, GaAs, InP с длиной затвора 0,75 мкм,
длительность ПП при включении - 10,6; 8,6; 7,1 пс, а при выключении – 9,1; 8,0
; 6,5 пс, соответственно. Разница составляет 20 ─ 30 %. Следует вывод, что в
ПТЗШ с коротким каналом, длительность ПП определяет не подвижность
электронов в слабом электрическом поле, а длина канала и затвора. Поэтому
длительность ПП оценивает выражение t  l з / нас , где l з – длина затвора.
3.4. Импульсные процессы при переключении ПТЗШ
Переключение охватывает импульсные процессы и отображает совокупность
динамики энергетического состояния внутри структуры с изменением плотности
потока носителей в канале ПТЗШ. Модель позволила представить эти процессы в
структурах с разными параметрами материалов и объяснить механизмы хода
переходных процессов и характеристик, образование выброса тока (рис. 3.5, 3.6).
В ПТЗШ на GaAs имеются области режима работы, где скорость дрейфа
электронов превышает дрейфовую скорость насыщения  нас . Создаются условия
для
образования
ганновского
домена.
Но
микронная
длина
канала
с
пикосекундными рабочими интервалами создает узкий и кратковременный участок
большой напряженности электрического поля (рис.3.6). В окрестности максимума
скорости дрейфа
Е  4кВ / см  имеется интенсивная продольная диффузия.
Совокупность этих факторов препятствует образованию домена на GaAs и в
111
структуре процессы подобны как на Si. В аналогичном канале на InP, участок с
превышающим  нас шире и ганновский домен успевает образоваться.
В начале переходного процесса включения в области II ПТЗШ на InP
возбуждается ганновский домен и он смещается к стоку (рис. 3.6, а. t = 14 и 15
пс). Его движение сопровождается характерным изменением тока истока (рис.
3.4, б), форма которого подобна одному периоду колебания тока в диоде Ганна
(t 15–18 пс). Ток стока не изменяется (рис. 3.4,а) и включение задерживаетсо. В
области III домен превращается в стационарный и ток стока резко нарастает.
а
б
Рис. 3.5. Зависимость модуля (б) и продольной составляющей (а) дрейфовой
скорости электронов вдоль канала ПТЗШ на InP на глубине 0,25 мкм. Моменты
ПП выключения (а,) и включения (б) отмечены цифрами в пикосекундах.
Анализ импульсных процессов показал, что при длине затвора порядка 1
мкм и более, длительность ПХ ПТЗШ с общим истоком составляет ~7÷15 пс,
( UСИ  4 В ). При напряжении на стоке около 1 В, меньше электронов проникает в
подложку и сокращается их рассасывание, ПХ короче на ~20. Работая с общим
затвором и управляя перепадом напряжения, выключение сокращается на 20–
30. При переключении перепадом тока, ПХ удлиняется в 2-3 раза.
Концентрация примесей в канале и профиль его легирования, подвижность
электронов в слабом поле и величина коэффициента диффузии на временные
параметры ПП заметного влияния не оказывают. Длина канала и время пролета с
усредненной скоростью имеют решающее значение, т.е. tф =lзат/vуср. Наименьшее
быстродействие у кремниевых структур. Быстродействие ПТЗШ на GaAs нa
~10 и на InP еще на 10 больше. Однако на InP возбуждаются подвижные
ганновские домены и переключение имеет волнистый характер.
112
а
б
в
г
д
е
Рис. 3.6. Линии постоянных значений концентрации электронов и потенциалов в
различные моменты времени t процесса включения (а, в, д) и выключения (б, г,)
ПТЗШ на InP (а, б) и GaAs (в–д), работающего по схеме с общим истоком в
режиме насыщения при U СИ  4 В  U з и отс . Концентрация электронов 1016 см-3,
потенциалы в вольтах. Пунктирная линия отделяет подложку. е – скорости
дрейфа электронов (Е) при Ng=51016 см-3.
113
3.5. В канале ПТЗШ пульсирующий домен сильного поля
Исследованы непланарные ПТЗШ на InP с симметричной структурой при
наличии подложки (рис. 3.1) и без нее. Длина структур 2,25 мкм, затвор 0,75
мкм, Nd=51016 см-3, ширина канала 0,3-0,4 мкм. При Uс > 1,5 В наблюдается
домен Ганна (рис. 3.7). Перепад напряженности поля на характеристике
скорости дрейфа электронов (Е) создает широкий участок ОДП и в
динамическом процессе в канале структуре формируется домен, он становится
стационарным. В такой же структуре на GaAs участок ОДП узкий и за время
переноса электронов домен не успевает сформироваться (рис. 3.6).
а
б
в
Рис. 3.7. В ПТЗШ без подложки на InP поверхность концентрации электронов
(а), изменение ее во времени в пс (б) и генерируемые колебания тока стока (в).
В структуре с высокоомной подложкой и благодаря широкому участку ОДП,
электроны из истока попадают в область сильного поля, скорость падает и
начинается их скопление. Под затвором ближе к стоку образуется домен (t=0).
Он передвигаясь в сторону стока нарастает (t=1,5 и 2,5 пс) и под затвором
максимальная концентрация электронов достигает (1,3...1,7) Nd (рис. 3.6, 3.7)
Далее в канале домен попадает в слабое поле и разрушается, концентрация
электронов (0,2...0,5) Nd. В то же время под затвором формируется другой домен.
В момент времени t = 2,5пс в канале один домен формируется, а другой
разрушается. Этот процесс периодически повторяется и приводит к колебаниям
тока стока (рис. 3.7, в). Участок на котором передвигается домен равно половине
длины затвора (0,35 мкм) и оно определяет период возбуждаемых колебаний. В
этой части канала его поперечное сечение расширяется и колебания тока по
форме
близки
к
пилообразным.
Пульсирующий
домен
Ганна
создает
114
теоретическую предпосылку на возможность генерации миллиметровых волн.
Параметры таких колебаний изменяются напряжением на затворе или стоке.
3.6. Характеристики импульсного полевого транзистора
Теоретические и экспериментальные исследования привели к обобщению
характерных форм предельных ПХ полевого транзистора в разных схемах его
включения (рис.3.8). В ходе ПП наличие паразитного RCL контура на вершине
импульсов накладывает колебания ударного возбуждения.
а
б
в
Рис.3.8. Типовые предельные переходные характеристики полевого транзистора,
включенного с общим истоком (а), с общим затвором (б) и с общим стоком (в).
Разработаны методики измерения входной емкости С11И, крутизны S и
граничной частоты усиления по току fT=S/2C11И кристаллов полевых
транзисторов. Созданы стенды для исследования динамики этих и других
параметров в режиме большого сигнала. В процессе переключения, емкость в
структуре может измениться в 1,51,8 раза, а крутизна S в 3–6 раз. Они
определяют динамику граничной частоты fT=S/2C11И. По экспериментальным
данными рассчитано изменение fT(i,u) на ВАХ полевых транзисторов (рис. 3.9).
а
б
в
Рис.3.9. Линии постоянных значений граничной частоты усиления по току fT(i,u)
(сплошные линии) МДП транзистора КП901А (а), транзисторов с р-п затвором
КП903А (б) и с барьером Шоттки ЗП602Д (в) на ВАХ, включенных с общим
истоком. Представлены fT(i,u) – поля полевых транзисторов.
115
В ключе на ПТЗШ или полевом транзисторе другого типа для достижения
минимальной длительности фронта формируемого импульса, транзистор должен
иметь импульсное fT(i,u) – поле и работать в режиме с выходом частоты
fTМАКС(i,u) на линию критического режима при нарастающей крутизне S.
3.7. Формирование импульсных колебаний
Для формирования импульсов схемы ключей на полевых транзисторах с
общим истоком или с общим затвором встраиваются в коаксиальный тракт с Rн=
 =50 Ом. ПХ такого формирователя может достигать 30 пс. Экспериментально
исследованы полевые транзисторы в режиме усиления-ограничения на СВЧ. Из
синусоидального сигнала сформированы импульсные колебания с предельной
частотой повторения 1 ГГц и 2 ГГц, их амплитуда 7 и 5 В (рис.3.10).
а
б
Рис.3.10. На полевом транзисторе 3П602В в режиме усиления-ограничения из
синусоидального сигнала сформированы импульсы с частотой повторения 1 ГГц
(а) и 2 ГГц (б). По горизонтали, 200 пс/дел (а) и 100 пс/дел (б).
3.8. Импульсные процессы в разных структурах электроники
При помощи универсальной двумерной математической модели рассчитаны
процессы переключения и переноса заряда в различных кремниевых структурах
микронных размеров. В моделировании принят режим большого сигнала
импульсом напряжения прямоугольной формы с амплитудой 1 В (рис. 3.3).
На рис.3.11 показано распределение электронов, дырок и электрического
потенциала в симметричном р-п переходе с концентрациями примесей
5
ND=NA=51018 см-3. Планарная модель п-р-п структуры с 1x  1y  3  10 см,
16
3
NDМАХ=51018 см-3, N A мах  5  10 см показана на рис.3.12, б и рис.3.13.
116
а
б
в
Рис. 3.11. Распределение электронов и дырок во включенном (а)
выключенном (б) p-n переходе, (в) – электрический потенциал.
а
и
б
Рис. 3.12. Включенная n-p-n структура (а) и планарное ее представление (б).
а
б
в
Рис. 3.13. Распределение электронов в половине расчлененного планарного
транзистора (рис.3.12, б), спустя 0,1 (а), 1,1 (б) и 10 пс (в) с момента отпирания.
На рис.3.14, а, б - показан процесс включения планарного n-p-n
транзистора (рис.3.12,б) перепадом напряжения 0,7 В. На коллекторе 5 В.
Инжекция электронов в центр базы вызывает диффузию части электронов в края
структуры. Растекающие электроны коллектор достигают по траекториям
разной длины и на разных скоростях. Разброс притока электронов к коллектору
и задержка их высасывания растягивают ПП выключения. Такое явление
подобно эффекту Флетчера. Другая разновидность усиливающего элемента полевой транзистор с тонкослойной структурой (рис.3.14, в, г). Суммарное
расстояние между стоками 3,75 мкм, ширина истока 1 мкм, длина параллельно
расположенных стоков 0,5 мкм. Концентрация доноров ND=51018 см-3. Показан
процесс запирания с существенно меньшим эффектом растекания.
117
а
б
в
г
Рис. 3.14. Динамика концентрации электронов в планарном n-p-n транзисторе (а,
б) (рис. 3.12, б) во время его включения и в тонкослойном полевом транзисторе
(в, г) во время его выключения. а, в - 0,1 пс и б, г - 10 пс с начала процесса.
Также проведен расчет переключения структуры с проницаемой базой,
результаты исследования которой изложены в импульсной электронике – в главе
7. Элемент работает подобно вакуумному триоду. В такой структуре плотность
потока электронов, протекающих через базу, изменяется напряжением на
металлической гребенке, технологически встроенной в полупроводник.
Для измерения ПХ разработаны формирователи перепадов напряжения двух
модификаций.
У одних схема собрана на транзисторных усилителях-
ограничителях и они формируют импульсы с фронтом 2 нс, их длительность
200÷300 нс. Другие формирователи выполнены на диодах с накоплением заряда
[2.29 ]. Они выдают перепады напряжения с длительностью фронта 0,2 нс.
3.9. Основные результаты и выводы
1. Разработана универсальная двумерная математическая модель для анализа
импульсных процессов в разных ПП структурах. Уравнения непрерывности и
Пуассона аппроксимированы методом конечных разностей. Применен метод
Шарфеттера–Гуммеля
и
дискретизации,
учтено
направление
движения
носителей зарядов. Аппроксимация полевых зависимостей коэффициента
диффузии позволила учесть его анизотропию в сильном электрическом поле.
Сделан сравнительный анализ методов расчета, их отбор и получены
стабильные решения больших систем уравнений при допустимых затратах
вычислительных ресурсов..
118
2. Исследованы процессы в канале ПТЗШ на Si, GaAs и InP во время
переключения в режиме большого сигнала. В структуре с микронной длиной
канала время переходного процесса определяется геометрической длиной
затвора и скоростью переноса электронов, близкой или равной скорости
насыщения. В структурах микронных размеров на GaAs ОДП не проявляется и
протекающие процессы подобны процессам в Si. В InP большой раствор ОДП на
характеристике скорости дрейфа позволяет формироваться домену сильного
поля и он вносит искажение формы ПХ.
3.
Моделируя
переключение
ПТЗШ
на
InP
в
канале
обнаружен
пульсирующий домен сильного поля. Благодаря широкому раствору участка
ОДП, домен образуется в канале структуры и передвигаясь вдоль нее
разрушается. Динамика концентрации электронов оказывает нелинейное
влияние на длительность переходного процесса и форму ПХ. Пульсации
концентрации электронов возбуждают колебания тока стока с периодом 3–4 пс,
которые управляются напряжением на затворе или стоке.
4. Длительность переходного процесса в полевом транзисторе с затвором
Шоттки микронных размеров при его переключении перепадом напряжения
определяется не подвижностью носителей зарядов в слабом поле, а временем
переноса электронов со скоростью насыщения в подзатворной части структуры.
5. В настоящей главе и других главах проведенный сравнительный анализ
разных по принципу действия и устройству структур выявил различия и
закономерности в них протекающих импульсных процессов. Дано обоснование
импульсной работоспособности исследованных разных физических эффектов,
механизмов и структур. Сформулированы основные положения и условия,
обеспечивающие максимальное импульсное быстродействие ПП структур.
Комплексное исследование привело к отбору и выделению элементов ПП СВЧ
электроники в отдельное направление  Импульсную электронику, которая
изложена в главе 7.
Глава 4
ИМПУЛЬСНЫЕ ПРОЦЕССЫ В TRAPATT ДИОДЕ
В РЕЖИМЕ ГЕНЕРАЦИИ ИМПУЛЬСНЫХ КОЛЕБАНИЙ
Лавинное размножение носителей заряда [4.1-4.4, 4.34] следует отнести к
импульсному процессу в СВЧ диодах. Учитывая это, для исследования лавиннопролетных диодов (ЛПД) типа TRAPATT, разработана математическая модель.
В ее основу положены уравнения непрерывности и Пуассона. Алгоритм
решения конечно-разностных аналогов этих уравнений приспособлен для
расчета нестационарного распределения концентрации носителей заряда и
электрического
поля в
структурах диодов с произвольным профилем
легирования примесей. Выяснены механизмы формирования плазмы в базе
диода с учетом диффузии носителей заряда в сильных электрических полях.
Теоретически и экспериментально исследованы процессы генерации импульсов
со сверхвысокой частотой повторения. Основные результаты этой главы
опубликованы в работах [1, 14, 15, 20- 22, 25, 29, 30; A. c. 4, 6, 10, 11, 14, 16, 18;
3*, 4*, 16*, 18*, 19*].
4.1. Математическая модель для анализа импульсных процессов
Для расчета временной зависимости распределения носителей заряда и
электрического поля в TRAPATT структуре, в одномерной локальной модели
вместо соотношения Эйнштейна D   T
коэффициента
диффузии
Dn, p E  .
применена полевая зависимость
Числовые
ее
значения
взяты
из
экспериментальных работ [4.24.11] и сделана экстраполяция в область полей до
300-500 кВ/см. Расчеты проведены при Е < 20 кВ/см, приняв для Si Dn E  =11
см2/с и для GaAs - Dn E  =20 см2/с [4.124.14].
Дрейфовая скорость электронов и дырок в Si выражена формулой:
 n, p E    n, pH 1  exp   on , p E /  n, pH  sign E  ,
(4.1)
120
где  n, pH – скорость насыщения электронов и дырок,  on, p – подвижность в
слабом электрическом поле.
Той же формулой определена дрейфовая скорость дырок в GaAs. Скорость
электронов рассчитана по формуле [4.5]:
 n E  
 on E  signE   nH E / Ec 4
1  E / E c 
4
,
(4.2)
где Ec=3,5 кВ/см. Расчеты проведены при  nH =107 см/с,  pH = 7106 см/с для Si и
при  nH и  pH , изменяемых в пределах (0,3-1)107 см/с, для GaAs. В поле Е=300500 кВ/см, наиболее достоверное значение  nH ~0,4-0,6106 см/с [4.6].
Коэффициенты ударной ионизации аппроксимированы формулой [4.7]:


 ,  E   An , p exp  Bn, p / E  ,
k
(4.3)
где для Si k=1 и коэффициенты An, p , Bn, p (An=3,8106 см-1, Bn=1,7106 B/см,
Ap=2,25107 см-1, Bp=3,26106 В/см) получены экспериментально [4.84.10].
Коэффициенты An, p , Bn, p для GaAs взяты из [4.124.14].
Уравнения непрерывности и Пуассона для электронов и дырок
n 
 J n  G  R,
t x
p 
 J p  G  R,
t x
(4.4)
E e
 p  n  Nd  Na  ,
x 
(4.5)
где  – абсолютная диэлектрическая проницаемость полупроводника.
Токи проводимости электронов и дырок, нормированы к заряду электрона

Dn E n,
x

J p  p p E  
D p E  p .
x
J n  n n E  


(4.6)
121
Ударная ионизация и фотовозбуждение создают генерацию носителей заряд
G   E  J n   E  J p  A x, t  .
(4.7)
Термогенерация и рекомбинация носителей заряда учтена при помощи
одноуровневой модели Шокли-Рида-Холла
np  ni2
,
R
 n  p  pt    p n  nt 
(4.8)
где ni – концентрация носителей заряда в собственном полупроводнике в
равновесном состоянии,  n ,  p - выражаются через сечения захвата центров
рекомбинации, nt , pt – концентрации свободных электронов и дырок, когда
уровень Ферми совпадает с уровнем рекомбинационного центра.
Направления дрейфовых скоростей, токов и электрического поля, соответствующие системе уравнений (4.4) и (4.5), показаны на рис. 4.1.
а
б
Рис. 4.1. Профили легирования N  N и NP  перехода, концентрации доноров
N d (х) и электронов п(х) с учетом диффузии носителей заряда, в математической
модели принятые токи J n и J p и распределение электрического поля Е (а).
Зависимость плотности тока проводимости J’S в начальной его стадии при
максимальной скорости ударной ионизации в точке хм1 от нормированной
плотности полного тока JТ. Nd =1017 см-3, разные Bn и Dn (б): 1- Bn = 1,75∙106
В/см; Dn= 20 cм2/с; 2- Bn=1,75∙106 В/см; Dn =11 cм2/с; 3- Bn=1,75∙106 В/см; Dn=5
cм2/с; 4- Bn,=1,16∙106 В/см; Dn=11 cм2/с.
Профили легирования структур диодов рассчитаны по формулам
 N ao erfcx a  x  / l a , x  x a ,
N a x   
x  xa ,
 N ao ,
N d x   N d 1  N do / 2erfcx  x d  / l d .
(4.9)
122
Крутизну профилей легирования акцепторов и доноров
определяют
параметры l a и ld (10-5 - 1,510-4 см). Максимальная концентрация доноров
N d  N d1  N do = 51018 см-3 и акцепторов N ao =1020 см-3. Уровень легирования N d1
активной области (1-5)1015 см-3. В типичных TRAPATT структурах толщина
активной области w = 2-3 мкм. К началу этой работы, алгоритмы расчета
описывали частные случаи образования плазмы [4.15, 4.16].
Известны разные методы расчета – явные, неявные, метод характеристик,
Ньютона и др. [4.174.21]. Гуммелем и Шарфеттером предложенный неявный
метод решения конечно-разностных уравнений непрерывности и Пуассона
принят в настоящей модели. Для учета диффузии в сильном электрическом
поле, снижения требований к точности начальных условий и уменьшения
машинного времени усовершенствован алгоритм расчета указанных методов. На
каждом шаге по времени проведен итерационный процесс. Конечно-разностные
уравнения для токов записаны с учетом явной зависимости коэффициентов
диффузии от электрического поля. В качестве неизвестных используются
величины E k 1 , n k 1 , p k 1 , а не их приращения E  E k 1  E k , n  n k 1  n k . Согласно
конечно-разностной сетке, расписав уравнения в каждой точке структуры (рис.
4.2), получается система уравнений блочно-трехдиагональной матрицы.
Рис. 4.2. Узлы конечно-разностной сетки, как в [4.17, 4.18]. К и К+1 слои
времени, x  x j 1  x j  xi 1  xi , M  w / x , w – толщина структуры, n j и p j –
концентрация электронов, дырок, Ei – напряженность эл. поля, J ni и J pi –
плотности токов.
123
Для расчета одного шага по времени (0,1 nc) перепада напряжения 100-150 В
за 5-7 nc, введены итерации. Полный итерационный процесс ( t  0,5  0,6 nc),
увеличил точность расчетов на 2 порядка. При использовании явной
зависимости
дрейфовых
скоростей
и
коэффициентов
диффузии
от
электрического поля, между двумя узлами сетки j, j+1 получены такие конечноразностные аппроксимации тока электронов J ni и дырок J pi в точке i:
J ni 
J pi 
 n Ei n j  n j 1 exp  n Ei  / Dn Ei x 
,
1  exp n Ei  / Dn Ei x
 p Ei  p j 1  p j exp  p Ei  / D p Ei x 
,
1  exp  p Ei  / D p Ei x
(4.10)
где n j , n j 1 , p j , p j 1 – концентрация электронов и дырок в точках j и j+1, Ei=
const – напряженность поля в точке I и между узлами сетки  j , j  1 .
Эти выражения токов увеличивают устойчивость решения конечноразностных уравнений на участках с большим градиентом электрического поля.
Для такого поля граничные условия рассчитаны из уравнения полного тока:
J 
E
 eJ n  eJ p .
t
(4.11)
Рассмотрены три варианта граничных условий.
1. Распределение поля рассчитано из стационарного уравнения полного тока.
 Nd , Nd  Na ,
 n, N N ,

d
a
n  x, t  0    2 i
ni , N d  N a ,
 N a N d  N a ,
 Na , Na  Nd ,
 n, N N ,

a
d
p  x, t  0    2 i
ni , N a  N d ,
 N d N a  N d .
(4.12)
2. Начальное приближение задано по формулам (4.12) и при помощи явного
метода доведено до физически реального решения.
3. Концентрация носителей заряда и электрическое поле в структуре
рассчитаны в равновесном состоянии для невырожденного полупроводника:
nx   ni e  x  ,
px   ni e   x 
(4.13)
124
Уравнение Пуассона приняло такой вид:
d 2 x  e


dx2 T
где a 
N d x 
N a x  
   x 
 x
n
e

n
e


,
i
 i
1  2ae  x  1  2be  x  
Nv
  v 

exp cd  c
/ T , b 
Nc
2 

(4.14)
Nc
  v 

,  x   F   Fi  / T ,  F –
exp av  c
Nv
2 

потенциал Ферми,  Fi – потенциал Ферми собственного полупроводника,
 T  KT / e , К – постоянная Больцмана, Т – температура, N c ,  c – эффективная
плотность состояний и потенциал дна зоны проводимости, N v и  v эффективная
плотность состояний и потенциал потолка валентной зоны, cd  c   d ,  d –
потенциал донорного уровня, av  a  v ,  v – потенциал акцепторного уровня.
Уравнение (4.14) решено методом итераций Ньютона. Концентрация
носителей заряда рассчитана по формулам (4.13). Неявный метод решения
конечно-разностных уравнений с первым вариантом начальных условий требует
минимальное машинное время, но при большом градиенте концентрации
примесей распределение поля нереальное. При концентрации примесей 1018 см-3
и более, второй вариант создает большие затраты машинного времени. Наиболее
универсальный третий вариант. В местах большой крутизны профиля
легирования переменный шаг x , автоматическое его изменение на каждом
шаге по времени и полный итерационный процесс значительно увеличил
точность расчета. Критерием точности принято сохранение плотности полного
тока J в каждой точке сетки структуры, заданной на ее границе.
4.2. Анализ импульсных процессов в TRAPATT диодах
В TRAPATT диодах ударная ионизация начинается на том месте структуры,
где напряженность электрического поля достигает величину порядка E  10 5
В/см и скорость носителей близка к насыщению. При этом имеется достаточная
плотность тока проводимости J s , которая больше обратного тока насыщения J s ,
т.е. J s  J s . Если плотность полного тока J уменьшается до значения J / J s  10 6 ,
электронно-дырочная плазма исчезает и диод выходит из TRAPATT режима.
Чтобы определить величину тока проводимости
J s
необходимо найти
местоположение ударной ионизации в начальной ее стадии. Для этого
125
рассмотрены процессы в структуре вблизи N  N перехода (рис. 4.1). Ток
неосновных носителей заряда не учтен, p  ni .
Решение уравнения непрерывности для электронов в установившемся режиме
n(x) с
граничным условием nx0   n0 упрощает расчет их распределения. Ток
термогенерации в стационарном режиме выражен так J n x  ni x /   J 0  J ns x.
Здесь J 0  J n x0  плотность обратного тока, нормированная к заряду электрона e.
Для упрощения анализ проведен для двух разных значений электронной
составляющей тока проводимости: 1 - J n  J ns x и 2 - J n  J ns x . Переход к
движущейся со скоростью J T / n0 системе координат, позволяет в движущейся
границе области объемного заряда (ООЗ) получить стационарное решение
распределения электронов
 
nx   n0 exp  n
 Dn

x  ,

(4.15)
где n  ns  J T / n0 , для Si скорость насыщения  ns  10 7 см/с.
Учитывая коэффициенты ударной ионизации  и  (4.3), распределения
  n
 Dn
электронов (4.15) и тока проводимости J n x   J T exp 

x   J ns x , координата

максимума начала скорости ударной ионизации в структуре выражается так
X M 1  k 1
Bnk Dn k
E
 0 ,
k
N d   ns  J T / n0  N d 
(4.16)
e
где N d   N d , N d усредненная концентрация доноров, определяющая градиент

электрического поля в той части структуры, где J n  J 0 (1-ый вариант).
При больших значениях N d , крутизна профиля легирования перехода N  N
больше. E0  J T /n n0  , n - подвижность электронов в слабом поле. Плотность
тока J d1  J  X M 1  вызывает ударную ионизацию. Ток проводимости в точке
максимальной
скорости
ударной
ионизации
в
начальной
ее
стадии
J s  J d1  J  X M 1  . Увеличение коэффициента диффузии Dn ~ в 2 раза (от 11 до 20
см2/с) меняет ток J  X M 1  на порядок и от его величины зависит плотность
заряда плазмы (рис. 4.1).
126
Учитываем диффузию носителей в сильном электрическом поле (Е~105
В/см). С увеличением коэффициента Dn , координата максимума скорости
ударной ионизации увеличивается (4.16). Однако X M 1 не может сместиться
дальше точки излома кривой распределения электрического поля при
N d  X 1   N d1 . Наклон поля от этой точки начинает резко уменьшаться, а
изменение тока J n  X  продолжает оставаться экспоненциальным. Поэтому при
достаточно больших коэффициентах диффузии Dn , координата X M 1 совпадает с
координатой резкого изменения наклона напряженности поля. В этом случае,
при оценке тока J  X M 1  , необходимо учитывать уровень легирования активной
области диода N d1 . При заданном напряжении на диоде, с увеличением N d1 ,
наклон электрического поля в активной области структуры увеличивается, поле
на границе ООЗ и в точке X M 1 становится меньше. При этом в начальной стадии
развития ударной ионизации влияние тока термогенерации увеличивается и ток
проводимости J s уменьшается. Здесь решающее значение имеет крутизна
профиля легирования N  N перехода. Увеличение этой крутизны дает
существенный прирост начального тока лавинообразования. Из этого следует
заключение, что крутизна профиля легирования N  N перехода в конце базы
является важным параметром ТRAPATT структуры. Она зависит от усредненной
концентрации доноров N d . Пределы ее изменения N d ≈ 51016 - 51017 см-3. Эти
закономерности справедливы и для P  P переходов в P  PN  диодах. Учитывая
неравенства D p  Dn и    , влияние крутизны профиля легирования P  P
перехода не является столь существенным.
Во втором рассматриваемом случае, когда J n  J ns x , N d достаточно мало.
Координата X M 1 (4.16) удалена в глубь базы диода, где преобладает ток
термогенерации J ns x  . Учитывая изменившуюся скорость ударной ионизации,
координата ее максимума выражается такой формулой
XM2 
1
N d 1


  E1  Bn  Bn  Bn  N d 1  w  E1    X 1 ,

2
 4
 

(4.17)
где N d1  e /    N d1 , E1  E x1  , w  J 0 / ni толщина области объемного заряда.
ХМ2 больше
X M 1 ( X M 2  X M 1 ).
Максимум скорости ударной ионизации
проявляется в базе диода, где доминирует электронная составляющая обратного
127
тока насыщения J ns x  . С увеличением напряжения на диоде, напряженность
поля возрастает и максимум ионизации ХМ2 (4.17) близится к X M 1 . Образование
плазмы сдвигается к N  N переходу. В диодах P  PN  типа аналогом х1 является
глубина Хi залегания PN  -перехода. В этих диодах ХМ1≤ Хi, где Хi можно найти
из равенства N d xi   N a xi  .
При помощи математической модели рассчитано пять структур диодов (табл.
4.1). Первые три с увеличиваемой крутизной профиля легирования (уменьшение
ld ). В № 3; 4; 5 при максимальной крутизне профиля N  N перехода (мин. ld ),
уровень легирования активной области разный. Также рассчитаны два варианта
P  PN  структур с параметрами № 2 и 3. Так видны закономерности,
На рис. 4.3 показаны в TRAPATT структурах № 1; 2 и 3 (таблица 4.2)
рассчитанные распределения электрического поля, концентрации электронов и
дырок за время t=50 nc в начале ударной ионизации.
Увеличение крутизны профиля легирования ld от 110-4 до 0,110-4 см N  N
перехода (№ 1; 2 и 3), увеличивает крутизну фронта (ХЕф~0,50,1 мкм)
нарастающего электрического поля и перемещает его в сторону N  N перехода
(Х~1,80,8 мкм). Вершина поля расширилась (ХЕвер~1,21,8 мкм) и ООЗ заняла
большую часть структуры. Ее пределы передвинулись от Xnpo=2,4 до 3 мкм.




Таблица 4.1. Моделируемые структуры N NP и P PN типа.
N do ,
N d1 ,
N ao ,
ld ,
la ,
xd ,
xa
W,
№
1018см-3 1015см-3 1020см-3 10-4см
10-4см
10-4см
10-4см
10-4см
1
5
2,4
1
1,0
1,14
0,3
7,1
7,6
2
5
2,4
1
0,35
1,14
0,8
6,4
6,9
3
5
2,4
1
0,1
1,14
0,8
6,1
6,5
4
5
1
1
0,1
1,14
0,8
6,1
6,5
5
5
5
1
0,1
1,14
0,8
6,1
6,5
128
а
б
в
Рис. 4.3. Зависимость изменения во времени распределения электрического
поля, концентрации электронов (––––) и дырок (–– – ––) в TRAPATT структурах
№1 – (а), №2 – (б) и №3 – (в) (таблица 4.1) при увеличении крутизны профиля
легирования N  N перехода: №1 – ld =10-4 см; №2 – 0,3510-4см; №3 – 0,110-4см.
Кривые 1 – t=20 nc; 2 – t=35 nc; 3 – t=50 nc. Ток J=6,4 кА/см2, коэффициенты
 E  ,  E  (4.21).
Вслед за фронтом поля, сдвинулась зона ударной ионизации на t=20; 35; 50
nc и координаты максимальной концентрации электронов и дырок (структура №
1 X 1  X 3 ~ 3,1  2,2 мкм, № 2 ~2,31,9 мкм, № 3 ~1,21,0 мкм). В диодах с
большей крутизной профиля N  N перехода, протекает больший начальный ток
и при той же напряженности поля создается более интенсивное лавинное
размножение электронов и дырок. Так параметр крутизны ld профиля N  N
перехода определяет амплитуду TRAPATT диодом генерируемых импульсов.
Напряжение, достигнувшее пробивной уровень, создает электрическое поле,
которое на месте с достаточной концентрацией свободных носителей
возбуждает ударную ионизацию. За время в десятки nc, база диода заполняется
129
электронно-дырочной плазмой. Напряжение на диоде падает и формируется
фронт генерируемого импульса. При заниженной напряженности поля, рассасывание плазмы создает паузы между импульсами. Такое поле распределяется на
трех участках структуры: до координаты х1 с концентрацией примесей N  , в
области объемного заряда и на р-п переходе с эмиттерной частью.
Изменяющиеся проводимости этих частей, перераспределяют нарастающую
напряженность поля. В модели учет диффузии носителей заряда в сильных
полях позволил с большей точностью рассчитать импульсные процессы в
разных структурах и выявить фактор крутизны ld профиля легирования N  N
перехода. Параметр ld показывает работоспособность TRAPATT диодов. И так
ударная ионизация зарождается в глубине базы диода вблизи N  N перехода.
Таблица 4.2. Координаты участков нарастающего фронта, резкого спада и в
центре медленно изменяющегося электрического поля в пяти структурах
диодов. Ширина области объемного заряда и координаты максимальных
концентраций электронов и дырок в ней в разные моменты времени t (nc)
ударной ионизации.
Участки поля
фронта N+N, мкм
ХЕф
спада NP+, мкм
Вершина
Ширина ООЗ Координаты
Макс.конц.
поля, мкм
мкм, t=50 nc
макс.конц.
электронов,
мкм, t nc:
дырок см-3, за
ХЕвер
Xno=Xpo=Xnpo
ХЕсм
t=50 nc
20; 35; 50
X1; X2; X3
n108
p108
2,3-1,8=0,5
4,4-3,7=0,7
3,7-2,5=1,2
4,4-2=2,4
3,1;2,8;2,2
5,5
5,5
1,5-1,3=0,2
3,8-3=0,8
3,0-1,5=1,5
3,7-1,2=2,5
2,3;2,25;1,9
8,0
20
0,9-0,8=0,1
3,5-2,6=0,9
2,6-0,8=1,8
3,4-0,4=3,0
1,2;1,1;1,0
70
9103
0,10,2
3,4-2,5=0,9
2,5-0,9=1,6
3,4-0,4=3,0
1,03;1,0;0,97
50
104
0,1
3,5-2,7=0,8
2,7-0,9=1,8
3,4-0,7=12,7
1,1;1,05;0,95
5,0
50
130
а
б
в
Рис. 4.4. Временные зависимости генерируемых импульсов напряжения на
TRAPATT диодах со структурами 1 – а; 2 – б; 3 – в (табл. 4.1, табл. 4.2, рис. 4.3).
Сравнивая 1; 2 и 3-ью структуры видно, что параметр ld влияет на
выравнивание периодичности импульсов в начале их генерации (рис.4.4).
Ширина 1-ой структуры больше, чем 3-ьей (W=7,6 и 6,5 мкм) и путь для
высасываемых электронов в 3-ьем варианте на 0,9 мкм короче, периоды ровнее.
Путь для дырок одинаковый - 3,2 и 3,1 мкм.
На рис. 4.5 показаны напряженности электрического поля и концентрации
электронов и дырок в N  NP  структурах № 4 и 5 (табл. 4.1) во времени. С
уменьшением концентрации донорных примесей с N d1 =2,41015 см-3 до 1015 см-3
вершина поля сузилась от ХЕвер=1,8 мкм до 1,6 мкм и это повлияло на
апериодичность генерируемых колебаний (рис. 4.6). Разница амплитуд
генерируемых импульсов также уменьшилась. Увеличение концентрации N d1 до
51015 см-3 резко уменьшило напряженность поля у
NN
перехода и
концентрацию дырок. Количество электронов увеличилось. Ширина объемного
заряда сузилась (табл. 4.2), апериодичность колебаний стала большей. Анализ
показал, что TRAPATT диоды с параметром крутизны профиля N  N перехода
ld 0,110-4 см и концентрацией примесей в базе N d1 (0,51,0)1015 см-3 могут
генерировать импульсы с постоянным периодом и стабильной амплитудой.
На рис. 4.7 показаны распределения поля в структурах в начале рассасывания
плазмы. Пиковые его значения ограничивают сформировавшиеся области
объемных зарядов. Виден процесс рассасывания (рис. 4.7,г). Концентрация
электронов сдвигается к N  N переходу, концентрация дырок нарастает.
131
а
б
Рис.4.5. Зависимость изменения во времени электрического поля, концентрации
электронов (–––) и дырок (– – –) в TRAPATT структурах 4 – (а) и 5 – (б) типов
(таб. 4.1) при разном уровне легирования базы донорами: 4 (а) – N d1 =1015см-3; 5
(б) – 51015см-3. Кривые 1 – t =15 nc; 2 – 30 nc; 3 – 45 nc. Ток J=6,4 кА/см2.
а
б
в
Рис. 4.6. Временные зависимости напряжения на структурах 4 – (а), 3 – (б) и 5 –
(в) при разном уровне легирования базы: а – N d1 =1015см-3; б – N d1 =2,41015 см-3; в
– N d1 =51015см-3; J=6,4 кА/см2.
Для оценки P  PN  структур, рассчитаны два их варианта с параметрами № 2
и № 3 (табл. 4.1). В диоде P  PN  типа за t=50 nc в области объемного заряда
электроны и дырки достигли значительно меньшей концентрации (рис.4.8).
Ударная ионизация сдвинута к p-n переходу, область объемного заряда
сохраняет такие же размеры. Подобие процессов с N  NP  диодами, не создает
132
различия параметров генерируемых импульсов (рис. 4.9). Однако сказывается
меньшая подвижность дырок.
а
б
Рис. 4.7. Электрические поля в TRAPATT диодах № 1 – (а), 2 – (б), 3 – (в) при
минимальном
напряжении в начале рассасывания
плазмы. г – рассасываемые
в
г
электроны (–––) и дырки (– – –): 1 – t =407 nc; 2 – 422 nc; 3 – 437 nc.
а
б
Рис. 4.8. Временные зависимости распределения электрического поля, концентрации электронов (–––) и дырок (– – –) в структурах Р-типа (а) и N-типа (б) с
параметрами варианта № 3 (табл. 4.1): 1 – t=20 nc; 2 – t=35 nc; 3 – t=50 nc.
133
а
в
б
г
Рис. 4.9. Напряжения на структурах Р-типа (а – № 3, б – № 2) и N-типа (в – № 3,
г – № 2), а – l a =0,110-4 см, ld =1,1410-4см; б – l a =0,3510-4 см, ld =1,1410-4см; в –
ld =0,110-4 см, l a =1,1410-4см; г – ld =0,3510-4 см, l a =1,1410-4см.
Для более полного исследования процессов в TRAPATT диодах необходимо
учесть свойства основного материала структуры. Поэтому проведены расчеты
TRAPATT-структур № 1 при N ao  1019 см-3 (табл. 4.1) на GaAs. Основное
внимание уделено выяснению влияния отрицательной дифференциальной
проводимости и повышенного коэффициента диффузии (DGaAs) электронов. При
токе J  const, ОДП и повышенное значение DGaAs непосредственного влияния на
процесс образования плазмы не оказывают. Участок поля, где скорость переноса
n E  и коэффициент диффузии
Dn E 
могут обладать вышеуказанными
особенностями, очень узок по сравнению с участком Е=100–500 кВ/см, на
котором протекает интенсивная ударная ионизация. Поэтому во время захвата
плазмы поле в активной области диода, только на очень короткое время –
несколько пикосекунд принимает значение 3–10 кВ/см. За это время ОДП не
успевает заметно повлиять ни на плотность заряда плазмы ни на величину
напряженности поля в плазме. ОДП в плазме при J  const не исследована. На
рис. 4.10 показано распределение электрического поля и концентрации
носителей заряда в начале рассасывания плазмы. В отличие от кремниевых
134
диодов, на участке Х1,42,4 мкм, поле резко нарастает до 5–6 кВ/см и далее
через паузу спадает до величины напряженности поля в плазме. Такое
распределение поля создает большой потенциальный барьер для диффузии
дырок в сторону N  -области. Основная часть почти прямоугольного участка
поля попадает в область ОДП и максимума DGaAs электронов. Это приводит к их
накоплению в P  области. Большая подвижность быстро их рассасывает.
а
б
в
Рис. 4.10. Распределение электрического поля (а), концентрации электронов (––)
и дырок (– – ) (б) в GaAs TRAPATT-структуре во время рассасывания плазмы: 1
– t=125 nc; 2 – 140 nc; 3 – 150 nc. в –одиночный импульс напряжения.
После первого цикла рассасывания плазмы, малая дрейфовая скорость
насыщения дырок приводит к завершению колебательного процесса. При
плотности тока J=6,4 кА/см2, на диоде устанавливается стационарное
напряжение пробоя. Так в GaAs диодах генерируется только один импульс
напряжения. Эффект генерации одного импульса может быть использован для
укорочения импульсов. Аналогичный эффект можно получить в N  NP  структуре на Si, где во время рассасывания плазмы за счет поступления дырок
из эмиттера, их концентрация поддерживается постоянной.
Анализ процессов показал, что в начале каждого периода колебаний,
плотность начального тока J s , вызывающего ударную ионизацию, состоит из
трех составляющих: 1 – плотности обратного тока насыщения J s или тока
термогенерации; 2 – плотности тока, вызванного динамическим накоплением
неосновных носителей заряда J d 2 ; 3 – плотности тока, возникающего за счет
движения области объемного заряда
J d1 .
В зависимости от профиля
легирования, каждая из этих составляющих может быть преобладающей в
зависимости от времени жизни и коэффициента диффузии носителей заряда.
135
При большой крутизне профиля легирования за счет диффузии преобладает
J d1  J d 2 и колебания генерируются периодически. Если J d1  J d 2 , колебания не
периодичны и переходный процесс затягивается. В установившемся режиме
составляющая J d 2 всегда больше J s .
Теоретическое и экспериментальное исследование привело к предложению
импульсного
TRAPATT
P   P  N  NN  N   типа.
диода
10.А.с..
Это
варизонная
структура
По краям активной области N, имеется варизонный

участок P N – перехода и варизонный слой N  с повышенной проводимостью.
Толщина варизонных участков не более 1/81/4 толщины активной области. В
такой структуре после восстановления напряжения на диоде концентрация
носителей остается достаточно большой и периодичность колебаний
устанавливается начиная с первого периода генерации (рис.4.11).
Рис. 4.11. TRAPATT диод P  P  N  NN  N  типа с варизонными участками.
4.3. Генерация импульсных колебаний
Среди разных схем TRAPATT генераторов, наиболее приемлема схема
Эванса (рис. 4.12) [4.224.31]. В ней диод размещен в центре коаксиального
резонатора. Резонатор создает задержанную положительную обратную связь. Он
перестраивается передвигаемыми короткозамыкателями длиною l1  l 2 . Такая
система разработана в настоящей работе и она применена для исследования
TRAPATT диодов.
136
Рис. 4.12. Принципиальная схема генератора импульсов на TRAPATT диоде.
l1 , l 2 ,  – длины отрезков и волновое сопротивление резонатора, C K , LK –
емкость и индуктивность корпуса диода.
Процессы автогенерации импульсов в коаксиальном резонаторе и структуре
диода схематически изображены на рис. 4.13. Импульсные волны Е1 и Е2,
отраженные от концов резонатора, на контактах TRAPATT диода суммируются.
Когда питание U и поля Е2+ Е1 достаточны для лавинной генерации электронов и
дырок и имеется их наличие, формируется сгусток плазмы. Диод генерирует
импульсы обратной (отрицательной) полярности Е1 и Е2, которые расходятся в
разные стороны резонатора. Коаксиальный переход с волновым сопротивлением
 2  1 часть амплитуды Е1 пропускает в нагрузку, а отразившаяся его часть
возвращается к диоду. Для волны Е2 подбирается длина отрезка резонатора l2.
На рис. 4.13 д, е, ж, з показан процесс лавинного размножения носителей,
образование плазмы, ее рассасывание и восстановление напряжения на диоде.
Далее следует аналогичный цикл процессов возбуждения. Большая мощность
генерируемых импульсов требует импульсного питания диода. Для сокращения
переходного процесса включения до 0,3-0,5 нс, диод запитан от ртутного реле.
Типичная форма генерируемых импульсов близка к треугольной. На рис. 4.14
и рис. 4.15 показаны экспериментально полученные осциллограммы для диодов
P  PN 
и N  NP  типа (таблица 4.3) и они совпадают с результатами расчетов.
Нарастающий лавинообразный процесс и убывающее рассасывание плазмы не
способны сформировать плоскую вершину импульса. Впереди его имеется
выброс противоположной полярности, порядка 100-150 пс с амплитудой 15-25 %
от полного размаха колебаний. Фронт импульса не зависит от Uпр и составляет
80-100 пс. Он короче заднего фронта. В паузах между импульсами имеется
медленный спад с наложением высокочастотных колебаний небольшой
137
амплитуды (1015 % полного размаха). При Uпр100 В генерируются импульсы.
С увеличением напряжении до Uпр(90–120) В, амплитуда уменьшается, задний
фронт сливается с медленным спадом, выброс перед следующим импульсом
увеличивается, генерация ограничивается. На рис. 4.16 показаны зависимости
относительной величины спада Uсп и длительности импульсов от пробивного
напряжения.
а
б
д
е
в
ж
г
з
Рис. 4.13. Схематическое изображение процессов автогенерации импульсов в
резонаторе TRAPATT генератора (а,б,в,г) и в диоде (д,е,ж,з) во времени.
138
Таблица 4.3. Параметры экспериментально исследованных двух групп диодов
типа TRAPATT. В каждой группе по пять единиц.
Тип группы
Uпр,
Nпр,
xi ,
ld ,
диодов
В
1015 см-3
мкм
мкм
N  PP 
67–150
2,8–4,6
2,9–3,9
–
N  NP 
70–125
2,4–3,3
2,5–4,6
0,19–0,47
а
б
в
г
д
е
Рис. 4.14. Осциллограммы импульсов, генерируемых TRAPATT диодами N  PP 
–типа. а – группа 1Р, Uпр=67 В; б – группа 2Р, Uпр=88 В; в – группа 3Р, Uпр=106
В; г – группа 3Р, Uпр=114 В; д – группа 4Р, Uпр=120 В; е – группа 5Р, Uпр=150 В.
Вертикально – 20 В/дел; горизонтально – 0,2 нс/дел. Таблица 4.3; 4.4.
а
б
г
в
д
Рис.4.15. Осциллограммы импульсов, генерируемых TRAPATT диодами N  NP 
типа с различным пробивным напряжением: а – Uпр=70 В; б – Uпр=87 В; в –
Uпр=90 В; г – Uпр=105 В; д – Uпр=125 В. Вертик. – 20 В/дел; горизонт. – 0,2
нс/дел. Таблица 4.3; 4.4.
Частотные зависимости максимальной амплитуды генерируемых импульсов
изменяются немонотонно и имеют экстремальный участок (таблица4.4).
139
Рис. 4.16. Длительность генерируемых импульсов tu (1) и напряжение спада Uсп
(2) при разных пробивных напряжениях N  PP  диодов. Таблица 4.3; 4.4.
Таблица 4.4. Диапазон частот, максимальная частота генерации импульсов и их
амплитуды у экспериментально исследованных диодов разных групп .
Группа
Параметр
Пробивное
профиля
напряжение макс. амплитуды
легирован.,
ld, мкм
Диапазон частоты
импульсов
Диапазон частоты
генерации
импульсов, минимум
Uпр, В
их амплитуды
F, ГГц
Uмакс, В
Fмах, ГГЦ
Uмин, В
1P  PN 
67
1,32,2=0,9
90
2,7
60
2 P  PN 
90
1,01,6=0,6
140
2,6
70
4 P  PN 
120
0,81,1=0,3
140
1,3
110
1N  NP 
0,33
70
0,91,1=0,2
60
2,1
25
3N  NP 
0,42
90
1,31,5=0,2
90
2,2
40
2 N  NP 
0,47
87
1,41,6=0,2
120
3,0
55
У N  NP  типа диодов уменьшение крутизны профиля легирования позволяет
значительно повысить максимальную частоту повторения импульсов от ~2 до 3
ГГц, их амплитуда увеличивается. Неравномерное изменение амплитуды U(F) с
многими экстремумами зависит от величины индуктивности и особенно емкости
корпуса диода. Для строгого объяснения результатов эксперимента проведено
моделирование структур диодов совместно с внешней цепью (рис. 4.17).
140
Рис. 4.17. Эквивалентная схема диода и резонатора с волновым сопротивлением
. TRAPATT структура представлена емкостью C и нелинейным
сопротивлением R . Lк, Ск – индуктивность и емкость корпуса диода, E1 t  –
двойное напряжение волны, падающей на диод со стороны плавного
согласующего перехода, E 2 t  – двойное напряжение падающей на диод волны
со стороны короткозамыкателя.
Численно решена система нелинейных дифференциальных уравнений:
 dU K
 dt  2  E  t   U k  /   I L / Ck ,

 dU 
  I L  U  / R  / C ,

dt

 dI L
 dt  U k  U   / Lk ,


(4.18)
где Uk – напряжение на Ck, IL – ток, протекающий по индуктивности Lk,
E t   E1  E2  / 2
– напряжение в точке включения диода, R  R U  , t  –
сопротивление
диода.
Начальные
значения
переменных
E 0  U 0 ,
I L 0  U 0 /RM   / 2 , U  0  U k 0  I L 0  RM . Временная зависимость отраженной
от диода волны напряжения Uот, рассчитанная как разность между U k  U 0  и
пад
пад
U пер
 U кзпад  U пад U от  U к  U 0  U пад .
или U кзпад . При U пер
Рассчитана форма импульсов напряжения на диоде Uд, в плоскости включения
диода в резонаторе Uк и отраженной от диода волны U от (рис. 4.18) при
различных значениях времени рассасывания плазмы. Длительность фронта
отраженного импульса t ф.от =80100 пс и она значительно больше длительности
спада t сп =400 пс напряжения на диоде. Осциллограммы и рассчитанные
колебания в TRAPATT генераторе показаны на рис. 4.19 и рис. 4.20. Результаты
анализа указывают на то, что математические модели для диодов P  PN  и N  NP 
141
типа достаточно точны и могут быть применены как метод расчета процессов в
TRAPATT диоде и генераторе на базе коаксиального резонатора.
а
б
в
Рис. 4.18. Временные зависимости напряжения на диоде U д (а), напряжения в
плоскости включения диода в резонаторе U к (б) и отраженной от диода волны
U от (в) при различном времени рассасывания плазмы t пл2  0 (1), 50 пс (2), 100 пс
(3); tф =80 пс, t сп =400 пс, время образования плазмы t пл1 =15 пс, t вос =5104 пс,
ЕМ=150 В, U0 =50 В, максимальное и минимальное сопротивление Rм =104 Ом,
R 0 =1 Ом,  =50 Ом, Ск=0,8 пф, Lк=1,1 нГц, C =2,5 пф.
а
б
Рис. 4.19. Осциллограмма (а) и рассчитанная (б) форма колебаний напряжения.
Рис. 4.20. Расчетные импульсы на выходе TRAPATT генератора
4.4. Переходные процессы
В импульсном режиме через TRAPATT диод протекают большие токи. Для
поддержания температурного режима применяется импульсное питание.
Перепады тока в начале каждого цикла генерации на RCL образованиях и
возникающее лавинное размножение носителей возбуждают высокочастотные
колебания. Некоторые из них относятся к релаксационным колебаниям [4.17,
142
4.23]. Поэтому установление стационарного режима работы TRAPATT диодов
проходит с задержкой.
Численное
моделирование
переходных
процессов
проведено
по
эквивалентной схеме, показанной на рис. 4.12. Составлена система нелинейных
дифференциальных уравнений с запаздывающим аргументом:
 dU бл
 dt  E 0  U бл  / R0  I пл.д  / С бл ,

 dI д
 U к  U д I д  / Lк ,

 dt
 dU к
 I пл.д  I д  / С к

 dt
пад
 I пл.д  2 U бл  U к  U кзпад  U пер
/ ,



(4.19)
где U кзпад  U кзот t   кз  – напряжение в плоскости диода, падающее со стороны
пад
от
t   пер рпер –
 U пер
короткозамкнутого отрезка резонатора в момент времени t, U пер
напряжение в плоскости диода падающее со стороны перехода к нагрузке в
момент времени t, U кзот – напряжение, отраженное от плоскости диода в
от
направлении короткозамыкателя, U пер
– напряжение, отраженное от плоскости
диода в направлении перехода к нагрузке, рпер  Rпер   / Rпер    – коэффициент
отражения от перехода Rпер ,  пер ,  кз – времена прохождения электромагнитными
волнами расстояний от плоскости диода до Rпер и до короткозамыкателя,
соответственно, U бл – напряжение на емкости фильтра низких частот Сбл , Е0 –
напряжение источника питания, I 0  E0  U бл  / R0 – ток, протекающий по
резистору фильтра низких частот R0, Iд – ток диода, U д I д  – напряжение на
TRAPATT структуре, Uк – напряжение на емкости корпуса диода Ск, Iпл.д – ток в
плоскости включения диода.
В момент времени t, падающие волны напряжения рассчитываются по от
плоскости включения диода отраженным волнам, с учетом задержки t –  пер , t –
143
 кз и коэффициентов отражения от Rпер и короткого замыкания. Сумма всех
падающих и отраженных волн равна напряжению в плоскости включения диода
от
пад
U пл.д  U бл  U к . Следовательно, U пер t   U пл.д t   U пер t  , а U кзот t   U пл.д t   U кзпад t  . Так
пад
t   0 , а при t   кз U кзпад t   0 , то в эти же моменты времени
как при t   пер U пер
от
t   U пл.д t   I пл.д t    / 2 . Предполагая, что за время t напряжение
U кзот t   U пер
U д I д  не изменяется, в следующий момент времени t 0   t все переменные
рассчитаны путем численного решения системы уравнений (4.19) методом
Эйлера. Типичный вид переходных процессов в генераторе импульсов на
TRAPATT диоде до установления стабильной генерации, показан на рис. 4.21.
Можно выделить пять фаз, отличающихся амплитудой, частотой, типом и
регулярностью колебаний. Каждую фазу охарактеризуем отдельно.
1. На диоде нарастающее напряжение от начального до пробивного
определяется постоянной времени фильтра Cбл  R0 и величиной Е0 и Uпр. Фаза 1.
2. Амплитуда высокочастотных колебаний  f  9  10 ГГц  увеличивается
медленно. Индуктивность корпуса Lк диода и напряжение Е0 определяют
сколько, один или несколько периодов TRAPATT колебаний, уложится в фазу 2.
3. Нарастание колебаний большой амплитуды протекает быстро. За два-три
периода они достигают 50-60 В. Колебания промодулированы по амплитуде с
частотой, соответствующей длине резонатора. Длительность третьей фазы 1,5-2 нс.
4. При относительно малом среднем токе диода, колебания нерегулярны.
Фаза 4 занимает несколько наносекунд.
5. Установление TRAPATT колебаний, протекает немонотонно, фаза 5.
Длительность всего переходного процесса около 15-20 нс. В резонаторе
возникающие электромагнитные волны вызывают модуляцию колебаний по
амплитуде и через промежутки времени они воздействуют на процессы в диоде.
Через диод периодически разряжается емкость Сбл и создает дополнительные
144
колебания.
Во
время
переходного
процесса
возникшие
пульсации
преобразуются в IMPATT колебания. Чем параметры этих пульсаций ближе к
TRAPATT колебаниям, тем быстрее устанавливается режим стабильной
генерации импульсов.
Рис. 4.21. Напряжение на диоде, ток диода и напряжение на нагрузке во время
переходного процесса в генераторе импульсов на TRAPATT диоде. Фазы
переходных процессов выделены отрезками времени и отмечены номерами.
Изложенные закономерности исследованы и экспериментально. При Сбл>35-40
пф возникает автомодуляция. Заниженные значения Сбл увеличивают связь
резонатора с цепями питания и это затрудняет устойчивую генерацию колебаний.
Оптимальное значение Сбл в пределах 25-35 пф.
4.5. Метод расчета процессов в генераторе на TRAPATT диоде
Параметры генерируемых импульсных колебаний зависят от структуры
TRAPATT диода и характеристик внешней цепи. Отсутствие малосигнальной
145
ОДП и несинусоидальность формы тока диода выдвигают специфические
требования к схеме генератора и резонатору.
Большинство работ по TRAPATT генераторам посвящено исследованию
диодов P  NN  типа в резонансных системах для генерации синусоидальных
колебаний. Во многих из них [4.34, 4.35] рассмотрено получение максимального
КПД и стабильность генерации колебаний. Импульсный режим работы
выполняется на нагрузке, которая создает активную составляющую на первой и
на более высоких гармониках. На этих гармониках импеданс внешней цепи Z  
определяет устойчивость и стабильность генерации импульсов. Поэтому при
различных значениях параметров внешней цепи и разных типах диодов, анализ
Z   позволяет сформулировать критерии работоспособности диодов и условия
генерации импульсов в широком диапазоне частот. Для этого в стационарном
режиме работы должен сохраняться баланс импедансов внешней цепи и диода
на основной частоте и на гармониках.
Коаксиальный резонатор (рис. 4.12), позволяет в широких пределах изменять
частоту
повторения
импульсов.
Активная
составляющая
нагрузки,
пересчитанная в плоскость подключения конусного перехода к резонатору,
приблизительно равна минимальному волновому сопротивлению этого перехода
мин. Реактивная часть импеданса, пересчитанная через переход отрицательна и
быстро уменьшается на частотах гармоник с длиной полуволны меньшей длины
перехода. Поэтому входной импеданс конусного перехода может быть заменен
последовательно соединенным Rпер=мин и Хпер. Тогда активная и реактивная
составляющие импеданса:
Re Z   
Im Z   
Rnep  2 1  tg 2  l1 
 2 
2
2
2
 Rnep
 tg  l1  ctg  l2  ,
2
tg l1  ctg l 2 
2  2 tg l1  Rnep
2
2 2  Rnep
tg l1  ctg l 2 2
(4.20)

.
(4.21)
где  – круговая частота, l1 , l 2 – длины отрезков резонатора, с – скорость света
146
вакууме,    / c . Принято X nep  Rnep , LK  0 , C K  0 .
Учет индуктивности корпуса LK
диода приводит к тому, что нули
действительной и мнимой части импеданса сдвигаются друг относительно друга
в сторону больших частот. Это дает возможность реализовать чисто активную
нагрузку
хотя
бы
на
одной
из
гармоник.
В
этом
случае
частоты
последовательного резонанса i не являются кратными и находятся из условия:
i LK
/ 2 tg l, i
1,2, 3...,
(4.22)
где l  l1  l 2 .
Изложенный анализ внешней цепи показывает, что зависимость Z  i может
быть получена только с учетом параметров TRAPATT диода. По полученным
осциллограммам выходных импульсов была рассчитана форма тока I  и
напряжение U  на диоде, так же форма напряжения Uпл. в плоскости подключения диода и форма колебаний напряжения на нагрузке Uвых (рис. 4.22).
Рис. 4.22. Рассчитанное напряжение на нагрузке Uвых и ток диода I  .
При заданных параметрах внешней цепи и TRAPATT-структуры, огибающие
Re Z i  и Im Z i  относительно неизменны. При фиксированной настройке,
разность между частотой генерации  1 и частотой последовательного резонанса
короткозамкнутого отрезка резонатора определяются величиной   1  1 .
Частота  1 всегда меньше 1 . Формирование отраженного от диода импульса
происходит с задержкой tз относительно падающего на диод импульса. Эту
задержку создает время зарядки барьерной емкости диода, емкости корпуса и
нарастание напряжения до пробивного уровня. Индуктивность корпуса тоже
147
вносит свой вклад. tз80-100 пс равно длительности фронта генерируемых
импульсов и является мало изменяющейся величиной. Связь ширины главного
лепестка огибающей спектра с длительностью фронта импульсов на выходе
генератора выражают формулы:
1  1 1  2
 
0,0 

 1   ,


1  tз
 tз
(4.23)
12 2
2

 1 

tз
tз .
(4.24)
1,1 
Исследования показали, что при одновременном изменении длительности
импульсов и частоты повторения, амплитуды генерируемых гармоник и
значения импеданса Z i  не изменяются. Следовательно, огибающая Re Z i  ,
Im Z i  , в несколько раз растянутая по оси частот, во столько же раз
укорачивает импульсы на выходе генератора. При заданной частоте повторения
импульсов  1 , набор Re Z i  и Im Z i  позволяют рассчитать внешнюю цепь
генератора импульсов – резонатор с заданной его длиной, сохраняя форму
генерируемых колебаний.
Проведенный анализ привел к синтезу внешней цепи генератора импульсов
на TRAPATT диоде. Для этого задается набор действительной и мнимой частей
импеданса внешней цепи на всех учитываемых гармониках. Предлагается путем
численного решения уравнений непрерывности и Пуассона для TRAPATTструктуры, рассчитать Re Z i   Rei , Im Z i   Imi . Вещественные Rei и мнимые
Imi части импеданса внешней цепи на гармониках являются функциями семи
параметров – Rпер, Спер, , LK, CK, l1, l2. Значения этих параметров должны
соответствовать заданным величинам Re i ,
Im i ,
i  1, m ,
где m – число
учитываемых гармоник. При этом получается система из 2m нелинейных
уравнений, где 2m, как правило, не равно числу неизвестных параметров. Набор
параметров цепи определяется путем отыскания минимума целевой функции.
Такая система уравнений не имеет точного решения. Поэтому синтез внешней
цепи удобно провести путем решения оптимизационной задачи при помощи
пакета прикладных программ [4.324.33].
148
Из теоретического анализа внешней цепи генератора импульсов следует:
1. Для TRAPATT структуры на многих гармониках чисто активную нагрузку
получить невозможно. Наличие индуктивности корпуса диода, активную
нагрузку создает только для одной гармоники генерируемого колебания.
2. Не менее пяти гармоник, частоты которых меньше характерной частоты
0,0 , создают основной вклад в формируемое импульсное колебание.
3. Частоту повторения импульсов задает длина l2 части резонатора. Часть l1
резонатора создает оптимальные условия для стабильной генерации импульсов.
4. При l1  const и l 2  const , диапазоны изменения l1 и тока Iср существенно
зависят от типа диода. Для диодов N  PP  , диапазоны указанных параметров в
5-10 раз больше, чем для диодов со структурой P  NN  . Поэтому генераторы
импульсов на диодах N  PP  типа имеют некоторые преимущества.
4.6. Генераторы импульсных колебаний
Теоретическое и экспериментальное исследование ЛПД в коаксиальных
резонаторах позволило отобрать группу диодов, которые способны работать в
TRAPATT режиме. На их основе разработаны стенды для тестирования ЛПД и
генерации импульсных колебаний со сверхвысокой частотой повторения и с
амплитудой в десятки вольт на нагрузке 50 Ом (рис. 4.23 – 4.25).
Рис. 4.23. Резонатор генератора импульсов на TRAPATT диоде – 1, 2 – 7
контакты СВЧ, питания и другие элементы. Частота повторения импульсов –
0,85–3 ГГц, амплитуда 40–100 В на RH= =50 Ом, длительность 130 пс,
скважность Q =1,55,5, форма треугольная. Импульс питания 0,4 мкс.
149
Рис. 4.24. Конструкция (а) и внешний вид двухдиодного генератора импульсов
на TRAPATT диодах - 1, 2-8 контакты и элементы схемы. Частота импульсов
зависит от расстояния между диодами. Амплитуда импульсов удвоена.
Рис. 4.25. Принципиальная схема генератора импульсов на TRAPATT диоде с
пикосекундным оптоэлектронным ключом или ртутным реле, которые
включают питание и переходной процесс начала генерации сокращают до
десятков пикосекунд (4 А.с.).
4.7. Основные результаты и выводы
1. В алгоритме решения конечно-разностных уравнений непрерывности и
Пуассона,
соотношение
Эйнштейна
заменено
на
полевую
зависимость
коэффициента диффузии электронов и дырок в сильных электрических полях
(Е>50 кВ/см). Это увеличило стабильность и точность расчетов процессов в
TRAPATT структурах с большим градиентом электрического поля. Снизились
требования к начальным условиям и сократилось машинное время.
2. Разработаны математические модели TRAPATT диодов P  PN  и N  NP 
150
типа. На их основе предложен метод расчета процессов в TRAPATT диоде и
генераторе на базе коаксиального резонатора.
3. Крутизна профиля легирования N  N или P  P переходов существенно
влияет на процессы образования и рассасывания плазмы в активной области
диода. Увеличение крутизны профиля N  N -перехода:
– увеличивает диффузию носителей заряда и приводит к росту начального
тока, вызывающего ударную ионизацию. Увеличение тока так же может быть
достигнуто и путем увеличения уровня легирования активной области диода;
– повышает потенциальный барьер для неосновных носителей - дырок и
уменьшает их динамическое накопление в N  области во время рассасывания
плазмы. Выравнивается периодичность колебаний во время переключения;
4. В диодах с предельно крутыми профилями легирования N  N и P  P
переходов при больших токах прекращается генерация колебаний.
5. Большая крутизна профиля легирования в базе диода ( ld  la N тип; la  ld P
тип) создает различия между параметрами N и P типа диодов.
6. Определены три составляющие начального тока, способные начинать
ударную ионизацию – обратный ток насыщения, ток накопленных неосновных
носителей и ток расширяющегося объемного заряда. Выявлены условия их
преобладания. Выявлено пять фаз переходного процесса и дано их объяснение.
7. Отрицательная дифференциальная проводимость и повышенный коэффициент диффузии электронов в GaAs уменьшает динамическое накопление дырок
в N  - области и уменьшается непериодичность колебаний во время переходных
процессов. При малой дрейфовой скорости насыщения дырок возможна
генерация одного импульса напряжения при постоянном токе питания диода.
8.
Разработаны
резонаторы
и
генераторы
на
TRAPATT
диодах,
генерирующие импульсные колебания с частотой повторения до 3 ГГц.
Предложена методика синтеза цепи - резонатора по значениям импеданса диода.
9. Предложен импульсный TRAPATT диод на варизонной структуре. Он
выдает стабильный период импульсов с начала их генерации.
Глава 5
ТУННЕЛИРОВАНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ В СТРУКТУРАХ
СО СВЕРХРЕШЕТКАМИ И В КЛАСТЕРНЫХ ОБРАЗОВАНИЯХ
Развитие технологии туннелирующих потенциальных барьеров привело к
структурам со сверхрешетками, кластерным образованиям, полупроводниковым
лазерам с потенциальными ямами. Переключене кванторазмерных структур
зависит от времени перезарядки их емкостей. В многослойных периодических
структурах
эквивалентная
емкость
значительно
меньше,
чем
одного
потенциального барьера.
В сверхрешетках на туннелирующие электроны действует как периодический
потенциал кристаллической решетки, так и периодический потенциал самой
структуры на отрезке намного меньшем длины свободного пробега электрона.
Энергетический спектр такой структуры описывается уравнением Шредингера,
которое учитывает оба эти потенциала. Решением этого уравнения можно
выделить энергетические минизоны, положение которых зависит от параметров
потенциальных ям и барьеров. Взаимное расположение энергетических минизон
по всей структуре определяет многие параметры элемента. Исследовано
быстродействие туннельных диодов и туннелирующих периодических структур
– сверхрешеток и кластерных образований. Основные результаты, полученные в
этой главе, опубликованы в работах [4, 9-11, 18, 19; A. c. 9, 12; 2*, 10*].
5.1. Быстродействие туннельных р-п переходов
Время переключения туннельных р-п переходов определяет коэффициент
быстродействия k  I макс / C , где Iмакс – пиковое значение тока, С – барьерная
емкость перехода. Пользуясь работами по теории туннелирования [5.1÷5.8],
получена зависимость коэффициента k от параметров материала и температуры
k
Ip
C

21/ 2 E 1g/ 2 m*
 
18 N
3
* 1/ 2
  m*1/ 2 E g3 / 2 
E
,
Dmax exp 
1/ 2


2
 2  2 eEпер 
(5.1)
152
где Eg – ширина запрещенной зоны полупроводника; m* – эффективная масса
туннелирования; Eпер – напряженность электрического поля в р-п переходе;  –
абсолютная диэлектрическая проницаемость материала; N *  N D N A /  N D  N A ;
NA и ND – концентрации акцепторных и донорных примесей, соответственно,
E  21 / 2 eEпер / m*1 / 2 E 1g/ 2 ;
соответствует
Dmax
максимальному
значению
величины D, которая определяет форму ВАХ туннельного р-п перехода и
является функцией проникновения уровня Ферми в валентную зону eU p и зону
проводимости eU n .
Для анализа температурной зависимости быстродействия, уравнение (5.1)
переписано в таком виде:


k  Am* 1 Dmax exp  Bm*1 / 2 E g ,
(5.2)
где А и В – величины, не зависящие от температуры. Из уравнения (5.2) следует,
что основной вклад в температурную зависимость вносит Dmax, который
определяется глубиной проникновения уровня Ферми в валентную зону и зону
проводимости. Согласно [5.2] глубина этого проникновения выражается
U n, p
 3N D, A 

 
8



2/3
2
h
2mn*, p

 2
1 
 12

 8  2 / 3 2m* kT 
n, p



 3N D, A 
h2 


2


,


(5.3)
где m n , p – эффективная масса плотности состояний в зоне проводимости и в
валентной зоне, соответственно.
Слабая зависимость U n , p от температуры будет наблюдаться при больших
концентрациях примесей, малых эффективных массах и в области низких
температур. Так при невысоком уровне легирования и изменении температуры
от 350 до 150–100 К0, величина Dmax прямо пропорциональна U n , p и она заметно
увеличивается. Тогда действительно неравенство dDmax / dT  dX / dT , где Х –
величина, обратно пропорциональная экспоненциальному члену в уравнении
(5.2). В области температур ниже 150–100 К0, увеличение Dmax замедляется и
вышеуказанное неравенство становится обратным. При больших концентрациях
153
примесей, Dmax от температуры не зависит и охлаждение туннельного р-п
перехода уменьшает быстродействие. Расчеты по формуле (5.1) , позволяют
определить температурную зависимость коэффициента k туннельных р-п
переходов на разных материалах с различными значениями концентрации
примесей N* (рис. 5.1).
а
б
в
г
д
Рис. 5.1. Расчетные (–––) и экспериментальные (----) температурные
зависимости коэффициентов быстродействия k туннельных р-п переходов на Ge
– а, GaAs–б, InP–в, InSb–г и InAs–д при концентрациях примесей N * (см-3)
(таблица 5.1).
Таблица 5.1. Концентрации примесей N * (см-3) в р-п переходах на рис.5.1.
а – Ge, N
б – GaAs, N *
в – InP, N *
г – InSb, N *
д – InAs, N *
1 – 2,401019;
1` – 3,631019;
1 – 4,121019;
1` – 5,961018;
1 – 5,961018;
2 – 1,341019;
2` – 2,861019;
2 – 2,101019;
2` – 4,121018;
2 – 4,121018;
3 – 1,091019;
3` – 1,861019;
3 – 1,231019;
3` – 2,541018;
3 – 2,541018.
4 – 6,001018.
4` – 1,331019;
*
Экспериментально исследованы 4 типа Ge и 12 типов GaAs туннельных
диодов по пять экземпляров каждой марки. Наиболее характерные усредненные
данные диодов приведены на рис. 5.1. Слабая температурная зависимость
коэффициента быстродействия k GaAs переходов объясняется меньшей
эффективной массой электронов. Рассчитанные зависимости для Ge и GaAs
переходов хорошо согласуются с результатами экспериментов.
Соединения InSb и InAs отличаются малой шириной запрещенной зоны.
Поэтому зависимость k от температуры рассчитана до 300 и 77 К0,
154
соответственно. Четко выраженная зависимость k (Т) для InP и GaAs переходов
связана с изменением ширины запрещенной зоны при глубоком охлаждении.
Максимальное значение быстродействия получено у барьеров с большой
подвижностью электронов. В таблице 5.2 приведены расчетные, а для Ge и GaAs
экспериментальные значения коэффициентов быстродействия и параметры
полупроводниковых материалов. Проведенные расчеты и представленные
графики показывают на каких материалах и при каких концентрациях примесей
можно получить максимальное быстродействие туннельных р-п переходов и как
оно зависит от температуры.
Таблица 5.2. Коэффициенты быстродействия k и параметры полупроводниковых
материалов туннельных р-п переходов: Eg – ширина запрещенной зоны, Т –
температура, m n* – эффективная масса электрона,  – подвижность.
Материал
Ge
GaAs
InP
InSb
InAs
0,1–6
0,1–10
1–12
4–60
0,8–100
Коэффиц.
Быстроде-
k,
йствия
mA
пф
Eg
эВ при Т=300 К0
0,67
1,43
1,26
0,18
0,36
Eg
эВ при Т=4 К0
0,74
1,52
1,42
0,24
0,43
m n*
ед.массы
0,55
0,07
0,077
0,012
0,027
электрона
n
см2/Всек
3800
11000
5000
80000
30000
р
см2/Всек
1800
450
700
800
1000
На
рис.
5.2
показаны
осциллограммы
сформированных
перепадов
напряжения. При глубоком охлаждении у германиевых диодов коэффициент k
увеличивается и перепад напряжения имеет большую крутизну.
155
а
б
Рис. 5.2. Осциллограммы перепадов напряжения, сформированных на Ge
1И305Б (а) и GaAs 3И201В (б) туннельных диодах при Т 300 К0(1) и 77 К0 (2).
Вертикально 50 мВ/дел., горизонтально 500 пс/дел. (а) и 200 пс/дел. (б).
5.2. Сверхрешети, их быстродействие и функциональные возможности
В периодических структурах потенциальные барьеры и ямы, барьерные и
другие
емкости
расположены
последовательно.
Поэтому
коэффициент
быстродействия
kN
jmax
Cэкв
(5.4)
где N – количество периодов в структуре, Сэкв – эквивалентная емкость
потенциального барьера и потенциальной ямы одного периода. Сравнивая (5.1)
и (5.4) видно, что быстродействие периодических структур может быть в
несколько раз или на порядок больше одиночного туннельного перехода.
Поэтому быстродействие определяет количество периодов N и суммарная
емкость всей структуры. Освоение нанотехнологий открыло возможность
разработать сверхрешетки [5.9; 5.11]. В работе [5.12] исследована температурная
зависимость фототока в ИК фотоприемниках на 10-слойных квантовых точках
(InAs/GaAs) и на сверхрешетке из 20-ти периодов (GaAs/AlGa)As). Создана
модель [5.13] для расчета тока, протекающего через кванторазмерную часть
туннельного диода при резонансом туннелировании.
Пользуясь работами E.O.Kane [5.1], при помощи уравнения Шредингера
рассчитаны вероятности переноса электронов через один и большее количество
потенциальных барьеров прямоугольной формы, работающих в режиме
резонансного туннелирования. На рис. 5.3 (крив. 2) показаны всплески квадрата
модуля вероятности Р туннелирования через двойной барьер. Увеличение
количества барьеров ведет к слиянию энергетических уровней в минизоны.
156
а
б
Рис. 5.3. Вероятность туннелирования электронов с разной энергией через
сверхрешетки с п - количеством потенциальных барьеров (а) и их высотой U 0
(б): а – n=1 (1), n=2 (2), п=3 (3), п=10 (4); б – U 0 =0,2 эВ (1), 0,4 эВ (2), 1,0 эВ (3).
Сравнивая туннелирование через два и три потенциальные барьеры ( рис.
5.3), видно расщепление максимумов кривой 3 на два пика. Так вероятность
туннелирования электронов с энергией, близкой к энергии энергетических
уровней одной ямы или двух ям, увеличивается. В структуре с десятью
барьерами появляются минизоны. Вероятность туннелирования, с энергией не
соответствующей разрешенным минизонам, становится бесконечно малой.
Увеличение высоты потенциальных барьеров сужает минизоны и перемещает
их к более высоким энергиям. В пятибарьерной структуре с шириной
0
0
потенциальных ям а =50 A и потенциальных барьеров в =20 A , увеличение
высоты потенциальных барьеров в 2,5 раза (0,4 - 1,0 эВ), первую минизону
сужает в 5,1 раза (0,036 - 0,007 эВ), а вторую минизону в 2,4 раза (0,061 - 0025
эВ). Между ними созданная зона отражения расширяется от 0,21 эВ до 0,26 эВ.
При постоянной ширине и высоте потенциальных барьеров, зависимость
положения и ширины минизон от ширины потенциальных ям показана на рис.
0
0
5.4. Уменьшение ширины ямы от а=40 A до а=20 A , две минизоны сливает в
одну и она располагается на уровне средней энергии бывших минизон.
В минизонах распределение максимальной вероятности туннелирования
связано с количеством резонансных пиков (рис. 5.3 и рис. 5.4). Промежутки
между пиками в минизоне указывают на наличие отражения части электронов от
барьеров. Количество этих пиков равно числу потенциальных ям между
барьерами. Увеличение количества барьеров сближает пики и при п=10 они
сливаются. Изменение ширины барьеров меняет ширину минизон разрешенных
157
энергий, а их положение относительно дна потенциальной ямы остается
прежним (рис. 5.4, б).
а
б
Рис. 5.4. Вероятности туннелирования электронов с разными энергиями через
0
0
сверхрешетки с пятью потенциальными ямами, шириной а = 40 A (1) и 20 A (2),
0
0
(а). Ширина барьеров в = 30 A (1) и 20 A (2), (б).
Моделирование показало, что с изменением параметров потенциальных ям и
барьеров, при увеличении их количества, можно существенно увеличить
быстродействие сверхрешеток и плотность протекающего тока. При этом
уменьшение высоты барьеров ограничивается тепловой энергией электронов.
Увеличение напряжения питания U вызывает смещение энергетической
диаграммы и минизон. При определенном его значении, нижние и верхние
минизоны во всех потенциальных ямах выстраиваются на одном уровне. Полное
совпадение энергетических уровней минизон во всех потенциальных ямах
приводит вероятность резонансного туннелирования к единице. Так при
большем напряжении U, число туннелирующих электронов через структуру
увеличивается и плотность тока достигает максимум. Возросшая напряженность
поля увеличивает скорость электронов. Эти два фактора создают большее
быстродействие и большую мощность генерируемых колебаний. Дальнейшее
увеличение напряжения смещает минизоны и образуется участок ВАХ с
отрицательной дифференциальной проводимостью.
Предложена и создана методика для расчета параметров структуры со
сверхрешеткой. Когда количество периодов менее 20 и ширина первой широкой
0
потенциальной ямы 100 A , ширину слоев в сверхрешетке можно рассчитать при
помощи соотношений:
b  N    ,
(5.5)
158
a   N 2   N   ,
(5.6)
0
где ширина потенциального барьера – b и ширина потенциальной ямы – а  A  ,
 
N – номер периода,  = 0,02;  = 2,18;  = 19,98;   = 0,106;   = -4,724;   =104,6.
Для примера рассчитаем сверхрешетку с разной шириной потенциального
0
0
барьера и потенциальной ямы. Первый период N=1, b=20 A , a=100 A , десятый
0
0
0
0
N=10, b=23 A , a=68 A и двадцатый период N=20, b=33,7 A , a=52,5 A . По
сравнению со структурами, в которых b=const и a=const, напряжение и
максимальный ток рассчитанной сверхрешетки в два и более раза больше.
Сверхрешотка может быть секционирована по различной ширине слоев.
Ширину потенциальных ям можно рассчитать при помощи выражений
a1
,
k1a12  k 2 a1  k 3
(5.7)
a3 = (1,0841,001) a1,
(5.8)
a2 
где
коэффициенты
k1=2,2810-42,610-5,
k2=5,610-29,0510-3,
k3=5,63,04,
параметры а выражаются в ангстремах. Размеры слоев, соответствующих
0
0
потенциальным ямам, могут быть 30 A - 200 A . Ширина барьеров от
нескольких моноатомных слоев до величины порядка 50
0
A . Высота
потенциальных барьеров оптимальна от 0,1 до 1 эВ.
Из сделанных расчетов следует, что на сверхрешетках при существенно
большем токе и рабочем напряжении по сравнению с туннельными диодами,
можно достичь значительно большего быстродействия. ВАХ таких структур
имеет
несколько
участков
с
ОДП.
Можно
прогнозировать,
что
их
быстродействие достигнет 105 мА/пФ. Ток может превышать 100 мА и более.
Они создают базу для исследования способов генерации субпикосекундных
импульсов со сверхвысокой частотой повторения. Источники таких колебаний
могут
быть
применены
как
задающие
генераторы
для
формирования
импульсных колебаний со сверхвысокой частотой повторения на транзисторах и
в других областях.
159
Предложены две разновидности сверхрешеток [ A. c. 9 12]. Первая из них с
переменной структурой периода. В ней в направлении от входного контакта к
выходному ширина потенциальных ям убывает, а ширина потенциальных
барьеров увеличивается. В процессе работы, вдоль структуры минизоны
выравниваются,
максимальный
ток
и
коэффициент
быстродействия
увеличиваются (рис.5.5, а).
Вторая сверхрешетка при соответствующем расположении минизон работает
как элемент импульсной электроники или оптоэлектроники с возможностью
оптического возбуждения, изменения длины оптической волны и создания ее
задержки,
температуры
фотоумножения,
и
др.
многофункционального
Такая
большой
чувствительности
сверхрешетка
элемента
с
способна
перечисленными
к
перепадам
выполнять
роль
возможностями
и
генерировать импульсные колебания на СВЧ (рис.5.5, б)
а
б
Рис. 5.5. Структуры со сверхрешеткой с переменным шагом. а – ширина
потенциальных барьеров увеличивается, а ширина потенциальных ям убывает в
направлении от входного электрода к выходному, б – секционированная с
периодически повторяющимися слоями.
5.3. Переключение кластерных сверхрешоток
Сотрудничая с Физико-техническим институтом им. А.Ф.Иоффе АН СССР,
160
проведено
экспериментальное
исследование
кристаллов
кластерных
сверхрешеток NiNaX-Te и NaX-Te. В базовый кристалл цеолита под давлением
введен теллур. В структуре на NiNaX, концентрация теллура в полости составила
21–23 атома. Технология и структура таких кристаллов изложена в [5.15÷5.17].
Измерение параметров и характеристик отдельных образцов кристаллов
NiNaX-Te размером ~100 мкм с удельной проводимостью  ~10-1 Ом-1см-1 при
300 К, проведено в интервале температур 77–370 К при помощи источника
импульсного тока. Импульсы тока прямоугольной формы длительностью  =600
нс или пилообразные с нарастающей частью н от 15 нс до 10 мкс одиночны, с
возможностью увеличения частоты повторения до 400 Гц. Кристаллы
экспериментально исследованы в полосковой системе. Время переключения
определено при помощи стробоскопического осциллографа С7-11.
В работе [5.15] показано, что прямоугольные импульсы тока в кластерных
сверхрешеток создают ВАХ с двумя ветвями (рис. 5.6). Снимаемый с образца
импульс напряжения имеет два характерных плоских участка – начальную часть,
соответствующую ветви а и во времени следующую от ветви б. При на кристалл
подаваемого импульса длительностью  150 нс, на ВАХ происходит
переключение с ветви а на ветвь б. Подавая импульсы пилообразной формы и
меняя их крутизну, можно регулировать процесс переключения с ветви а на
ветвь б. Ветви чувсвительны к температуре. С ее понижением, ветвь а
сдвигается в область большей напряженности поля. При этом вид и форма ее не
меняются. При Т<300 К на ветви б появляется S-образный участок (рис. 5.6).
Рис.5.6. ВАХ кластерного кристалла NiNaX-Te на прямоугольных импульсах тока,
длительностью  =600 нс при температуре 185 К. В левом верхнем углу – импульс
напряжения, снимаемый с кристалла. В правом нижнем углу – температурные
зависимости пороговых полей Е1 и Е2 S-образного участка ветви б.
161
На пилообразных импульсах, длительностью п=200, 300 и 400 нс с их
амплитудой тока j~90 А/см2, получены три ВАХ (рис. 5.7). После переключения
на ветвь б, отрезки ВАХ имеют положительный наклон. На прямоугольных
импульсах ветвь б вертикальна. В режиме источника напряжения, на S-образных
участках ветви а время переключения тока составляет 710-11 с. В режиме
источника тока, на ветви а время переключения напряжения получено 10-8 с.
Рис.5.7. Осциллограммы ВАХ NiNaX-Te на пилообразных импульсах тока.
Нарастание 1=200, 2=300, 3=400 нс. Штриховая линия - переключение с ветви
а на ветвь б, штрихпунктирная – осциллограммы обратного хода ВАХ.
Тот факт, что времена переключения тока на ветви а малы  десятки пс и
сама ветвь наблюдается на пилообразных импульсах с п=15 нс, указывает на
электронную природу формирования S-образных участков ВАХ. В работе [5.15]
сделано сравнение характеристик с S-образной ВАХ массивного теллура и
предположено наличие ударно-ионизационного механизма их возникновения.
При переключении с ветви а на ветвь б, на ветви а происходит разогрев в шнуре.
За 150 нс он переключает объем с захваченным шнуром на тепловую ветвь б.
Необычная ВАХ кристаллов NiNaX-Te c двумя S-образными ветвями с одной из
них переключается на другую, меняет пороговые характеристики и амплитуду.
Исследование ВАХ кристаллов NaX-Te на пилообразных импульсах с
длительностью нарастающей части п~10010 нс показало, что с уменьшением
п амплитуда пиков уменьшается, а ширина всплесков по напряжению u
увеличивается. На участке ВАХ с наибольшим всплеском тока, получено
переключение за время 250 пс (рис. 5.8). Воздействуя на кристалл пилообразным
импульсом напряжения длительностью п~50 нс, за 0,25 нс получен перепад
162
тока. Процессы переключения зависят от скорости нарастания напряжения
  dU / dt , подаваемого
на кристалл. На вставке показана зависимость
амплитуды последнего по полю пика от скорости нарастания  напряжения.
Установленная периодичность по 1/Е всплесков тока на ВАХ кристаллов
NaX-Te рассмотрена в рамках теории электрофононного резонанса (ЭФР) [5.17].
Из нее следует, что всплески тока появляются при выполнении условий
n E  neEa  0 ,
(5.9)
где  E – частота Ваннье-Штарка, е – заряд электрона, 0 – частота оптического
фонона, п =1, 2… – целые числа, а – постоянная решетки в направлении поля,
0
равная ~25 А . Из величины периода следует, что 0~0,51012 c-1.
Экспериментальное исследование кластерных сверхрешеток показало, что
это новый класс твердотельных импульсных структур с субнаносекундными
временами переключения.
а
б
Рис. 5.8. Кластерная сверхрешетка NaX-Te. а - ВАХ на пилообразных импульсах
напряжения с п~50 нс. С лева – зависимость амплитуды пика (п=1) от скорости
нарастания напряжения . б - осциллограмма наибольшего всплеска тока (верхн.
кривая) и напряжения (нижн. кривая) (горизонтально - 0,5 нс/дел).
5.4. Основные результаты и выводы.
1. Рассчитаны коэффициенты быстродействия туннельных р-п переходов на
разных материалах в широком диапазоне температур. Сравнивая структуры на
Ge, GaAs и InP видно, что максимальным быстродействием обладают
фосфидиндиевые переходы с большей скоростью переноса электронов.
Переходы на узкозонных соединениях InSb и InAs
обладают большим
быстродействием. Однако работа при низких температурах усложняет их
применение.
163
2. Сравнение параметров туннельных р-п переходов со сверхрешетками
показало, что их быстродействие по сравнению с туннельными диодами
значительно больше. Исследованы зависимости вероятности резонансного
туннелирования электронов через разное количество разной высоты и ширины
потенциальных барьеров прямоугольной формы, которые в сверхрешетке могут
быть расположены в различном порядке. Предложены две разновидности
указанных сверхрешеток с увеличенным быстродействием и мощностью,
оптически возбуждаемые, изменяющие длину оптической волны и создающие ее
задержку, с повышенной чувствительностью к перепадам температуры,
работающие как фотоумножители. Они признаны изобретениями.
3.
Экспериментально
исследованы
S-образные
ВАХ
и
процессы
переключения тока в кластерных сверхрешетках NiNaX-Te и NiX-Te. Кристаллы
NiNaX-Te на ВАХ имеют две S-образные ветви. При помощи импульсов тока
пилообразной формы, они с одной ветви на другую переключаются через ~70 пс.
Время переключения кристаллов NiX-Te получено ~250 пс.
Глава 6
ИМПУЛЬСНЫЕ ПРОЦЕССЫ
В ИНЖЕКЦИОННЫХ ЛАЗЕРАХ НА СВЧ
В [6.1-6.19] приведены методы анализа полупроводниковых лазеров и
показана возможность их работы на частотах до 10 – 30 ГГц. Стало актуально
экспериментально и теоретически исследовать работу лазерных кристаллов в
широкой полосе сверхвысоких частот и определить вклад отдельных элементов
структуры и RCL образований токопроводящих частей в их частотные и
импульсные свойства, характеристики. Эти работы актуальны в общенаучном
плане и они так же нацелены на разработку и исследование методов
генерирования или
формирования
световых
импульсных
колебаний
со
сверхвысокой частотой повторения.
Для исследования инжекционных лазеров в диапазоне СВЧ и определения их
способности
работать
с
пикосекундным
быстродействием
необходимо
разработать методы и стенды измерения параметров, характеристи+к и
произвести моделирование в них протекающих электрических и оптических
импульсных процессов. Результаты исследований этой главы
опубликованы в
[17, 23, 28, 31-33, 35, 36; A. c. 15, 19, 30; 11*, 14*, 20*, 21*-24*, 28*].
6.1. Модели для анализа работы инжекционных лазеров на СВЧ
Частотные и импульсные свойства инжекционного лазера зависят от
оптических и электрических процессов, протекающих в кристалле и в RCL
элементах схемы в волноводном тракте.
Первая группа процессов связана с временами жизни фотонов и неосновных
носителей заряда в активной области структуры, ее оптическими параметрами,
оптическим усилением и поглощением, поверхностными состояниями и др. Их
совокупность выражается оптической модуляционной характеристикой лазера,
вплоть до резонансной частоты fp [6.2–6.5].
Вторую группу процессов охватывают внешние условия. Это переменная
инжекция носителей заряда, которая изменяет инверсную населенность в
активной области лазера. Важны спектральный состав и временные параметры
165
накачивающего сигнала, полоса пропускания системы. Эти процессы описывает
электрическая характеристика f э [6.66.11]. Выражение, которое
учитывает
зависимости обеих указанных частот f p и f э описывает модуляционную
характеристику инжекционного лазера

 

  
P~  Mf p4 / f 2  f p2   fГ / 2  * 1/ 1   f / f э 
2
2
2
,
(6.1)
где М – коэффициент, Г  1/ Э  SC dG / dN  Г П – подавление резонанса, Э, N –
спонтанное время жизни и плотность неосновных носителей заряда в активной
области, dG/ dN – диф. коэффициент усиления, SC – стационарная плотность
фотонов в активной области, ГП –насыщение усиления.
Оптическая модуляционная характеристика лазера
f p  1/ 2 aT SC dG / dN  ,
(6.2)
где аТ – все оптические потери.
Оптическую модуляционную характеристику (6.2) определяют три основные
параметры: оптические потери, дифференциальный коэффициент усиления и
стационарная плотность фотонов в активной области лазера. Частота f э меньше
частоты f p
( f Э ≤ f p ) или они близки друг к другу. На СВЧ оптические и
электрические свойства лазеров необходимо учитывать раздельно.
Для анализа процессов взаимодействия электрического сигнала с лазером и
лазера с волноводом на СВЧ составлена эквивалентная схема лазера и по ней
система уравнений. Такая модель, по сравнению с численным моделированием,
учитывает импедансы лазерного кристалла и токоподводящих элементов всей
системы. Она зависит от топологии и технологии лазера. В схеме оптические и
электрические процессы разделены. Элементы оптической эквивалентной схемы
получены из скоростных уравнений. В систему так же включено уравнение
напряжения на гетеропереходе, связанное с плотностью носителей в активной
области структуры. Выбрана оптическая схема с учетом спонтанного излучения
в лазерную моду и поперечной диффузии неосновных носителей заряда
(рис.6.1,а). Ее элементы рассчитываются формулами [6.12, 6.20, 6.21]:
166
R1  R Д 1  g Э S C  
1
LS  R Д / GO 1  2hS C   g Э S C 1  hS C ,
RS1  hGO S C LS ,
(6.3)
RS 2  N C LS /  Э S C б
С1  С Д  Сб ,
R Д  2 Э kT / e 2VN C ,
где е – заряд электрона, V – объем активной области, NC – стационарная
плотность неосновных носителей заряда в активной области, g и GO –
постоянная и коэффициент усиления, h – коэффициент поперечной диффузии
носителей заряда в активной области,  – фактор спонтанного излучения,
C Д   Э / R Д – диффузионная и Сб – барьерная емкости.
а
б
в
Рис. 6.1. Эквивалентная схема оптической части лазера (а). LS –индуцированное
излучение, RS1 – поперечная диффузия неосновных носителей заряда, RS2 –
спонтанное излучение в лазерную моду, R1 – диффузионное сопротивление у рп гетероперехода и рекомбинация, С1 – диффузионная и барьерная емкости; б эквивалентная схема ДГС лазера с учетом параметров соединительных
элементов на СВЧ. Сопротивления: R1 – дифференциальное р-п гетероперехода,
R2 – массива лазера, R3 – омическое соединительных элементов, R4 – подложки.
Емкости: С1 – барьерная и диффузионная, С3 – контактной площадки, L –
индуктивность проводка; в – эквивалентная схема ДГС лазера, учитывающая
зависимость параметров соединительных элементов от частоты.
Некоторые
пренебрегают.
номиналы
Тогда
элементов
лазер
схемы
на
представляется
рис.6.1,а
RСL
цепью
малы
и
и
ими
отношение
протекающего тока через лазер I Л к падающему току на нагрузке I П выражается
уравнением [6.22]:



I Л / I П  1/ 1  i / 0Q   / 02 ,
(6.4)
где 0    R  / LRC , Q  LRC  R  / L  RC  ,  – частота модуляции лазера.
Полоса пропускания такой RСL цепи на уровне -3 дБ равна
ЗДБ  0 1  1/ 2Q 2  2  1/ Q 2  1/ 4Q 4 .
(6.5)
167
Эквивалентные схемы электрической части лазера, состоят из четырех-шести
элементов [6.14, 6.16, 6.20, 6.216.30]. В них учитывается барьерная и
межэлектродная емкости, сопротивление массива кристалла, индуктивность,
сопротивление и емкость всех элементов. Схемы учитывают импеданс лазера на
частотах от сотен мегагерц до 10 ГГц и более.
6.2. Импедансы и модуляционная характеристика инжекционных
лазеров в широком диапазоне СВЧ
Экспериментально исследованы импедансы четырех групп опытных
безкорпусных кристаллов лазеров на двойной гетероструктуре (ДГС) (Таблица
6.1). Ширина GaAs/AlAs–типа кристаллов 400 мкм, их высота 85...100 мкм,
толщина нелегированного активного слоя 0,05–0,1 мкм, длина резонатора
200...250 мкм, =0,85 мкм. Кристаллы InGaAsP/InP–типа с заращенной активной
областью шириной 3 мкм, =1,3 мкм, другие размеры аналогичны,. Импедансы
измерены в режиме малого сигнала от 1 мА до тока (1,2–1,5) I пор , на частотах
0,14,0 ГГц. Температура теплоотвода поддерживалась от 5 до 40 0С.
Таблица 6.1. Параметры 4–х групп опытных образцов безкорпусных лазеров
№
Тип структуры
Материал
гр.
I
полосковый
GaAs/AlAs
II
полосковый
GaAs/AlAs
III
широкий
Пороговый
Длина
Макс.мощ.
ток, мА
волны
непр.реж.,мВт
50 – 60
0,85
5
90–100
0,85
5
GaAs/AlAs
200–250
0,85
200
InGaAsP/IP
40–50
1,3
5
контакт
IV
заращенная
гетероструктура
Определена зависимость статического дифференциального сопротивления от
тока смещения, которая связана с ВАХ гетероперехода:
I  I 0 expeU / kT ,
(6.6)
168
где I 0 – обратный ток насыщения; U – напряжение на р-п гетеропереходе;
  A  B I – коэффициент, зависящий от уровня инжекции; А и В определяются
по ВАХ лазера. Дифференциальное сопротивление р-п гетероперехода:
RП 
Дифференциальное
kT A  B I
.
e
I
сопротивление
(6.7)
лазера
выражается
суммой
сопротивления R П (6.7) и сопротивления массива структуры RК
R Д  RП  RК .
(6.8)
На рис. 6.2 показаны зависимости дифференциального сопротивления
лазеров R Д от тока смещения І относительно порогового значения I пор и
температуры. Данные измерений аппроксимированы выражениями (6.7 и 6.8),
погрешность 5–15. В лазерах третьей группы, р-п гетеропереход полностью
открыт и дифференциальное сопротивление почти постоянно.
Рис. 6.2. Зависимости дифференциального статического сопротивления лазеров
(таблица 6.1) от тока и температуры. –– экспериментальные, а – Т=50 С, б –
Т=400 С. – – – – аппроксимация при Т=400 С.
На частотах до 1 ГГц при малых токах небольшая диффузионная емкость не
оказывает влияния на реальную составляющую импеданса. В лазере с широким
контактом (рис. 6.3 – в, 1), диффузионная емкость больше и при малых
значениях тока она шунтирует р-п гетеропереход. Когда абсолютное значение
реактивного сопротивления диффузионной емкости становится одного порядка с
активным
сопротивлением
экстремумы (рис. 6.3).
р-п
гетероперехода,
на
кривых
возникают
169
а
б
в
г
Рис. 6.3. Зависимости реальных составляющих импедансов лазеров от тока
смещения на частотах: f =0,1 ГГц (1), 0,2 ГГц (2), 0,5 ГГц (3), 1 ГГц (4), 2 ГГц
(5), 4 ГГц (6); группы: I – а, II – б, III – в, IV – г. Экстремумы – а, 2 и – б, 1).
Предполагая, что диффузионная емкость C=wІ и дифференциальное
сопротивление р-п перехода R П параллельны, по данным кривых ReZ(І,f) (рис.
6.3) можно рассчитать коэффициент w при любом токе смещения:
W
1
I RП
RП
1 .
Re Z  RK
(6.9)
На частотах более одного гигагерца (лазеры III-ей группы на более низких
частотах),
импеданс
определяется
сопротивлением
массива
кристалла,
межэлектродной емкостью, емкостью контактной площадки и индуктивностью
соединительного проводка. Сопротивление р-п перехода и диффузионная
емкость практически не оказывают влияния. Поэтому зависимостью импеданса
от тока можно пренебречь (рис. 6.3, рис. 6.4).
Типичные частотные зависимости реальных (ReZ) и мнимых (ImZ)
составляющих импедансов лазеров при І=1,2Іпор, приведены на рис.6.5. ReZ(f)
имеет минимум и для разных групп лазеров находится на разных частотах. ImZ,
учитывающая соединительный проводок, почти во всем диапазоне частот имеет
индуктивный
характер.
Таким
импедансам,
с
учетом
зависимости
сопротивления соединительных элементов от частоты, с точностью 15%
соответствует эквивалентная схема на рис. 6.1, б.
170
а
б
в
г
Рис. 6.4. Зависимости мнимых составляющих импедансов лазеров от тока
смещения на частотах: f =0,1 ГГц (1), 0,2 ГГц (2), 0,5 ГГц (3), 1 ГГц (4), 2 ГГц
(5), 4 ГГц (6); группы: I – а, II – б, III – в, IV – г.
а
б
Рис. 6.5. Зависимости реальных (а – III гр., б – IV гр.) и мнимых (в – IV гр.)
составляющих импедансов лазеров от частоты модуляции при токе смещения
I=1,21пор. ––– измерены экспериментально, – – – аппроксимация по
эквивалентной схеме на рис. 6.1, б.
Численные значения параметров этих элементов для четырех групп лазеров,
рассчитаны
методом
случайного
поиска
глобальной
оптимизации
с
применением модифицированного метода Ньютона. При токе І=1,2Іпор,
усредненные значения этих параметров приведены в таблице 6.2.
Таблица 6.2. Усредненные численные значения параметров элементов зависящих от частоты в эквивалентной схеме на рис. 6.1, б.
№
R1, R2,
групп
Ом Ом
R3,
Ом/ Гц
R4,
C1,
C2,
C3,
L,
Погр.
Ом
пФ
пФ
пФ
нГн
аппр.,%
1
2,2
3,2
0,5
1,5
130
15,4
0,9
0,70
8,5
2
5,3
0,7
0,4
0,1
90
40,0
0,8
0,63
14,8
3
0,5
0,5
0,5
0,1
900
2,0
0,9
0,61
15,7
4
5,3
5,6
0,05
1,0
300
1,0
0,9
0,88
10,8
в
171
Расчет показал, что дифференциальное сопротивление р-п перехода R1 на
импеданс лазера влияет только до частот 0,2... 0,3 ГГц. На более высоких
частотах, R1 шунтируется диффузионной и барьерной емкостями С1. Эти
емкости на мнимую составляющую импеданса лазера влияют до тех же частот, а
на его реальную составляющую – примерно до ее минимума (0,8... 1,3 ГГц). R1 и
С1
являются
главными
факторами,
определяющими
спад
реальной
составляющей импеданса. При больших значениях емкости С1, минимум ReZ
появляется на более низких частотах. Сопротивление массива лазера R2
определяет минимум ReZ, а на ImZ влияния не оказывает.
В лазерах I-ой и II-ой группы, между металлизацией и полупроводником,
имеется межэлектродная емкость С2. В III-ей группе контакты и в IV-ой группе
мезаструктура не оказывают влияния на С2. С увеличением этой емкости, ReZ
уменьшается, а ImZ незначительно увеличивается. Емкость С2 на импедансы
лазеров влияние оказывает только в середине диапазона частот.
Сопротивление токоподводящих металлических элементов R3 другими
авторами принималось постоянным и завышенным. Оказалось, что на СВЧ скинэффект в токоподводящих металлических элементах пропорционален корню
квадратному из частоты тока. Учет частотной зависимости R3 позволил
уменьшить погрешность аппроксимации импедансов на 10–15 %. R3 на частотах
выше его минимума в основном влияет на величину ReZ.
Емкость контактной площадки С3 и индуктивность L проводка определяют
величину мнимой составляющей импеданса ImZ. На частотах выше 12 ГГц, L и
С3 увеличивают реальную составляющую ReZ. L, C3, R2 и R3 образуют
параллельный колебательный контур и его колебания могут создавать
искажения. С4 влияния не оказывает и эта емкость не учитывается.
Анализируя работу лазера в узком диапазоне частот, допустимы упрощения
эквивалентной схемы (рис. 6.1, б). В ReZ параметры L, C2, C3, R3 и R4 сводятся
до минимума. На частотах выше 2 ГГц, параметры L, C2, C3, R2 и R3 остаются, а
в менее ответственных случаях учитываются только L, C3 и R3.
172
Исследованы AlGaAs/GaAs двухсекционные лазеры с мезаполосковым
контактом. Малая длина модулирующей секции, порядка 20 мкм, имеет малую
межэлектродную
емкость
(34
пФ).
Кроме
того,
дифференциальное
сопротивление модулирующей секции значительно больше аналогичного
сопротивления однородного лазера и составляет 1060 Ом. С повышением
частоты модуляции до 1 ГГц, влияние шунтирующих емкостей в структуре
возрастает, реальная часть ReZ уменьшается до величины порядка 10 Ом. С
увеличением тока смещения уменьшается активное сопротивление р-п перехода
и ReZ. В структуре создается LCR параллельный контур низкой добротности.
Увеличение частоты незначительно увеличивает ReZ и далее она становится
независимой от тока смещения. На частотах f =11,52 ГГц мнимая часть
импеданса ImZ зависит от тока смещения. На более высоких частотах начинает
преобладать индуктивность L.
Двухсекционные
лазеры
могут
работать
в
режиме
статического
и
динамического триггера с модуляцией и автомодуляцией при наличии
синхронизации и без нее. Они генерируют импульсы длительностью менее 10 пс
с частотой повторения в несколько гигагерц.
Режимы модуляции сравним и оценим при различном воздействии на лазер:
1
–
напряжением,
2
–
током,
3
–
мощностью
и
4
–
сигналом,
распространяющимся по СВЧ тракту (рис.6.6). Для оценки эффективности их
работы надо знать характеристику фотоприемника, волновое сопротивление
тракта  и коэффициент отражения от лазера.
а
б
Рис. 6.6. Характеристика лазера при модуляции напряжением (1), током(2),
мощностью (3) или распространяющимся сигналом в СВЧ тракте (4) – а.
Расчетные значения импеданса и модуляционная характеристика P~   лазера,
принятые для моделирования его согласования – б.
173
Модуляционные характеристики, рассчитанные по полной эквивалентной
схеме лазера (рис. 6.1, б), показаны на рис. 6.6, а. Модулируя напряжением
создается наиболее неравномерная характеристика (1). На низких частотах,
модуль импеданса лазера занижен и пропускает большой ток. На высоких
частотах основная часть напряжения падает на проводке L и ток, модулирующий
лазер уменьшается. Модуляция током выражает частотную зависимость
квантовой
эффективности
(2).
В
скоростных
уравнениях
представлен
модулирующий ток, поэтому анализируется модуляция током. В упрощенном
виде анализа не учитывается вольтамперная и вольтфарадная характеристики
лазера. Однако тогда большая часть тока протекает через емкости структуры и
модуляционная характеристика перед резонансом имеет спад. Лазер излучает
минимальную модулируемую мощность.
Отношение мощности излучения лазера к потребляемой электрической
мощности выражает зависимость динамического коэффициента полезного
действия от частоты КПДДИН(f). Кривая 3 наиболее равномерна. Такие
характеристики удобно описать граничной частотой, на которой КПДДИН(f)
уменьшается или увеличивается за 3 дБ по сравнению с его значением на низких
частотах. При наличии резонанса указывают две частоты – по уровню +3 дБ и -3
дБ. Характеристика КПДДИН(f) измеряется модуляцией лазера. Когда известна
частотная характеристика фотоприемника, КПДДИН(f) аналогична члену s21
матрицы рассеяния четырехполюсника (4):
s21  U фд / U пад  zP~ / U пад ,
где
U фд
–
переменное
напряжение
(6.10)
на
выходе
фотоприемника,
пропорциональное переменной составляющей излучения лазера P~ ; U пад –
напряжение, распространяющееся в СВЧ тракте в сторону лазера; z –
коэффициент.
Необходимо знать коэффициент отражения от лазера, который аналогичный
коэффициенту s11. Тогда электрическая мощность, потребляемая лазером равна


Pл  Pпад 1  s112 .
Динамический коэффициент полезного действия выражается так
(6.11)
174
 ~  P~ / Pл  s21U пад /zPпад 1  s112 .
(6.12)
Так как Pпад  U падI пад , то
 ~  s21 /zIпад 1  s112 .
КПДДИН(f)  ~ (6.13)
(6.13)
выражен через падающий ток и он нормирован к
величине тока (1 мА или 1 А). Метрологически удобно применять 4-ый вариант
оценки. На лазер падает электрический сигнал в СВЧ тракте и модуляционная
характеристика не требует пересчета. Но она выражает характеристику системы,
охватывающую лазер и схему с волноводом. Предлагается в перечень СВЧ
параметров ДГС лазеров включить: КПДДИН с граничной его частотой и
частотную характеристику импеданса Z   .
6.3. Согласование лазера с волноводом в широкой полосе СВЧ
Для выбора способа согласования ДГС лазера с СВЧ трактом и расчета
параметров его элементов необходимо знать частотную характеристику
импеданса лазера Z   или его эквивалентную схему (рис. 6.1). Когда лазер
модулируется в волноводе без согласующих элементов, электрическая частотная
характеристика ограничивается по уровню уменьшения тока модуляции на 3 дБ.
В такой системе с волновым сопротивлением 
 50 Ом лазер будет создавать
КСВ ≥ 10 и потери мощности СВЧ сигнала составят около 70 %.
Согласование лазера теоретически оценивается по эквивалентной схеме из
трех реактивных элементов (рис. 6.1, в). Для анализа
условия физической
реализуемости цепи применено соотношение


0
2k
1
ln 



2

d   1k  A2 k 1 
i2k 1  ,


2
2k  1


(6.14)
где k=0, 1, 2,...;  – коэффициент отражения от исследуемого объекта (лазера); 
– частота; A2k 1 – коэффициенты разложения ln 1/   в ряд Тейлора; i –
комплексная частота.
Рассчитаны параметры элементов эквивалентной схемы при: RC1=0,1–500 пс,
RC2=5–1500 пс, L/R=0,003–5000 пс. Они охватывают большую разновидность
175
инжекционных
лазеров.
Когда
емкость
структуры
несколько
десятков
пикофарад, для расчета согласования СВЧ системы в полосе частот до 10 ГГц,
подбирается эквивалентная схема с тремя реактивными элементами, включая С2.
На частотах в единицы гигагерц, безкорпусный лазер можно представить схемой
из двух реактивных элементов.
Сделан анализ шести способов согласования лазера с СВЧ трактом при:
1 –подборе волнового сопротивления;
2 – наличии дополнительного реактивного элемента;
3 – наличии четвертьволновых короткозамкнутых шлейфов;
4 – наличии двух отрезков линии разной длины;
5 – постоянном характеристическом сопротивлении мостовой схемы;
6 – последовательно включенном сопротивлении.
Рассмотрим каждый способ согласования отдельно.
1 – первый. Номинал волнового сопротивления  волновода существенно
влияет на его согласование с импедансом лазера. Создается отражение
мощности модулирующего сигнала и возникают пульсации, вызывающие
неравномерность модуляционной характеристики. На рис. 6.7 графически
представлены расчетные зависимости параметров системы по которым можно
определить минимальный уровень пульсаций при известном декременте
нагрузки ∂, волновом сопротивлении  и допустимых потерях мощности
модулирующего сигнала. Декремент нагрузки (лазера) выражает отношение
активного сопротивления к реактивному в волноводе на конкретной частоте.
М
Минимальная величина отраженной мощности Pотр
и уровень пульсаций зависят
от величины  и согласующих элементов на входе лазера. На рис. 6.7, б по
кривой 6 можно определить оптимальное волновое сопротивление с реактивным
сопротивлением нагрузки равным нулю в середине полосы частот. Эта методика
подбора параметров применима и для фиксированных частот с ImZ=0.
Оптимальное волновое сопротивление в диапазоне частот показано на рис.
6.8, и рис. 6.9. Стандартное  = 50 Ом оптимально лишь на высоких частотах,
когда реактивное сопротивление лазера во много раз превышает его активное
176
сопротивление. При  = 16,52 Ом (пунктирная прямая) суммарные потери
мощности сигнала минимальны.
а
б
Рис.6.7. Максимальная отраженная мощность (а) и оптимальное волновое
сопротивление (б) при разных значениях декремента нагрузки - лазера в полосе
согласования и разной величине пульсаций излучения: P =0,1 дБ (1), 0,25 дБ
(2), 0,5 дБ (3), 1,0 (4), 2,0 дБ (5), произвольная P (6).
а
б
Рис. 6.8. Частотные зависимости модуляционных характеристик лазера (а) и
отраженной мощности (б) при разных значениях волнового сопротивления .
а
б
Рис. 6.9. Оптимальное волновое сопротивление волновода по отраженной
мощности от лазера на разных частотах (а) и неравномерность модуляционной
характеристики при разном волновом сопротивлении СВЧ тракта.
177
При волновом сопротивлении СВЧ тракта примерно равном модулю
импеданса лазера, модуляционная характеристика наиболее равномерна. С
увеличением волнового сопротивления от близкого к нулю до 22 Ом,
неравномерность уменьшается от 9 дБ до 2 дБ и полоса модуляции расширяется
в два раза от 1,8 ГГц до 3,6 ГГц (рис. 6. 9).
2 – второй. В СВЧ тракте согласующим элементом может быть емкость. Она
с индуктивностью L проводка кристалл - контактная площадка образует
резонансный контур низкой добротности. Создается минимальная отражающая
мощность в полосе шириной около 1 ГГц (рис. 6.10, a). С уменьшением L и
доведением мнимой составляющей импеданса лазера до нуля, модуляционная
характеристика (рис. 6.10, б) становится более равномерной. При

= 50 Ом,
увеличение индуктивности L от 0,8 нГн до 2 нГн, увеличивает провал
характеристики на 0,6 дБ. При малом , величина L оказывает большое влияние
на характеристики лазера (рис. 6.11).
а
б
Рис. 6.10. Частотные зависимости отраженной от лазера мощности
модулирующего сигнала при наличии в линии последовательно включенной
согласующей емкости C  const , L  const  (а) и уменьшении индуктивности
соединительного проводка C  const , L  const  (б).  подобрано по рис.6.7.
Рис. 6.11. Семейство модуляционных характеристик лазера, когда в тракт
последовательно включена емкость C  const , L  const  (а) и индуктивность
проводка разной величины C  const , L  const  (б).
178
3
–
третий.
В
волноводной
системе
перед
лазером
включен
четвертьволновый короткозамыкающий шлейф. Расчеты согласования системы
проведены на основе последовательной RCL цепи по методике, изложенной в
[6.34]. Модуляционная характеристика в полосе согласования может быть
возрастающей или убывающей и она выравнивается шлейфами. В полосе частот
м
≈ 30 % от средней частоты полосы прозрачности отраженную мощность Pотр
возможно уменьшить до нуля. Эти закономерности согласования сохраняются
на частотах до 5 ГГц и выше.
4 – четвертый. В работе [6.35] предложено трансформацию комплексных
сопротивлений производить при помощи двух параллельно включенных отрезков
линий с одинаковыми волновыми сопротивлениями . Тогда ширина полосы
согласования находится в прямой зависимости от отношения реальной и мнимой
составляющих импеданса лазера на средней частоте полосы прозрачности. Чем это
отношение больше, тем полоса шире. Однако по расчету она менее 11,5 ГГц.
5
–
пятый.
Рассмотрены
такие
мостовые
схемы
с
постоянным
характеристическим сопротивлением: Т– индуктивная (1), Т– емкостная (2), Т–
активная (3) и Г–образная (4). Потери на отражение они сводят к нулю и
обеспечивают согласование в широкой полосе частот до 5 ГГц и более. Однако
они поглощают значительную часть СВЧ мощности, которая может превзойти
потери на отражение при отсутствии цепи согласования. В Т– индуктивной
схеме потери максимальны и достигают несколько десятков децибел. В Т–
емкостной схеме потери пропорциональны
индуктивности волоска L. Т–
емкостная, Г–образная и Т– активная схемы поглощают меньшую мощность. С
точки зрения равномерности модуляционной характеристики, Т– емкостная и Г–
образная схемы являются наиболее приемлемыми (рис.6.12). При этом Г–
образная схема содержит меньшее количество элементов.
6 – шестой. В СВЧ тракте перед лазером согласующее сопротивление RСОГ.
Его номинал в сумме с реальной составляющей импеданса лазера в полосе
частот ∆f должен быть равным волновому сопротивлению  ≈ RСОГ(∆f) + ReZ(∆f).
Эта сумма сопротивлений является условием минимального отражения
179
мощности модулирующего СВЧ сигнала. Однако большая часть СВЧ мощности
поглощается согласующим сопротивлением RСОГ и эта ее часть превышает
потери, которые создаются при отсутствии любого согласования (рис. 6.13).
а
б
в
Рис.6.12. Согласование лазера Т-мостовой схемой с постоянным
характеристическим сопротивлением: 1 – индуктивная, 2 - емкостная, 3 активная, 4 - Г-образная. а - отраженная мощность, б – поглощение мощности
схемой согласования, в – модуляционные характеристики.
а
б
Рис. 6.13, Отраженная мощность (а, кр. 1), мощность, поглощаемая
согласующим резистором (а, кр. 2) и модуляционная характеристика лазера при
согласовании сопротивлением RСОГ (б).
Анализ
способов
согласования
показал,
что
самую
узкую
полосу
прозрачности создают два параллельных отрезка линии. При отраженной
мощности в 2 дБ, на частоте 2,5 ГГц полоса прозрачности 3. Реактивный
элемент - емкость, компенсирует мнимую составляющую импеданса и на
средней частоте 2,5 ГГц создает согласование в полосе 15 от центральной
частоты. Короткозамыкающие шлейфы на любой средней частоте обеспечивают
полосу частот шириной 25 с максимальным отражением не более 2 дБ.
Элементы с потерями создают низкий КСВ, но потребляют часть мощности
модулирующего сигнала.
Из рассмотренных способ, наиболее простое согласование резистором RСОГ в
волноводе перед лазером. Оно реализуется в полосе 100 от центральной
частоты полосы прозрачности. Предложена методика подбора RСОГ и расчета
180
волнового сопротивления  СВЧ тракта. При определенном декременте лазера,
обеспечивается от него минимальное отражение СВЧ сигнала и сохраняются
допустимые пульсации в волноводе.
6.4. Методы экспериментального исследования лазеров на СВЧ
Для измерения статических характеристик инжекционных лазеров разработан
стенд (рис. 6.14). В нем вычислительное устройство сопряжено с крейтом
КАМАК. Лазер Л питается от генератора постоянного тока через разъем 1. Ток
изменяется от 0 до 2 А с шагом 0,1- 1 мА. Снимаемое с лазера напряжение и
фототок через интеграторы 2 и 4 подаются на АЦП. Для измерения
модуляционных
характеристик
и
импедансов
применены
измерители
комплексных коэффициентов передачи Р4-11 и Р4-23 (рис. 6.14, б). Они
подключены к самописцу. Имеется термостабилизация лазера на элементе
Пельтье.
а
б
Рис. 6.14. Схемы стендов измерения статических (а) и динамических (б)
характеристик ДГС лазеров. ВУ и П – вычислительное и печатающее
устройство; С – самописец; КК – крейт КАМАК; ИП– источник питания и РИП
– регулируемый источник для термостабилизатора; (а) -1 – источник
ступенчатого тока; 2, 4 – интеграторы; 3, 5 – АЦП; 6 – ЦАП. (б) - ЛМ – лазерный
модуль; 1 – термостабилизатор; 2, 3, 4 – АЦП; 5 – источник тока смещения; 6 –
ЦАП.
Импедансы структур лазеров измеряются в согласованном СВЧ тракте при
КСВ 1 - 1,5. Включение лазера на конце 50-омной линии без согласования
создает КСВ10. Элементы СВЧ тракта между измерителем и лазером
представляются
эквивалентным
четырехполюсником.
Тогда
коэффициент
отражения Г от кристалла выражается уравнением
Г  k1r  k2 /k3r  1
(6.15)
181
где r – измеряемый комплексный коэффициент отражения; k1, k2, k3 –
комплексные коэффициенты матрицы рассеяния четырехполюсника.
Измерения коэффициент отражения Г при трех известных нагрузках
позволяют определить коэффициенты k1, k2 и k3. Нагрузка калибровки: короткое
замыкание, холостой ход и безиндуктивное сопротивление с номиналом менее
50 Ом. Получаются три комплексные коэффициенты отражения r1, r2, r3,
которые равны –1, 1 и Г. Система уравнений рассчитывает коэффициенты:
k1  2 Гr3  r2  Г  1  r1  Г 01/ ,
k 2  Г 2r1r2  r2 r3  r1r3   r3 r2  r3 / ,
(6.16)
k 3  Г r1  r2   2r3  r1  r2 / ,
где   r2 r3 Г 1  r1r3 Г 1  2r1r2 .
Модуляционные
характеристики
лазеров
измеряются
в
50-омной
коаксиальной системе (рис.6.15). В стенде лазер Л электрический сигнал
превращает в оптический и фотодиод ФД его преобразует обратно в
электрический. С 7-миллиметрового разъема через разделительную емкость С1,
СВЧ сигнал модуляции подается на один контакт лазера. Другой его контакт
подключается через нагрузку или к корпусу. В памяти вычислительного
устройства записана зависимость импеданса лазера от частоты. Ее учет при
любом  тракта позволяет измерять модуляционную характеристику. Данные
выдаются в цифровом и графическом виде.
Экспериментально исследованы четыре группы опытных образцов ДГС
лазеров (таблица 6.1). В I группе большой фактор спонтанного излучения дает
разброс параметров. При токе I/Iпор=1,2  1,35, у одних лазеров оптический
резонанс на частотах 0,61,5 ГГц, а у других он отсутствует. При токе смещения
до 1,2 Iпор, полоса модуляции 0,30,6 ГГц, а у других при большем токе 0,8–1,0
ГГц. Здесь сказываются межэлектродная и диффузионная емкости. Большая
межэлектродная емкость (40 пф) образцов II группы определила полосу
модуляции 0,1 ГГц. У них фактор спонтанного излучения ~0,05 и больше. У
лазеров III группы большая диффузионная емкость (таблица 6.2) перезаряжается
182
по всей площади р-п гетероперехода, отсутствует боковая диффузия электронов
в активном слое. Это позволяют лазерам работать с резонансами на частоте
1,52,5 ГГц. Малая межэлектродная емкость (IV группа), создает полосу 3 ГГц.
а
б
Рис. 6.15. а - схема измерителя модуляционных характеристик лазеров. V1 –
лазер, V2 – фотодиод. б – коаксиальный узел для размещения лазера и его
подключения к источнику накачки и измерительным приборам.
Разработаны три варианта модулей для расположения безкорпусных
кристаллов и корпусированных лазеров в СВЧ тракте. Они размещаются в узле
укрепления и юстировки световода, имеется термо элемент Пельтье. Излучение
выводится на торец стандартного световода со сформированной микролинзой. В
первом модуле для согласования имеется усилитель на полевом транзисторе с
R=40 Ом в цепи затвора. Кристалл лазера устанавливается на контакте стока.
Такое согласование на частотах 24 ГГц дало КСВ1,5. Во втором модуле к
лазеру подключено R=40 Ом. В полосе частот 14 ГГц КСВ менее 2. В третьем
модуле применен широкополосный полосковый трансформатор сопротивлений
Чебышева. На частотах 15 ГГц при нагрузке 20 Ом КСВ = 1,52 (рис. 6.16).
а
б
Рис. 6.16. Модуль с согласующим трансформатором сопротивлений для
модуляции лазеров (а) и его АЧХ (б).
183
На рис. 6.17 показаны модуляционные характеристики лазеров IV группы и
фазо-частотные характеристики в 50-ти омном тракте. С увеличением частоты
разность
фаз
между
оптическим
сигналом
и
модулирующим
током
увеличивается. Здесь фазо – частотная характеристика лазера  зависит от
индуктивности соединительного проводка L и времени преобразования
электрического
сигнала
в
оптический.
Нелинейность
ваттамперной
характеристики создает зависимость выходного оптического сигнала от
величины тока смещения.
а
б
Рис. 6.17. а - типичные модуляционные характеристики лазеров IV группы при
токе I/Iпор=1,0 (1), 1,02 (2), 1,06 (3), 1,1 (4), 1,13 (5). б - фазо – частотные
характеристики лазеров при нарастающем токе смещения (14).
6.5. Субгармонический резонанс в инжекционных лазерах
При модуляции инжекционного лазера синусоидальным током малого
сигнала на частоте электрооптического резонанса
возникает генерация
оптических импульсов большой амплитуды. При этом на соседних частотах
лазер излучает по синусоидальному закону. Модуляция лазера на двойной
резонансной частоте [6.36, 6.37] вызывает появление субгармоники и каждый
второй оптический импульс отсутствует. На еще более высоких частотах,
кратных резонансной частоте лазера, модуляция возбуждает субгармоники
более высокого порядка. В режиме субгармонического резонанса происходит
деление частоты модулирующего сигнала в целое число раз. Лазер, работающий
во внешнем оптическом резонаторе в режиме генерации субгармоник, может
излучать импульсные колебания разной формы [6.39 - 6.41].
Исследованы условия возникновения и существования субгармонического
резонанса. Анализ проведен на основе одномодовых или многомодовых
скоростных уравнений. Определено, что результаты решений одним или другим
184
указанным методом заметных отличий не создают. Поэтому расчеты проведены
системой одномодовых нормированных скоростных уравнений.
dn
 i  ns  n,
d
(6.17)
ds
  ns  s  xn ,
d
где n и s – концентрации электронов и фотонов; i  i  i~  sin  t ; i –
нормированный ток смещения; i~ ,  и   2f – нормированные амплитуда,
время и частота модулирующего тока;  – отношение времени жизни электронов
к времени жизни фотонов;  – фактор спонтанного излучения.
Концентрации электронов и фотонов нормированы к стационарным их
значениям, ток – к пороговому току, а время – к спонтанному времени жизни
электронов. Время жизни электронов в 1 нс, соответствует частоте в 1 ГГц.
Теоретический анализ процессов в активной среде лазера во время
субгармонического резонанса проведен на двойной резонансной частоте (рис.
6.18,а). Определено, что с окончанием каждого светового импульса, выжигание
электронов понижает их инверсную заселенность до уровня ниже порогового. В
активной
области
лазера
постоянным
током
и
текущим
периодом
синусоидального тока накапливаются электроны и их концентрация достигает
уровень выше порогового. Но в это время концентрация фотонов so еще
недостаточна для начала лавинного их размножения. В следующем периоде
переменного тока, концентрация электронов увеличивается и начинается
лавинная генерация фотонов. В течение двух периодов тока накачки
генерируется один импульс света. На частоте в три, четыре раза выше
резонансной, процессы аналогичны (рис. 6.18).
Переход лазера в режим субгармонического резонанса определяется:
– частотой модулирующего тока по отношению к частоте резонанса;
– фактором спонтанного излучения ;
– временами жизни фотонов и электронов;
– амплитудой модулирующего тока в нелинейном режиме работы лазера.
185
а
б
в
Рис. 6.18. Зависимости модулирующего тока i~ и концентраций электронов n и
фотонов s от времени в активной области лазера. Генерация оптических
импульсов на частоте первой (а), второй (б) и третьей (в) субгармонике ( nпор –
пороговая концентрация электронов, sст , so – стационарная и остаточная
концентрации фотонов).
Диапазон частот субгармонического резонанса делится на два участка (рис.
6.19). Первый – в окрестности двойной резонансной частоты f2рез малого сигнала
при наличии перечисленных условий. Второй – рядом с первым на более низких
частотах. При соответствующем подборе частоы возбуждающего сигнала, есть
два способа перевода лазера в режим работы с первого на второй участок:
- плавное уменьшение частоты модулирующего тока;
- в нужный момент времени воздействуя на лазер внешним импульсом света.
Такая инжекция фотонов может длиться не более 20 - 30% периода
модулирующего тока. Допускается увеличение токов смещения и модуляции. На
втором участке с увеличением амплитуды тока i~ , (рис.6.19) интенсивное
излучение выжигает электроны и затягивается их восстановление, частота
понижается, полоса генерации шире, интенсивность излучения больше.
а
б
Рис. 6.19. Зависимости амплитуды импульсов (а) и максимального фактора
спонтанного излучения (б) на частоте субгармоники от частоты и амплитуды
модулирующего тока. а - кружки на линии пунктира– граница между первым и
вторым участками; крестики – двойная резонансная частота малого сигнала. i =
0,45 - 1,0,  = 0,0005,  = 1500. На вставках - формы импульсов субгармоники на
первом и втором участках. б – параметр  и ток i =1,5.
186
При помощи нормированных скоростных уравнений (6.17) с учетом фактора
спонтанного излучения , численным методом рассчитаны предельные
максимальные
его
м,
значения
при
которых
идет
генерация
с
субгармоническим резонансом на двойной резонансной частоте (рис.6.20).
Аппроксимация зависимости м при разных значениях  – отношения времени
жизни электронов к времени жизни фотонов, амплитуды модулирующего тока и
тока смещения выражена равенством
 м  A  B i~ ,
(6.18)
где A  c  Di3 , B  E  Fi , С=5,30810-3–1,13710-5+6,57710-9  2, D=–3,40610+5,40410-6  –2,81410-9  2, E=–3,22710-2+5,05610-5 –2,76810-8  2, F=2,95110-
3
–4,15510-5 +2,16010-8  2.
2
Если фактор спонтанного излучения  ≥ м, то, при данных величинах токов,
лазер в режиме субгармоники не работает. Погрешность расчета по формуле
(6.18)
не
превышает
10%.
субгармонических импульсов
Рассчитаны
sп
зависимости
амплитуды
(6.18)
и диапазон частот f генерации при таких
интервалах параметров лазера: нормированный ток смещения i =1,02 – 1,6,
амплитуда модулирующего тока i~ = 0,1– 1,0, фактор спонтанного излучения 
=10-4 – 3010-4, отношение спонтанного времени жизни электронов к времени
жизни фотонов  =100 – 1000. На рис. 6.20,а показано, как при приведенных
параметрах лазера с нарасчиванием тока смещения увеличивается амплитуда
генерируемых импульсов. Быстрое накопление электронов ускоряет процессы
излучения субгармоники и они протекают в более узком диапазоне частот. Во
время паузы между излучениями импульсов идет накопление электронов.
Увеличивается спонтанное время их жизни ( - больше) и диапазон частот
субгармонического резонанса расширяется. При этом
прирост фактора
спонтанного излучения ( - больше) уменьшает амплитуду субгармоник и
сужает частотный диапазон их излучения (рис. 6.20,б).
Экспериментально исследованы лазеры, работающие в импульсном режиме
на частотах субгармоник. Субгармонический резонанс наблюдался в узком
187
интервале тока. При малых сигналах модуляции, переход из субгармонического
режима в обычный происходит плавно. Регистрация фототока проведена при
помощи стробоскопического осциллографа, анализатора спектра или измерителя
комплексных
коэффициентов
передачи.
Полученные
закономерности
подтверждают результаты расчетов (рис. 6.19 и рис. 6.20). На рис. 6.21 показаны
зависимости амплитуды импульсов в диапазоне частот при разных величинах
токов смещения и модуляции. На вставках изображены осциллограммы
оптических импульсов на первом и втором участках.
а
б
Рис. 6.20. Зависимость амплитуды импульсов субгармоники от частоты
модуляции при разных значениях нормированного тока смещения i =1,3 – 1,65
(а) и отношения времени жизни электронов к времени жизни фотонов  =300 –
1000, а также разных значениях фактора спонтанного излучения  =10-4 – 810-4,
i~  1,5, i~  0,5 (б).
а
б
Рис. 6. 21. Экспериментально полученная зависимость максимальной амплитуды
импульсов (а) и диапазон частот субгармонического резонанса (б) при
нормированном токе смещения. Параметры  =100, i~ =0,01 (1) и 0,05 (2).
Импульсы на первом и втором участках второй субгармоники.
Проведена интерпретация физических процессов в лазере во время
субгармонического резонанса. В течение одного или большего количества
периодов
модулирующего
тока
не
создается
достаточная
инверсная
188
заселенность электронов и не удовлетворяется условие усиления. Когда ток
смещения и амплитуда модулирующего тока, его частота обеспечивают
электрооптический резонанс, возникает генерация в целое число раз меньше
частоты
модулирующего
сигнала.
Решающее
значение
имеет
фактор
спонтанного излучения и отношение времени жизни электронов к времени
жизни фотонов. Эксперименты показали, что субгармонический резонанс
существует в диапазоне частот – от 0,6...1,2 до 3...3,5 ГГц. Быстрый переход
лазера в режим субгармонического резонанса и выход из него могут быть
применены для переключения частоты следования оптических импульсов
внешним оптическим излучением, не меняя частоту модулирующего тока.
6.6. Инжекционный лазер в системе с внешним резонатором
6.6.1. Генерация самоподдерживающихся пульсаций и импульсов света
ДГС лазеры излучают самоподдерживающиеся пульсации. В [6.42–6.54]
механизмы их возникновения и существования исследованы недостаточно. Для
определения влияния таких пульсаций на генерацию колебаний проведены
расчеты и эксперименты на лазерах с кванторазмерной активной областью,
размещенных во внешнем резонаторе. Лазер накачивался постоянным током с
флуктуациями. Моделирование проведено системой балансных уравнений
I
I 
 I g N g   aN a     k
,
t
t 
N g
Ng

 g N g  I  Vg ,
t
e


(6.19)
N a
N
  a  a N a   I  Va ,
t
e
где I – плотность потока излучения, g N g , aNa  – коэффициенты оптического
усиления и поглощения, N g , Na – концентрация инжектированных носителей в
усиливающей и поглощающей частях активной области,  – коэффициент
резонансных потерь в лазерной среде, е – время жизни электронов, Vg , Va –
скорости накачки носителей в усиливающей и поглощающей частях, k –
189
коэффициент, определяющий потери излучения во внешнем резонаторе, I  –
плотность излучения, поступающая во внешний резонатор.
Скорость накачки носителей vg находим из уравнения
Vg 
j0
j
 1 Y  0,5 ,
ed ed
(6.20)
где j0 – плотность тока накачки, j1 – амплитуда флуктуаций тока, d –
толщина активной области лазера, Y – числа от 0 до 1.
Аналогичным уравнением определяется скорость поглощения носителей
Va  0,05  0,1
jп
, где
ed
j п – пороговая плотность тока накачки;
j1 0,01  0,05 j0 ;
j0  1,4 1,8 jп . В расчетах плотность фотонов и электронов в объеме активной
области структуры лазера принята однородной.
В системе лазера с внешним резонатором, интенсивные флуктуации
постоянного тока накачки выделяются и усиливаются, возбуждается оптическое
излучение (рис. 6.22). При высокой плотности фотонов и интенсивном
излучении, в активной области лазера создается недостаточная концентрация
электронов в зоне проводимости. Наступает насыщение усиления, изменяется
плотность тока накачки, появляется динамика концентрации электронов и
фотонов. Эти процессы передаются в резонатор и положительная обратная связь
возбуждает
пульсации,
которые
перерастают
в
интенсивные
всплески
излучения. Так в системе ДГС лазера с внешним резонатором при постоянном
токе накачки идет генерация оптических импульсов. Их частота повторения
зависит от оптической длины внешнего резонатора. Она может быть рассчитана
при помощи уравнения скорости накачки носителей в усиливающей среде
Vg 
j0
j
 1  cos t    ,
ed ed
(6.21)
где j0 – плотность и j1 – амплитуда переменной составляющей плотности тока
накачки, е – заряд электрона, d – толщина активной области,  – циклическая
частота переменной составляющей, t – время,  – фаза переменной
190
составляющей тока по отношению к максимуму амплитуды генерируемых
оптических импульсов.
а
б
Рис. 6.22. Рассчитанный ток накачки с флюктуациями (а) и плотность потока
излучения света лазером (б), работающем в системе с внешним резонатором.
Когда период сигнала обратной связи или внешней модуляции равен
времени двойного пролета света через внешний резонатор, лазер генерирует
короткие импульсы большой амплитуды (рис. 6.23). При отклонении частоты
модуляции на единицы или десятки мегагерц от резонансной частоты
резонатора, амплитуда импульсов резко падает и они затухают. При постоянной
длине внешнего резонатора, уменьшение частоты модуляции в двое, вызывает
появление стабильных импульсов, частота повторения которых соответствует
резонансной частоте. Между двумя импульсами появляется дополнительный
импульс и создается режим умножения частоты. Когда частота модуляции на
треть меньше резонансной, сигнал из резонатора в лазер возвращается большее
число раз и частота генерируемых импульсов увеличивается (рис. 6.23).
а
б
в
Рис. 6.23. Зависимость частоты следования оптических импульсов от
соотношения частоты модуляции и резонансной частоты резонатора f / f рез . а –
f / f рез  1 ; б – f / f рез 
1
2
; в – f / f рез  .
2
3
Для проведения экспериментального исследования разработана методика и
специальный стенд с механизмами юстировки оптических элементов и узлов
191
внешнего резонатора. Отраженный луч света направляется обратно в лазер с
размерами излучающей грани порядка 10х0,3 мкм. Микрообъективы или
световоды перемещаются с точностью до десятых долей микрометра. Плоское
отражающее зеркало ориентируется в пространстве. Длина внешнего резонатора
изменяется от 50 до 600 мм. Измеритель длительности импульсов на кристалле
LiJO3 размещен на плите (600х400х60 мм) стенда (рис. 6.24, рис. 6.32).
На стенде экспериментально исследованы полосковые AlGaAs – типа ДГС
лазеры. Ваттамперная характеристика (ВтАХ) показана на рис. 6.25. Генерация
незатухающих пульсаций начинается при токе (1,21,4)Іпор. При токе накачки І ≥
2Іпор, лазер генерирует без внешнего резонатора.
Рис. 6.24. Структурная схема стенда для исследования работы ДГС-лазеров,
помещенных во внешний резонатор. 1 – ДГС-лазер, 2 – коллимирующий
микрообъектив с числовой аппертурой 0,85, 3 – микрообъектив с числовой
аппертурой 0,2, 4 – отражающее зеркало с Al или диэлектрическим покрытием, 5
– источник постоянного тока, 6 – генератор электрического синусоидального
сигнала, 7 – фотодиод, 8 – осциллограф, 9 – анализатор спектра.
а
б
в
Рис. 6.25. Характерная ВтАХ полоскового инжекционного лазера AlGaAs – типа
 – с внешним резонатором и  – без резонатора (а); радиочастотный спектр
пульсаций излучения, верт. 30 дБ/дел., горизонт. 5 МГц/дел. (б); зависимость
частоты и мощности пульсаций лазера от тока накачки (в).
192
Радиочастотный спектр пульсаций излучения 10 МГц (рис. 6.25, б). Его
ширина, восновном определяется длиной резонатора. С увеличением тока,
частота повторения и амплитуда пульсаций наростают. (рис. 6.25, в).
Исследованы инжекционные InGaAsP – типа лазеры с квантово-размерной
активной областью (ИЛКАО). Они разделились на два типа с различными
ВтАХ. Лазеры первого типа работали при высоком (150200 мА) пороговом
токе накачки. Работая с внешним резонатором их ток уменьшился вдвое (рис.
6.26). Оптическая обратная связь возбуждает генерацию при меньшем токе и
меньшей инверсной населенности. У лазеров второго типа, пороговые токи
накачки меньше (80–100 мА). Внешний резонатор уменьшил ток еще на 15–20
% (рис. 6.26). На ВтАХ обнаружен участок с отрицательной нелинейностью.
Оба типа ИЛКАО генерируют пульсации при токах накачки, превышающих
пороговый ток в 1,11,2 раза. Увеличение тока накачки создает рост
амплитуды генерируемых колебаний до максимального значения (рис. 6.26).
а
б
в
Рис. 6.26. Ваттамперные характеристика InGaAsP–типа инжекционногых
лазеров с квантоворазмерной активной областью - тип первый (а) и - тип второй
(б).  – с внешним резонатором;  – без внешнего резонатора. в - зависимость
частоты и амплитуды пульсаций излучения от тока накачки.
Система лазера с внешним резонатором так же исследована в режиме
модуляции
электрическим
синусоидальным
сигналом.
СВЧ
ток
малой
амплитуды в радиочастотном спектре оптического излучения формирует узкую
линию всплеска с амплитудой, значительно превышающей уровень пульсаций.
Его частота соответствует частоте модулирующего сигнала. Создаются два типа
колебаний – пульсации и их всплеск. Увеличение амплитуды модулирующего
сигнала уменьшает уровень
пульсаций, а амплитуда всплеска увеличивается.
193
Когда в лазере создается большое усиление и частота всплеска соответствует
частоте модулирующего сигнала, он достигает максимум (рис. 6.27).
а
б
в
г
Рис. 6.27. Радиочастотные спектры (а, в) и осциллограммы импульсов (в, г),
генерируемых при модуляции тока накачки лазера СВЧ сигналом. в,г – при
увеличенной амплитуде модулирующего тока относительно – а, б. а, б – гориз.
3,3 Мгц/дел, верт. 40 дБ/дел. в, г – гориз. 0,5 нс/дел., верт. 20 мВ/дел.
При настройке внешнего резонатора на f рез , оптический импульс после
второго, третьего или четвертого отражения от его конца, из резонатора
возвращается в активную область лазера и во времени он совпадает с
максимумом наступающего следующего периода модулирующей синусоиды.
Так формируется очередной импульс с узким радиочастотным спектром fсп.
Создается генерация стабильных оптических импульсов со сверхвысокой
частотой повторения Fu= n f м , которая может в n раз превзойти
частоту f м
модуляции. В таком режиме выполняется условие
Fu= n f м , , где, n =1; 2; 3 или 4. Fu  f сп =const.
(6.22)
На стенде получена генерация оптических импульсов с частотой повторения
Fu в 3 раза большей частоты модуляции f м и в два раза большей резонансной
частоты f рез резонатора. При резонансной частоте f рез =834 МГц и частоте
модуляции f м =555 МГц, частота импульсов Fu= f u  3 f м  3  555  1665 МГц (рис.
6.28). Увеличение частоты модуляции f м на одну треть резонансной частоты
f рез , частоту повторения импульсов увеличило до Fu = f u 
4
f рез  2  2224 МГц.
3
Основой механизма возникновения самоподдерживающихся пульсаций
излучения лазера
является насыщающееся усиление и насыщающееся
поглощение. Частота пульсаций определяется межмодовым расстоянием
продольных
мод
и
их
поперечной
структурой.
Профиль
поперечного
194
распределения свободных носителей заряда меняет поперечную структуру мод.
Увеличение постоянного тока накачки или амплитуды его переменной
составляющей приводит к более однородной накачке всех частей активной
области лазера и, как следствие этого, поперечная структура всех мод
сближается. Это влечет за собой уменьшение длины волны излучаемых
продольных мод и смещение резонансной частоты спектра в сторону больших
частот.
Зависимость
дополнительную
спектра
информацию
от
о
частоты
модулирующего
механизме
возникновения
тока
и
дает
развития
самоподдерживающихся пульсаций излучения.
а
б
в
г
Рис. 6.28. Осциллограммы оптических импульсов с частотой повторения Fu,
генерируемых системой лазера с внешним резонатором при разных частотах f м
модулирующего синусоидального электрического сигнала. а и б - f м = 419 МГц
(n=2), 275 МГц (n=3) и Fu = 840 МГц. в и г - fсп = 834 МГц, f м = 840 МГц и Fu =
840 МГц (в), f м = 555 МГц и Fu = 1666 МГц (г). Гориз. а,б – 1 нс/дел, в,г - 0,5
нс/дел. Вертик. а,б – 10 мВ/дел., ,в,г – 20 мВ/дел.
Обнаруженный и исследованный способ генерации позволяет до нескольких
гигагерц увеличить частоту повторения оптических импульсов, используя
лазерные диоды с более низкими импульсно-частотными характеристиками.
Выше описанными свойствами обладают обычные инжекционные лазеры и
лазеры с квантоворазмерной активной областью. Эти результаты так же
определяют оптимальные условия работы лазеров в режиме активной
синхронизации мод.
6.6.2. Режим активной синхронизации мод
Публикации [6.55–6.67] посвящены рассмотрению разных общих вопросов
работы инжекционных лазеров в режиме активной синхронизации мод.
Настоящее исследование нацелено на изучение импульсных процессов в
195
активной среде лазера для выяснения механизмов формирования оптических
импульсных колебаний с минимальной – фемтосекундной длительностью и со
сверхвысокой частотой повторения.
Для анализа возбуждения импульса света во внутреннем резонаторе лазера,
работающего в системе лазер – внешний резонатор (рис. 6.29), предложена
модификация математической модели [6.42], которая основана на системе
балансных уравнений. Основное отличие принятой модели от известных других
моделей состоит в учете во времени зависимости динамики плотности фотонов
и электронов при их распространении вдоль продольной координаты в активной
среде лазера. Такой режим работы создается частичным отражением светового
потока от торцевых граней и многократным его прохождением внутри
резонатора. Учитываются две среды активной части структуры – усиливающая и
слабо поглощающая. Распределение плотности фотонов и электронов в
активной области может быть неоднородным. Коэффициенты оптического
усиления и поглощения линейно зависят от плотности электронов
g N g     N g ,
aN a   s    N a ,
(6.23)
где  – эффективное сечение взаимодействия носителей, коэффициент s=510.
Рис. 6.29. Схема размещения лазера в системе с внешним резонатором. 1 –
инжекционный лазер; 2 – коллимирующий микрообъектив; 3 – плоское зеркало
или дифракционная решетка; 4 – микрообъектив.
В процессе генерации, отраженная от внутреннего зеркала световая волна I 
распространяясь вдоль структуры формирует выходной импульс. Волна I в
структуре направлена в противоположную сторону и поступает во внешний
резонатор. Частотный спектр импульса, переходящего из структуры во внешний
резонатор и возвращающегося обратно в лазер, ограничивается полосой
пропускания составной системы. Она значительно уже полосы усиления лазера.
196
Расчет, проведенный при помощи быстрого преобразования Фурье учитывает
спектр F   импульса, из структуры уходящего во внешний резонатор. В
составном резонаторе, воздействие на импульс описывается функцией Гаусса
   0 2 
H   0   H 0 exp 
 , где
 2 

, 0 – циклическая и центральная спектральная
частота импульса,  – полоса составного резонатора, H0 – коэффициент потерь
излучения во внешнем резонаторе. Перемножение функций F   и H   0  и
обратное преобразование Фурье дает форму импульса, возвращающегося из
лазера во внешний резонатор.
Через активную среду лазера проходит первый перенос импульса фотонов с
начальной длительностью фронта t   e , где е – время жизни электронов.
Граничное условие на выходной грани, где происходит частичное отражение
светового потока, I  R1  I  . На грани в сторону внешнего резонатора это условие
– I   R2  I . R1 и R2
– коэффициенты отражения от этих граней. В систему
уравнений модели введены переменные величины: z H  z /  t ; I H    t  I ;
I H    t  I  ;
g H  N g / 
t H  t / t ;
коэффициенты оптического усиления и поглощения
и aH  sN a /  ; где N g и N a – плотность носителей заряда в
усиливаюющей и поглощающей частях активной среды к моменту прихода
оптического импульса. Учитывая допущения и преобразования,
система
нормированных балансных уравнений:
I H I H

 v   t     I H g H  a H  1,
z H t H
I  I 
 H  H  v   t     I H g H  a H  1,
z H t H
g H
  g H I H  I H ,
 tH
(6.24)
a H
  sa H I H  I H .
t
В расчете приняты параметры:  =2,510-16 см2; t =0,510-10 c;  =10 см-1; s
=10; z=210-4 м; е=10-9 с; R1=0,3; R2=0,5. Для полосковых лазеров толщина
активной области d = 0,3 мкм, а для структур с квантоворазмерной активной
197
областью 510 нм. Задаются плотность тока накачки и потери оптического
излучения в резонаторе, спектральная селективность оптического резонатора и
др. Рассчитывается изменение формы и длительности импульсов при первом и
последующих
их
переносах
через
активную
область
лазера.
Время
формирования импульса определяется коэффициентом оптического усиления и
зависит от коэффициента оптического поглощения. В начале процесса уже во
время второго переноса увеличивается крутизна переднего фронта импульса
(рис. 6.30, б), он расширяется, а его амплитуда уменьшается. После
определенного числа переносов большое количество фотонов из задней части
импульса перемещается в ее переднюю часть, крутизна фронта еще больше
увеличивается. Так формируется стационарный ультракороткий импульс
излучения (рис. 6.30, б–г). В зависимости от указанных факторов, для
сформирования сверхкороткого импульса света требуется 1060 перенсов волны
через резонатор лазера.
а
б
д
е
в
г
ж
з
Рис. 6.30. Формы импульсов при числе переносов через активную область
лазера. а – 1 перенос; б – 2; в – 3; г – 7; а-г – коэф. усиления и поглощения
gн=22,9, ан=0,54;  – 1 перенос; е – 2; ж – 3; з – 4; д-з - gн=24, ан=9,54.
Анализ
процессов
установления
импульса
стационарной
формы
и
минимальной – сверхкороткой длительности покалал, что его временные
параметры восновном определяются коэффициентом оптического усиления с
его переходом в насыщение. Не менее вожную роль имеет коэффициент
198
оптического поглощения. Его увеличение (ан= 0,54  9,54) существенно
сократило время установления импульса стационарной формы. Большее
значение коэффициента оптического поглощения ограничивается меньшим
числом переносов (рис. 6.30, д–з).
В течение первого переноса начато четкое формирование сверхкороткого
импульса и его амплитуда превзошла амплитуду основной части исходного
импульса. При этом необходимо учитывать, что во время пролета импульсного
светового потока вдоль резонатора лазера меняется локальная концентрация
электронов в зоне проводимости и плотность фотонов. Из проведенного анализа
следует вывод, что в активной среде лазера с участками сильного переменного
усиления и переменного поглощения происходит сокращение переходного
процесса и формируются оптические импульсы сверхкороткой длительности.
Здесь важна и величина тока. При максимальной его величине длительность
импульса уменьшилась до значения tи = 0,9 пс. Рассчеты показали, что при тех
же параметрах среды, но без учета многократных переносов потока,
длительность формируемых импульсов не менее tи ≥ 3 пс. Такой результат
подтверждает важность учета многократных переносов импульса вдоль
резонатора.
Правомерность
сделанных
выводов
теории
показана
при
экспериментальном исследовании процессов формирования импульсов (рис. 6.31).
а
б
д
е
Рис. 6.31. Длительность оптических импульсов при разном токе накачки (а).
Радиочастотный спектр и осциллограмма импульса, генерируемого лазером в
режиме активной синхронизации мод (б, д), –– вертикально 10 дБ/дел,
горизонтально 0,5 нс/дел.
6.6.3. Лазеры в режиме генерации импульсов
Предложена система, в которой лазер работает в режиме с внешним
резонатором (20 А. с.). Его образует грань лазерного кристалла и внешнее
199
зеркало (рис.6.32). Уменьшая оптическую длину резонатора повышается частота
повторения генерируемых оптических импульсных колебаний.
Рис. 6.32. Лазер с внешним резонатором для генерации оптических
импульсных колебаний с повышаемой и изменяемой частотой повторения.
На плите стенда (рис. 6.33) исследован импульсный режим генерации
лазеров. Инжекционный лазер с одной просветленной гранью установлен во
внешний резонатор, состоящий из микрообъектива с числовой аппертурой 0,85 и
плоского зеркала или дифракционной решетки. На лазерный диод подается
постоянный ток накачки с переменной составляющей, период которой равен
времени двойного пробега света через внешний резонатор. Лазер работает в
режиме активной синхронизации мод. В другом варианте, лазер формирует
единичный перепад светового потока. Импульсы с выхода лазерного диода
выводятся при помощи световода или микрообъектива.
Стенд работает как источник метрологических пикосекундных импульсов от
низкой до сверхвысокой частоты повторения (рис. 6.33). На нем измерены
переходные
характеристики
быстродействующих
фотодиодов,
испытаны
волоконно - оптические линии, оптоэлектронные затворы и элементы
синхрофотонной электроники. Основные параметры стенда таковы:
– частота повторения оптических импульсов 3002000 МГц,
– длительность генерируемых импульсов 1025 пс 0,06 пс,
– мощность оптических импульсов 0,51 Вт,
– габариты метллической плиты 600х400х270 мм, ее масса 40 кг.
200
На стенде собран измеритель длительности импульсов на кристалле LiJO3 и
он работает по корреляционному методу измерения. В кристалле генерируемую
а
б
Рис. 6.33. Стенд или макет генератора ультракоротких оптических импульсов.
вторую гармонику регистрирует фотоэлектронный умножитель. Длительность
импульса определяется из снятой зависимости интенсивности второй гармоники
от перемещения призмы, т.е. от времени задержки одного из импульсов
относительно
другого.
В
другом
варианте
импульсы
регистрируются
скоростным фотодиодом и стробоскопическим осциллографом.
Рис. 6.34. Автокорреляционная зависимость интенсивности второй гармоники от
времени задержки импульса. В пакете длительность ипульса 0,8 пс.
6. 7. Оптический виброизмеритель и функциональный генератор
Проведено рассмотрение оптоэлектронного виброизмерителя, в котором
синусоидальный сигнал модулирует излучение лазера и оно через коллиматор
направляется на вибрирующую и отражающую поверхность. Вибрация меняет
фазу луча и он в лазер возвращается промодулированным по амплитуде. Со
201
второго выхода лазера это излучение направляется в фотоприемник для
регистрации амплитуды вибраций.
Предложен
оптоэлектронный
источник
световых
или
электрических
колебаний любой формы - функциональный генератор 1 А.с.. В его основе две
прямоугольные отклоняющие призмы из электрооптических кристаллов. На
противолежащие треугольные электроды каждой призмы подаются переменные
напряжения, сдвинутые по фазе для отклонения луча света. Сканирующий луч
света за время одного обхода ширмы с прозрачной прямолинейной или
кольцевой дорожкой считывает изображение функционального закона. Световой
поток выдается собирающей линзой как оптическое колебание. Его можно
фокусировать
на
фотоэлектрический
преобразователь
и
превращать
в
электрический сигнал. Функциональный генератор позволяет формировать
световые и электрические колебания с любым во времени изменяющимся
законом (рис. 6.35). Временные и другие параметры определяют электронные
или оптоэлектронные элементы и лучь света сканирующие призмы.
Рис. 6. 35. Функциональный генератор
6.8. Основные результаты и выводы
1. Исследованы импедансы ДГС лазеров разных партий и типов в диапазоне
от низких частот до 4 ГГц. Реальная часть импедансов разбросана в пределах 1 
20 Ом, а мнимая от -2 до 30 Ом. Учет скин-эффекта в металлических
соединительных
элементах
корпуса
лазера
уменьшает
погрешность
аппроксимации импеданса до 15 %. Разработаны методики измерения
электрических и оптических параметров и характеристик лазера на СВЧ, его
диффузионной емкости на фиксированной частоте и др.
202
2. Проведен анализ 6-ти способов согласования
импеданса лазера,
работающего в волноводном тракте. Разработана методика расчета и подбора
согласующих элементов для оптимальной работы лазера на СВЧ в импульсном
режиме. Несмотря на большие потери мощности модулирующего СВЧ сигнала,
наиболее
приемлемым
способом
согласования
системы
оказалось
последовательно перед лазером включение согласующего сопротивления.
3. В лазере обнаружено явление субгармонического резонанса. Исследованы
его процессы и дана физическая интерпретация. При модуляции лазера до 2 ГГц
получена генерация импульсных колебаний на субгармониках. При работе
лазера в рассматриваемом режиме происходит деление частоты повторения
генерируемых импульсных колебаний.
4. Исследована работа ПП лазера в системе с внешним резонатором в режиме
пассивной
и
активной
синхронизации
мод.
При
помощи
численного
моделирования рассчитан режим генерации импульсов с частотой повторения в
n  2; 3; 4;…раз превышающей предельную частоту модуляции.
5. Исследован импульсный процесс в лазере с учетом многократного
частичного отражения светового потока от граней внутреннего резонатора.
Разработан
метод
расчета
генерации
сверхкоротких
(фемтосекундных)
импульсов света на СВЧ, формируемых при многократном их распространении
 переносе по внутреннему резонатору лазера.
6. Разработан и изготовлен генератор импульсов света с частотой повторения
от 0,3 до 2 ГГц. Их длительность 1025 пс 0,06 пс, мощность 0,51 Вт. Также
экспериментально получены пакеты импульсов, длительность которых в пакете
0,8 пс.
Глава 7
СИНХРО-ФОТОННАЯ ИНЖЕКЦИЯ
И ИМПУЛЬСНАЯ ЭЛЕКТРОНИКА
Во время импульсного переключения полупроводниковой структуры, ход и
длительность
переходного
процесса
зависят
от
скорости
нарастания
концентрации носителей – электронов или фотонов, до уровня насыщения или
инверсной населенности. Ускоренное увеличение плотности тока сокращает
время зарядки емкостей в структурах. Быстрее устанавливается напряженность
электрического поля и скорость дрейфа носителей в электронных элементах. В
лазерах быстрота нарастания концентрации фотонов сокращает переходной
процесс импульсного излучения.
Предложено во время включения полупроводникового электронного или
фотонного элемента из постороннего лазера синхронно произвести инжекцию
сверхкороткого импульса фотонов в активную область включаемой структуры.
Возбужденный фото ток создает прирост плотности суммарного тока в процессе
переключения. Впрыск фотонов в инжекционный лазер увеличивает их
концентрацию и ускоряет начало стимулированного излучения. Такой способ
переключения ПП элементов существенно увеличивает скорость их перехода из
режима отсечки в насыщение и увеличивает способность генерировать
импульсные колебания с более высокой частотой повторения. Предложенная
синхронная
инжекция
фотонов
в
разные
элементы
электроники
и
оптоэлектроники изменяет в них протекающий импульсный процесс и
параметры формируемых колебаний. Поэтому элементы, работающие на
принципе инжекции синхрофотонов, обоснованно выделить в отдельное
направление и его называть синхро-фотонная электроника (15 А. с.).
Назрело обобщение исследованных переходных и импульсных процессов в
обширной элементной базе полупроводниковой электроники, чтобы ее отделить
от СВЧ электроники. Существуют очевидные признаки и даже критерии,
которые четко характеризуют импульсную работоспособность определенных
типов элементов на СВЧ. Их достаточно проклассифицировать, определить им
присущие особенности, систематизировать и сформулировать отдельное
204
направление
Импульсной
электроники.
Оно
объединит
электронную
и
фотонную электроники, которые работают в савокупности, одна другую
дополняя в режиме генерации или формирования импульсных колебаний.
Учитывая эти предложения, основные результаты исследований этой главы
опубликованы в [A. c.  14, 15, 16, 18, 19; 14*, 29*, 32*].
7. 1. Синхро-фотонная лектроника
7. 1. 1. Работа и свойства синхро-фотонных элементов
Переходная характеристика включения любого ПП элемента по форме и
параметрам существенно отличается от единичной функции с заданной
амплитудой. На ПХ накладываются выбросы или затухающие релаксационные
колебания. Во время включения элемента до полного его отпирания, во время
инжекции носителей или их генерации (электронов, фотонов) протекают для
каждой структуры доминирующие процессы. В электронных структурах током
заряжаются емкости и вся длина канала переноса заполняется носителями до
уровня максимального тока или насыщения. В фотонных структурах, импульс
тока через соединительный золотой проводок заряжает емкости лазерного
кристалла и электроны накачиваются до инверсной населенности. Начинается
генерация лазерного излучения. В обеих случаях постоянная времени
возбуждения доминирующего процесса пп(u,i,t)=Rэкв(u,i,t)∙Cэкв(u,i,t) зависит от
синхро-фотонной инжекции и через ток от режима работы. Синхрофотоны
постоянную времени пп(u,i,t) уменьшают. Поэтому в транзисторах, работающих
с синхрофотонами граничная частота fТ(u,i,t) увеличивается

fT t nn  
1
1

2 nn 2
kT CЭ  С К  С П 
Б К .
qI k
1
 S сф 
kT CЭ  С К  С П 
 Б   К 
 1 


P

t
S
сф
сф


I Э t пп q  q 2 1  r  
hv
(7.1)
(7.2)
где kТ – постоянная Больцмана и температура; q – заряд электрона; СЭ(UЭ),
CK(UКБ), СП – емкости эмиттера, коллектора и другие, IЭ –ток эмиттера, IЭ≈ IК; hv
– энергия фотона;  и r – коэффициенты поглощения и отражения;  – квантовая
205
эффективность; Pсф tсф / hv – общее число фотонов, падающих на поверхность
кристалла в единицу времени ∆tсф в течении фотосинхронной инжекции; Sсф/S –
отношение освещаемой поверхности ко всей поверхности канала переноса
носителей в структуре; Б и 
К
– время пролета носителей через слой базы и
обедненный слой коллектора.
Минимальное отражение (1─ r) потока фотонов Pф, подбор их энергии hv и
освещаемая часть поверхности канала переноса электронов (1─Sсф/S)→0
определяют фотогегерацию тока по объему активной части структуры. При этом
важно расположение окна и его параметры для максимального впрыска фотонов
в кристалл. Фото электроны и инжектированный ток эмиттера Iэ создают
суммарный рабочий ток. Продолжительность синхронной инжекции фотонов
выбирается меньше длительности переходного процесса включения ∆tсф<∆tпп.
Импульс синхро-фотонов получают из синхронизирующего лазера, когда он
выдает первое короткое релаксационное колебание колокольной формы.
В лазерах оптический процесс постороннего воздействия при включении 
синхронная инжекция фотонов, пополняет начальную их концентрацию. Тут
важен момент начала синхронной инжекции, ее продолжительность по
сравнению с длительностью переходного процесса, интенсивность и энергия
фотонов hv. Для оптимального выбора этих условий в 7.1.4 решена система
скоростных уравнений. Предложенный и разработанный способ синхронной
инжекции фотонов существенно сокращает переходной процесс включения
tПХ=3 в разных элементах электроники и оптоэлектроники.
7. 1. 2. Синхро-фотонные транзисторы
Транзисторы с окном в корпусе для принятия фотонов из вне отсутствуют.
Поэтому эксперименты проведены на биполярном n-p-n транзисторе МП40 с
открытым корпусом. Генерация синхро-фотонного импульса выполнена на
твердотельном импульсном лазере АИГ: Nd типа ЛТИПЧ-7 с перестраиваемой
частотой и работающего от внешнего запуска. Изменяя частоту ν оптимизирован
коэффициент поглощения α. Система зеркал позволила импульсом света облу-
206
чить n-p-n структуру. Импульс тока, длительностью 50 нс, из генератора Г5-15
(рис. 7.1) переключал транзистор и получена переходная характеристика 1,5 мкс
(1500 нс). Синхро-фотонный импульс длительностью 10 нс время включения
транзистора сократил до 5 – 10 нс.
а
б
в
Рис. 7.1. Принципиальная блок-схема формирователя импульсов на синхрофотонном n-p-n транзисторе (а) и осциллограммы переходных характеристик
формируемых колебаний (б) без воздействия из вне и при наличии синхрофотонной импульсной синхронизации (в).
Экспериментально также исследовано синхро-фотонное переключение
ключа на полевом транзисторе КП903А с затвором на p-n переходе. Инжекция
фотонов в структуру проведена через вскрытый участок корпуса. Наличие
непрозрачных металлизаций истока и стока и большая апертура излучения
лазера создали достаточно большой коэффициент отражения. Источником
оптических импульсов послужил полупроводниковый лазер с выходной
мощностью
излучения
в
импульсе
3
Вт.
Переходные
характеристики
сократились в несколько раз или даже на порядок.
Метрологические генераторы на биполярных или полевых синхро-фотонных
транзисторах
предлагается
применять
при
исследовании
и
аттестации
элементной базы импульсных элементов электроники нового поколения с пико –
фемто секундными временами переключения.
7. 1. 3. Синхро-фотонные лавинно–пролетные диоды
Во время включения лавинно – пролетного диода в его базе доминируют два
фактора: необходимое или близкое к достаточному количество носителей для
начала
лавинного
электрического
насыщения.
поля,
их
размножения
которая
Синхронная
и
стремится
инжекция
нарастающая
достичь
фотонов
напряженность
дрейфовую
вызывает
скорость
генерацию
фото
207
носителей для ускорения начала и более интенсивного лавинообразования. Так
ускоряется ход процессов включения диода. Поэтому IMPATT и TRAPATT
диоды обладают большой чувствительностью к импульсному оптическому
воздействию. Здесь важно выбрать оптимальный момент начала фото
синхронизации, ее продолжительность, интенсивность и энергию фотонов.
Длительность световых импульсов не должна превышать время рассасывания
плазмы в процессе выключения.
Исследованы
в
импульсном
режиме
работающие
синхро-фотонные
TRAPATT диоды. Численно промоделированы два предельные случаи:
1. nф << nnп, когда концентрация фотовозбужденных носителей заряда nф
мала и фототок увеличивает только начальный ток диода Jф+Jн ;
2. nф ≈ nnп и nф приравнивается к концентрации носителей заряда в плазме nnп
и большой фототок суммируется с током плазмы Jф+ Jnп.
В скоростных уравнениях член А(х, t) учитывает фотогенерацию носителей
заряда и он рассчитывается по таким формулам
А(х, t) = Ам А1(х) А2 (t),
(7.3)
А1(х) = exp(
(7.4)
х ∕ ℓф)
sin / tu  t  t0 , t0  t  t0  tu ,
A2 t   
, t 0  tu  t  t 0 ,
0
(7.5)
где ℓф ≈ 12 мкм в кремнии, длина волны λ= 0,9 мкм, tз ⌐ время задержки синхрофотонного колоколообразного импульса - полосинусоиды А2 длительностью tи
относительно времени начала генерации лавины t=0, Ам см-3∙пс-1 ⌐ максимальная
интенсивность фотогенерации носителей заряда.
При постоянной инжекции фотонов (tз = 0) с интенсивностью Ам = 1013см-3∙пс-1
(рис. 7.2, а), в диоде генерируется фототок и он безперерывно пополняет
начальный ток диода. Увеличивается проводимость в базе, напряженность поля не
достигает максимума, идет неэффективная генерация колебаний малой амплитуды.
Режим работы оптимальный, когда импульс фотонов в диод поступает перед
началом ударной ионизации. Фотогенерация возбуждает носители для их участия в
ионизации и образовании лавины, генерации колебаний большой амплитуды ( tз =
208
45 пс с Ам = 1014 см-3∙пс-1). Генерация колебаний эффективна при задержке синхро
импульса (35 пс < tз), чтобы обе составляющие тока – электронная и
фотоэлектронная по величине были сравнимы. Подбором задержки tз возможна
синхронизация при меньшей интенсивности освещения Ам (рис. 7.2, б).
а
б
Рис. 7.2. Изменение напряжения на синхро-фотонном TRAPATT диоде во время
его включения с учетом времени задержки tз начала инжекции синхроимпульсов tи
= 50 пс разной (а) и постоянной (б) интенсивности Ам см-3∙пс-1. J= 6,4 кА∕см2.
Профиль легирования N+N перехода на краю базы диода оказывает
существенное влияние на эффективность импульсной фотонной синхронизации.
Анализ показал, что в диодах с большей крутизной
профиля N+N за счет
диффузии носителей величина начального тока больше и поэтому требуется
синхро импульс с большей интенсивностью Ам светового потока.
TRAPATT диоды работают в импульсном режиме питания с микросекундной
их длительностью. При их включении начальный ток первого периода занижен и
имеется разброс периода первых генерируемых колебаний. Синхро фотоны
выравнивают
величину
суммарного
тока
и
разброс
первых
периодов
уменьшается (рис. 7.3). Синхронная инжекция импульса фотонов с повышенной
его интенсивностью до Ам = 1015см-3∙пс-1 во время сильной ударной ионизации
увеличивает эффективность лавинного умножения электронов и дырок. При
разной величине задержки tз светового импульса, концентрация зарядов в плазме
может резко увеличиться и это требует большего времени их рассасывания
(рис.7.4). При этом длительность периода колебаний имеет свой предел.
При
напряжении
ниже
пробивного,
синхро
импульсы
большой
интенсивности Ам в структуре диода могут самостоятельно возбудить лавинное
размножение носителей. Такой режим работы увеличивает длительность
переходного процесса. Инжекция импульсов фотонов с одинаковой интенсивностью Ам не в объем активной области, а параллельно плоскости p-n перехода
209
не способна изменить ударную ионизацию и колебания генерируются подобные
показанным на рис. 7.3.
а
б
в
Рис. 7.3. Зависимость нестабильности периода первых генерируемых колебаний
синхро-фотонным TRAPATT диодом во время переходного процесса включения
при разной интенсивности синхронной инжекции: а - Ам = 2∙109; б - Ам = 2∙1011;
в- Ам = 2∙1013см-3∙пс-1. tз = 0; J= 6,4 кА∕см2.
а
б
в
Рис. 7.4. Изменение напряжения на синхро-фотонном TRAPATT диоде во время
его включения (а,б) и длительность первого периода колебаний (в) при разном
времени задержки tз начала инжекции синхроимпульсов. а - tз = 30 пс; б - tз = 90
пс; в - tз = 30 ─ 160 пс; Ам = 2∙1015 см-3∙пс-1; J= 6,4 кА∕см2.
Кратковременное оптическое воздействие на TRAPATT структуру во время
первой фазы переходного процесса сокращает его длительность. Это один из
радикальных способов включения TRAPATT генератора без задержки (рис. 7.5).
б
а
в
Рис. 7.5. Напряжения на диоде (а), в резонаторе в плоскости диода (б), на
нагрузке (в) при интенсивном (Ам=1015см-3∙пс-1) оптическом кратковременном
(50 пс) воздействии на диод в начале включения импульсного TRAPATT
генератора.
Сотрудничая с предприятием СВЧ электроники в Москове, было освоено
опытное производство синхро-фотонных IMPATT и TRAPATT диодов (рис. 7.6).
Экспериментальное
их
исследование
в
режиме
генерации
импульсных
колебаний на разработанном стенде (рис. 7.7) проведено в Вильнюсском
210
университете. Источник питания диода на ртутном реле формирует импульсы
питания с фронтом 0,3 - 0,5 нс. Оптические синхро импульсы генерирует
гетеролазер на GaAlAs (λ=0,87 мкм), мощностью 7-15 мВт. Суммирование
треугольного синхро импульса фотонов, задержанного относительно фронта
диод питающего импульса с TRAPATT колебаниями, исключает нестабильность
переходных процессов включения генератора. Так обеспечивается стабильная
синхронизация процессов для регистрации осциллограмм колебаний на экране
осциллографа с полосой пропускания более 10 ГГц.
а
б
Рис. 7.6. Схематическое изображение структуры синхро-фотонного TRAPATTдиода (а). Его внешний вид и габариты - длина 10 мм, контактное кольцо D = 4
мм с колодцем d = 2 мм, на дне которого оптическое окно и диод СВЧ (б).
Рис. 7.7. Схема стенда для исследования синхро-фотонных TRAPATT диодов в
режиме генерации импульсных колебаний. 1- источник импульсов питания
диода; 2- ответвитель синхроимпульсов; 3 и 4- генератор импульсов накачки и
гетеролазер; 5- световод; 6- генератор треугольных импульсов; 7короткозамыкатель; 8- плавный переход; ℓ1 и ℓ2 – отрезки коаксиального
резонатора.
211
а
б
в
г
Рис. 7.8. Осциллограммы импульсов синхро-фотонного TRAPATT генератора
N+PP+ типа с Uпр= 150 В. Плотность светового потока Рф= 0 (а) ; Рф= 36 Вт/см2 (б);
Рф= 39 Вт/см2 (в); Рф= 50 Вт/см2 (г). Вертикально - 20 В/дел; горизонтально - 0,2
нс/дел.
В Р–диодах при оптическом воздействии во время лавины, концентрация
заряда плазмы уменьшилась и сократилось время ее рассасывания. Поэтому на
осциллограммах
(рис.7.8)
увеличилась
крутизна
спадов
импульсов
и
существенно повысилась частота повторения генерируемых колебаний.
Предложены схемы генераторов с синхро-фотонными TRAPATT диодами (6
А. с., 11 А. с., 14 А. с., 16 А. с., 18 А. с.). В одной начало импульсного питания
коммутируется лазером и сокращается длительность переходного процесса
включения, исчезает дрожание генерации. В другой схеме генератора, оптическая
обратная связь позволяет устранить пик перенапряжения, вдвое сократить длину
резонатора, улучшить форму импульсов. Так же предложено в одном конце
резонатора разместить светочувствительный высокоомный материал и нагрузку, а
в другом гетеролазер. В определенные моменты времени он через световод подает
импульсы света на высокоомный материал и его закарачивает. Такое устройство
генерирует сдвоенные и укороченные импульсы со свехвысокой частотой
повторения при значительно меньших габаритах резонатора. В устройствах с
синхро-фотонными элементами актуально уменьшить оптические потери и между
лазерами обеспечить развязку по требованиям СВЧ. Предложена система, в
которой TRAPATT диод или другой элемент  гетеролазер и световод размещены
на одном основании с технологически выполненной разовой настройкой для
зафиксированной соосности. Так создан модуль СВЧ диода (TRAPATT) с лазером
при однократной и жесткой юстировке.
212
7. 1. 4. Синхро-фотонная инжекция в гетеролазер
Время установления инверсной населенности в лазере и начало лазерного
излучения зависят от RCL компонентов структуры, величины тока и параметров
структуры. В процессе включения наступает момент, когда концентрация
накапливаемых электронов приближается к инверсному уровню, а спонтанная
генерация фотонов только начинается. Затягивается нарастание фронта
импульса лазерного излучения. Задержка взаимодействия света и носителей
заряда на вершину импульса накладывает колебания. В узкополосковых лазерах
во время переключения гашение таких колебаний решено путем постоянной
инжекции фотонов. Однако при этом переходная характеристика затягивается.
Предложено во время переключения лазера на его активную область
воздействовать сверхкоротким импульсом фотонов колокольной формы из
другого лазера и увеличить их концентрацию в основном лазере перед началом
его
перехода
в
процесс
стимулированного
излучения.
Так
гасится
релаксационное колебание и сокращается переходной процесс включения лазера
(15 А. с.) (рис.7.9).
Рис.7.9. Схема включения лазера , работающего в синхро-фотонном режиме и
временные диаграммы электрических импульсов, также плотности электронов и
фотонов в резонаторе основного лазера. I единичный перепад тока из
генератора импульсов I1 импульс тока в другой лазер V2 Sg импульс фотонов
из лазера V1 в лазер V2 N, S  плотность электронов и фотонов в резонаторе
основного лазера.
213
Исследованы процессы в инжекционном лазере во время его включения
импульсным током накачки (n – электроны) с синхронной инжекцией (∆tэф)
фотонов (sп) в его активную среду. Анализ проведен путем численного
интегрирования скоростных уравнений. При решении многомодовых и
одномодовых уравнений принципиальных отличий не обнаружено и поэтому
анализ проведен нормированными одномодовыми уравнениями:
dn / d  i  n  ns
ds / d   ns  s  n  sп .
(7.6)
Во втором уравнении учтены синхронно инжектированные фотоны sп.
Количество фотонов нормировано и при токе i = 0, sп= 1 и s=1. Моделирование
показало, что при импульсной инжекции фотонов из синхронизирующего лазера в
основной лазер, необходимо учитывать такие факторы: совместимость лазеров по
спектральному составу излучения, режим работы и уровень накачки основного
лазера, форму, временные параметры и амплитуду синхроимпульсов, момент
начала
синхронизации
на
каждом
периоде
переключения.
Минимальная
длительность переходного процесса и гашение релаксационных колебаний на
вершине ПХ достигаются при выполнении таких условий:
1 – выбирается оптимальный режим работы основного лазера;
2 – синхроимпульсы близки к колоколообразной форме с заданной амплитудой. Их длительность (0,05 – 0,005)е - времени жизни неосновных носителей
заряда в основном лазере. Фронт короче спада;
3 – в каждый период генерации, синхронизирующий лазер излучает только
одно первое релаксационное колебание с заданными параметрами;
4 – инжекция фотонов в основной лазер начинается, когда концентрация
электронов в инверсном состоянии близка к стационарному значению и
излучение начинает переходить из спонтанного в индуцированное. Момент
начала накачки второго лазера выбирается элементами задержки и длится ∆tэф.
Увеличение скорости нарастания концентрации фотонов в активной среде
основного лазера формирует оптические импульсы с более коротким фронтом и
без релаксаций на его вершине. При фиксированном моменте начала инжекции
214
фотонов, увеличение тока накачки i основного лазера требует большей
амплитуды синхроимпульса sп и меньшей его задержки ∆tэф.
Исследованы процессы в основном лазере во время его синхронизации (рис.
7.9, рис. 7.10). Когда электроны в инверсном состоянии близки к стационарному
уровню (примерно до 0,95) , а плотность фотонов в резонаторе еще незначительна,
при амплитуде sп синхроимпульса нарастание импульсного тока i создает начало
формирования импульса с фронтом минимальной длительности (рис. 7.10, б).
Релаксационные колебания гасятся, когда синхроимпульсы создают стационарное
значение плотности фотонов раньше, чем этот уровень достигают электроны.
а
б
Рис.7.10. Зависимость длительности фотоносинхроимпульсов n (а) и
длительности фронта ф (б) формируемых импульсов без релаксационных
колебаний на их вершине
от амплитуды импульсов инжектируемых
синхрофотонов sп. Нормированный импульсный ток i накачки переключаемого
лазера –––––– 1,5, – – – 2, ––– 2,5 и в нем нормированная плотность электронов
в начале синхронизации: 1 – 0,85, 2 – 0,90, 3 – 0,95, 4 – 0,99.
Когда инжекция импульса фотонов в основной лазер начинается раньше
оптимального момента времени   0  , в резонаторе этого лазера концентрация
электронов еще недостаточна и она не создает оптическое усиление. Во время
действия синхроимпульса, плотность фотонов не достигает свое стационарное
значение и на фронте формируемого импульса появляется ступенька,
превышающая 10 установившегося значения концентрации фотонов. На
выходе основного лазера она увеличивает длительность фронта ф (рис. 7. 10, а).
Когда синхронизация запаздывает по отношению к оптимальному моменту ∆ ≥
215
0, в лазере имеется значительная концентрация фотонов и фронт формируемых
импульсов
изменяется
несущественно.
Релаксационные
колебания
sp
минимальны или погашены при оптимальном моменте начала синхронизации ∆
= 0 (рис. 7. 10, б). Из анализа следует, что система достаточно чувствительна к
моменту начала синхронизации. Отклонение амплитуды импульса фотонной
синхронизации sп  sп  sопт  / sопт и момента начала ее воздействия ∆ =( ─опТ)
∕опТ от оптимального режима увеличивает длительность фронта ф (рис. 7.11).
а
б
Рис.7.11. Длительность фронта ф (а) и амплитуда первого периода
релаксационных колебаний sp (б) формируемых импульсов основным лазером
при отклонении момента ∆ начала его синхронизации и амплитуды ∆sп
синхроимпульсов от оптимальных значений. Амплитуда импульса тока накачки
в 2 раза больше порогового значения.
Для устранения обратной связи между основным и синхронизирующим
лазером они
разносятся или имеется специальное окно для синхросвязи.
Предложенный способ синхрофотоники не имеет принципиальных ограничений
для работы на СВЧ. Рекомендуется его применять как источник импульсов в
устройствах метрологии с пикосекундными временными параметрами и
минимальными релаксационными искажениями генерируемых импульсов.
7. 1. 5. Модуляция лазера электрическими и оптическими сигналами
Теоретически исследована модуляция гетеролазера синусоидальными
электрическим и оптическим синхронными сигналами. Численное решение
системы одномодовых нормированных скоростных уравнений (6.18) позволило
определить зависимость глубины модуляции  и амплитуды переменной
216
составляющей излучения P~ от амплитуды I пер и частоты  переменного тока
накачки, величины тока смещения io, разности фаз  между электрическим
током и оптическим сигналами при разных параметрах лазера. Из
синхронизирующего лазера в основной лазер фотоны инжектируются по закону
sп = sп~(1+ sinн), где sп~ –поток фотонов.
В расчетах значения sп~ изменялись от 0,001 до 0,1, ток смещения io лазера от
1,2 до 2,0. Амплитуда переменного тока I пер меньше тока смещения io. Отношение
времени жизни электронов к времени жизни фотонов 1001000. Фактор
спонтанного излучения 10-50,1. При отсутствии инжекции фотонов, глубина
модуляции током I пер достигает 65 и 35 %.
На рис. 7. 12 показана зависимость глубины модуляции  излучения основного
лазера от разности фаз  между синусоидальным током его накачки I пер и
синусоидальным потоком инжектируемых фотонов sп~ в режиме малого сигнала
( I пер ) с нормированной частотой  н . При спонтанном времени жизни электронов
равном 1 нс, относительные единицы частоты соответствуют гигагерцам.
Важна разность фазы между сигналом инжекции и сигналом синхронизации.
При разности фаз =01,6 рад (рис. 7. 12, а), за счет величины токов (i0 и I пер ) в
резонаторе основного лазера плотность фотонов находится в оптимальной фазе
с переменной инжекцией фотонов sп~ из второго лазера. Поэтому при любом
дополнительном наращивании интенсивности
sп~,
глубина модуляции

увеличивается (кривые 4. 3. 2. 1 и 6. 5). Большой ток смещения требует большей
инжекции фотонов (кривые 3. 1 и 6. 5). Только высокая концентрация фотонов
основного лазера может создать эффективную модуляцию излучения.
При разности фазы  = 3,54,5 рад, в резонаторе лазера ток накачки
сохраняет минимальную плотность собственных фотонов, а второй лазер
инжектирует
их
максимум.
Наличие
инжекции
фотонов
существенно
увеличивает глубину модуляциеи. Однако работая в широком диапазоне частот
нужна оптимальная его пропорция (рис. 7. 12, б, крив. 4. 6. 2 и 3. 5. 1). Анализ
показал, что оптимальный режим модуляции зависит от рабочей точки i0,
амплитуды тока накачки I пер , инжекции фотонов sп~ и разности фаз =01,6 рад.
217
Предложен и разработан способ преобразования электрического частотно или
фазо-модулированного сигнала в амплитудно-модулированный оптический
сигнал (19 А. с.). На вход основного лазера подается ток с переменной частотой
и с переменной фазой по сравнению к током, модулирующим подсвечивающий
лазер с амплитудно-модулированным сигналом. Способ работает в широком
диапазоне на СВЧ.
а
б
Рис. 7. 12. Зависимость глубины модуляции  излучения основного лазера
от разности фаз  между синусоидальным током его накачки I пер и
синусоидальным потоком инжектируемых фотонов sп~ (а) и их частоты H (б). а
– нормированная частота накачки H = 2,0; токи модуляции I пер = 0,1 и
смещения основного лазера i0=1,2 (1–4), 1,5 (5, 6); фотоны модуляции sп~ = 0,1
(1), 0,03 (2), 0,01 (3), 0,001 (4), 0,1 (5), 0,01 (6). б – фаза  =5 рад; sп~ =0 (1, 3, 5),
0,1 (2, 4, 6); i0=1,2 (1, 2), 2,0 (3, 4, 5, 6); I пер = 0,1 (1, 2, 3, 4), 0,2 (5, 6).
7. 2. Импульсная электроника и характерные ее особенности
Полупроводниковая СВЧ электроники в литературе рассматривается как
отдельная дисциплина и ей посвящены фундаментальные работы. При этом
переходные процессы и импульсные свойства ПП электроники излагаются как
одна из особенностей физики и электроники. Отсутствует с единых позиций
изложение основ импульсных процессов в ПП элементной базе – структурах
приборов, работающих на СВЧ в режиме большого сигнала с пико – фемто
секундными
временами
переключения.
Необходима
методика
анализа,
позволяющая сравнивать процессы в ПП элементах, работающих на разных
физических принципах. Импульсные устройства, работающие со сверхвысокой
частотой повторения, получили широкое применение (глава1;1,4). Поэтому в
физике и электронике ПП импульсную тематику необходимо анализировать и
оценивать как отдельное направление и его называть Импульсная электроника.
218
В отличие от электроники СВЧ, элементы импульсной электроники
формируют пико – фемто секундные сгустки носителей  электронов, дырок или
фотонов определенной формы с характерными временными параметрами и
сверхвысокой частотой повторения. В процессе генерации колебаний эти
сгустки носителей из кристалла поступают в волновод и возбуждают пакеты
ТЕМ волн с широким спектром гармоник, которые образуют видео импульсы. В
процессе генерации таких колебаний отсутствует резонансная система. Эти
отличительные
устройствами
особенности
импульсной
дают
и
СВЧ
качественное
электрониками.
разграничение
На
частотах
между
ниже
гигагерцового диапазона, различные устройства электроники, включая и
импульсные, работают на элементах универсальной электроники широкого
применения. На этих частотах методы СВЧ электроники также не работают.
Перечислим эффекты или механизмы, способные в ПП кристаллах или иных
образованиях генерировать или формировать сгустки электронов, фотонов
конкретной формы с импульсными параметрами:
– перенос носителей через кристалл структуры с увеличивающейся их
плотностью по сравнению с плотностью управляющего тока или лавинное
размножение в пределах конкретных временных параметров при скорости
переноса стремящейся к насыщению. Так работают биполярные и полевые
транзисторы, транзистор с проницаемой базой, ТРАПАТТ диоды в режиме
большого сигнала в процессе формирования или генерации импульсных
колебаний. Главные их параметры - форма импульсных колебаний и частота их
повторения на СВЧ в ГГц, амплитуда;
– перенос потока носителей и его коммутация в транзисторных структурах
интегральной электроники. Перепады напряжения формируют сигналы в
цифровом коде для обработки информации с гигабитовым быстродействием;
– накопление неосновных носителей в p-n структуре, где время их жизни и
резкое
переключение
в
состояние
обратной
проводимости
составляют
отдельную группу диодов. В эту группу эффектов с подобной быстротой
переключения следует включить каплей ртути смачивание металлических
219
контактов – ртутное реле, силой тока перевод элемента из свехпроводящего
состояния в омическую проводимость – криоэлементы. Такие элементы в СВЧ
тракте на нагрузке 50 Ом формируют нано – пикосекундые перепады тока с
килогерцовой частотой повторения и с амплитудой в единицы вольт.
– резонансное туннелирование в структурах со сверхрешеткой создает
основу для развития многофункциональных электронных и оптоэлектронных
элементов с ОДП, сверхвысоким быстродействием и достаточной амплитудой;
– лазерное излучение на двойной гетеро структуре и ее модификации при
электрическом воздействии формируют или в системе с внешним резонатором
генерируют световые импульсы со сверхвысокой частотой повторения;
– процесс переключения элемента ПП электроники синхронно двумя
однотипными (фотоны – фотоны ) или разнотипными ( электроны – фотоны )
сигналами с одинаковой частотой повторения, но с разными другими
параметрами. Такие элементы имеют окно в корпусе для принятия импульса
фотонов в свою активную среду. Во время переходного процесса из стороннего
лазера в основной лазер инжектируется световой импульс. Он увеличивает
концентрацию фотонов, а в транзисторе, диоде или другом электронном
элементе генерирует фото электроны и увеличивает плотность нарастающего
тока. В обоих случаях воздействие импульсом фотонов существенно сокращает
переходной
процесс
и
увеличивает
частоту
повторения
генерируемых
импульсов. Такие двухполюсники и четырехполюсники имеют по два входа.
Для генерации электрических или световых колебаний элементу импульсной
электроники подбирается схема. Через нее подается питание и кристалл
приспосабливается для работы в СВЧ тракте. Так создается устройство метода
генерации или формирования импульсных колебаний на ПП кристалле. При
этом физический механизм динамики носителей в кристалле имеет решающее
значение. Способность метода генерировать колебания и савокупность других
факторов с учетом RCL, волноводной системы с ее согласованием определяют
форму колебаний, временные и частотные их параметры, амплитуду.
Теоретическое и экспериментальное исследование импульсных процессов в
220
разных ПП элементах позволило приблизиться к предельной максимальной
частоте повторения импульсных колебаний, формируемых рассмотренными
физическими эффектами и на их основе разработанными методами генерации.
Это наиболее актуально для метрологии с ее требованиями к форме и
параметрам сигналов для аттестации ПП структур электроники и разных
импульсных устройств. Однако, основным доминирующим элементом остается
транзистор и поэтому актуально постепенное увеличение его быстродействия.
Предельная импульсная работоспособность транзисторов и других элементов
электроники зависит от многих факторов и характеризуется параметрами,
которые являются общими для части или всей импульсной электроники. Они
могут быть перечислены в таком порядке:
1. Полупроводниковая структура с граничной частотой fT 
1
2 ЭК
создает
время переноса Э электронов на нагрузочной прямой в заданной рабочей точке
в режиме малого сигнала. Э минимально при максимальной скорости переноса
через сверхкороткий участок структуры при малых значениях RCL образований.
2. В импульсном режиме большого сигнала время переноса  ЭК iK , u K 
следует по закону динамики положения рабочей точки на линии нагрузки в
fТ(i,u) – поле. При переключении из состояния отсечки до насыщения, поле
изменяется с постепенным нарастанием граничной частоты от
минимального значения до максимального fТ макс и ток увеличиваясь выходит
на линию критического режима i( fТ макс ) ≈ 0,9 Iмакс. Время переноса электронов
 ЭК iK , u K  минимально. При
выключении, процессы
изменяются по
зеркальному отображению динамики fТ(i,u).
3. Коэффициент усиления тока  i, u  в процессе переключения нарастает по
закону, аналогичному или близкому к закону изменения fТ(i,u).
4. В каждый момент времени (∆t→0) импульсного включения, электроны
инжектированные в пролетное пространство – базу, канал за одинаковый
221
отрезок времени tпрол достигают их собирающий электрод – коллектор или сток.
Исключается или уменьшается диффузия растекания электронов в боковые края
структуры и время высасывания электронов минимально. До минимума
сокращается переходной процесс. Эти условия обеспечивает конфигурация,
размеры и расположение электроны эмитирующего и собирающего переходов.
5. Режим работы импульсного элемента выбирается так, чтобы нагрузочная
прямая пересекала линию критического режима на участке максимального
сгущения линий fT-поля вблизи ∆ fТ макс . Уровень ограничения запускающего
СВЧ сигнала выбирается оптимальным для получения максимальной частоты
повторения формируемых импульсных колебаний с достаточной их амплитудой.
6. Корпусированный или бескорпусный кристалл импульсного элемента в
СВЧ исполнении приспособлен для работы в коаксиальной или полосковой
системе и обеспечивает достаточную амплитуду импульсного тока на нагрузке
Rн=  =50 Ом. Эффективная работа ПП лазеров и фото элементов требует
оптимального их согласования с волноводным трактом.
7. Метод расчета импульсных процессов с максимальной частотой
повторения формируемых импульсных колебаний основан на времени переноса
носителей  ЭК iK , u K  . Это время переноса или обратная его величина –
граничная частота fТ(i,u) на СВЧ измеряется при помощи измерительных линий.
8. Изложенный принцип работы характеризует особенности и обязательные
свойства импульсного транзистора. Предложено его реализовать в структурах
элементов импульсной электроники.
Теоретическое и экспериментальное исследование показало, что биполярный
и полевой транзисторы с пикосекундной динамикой потенциального барьера
(эмиттера, барьера Шоттки), ударная ионизация в TRAPATT диоде с
субнаносекундным лавинным размножением носителей, пико-фемто секундная
лавинная генерация фотонов, пикосекундная синхро-фотонная инжекция
являются базовыми физическими эффектами для генерации импульсных
колебаний с гигагерцовой частотой повторения. Быстродействие перечисленных
физических эффектов и на их основе работающие ПП приборы электроники
222
комплексно исследованы в соответствующих главах настоящей диссертации.
Разработаны методы формирования и генерации импульсных колебаний с
частотой повторения до 2 – 4 ГГц.
Рассчитанно время переключения различных структур с микронными
размерами (глава 3). Без учета RCL образований оно составляет 10–15 пс. При
этом наличие эффекта растекания электронов в режиме большого сигнала
увеличивает длительность ПП. Эффект растекания электронов в разных
элементах может быть различным. Растекание минимально или близко к нулю в
транзисторе с проницаемой базой (рис. 7.13). Эффект переноса электронов через
базу  решетку необходимо причислить к факторам, увеличивающим
быстродействие импульсных элементов с пикосекундным – фемтосекундным
разрешением. Поэтому предлагается транзистор с проницаемой базой отнести к
образцовым элементам импульсной электроники. На рис. 7.13 показана одна
секция такого транзистора с размерами 1,7х0,6 мкм, в ней решетка 0,5х0,2 мкм.
Напряжение на сетке 0,72 В, на коллекторе 1 В.
а
б
Рис. 7.13. Распределение электронов в одной секции структуры транзистора с
проницаемой базой, спустя 1 пс (а) и 10 пс (б) с момента ее запирания.
Для
переключения
ПП
кристалла
в
режиме
генерации
колебаний
электрическое воздействие может быть из внешнего источника или созданное
положительной обратной связью. Период колебания охватывает переключение
структуры из состояния нулевого тока до
заданной постоянной или
максимальной плотности тока и возврата кристалла к нулевому току.
223
7. 3. Основные результаты и выводы
1. Предложен способ синхро-фотонной инжекции и он распространен на
разные элементы электроники – биполярные и полевые транзисторы, лавинно –
пролетные диоды, ПП лазеры. Теоретически и экспериментально показано
существенное сокращение переходного процесса включения синхронизируемых
электронных и фотонных элементов с гашением сопутствующих выбросов или
релаксационных колебаний на вершине формируемых импульсов.
2. Сформулированы оптимальные режимы работы элементов электроники и
оптоэлектроники для получения минимального времени переключения. Освоено
опытное производство синхро-фотонных лавинных IMPATT и TRAPATT
диодов. Показана возможность модуляции электрическими и оптическими
синхро-сигналами. Принцип действия и параметры синхро-фотонных элементов
их выделяют в отдельное направление и предложено его называть синхрофотонная электроника. Предусмотрено главное их назначение в метрологии для
аттестации элементной базы нового пико – фемто секундного поколения.
3. Сформулированы принципы направления импульсной электроники,
представлена ее элементная база с ее параметрами, предложены оригинальные
структуры биполярных транзисторов, TRAPATT диодов, сверхрешеток и ПП
лазера с выраженными импульсными свойствами. Эти структуры и способ
синхро-фотоники защищены авторскими свидетельствами СССР.
4. Проницаемая база транзистора во время включения способна обеспечить
равномерное распределение электрического поля в ПП структуре, отсутствие
расплывания электронов в края базы и минимальное время переноса при
нарастающем токе до максимума. Выключение протекает при обратном ходе
перечисленных
процессов.
Эти
условия
обеспечивают
достижение
максимального импульсного быстродействия при токе, достаточном для
формирования амплитуды импульсного колебания на согласованной нагрузке
волновода. Поэтому транзистор с проницаемой базой предлагается выделить как
образец или эталон элемента импульсной электроники.
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ
1. Исследована физика электрических и оптических импульсных процессов в
ПП-ых структурах и создана теория генерации импульсных колебаний на СВЧ.
Она подтверждена работой стендов на разной элементной базе, которые
генерируют импульсные колебания с частотой повторения до 34 ГГц и выше.
2. Генерация импульсных колебаний основана на способности физического
эффекта в ПП-ом кристалле за десятые доли полупериода колебания на СВЧ
переключать плотность потока носителей с нулевого уровня до насыщения при
их переносе с максимальной скоростью также стремящейся к насыщению. При
этом обязателен обратный  зеркальный ход процессов.
3. При включении физического эффекта (биполярный, полевой транзистор),
закон изменения fТ(iк,uк) – поля по линии нагрузки в семействе ВАХ определяет
скорость и время возрастания тока от нуля до насыщения. Величина тока на
согласованной нагрузке в волноводе создает амплитуду колебаний.
4. ПП-ые элементы работают на базовых физических эффектах. Исследованы
 потенциальный барьер (эмиттерный pn переход, барьер Шоттки в
транзисторах), ударная ионизация с лавинным размножением носителей
(TRAPATT диоды), резонансное туннелирование (сверхрешетки), генерация
фотонов ( ПП лазеры), синхро-фотонная инжекция носителей. По этому отбору с
физическим обоснованием выделено направление Импульсной электроники.
5. Кристалл ПП-ого элемента работает в согласованном коаксиальном или
полосковом волноводе. Для распространения сформированного импульсного
колебания неискаженной формы, гармоникам его спектра нужна полоса до
критической частоты волновода – высших типов диспергирующих волн (H11).
При генерации импульсов света лазер электрически согласован с волноводом и
импульсы из него передаются в световод с минимальным рассеиванием света.
6. Разработаны математические модели и методы расчета:
- универсальная двумерная модель на системе уравнений непрерывности,
Пуассона, токов и др. Учтитывается геометрия ПП-ой структуры, концентрация
примесей, профили легирования, расположение контактов, свойства материалов;
225
- одномерная модель на системе аналогичных уравнений с учетм ионизации и
лавинного размножения носителей, фотоноинжекции в TRAPATT диодах;
- система интегро-дифференциальных уравнений для анализа переходных
процессов по разработанной эквивалентной схеме транзистора на СВЧ;
- метод переноса для расчета импульсного процесса в транзисторе и
формируемых импульсов, их частоты повторения при разных параметрах ПП-ка;
- метод расчета генерации импульсов на TRAPATT диоде при синтезе данных
резонатора, учете параметров диода и генерируемых импульсов;
– метод расчета формы генерируемых импульсов света в ДГС лазере с внешним
резонатором при учете многократного их отражения от граней в активной среде.
7. Предложены, разработаны и экспериментально исследованы:
- методы генерации электрических и световых импульсных колебаний на
отобранных элементах и получена частота повторения до 3 – 3,5 ГГц и выше.
- способ измерения времени переноса носителей через структуру или граничной
частоты fт ПП–го элемента на СВЧ при помощи измерительных линий;
- оптоэлектронный способ определения электрофизических и геометрических
параметров области базы и коллекторного р-п перехода структуры транзистора;
- резонансный способ измерения барьерных и диффузионных емкостей;
- измерение длительности импульсов света по автокорреляционной методике;
- метод формирования высокоравномерных неограниченных по числу гармоник
спектров с малым пикфактором сигнала. Получена полоса 0 - 0,8 ГГц.
8. ПХ–ка транзистора однозначна, когда он переключается единичным
перепадом большого сигнала из источника напряжения и ток от нуля нарастает
до насыщения при конкретном включении с ОЭ, ОБ, ОК или ОИ, ОЗ, ОС.
9. ПХ–ка полевого транзистора на Si или GaAs с микронным каналом и с
затвором Шоттки, сравнима с временем пролета электронов на скорости близкой
к насыщению расстояние подзатворной части структуры. В структурах на InP
создается пульсирующий домен и он изменяет форму и длительность ПХ–ки.
226
10. В канале полевого транзистора на InP с затвором Шоттки теоретически
обнаружены во время переключения циркулирующие домены сильного поля.
Они возбуждаются, передвигаясь разрушаются и создают колебания СВЧ тока.
11. В конце базы TRAPATT диода у N+N или P+P перехода, носители и
напряженность поля, создающая дрейфовую скорость насыщения, вызывают
ионизацию и лавинное размножение носителей заряда. Крутизна профиля
легирования N+N или P+P перехода определяет диффузию носителей в базу.
12. Переходной процесс включения ТRAPATT диода длится до 15-25 нс;
13. В структуре со сверхрешеткой широкие потенциальные барьеры и узкие
потенциальные ямы увеличивают ток, напряжение и быстродействие. Наличие
секций с широкими – узкими – широкими потенциальными ямами изменяет
длину волны импульса света, выполняется его задержка и фото умножение;
14. На СВЧ есть участки частот, где модуль комплексного сопротивления р-n
гетероперехода ДГС лазера становится меньше всех сопротивлений его
структуры. Импеданс лазера перестает зависеть от тока смещения. Согласование
лазера с СВЧ трактом приводит к поглощению большой СВЧ мощности.
15. Предложена синхрофотоника. Во время перевода лазера из спонтанного в
индуцированное излучение, инжекция импульса фотонов из стороннего лазера в
основной, сокращает длительность ПП-са в нем и гасится выброс на вершине.
16. В биполярном и полевом транзисторе, синхрофотоника ПП-с сокращает в
несколько раз. В TRAPATT диодах с окном в корпусе для впрыска фотонов, ППс от 25 нс сократился до 1-2 нс, частота импульсов увеличилась на 20-25 %.
17. Результаты исследований внедрены в ВНИИРИП в разработки
измерительных импульсных генераторов Г5–85 с F 1 ГГц и Г5–96 с F 2 ГГц.
Сотрудничая с НИИ ПОЛЮС исследованы импульсные свойства ПП лазеров на
СВЧ, которые предназначены для генерации импульсов. В КБ объединения ЭРА
изготовлены синхрофотонные TRAPATT диоды с окном в корпусе. Для НИИ
ВЕНТА исследованы способы согласования кристаллов с их корпусами в ИС для
передачи гигабитовой тактовой частоты.
227
СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ
Статьи, вошедшие в Перечень изданий, рекомендованных ВАК РФ
1-1. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас, Ч.И. Павасарис. Формирователи
импульсов с высокой частотой повторения. Приборы и техника эксперимента. 1,
100–102 (1976).
2-2. Е.С. Бугаец, Ф.К. Вайтекунас. Формирователь М-последовательности со
сверхвысокой тактовой частотой. Радиотехника. 33 (8), 97–98 (1978).
3-3. Ф.К. Вайтекунас, К.В. Суткус. Температурная зависимость быстродействия
туннельных р-п переходов. Электронная техника. Серия полупроводниковые
приборы. 1, 3–6 (1979).
4-4. Ф. Вайтекунас, В. Жалкаускас, Г. Казакявичене. Влияние параметров
структуры и паразитных элементов полевого транзистора на форму и
длительность его переходной характеристики. Электронная техника. Серия 2,
Полупроводниковые приборы. М., 2, 54–61 (1982).
5-5. Ф. Вайтекунас, Ю. Вишняускас, С. Куршялис. Субгармоническое
возбуждение инжекционных лазеров. Квантовая электроника. 10 (2), 447–449
(1983).
6-6. Ф.К. Вайтекунас, В.Н. Богомолов, К.В. Суткус, А.И. Задорожный, Т.М.
Павлова. Эффекты переключения в кластерных кристаллах на основе теллура в
цеолите. Физика-техника полупроводников. Москва, 17 (4), 650–655 (1983).
7-7. Ф.К. Вайтекунас, В.Н. Богомолов, К.В. Суткус, А.И. Задорожный, Т.М.
Павлова, Г.Ю. Яшин. Определение времени установления токового режима в
районе N-образных всплесков ВАХ кластерного кристалла. Физика твердого
тела. Москва, 25 (11), 3448–3450 (1983).
8-8. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас, М.В. Мейлунас. Влияние крутизны
профиля легирования NN+ области на процесс образования и рассасывания
плазмы в кремниевых ТРАПАТТ диодах. Электронная техника. Серия
электроника СВЧ. М., 1 (361), 34–37 (1984).
228
9-9. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас, М.Ю. Филатов, Ю.З. Данюшевский,
Г.Э. Шименас. Исследование оптической модуляции генератора на лавинных
диодах. Электронная техника. Сер. Электроника СВЧ. М., 6 (366), 14–19 (1984).
10-10.
Ф.
Вайтекунас,
С.
Куршялис.
Синхронная
модуляция
полупроводникового лазера синусоидальным током и светом. Изв. ВУЗ-ов
СССР. Радиоэлектроника. Киев, 28 (12), 66–68 (1985).
11-11. Ф. Вайтекунас, В. Жалкаускас, Г. Казакявичене. Переходной процесс в
полевом транзисторе с затвором в виде барьера Шоттки. Электронная техника,
серия 2. Полупроводниковые приборы. Москва, 6 (179), 35–42 (1985).
12-12. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас, М.Ю. Филатов, Г.Э. Шименас.
Управление
колебаниями
ЛПД
при
помощи
постоянного
оптического
излучения. Электронная техника. Серия 1, Электроника СВЧ. Москва, 8 (392),
11–19 (1986).
13-13. Ф.К. Вайтекунас, В.И. Жалкаускас, Г.П. Казакявичене. Исследование
двумерных математических моделей полевого транзистора с затвором Шоттки.
Электронная техника, серия 2. Полупроводниковые приборы. Москва, 1 (180), 8–
15 (1986).
14-14. А. Гальванаускас, Ф. Вайтекунас, А. Кроткус, К. Суткус. Пикосекундное
оптоэлектронное
переключение
при
помощи
полупроводникового
инжекционного лазера. Квантовая электроника. 16 (5), 1057–1060 (1989).
Статьи в других изданиях
15-1. Ф.К. Вайтекунас, Е.С. Бугаец, А.И. Мамаев. Двоичное кодирование как
способ формирования спектра импульса. Техника средств связи. Серия
радиоизмерительная техника. Москва. 3, 13–19 (1976).
16-2. Ф.К. Вайтекунас, А.М. Власкин, Ч.И. Павасарис. Искажение импульсов в
схеме переключателя тока на транзисторах. Техника средств связи. Серия
радиоизмерительная техника. Москва. 3 (9), 74–78 (1977).
229
17-3. Ф.К. Вайтекунас, К.В. Суткус. Температурная зависимость быстродействия
туннельных диодов. Техника средств связи. Серия радиоизмерительная техника.
Москва, 3, 70–73 (1977).
18-4. Ф.К. Вайтекунас, Ч.И. Павасарис. Формирование импульсов с высокой
частотой повторения на переключателе тока. Техника средств связи. Серия
радиоизмерительная техника. Москва, 3 (15), 65–69 (1978).
19-5. Ф.К. Вайтекунас, Ч.И. Павасарис. Экспериментальное исследование
искажения формы скачкообразного сигнала в транзисторном ключе. Техника
средств связи. Серия радиоизмерительная техника. Москва. 3 (15), 70–78 (1978).
20-6.
Ф.К.
Вайтекунас,
Е.С.
Бугаец.
Повышение
быстродействия
формирователей М-последовательностей. Радиоэлектроника. Научные труды
ВУЗ Лит. ССР, 14, 208–212 (1978).
21-7. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас, Ч. Мачюлайтис, П. Мишкинис.
Индуктивные свойства Ge п-р-переходов при вторичном пробое. Литовский
физический сборник. XVIII (2), 219–225 (1978).
22-8. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас. Генерирование импульсов различной
формы TRAPATT диоде. Техника средств связи. Серия радиоизмерительная
техника. Москва, 3 (21), 87–90 (1979).
23-9. Е.С. Бугаец, Ф.К. Вайтекунас, Л.Л. Сакалаускас. Формирование
ступенчатых многоуровневых псевдослучайных сигналов с равномерным
спектром нижних частот. ЦООНТИ „ЭКОС“, Техника средств связи. Серия
радиоизмерительная техника 3 (28), 1–9, (1980).
24-10. Ф.К. Вайтекунас, А.М. Власкин, Ч.И. Павасарис, С.К. Куршялис.
Импульсно-формирующие свойства переключателей тока в субнаносекундном
диапазоне. Техника средств связи. Серия радиоизмерительная техника. Москва,
1 (33), 78–82 (1981).
25-11. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас, Ш.Л. Камальдинов, М.Ю. Филатов,
Г.Э. Шименас. Анализ внешней цепи генератора импульсов на ТРАПАТТ-диоде.
Техника средств связи. Серия радиоизмерительная техника. Москва, 3 (35), 11–
17 (1981).
230
26-12. F. Vaitiekūnas, J. Vyšniauskas. Differences of plasma formation and extraction
in p+nn+ and n+pp+ silicon TRAPATT structures. Electronics Letters. V. 17 (21), 822–
824 (1981).
27-13. Ф. Вайтекунас, Г. Дземида, Ю. Вишняускас, Г. Валинчюс, Д. Юзефович,
В. Курченко, О. Кузякин, Н. Филатов. Решение задач оптимального
проектирования и выбора значений параметров модели с использованием пакета
прикладных МИНИМУМ. Теория оптимальных решений. (Изд. ИМК АН Лит.
ССР, Вильнюс, 1984) 10, 77–97.
28-14.
Ф.К.
Вайтекунас.
Быстропротекающие
импульсные
процессы
в
полупроводниковых структурах. Литовский физический сборник. 2, 239–240
(1986).
29-15. Ф.К. Вайтекунас, С.К. Куршялис, Г.Ф. Вайтекунас. Теоретическое
исследование модуляции гетеролазеров синхронными импульсами тока и света.
ЦНИИ „Электроника“. Электронная техника, серия Лазерная техника и
оптоэлектроника. 1, 46–50 (1987).
30-16. Ф. Вайтекунас, Г. Бараускас, О. Василец, Ю. Вишняускас, М. Мейлунас.
Численное моделирование работы полупроводниковых диодных структур.
Алгоритмы и программы. (Фонд алгоритмов Вычислительного центра ВГУ,
объем 0,45 печ. листа. Вильнюс, 1987), 5, 9.
31-17. Ф. Вайтекунас, Ю. Вишняускас, Г. Шименас, А. Ваглис. Влияние
инфракрасного излучения на параметры импульсов ТРАРАТТ генератора.
Литовский физический сборник. 28 (1), 121–122 (1988).
32-18. Ф. Вайтекунас, С. Куршялис. Импедансы лазеров на двойной
гетероструктуре в СВЧ диапазоне. Литовский физический сборник. 28 (I), 95–96
(1988).
33-19. Ф. Вайтекунас, С. Куршялис, С. Стасявичюс. Субгармонический резонанс
в инжекционных лазерах. Литовский физический сборник. 30 (6), 732–741
(1990).
231
34-20. Ф. Вайтекунас, Г. Казакявичене, В. Жалкаускас. Ганновский домен в
полевом транзисторе с затвором Шоттки. Литовский физический сборник. 2,
238–242 (1991).
35-21. Ф. Вайтекунас, М.В. Зверков, В.П. Коняев, С.К. Куршялис, В.Д.
Курносов. Импедансы инжекционных лазеров в СВЧ диапазоне. Литовский
физический сборник. 31 (4), 393–404 (1991).
36-22. Ф. Вайтекунас, С. Куршялис. Согласование инжекционного лазера с СВЧ
линией передачи. Литовский физический сборник. 31 (6), 441–452 (1991).
37-23. Ф. Вайтекунас, В. Жалкаускас, Г. Казакявичене. Динамика электронов в
канале полевого транзистора с затвором Шоттки при его переключении
перепадом напряжения или тока. Литовский физический сборник. 32 (4), 578–
588 (1992).
Авторские свидетельства на изобретения
38-1. А. с. СССР № 543957. Функциональный генератор / Ф. К. Вайтекунас, Ч. И.
Павасарис. – „Бюллетень изобретений“. – 1977, № 3.
39-2. А. с. СССР № 664288. Формирователь прямоугольных импульсов / Ф. К.
Вайтекунас, Ч. И. Павасарис. – „Бюллетень изобретений“. – 1979, № 19.
40-3. А. с. СССР № 790200. Двухсторонний ограничитель импульсов / Ф. К.
Вайтекунас, Ч. И. Павасарис. – „Бюллетень изобретений“. – 1980, № 47.
41-4. A. с. СССР № 815857. Генератор электрических колебаний / Ф. К.
Вайтекунас, Ю. Б. Вишняускас. – „Бюллетень изобретений“. – 1980, № 11.
42-5. А. с. СССР № 842643. Устройство для измерения граничной частоты
транзисторов / Ф. К. Вайтекунас, Ч. И. Павасарис. – „Бюллетень изобретений“.
– 1981, № 24.
43-6. A. с. СССР № 843156. Генератор электрических колебаний / Ф. К.
Вайтекунас, Ю. Б. Вишняускас. – „Бюллетень изобретений“. – 1981, № 24.
44-7. А. с. СССР № 880197. Биполярный транзистор / Ф. К. Вайтекунас, Ч. И.
Павасарис.- 1980.
232
45-8.
А. с. СССР № 907786. Устройство для одностороннего ограничения
сигнал/ Ф. К. Вайтекунас, Ч. И. Павасарис. – „Бюллетень изобретений“. – 1982,
№ 7.
46-9.А. с. СССР № 972974. Полупроводниковый прибор со сверхрешеткой / Ф.
К. Вайтекунас, К. В. Суткус.- 1982.
47-10.A. с. СССР № 1017129. TRAPATT диод / Ф. К. Вайтекунас, Ю. Б.
Вишняускас.- 1983.
48-11.A. c. СССР № 1083329. Генератор электрических колебаний / Ф. К.
Вайтекунас, Ю. Б. Вишняускас. – „Бюллетень изобретений“. – 1984, № 12.
49-12.A. с. СССР № 1099794. Полупроводниковый прибор для инфракрасного
излучения / Ф. К. Вайтекунас, К. В. Суткус, В. И. Жалкаускас.- 1984.
50-13.А. с. СССР № 1123480. Биполярный транзистор / Ф. К. Вайтекунас, Ч. И.
Павасарис.- 1984.
51-14.A. с. СССР № 1140654. Полупроводниковое СВЧ оптоэлектронное
устройство / Ф. К. Вайтекунас, Ю. Б. Вишняускас, М. Ю. Филатов, В. А.
Фомичев. Г. Т. Пак, Е. А. Белановский.- 1984.
52-15A. c. СССР № 1141965. Способ формирования импульсного оптического
сигнала и устройство для его осуществления / Ф. К. Вайтекунас, С. К.
Куршялис.- 1984.
53-16.A. с. СССР № 1336903. Способ возбуждения электрических колебаний в
TRAPATT генераторе с использованием лазера и устройство для его
осуществления / Ф. К. Вайтекунас, Ю. Б. Вишняускас, Г. Э. Шименас.- 1987.
54-17.А. c. СССР № 1367701. Устройство для измерения постоянной времени
накопления неосновных носителей заряда в транзисторе / Ф. К. Вайтекунас, Ч.
И. Павасарис.- 1986.
55-18.A. с. СССР № 1450067. Способ возбуждения генератора на TRAPATTдноде и устройство для его осуществления / Ф. К. Вайтекунас, Ю. Б.
Вишняускас, Г. Э. Шименас. – „Бюллетень изобретений“. – 1988.
233
56-19.A.
с.
СССР
№
1558196.
Способ
формирования
амплитудно-
модулированного оптического сигнала и устройство для его реализации / Ф. К.
Вайтекунас, С. К. Куршялис.- 1989.
57-20.А. с. СССР № 1579393. Инжекционный полупроводниковый лазер / Ф. К.
Вайтекунас, К. В. Суткус.- 1990.
Примечание. Авторские свидетельства с правом доступа к ним хранятся в
Центре Патентной технической информации Литовы в г. Вильнюс 01144, ул.
Šv. Ignoto 6 // E. mail. [email protected]
Материалы и труды научно-технических конференций
58-1*. Ф.К. Вайтекунас, Е.С. Бугаец. Исследование спектра ограниченного во
времени
видеоимпульса.
Осциллографические
методы
измерений
(Материалы Всесоюз. конф., Вильнюс, 1975), 100–103.
59-2*.
Ф.К.
Исследование
Вайтекунас,
импульсных
К.В.Суткус,
свойств
А.
Анбиндерис,
туннельных
Я.
диодов
Шнейдерис.
при
низких
температурах. Радиоизмерительная техника (Материалы Респ. конф. Вильнюс,
1976), 75–79.
60-3*. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас, Ч.В. Мачюлайтис. Зависимость
времени задержки германиевых s-диодов от параметров импульса тока. Вопросы
физики, электроники и технологии твердых тел. (Материалы Респуб. конф.
молодых ученых, Вильнюс, 1976) 43–44.
61-4*. Ф.К. Вайтекунас, Ю.Б. Вишняускас. Применение ЛПД для генерации
импульсов с частотой следования 1–2 ГГц. Генерирование, формирование и
применение импульсных сигналов. (Материалы 1 Республ. н.-т. конф., Вильнюс,
1978) 1, 114–118.
62-5*. Ф.К. Вайтекунас, А.М. Власкин, А.А. Волгин, И.А. Шмидт. Методы
генерирования и формирования импульсных сигналов с высокой частотой
следования. Генерирование, формирование и применение импульсных сигналов.
(Материалы 1 Республ. н.-т. конф., Вильнюс, 1978) 9–14.
63-6*. Ф.К. Вайтекунас, Ч.И. Павасарис, А.М. Власкин, А.А. Волгин.
Особенности работы СВЧ-транзисторов в импульсном режиме. Генерирование,
234
формирование и применение импульсных сигналов. (Материалы 1 Республ. н.-т.
конф., Вильнюс, 1978) 85–88.
64-7*. Ф.К. Вайтекунас, Ч.И. Павасарис, В.И. Жалкаускас. Измерение fT СВЧ
транзисторов. Генерирование, формирование и применение импульсных
сигналов. (Материалы 1 Республ. н.-т. конф., Вильнюс, 1978) 93–96.
65-8*. Ф.К. Вайтекунас, Ч.И. Павасарис. Исследование работы транзистора в
импульсном режиме. Осциллографические методы измерений. ЭКОС, Сборник
статей (Материалы III Всесоюзн. конф., М., 1979), 441–448.
66-9*. Ф.К. Вайтекунас, Ч.И. Павасарис, С. К. Куршялис, А. Г. Киселев.
Исследование импульсных свойств транзисторов Шоттки. Осциллографические
методы измерений. (Материалы III Всесоюзн. конф., М., 1979), 448–454.
67-10*.
Ф.К.
Вайтекунас,
К.В.
Суткус.
Исследование
быстродействия
периодических структур со сверхрешеткой. Осциллографические методы
измерений. (Материалы
68-11*.
Ф.
III Всесоюзн. конф., М., 1979), 454–459.
Вайтекунас,
субгармонического
С.
резонанса
Куршялис,
в
лазерах
В.
на
Латинис.
двойной
Исследование
гетероструктуре.
Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах. (Материалы III
Всесоюзной конференции, Одесса, 1982), 70–72.
69-12*.
Ф.
Вайтекунас,
В.
Жалкаускас,
А.Власкин,
Г.
Казакявичене.
Теоретическое исследование переходных процессов в структуре полевого
транзистора с затвором Шоттки. Генерирование, формирование и применение
импульсных сигналов. (Материалы III отрасл. н.-т. конф., Вильнюс, 1984), 19–
21.
70-13*. Ф. Вайтекунас, В. Жалкаускас, Г. Казакявичене. Зависимости
малосигнальных параметров полевых транзисторов от режима их работы.
Генерирование, формирование и применение импульсных сигналов. (Материалы
III отрасл. н.-т. конф., Вильнюс, 1984), 21–23.
71-14*. Ф.К. Вайтекунас, Ч.И. Павасарис, А.М. Власкин. Оптоэлектронный
способ
уменьшения
длительности
переходного
процесса
включения
235
транзисторов. Генерирование, формирование и применение импульсных
сигналов. (Материалы III отрасл. н.-т. конф., Вильнюс, 1984), 23–25.
72-15*. Ф.К. Вайтекунас, Ч.И. Павасарис, Г.П. Казакявичене. Зависимость
граничной частоты транзисторной структуры от ее физико-технологических
параметров в режиме управления напряжением. Генерирование, формирование и
применение импульсных сигналов. (Материалы III отрасл. н.-т. конф., Вильнюс,
1984), 25–28.
73-16*.
Ф.К.
Вайтекунас,
Казакявичене.
Ю.Б.
Вишняускас,
Моделирование
В.И.
процессов
Жалкаускас,
переноса
Г.П.
заряда
в
полупроводниковых приборах на основе кремния и арсенида галлия. Проб.
информ. тех. теорет. электротех. физики и техн. полупровод. приборов.
(Материалы 32 междунар. науч. коллоквиума, ГДР, Ильменау, 1987), 261–264.
74-17*. Ф.К. Вайтекунас. Полупроводниковые приборы и структуры для
генерации пикосекундных электрических и оптических импульсных колебаний.
Генерирование, формирование и применение импульсных сигналов. (Материалы
IV Республ. н.-т. конф. Вильнюс, 1987). 69–78.
75-18*. Ф. Вайтекунас, Ю. Вишняускас, Г. Шименас. Оптическое управление
генерацией колебаний на IMPATT и ТРАРАТТ диодах. VIII Микроволновая
конференция „МИКОН-88“. (Гданск, 1988. I), 278–283.
76-19*. Ф.К. Вайтекунас, Г.П. Казакявичене, В.И. Жалкаускас. Колебания
ганновского домена в полевом транзисторе с затвором Шотки. В кн.: VI
всесоюзн. совещания по исследованию арсенида галлия (Сборник трудов, 2,
Томск, 1987), 93–94.
77-20*. Р.К. Баранаускас, Ф.К. Вайтекунас, С.К. Куршялис. Измерение
статических и динамических параметров с применением ЭВМ. Физика
полупроводниковых лазеров. (Респ. научн. конф. – Вильнюс, 1989), 166–169.
78-21*. Ф.К. Вайтекунас, С.К. Куршялис. Оценка полосы частот и допуска
согласования лазера с СВЧ линией. Физика полупроводниковых лазеров (Респ.
научн. конф. – Вильнюс, 1989), 162–165.
236
79-22*. Г.Э. Шименас, Ф.К. Вайтекунас, В.П. Коняев. Формирователь
пикосекундных оптических импульсов на полупроводниковом лазере. Физика
полупроводниковых лазеров (Респ. научн. конф. – Вильнюс, 1989), 170–174.
80-23*. Ф.К. Вайтекунас, Д.З. Гарбузов, А.В. Овчинников, К.В. Суткус, И.С.
Тарасов.
Генерация
самоподдерживающихся
пульсаций
излучения
в
инжекционных лазерах с квантоворазмерной активной областью. Физика
полупроводниковых лазеров (Респ. научн. конф. – Вильнюс, 1989), 175–178.
81-24*. S. Kuršelis, K. Sutkus, G. Šimėnas, F. Vaitiekūnas. Ultrashort Optical Pulse
Generators for Communication Lines. Proc. of 2nd Int. Symp. on Recent Advances in
Micr. Technology. (ISRAMT’89 Beijing, China, 1989), 21–24.
82-25*. F. Vaitiekūnas, G. Kazakevičienė, V. Žalkauskas. Modeling of Carier
Transport Processes in Semiconductor Structures. 35 Internationales Wissen
schattliches Kolloqium (Technische Hochshule. Ilmenau, DDR. 1990). 5, 22–24.
83-26*. F. Vaitiekūnas, G. Kazakevičienė, E. Kazakevičius. Mathematical Modeling
of Transient Effects in Field and Bipolar Transistors. 40 Internationales
Wissenschaftliches Kolloquium. (Ilmenau, Thüringen, Deutschland, 1995) band 3,
387–390.
84-27*. F. Vaitiekūnas, G. Kazakevičienė, M. Kazakevičiūtė, V. Žalkauskas.
Modelling of transient effects in the transistors with permeable gate. XI International
Microwave Conference, MIKON-96. (Warsaw, Poland, 1996). Vol.
1, 310–312.
85-28*. Vaitiekunas F., Kurselis S. Injection Laser Impedance and Its Matching with
the Microwave Signal Source. 43 Internationales Wissenschaftliches Kolloquium.
(Ilmenau, Deutschland, 1998) 392–397.
86-29*. F. Vaitiekūnas. The physical effects and processes, excitation impuls
oscillations in
microwaves ∕∕ 38th Lithuania National conference of physics. (Vilnius, 2009). – P.
130.
87-30*. F. Vaitiekūnas. Radiophyisics and Electronics. Genesis, Maturity, Expansion ∕∕
38th
Lithuania National conference of physics. (Vilnius, 2009). – P. 259.
88-31*. F. Vaitiekūnas. Impuls characteristics of electronic structures ∕∕ 39th Lithuania
237
National conference of physics. (Vilnius, 2011). – P. 127.
89-32*. F. Vaitiekūnas. Impuls electronic ∕∕ 39th Lithuania National conference of
physics. (Vilnius, 2011). – P. 128.
90-33*. F. Vaitiekūnas. Calculation method of pulse process in transistor strukture ∕∕
40th Lithuania National conference of physics. (Vilnius, 2013). – P. 159.
91-34*. F. Vaitiekūnas. Operation intensity of pulse elektronic sistems ∕∕ 40th
Lithuania National conference of physics. (Vilnius, 2013). – P. 160.
СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ
Глава 1
1.1. Bay Z., Grisamore N. T. // IRE Transactions on Electronic Computers. 1956.
EC5, Nr. 3. P. 121; 1956. Nr. 4. P. 213.
1.2. Изыскание и разработка методов генерирования ультракоротких
импульсов и методика их использования для радиотехнических измерений.
Научно-технический отчет ЦНИИ МРТП. Горький, 1956.
1.3. Селезнев П. С. Некоторые итоги работы по исследованию методов
генерирования ультракоротких импульсов. Труды ЦНИИ МРТП. Горький, 1957.
Вып. 1. С. 3.
1.4. Глебович Г. В., Моругин Л. А. Формирование импульсов наносекундной
длительности. М.: Советское радио, 1958. С. 237.
1.5. Моругин Л. А., Глебович Г. В. Наносекундная импульсная техника. М.:
Советское радио, 1964. С. 623.
1.6. Cornetet N. H., Josenhans, J. G. Trans. IRE, v. ED-8, 1961, № 6. P. 464.
1.7. Катаев И. Г. Ударные электромагнитные волны. М.: Советское радио,
1963.
1.8. Каже А. В., Латинис В., Вайтекунас Ф. Исследование возможности
генерирования импульсов с частотой повторения до 1000 МГц. Отчет по НИР
«Зашелка», ВНИИРИП, 1961–1963.
1.9. Сушков А. Д., Вендик И. Б. Электронный генератор наносекундных
импульсов. А. с. СССР № 166381, 1962.
238
1.10. Каже А. В., Латинис В., Вайтекунас Ф. Отчет по НИР «Тропа».
ВНИИРИП, 1964.
1.11. Доронкин Е. Ф., Воскресенский В. В. Транзисторные генераторы
импульсов. М.: Связь, 1965. С. 238.
1.12. James J. R., Bradley D. J. Transistor frequency response. Graphical
presentation of f T . Electron. Technology. 1961. C. 8082.
1.13. Файзулаев Б. Н. Переходные процессы в транзисторных каскадах. М.:
Связь, 1968. С. 248.
1.14. Степаненко И. П. Основы теории транзисторов и транзисторных схем.
М.: Энергия, 1973. С. 608.
1.15. Кремниевые планарные транзисторы. Под ред. Федотова Я. М. М.:
Советское радио, 1973. С. 335.
1.16. Агаханян Т. М. Основы транзисторной электроники. М.: Энергия, 1974.
С. 256.
1.17. Полупроводниковые приборы в схемах СВЧ. Под ред. Хауэса М.,
Моргана Д. М.: Мир, 1979. С. 444.
1.18.Викулин И. М., Стафеев В. И. Физика полупроводниковых приборов.
М.: Советское радио, 1980. С. 296.
1.19. Куракин С. В. Электронные СВЧ приборы. М.: Радио и связь, 1981. С.
271.
1.20. Зи С. Физика полупроводниковых приборов. М.: Мир. Книга 1, 1984. С.
455.
1.21. Пожела Ю., Юцене В. Физика сверхбыстродействующих транзисторов.
Вильнюс, Мокслас, 1985. С. 110.
1.22. Мелешко Е. А. Наносекундная электроника в экспериментальной
физике. М.: Энергоатомиздат, 1987. С. 215.
1.23. Пожела Ю. Физика быстродействующих транзисторов. Вильнюс,
Мокслас, 1989. С. 262.
1.24. Тугов Н. М., Глебов Б. А., Чарыков Н. А. Полупроводниковые приборы.
Под ред. Лабунцова В. А. М.: Энергоатомиздат, 1990. С. 575.
239
1.25. Schroder D. K. Semikonduktor material and device characterization. Wiley
interscience, IEEE PRESS, Arizona State University, USA. 2005. P. 779.
1.26. Мелешко Е. А. Быстродействующая импульсная электроника. М.:
Физматлит, 2007. С. 317.
1.27. Федотов Я. А., Щука А. А. Альтернативы развития микроэлектроники //
Сб. статей: Микроэлектроника и полупроводниковые приборы. М.: Радио и
связь, 1989. Вып. 10. С. 22–40.
1.28. Шарма Б. Л., Пурохит Р. К. Полупроводниковые гетеропереходы. Под
ред. Ю. В. Гуляева. М.: Советское радио, 1979. С. 227.
1.29. Носов Ю. Р. Физические основы работы полупроводникового диода в
импульсном режиме. М.: Наука, 1968. С. 263.
1.30. Баум А. К. (отв. редактор), Билинский И. Я., Зазнова Н. Е., Эрглис У.
Ю. Туннельные диоды в вычислительной технике. Рига, Зинатне, 1969. С. 396.
1.31. Левинштейн М. Е., Пожела Ю. К., Шур М. С. Эффект Ганна. Под ред.
Рывкина. М.: Советское радио, 1975. С. 287.
1.32. Shockley W. Electrons and Holes in semiconductors . D. Van Norstrand.
Princeton, N. J., 1950.
1.33. Шокли В. Теория электронных полупроводников. Перевод с
английского. М.: Иностр. литература, 1953.
1.34. Moll J. L. Proc. I. R. E. Vol. 42, Nr. 12, 1954. P. 1773–1783.
1.35. Агаханян Т. М. Электронные ключи и нелинейные импульсные
усилители. М.: Советсвое радио, 1965.
1.36. Beafoy R., Sparkes J. J. The junction transistor as a charge controlled device.
A. T. E. Journal, 1957, Oct. V. 13.
1.37. Абдюханов М. А., Берестовский Г. Н., Кузьмин В. А. О расчете
процессов в полупроводниковых триодах методом заряда // Радиотехника и
электроника. 1960. № 3. С. 450–459.
1.38. Швейкин В. И. Импульсный метод определений параметров дрейфовых
триодов // Радиотехника и электроника. 1961. Т. 4. № 6.
240
1.39. Недолужко И. Т., Качанов И. Л. Расчет переходных процессов в
полупроводниковых триодах методом заряда. В кН. Полупроводниковые
приборы и их применение. М.: Советское радио. 1965. Вып. 13.
1.40. Yamada Y., Shimojoh N. More Accurate 2D-Particle Simulation of
Switching Operations in Submicron GaAs MESFET‘s Using an Ensemble Monte
Carlo Technique // Procedings of the Sixth International NASECODE Conference.
Dublin, 1989. P. 278–283.
1.41. Fedirko V. A., Boltar K. O., Lappushkin I. Yu. Linear Cascade Circuit
analysis with Monte Carlo Simulation of Integrated// Procedings of the Sixth
International NASECODE Conference. Dublin, 1989. P. 209–213.
1.42. Weinzierl S., Krusius J. P. Investigation of Lateral Effects on Electron
Launching in Graded AlGaAs-GaAs Heterostructure Devices Using Two-Dimensional
Self-Consistent Monte Carlo Method // Procedings of the Sixth International
NASECODE Conference. Dublin, 1989. P. 434–440.
1.43. Brennan K. F. Numerical Modeling of Nonlinear Effects in Two and Three
Terminal Semiconductor Devices: Applications to APDs and NEMTs // Procedings of
the Sixth International NASECODE Conference. Dublin, 1989. P. 184–195.
1.44. Hughes D., Abram R. A., Kelsall R. W. In Investigation of Graded and
Uniform Base GexSi1-x HBT‘s Using a Monte Carlo Simulation // IEEE Transactions
on Electron Devices. 1995. Vol. 42, Nr. 2. P. 201–207
1.45. Ghosh B., Wang X., Register L., Banerjec S. K., et al. Monte Carlo Stude of
Germanium n- and p MOSFET‘s // IEEE Transactions on Electron Devices. 2005.
Vol. 52, Nr. 4. P. 547–553.
1.46. Поляков И. В. Экспериментальное исследование формирования крутых
перепадов напряжения в линиях передачи с туннельными диодами //
Радиотехника и электроника. 1971. Т. 16. С. 340–347.
1.47. Каммингс А. Д. Импульсный генератор на туннельном диоде для
работы при температуре жидкого гелия // Обзор экспериментальных приборов //
1965. Т. 35, № 10. С. 1503–1504.
241
1.48. Esaki L., Tsu R. Superlattice and negative differential conductivity in
semiconductors // IBM J. Res. Dev. 1970. Vol. 14. P. 61.
1.49. Dohler G. H. A new mechanism for negative differential conductivity in
superlattices // Phys St. Sol. 1972. Vol. B52. P. 79.
1.50. Романов Ю. А. Периодические полупроводниковые структуры из
сверхтонких слоев // ФТП, 1975. Т. 5. С. 1434.
1.51. Дюк К. Б. Теория туннельного перехода в системе металл-барьерметалл. Туннельные явления в твердых телах. Под ред. Бурштейна Э.,
Лундквиста С. М.: Мир. 1973.
1.52. Шик А. Я. Сверхрешетки – периодические полупроводниковые
структуры // ФТП. 1974. Т. 8. С. 1841.
1.53. Эсаки Л. Путешествие в страну туннелирования. Успехи физических
наук. 1975. Т. 116, вып. 4.
1.54. Богомолов В. Н., Задорожный А. И., Павлова Т. М. и др. N- и Sобразные вольтамперные характеристики кластерной сверхрешетки теллура в
цеолите типа Х // Письма в ЖЭТФ. 1980. Т. 31, № 7. С. 406–409.
1.55. Богомолов В. Н., Задорожный А. И., Павлова Т. М. Периодичность
всплесков тока на вольтамперной характеристике кластерного кристалла на
основе теллура // ФТП. 1981. Т. 15, № 10. С. 2029–2031.
1.56.
Аронов
В.
Л.,
Федотов
Я.
А.
Испытание
и
исследование
полупроводниковых приборов. М.: Высш. Школа, 1975. С. 325.
1.57.Hyde F. J., Price T. E. Measurement of the high-frequency base resistance
and collector capacitance of drift transistor // J. Of Electron. and Control. 1959. Vol. 6,
Nr. 4. P. 347–355.
1.58. Берд, Джулити, Ли, Филипс. Сверхбыстродействующие интегральные
логические схемы на токовых переключателях// Электроника. 1968. Nr. 21. С.
24–32.
1.59. U. S. Pat. Off. 3502911 (USA). Circuitfor converting sinusoidal signals into
symmetrical square wave signals // H. R. Lehman. Pat., 1970.
242
1.60. Kohn E. GaAs Me SFET for digital application// Solid State Electronics.
1977. Vol. 20, Nr. 1. C. 29–33.
1.61. Валиев К. А., Кравченко Л. И., Орликовский Ф. Ф. и др. Интегральные
схемы на полевых транзисторах с затвором Шоттки в арсениде галлия //
Микроэлектроника. 1976. Т. 5, в. 5. С. 387–392.
1.62. Evans W. J. Circuits for hige–efficiency avalanche–diode oscillators // IEEE
Trans. MTT. 1969. Vol. 17, Nr. 12. P. 1060–1067.
1.63. Алферов Ж. И., Казаринов Р. Ф. А. с. № 181737, 1963. Б. И., 1975, № 14.
1.64. Кремер Г. Предполагаемый класс гетеропереходных инжекционных
ОКГ // ТИИЭР, 1963. Т. 51, № 12. С. 1754.
1.65. Алферов Ж. И., Андреев В. М., Корольков В. И. и др. // Когерентное
излучение в эпитаксиальных структурах с гетеропереходами в системе n-AlxGa1-x
As-p-GaAs. // ФТП, 1968. 2, № 10. С. 1545.
1.66. Носов Ю. Р. Оптоэлектроника. М.: Советское радио, 1977. С. 231.
1.67. Карих Е. Д. Исследование полной проводимости гетеролазеров с
полосковым контактом при обратном смещении // Изв. Вузов МВ и ССО СССР.
Физика. 1983. № 11. С. 52–56.
1.68. Грунда И.И., Мереуце А. З., Пузин И. Б. и др. Излучательные и
электрические характеристики одномодовых кванторазмерных AlGaAs лазеров,
полученных методом НЖЭ // Письма в ЖТФ. 1990. 16, № 15. С. 60–64.
1.69. Offsey S. D., Schaff W. J., Tasker P. J., at al. Optical and microwave
performance of GaAs-AlGaAs and strained layer InGaAs-GaAs-AlGaAs graded inde[
separate confinement heterostructure single Quantum well lasers // IEEE Photon.
Technol. Lett. 1990. 2, Nr. 1. P. 9–11.
1.70. Елисеев П. Г. Введение в физику инжекционных лазеров. М.: Наука.
1983.
1.71. Olsansky R., Hill P., Lanzisera V., Povazinik W. Universal relationship
between resonant frequency and damping rate of 1,3 m InGaAsP semiconductor
lasers // Applied Physics Letters. 1987. 50, Nr. 11. P. 653–655.
243
1.72. Su C. B., Lanzisera V., Olsansky R., at al. 15 GHz direct modulation
bandwidth of vapour-phase regrown 1.3 m InGaAsP buried-heterostructure lasers
under cw operation at room temperature // Electron. Lett. 1985. 21, Nr. 13. P. 577–
579.
1.73. Tucker R. S., pope D. J. Circuit modeling of the effect of diffusion in
damping in a narrow-stripe semiconductor laser // IEEE J. Quantum Electron. 1983.
QE-19, Nr. 7. P. 1179–1183.
1.74. Фано Р. М. Теоретические ограничения полосы согласования
произвольных импедансов. Перевод с англ. М.: Сов. радио. 1985.
1.75. Ермакович М. М., Залогин Н. Ф., Маковская Т. В., Субель Е. Ф. Анализ
сверхширокополосных цепей согласования // Техника средств связи. 1985. № 3.
С. 36–41.
1.76. Scrifes D. R., Streifer W., Durnham R. D. High-speed laser modulation with
integrated-optic injection // 3-rd Int. Conf. Integrated Opt. And Optical Fiber
Communicatins. San-Francisco. 1981. P. 18–20.
1.77. Dyment J. C., Chik K. D. Supression of semiconductor laser pulsations using
optical feetback from a fibear // J. Appl. Phys. 1980. 51, Nr. 10. P. 5252–5256.
1.78. Van de Capele J. P., Baets R., Lagasse P. E. Multilogitudinal-mode model
for cleaved coupled-cavity lasers // IEE Proc. Optoelectronics. 1986. J. 134, Nr. 1. P.
55–64.
1.79. Ho P. T., Glasser L. A., Ippen E. P., Haus H. A. Picosecond pulse generation
with a CW GaAlAs laser diode // Applied Physics Letters. 1978. Vol. 33, Nr. 3. P.
241–242.
1.80. Бессонов Ю. Л., Богатов А. П., Васильев П.П., и др. Генерация
пикосекундных импульсов в инжекционном лазере с внешним селективным
элементом // Квантовая электроника. 1982. Т. 9. С. 2323–2326.
1.81. Ippen E. P., Elinberger D. J., Dixon R. W. Picosecond pulse generation by
passive mode locking of diode lasers // Appl. Physics Letters. 1980. Vol. 37, Nr. 3. P.
267–269.
244
1.82. Haus A. H. Mode locked semiconductor diode lasers // Ultrashort laser
pulses discuss. 1980. Vol. AZ98, Nr. 1439. P. 257–266.
1.83. Kuwahara H., Sasaki M., Tokoyo N. Efficient coupling from semiconductor
lasers into single-mode fibers with tapered hemispherical ends // Applied Optics.
1980. Vol. 19, Nr. 15. P. 2578–2583.
1.84. Tusker R. S., Korotky S. K., Eisenstein G., at al. 20 GHz active mod locking
of a 1,55 m InGaAs P laser // Electronics Letters. 1985. Vol. 21, Nr. 6. P. 239–240.
1.85. Salathe R. P. Diode lasers coupled to external resonators // Applied Physics.
1979. Vol. 20. Nr. 1. P. 1–18.
1.86. Vasilev. P. P., Morozov V. N., Popov Y. M., Sergeev A. G. Subpicosecond
pulse generation by a tandem-type AlGaAs DH laser with colliding pulse mode
locking // IEEE J. Of Quantum Electronics. 1986. Vol. 22, Nr. 1. P. 149–152.
1.87. Arakawa Y., Yariv. A. Enhanced modulation performance and reducd
Quantum noise in Quantum well lasers // Conf. Lasers and Electro-Opt., Baltimore,
Md. 1985. Dig. Techn. Pap., Washington, D. C. 1985. P. 90–92.
1.88. Uomi K., Mishima T., Chinone N. Ultrahigh relaxation oscillation frequensy
(up to 30 GHz) of highly p-doped GaAs/GaAlAs multiple Quantum well lasers //
Appl. Physics Letters. 1987. Vol. 51, Nr. 2, P. 78–80.
1.89. Arakawa Y., Sogawa T., Niskioka M., at al. Picosecond pulse generation (1,8
ps) in a Quantum well laser by a gain switching method // Appl. Physics Letters. 1987.
Vol. 51, Nr. 17. P. 1295–1297.
1.90.
Гергель
В.А.,
Гуляев
Ю.В.,
Зеленый
А.П.,
Якупов
М.Н.
Сверхскоростной электронный дрейф в полевых полупроводниковых структурах
с секционированным каналом // ФТП, 2004, том 38, вып. 2. С. 237.
1.91. Brennan K. Theory of modern electronic semiconductor devices//2002. P.
450 // http://www.lavoisier.fr/livre/notice.asp?ouvrage
1.92. Bart V Van Zeghbroeck. Principles of Semiconductor Devices and
Heterojunctions. 2009. Р. 450 // http://www.amazon.com/Principles-SemiconductorDevices-Heterojunctions-Zeghbroeck/dp/0130409049
245
1.93.
Van.Zeghbroeck
B.
Principles
of
Semiconductor
Devices.
2011//
http://ecee.colorado.edu/~bart/book/welcome.htm
1.94. Yanqing Wu, Yu-ming Lin, Ageeth A. Bol, Keith A. Jenkins, Fengnian Xia,
Damon B. Farmer, Yu Zhu. High-frequency, scaled graphene transistors on diamondlike carbon. Japanese Table of Contents. Volume 472 Number 7341. 2012. P. 5 
30//http://
www.torna.do/High-frequency-scaled-graphene-transistors-on-diamond-
like-carbon
1.95. Jyotsna Chauhan, Jing Guo. Assessment of High-Frequency Performance
Limits of Graphene Field-Effect Transistors. University of Florida, Gainesville. 2011//
http://arxiv.org/ftp/arxiv/papers/1102/1102.1457.pdf
1.96. Новости компании Intel. 2013. С. 8 //http://www.compress.ru
1.97. Bipolar RF Transistors With 25-GHz Transition Frequency Provide
Exceptional Dynamic Performance in Low- and Medium-Current Applications //
Vishay Semiconductor GmbH. 2002. // http://www.ferret.com.au/c/Braemac/BipolarRF-transistors-with-25GHz-transition-frequency-n684584
1.98. Peter Frey. Bipolar RF Transistors With 25-GHz Transition Frequency
Provide Exceptional
Dynamic Performance in
Low-
and
Medium-Current
Applications. Vishay Semiconductor GmbH. UK E-mail: [email protected]
2012. Р. 2.
1.99. Yuriy A. Romanov, Lev G. Mourokh, Norman J. M. Horing. Negative highfrequency differential conductivity in semiconductor superlattices. 2008. Р.
5http://www.publication/1837907//Negative high-frequency differential conductivity
in semiconductor superlattices
1.100. Anatoly Ignatov. Excitation of relaxation oscillations in a semiconductor
superlattice by incident waves: efficient terahertz harmonics generation. Nizhny
Novgorod, Institute for Physics of Microstructures, Russian Academy of Sciences.
2010:// http://arxiv.org/ftp/arxiv/papers/1012/1012.2723.pdf
1.101. Michael Barbier. Transport properties of nanostructures and superlattices on
single-layer and bilayer graphene. Proefschrift voorgelegd tot het behalen van de graad
246
van
doctor
University
of
Antverpen.
Promotor
F.
M.
Peeters.
2012//
http://www.cmt.ua.ac. be /ua/MichaelBarbier.pdf
1.102. J. Arbey Rodr´ıguez. Structural and electronic properties of RuN/GaN
superlattices. 2012. Р. 41–45 http://www.scielo.org.mx/pdf/rmf/v58n1/v58n1a6.pdf
1.103. Sang Joon Lee, Duck Hwan Oh, Kyung Hae Kim, Chang Seok Han. Light
Emitting Diode Having Barrier Layer Of Superlattice Structure - Patent 8093583.
Seoul Opto Device Co., Ltd. 2012 // http://www.google.com/patents/US20100059735
1.104. Philip Scrutton, Marc Sorel, David C. Hutchings, J. Stewart Aitchison, and
A. S. Helmy. Characterizing Bandgap Gratings in GaAs : AlAs Superlattice Structures
Using Interface Phonons. IEEE Photonics Technology Letters, V. 19, No. 9. 2007. Р.
677//http://ieeexplore.ieee.org/xpl/login.jsp?tp=&arnumber=http
1.105. Benjamin Ingo Stahl. Microwave-pumped semiconductor-superlattice
parametric oscillator: a new subterahertz and terahertz radiation source. Dissertation,
University of Regensburg. 2008. P. 81//http://epub.uni-regensburg.de/10777/1/BIStahl
Diss.pdf
1.106. Исследование импульсных свойств новых элементов оптической и
сверхвысокочастотной электроники для формирования импульсных сигналов с
высокой частотой повторения Руководитель Вайтекунас Ф.  Вильнюс. гос. унт, 1982. С. 210. RUNIOKR.INFO - каталог научно-исслед. работ http://www.
runiokr. Info/issledovanie-impulsnyh-svoystv-novyh-elementov-opticheskoy-i-sverhvchastotnoy-elektroniki-dlya-formirovaniya-impulsnyh-signalov-s-vysokoychastotoy.html
1.107. Исследование импульсных свойств ОЭП и полупроводниковых
структур для формирования импульсных сигналов с высокой частотой
повторения Руководитель Вайтекунас Ф.  Вильнюс. гос. ун-т, 1982. С. 173.
RUNIOKR.INFO - каталог научно-исследовательских работ http://www.
runiokr.info/issledovanie-impulsnyh-svoystv-oep-i-poluprovodnikovyh struktur-dlyaformirovaniya-impulsnyh-signalov-s-vysokoy-chastotoy-povtoreniya.html
1.108.
Исследование
импульсно-частотных
свойств
оптоэлектронных
элементов для формирования импульсных оптических и электрических сигналов
247
с высокой частотой повторения Руководитель Вайтекунас Ф.  Вильнюс. гос.
ун-т, 1984. С. 151. RUNIOKR.INFO - каталог научно-исследовательских
работhttp://www.runiokr.
info/issledovanie-impulsno-chastotnyh-svoystv-
optoelektronnyh-elementov-dlya-formirovaniya-impulsnyh-opticheskih-ielektricheskih-signalov-s-vysokoy-chastotoy.html
1.109. Разработка макета ГЛПД с оптической модуляцией Руководитель
Вайтекунас Ф.  Вильнюс. гос. ун-т, 1984. С. 108. RUNIOKR.INFO - каталог
научно-исследовательских
работhttp://www.
runiokr.info/niokr/razrabotka-
maketa-glpd-s-opticheskoy-modulyatsiey.html
1.110. Исследование методов генерации пикосекундных импульсов на
полупроводниковых приборах Рук. Вайтекунас Ф.  Вильнюс. гос. ун-т, 1985.
С. 62. RUNIOKR.INFO - каталог научно-исследовательских работhttp://www.
runiokr.info/issledovanie-metodov-generatsii-pikosekundnyh –impulsov
1.111. Исследование влияния оптического воздействия на СВЧ-параметры
ЛКД (лавинно-ключевого диода)  Руководитель Вайтекунас Ф.  Вильнюс. гос.
ун-т, 1985. С. 84. RUNIOKR.INFO - каталог научно-исследовательских работ
http://www.runiokr.info/issledovanie-vliyaniya-opticheskogo-vozdeystviya-nasvch-parametry-lkd-lavinno-klyuchevogo-dioda.html
1.112. Исследование предельных возможностей нелинейных импульсных
Вайтекунас Ф. 
устройств на кристаллах СВЧ-транзисторов Руководитель
Вильнюс. гос. ун-т, 1985. С. 209. RUNIOKR.INFO - каталог научноисследовательских работ http://www.runiokr.info/niokr/issledovanie-predelnyhvozmozhnostey-nelineynyh-impulsnyh-ustroystv-na-kristallah-svch
1.113. Исследование импульсно-частотных свойств полупроводниковых
приборов для формирования электрических и оптических пикосекундных
импульсов Руководитель Вайтекунас Ф.  Вильнюс. гос. ун-т, 1987. С. 167.
RUNIOKR.INFO
-
каталог
научно-исследовательских
работ//http://www.
248
runiokr.info/issledovanie-metodov-generatsii-pikosekundnyh-impulsov-napoluprovodnikovyh-priborah.html
1.114. Исследование частотных свойств полупроводниковых структур и
разработка конструкции СВЧ-цепей корпуса передающего и приемного модулей
световодных систем передачи аналоговых сигналов Руководитель Вайтекунас
Ф.  Вильнюс. гос. ун-т, 1988. С. 379. RUNIOKR.INFO - каталог научноисследовательских работhttp://www.runiokr.info/issledovanie-chastotnyh-svoystvpoluprovodnikovyh-struktur-i-razrabotka-konstruktsii-svch-tsepey-korpusaperedayuschego-i-priemnogo-moduley-svetovodnyh.html
1.115.
Исследование
импульсных
процессов
в
полупроводниковых
структурах для генерации пикосекундных оптических и электрических
импульсов со сверхвысокой частотой повторения Руководитель Вайтекунас Ф.
 Вильнюс. гос. ун-т, 1989. С. 296. RUNIOKR.INFO - каталог научноисследовательских
работ
http://www.runiokr.info/issledovanie-impulsnyh-
protsessov-v-poluprovodnikovyh-strukturah-dlya-generatsii-pikosekundnyhopticheskih-i-elektricheskih-impulsov-so-sverhvysokoy-chastotoy.html
1.116.
Specifications
Pulse
Generators.
Agilent
Technologies
Company
http://www. home. agilent.com // pulse-generator-products2013. P. 22.
1.117. Pulse Generators Specifications. Company Picosecond Pulse Labs PSPL
http://www.picosecond.com/product2013. P. 10.
1.118. Г5-78 -генератор импульсовhttp://www.elizpribor.ru/ products/ 2013.
1.119. Г5-85 -генератор импульсовhttp://www.elizpribor.ru/products/  2013.
1.120. Г5-69 -генератор импульсовhttp://www.profkip-rus.ru/generatoriimpulsov.
1.121. Генераторы сигналов специальной формы TABOR ELECTRONICS Ltd.
 http: //www.taborelec.com/page.asp?page_name=about_employment&over2013.
249
1.122. High Frequency Radiofrequency Pulse Generator. University of St Andrews
//www.universitytechnology.com/opportunity/150/high-frequency radiofrequency
- pulse-generator//2006. Р. 2.
1.123. 86100 DCA Wideband Sampling Oscilloscopes// http://www. home.
agilent.com/en/ /86100-dca-wideband-sampling-oscilloscop
1.124. Пивак А.В. Генераторы испытательных импульсов компании
Picosecond Pulse Labs. Подробные технические характеристики прибора.
Компания ,,ПРИНЦИП", ЗАО «ПриСТ», 2013. С. 4. // http://it-sk.ru/about/
1.125. Губанов В. П., Климов А. И., Ковальчук О. Б., Конев В. Ю., Ростов В. В.
Наносекундный генератор Ганна
трехсантиметрового диапазона//
Приборы
и техника эксперимента. 2010. - N 5. - С. 95-98.
1.126. Никифоров М.Г., Балдыгин В.А., Лисицын В.П. Разработка и
исследование методов и устройств формирования пико- и наносекундных
электромагнитных импульсов с большой частотой повторения и мощностью до
100 ГВт // Высоковольтный научно-исследовательский центр – филиал ГУП
"Всероссийский электротехнический институт им. В.И. Ленина". 2003. С. 17.
1.127. Мошкунов С. И. Разработка, создание и исследование генераторов
высоковольтных наносекундных импульсов на основе биполярных транзисторов
с изолированным затвором. Автореферат диссертации доктора наук// СанктПетербург. 2011. С. 233.
1.128. Быстров Р. П., Черепенин В. А. Теоретическое обоснование
возможностей
применения
метода
генерации
мощных
наносекундных
импульсов электромагнитного излучения при создании радиолокационных
систем
электронной
борьбы
для
поражения
объектов//ИРЭ
им.
В.А.Котельникова РАН// Журнал радиоэлектроники. N4. 2010. С. 10.
1.129. Галдецкий А. В. О генерации сверхкоротких видеоимпульсов
сгруппированным электронным пучком // "СВЧ-техника и телеком. технологии",
международ. Крым. микроволновая конф., КрыМиКо‘. Материалы конф. 2 т.
250
2007.  С. 137-138. http://sevntu.com.ua/cgi-bin/irbis64r
1.130. Галдецкий А. В., Королев А. Н., Мамонтов А. В., Морозов О. А.,
Симонов К. Г. Устройство для генерирования электрических импульсов
напряжения //Патентообладатель: ФГУП "Науч. –производ. пред. "Исток" //
2010.
1.131. Орлов А. В. Импульсные измерительные генераторы с автокоррекцией
мощности. Диссертация кандидата наук. Стерлитамак, 2010. С. 165//http://www.
disser.com/content/ impulsnye-izmeritelnye-generatory-s-avtokorrektsiei-moshchnosti
1.132. Жерлицын А. Г., Бутаков Л. Д., Косицын В. С., Толмачев В. И., Шиян
В. П. Импульсный сверхвысокочастотный генератор // Приборы и техника
эксперимента. 2012. № 3. С. 97-99.МЕДИЦИНАИОЭЛЕКТРОНИКИ010
1.133. Файкин В.В., Кабисов Р.К., Бецкий О.В. Наносекундные СВЧ- и КВЧимпульсы с большой пиковой мощностью: экспериментальное исследование и
перспективы использования в онкологии // Биомедицинские технологии и
радиоэлектроника. 2003. - № 8. - С.69-76.
1.134.
Ульрих
www.infineon.
Шумахер. Полупроводниковая
Com.Мюнхен,
2004
электроника/
Издат.:
http://knigi.b111.org/apparatura/?book
=MjQ0MTAwMQ
1.135.
Рогова А. История развития вычислительной техники: Гомель //
http://works.tarefer.ru//2003. С. 20.
1.136. Тактовая частота. М. : MediaMarkt// http://market.mediamarkt.ru // 2013.
1.137. Трутнева Л.И., Севодина Г.И. Прикладная информатика в экономике.
Бийск: Изд. Алтайского гос. техн. унита. им. И. И. Ползунова //
http://rudocs.exdat.com/docs/index-36671.html // 2008. С. 211.
1.138. Квятковский А. Процессоры для ноутбуков//ТехноПортал//http://
technoportal. ua/articles/encyclopaedia/7949.html//2013. С. 6.
1.139.
Серик
А.
Частота
процессора:
тактовая
максимальная//
http://fb.ru// article/32033/chastota-protsessora-taktovaya-maksimalnaya// 2012. С.2.
251
1.140. Makinen S., McLachlan B., Hardman P., Schradin A., Solotko S. AMD FX
разогнан до 8,429 ГГц — новый мировой рекорд частоты процессора. Новости
индустрии Hi-Tech. Источник: AMD // http://www.ixbt.com/news/hard/ index.s
html//2011. С. 5.
1.141. Влияние частоты процессора и количества его ядер на скорость работы
антивирусных средств //http://habrahabr.ru/post/138525// 2012. С. 1.
1.142. Карабуто А. Intel Pentium 4 3,00 ГГц и чипсет 875P (Canterwood) для
двухканальной памяти DDR400// http://www.ferra.ru/ru/system/s25198//
30.04.2003. С. 27.
1.143. Частота процессора (многоядерность)//http://we it.net/ index.php/
zhelezo/ protsessory// 2013. С. 4.
1.144. Intel двухъядерный процессор Atom 'Clovertrail+' //http://phones.hotprice. ru/article-Intel-anonsiruet-dvuhjadernyj-processor-AtomClovertrailplus.html//2013. С. 3 .
1.145. Шехурин С. TSMC показала чипсет на Cortex-A9 с частотой 3,1 ГГц //
http://www.mobiledevice.ru/cortex-a9-3-1-ggc-tsmc-chipset // 2012. С. 2.
1.146. Шатилин И. Qualcomm и NVIDIA анонсировали новые чипсеты.
"TelecomDaily"//http://www.tdaily.ru/news/top-novosti //2013. С. 2 .
1.147. Царев М.В. Генерация и регистрация терагерцового излучения
ультрокороткими лазерными импульсами. Н.-Новгород. : Нижегородский
госуниверситет. 2011. С. 75. http://www.unn.ru/books/met files/terahertz.pdf
1.148. Кукушкин В. А. Разработка методов усиления, генерации и управления
инфракрасным
резонансных
и
терагерцовым
эффектов
в
излучением
на
полупроводниках
основе
и
нелинейных
и
полупроводниковых
гетероструктурах. Автореферат диссертации доктора физико-математических
наук. Нижний Новгород, 2011. С. 38.: http://www.referun.com/n/razrabotkametodov-usileniya-generatsii-i-upravleniya-infrakrasnym-i-teragertsovym-
252
izlucheniem-na-osnove-nelineynyh-i-rez
1.149. Климов К. И. Технология изготовления и исследование одночастотных
полупроводниковых лазеров с волоконно-брэгговской решеткой. Автореферат
кандидатской
диссертации.
Москва.
2005.
С.
20//http:
//tekhnosfera.com/tehnologiya-izgotovleniya-i-issledovanie-odnochastotnyhpoluprovodnikovyh-lazerov-s-volokonno-breggovskoy-reshetkoy
1.150. Бахтин М.А., Козлов С.А. Управление параметрами терагерцовой
последовательности
световых
импульсов
.
Санкт-Петербургский
государственный университет информационных технологий, механики и
оптики. Научно-технический вестник, выпуск 34. Санкт-Петербург. 2006. С. 22.
http://archive.c-tt.ru/content
1.151. Дураев В.П., Васильев С.А., Медведков О.И., Неделин Е.Т.
Перестраиваемые одночастотные полупроводниковые лазеры с волоконнобрегговской
решеткой.
2011. С.6 .// http://www.dls.gpi.ru/ eng/sem/7/
4Duraev.pdf//
1.152. Дураев В. П., Медведев С. В. Перестраиваемые полупроводниковые
лазеры для передачи информации. Москва, ЗАО «Новая лазерная технология».
Обозрение прикладной и промышленной математики. Т. 19, Вып. 4. 2012. С.2.
http://www. tvp.ru /conferen/vsppm13/org1220.pdf
1.153. Sang Joon Lee, Duck Hwan Oh, Kyung Hae Kim, Chang Seok Han. Light
Emitting Diode Having Barrier Layer Of Superlattice Structure - Patent 8093583.
Seoul Opto Device Co., Ltd. 2012 // http://www.google.com/patents/US20100059735
1.154. Волоконные брэгговские реш-ки//www.teralink.ru//do=stech2//2001.С. 3.
1.155. Andre Girard. Технология и тестирование систем WDM. Брэгговские
решетки.
Перевод
do=stech1&id=571.
Телеком
Транспорт,
2001//
http://www.teralink.ru//
253
156. Волновые мультиплексоры. Системы WDM/DWDM. 2012. C. 32.//http://
archive.c-tt.ru/content/?fl=486&sn=329
1.157. Некучаев А., Юсупалиев У. Комбинированная передача по ВОЛС:
//www.nestor.minsk.by/sr/2003/08/30802.html// 2003. С. 9.
1.158.
Итоговая
конференция
«Информационно-телекоммуникационные
технологии: положение на сегодняшний день и пути дальнейшего развития».
Секция «Технологии обработки, хранения, передачи и защиты информации»
(часть 2). 2007//http://www.strf.ru/ science.aspx
1.159. Цыбин М. Пропускная способность оптических волокон. Балтийский
государственный технический университет. С-Петербург. 2013. С.
2.// http:
//laser-portal.ru/content 833//
1.160.
100-гигабитный
Ethernet//http://ru.wikipedia.org/wiki/100-Ethernet//
2013.С. 8.
1.161. 186 гигабит в секунду: новый рекорд скорости передачи данных.
CNews.ru:
Лента
новостей //www.cnews.ru/news/line/print.shtml//2011/12/19/
469450//С. 2. 15.В.
1.162. Новый рекорд скорости передачи данных: 339 гигабит в секунду
//www. xakep.ru /post/59726// 2012. С. 2 .
1.163. 339 гигабит в секунду, или 4 миллиона гигабит в день.
"Научная
Россия".
Murom.ru//
2012.
С.1//http://ru.wikipedia.org/wiki/100-
Ethernet
1.164. Д. Г. Павельев и др. Физика и техника полупроводников Т. 46, вып.
1.2012. С. 125–129.
254
Глава 2
2.1. Мелешко Е.А. Быстродействующая импульсная электроника. - М.:
Физматлит, 2007. 317 с.
2.2. Спиридонов Н.С. Время пролета носителей и максимальная частота
усиления дрейфового транзистора // Изв. ВУЗов СССР, сер. Радиоэлектроника. 1972. – Т. 15, № 1. – С. 22–28.
2.3. Кремниевые планарные транзисторы / В.Г. Колесников, В.И. Никишин,
В.Ф. Сыноров и др / Под ред. Я.А. Федотова. – М.: Сов. Радио, 1973, 336 с.
2.4. Kerr J.A., Slatter J.A.G., Vinton D. An fT anomaly // Electron. Lett. - 1973. V.9, Nr. 15. – P. 338–339.
2.5. Kerr J.A., Berz F. The effect of emitter doping gradient on fT in microwave
bipolar transistors // IEEE Trans. on Electron Devices. - 1975. – V. ED-22, Nr. 1. – P.
15–20.
2.6. Beale J.R.A., Slatter J.A.G. The fT of bipolar tranzistors with thin lightly
doped bases // Solid-State Electron. - 1976. – V. 19, Nr. 7. - P. 549–556.
2.7. Полупроводниковые приборы в схемах СВЧ / Под ред. М. Хауэса, Д.
Моргана / Перевод с англ. – М.: Мир, 1979, 448 с.
2.8. Зи С. Физика полупроводниковых приборов / Перевод с английского. –
М.: Мир, 1984, 455 с.
2.9. Пожела Ю., Юцене В. Физика сверхбыстродействующих транзисторов /
Вильнюс: Мокслас, 1985, 110 с.
2.10. Пожела Ю. Физика быстродействующих транзисторов: Монография /
АН Лит. ССР. Ин-т физики полупроводников / Вильнюс: Мокслас, 1989, 261 с.
2.11. Poon H.C., Gummel H.K. High injection in epitaxial transistors // IEEE
Trans. on Electron Devices. - 1969. – Vol. ED-16, Nr. 5. – P. 455–457.
2.12.
James J.R., Bradley D.J. Transistor frequency response. Graphical
presentation of fT // Electron. Technology. - 1961. – P. 80–82.
2.13. Kirk C.T. A theory of transistor Cut-Off frequency (fT) fall-off at hish
current denaity // IRE Trans. Electron Devices. - 1962. – Vol. ED-9, Nr. 2. – P. 164–
174.
255
2.14. Rey G. Transistor cutoff frequency falloff at high currents // Solid-State
Electron. - 1971. – V. 14, Nr. 12. – P. 1333–1336.
2.15. Спиридонов Н.С. Зависимость граничной частоты усиления дрейфового
транзистора от уровня инжекции // Радиотехн. и электрон. - 1972. – Т. 17, № 11.
– С. 2414–2416.
2.16. Sinha T., Choudhury N.K.D., Biswas A.K., e.a. Effects of mobility gradation
on Excess Cartier distribution  Cut-off frequency of a diffused base transistor at
different injection levels // Indian I of Pure  Applied Physics. Calvutta. - 1974. – V.
12, Nr. 10. – P. 680–684.
2.17. Kumar R., Hunter L.P. Prediction of fT and hfe at high collector currents //
IEEE Trans. on Electron Devices. - 1975. – V. ED-22, Nr. 11. – P. 1031–1037.
2.18. Kuno H/J/ Rise and fall time calculations of junction transistors // IEEE
Trans. on Electron Devices. - 1964. – Vol. ED–11, Nr. 4. - P. 213.
2.19. Файзулаев Б.Н. Переходные процессы в транзисторных каскадах / 2-е
изд., доп.– М.: Связь, 1968, 248 с.
2.20.
Дерменжи П.Г., Евсеев Ю.А. О переходном процессе включения
триодной структуры / В кн.: Полупров. приб. и их примене. - М., 1970. – Вып.
24. – С. 59–69.
2.21. Гаврилов Г.К. Переходные процессы в транзисторе и методы расчета
импульсных схем/ - М.: Связь, 1971, 159 с.
2.22. Степаненко И.П. Основы теории транзисторов и транзисторных схем.
/ изд. 3-е. – М.: Энергия, 1973, 608 с.
2.23.
Пауль Р. Транзисторы. Физические основы и свойства / Пер. с
немецкого
под ред. И.А. Палехова. М.: Сов. Радио, 1973, 504 с.
2.24. Агаханян Т.М. Основы транзисторной электроники . – М.: Энергия,
1974, 256 с.
2.25. Спиридонов Н.С. Основы теории транзисторов . –
Технiка, 1975, 360 с.
2-е изд., Киев:
256
2.26. Польский Б.С., Римшанс Я.С. Численное моделирование переходных
процессов в биполярных полупроводниковых приборах // Изв. АН Лат. ССР, сер.
физ. и техн. Наук. - 1978. – № 4. – С. 70–78.
2.27. Тугов Н.М., Глебов Б.А., Чарыков Н.А. Полупроводниковые приборы .
– М.: Энергоатомиздат, 1990, 575 с.
2.28. Доронкин Е.Ф., Воскресенский В.В. Транзисторные генераторы
импульсов . – М.: Связь, 1965, 238 с.
2.29. Носов Ю. Р. Физические основы работы полупроводникового диода в
импульсном режиме. – М.: Наука, 1968, 264 с.
2.30. Schroder D. K. Semikonduktor material and device characterization // Wiley
interscience, IEEE PRESS, Arizona State University, USA. 2005. P. 779.
2.31. Агаханян Т.М. Переходная и частотно-фазовая характеристики
коэффициента передачи тока дрейфового триода //Радиотехника. - 1959. –т. 14,
№ 12. – С. 38–43.
2.32. Абдюханов М. А. , Берестовский Г. Н., Кузьмин В. А. О расчете
процессов в полупроводниковых триодах методом заряда // Радиотехн. и
электрон. - 1960. – № 3. – С. 450–459.
2.33. Недолужко И. Т., Каганов И. Л. Расчет
переходных процессов в
полупроводниковых триодах методом заряда / В кн.: Полупров. приб. и их
примене. Под ред. Федотова Я. А. - М. Сов. Радио. 1965. – Вып. 13.
2.34. Moll J. L. Large – signal transient response of junction transistor // Proc. IRE.
- 1954. – Vol. 42, Nr. 12. - P. 1773–1783.
2.35. 86100 DCA Wideband Sampling Oscilloscopes// http://www. home.
agilent.com/en/ /86100-dca-wideband-sampling-oscilloscop
2.36. Makinen S., McLachlan B., Hardman P., Schradin A., Solotko S. AMD FX
разогнан до 8,429 ГГц — новый мировой рекорд частоты процессора. Новости
индустрии Hi-Tech. Источник: AMD // http://www.ixbt.com/news/ hard/ index.
shtml// 2011. С. 5.
2.37. Ефимов И. Е. Радиочастотные линии передачи М.: Советское радио,
1964. С. 600.
257
Глава 3
3.1. Shockley W. A unipolar field-effect transistor // Proc. IEEE. – 1952. – V. 40,
N. 11. – P 1365–1376.
3.2. Шокли В. Теория электронных приборов. – М.: Издат. иностранной
литературы, 1953, 353 с.
3.3. Gummel H. K. A self-cobsistent interive scheme foro ne dimensional structure
under nonisothermal conditions // IEEE Trans. 1964. V. ED-11, N. 10. P. 455–465.
3.4. Loeb H. W., Andrew R., Love W. Application of two 2-Dimensional Solutions
of the Shockley-Poisson Equation to Inversion-Layer M.O.S.T. Devices // Electron.
Lett. – 1968. V. 4. – P. 352–354.
3.5. Kennedy D. P., OBrien R. R. Computer aided two dimensional matematical
analysis of a planar type junction field effect transistor. – IBM J. Res. Development
1969, vol. 13. N 11. – P. 662–674.
3.6. Reiser M. A two-dimensional Numerical FET model for DC, AS and largesignal analysis // IEEE Trans. ED. – 1973, V. 20, N 1. – P. 35–45.
3.7. Slotboom J. W. Computer aided-two-dimensional analysis of bipolar tranzistor
// IEEE Trans. – 1973. V. ED-20, N 8. – P. 669–679.
3.8. Mock M. S. A two-dimensional mathematical model of insulated-gate fieldgain
of a bipolar transistor // Solid State Electronics. – 1973. – V. 16, N 11. – P. 1251–
1259.
3.9. Hockney R. W., Warriner R. A. Reiser M. Two-dimensional particle models in
semiconductor device analysis // Electron. Lett. – 1974. V. 10, N 23. – P. 484.
3.10. Афонцев С. А., Кунилов В. А., Пашинцев Ю. И., Петров Г. В. Модель
полевого транзистора с затвором Шоттки, основанная на числовом решении
двумерных уравнений переноса // Микроэлектроника. – 1977. – Т. 6, вып. 2. – С.
179–183.
3.11. Wada T., Frey J. Physical basis of short-channel MESFET operation // IEEE
J.Solid-State Circuits. – 1979. N 14. – P. 398–412.
3.12. Yamaguchi K. Field-depent mobility model for two-dimensional numerical
analysis of MOSFETs // IEEE trans. ED. – 1979.V. 26, N 7. – P. 1068–1074.
258
3.13. Миргородский Ю. Н., Руденко А. А. Алгоритм расчета статических и
импульсных характеристик полевых транзисторов с затвором Шоттки // В кН.:
Микроэлектроника и полупроводниковые приборы, под ред. А. А. Васенкова и
Я. А. Федотова. – 1983. Вып. 7. – С. 263–267.
3.14. Мартынов Я. Б. Двумерная численная модель для расчета статических и
высокочастотных характеристик полевого транзистора с затвором Шоттки //
Электронная техника. Сер. Электроника СВЧ. – 1984. – Вып. 4. – С. 30–36.
3.15. Anderson S. F., Current K. W., Forbes L. Assesing GaAs hige-speedswitching JFET device models: 1 – Versus, 2 – dimensional analysis // Proc. IEEE. –
1979. – V. 67, n 3. – P. 435.
3.16. Grubin H. L., McHugh T. M. Hot electron transport effects in field effect
transistors // Solid-State Electronics. – 1978. – V. 21, N 1. – P. 69–73.
3.17. Grubin H. L., Ferry D. K., Gleason R. K. Spontaneaus oscillations in galium
arsenide field effect transistors // Solid-State Electronics. – 1980. V. 23, N 2. – P. 157–
172.
3.18. Grabin H. L. Switching characteristics of nonlinear field-effect transistors:
Gallium-arsenide versus silicon // IEEE trans. MTT. – 1980. V. 28, N 5. – P. 442–448.
3.19. Wada T., Frey J. Physical basis of short channel MESFET Operation // IEEE
trans. ED. – 1979. V. 26, N 4. – P. 476–490.
3.20. Ino M., Ohmori M., Intrinsic response time of normally off MESFETs of
GaAs, Si and InP // IEEE trans. MTT. – 1980. V. 28, N 5. – P. 456–459.
3.21. Егудин А. Б., Чкалова О. В., Еленский В. Г. Мощные СВЧ полевые
транзисторы с барьером Шоттки // Зарубежная радиоэлектроника. – 1980. – №
10. – С. 28–48.
3.22. Faweett W., Hill G. Temperature dependence of the velocity – field
characteristic of electron in InP // Electron.Lett. – 1975. V. 11, N 4. – P. 80–81.
3.23. Ruch J. G., Kino G. S. Transport properties of GaAs // Phys. Rev. – 1968. V.
174, N 3. – P. 921–-31.
3.24. Požela J., Reklaitis A. Diffusion coefficient of hot elektrons in GaAs // Solid
State Comun. – 1978. – V. 27, N 11. – P. 1073–1077.
259
3.25. Hill G., Robson P. N., Fawcett W. Diffusion and the power densety
fluctuation for electron in InP by Monte-Carlo methods // J. Appl. Phys. – 1979. V. 50,
N 1, P. 356–360.
3.26. Sharfetter D. L., Gummel H. K. Large-signal analysis of a silicion read diode
oscillator // IEEE trans. ED. – 1969. V. 16, N 1. – P. 64–77.
3.27. Reiser M. Large-scale numerical simulation in semiconductor devices
modeling // Comput. Methods Appl. Mech. And Eng. – 1972. V. 1. – P. 17–39.
dimensional transistor // IEEE Trans. – 1974. V. ED-21. N 7. – P. 403–409.
3.29. Баннов Н. А., Рижый В. И., Елизарова Т. Г., Николаев Е. С, Численное
моделирование нестационарных электронных кинетических процессов в
двумерных полупроводниковых структурах // Препринт ИПМ им. М. В.
Келдыша АН СССР. – 1986. – № 44; 36. – С. 1–35.
3.30.
Миллер
Д.
Моделирование
полупроводниковых
приборов
и
технологических процессов / Пер. с англ. М.: Радио и связь, 1989.
3.31. Moglestue C. Monte Carlo particle modeling of local heating in n-type GaAs
FET // IEE Proc/ – 1981. V. 128, N 4. – P. 131.
3.32. Awano Y., Tomizawa K., Hashizume N. Principles of operation of shortchannel GaAs FET determined by Monte Carlo method // IEEE trans. ED. – 1987. V.
31, N 4. – P. 448–452.
3.33. Томидзава К., Хосидзуме Р. Применение
метода частиц
для
моделирования субмикронных приборов с гетеропереходами / В кН.:
Моделирование полупроводниковых приборов и технологических процессов.
Пер. с англ.– М.: Радио и связь, 1989, 116–130 с.
3.34. Husain A., Chamberlain G. Three-Dimensional Simulation of MOSFETs //
IEEE Tran. Electron Dev. – 1982. V. ED-29. – P.631.
3.35. Shigyo N., Konaka M., Dang M. Three-Dimensional Simulation of Inverse
Narrow-Channel Effect // Electron.Lett. – 1982. V. 18. – P. 274–275.
260
Глава 4
4.1. Тагер А.С., Мельников А.И., Кобельков Г.П., Цебиев А.М. Генерация и
усиление радиоволн сантиметрового и миллиметрового диапазона с помощью
полупроводникового диода в области положительного наклона его статической
вольт-амперной характеристики /Диплом на открытие № 24, приоритет
27.X.1959.
4.2. Johnson R.L., DeLoach B.C.Jr., Cohen B.G. A silicon diode oscillator // Bell
Syst. Techn. J. 1965. V. 44. Nr. 2. P. 369–372.
4.3. Тагер А.С. Лавинно-пролетный диод и его применение в технике СВЧ //
Успехи физ. наук. 1966. Т. 90. № 4.
4.4. Read W.T. A proposed gigh-frequency negatyve resistance diode // Bell Syst.
Techn. J. 1958. V. 37, Nr. 2. P. 401–446.
4.5. Prager H.J., Chang K.K.N., Weisbrod S. High-power, high-efficiency silicon
avalanche diodes at ultra high frequencies // Proc. IEEE, 1967. V. 55, Nr. 4. P. 586–7.
4.6. Johnston R.L., Scharfetter D.L. Bartelint D.L. High-efficiency oscillations in
germanium avalanche diodes below the transit-time frequency // Proc. IEEE. 1968. V.
56. Nr. 9. P. 1611–1613.
4.7. Cottam M.G., Geraghty S.R. Theoretical anglysis and computer simulation of
double sided n+-n-p-p+ TRAPATT diode structures / Eur. Microwave Conf. Proc.
Brussels. 1973. V. 1. P. 185–188.
4.8. Cottam M.G. Theory for power output and efficiency of silicon TRAPATT
oscillators // Elektron. Lett. 1970. V. 6. Nr. 12. P. 384–385.
4.9. Scharfetter D.L., Gummell H.K. Large signal anglysis of a silicon Read diode
oscillator // IEEE Trans. on Electron Devices. 1969. V. 16. Nr. 1. P. 64–77.
4.10. Голант Е.И., Тагер А.С. Расчет высокоэффективных гомо- и
гетероструктур ЛПД // Электронная техника. Сер. I. Электроника СВЧ. 1982.
Вып. 9. С. 31–36.
4.11. Scharfetter D.L. Power-frequency characteristics of the TRAPATT diode
mode of high efficiency power generation in germanium and silicon avalanche diodes
// The Bell System Techn. J. 1970. V. 49. Nr. 5. P. 799–826.
261
4.12. Okamoto H., Ikeda M. Measurement of the elektron drift velocity in
avalanching GaAs diodes // IEEE Trans. Elektron devices. 1976. V. 23. Nr. 3. P. -374.
4.13. Sze S.M., Gibbons G. Avalanche breakdown voltages of abrupt and lineary
graded p-n junctions in Ge, Si, GaAs, and GaP // Appl. Phys. Lett. 1966. V. 8. Nr. 5.
P. 111–113.
4.14. Carroll J.E., Farrington J.G. Short-pulse modulation of gallium-arsenide
laseis with TRAPATT diodes // Elektron. Lett. 1973. V. 9. Nr. 9. P. 166–167.
4.15. Bartelint D.J., Persky S. Diffusion of electrons in silicon transverse to a high
electric field // Applied Physics Lett. 1970. V. 16. Nr. 5. P. 191–194.
4.16. Banali C., Jacoboni C., Ottaviani G. et al. High-field diffusion of electrons in
silicon // Appl. Phys. Lett. 1975. V. 27. Nr. 5. P. 278–280.
4.17. Matsumura M., Abe H. Computer simulation of anomalous-mode oscillation
in silicon avalanche diodes // IEEE Trans. MTT. 1970. V. 18. Nr. 11. P. 975–977.
4.18. Blakey P.A. Computer simulation of charge generation in TRAPATTS //
Elektron. Lett. 1977. V. 13. Nr. 15. P. 434–435.
4.19. Lee C.A., Frey J.Comparison of plazma formalion in n+p and p+n TRAPATT
diodes // Electron. Lett. 1973. V. 9. Nr. 14. P. 318–320.
4.20. Frey J., Lee C.A. Plazma injection and efficiency in N+P and P+N TRAPATT
diodes / Proc. 4th Biennial Cornell Elec. Eng. Conf. Ithaca. 1973. V. 4. P. 401–407.
4.21. Bogan Z., Frey J. Startup transients and differences between P+N and N+P
structures as determined by an analysis of TRAPATT diode-circuit interactions / IEEE
Int. Solid-State Circuits Conf. N.Y. 1975. P. 96–97.
4.22. Evans W.J. Circuits for high-efficiency avalanche-diode oscillators // IEEE
Trans. MTT. 1969. V. 17. Nr. 12. P. 1060–1067.
4.23. Evans W.J., Seidel T.E., Scharfetter D.L. A novel TRAPATT oscillator
design // Proc. IEEE. 1970. V. 58. Nr. 8. P. 1294–1295.
4.24. Caroll J.E. Analytic theory for the Evans circuit for avalanche diodes // IEEE
Trans. MTT. 1970. V. 18. Nr. 11. P. 977–979.
4.25. Evans W.J. Computer experiments on TRAPATT diodes // IEEE Trans.
MTT. 1970. V. 18. Nr. 11. P. 862–871.
262
4.26. Kawamoto H. Gigaherts-Rate 100-V pulse generator // IEEE J. Solid-state
Circuits. 1973. V. 8. Nr. 1. P. 63–66.
4.26. Kawamoto H. Gigaherts-Rate 100-V pulse generator // IEEE J. Solid-state
Circuits. 1973. V. 8. Nr. 1. P. 63–66.
4.27. Yu S.P., Tantraporn W. Device physics of a new TRAPATT oscillator //
IEEE Trans. Electron Devices. 1975. V. 22. Nr. 3. P. 140–145.
4.28. Mackintosh I.W., Royds R.J. An analysis of a TRAPATT oscillator circuit /
Proc. European Microwave Conf. Stokholm. 1971. V. 1. P. A9/3:1–A9/3:4.
4.29. Carroll J.E., Crede R.H. A computer simulation of TRAPATT circuits // Int.
J. Electronics. 1972. V. 32. Nr. 3. P. 273–296.
4.30. Evans W.J., Scharfetter D.L. Characterization of avalanche diode TRAPATT
oscillators // IEEE Trans. Electron Devices. 1970. V. 17. Nr. 5. P. 397–404.
4.31. De Loach B.C., Scharfetter D.L. Device physics of TRAPATT oscillators //
IEEE Trans. on Elektron Devices. 1970. V. 17. Nr. 1. P. 9–21.
4.32. Kawamoto H. Antiparallel operation of multiple high-efficiency avalanche
diodes // IEEE J. Solid-State Circuits. 1972. V. 7. Nr. 1. P. 10–15.
4.33. Cripps S.C., Carroll J.E. Double-diode trapatt pulse generator with
applications to avalanche-diode research // Proc. IEE. 1975. V. 122. Nr. 11. P. 1187.
4.32. Carroll J.E. The use of negative inductance and related concepts in the
synthesis of TRAPATT circuits / Proc. European Microwave Conf. Stokholm. 1971.
V. 1. P. A8/4:1–A8/4:4.
4.33. Шалтянис В., Дземида Г. Анализ структуры оптимизационных задач с
использованием аппроксимации характеристик. Сб. Теория оптимальных
решений. Вильнюс. 1982. Вып. 8. С. 124–138.
4.34. Сибирцев Л.С., Вальд-Перлов В.М., Вейц В.В. Лавинно-пролетные
диоды сантиметрового диапазона длин волн // Обзоры по электронной технике.
Сер. I. Электроника СВЧ. 1988. Вып. 13. С. 1–60.
263
Глава 5
5.1. Григорьева В.Е., Малькин Г.М., Ивин А.Л. Зависимость характеристик
быстродействующих генманиевых туннельных диодов от температуры //
Вопросы радиоэлектроники. Сер. РТ. 1972. Вып. 1. С. 48.
5.2. Meyerhofer D., Brown G.A., Sommers H.S. Degenerate Germanium. I Tunnel,
Excess and Thermal Current in Tunnel Diodes // Phys. Rev. 126. 4. 1962. P. 1329.
5.3. Григорьев В.Е., Малкин Г.М. Формирование быстродействующих
туннельных р-n переходов // Вопросы радиоэлектроники. Сер. РТ. 1973. Вып. 1.
С. 15.
5.4. Kane E.O. Theory of Tunneling // J. Appl. Phys. Vol. 32. I. 1961. P. 83.
5.5. Фистуль В.И. Сильнолегированные полупроводники // Наука. М. 1967. С.
415.
5.6. Маделунг О. Физика полупроводникового соединений элементов III и V
групп // Мир. 1967.
5.7. Алфеев В.Н. Радиотехника низких температур // Советское радио. 1966.
5.8. Голованов В.В., Наследов Д.Н., Филипченко А.А. О температурной
зависимости эффективной массы электронов в антимониде индия // ФТТ. Т. 7.
1965.
5.9. Dingle R., Stormer H.L., Gossard A.C. et al. Electron MObilities in
Modulation-Doped Semiconductor Heterojunction Superlattices //Appl. Phys. Lett. 33.
1978. P. 665.
5.10. Tsu R. Challenges in nanoelectronics // Nanotechnology. 12 (4). 2001. P.
625.
5.11. Heinzelmann E. Nanotechnologie-Marktpotenzial für helle Köpfe // Techn.
Rdsch. 94 (1–2). 2002. P. 22–23.
5.12.Lin S.Y., Tsai Y.J., Lee S.G. Comparison of InAs/GaAs quantum dot infrared
photodetector and GaAs/(AlGa)As superlattice infrared photodetector // J. Appl. Phys.
Pt 2, 40 (12A). 2001. P. 1290.
5.13. Бирюлин П.И. Влияние продольных размеров туннельно-резонансного
диода на его вольт-амперную характеристику // Электроника и информатика –
264
XXI век. 3-я Международная научно-техническая конференция. Зеленоград.
Изд.-во МИЭТ. 2000. С. 32.
5.14. Bursteinand E., Lundqvist S. Tunneling Phenomena in solids // Plenum press
N.Y. 1969.
5.15. Sze S.M. Physics of Semiconductor Devices // Bell Laboratories. Interscience
Publication, N.Y. 1981.
5.16. Левин В.Г., Вдовин Ю.А., Мямлин В.А. Курс теоретической физики //
Наука. Т. II. 1971.
5.17. Tsu R., Esaki L. Tunneling in finite superlattice // Applied Physics Letters.
Vol. 22. Nr. 11. 1973. P. 562.
5.18. Богомолов В.Н., Задорожный А.И., Павлова Т.М. и др. // Письма ЖТФ.
5. 1979. С. 1335.
5.19. Богомолов В.Н., Задорожный А.И., Павлова Т.М. и др. // Письма ЖТФ.
31. 1980. С. 1335.
5.20. Богомолов В.Н., Задорожный А.И., Павлова Т.М. // ФТП. 15. 1981. С.
2029.
5.21. Ridley B.K. // Proc. Phys. Sol. 82. 1963. P. 954.
5.22. Bryksin V.V., Firsov Yu.A. // Solid. St. Commun. 10. 1972. P. 471.
Глава 6
6.1. Карих Е.Д. Исследование полной проводимости гетеролазеров с
полосковым контактом при обратном смещении // Известия вузов МВ и ССО
СССР. Физика. – 1983. – № 11. – С.52–56.
6.2. Offsey S.D., Schaff W.J., Tasker P.J. et al. Optical and microwave
performance of GaAs-AlGaAs and strained layer InGaAs- GaAs-AlGaAs graded
index separate confinement heterostructure single quantum well lasers // IEEE Photon.
Technol. Lett. 1990. – 2. Nr.1. – P.9–11.
6.3. Lee Tien-Pei. Recent advances in long wavelength semiconductor lasers for
optical fiber communication // Proc. IEEE. – 1991. – 79. Nr.3. – P.256–276.
265
6.4. Agrawal Govind P. Modulation bandwidth of high-power single-mode
semiconductor lasers: Effect of intraband gain saturation // Appl. Phys. Lett. – 1990. –
57. Nr.1. – P.1–3.
6.5. Грунда И.И., Мереуце А.З., Пузин И.Б. и др. Излучательные и
электрические
характеристики
одномодовых
квантоворазмерных
AlGaAs
лазеров, полученных методом НЖЭ // Письма в ЖТФ. – 1990ю – 16. № 15. –
С.60–64.
6.6. Olsansky R., Lanzisera V., Powazinik W. et al. Frequency response of 18 GHz
vapor phase regrown BH lasers // Int. Semiconduct. Laser Conf. Program and Abstract
Pap. – 1986. – P.176–177.
6.7. Su C.B., Olsansky R. Ultrahigh-frequency modulation of InGaAsP lasers //
Integr. And Guided Wave Opt. Summ. Techn. Pap. – 1986. – P.8–9.
6.8. Olsansky R., Hill P., Lanzisera V. et al. Universal relationship between
resonant frequency and damping rate of 1,3 m InGaAsP semiconductor lasers // Top.
Meet. Semicond. Lasers. – Albuquerque, N.H. 1987. – P.47–50.
6.9. Olsansky R., Hill P., Lanzisera V. et al. Universal relationship between
resonant frequency and damping rate of 1,3 m InGaAsP semiconductor lasers //
Applied Physics Letters. – 1987. – 50. Nr.11. – P.653–655.
6.10. Su C.B., Lanzisera V., Olsansky R. et al. High frequency modulation of
InGaAsP lasers // Proc. IEEE. Corneli Conf. Adv. Conc. High Speed Semicond.
Devices and Circuits. – 1984. – P.312–318.
6.11. Елисеев П.Г. Введение в физику инжекционных лазеров. – М.: Наука,
1983.
6.12. Полупроводниковые инжекционные лазеры. Динамика модуляции,
спектры: Пер с англ. / Под ред. У.Тсанга. – М.: Радио и связь. 1990.
6.13. Lau K.Y., Yariv A. Ultra high speed semiconductor lasers // IEEE J.
Quantum Electron. – 1985. – V.QE-21, Nr.25. – P.121–138.
6.14. Lau K.Y., Bar-Cjaim N., Ury I. et al. 11 GHz direct modulation bandwidth of
GaAlAs window laser on semi-insulating substrate operating at room temperature //
Applied Physics Letters. – 1984. – V.45, Nr.4. – P.316–318.
266
6.15. Imai H. High-speed buried heterostructure InGaAsP/InP diode lasers // Proc.
IEEE / Corneli Conf. Adv. Conc. High Speed Semicond. Devices and Circuits. – 1984.
– P.40–42.
6.16. Su C.B., Lanzisera V. Ultrhigh-speed modulation of 1.3 m InGaAsP diode
lasers // IEEE J. Quantum Electron. – 1986. – V. QE–22, Nr.9. – P.1568–1578.
6.17.Tuckear R.S. High-speed modulation and switching in semiconductor lasers //
SBMO International Microwave Symposium Proceedings. – Rio de Janeiro. 1987. –
P.803–810.
6.18. Lee T.P. Effect of junction capacitance on the risetime of LED’s and on the
turn on delay of injection lasers // The Bell System Technical Journal. – 1975. – V.54,
Nr.1. – P.53–68.
6.19. Su C.B., Lanzisera V., Powazinik W. et al. 12.5–GHz Direct modulation
bandwidth of vapor phase regrown 1.3 m InGaAsP buried heterostructure lasers //
Applied Physics Letters. – 1985. V.46, Nr.4. – P.344–346.
6.20. Tucker R.S., Pope D.J. Microwave circuit models of semiconductor injection
lasers // IEEE Transactions on Microwave Theory and Techniques. – 1983. –V.MTT
31, Nr.3. – P.289–294.
6.21. Tucker R.S., Pope D.J. Circuit modeling of the effect of diffusion on damping
in a narrow-stripe semiconductor laser // IEEE J. Quantum Electron. – 1983. – V.QE
19, Nr.7. – P.1179–1183.
6.22. Bowers J.E. High speed semiconductor laser design and performance // Solid
State Electronics. – 1987. – V.30, Nr.1. – P.1–11.
6.23. Figuerca L., Slayman C.W., Yen H.-W. High-frequency characteristics of
GaAlAs injection lasers // IEEE Transactions on Microwave Theory and Techniques.
– 1982. MTT-30, Nr.10. – P.1706–1715.
6.24. Ng W.W., Craig R., Yen H.W. Dynamic characteristics of high speed psubstrate GaInAsP buried crescent lasers // Journal of Lightwave Technology. – 1989.
– Nr.3. – P.560–567.
267
6.25. Andrekson P.A., Anderson P. Parasitic element influence on the wide-band
electrical noise and modulation response of semiconductor lasers // IEEE J. Quantum
Electron. – 1987. – V.QE-23, Nr.6. – P.1048–1053.
6.26. Suematsu Y., Hong T., Furuya K. Reduction of resonance-like peak in directmodulation of injection laser due to carrier diffusion and external circuit //
Nachrichtentechnik. – 1978. – V.31, Nr.2. – P. 127–128.
6.27. Дураев В.П., Калашников В.С., Коняев В.П. и др. СВЧ-модуляция
инжекционных лвзеров // Радиотехника. 1988. – № 8. – С.46–50.
6.28.
Маругин
А.В.,
Харчев
А.В.
Исследование
модуляционных
характеристик инжекционных лазерных диодов // Радиотехника. 1986. – № 11. –
С.89–92.
6.29. Kamite K., Yano M., Taenahashi T. at al. Analysis of the parasitic effective
capacimtance of buried-heterostructure lasers // Electron. Lett. 1986. – V.22, Nr.8. –
P.407–409.
6.30. Dumant J.M., Guillausseau Y., Monerie M. Small signal modulation of DH
laser diodes: effect of the junction capacitance // Optics Communications. – 1980. –
V.33, Nr.2. – P.188–192.
6.31. Hakki B.W., Holbrook W.R., Gaw C.A. High-frequency impedance of proton
bombarded injection lasers // Bell System Technical Journal. – 1982. – V.62, Nr.2. –
P.463–475.
6.32. Hong W.H., So J.H., Park H.K. at al. Circuit models for frequency
modulation response of semiconductor lasers // Electron. Lett. – 1989. – V.27, Nr.9. –
P.591–592.
6.33. Ackley D.E. Equvalent circuit modeling and derivative characterization of 1.3
m injection lasers // Electron. Lett. – 1987. – V.23, Nr.25. – P.1354–1356.
6.34. Маттей Д.Л., Янг Л., Джонс Е.М.Т. Фильтры СВЧ, согласующие цепи и
цепи связи: Пер. с англ. – М.: Связь. 1972.
6.35. Черкин В.И., Олигов Г.А. Согласующая цепь для СВЧ интегральных
схем // Электронная техника. Сер. 1. Электроника СВЧ. – 1984. – Вып. 1(361). –
С.24.
268
6.36. Paoli T.L. Optical responce of a stripe-geometry junction laser to sinusoidal
current modulation at 1.2 GHz // IEEE J. Quantum Electron. – 1981. – V.QE-17, Nr.5.
– P.675–680.
6.37. Harth W., Siemsen D. Subharmonic resonance in the direct modulation of
injection lasers // AEU. – 1974. – V.28, Nr.9. – P.391–392.
6.38. Siemsen D. Observation of inherent oscillations and subharmonic resonances
in the light output of GaAs DH lasers // Int. J. Electronics. – 1978. – V.45, Nr.1. –
P.63–70.
6.39. Tarucha S., Otsuka K. Response of semiconductor laser to deep sinusoidal
injection current modulation // IEEE J. Quantum Electron. – 1981. – V.QE-17, Nr.5.
P.810–816.
6.40. Russer P., Hilbrand H., Harth W. Parametric sideband amplification in
injection lasers // Electron. Lett. – 1975. – V.11, Nr.4. – P.87–89.
6.41. Grothe H., Harth W., Russer P. Experimental investigation of parametric
sideband amplification in injection lasers // Electron. Lett. – 1976. – V.12, Nr.20. –
P.522–524.
6.42. Васильев П.П., Морозов В.Н. Теория генерации пикосекундных
импульсов инжекционным лазером с внешним резонатором в режиме
синхронизации мод // Квантовая электроника. – 1985. – Т.12, № 2. – С.331–338.
6.43. Mc Cumber D.E. Intensity fluctuations in the outpet of CW laser oscillator //
Physics. Revue. – 1966. – T.141, Nr.1. – P.306–322.
6.44. Broom R.F. Self modulation at gigahertz frequencies of a diode laser coupled
to an external cavity // Electronics letters. – 1969. – Vol.5, Nr.23. – P.571–572.
6.45. Lau K.Y., Yariv A. Self-susteined picosecond pulse generation in a GaAlAs
laser at an electrically tunable repetition rate // 7 th Topical Meeting on Integrated and
Guided-Wave Optics, Kissime, Fla. – 24–26 April, 1984. – P.WB3/1–Wb3/4.
6.46. Богатов А.П., Елиcеев П.Г., Охотников О.Г. и др. Исследование
непрерывного инжекционного лазера с внешним дисперсионным резонатором //
Труды ФИАНю – 1983. – Т.141. – С.62–88.
269
6.47. Broom R.F., Mohn E., Risch Ch. et al. Microwave self-modulation of a diode
laser coupled to an external resonator // IEEE Journal of Quantum Electronics. – 1970.
– Vol.QE-6, Nr.6. – P.328–334.
6.48. Glasser L.A., Haus A.H. selflocking on modelocked semiconductor diode
lasers: theory and experiment // IEEE/OSA Conf. Laser Engineering and Applicatrons.
– Washington D.C., 1979. – P.50–51.
6.49. Ho P.-T, Glasser L.A., Haus A.M. et al. Picosecond Phenomena // Proc. 1 st
Int. Conf. – Berlin, 1978. – P.114–116.
6.50. Ho P.-T., Glasser L.A., Ippen E.P. et al. Picosecond pulse generation with a
CW GaAlAs laser diode // Applied Physics Letters. – 1978. – Vol.33, Nr.3. – P.241.
6.51. Ito H., Yokoyama H., Inaba H. Bandwidth limited picoseconds optical pulse
generation from actively modelocked AlGaAs diode laser // Electronics Letters. –
1980. – Vol.16, Nr.16. – P.620–621.
6.52. Бессонов Ю.Л., Богатов А.П., Васильев П.П. и др. Генерация
пикосекундных импульсов в инжекционном лазере с внешним селективным
элементом // Квантовая электроника. – 1982. – Т.9. – Сю2323–2326.
6.53. Баженов В.Ю., Елисеев П.Г., Пак Г.Т. и др. Бистабильный режим и
спектральная перестройка в инжекционном лазере с внешним дисперсионным
резонатором // Квантовая электроника. – 1981. – Т.8. – С.853.
6.54. Van der Ziel J.P., Mikulyak R.M. Mode locking of strip burried
heterostructure (AlGa)As lasers using an external cavity // Journal of applied physics.
– 1980. – Vol.51, Nr.6. – P.3033–3037.
6.55. Богатов А.П., Васильев П.П., Морозов В.Н. и др. Прямая регистрация
пикосекундных импульсов инжекционного лазера с активной синхронизацией
мод // Квантовая электроника. – 1983. – Т.10, № 10. – С.1957–1958.
6.56. Van der Ziel J.P., Tsang W.T., Logan P.A. et al. Subpicosecond pulses from
passively mode locked GaAas buried optical guide semiconductor lasers // Applied
Physics Letters. – 1981. – Vol.B9, Nr.7. – P.525–527.
270
6.57. Lau K.Y., Yariv A. Direct modulation and active mode locking of ultrahigh
speed GaAlAs lasers at frequencies up to 18 GHz // Applied Physics Letters. – 1985. –
Vol.46, Nr.4. – P.326–328.
6.58. Tucker R.S., Korotky S.K., Eisenstein G. et al. 20 GHz active mode locking
of a 1,55 mic. InGaAsP laser // Electronics Letters. – 1985. – Vol.21, Nr.6. – P.239–.
6.59. Lundgvist S., Andersson T., Eng S.T. Generation of tunable single-mode
picosecond pulses from an AlGaAs semiconductor laser with grating feedback //
Applied Physics Letters. – 1983. – Vol.43, Nr.8. – P.715-717.
6.60. Corzine S.W., Bowers J.E., Przybilek G. et al. Actively mode-locked
GaInAsP laser with subpicosecond output // Applied Physics Letters. – 1988. –
Vol.52, Nr.5. – P.348–350.
6.61. Eisenstein G., Tucker R.S., Kaminow I.P., Lec T.P., Burrus C.A. InGaAsP
1,3 m optical amplifier-modulator integrated with a fibre-resonator mode-locked
laser // Electronics Letters. – 1984. – Vol.20, Nr.15. – P.624–625.
6.62. Васильев П.П., Морозов В.Р., Пак Г.Т. и др. Измерение частотного
сдвига в пикосекундном импульсе инжекционного лазера с синхронизацией мод
// Квантовая электроника. – 1985. – Т.12, №6. – С.1297–1299.
6.63. Eisenstein G., Tucker R.S., Korotky S.K. Active mode locking of an
InGaAsP 1,55 m laser in a fibre resonator with an integrated single-mode-fibre
output // Electronics Letters. – 1985. – Vol.21, Nr.5. – P.173–175.
6.64. Margulis W., Osterberger V., Stoltz B. et al. An ultrafast differentiator and it
suse in picosecond laser pulse measurement // Optics communications. – 1985. –
Vol.54, Nr.3. – P.171–175.
6.65. Den Baars S.P., Beyeler C.A., Mariz A., Dapkus P.D. GaAs/AlGaAs
Quantum well lasers with active regions grown by atomic layer epitaxy // Applied
Physics Letters. – 1987. – Vol. 51, Nr.19. – P.1530–1532.
6.66. Гарбузов Д.З., Зайцев С.В., Колышкин В.И. и др, Мезаполосковые
(=1,3 мкм) квантоворазмерные лазеры раздельного ограничения (Iпор=380
А/см2, Р=0,5 Вт, Т=180С) // Письма в ЖТФ. – 1988. – Т.14, № 3. – С.241–246.
6.67. Uomi K., Chinone N., Ohtoshi T. et al. High relaxation oscillation frequency
271
(beyond 10 GHz) of GaAlAs multiquantum well lasers // Japanese Journal of
Applied Physics. – 1985. – Pt.2, Vol.24, Nr.1. – P.L539–L541.
6.68.
Литвинова М. Н. Электрооптическая модуляция и преобразование
монохроматического излучения в кристаллах ниобата лития // Дисскртация на
соискание
ученой степени кандидата физико – математических наук. –
Хабаровск. 2006. – С.107.
Глава 7
7.1. Мелешко Е. А. Быстродействующая импульсная электроника– М.:
ФИЗМАТЛИТ. 2007. – С.317.
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа