СОВРЕМЕННАЯ ЭЛЕКТРОНИКА №7/2015

СОВРЕМЕННЫЕ ТЕХНОЛОГИИ 16 WWW.SOEL.RU СОВРЕМЕННАЯ ЭЛЕКТРОНИКА ◆ № 7 2015 E c E c E v E v I T a б I T I D I D a б U c = I ω C sin ( ω t – Δϕ ) U c = I ω C sin ( ω t – π 2 ) DC DC U c = f( ω t) U c = f( ω t) i-GaAs i-GaAs z– z– h ν Hf 2 О (Ta 2 O 5 ) 1/2CHf 2 0 С i-GaAs τ 0 τ (квантового отклика) С 1/ ω С рования электронов во втором случае гораздо выше, чем в первом, и она оце- нивается как: , (5) где: , (6) где: E qGaAs = 1,43 эВ; h – круговая постоянная Планка; е – заряд электрона; – приведённая эффек- тивная масса электронов и дырок. В случае, показанном на рисунке 5а, I = I D + I T , где I T << I D , то есть I = I D . В случае, показанном на рисунке 5б, I = I D + I T , где I T ≈ или > I D . В итоге в первом случае (см. рис. 5а) ток обусловлен безрассеянным меха- низмом переноса, то есть идеаль- ным проводником. Во втором случае (см. рис. 5б) – это классический при- мер сверхпроводника, то есть явления коллективного переноса электрическо- го заряда. Известно, что высокоэнергетич- ный электрон (допустим, бета-излу- чение изотопов, РЭМ – электроны, циклотронные пучки) обладает вол- ной де Бройля λ = 1,22/E 1/2 , где [ λ ] = нм, а [E] = эВ, энергия электрона. При нали- чии потенциального барьера энергия электрона трансформируется в энер- гию гамма-рентгеновского излучения (X-rays). Следовательно, путём моду- ляции 2D-параметров сечения канала мы гипотетически можем набрать сум- марную плотность потока электронов с огромными энергиями с последую- щим сверхплотным излучением гам- ма-квантов (гамма-лазер). В вышеописанном случае приведён пример релятивистской проводимо- сти, на базе которой можно реализо- вать исключительные энергетические возможности, абсолютно немыслимые на базе зонной проводимости. Напри- мер, сверхэффективный холодный катод (наноаналог РЭМ) или неверо- ятно мощные лазеры с импульсным эквивалентом совокупности мощно- сти Солнца (10 23 Вт/см 2 ) и другие. То есть это – гиперэнергия. Приведём в кратком виде несколь- ко моделей (из множества других вариантов) фотонной проводимости на основе взаимодействия фотонов (электромагнитных квантов) и зонных свойств ионно-связанного LPE i-GaAs- монокристалла. К ВАНТОВЫЙ ВЕНТИЛЬ , ИЛИ КВАНТОВО - ДИНАМИЧЕСКИЙ ВАРИКАП В данном случае, при демонстрации модели квантово-динамического реля- тивистского вентиля (см. рис. 6) мы не демонстрируем «материнскую» модель квантового фото-FET вентиля, выпол- ненного на основе глубокой физи- ческой и качественной переработки эффекта Франца–Келдыша, необходи- мого для СВЧ и терагерцового примене- ния (усиление, генерация или функции волнореза (предохранителя) сверх- мощных входных СВЧ ЭМИ) – это уже в прошлом. Здесь следует сосредото- чить внимание на конструкции кванто- во-динамического вентиля, или, упро- щённо, релятивистского варикапа. Сущностьмоделей заключается вмоду- ляции зарядовой ёмкости системы на основе двух параметров из i-GaAs ( ε ≈ 12) иHf 2 O ( ε ≈ 120). В случае (б) на рисунке 6 общая последовательная ёмкость очень незначительная, то есть С б0 = С i-GaAs . В случае (а) на рисунке 6 из-за рез- кого сброса квантовой ионизаци- ей сопротивления изолятора i-GaAs с ρ > 10 9 Ом × см на десять порядков и более, что вытекает из взаимодей- ствия энергетики LPE i-GaAs c внешни- ми квантами h ν и приложенного поля E (V DC ) (см. диаграмму на рисунке 7). Тогда следует, что в случае (б) ёмкость системы i-GaAs/Hf 2 O на фиксирован- ной частоте будет постоянной и рав- на C i-GaAs . В случае (а) ёмкость сведёт- ся к общей ёмкости ≈ 1/2, С С Hf2O , при этом С Hf2O >> C i-GaAs . Графически реактивный отклик кван- тово-релятивистского вентиля будет выглядеть так, как показано на рис. 7. Приведённая конструкция фотон- ного вентиля (релятивистского вари- капа), вероятно, будет пригодна для «фазо-укладки» в СВЧ-цепях АФАР, а также, в сочетании с нагрузкой Z, мож- но усиливать, делить, умножать и сме- шивать частоты. «Д ИЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ » РЕЛЯТИВИСТСКАЯ ПРОВОДИМОСТЬ НА ОСНОВЕ МОНОКРИСТАЛЛОВ LPE I -G A A S Если LPE i-GaAS-диэлектрик поме- стить в постоянное внешнее поле, то физические процессы, связанные с механизмами поляризации, будут мало отличаться от аналогичных про- цессов в изоляторах, таких как Al 2 O 3 , SiO 2 , Si 3 N 4 , Ta 2 O 5 , Hf 2 O и других. То есть при приложении статическо- го поля токи утечки в i-GaAs-изоляторе будут иметь очень низкие, микроско- пические значения, что показано на рисунке 8. В данном конкретном случае при- водится демонстрация токов утечки в i-GaAs-слое p–i–n GaAs-структуры с ALD пассивацией поверхности i-GaAs- структур ALD-изолятором Al 2 O 3 тол- щиной ≈ 15 нм, полученной в Мор- довском государственном универси- тете им. Н.П. Огарёва, г. Саранск (д.т.н. К.Н. Нищев). Для информации: заме- ры произведены в Институте физики в Эстонии, г. Тарту. Несмотря на приличную наноам- перную составляющую обратного тока p–i–n GaAs-конденсатора, кото- рая обусловлена, в основном, не самой Рис. 5. Энергетическая диаграмма при н.у.: а) идеального проводника; б) сверхпроводника Рис. 6. Квантово-динамический вентиль Рис. 7. Волновой варикап, где τ 0 зависит от плотности и времени ионизации растворённых в i-GaAs амфотерных атомов кремния © СТА-ПРЕСС