книги из ГПНТБ / Арсенид галлия. Получение, свойства и применение

центрации малы как в задней стенке, так и в передней (поскольку в этом случае уже небольшое относительное отклонение концентрации от равновесного значения па со­ ответствует большому но абсолютной величине объемному заряду). Поле в домене при этом распределено симметрич­ но, а объемный заряд — антисимметрично.

Для обоих предельных случаев большой и малой кон­ центраций /г0 в рамках простой модельной теории могут быть получены аналитические выражения для всех основ­ ных параметров стабильного домена в зависимости от фи­ зических параметров диода [254, 255].

С учетом зависимости коэффициента диффузии от поля параметры домена могут быть определены численным ре­ шением с помощью ЭВМ [256, 257].

Вопросы, связанные с формированием н уничтоже­ нием домена сильного поля, качественно рассмотрены теоретически в работах [258—262]. Следует отметить, что в хорошем согласии с экспериментальными данными по­

Экспериментально малосигнальное поведение диодов Ганна исследовалось в работах [263—265]. В работе [265] приведены экспериментальные зависимости активной н емкостной составляющих проводимости диода Ганна от частоты и рассчитаны соответствующие зависимости для различных кусочно-линейных аппроксимаций v (Е). Наи­ лучшее совпадение теоретических и экспериментальных результатов для диода с подвижностью в слабом поле и1 = =7500 смЧвсек, наблюдалось при значениях отрица­ тельной дифференциальной подвижности и— =2000 смг1в-сек

идифференциальной подвижности в области сильных

полей I A 3 = 0 . Эти значения для u _ n u s очень хорошо со­ гласуются с данными строгих теоретических расчетов и прямых экспериментов (рис. 4.47, 4.53, 4.54). Такое со­ гласие служит убедительным доказательством примени­ мости феноменологической модельной полевой теории для описания малосигнального поведения ганновских диодов. Прямые наблюдения нарастающих воли объемного заряда

к тому, что напряженность поля в районе катода дости­ гает пороговой величины раньше, чем достигает этой ве­ личины средняя напряженность поля, определенная как

Соответствующие расчеты [269] хорошо согласуются с эк­ спериментальными даипыми.

При движении домена вдоль образцов с высоким уров­ нем легнроваппя наблюдалось рекомбииационное излуче­ ние с длиной волны — 0,9 мкм, соответствующей пере­ ходу зона—зона [269, 270]. Это явление объясняется тем, что при больших значениях n0L амплитуда поля в до­ мене может достигать величипы 130—160 кв/см [271, 272], достаточной для заметной ударной ионизацип арсенида галлия. Рекомбинация перавновесных электронов и ды­ рок, появляющихся в результате ионизации, обусловли­ вает наблюдавшееся в [269, 270] излучение. Если время жизни неравновесных посптелей много больше пролет­ ного времени домепа (что может, например, иметь место при захвате возникших в'результате ионизации дырок па ловуппш), то многократная ударная ионизация, сопро­ вождающаяся накоплением неравновесных дырок, при­ водит к так называемому «переключению» ганновского диода. Это состояние характеризуется появлением иа средней по времени вольтамперной характеристике участка S-образного отрицательного сопротивления, следующего за участком насыщения по току, характерному для дио­ дов Ганна. Возникновенпе S-образного отрицательного сопротивления в дподах Ганна впервые наблюдалось в ра­ ботах [273, 274] и было исследовано более подробно в ра­ боте [275]. Механизм формирования S-образиой характе­ ристики в диодах Ганна рассмотрен теоретически в ра­ боте [276].

На участке S-образного отрицательного сопротивле­ ния возможно формирование токовых шнуров, наблюдав­ шихся экспериментально в работе [277]. Теория шнуро­ вания тока в гапповских дподах развита в работе [278].

В высоколегированных гаиновскнх диодах эффектив­ ная ударная ионизация в домене может привести к воз-

244 Я В Л Е П П Я П Е Р Е Н О С А [ГЛ. 4

Впервые иа возможность генерации ультразвука в диодах Ганна указали Гринберг и Кастальский [283, 284].

Расчет показывает [285], что наиболее эффективный механизм генерации ультразвука связан с формированием домена сильного поля. При. формировании домена поле вблпзп катода (в области порядка ширины домена) с ча­

сильного псремепного поля, частота которого равна ча­ стоте гапновской генерации. Вследствие пьезоэффекта воздействие этого переменного поля вызывает появление вынужденных ультразвуковых волн с частотой, равной частоте гаииовской генерации. В работах [286, 287] гене­ рация ультразвука в ганновскпх дподах наблюдалась экспериментально. Ультразвук генерировался на.частоте ганновскпх колебапий, а также на второй и третьей гар­

изменение показателя преломления за счет линейного электрооптпческого эффекта (эффекта Поккельса). Изме­ нение показателя Ад пропорционально первой степени напряженности поля и в арсениде галлпя при Е — 40 кв/см составляет приблизительно Ю - 4 . Прп пересечении пучка света доменом сильного поля возникает электро­ оптический эффект, т. е. появляется аппзотропия пока­ зателя преломления, которая легко может быть обнару­ жена с помощью стандартных оптических измерений. Модуляция излучения Не—Ne-лазера с длиной волны Х- =1,15 мкм за счет эффекта Поккельса в домене наблю­ далась экспериментально [288].

При пересечении доменом светового пучка с длиной волны, равной ширине запрещенной зоны GaAs, наблю­ далось увеличение поглощения в образце приблизительно на 25%, вызванное, по-видимому, эффектом Франца— Келдыша [289].

Более подробное описание физических эффектов, свя­ занных с эффектом Ганна, а также данные, характери­ зующие влияние на параметры эффекта Ганна внешних

4.7] Э Ф Ф Е К Т Г А Н Н А 245

физических условий: температуры, магпитного поля, ос­ вещения, диэлектрических покрытий и давления, содер­ жатся в обзоре 1234].

К настоящему времени генераторы на основе эффекта Ганна уже вышли из стадии лабораторных разработок и нашли ряд важных практических применений. Генера­ торы Ганна обеспечивают в настоящее время мощность в импульсном режиме от нескольких киловатт на часто­ тах порядка гигогерца до долей ватта на частотах порядка 100 Ггц. (В непрерывном режиме работы выходная мощ­ ность примерно на два порядка ниже.) Коэффициент по­ лезного действия ганновских генераторов СВЧ достигает 30%, срок службы — до десяти тысяч часов. Шумовые

могут использоваться несколько последовательно или па­ раллельно соединенных диодов, что обеспечивает увели­ чение выходной мощности.

Генераторы Ганна используются сейчас в качестве ге­ теродинов СВЧ приемников, генераторов портативных РЛС, задающих генераторов в схемах умножения частоты и т. д. Весьма перспективным является использование диодов Гаииа в качестве активных элементов фазирован­ ных антенных решеток радиолокационных станций.

Усилители СВЧ на диодах Ганна к настоящему вре­ мени обеспечивают усиление до 50 дб и развивают мощ­ ность на выходе до нескольких ватт.

Помимо использования в качестве генераторов и уси­ лителей СВЧ, диоды Ганна могут быть использованы в це­ лом ряде функциональных, аналоговых, оптоэлектрон-

сятков такого рода схем. Время срабатывания логиче­ ских и оптоэлектропных устройств на диодах Ганна со­ ставляет сейчас несколько наносекунд.

По-видимому, параметры приборов на диодах Ганна будут значительно улучшены в ближайшем будущем. Это дает основание надеяться, что диод Ганна станет одним из основных активных элементов в СВЧ-диапазоне.

Подробные данные, характеризующие свойства при­ боров на основе эффекта Ганна, содержатся в обзорах [290—292].

Проблема взаимодействия иосптелей тока с тепловыми колебаниями решетки кристалла имеет принципиальное значение для физики твердого тела.

Известно, что полупроводниковые кристаллы с ион­ ным типом связей имеют обычпо ипзкую подвижность электронов, так как электроны сильно взаимодействуют в нпх с электрическими полями понов решетки, а гомео-

связи кристаллов п, следовательно, тем, что электроны в нпх рассеиваются на нсполярных, акустических коле­ баниях решетки. Вскоре, однако, было найдено, что элек­ троны в этих соедтшепнях имеют очепь малые эффективные массы, п если рассчитать решеточную подвижность с по­ мощью известных для акустических колебапнй парамет­ ров, то она оказывается необычпо большой, в десятки и сотнп раз больше экспериментальной. В то же время рас­ чет в предположении, что рассеяние происходит на по­ лярных оптических колебаниях, т. е. так же, как в ион­ ном кристалле, дал очепь близкие к опыту значения под­

теле определяется не только типом связей, по в значи­

и, следовательно, от «тонкой» структуры периодического поля кристалла.

Однако окончательно вопрос о характере взаимодей­ ствия носителей заряда с решеткой в A I n B v этим решен пе был. Дело в том, что как эффективный заряд попов решетки, так и деформационный потенциал — велнчипы, определяющие силу взаимодействия иосптелей с поляр­ ными и неполярными колебаниями кристалла,— известны в A n i B v не точно. Так, для антимонида индия величина деформационного потенциала составляет, по одним дан­ ным, 7 эв, по другим 30 эв [295, 296]. Сравнение теории с опытом по абсолютным значениям рассматриваемых ве­ личин — подвижностей — в таком сложном вопросе, как

4.8] М Е Х А Н И З М Р А С С Е Я Н И Я Н О С И Т Е Л Е Й Т О К А 247

взаимодействие электронов с колебаниями кристалла, ка­

сегодня общепринятой, определение различными путями точного соотношения полярного и иеполярпого механиз­ мов рассеяния продолжается.

Для rc-GaAs деформационный потенциал для зоны проводимости принимается равным 7 эв [42]. Подвижность электронов при комнатной температуре для такого зна­ чения деформационного потенциала составляет около 200 000 см2/в-сек. Подвижность, рассчитанная для рас­ сеяния на полярных колебаниях при эффективном заряде нонов е* =0,18 (определено из опытов по оптическому отражению и частотной зависимости диэлектрической про­ ницаемости), составляет 9300 см*/в-сек [10, 42], т. е. прак­ тически совпадает с подвижностью, достигнутой в наи­ лучших образцах арсенида галлия. Эти расчеты — глав­ ный аргумент в пользу утверждения, что электроны в ар­ сениде галлия рассеиваются не на акустических, а на оптических полярных колебаниях решетки.

Очень полезно в решении вопроса о рассеянии сравне­ ние с теорией не величины подвижности, а ее температурт ной зависимости — старый п признанный способ анализа рассеяния. В отсутствие вырождения электронного газа для акустических колебаний теория дает [М36]

23>2nl/2eh<(>w*

3(m*)52 ef ( k T ) 3

подвижности, производившиеся до последнего времени в интервале 300—600 " К и дающие и~ Т~г— Т—1>6, не по­ зволяют отлнчпть достоверно г/0 П т (Т) от иак (Т), так как вблизи температуры Дебая теоретическая зависимость

Сравнить теорию с экспериментом при более низких температурах, достаточно далеких от температуры Дебая, позволяют чистые кристаллы арсенпда галлпя, в которых решеточная составляющая подвижности не подавляется рассеянием па дефектах. Только в самых чистых эпитакси­ альных слоях удается приблизиться к необходимым усло­ виям, но и здесь наблюдаемая зависимость подвижности от температуры далека от экспоненты н от 300 до 78 0 К имеет вид f—(а—2,2) ( с м . 4,3).

Если вдобавок к изложенному учесть и иные ослож­ няющие анализ факторы: существование в арсениде гал­

ниях (из-за непараболичности зоны, межзопного рассея­ ния, двухфононных процессов и т. п.) и другие,— то не­ трудно увидеть, что до последнего времени результаты исследования температурной зависимости подвижности пе позволяли однозначно определить соотношение раз­ личных механизмов рассеяния электронов на тепловых колебаниях решетки, хотя и указывали па преимущест­ венную роль оптической ветви.

Иллюстрацией сказанного выше о величине п темпера­ турной зависимости подвижности может служить рис. 4.58, где приведены теоретические значения решеточной П О Д ­ В И Ж Н О С Т И , полученные Эренрайхом (рис. 4.58, а) и Боулгером и др. (рис. 4.58, б), и даио их сравнение с экспе­ риментом.

Другие коэффициенты переноса: магпетосопротивлсние, термо-э.д.с, термомагнитяые эффекты — чувстви-

тельиы к виду закона рассеяния, т. о. к зависимости вре­ мени релаксации носителей тока от их энергии; их измеропие дает возможность вычислить показатель степени г в этом законе: т ~ в г . Величипа показателя для акусти­ ческих колебаний, согласно теории, должна^быть равна —1/2, для оптических +1/2 (при высоких температурах)

Ркс. 4.58. Сравнение экспериментальных значений холловской под­ вижности в арсенпде галлия тг-типа с теорией.

а) И з р а б о т ы Э р е п р а й х а Е42]. ш т р и х о в ы е к р и в ы е — эксперимент, при п о с т р о е- шш т е о р е т и ч е с к о й к р и в о й 1 у ч т е н о р а с с е я н и е на а к у с т и ч е с к и х к о л е б а н и я х ; к р и в о й 2 — н а п о л я р н ы х к о л е б а н и я х ; к р и в о й 3 — р а с с е я н и е на п о л я р н ы х к о л е б а н и я х п и о н и з о в а н н ы х п р и м е с я х ; к р и в а я 4 я в л я е т с я к о м б и н а ц и е й к р и в о й

или 0 (при низких температурах). Значения —1/2 и +1/2 экспериментально легко различимы, так как приводят к изменению знаков термомагнитных эффектов. К сожалепию, в кристаллах л-твпа влияние дефектов и второй зоны проводимости сглаживают ожидаемые различия и