Transcript Презентация "Микроволновая электроника."

Лекции по курсу
«МИКРОВОЛНОВАЯ
ЭЛЕКТРОНИКА»
Разработаны Г.Г. Червяковым
Требования ГОС к уровню освоения дисциплины
Микроволновая электроника
Студент считается освоившим содержание дисциплины, если он:








знает теорию и принципы действия полупроводниковых и вакуумных
приборов микроволнового диапазона частот;
знает общую методологию и основные требования к параметрам
систем
умеет оценить связь характеристик материалов, топологий и
конструкций с параметрами и характеристиками микроволновых
приборов;
может определить требуемые характеристики элементов системы,
исходя из поставленной задачи, и оценить их предельные значения;
освоить базовые знания в области применения элементов микроволнового
диапазона в системах связи, локации, медицины, научных исследований,
голографии, военном деле и др.;
получить информацию о традиционных и прогрессивных технологиях
производства полупроводниковых и вакуумных приборов;
получить навыки расчета и измерения характеристик микроволновых
компонентов с учетом достижимых технологических параметров;
получить базовые знания об основных вариантах использования и
предельно жостижимых параметрах микроволновых приборов.
Расписание занятий по курсу Микроволновая
электроника
гр. Э-125, осень 2009 г

I неделя
Лекции
Четверг, 2 пара, Е-204
Консультации Суббота, 1 неделя 2 пара

Модуль 1:
Посещение лекций
Составление реферата по
полупроводниковым приборам СВЧ

Модуль 2:
Посещение лекций
Составление реферата по
вакуумным приборам СВЧ
Содержание модулей
Теоретический материал лекций
Выполнение рефератов
Допуск к экзамену
Зачтены оба модуля
Защищены оба реферата
ВВЕДЕНИЕ



Современный этап развития человеческого общества характеризуется
всё возрастающим проникновением электроники во все сферы жизни и
деятельности людей. Достижения в этой области в значительной мере
способствуют решению сложнейших научно-технических проблем,
повышению эффективности научных исследований, созданию новых
видов машин и оборудования, разработке эффективных технологий и
систем управления, получению материалов с уникальными
свойствами, совершенствованию процессов сбора и обработки
информации и др.
Охватывая широкий круг научно-технических и производственных
проблем, электроника опирается на достижения различных областей
знаний. При этом, с одной стороны, она ставит перед другими науками
и производством новые задачи, стимулируя их дальнейшее развитие, а
с другой  вооружает их качественно новыми техническими средствами
и методами исследований.
Известно, что электроника включает в себя три основные области
исследований (вакуумную, твердотельную и квантовую электроники),
каждая из которых объединяет исследования физико-химических
явлений и процессов, имеющих фундаментальное значение как для
разработки электронных приборов, так и для метода расчёта и способа
изготовления таких приборов.


Данный курс лекций посвящен микроволновой
полупроводниковой и вакуумной электронике и по этой причине
ориентирован, с одной стороны, на изучение физики процессов
в полупроводниковых приборах, а с другой  на изучение
процессов в вакуумных устройствах микроволнового диапазона.
Следует отметить, что вакуумная микроволновая электроника
представлена основными классами приборов, для которых дан
краткий анализ их работы с описанием конструкций, поскольку
последние редко встречаются в повседневной жизни и
сохранились в основном в технических системах военного
применения (в средствах радиоразведки,
радиопротиводействия, локации, навигации, радиоуправления
подвижными средствами и др.).
Развитие полупроводниковой микроволновой электроники
сопровождается практическим освоением всё новых областей
спектра электромагнитных колебаний, повышением уровней
мощности генерируемых колебаний, непрерывным улучшением
основных параметров электронных приборов. Однако процесс
этот происходит неравномерно и зависит как от прогресса в
науке и технике, так и от потребностей практики.
Лазеры
Р, Вт
10
Вакуумные
приборы
8
10
6
10
10
По
ков лупр
ые ово
пр дни
иб
оры -
4
2
10
0
10
10
На НF
10
10
ИС
-2
10
8
10
9
10
10
На стекле с
неодимом
11
10
12
10
На рубине
13
10
На
неорганических
красителях
12
На парах НCN
На CO2
Например, в
высокочастотной части
спектра для
миллиметрового и
субмиллиметрового
диапазонов длин волн
(1011  1012 Гц)
характерны низкие
уровни достигнутой
мощности (рис.1, где
сплошные линии –
непрерывный,
пунктирные –
импульсный режимы),
что свидетельствует о
сравнительно
неполном
использовании
возможностей,
связанных с
практическим
освоением этого
перспективного
участка спектра.
На парах ICN

f, Гц
14
10
1. ИСТОКИ ЭЛЕКТРОНИКИ


Любую науку можно представить в виде дерева с корнями (истоками),
со старыми ветвями и молодыми побегами. Физика является одним из
центральных корней дерева электроники, так как изучает движение
электронов под действием постоянных и переменных полей. Эти поля
могут быть рассчитаны электродинамическими методами при
известных напряжениях на электродах прибора, включенного в схему
установки. Для расчета схем применяют теорию электрических цепей.
При расчете траектории электронов в приборе используются сведения
из теоретической механики, высшей математики и вычислительной
техники. При выборе материалов для изготавливаемого прибора и
способа их обработки необходимо знание химии и технологии
материалов.
Нижними ветвями дерева, исторически явившимися первыми,
являются вакуумная и ионная электроники. Следующими ветвями
являются: схемная электроника, полупроводниковая электроника,
электроника СВЧ, микроэлектроника, квантовая электроника,
оптоэлектроника, криоэлектроника, космическая электроника.
Выделение таких ветвей является весьма условным. В реальности
большинство ветвей пересекаются между собой (например, имеются
вакуумные и полупроводниковые приборы СВЧ или в квантовом
приборе используется газовый разряд).



Одной из основных причин, способствовавших зарождению и развитию
электроники, микроволновой в частности, явилась необходимость в
совершенствовании средств связи между отдельными людьми и
далеко расположенными селениями.
Как наука, полупроводниковая электроника сформировалась в начале
ХХ века после создания основ электродинамики, открытия и
исследования фотопроводимости (У. Смит, 1873), односторонней
проводимости контакта металл-полупроводник (К. Ф. Браун, 1874),
фотоэлектронной эмиссии (Г. Герц, 1887; А.Г. Столетов, 1905),
рентгеновских лучей (В.К. Рентген, 1895), открытия электрона (Дж.Дж.
Томсон, 1897), создания электронной теории (X.А. Лоренц, 1892 
1909).
Появлению электронных приборов предшествовал сложный период
возникновения и установления понятия об электроне как об
элементарной частице. Электрон – первая частица микромира,
физические свойства которой были установлены человеком. К
представлению о существовании в природе элементарного
электрического заряда ученых конца XIX века приводил целый ряд
явлений, связанных с электричеством. Это и электризация не
проводящих ток тел при трении, и явление электролиза, когда
прохождение тока через растворы могло быть объяснено только тем,
что молекулы растворённых в жидкости веществ состоят из
электрически заряженных частиц, и открытое Эдисоном в 1881 году
явление термоэлектронной эмиссии, названное эффектом Эдисона.



Этот эффект фактически был первой демонстрацией работы
вакуумного диода. Элементарный электрический заряд получил в
1891 году название электрона, и его поведение в различных
условиях стали внимательно изучать учёные разных стран.
В вакуумных микроволновых электронных приборах в результате
эмиссии происходит движение электронов. Изучение этого явления
началось с момента появления первых электронных ламп.
Теоретически задачу прохождения тока в плоском диоде впервые
поставили и приближенно решили российский физик В.Р. Бурсиан
(1921) и немец Ленгмюр (1923). При наличии постоянного и
переменного полей задача значительно усложняется. Впервые
решением этой задачи занялись американские физики В.Е. Бенем
(1928) и Ф.В. Левемен (1933); в нашей стране Г.А. Гринберг (1936), С.Д.
Гвоздовер (1943) эту задачу при разных конфигурациях электронов и
при снятии ряда упрощающих предположений продолжают решать и
сейчас. Экспериментальные исследования в этом направлении
проводились, в основном, с целью повышения рабочей частоты и
мощности генерируемых и усиливаемых колебаний, а также
совершенствования конструкций реальных приборов.
В 1944 году австрийский архитектор Р. Компфнер предложил для
усиления СВЧ-колебаний использовать взаимодействие электронного
потока с бегущей вдоль этого потока электромагнитной волной,
замедленной до скорости движения электронного потока специальной
замедляющей системой. Американский физик Джон Пирс создал
теорию работы этого прибора, названного лампой с бегущей волной
(ЛБВ).




В 1945 году французские физики под руководством Бриллуэна
создали близкий к ЛБВ по принципу действия генератор СВЧ с
широкой полосой электронной настройки частот, названный
лампой обратной волны (ЛОВ).
Первое прикладное применение электронных приборов в
технике связи во многом определило тенденции их развития.
Известно, что сигналы, переносящие информацию и
представленные в электрической форме, характеризуются
определенными параметрами, которым должны соответствовать
разрабатываемые приборы.
До 1948 года электроника в основном была вакуумной, сейчас
полупроводниковые приборы и микросхемы вытесняют, где это
возможно, вакуумные приборы.
Начнём рассмотрение нашего курса с полупроводниковой
микроволновой электроники, основа которой – физика твердого
тела и твердотельная электроника (изучая которую, вы
знакомитесь с теорией и принципами работы существующих
полупроводниковых приборов радиодиапазона).
2. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ



До 1948 года – года изобретения биполярного
транзистора – существовал лишь один полупроводниковый
прибор – кристаллический детектор, который использовался в
высокочастотной аппаратуре. Название этого прибора –
кристадин; это первый полупроводниковый диод.
Наибольшие практические результаты дали работы по изучению
электронно-дырочного перехода, который сегодня является
основой для большинства полупроводниковых и
микроэлектронных приборов. Поэтому рассмотрение приборов
микроволновой полупроводниковой электроники начнем с
изучения основных свойств, характеристик и параметров
простейших из них – диодов.
Напомним, что полупроводниковые диоды чаще всего обладают
структурой, содержащей p  n-переход или контакт “металл –
полупроводник” и невыпрямляющие контакты. По способу
получения и конфигурации переходов различают точечноконтактные (сплавные и сварные) и плоскостные (планарные и
мезопланарные) диоды.




По исходному материалу различают: германиевые диоды
[обозначаются буквой Г (рабочий диапазон температур
от –60 до +60 OС) либо цифрой 1 (рабочий диапазон
температур от –60 до +75 OС)];
кремневые диоды [обозначаются буквой К (рабочий
диапазон температур от –60 до + 85 OС) либо цифрой 2
(рабочий диапазон температур от –60 до+125 OС)];
арсенид-галлиевые диоды [обозначаются буквой А
(рабочий диапазон температур от –60 до +200 OС) либо
цифрой 3 (рабочий диапазон температур от –60 до +800
OС)];
антимонид-галлиевые, индиевые и др. диоды. Но для
микроволнового диапазона частот применимы лишь
материалы с высокой подвижностью электронов,
поэтому чаще всего встречаются диоды на основе Si,
GaAs, InP, GaP, GaN.
2.1. Микроволновые диоды (диоды СВЧ)




По принципу действия все микроволновые
диоды можно разделить на две группы:
точечные и плоскостные.
Точечные диоды – исторически первые СВЧ-диоды;
они используются для детектирования и
преобразования частоты.
Плоскостные диоды (чаще диоды с барьером
Шоттки – ДБШ) – диоды со структурой “металлполупроводник”, в которой слой металла нанесен
методом напыления. Они высокотехнологичны, с
хорошей повторяемостью параметров и с ВАХ,
близкой к идеальной.
Условно все диоды по принципу функционирования
можно представить схемой, приведённой на рис.2.1.
Диоды
Точечные
ДБШ
МДП-варикап
Варактор








Плоскостные
ЛПД
ТД
ОД
ИПД
р i n
В современной аппаратуре СВЧ-диоды выполняют самые различные
функции (реализованы и пленочные варианты для ГИС):
– смешение (преобразование) частот (А101-199);
– детектирование (А201-299);
– модулирование (А301-399);
– усиление сигналов (параметрические А401-499);
– переключение высокочастотных трактов и управление (А501-599);
– умножение и деление частоты (А601-699);
– генерирование колебаний (А701-799) и т.д.



Первым элементом маркировки диода является обозначение
полупроводникового материала, используемого для его
изготовления. Второй элемент – буква русского алфавита: А –
СВЧ-диоды, В – варикапы, И – туннельные диоды (ТД) и
обращенные диоды (ОД), Б – приборы с использованием
объёмных эффектов и т.п. Третий элемент  основное
назначение: 1 – смесительные, 2 – детекторные и т.д. Четвертый
элемент – номер разработки.
Понятно, что такое многообразие функций обеспечивается и
соответствующей номенклатурой, хотя классификация диодов
по области их применения на СВЧ не всегда оправданна. Один
и тот же диод может использоваться в различных устройствах,
например в аттенюаторах или фазовращателях, умножителях,
делителях, преобразователях и парамет-рических усилителях, а
такой диод, как туннельный, способен еще и генерировать СВЧколебания.
Логичнее иногда различать СВЧ-диоды по принципу их
действия, типу диодной структуры, конструктивному
оформлению и т.д.
2.2. Смесительные и детекторные диоды
СВЧ



Нелинейное сопротивление в таких диодах создается
преимущественно с помощью контакта “металл-полупроводник”
(диоды с барьером Шоттки – ДБШ) в виде мезапланарной структуры
либо точечно-контактных р – n-переходов. Используются также
туннельные и обращенные диоды, содержащие р – n-переходы
вырожденных полупроводников.
Смесительные диоды. Они применяются главным образом в
узкополосных приёмниках супергетеродинного типа
(супергетеродинный принцип приёма повышает чувствительность
приемников на 30 – 40 дБ) для преобразования частоты
(выделения промежуточной), которая обычно составляет десятки
мегагерц и получается как разность частот гетеродина (местного
генератора) и сигнала fпч = (fг – fс).
Преобразование частоты обусловлено нелинейностью ВАХ,
которая для диодов с барьером Шоттки (применяются еще в
качестве детекторов, смесителей, умножителей частоты, вытесняя
точечные) и контактов “металл-полупроводник” имеет вид
I  I 0 [exp(qU / nkT)  1],

где n – коэффициент неидеальности р – n-перехода (для ДБШ
параметр n составляет величину от 1,03 до 1,05, для точечноконтактных диодов – от 1,15 до 2,0).


Эквивалентная схема СВЧ-диода
приведена на рис. 2.2 и содержит как
параметры корпуса диода и объёма
полупроводника с контактными выводами,
так и нелинейные составляющие –
собственно полезные параметры,
реализующие эффект преобразования.
Поскольку смесительные диоды работают
при значительной мощности гетеродина, то
их эквивалентные схемы удобно
представить в виде двух схем для прямого
(а) и обратного (б) полупериодов (рис. 2.3).
Тогда предельная частота,
определяемая как частота, на
которой отношение обратного и
прямого сопротивлений уменьшается
до 20,5, равна
 Zпр = rg;
Zобр = [r2g + (2Cп2)-1]0,5,
a
rб
Uбв

в
Ск
rn
Сn
б
Lб
rg
rg
Сn



Zобр /Zпр = [r2g + (2Cп2)-1]0,5/rg =(2)0,5,
откуда
fпред = 1/2rg Cп.
а
б








Паразитные параметры схемы диода L, Ск компенсируют
введением органов настройки диодных камер. В этом
случае эффективность работы диода в зависимости от частоты
сигнала можно оценить с учётом ёмкости С и сопротивлений rб и
rп.
Полное сопротивление диода записывается в виде
,
Z  rб  [1 / rп  jC]1
где   круговая частота.
Мощность сигнала, рассеиваемая на сопротивлении
диода с учетом принятых на рис. 2.2 обозначений:
2
U аб
Рс 
Re(1 / Z)
2
,
где Re(1/Z)  активная составляющая проводимости диода на
частоте сигнала, равная
. 2
2 2 2
2 2 2
Re(1/ Z)  [1/ r(1  rб / rп )   C rб ] /[(1  rб / rп )   C rб ]





Напряжение Uбв, подводимое непосредственно к нелинейной
проводимости контакта, составляет некоторую величину от
общего напряжения Uаб, а именно
2
U бв  U аб
[(1  rб / rп ) 2   2 C 2 rб2 ]1
Отношение U2бв/U2аб можно назвать коэффициентом
использования мощности подводимого сигнала 2, который
будет максимален при минимальной частоте сигнала либо
пренебрежимо малой ёмкости:
2
макс
 (1  rб / rп ) 1
.
С целью повышения коэффициента использования
подводимого сигнала разрабатывают диоды, корпусы
которых совместно с унифицированными диодными
камерами составляют согласующие трансформаторы. При этом
различают следующие конструктивные оформления диодов
(рис. 2.4): а  патронный; б  коаксиальный; в  волноводный; г
 типа таблетки; д – полосковый типа «кроватка»; е –
бескорпусный и др.
6,3
4,5
4
4
16,8
2
1
20,4
1
3
3
2
2
3,0
2,5
4
4
3
2
1
б)
а)
3
1
16
0,45
4
2
4
д)
в)2
0,9
3
2
1
4
г)
1,0
4
е)






Следует отметить, что в ДБШ величина нелинейной
барьерной ёмкости практически равна нулю, так как в
них отсутствует инжекция неосновных носителей, а
нелинейность ВАХ сохраняется до частот
сантиметрового и миллиметрового диапазонов.
Детекторные диоды. Принцип работы и основные
требования к их параметрам такие же, как и у смесительных
диодов.
Детекторы применяются в широкополосных приёмниках
прямого усиления для детектирования СВЧ-сигналов
(выделение огибающей сигнала), а также в измерительной
технике в качестве индикаторов СВЧ-колебаний.
Работают из-за малого уровня сигнала в режиме
квадратичного детектирования. Для доказательства
последнего утверждения достаточно положить, что на входе
детектора действует сигнал вида U  U0  U m sin t
и, подставляя его в выражение для ВАХ после разложения
полученного соотношения в ряд, имеем
1
1
I( U)  I  b 2 I1U 2m  bI1U m sin t  b 2 I1U 2m cost
,
4
4
где b = q/(nkT), I1 = I0 + Is.

Из полученного уравнения следует, что активное сопротивление
перехода имеет вид








rn = 1/(bI1) = nkT/[q(I0 + I1)],
а выпрямленный ток, обусловленный входной мощностью,
пропорционален квадрату СВЧ-напряжения Um на переходе:
I 0  b 2 I1U 2m / 4  bPn / 2
,
2
где Pn  U n / 2rn
 СВЧ-мощность, поглощённая в переходе.
Детекторный диод работает при малых уровнях СВЧсигнала, и элементами эквивалентной схемы (см. рис. 2.2)
пренебречь нельзя. Предельной считают частоту, при
которой на сопротивлении растекания (сопротивление
базы) рассеивается 0,5 падающей на диоде мощности:
Zвх = rg + (1/rп + jCп)1 = rg + rп/(1 + jCпrп) = rg + rп/(1+ 2Cп2r2п) 
- jCпrп2/(1 + 2Cп2rп2),
откуда fпред = (2rпCп )-1(Rп/rg  1)0,5. Так как в детекторах должно
выполняться условие rп >> rg, то
 fпред  1/[2Cп (rп rg)0,5].



Конструктивно детекторные диоды оформляются аналогично
смесительным, а их параметрами являются:
 коэффициент стоячей волны КСВ, измеряемый с помощью
измерительной линии при мощности не более 10 мкВт, чтобы
соблюдался режим малого сигнала;  Uмакс/Uмин;
 шумовое отношение t = Рш. ном/Рвых, определяемое как отношение
номинальной (отдаваемой в согласованную нагрузку) мощности шума
Рш. ном в интервале частот f на выходе диода в рабочем режиме к
номинальной мощности Рвых теплового шума активного
сопротивления, находящегося при комнатной температуре Т0 (Т0 = 290
К), т.е. t = Рш. ном/kТ0f. В определение шумового отношения не
входит сопротивление диода, но его необходимо знать для оценки
Рш.ном.

Данное определение величины t (общее по форме) имеет различное
содержание для детекторных и смесительных диодов. В то время как
уровень шума детекторного диода определяется величиной
постоянного смещения (статический режим), уровень шума
смесительных диодов представляет собой усредненное значение
величины t за период колебаний гетеродина (динамический режим).
Интервал частот f, входящих в формулу, соответствует полосе
пропускания приёмного устройства. Для детекторного диода шумовое
отношение обычно определяется для полосы частот 50 кГц  1,5 МГц
(что соответствует спектру видеоимпульса), в то время как для
смесительных диодов шумовое отношение относят к промежуточной
частоте fпч = 10  50 МГц при f менее 10 МГц.







Остальные параметры детекторных диодов:
 чувствительность по току i0 к подводимой мощности
СВЧ = i0/РСВЧ, причём сопротивление цепи выпрямленного тока
не должно превышать 3  5 % от наименьшего номинального
значения сопротивления диода в рабочей точке (для
обеспечения режима короткого замыкания);
 сопротивление в рабочей точке Rвых, измеряемое без
подачи СВЧ-мощности (на диод подают около 5 мВ от звукового
генератора через сопротивление, много большее сопротивления
диода, а измеряемое падение напряжения на нем
пропорционально его сопротивлению в рабочей точке)
высокоомным вольтметром, проградуированным в единицах
Rвых;
 добротность М, определяемая по формуле
М  СВЧR вых / tRвых  R A ,
где RA  шумовое сопротивление реального усилителя (в
пределах 1,0  1,2 кОм для биполярных транзисторов схем и
более 1 МОм для ПТ).







Специфические параметры смесительных диодов:
 выходное сопротивление, определяемое как и для
детекторных диодов, но с подведением СВЧ-мощности
гетеродина соответствующей рабочей точке;
 выпрямленный ток (необходим для оценки уровня СВЧмощности гетеродина), определяемый как возникающий при
этом ток в цепи смещения при сопротивлении 50  100 Ом;
 потери преобразования L, вычисляемые по формулам
 L = 10 lgm2PвхRн/U2, дБ или L = 10 lg(Pвх/Pпч), дБ,
где Рвх – средняя мощность СВЧ-колебаний; Rн –
сопротивление нагрузки в цепи ПЧ, равное среднему Rвых
диода данного типа; U – действующее напряжение ПЧ (либо
напряжение частоты модуляции при измерении модуляционным
способом); m – глубина модуляции;
 нормированный коэффициент шума F, определяемый по
формуле
 F = kT0 t·f/(kT·f /LCВЧ) = t LСВЧ.
Все перечисленные параметры диодов этого типа
существенно зависят как от выбора рабочей точки,
температуры p  n-перехода, так и от уровня входного
сигнала.
2.3. Переключающие и ограничительные
диоды

Это диоды с р  n-переходом либо с р  i  n-структурой. Работа
переключающего диода с р  n-переходом основана на эффекте
изменения импеданса (полного сопротивления) р – n-перехода в
зависимости от напряжения смещения. В таких диодах при
прямом смещении сопротивление р  n-перехода быстро
убывает с ростом тока смещения и при токе более 10  50 мА
становится малым по сравнению с сопротивлением базы, т.е.
эквивалентная схема диода (рис. 2.5, а) принимает вид, показанный на
рис. 2.5, б.
r p-n >> 1/ Cп
Iпр
Iобр
rб
Ск
rp-n
L
L
L
Ск
Сn
r+б
Сn
r -б
Ск


При обратном смещении схема имеет вид, показанный на
рис.2.5, в. Так как величина сопротивления rp-n >> 1/Cп, им
можно пренебречь.
Если диод включен так, как показано на рис.2.6, а, то имеем
проходной переключатель параллельного типа, а на рис.
2.6, б  переключатель последовательного типа.
Vд
Р прош
P пад
Vд
Z0
P пад
Zд
Z0
Zд
Р прош
Для определения мощности на нагрузке представим эти
переключатели в виде соответствующих схем на рис.2.7, а и б.
Z0
Е ~
Z0
Zд
Vд
Z н= Z 0
Е ~
Vд
Zд
Z н= Z 0









С учётом этих схем для параллельного переключателя получим
мощность на нагрузке в виде
2
2
Z Z

 E Д 0
Z Д  Z0

PН  
Z Z
 Z0  Д 0

Z Д  Z0





 1
 E

 2Z

ZД
0

2




Z0




 1 ,
 Z
 0

а мощность на выходе при отсутствии нагрузки определяется
по формуле РН0 = Е/8Z0.
Отношение величины РН0 к РН определяет потери
преобразования:
2

Z0 


L  PН 0 / Р Н  1 
 2Z 
.
Д 

Проводя аналогичные вычисления для потерь преобразования в
2
последовательной схеме, получим:
2


Z0

 Z0
E


L

P
/
Р

1


Н0
Н
PН  
;


.
 2Z  Z  2
2
Z
Д


0
Д 
Таким образом, если ZД  0, то
L  . При этом для параллельной
схемы ZД = 0 – закрытое состояние, а ZД =  – открытое.
Следовательно, такие схемы имеют два состояния – пропускания
и запирания и могут характеризоваться потерями передачи П,
определяемыми отношением падающей мощности к прошедшей.
Величина потерь передачи определяется импедансом диода Z и
может быть представлена в виде
2
П  1  Z0 / 2Z .


Величина П должна быть по возможности большей в
состоянии запирания [потери запирания Пз для диода с р
– n-переходом определяются как Пз = (1 – Z0/2rб–)2]и малой
в состоянии пропускания [потери Пп определяются как
Пп = (1+ Z0/2RЭ)2, где RЭ = 1/2C2rб+)].
Качество переключающего диода оценивается отношением
потерь пропускания и запирания
К



Пз 1
Пп 1

1
2 С 2 rб rб
.
Как и для импульсных диодов, качество переключающего
диода оценивается временем переключения (временем
перехода диода из одного состояния в другое при мгновенном
изменении управляющего напряжения).
В устройствах СВЧ переключающие диоды применяются
для управления СВЧ-мощностью, переключения каналов,
фазовой манипуляции (фазовращатели), защиты входных
устройств от выгорания. Следует различать
управляемые (питающим напряжением) и самоуправляемые
(за счет падающей мощности) устройства.




В переключающих СВЧ-диодах используются в основном р – i-nструктуры. При прямом смещении за счет инжекции электронов
из n-области и дырок из р-области сопротивление i-слоя
уменьшается и полупроводниковая структура в результате
представляет собой малое активное сопротивление, значение
которого определяется постоянным током через диод (рис.
2.8). Частота СВЧ-сигнала оказывается настолько большой, что
за половину периода колебаний электроны и дырки не успевают
сместиться на расстояние, соизмеримое с толщиной i-слоя
(доли миллиметра).
Накопленный в базе заряд реагирует в основном на
низкочастотный управляющий сигнал. При обратном смещении
р–i – n-диод эквивалентен емкости с малыми потерями, а в
прямом – это регулируемое током активное R, которое может
изменяться от нескольких десятков килоом до нескольких Ом.
Зависимости параметров от режима приведены на рис. 2.9.
Как правило, диод работает при Iпр = 100  200 мА и rпр< 2,0 Ом; при
этом его сопротивление остается низким даже при высоких уровнях
СВЧ-мощности вследствие того, что в i-слое накапливается большой
заряд.
С, пФ
p+
N
i 
n+
rобр, Ом
2
1,5
х
r обр
1
С
Na
U, B
Ni
0,5
-50
-25
x
r пр, Ом
2
Ng

1
l
x
x
I пр, мА
50
25
t в, мкс
1
0,5
E
Прямое смещение
Uобр, B
50

x
100
Lпр, дБ
Lз
30 3
20
Lз
2
x
Lп
10 1
E
0
Большое обратное смещение
f
f0




Быстродействие диода определяется временем
восстановления, которое зависит от накопленного заряда, т.е.
от толщины i-слоя, времени жизни носителей и соотношения
прямого и обратного токов (для уменьшения tв используют
режим с большим вытягивающим обратным полем).
Выпускают р – i – n-диоды на различную рассеиваемую
мощность и быстродействие. Их ёмкость составляет от 0,1 до 3
пФ, тепловое сопротивление – до единиц ОС/Вт, мощность – от
единиц милливатт до нескольких сотен ватт непрерывной и
несколько десятков киловатт импульсной мощностей, tв = 1  10
мкс.
Диоды с барьером Шоттки и с р – n-переходом имеют
еще большее быстродействие, но работают лишь при
низких уровнях мощности, поскольку обладают
выпрямительными свойствами. При больших падающих
мощностях такие диоды переходят в режим малого
сопротивления.
Предельная коммутируемая мощность зависит от параметров
диода (предельной рассеиваемой мощности), способа
включения в линию передачи (с целью расширения полосы
рабочих частот снижают индуктивность диода и согласуют его с
предающим трактом).

Характерная зависимость прошедшей мощности Рпрош и
потерь передачи П от величины падающей мощности
Рпад при использовании ограничительного диода имеет вид,
представленный на рис.2.10, где Z1 = Um/I1 – импеданс на
основной частоте.
Р
прош
Z1
Z1
<< Z0
П
II
П
I
III
. .
Z1=Um/I1
Р
пад
Z1 >>Z0

При малой мощности передачи, когда Z1 >> Z0, потери
передачи близки к единице (участок I). Затем с ростом Рпад
величина Z1 резко уменьшается и потери растут
(участок II). С ростом мощности, когда выполняется
неравенство Z1 << rв, импеданс диода становится
равным сопротивлению rв = rб + rконт, которое состоит
из остаточного сопротивления базы и сопротивления
омических контактов. При этом величина П остается
практически постоянной (участок III).












Конструктивные оформления диодов аналогичны приведённым на рис.
2.4.
К числу основных параметров переключательных диодов относят:
– напряжение пробоя Uпроб;
– тепловое сопротивление;
– рассеиваемая мощность;
– время восстановления;
– полная ёмкость диода, определяющая полосу рабочих частот ;
– емкость корпуса Ск;
– сопротивления r+ и r (или R0 и rб).
Переключательные диоды применяются и для построения
фазовращателей. В этом случае диоды работают в двух режимах –
пропускания и запирания, а изменение фазы происходит за счет
изменения длины линии, которую проходит волна.
Выключатель с СВЧ-диодом, на который подается модулирующее
напряжение прямоугольной формы, можно использовать для
формирования из непрерывного СВЧ-сигнала импульсномодулированного сигнала.
Плавное изменение смещения на диоде изменяет его сопротивление, а
значит, обеспечивает регулировку мощности, проходящей через
участок линии с диодом. Такими функциями обладает еще одно
устройство  СВЧ-аттенюатор, который реализуется также на
указанных выше диодах
2.4. Генераторные СВЧ-диоды



Туннельные и обращённые диоды
Действие туннельных и обращенных диодов (ТД и ОД)
основано на туннельном эффекте. Эффект туннелирования
открыт японцем Эсаки в 1956 году, а в 1957 году был изготовлен
первый туннельный диод.
Для таких приборов необходимо создание чрезвычайно
узких р  n-переходов, имеющих по обе стороны р  nперехода изоэнергетические уровни, между которыми
возможны туннельные переходы. Переходы реализуются в
полупроводниковых материалах с высоким содержанием
примеси (1024  1026 м3), т.е. с весьма низким удельным
сопротивлением. При этом ширина перехода (около 102 мкм)
на два порядка меньше, чем в обычных плоскостных диодах.
Подобные материалы называют вырожденными
полупроводниками. Уровень Ферми у них находится в
разрешённых зонах, в полупроводнике n-типа – в зоне
проводимости, в полупроводнике р-типа – в валентной
зоне (за счет того, что при таких концентрациях примеси
происходит расщепление примесных уровней, и эти зоны
вплотную прилегают к соответствующим разрешённым зонам).


Ход ВАХ диодов (рис. 2.11, 2.12) можно пояснить, используя
энергетические диаграммы перехода при различных уровнях смещения
(рис. 2.13).
В случае отсутствия смещения свободные носители проходят через
переход вследствие квантово-механического туннельного эффекта
(точка б на ВАХ, рис. 2.11), при этом электрон, входя в р  n-переход из
n-области, замедляет свою скорость под действием внутреннего
диффузионного поля. Отразившись от потенциального барьера
перехода, электрон возвращается в n-область. Однако имеется
вероятность попадания электрона и на свободный уровень с такой же
энергией в акцепторной, примесной р-области. В этом и заключается
туннельный эффект.
I
Imax
в
I/Imax
г
д
е
Imin
б
а
1
InSb
GaAs
Ge
U
0 Umax Umin
U
0
1



При d = 10-2 мкм туннельный ток может достигать величины 107 А/м2,
несмотря на малую вероятность туннельного перехода отдельного
электрона. Аналогично отдельные носители заряда р-области путем
туннелирования могут попасть в зону проводимости n-области на
свободные энергетические уровни и т.д. Устанавливается
динамическое равновесие.
Уровни Ферми при U = 0 в р- и n-областях расположены горизонтально,
нет перекрытия свободных и занятых уровней, ток через переход
отсутствует (рис. 2.13, а).
При обратном смещении (рис. 2.13, б) уровень Ферми в р-области
смещается вверх относительно уровня Ферми в n-области на величину
внешнего смещения (U = (Fр  Fп)/q), при этом против заполненных
состояний в р-области появляются свободные состояния в n-области,
что приводит к появлению тока во внешней цепи (участок а, рис. 2.11).
EC
EV
p
EF
EV
EC
EC
EC
n
EV
EF
EV
EF
EF





С увеличением обратного смещения перекрытие зон
увеличивается, ток растет. Резкому нарастанию тока (участок а,
рис. 2.11) способствует увеличение вероятности
туннелирования, вызванное возрастанием поля в переходе
(сокращением длины р  n-перехода).
При положительном смещении число перекрывающихся
состояний сначала растет (участок в, рис. 2.11) до тех пор, пока
интервал заполненных состояний в n-области и свободных
состояний в р-области максимально не перекроется
U  (n  p )/3q , где  n и  p  расстояния уровней Ферми от
краев соответствующих зон), при этом ток достигает максимума
(точка г, рис. 2.11), а затем убывает.
При напряжении U  (n  p )/qперекрытие зон заканчивается и
туннельный ток обращается в нуль (участок д, рис. 2.11) .
С ростом прямого смещения происходит дальнейшее снижение
потенциального барьера в р  n-переходе. Создаются условия
для инжекции неосновных носителей – появляется
диффузионный ток (участок е, рис. 2.11), как в обычном диоде


Туннельные диоды изготавливают на основе германия,
арсенида галлия, антимонида индия. Диоды на основе
арсенида галлия имеют преимущества перед остальными, так
как выдерживают несколько больший интервал
прикладываемых напряжений, имеют высокую «колебательную
мощность», высокие рабочие частоты и большие амплитуды (у
диодов на основе антимонида индия велик ток термогенерации
при комнатной температуре). Вид ВАХ туннельных диодов на
основе различных материалов приведен на рис. 2.12 (чем
больше ширина запрещённой зоны материала, тем больше
напряжение, при котором наблюдается максимальный ток Iм).
Для получения узких переходов применяются методы
вплавления примесей (акцепторная примесь для арсенида
галлия – цинк и кадмий, донорная – олово, свинец, сера, теллур
и др.). Диффузионное проникновение примесей на глубину до
10 ангстрем при общей ширине перехода 100  150 ангстрем
считается приемлемым.




Наличие падающего участка на ВАХ позволяет
использовать такие диоды в качестве генераторов,
усилителей, переключателей, а нелинейность
характеристики,  в качестве умножителей, смесителей
и т.п.
В этой связи важным является вопрос о частотных
свойствах ТД. Так как инерционность за счет конечного
времени пролета электроном перехода составляет
около 1013 с, то основные ограничения накладываются
на конструктивные параметры: ёмкость перехода и
корпуса, сопротивление базы (растекания),
индуктивность выводов. В настоящее время диоды
работают на частотах порядка 30  50 ГГц в рабочем
интервале температур от 0 К до нескольких сот
градусов Цельсия и являются радиационностойкими.
Эквивалентная схема туннельных диодов аналогична обычным
диодам. Важной особенностью туннельных диодов
является наличие в интервале напряжений
Uмакс < U < Uмин отрицательного дифференциального
сопротивления, определяемого углом наклона падающего
участка ВАХ.





Величина отрицательного сопротивления в точке
перегиба R обратно пропорциональна максимальному
току Iмакс и приближенно оценивается как минимальное
отрицательное сопротивление:

 для германиевых диодов;
Rм
(Ом )  140 / I макс (мА )
 для арсенид-галлиевых

R
(
Ом
)

200
/
I
(
мА
)
макс
диодов. м
Емкость р  n-перехода до второй восходящей ветви равна Ср-п
(барьерная), затем она должна дополняться диффузионной (как
это имеет место в обычных диодах при их открывании).
Туннельные диоды способны работать как усилители и
генераторы, только на частотах, где активная
составляющая импеданса диода отрицательна, т.е.
r



1/ r 
(1 / r  ) 2  2 C б2
0
.
Отсюда предельная резистивная частота, при которой
неравенство превращается в равенство, имеет вид
кр 
1
r  Cб
r
rб
1
или
f кр 
1
2C б r 
r
rб
1
.







Максимальное значение указанной частоты (из исследования на
экстремум последней формулы) получаем при
. Тогда
r   2rб
.
f макс  1/(4rб Cб )
Основными параметрами, определяющими свойства туннельных
диодов (частотные свойства определены произведением rб Cб),
являются:
 отношения токов Iмакс /Iмин и напряжений Uмакс /Uмин;

2 1/ 2
 резонансная частота f 0  1 / 2[1 /(L к C б )  (1 /(R м C б )) ] , на которой
реактивная составляющая полного сопротивления диода без учета
емкости корпуса при R обращается в нуль.
В режиме генерации fмакс = f0, а в режиме усиления эти
частоты должны быть разнесены. Максимальная выходная
мощность в режиме генерации приближённо определяется как
Рвых.макс  ∆U∆I. Типичные значения параметров германиевых
туннельных диодов: Iмакс= 1,0  2,0 мА, Сб = 0,2  1,2 пФ, rб = 3  7 Ом,
Iмакс/Iмин = 6  8, fмакс(ГГц) = 32  50, Lк = 0,05  0,25 нГн.
Иногда применяют параметр “удельный ток”, который равен отношению
максимального тока к величине барьерной ёмкости, он оказывается
удобным для характеристики свойства генераторных диодов – ток и
ёмкость пропорциональны площади р  n-перехода и однозначно
оценивают максимальную мощность генерации, а ёмкость –
предельную частоту (так как Сд = Ск + Сб, то чем меньше Сб, тем выше
предельная частота).

Обращённые диоды являются разновидностью туннельных
диодов, отличаются меньшей величиной туннельного тока (Iт =
0,5  0,01 мА), используются как пассивные элементы
радиотехнических устройств (детекторы, смесители,
ключевые устройства для сигналов с малой амплитудой) и
имеют ВАХ, приведенную на рис. 2.14.
I
GaAs
Ge
EC
EV
0


U
p
EF
Рис. 2.14
Рис. 2.15
Технологически они отличаются меньшими, чем у
туннельных диодов, концентрациями примеси в р  nобластях. Уровень Ферми при таких концентрациях
располагается на потолке валентной зоны р-области и
на дне зоны проводимости n-области (рис. 2.15).




Из диаграммы на рис. 2.15 ясно, что туннельный ток в таких
приборах наблюдается при обратном напряжении на диодах (при
очень малых отрицательных смещениях), и, следовательно, обратные
токи значительны при малых обратных напряжениях. При прямом
смещении ток обусловлен диффузией носителей через потенциальный
барьер р  n-перехода и ВАХ здесь аналогична прямой ветви
выпрямительного диода.
Таким образом, в прямом направлении (при малых смещениях) диод
обладает значительным сопротивлением, а в обратном –
малым. По этой причине он и назван обращённым (пропускает ток в
обратном направлении и не пропускает в прямом направлении).
Инерционность обращённых диодов определяется временем
перезаряда их ёмкости и зависит от параметров
эквивалентной схемы (ёмкости и индуктивности корпуса и т.п.). Как
правило, время переключения обращённого диода менее 1 нс.
Вследствие большой кривизны ВАХ эти диоды работают при
меньшем уровне сигнала и меньшем уровне мощности
гетеродина (накачка менее 100 мкВт), чем обычные детекторные
и смесительные диоды. Чувствительность по току в
дециметровом диапазоне у обращённых диодов в 10  20 раз
выше, чем у обычных диодов.
Частотные ограничения, присущие СВЧ-диодам


Основные частотные ограничения работы СВЧ-диодов определяются
эквивалентной схемой прибора. Поскольку влияние паразитных
параметров диода Lп, Сп может быть скомпенсировано на
какой-то одной частоте (включением подстроечных элементов), то
предельную частоту будут определять только Сп, rп и rб. Термин
“предельная частота” имеет различный физический смысл.
Смесительный диод работает при высоком напряжении
Uгетер, при этом диод представляют в виде эквивалентной
схемы для прямого и обратного напряжений. В этом случае
предельной частотой fпр называют частоту, при которой
отношение модуля обратного сопротивления к модулю
прямого снижается до
, т.е.
2
Zотр




rб2  1 / 2 Cп2
 1
1
 2  f пр  1 /(2rб Cп )
Zпр
rб
.
Для варакторного диода fпр – это частота, на которой его
собственная добротность снижается до 1. Так как он работает
при обратном напряжении, то
2 Сп2 rб2
Q  1 / Cо rб  1  f пр  1 /(2rб Cп ) .

Для детекторного диода fпр – это частота, при которой
на сопротивлении растекания рассеивается половина
мощности:
Z âõ  rá  1 /( jCï )  1 / rï  rá 
1   2Cï2 rï2 

rï
;
rá
f ïð 

1  jCï rï
1
2Cï rï
; Rå Z âõ  rá 
1   2Cï2 rï2
;
rï
 1.
rá
1
2Сп rб rп
.
.
Для туннельного диода fпр это частота, на которой
прекращается действие отрицательного
дифференциального сопротивления:


rï
Так как детектор работает на малой мощности, то rп >>
rб и
fпp 

rï
rп  (R п );
Re Z вх  rб 
rп
0
2
2
1   C п rп
.
2.5. Лавинно-пролётные диоды и диоды
Ганна




Эффекты, связанные с разогревом электрическим полем
электронного газа в полупроводниках, составляют
физическую основу большинства активных
твердотельных приборов СВЧ. До 1980 года лавиннопролетные диоды (ЛПД) и диоды Ганна (диоды с междолинным
перебросом) были практически единственными твердотельными
генераторами и усилителями в СВЧ-диапазоне. Сегодня эти
диоды остаются самыми высокочастотными
приборами:
 диоды Ганна работают в диапазоне и свыше 150 ГГц,
 ЛПД работают в диапазоне свыше 300 ГГц.
Генерируемая мощность диодов Ганна и ЛПД – десятки и
даже сотни милливатт, КПД – до единиц процента и
менее (поэтому они используются только в качестве дискретных
элементов и, в основном, в выходных каскадах микроволновых
устройств, так как большая рассеиваемая мощность для ИС
непригодна).






Всего через год после изобретения туннельного диода в США стало
очевидным, что эффект лавинного умножения (пробоя) можно
использовать в сочетании с регулируемым временем пролета
носителей через активную область для генерации и усиления СВЧколебаний.
Предложенная структура р+  n  i  n+ технологически была
чрезвычайно сложна (по тому времени) и была реализована в США
лишь в 1965 году.
В СССР этот эффект был практически исследован и применен уже в
1959 году Тагером для генерации на варакторах когерентных СВЧколебаний (за цикл работ в этой области он был удостоен Нобелевской
премии). В 1962 году были созданы первые полупроводниковые
микроволновые автогенераторы, и сегодня это наиболее
перспективный класс приборов генераторного типа с отрицательным
дифференциальным сопротивлением.
ЛПД – диод с динамическим отрицательным сопротивлением.
Работа его определяется, в основном, двумя физическими
процессами:
 дрейфом носителей (их движением под действием электрического
поля);
 лавинным умножением (которое имеет место при электрических
полях порядка (3  6)105 В/см для кремния, чтобы носители
разгонялись в нем до энергий, при которых они способны генерировать
электронно-дырочные пары путем ударной ионизации).


Для анализа процессов, происходящих в ЛПД, используют
идеализированную модель мезаструктуры с
локализованным пространством умножения носителей.
Считают, что это пространство заключено в узком слое в
плоскости контакта полупроводников с различными типами
проводимости.
Указанная модель применима для анализа структур р  n,
р+  n  n+, р+  n  i  n+. На рис. 2.16 показаны структуры ЛПД
и распределение электрического поля вдоль мезаструктуры. В
таких приборах из-за резкого изменения электрического
поля в пределах запорного слоя эффект лавинного
умножения сосредоточен в узкой заштрихованной
области вблизи максимума при Е > Екр
l
l
p
l
p
n
n
E
Eкр
l
n
E
i
n
E
Eкр
Eкр
x
0
p
n
x
0
x
0




Пролётные области (в структурах р  n, р+  n  n+, р+  n  i  n), в
которых Е < Екр, имеют протяжённость, равную , причём во
второй и третьей структурах имеется лишь одна пролетная
область, а в первой – две (приборы называют соответственно
однопролётными и двухпролётными).
Динамическое отрицательное сопротивление в пролётном
пространстве ЛПД обусловлено инерционностью процесса
ударной ионизации, приводящей к сдвигу тока, вытекающего из
слоя умножения, относительно вызвавшего его напряжения, и
задержкой тока за счет движения носителей в пролётном
пространстве.
На примере однопролётного прибора мы можем видеть, что
электронно-дырочные пары генерируются в области сильного
поля вблизи р  n-перехода. При этом дырки сразу оказываются
втянутыми в «отрицательную» р-область, а электроны инжектируются в
пролётное пространство. Временные диаграммы изменения
напряжения и тока в ЛПД приведены на рис. 2.17.
Напряжение на ЛПД контролирует амплитуду тока,
вытекающего из слоя умножения. Если напряжение изменяется
синусоидально, почти синфазно с ним изменяется коэффициент
ударной ионизации , показывающий, какое число пар генерируется
одним носителем. Но концентрация носителей в слое умножения
меняется несинфазно с изменением напряжения поля, поскольку
генерация их зависит от количества носителей в слое
умножения.
U
U кр
t
0
ie
iн
iн
0




ie
ie
ie
i
iн
iн

t



Даже когда напряжение поля, пройдя через максимум,
убывает, концентрация носителей в слое умножения
продолжает возрастать, так как напряжение поля ещё
превышает критическое значение Екр. Максимум
концентрации приходится на момент, когда величина поля
снижается до значения Екр. Таким образом, переменная
составляющая концентрации носителей в слое
умножения отстаёт по фазе от коэффициента ударной
ионизации синфазно с напряжением на диоде.




Вытекающий из слоя умножения ток инжекции ie имеет
форму коротких импульсов. Сгустки электронов,
инжектированные в пролётную область ускоряющим
полем, пролетают её со скоростью, равной скорости
насыщения (практически не зависящей от переменного
напряжения на диоде). Во внешней цепи при этом
протекает практически постоянный наведённый ток (iн).
Максимум отрицательного сопротивления наблюдается,
когда напряжение и ток противофазны, поэтому
пролётное пространство должно обеспечивать фазовый
сдвиг, равный 900, что соответствует пролетному углу
  
.
Как известно, наведенный во внешней цепи ток iн связан с
током, вытекающим из слоя умножения ie, соотношением
1
iн 


t
 i e (t )dt 
t 
где  – время движения носителей в пролетной области







Разлагая ток ie в ряд Фурье и считая, что его первая гармоника
i1e сдвинута по фазе относительно напряжения на диоде на угол
 / 2 , получаем выражение для первой гармоники
sin  / 2  j(  / 2 . / 2) jt
i1н  I1e
e
e
 / 2
Максимальное отрицательное сопротивление будет при
угле пролёта, равном    .
Необходимо отметить, что величина фазового сдвига, равная  / 2
должна рассматриваться как приближённое значение.
В действительности фазовый сдвиг между напряжением
и током, вытекающим из слоя умножения, будет
зависеть от частоты и на низких частотах будет равен
нулю.
Практически рабочая область ЛПД лежит вблизи первого
максимума вещественной части отрицательной
проводимости (рис. 2.18), т.е. на частотах , где Vs –
дрейфовая скорость носителей в режиме насыщения (для
кремния эта величина порядка 107 см/с);  – протяжённость
дрейфовой области (например, для кремниевых ЛПД,
предназначенных для работы на частоте порядка 10 ГГц,  = 5
мкм).





Величина коэффициента лавинного умножения определяется
как сумма членов бесконечной геометрической прогрессии:
М  1  у1  у[1  y(1  ...  1/(1  у.)
Экспериментальная оценка величины  пропорциональна Е6 (Е
– напряженность электрического поля в слое умножения),
поэтому можно считать, что
, где Uпр –
у  ( U / U пр ) 6
пробивное напряжение диода, при котором начинается процесс
лавинного роста тока; U – напряжение на диоде в рабочей
точке.
ЛПД изготавливают на основе кремния, германия,
арсенида галлия. Используя кремниевые ЛПД
миллиметрового диапазона (50 ГГц) в импульсном режиме
получают мощность 0,35 Вт при КПД около 0,5 %. На
более низких частотах получают колебательную
мощность до нескольких сотен ватт (на 1 ГГц) при КПД
до 40 %.
Особенностью ЛПД является сравнительно высокий
уровень шумов (свойственный механизму лавинной
ионизации), что используется для создания
высокоэффективных генераторов шума.

ВАХ ЛПД на постоянном токе I = f(U) и его эквивалентная
схема, включённая в колебательный контур, приведены
на рис. 2.19 и 2.20, где Ср, Lр ,Gр – емкость, индуктивность и
проводимость колебательного контура при резонансе; Gн –
проводимость нагрузки; Ge, Be – активная и реактивная
электронные проводимости ЛПД на частоте автоколебаний.
Ge
I

0



2
 t
U
Вe
Ge
Cp
Lp
Gp
Gn
A
Для ЛПД малой мощности зависимости выходной мощности, КПД и
генерируемой частоты от тока ЛПД приведены на рис. 2.21.
Можно показать, что процесс ударной ионизации практически
безынерционен (1015с), поэтому верхняя частотная граница
пролётного диода определяется ослаблением в сильных полях
скорости ударной ионизации (насыщение) и диффузионным
распылением электронных сгустков в пролётном пространстве.





Диффузионный предел определяется частотой 2  f D  V 2 /(8D)
где D – коэффициент диффузии. Частота fD для кремния
порядка 350  500 ГГц, для арсенида галлия 130  600 ГГц,
для карбида кремния (4  10)104 ГГц (последний из указанных
материалов является наиболее перспективным для создания
ЛПД СВЧ).
Диод Ганна – диод, который не имеет р  n-перехода.
Прибор был создан (в США промышленные образцы – в 1966 г.,
в СССР  в 1967 г.) на основе эффекта (обнаруженного в 1963
году Дж.Б. Ганном) возникновения электрических колебаний
в однородном кристалле полупроводника при приложении
к образцу постоянного электрического поля (величина
порогового поля для арсенида галлия порядка 2  4 кВ/см).
Частота возникающих когерентных колебаний
оценивается как
f 0  Vдр / l
,
где Vдр = 107 – дрейфовая скорость электронов при критическом
значении поля, см/с; l  длина образца.
Эти колебания связаны с прохождением через образец
«доменов» сильного поля (движение «доменов» в
двухдолинных полупроводниках и вызываемые этим
движением явления называют эффектом Ганна).


Существует и ряд других теорий, поясняющих работу таких приборов,
однако описываемая здесь теория наиболее распространена.
В арсениде галлия, как и в фосфиде индия или галлия, ргермании, имеется две долины в зоне проводимости,
энергетические уровни которых различны (например, для
арсенида галлия они отличаются на 0,36 эВ). Электроны в
долине с меньшей энергией имеют значительно бóльшую
подвижность, чем электроны в долине с большей энергией (что
обусловлено различием эффективных масс электронов m*) (рис. 2.22).
, %
3
Рвых, мВт
Рвых
60
f, ГГц

f
9,655
2
40
1
20
9,640
9,63
I0, мA
20
m*=0,09em
25
30
35
m*= 1,2 em
0,36 эВ
Сильные
электрические
поля
сообщают
электронам
достаточную энергию для движения
от одного минимума к другому. Когда
верхняя долина с большей энергией
более плотно заполнена, чем нижняя,
материал имеет дифференциальное
отрицательное сопротивление, т.е.
при
увеличении
напряжения
большинство электронов движется
в зону с малой подвижностью, и ток
уменьшается, вызывая объёмные
нестабильности.

Самым медленным процессом, определяющим быстродействие прибора,
является набор электроном энергии, необходимой для междолинного
переброса и лавинной ионизации – именно эти процессы и определяют
верхнюю высокочастотную границу работы. Энергия электронов должна
быть порядка 0,3 – 0,5 эВ, что достигается в полях от 3 до 5 кВ/см при их
бесстолкновительном ускорении за 2 – 3 пс.

Полескоростная характеристика поясняет процесс появления
отрицательной дифференциальной проводимости – объёмной
нестабильности (рис.2.23, а). Если учесть, что при равномерном поле
Е  U / q, V  V(E) и ток определяется как I  qnV(n  n o  N д ) , то из
уравнения Пуассона dE   становится понятным, что ВАХ повторяет



dx

полескоростную характеристику (см. рис. 2.23, б).

1
2
I
qn1
dU
0
dI
qn 2
E кр=3,2кВ/с


E
U
В планарных диодах Ганна эпитаксиальный активный слой арсенида галлия
выращивается на высокоомной подложке и скрыт под изолирующим слоем
диэлектрика (например, окиси кремния). Катод и анод выполнены методами
фотолитографии.
На сегодня получены образцы диодов Ганна, которые имеют
максимальный КПД около 20 % для арсенида галлия и 40 % для фосфид
индия.
3. БИПОЛЯРНЫЕ И ПОЛЕВЫЕ СВЧТРАНЗИСТОРЫ
3.1. Биполярные СВЧ-транзисторы




В основе работы микроволновых полупроводниковых биполярных (БТ) и
полевых (ПТ) транзисторов лежат те же физические процессы, которые
определяют их действие на низких (НЧ) и высоких частотах (ВЧ). Однако
ряд факторов ограничивает использование НЧ- и ВЧ- транзисторов на
сверхвысоких частотах (СВЧ) и требует решения ряда конструкторских и
технологических задач.
Следует отметить, что частотный диапазон БТ ограничивается
временем переноса носителей заряда через пространство
активного взаимодействия. Это время для БТ оценивается
суммарным временем задержек, характеризующих
последовательные стадии пролёта носителей заряда от
эмиттера к коллектору:
 эк = 0,5/fт = э +к + с,
где э, к  времена, определяющие заряд эмиттерных и коллекторных
ёмкостей; с  время задержки в коллекторном р  n-переходе; fт –
граничная частота.
Можно показать, что э = RэСэ + э, где Rэ = (Iэ/Uэ)1  сопротивление
эмиттера; Сэ  ёмкость эмиттера; э = d2э/(2D00)  время рассасывания
неосновных носителей в эмиттерном слое; dэ  глубина залегания
эмиттерного перехода; D0  коэффициент диффузии неосновных
носителей заряда в эмиттере; 0 – коэффициент усиления по току.





Время задержки сигнала в базовом слое в случае
однородного легирования базы, в которой скорость
диффузионного пролёта Vдиф = (D/n)(dn/dx) 2Dв/dв, где dв 
толщина базы в направлении тока базы, равно в = d2б/(2Dв), где
Dв  коэффициент диффузии неосновных носителей в базе.
При неоднородном легировании базы в ней может
образоваться внутреннее поле Евнутр, приводящее к
значительному ускорению пролёта базы электронами, и
если Евнутр = const, то
 в = d2в/{2Dв[1 + (Евнутр/Е0)3/2]},
где в – время задержки в базовом р  n-переходе; Е0 = 2D/dв.
Время задержки в обеднённом слое коллекторного р  nперехода благодаря сильному полю в нём определяется
дрейфом носителей заряда с предельной скоростью Vнас и
принимается равным половине времени пролёта:
 c = Lк/2Vнас.
Время заряда обеднённой ёмкости коллектора к = RкСк, где Rк
– последовательно включённое сопротивление коллектора.
Полным временем задержки эк определяется граничная
частота fт :
 fт = 1/2эв ,
(3.1)




которая для БТ соответствует частоте, при которой
коэффициент усиления по току в режиме короткого
замыкания (КЗ) выхода схемы с ОЭ  = (Iк/IБ) равен
единице. Условие  =1 соответствует уменьшению
коэффициента усиления по току  в схеме с общей базой
(ОБ) в два раза [так как   (  ].
Можно оценить конструкторско-технологические решения,
которые позволяют создавать БТ, работающие в СВЧдиапазоне.
Исходным материалом для планарного БТ служит пленка
высокоомного кремния n-типа, создаваемая эпитаксиальным
наращиванием его на Si-подложку, где формируется вывод
коллекторного контакта. Методом ступенчатой фотолитографии
в изолирующей пленке создают окна, через которые в несколько
стадий вводят легирующие примеси и формируют область базы
с проводимостью р-типа, низкоомную приконтактную область
базы р+, а в дальнейшем – эмиттерную область с
проводимостью n+-типа. Металлическая пленка эмиттера (Э),
базы (Б) и коллектора (К) обеспечивает подачу управляющих и
питающих напряжений.
На границе эмиттер-база создается обеднённый подвижными
носителями заряда эмиттерный р  n-переход, а на границе
база-коллектор – коллекторный.





Кроме того, для СВЧ-транзисторов принимают меры по
уменьшению времени переноса заряда через базу, для чего
уменьшают её длину lб. Современная технология позволяет
реализовать lб до десятых долей микрона. Наличие
сверхтонкой базы является одной из особенностей БТ.
Однако при уменьшении толщины базы снижается
пробивное напряжение коллектора и уменьшается
выходная мощность. Следовательно, для СВЧтранзисторов значение выходной мощности единичного
транзистора снижается (компенсация достигается
объединением в одном корпусе нескольких структур).
Сокращение времени переноса носителей через базу
возможно также и за счет обеспечения преимущественно
дрейфового (а не диффузионного) характера переноса.
Дрейфовая скорость может существенно превышать
диффузионную скорость движения, если создать в базе
внутреннее ускоряющее поле. Для этого при изготовлении
дрейфового транзистора легирующие примеси в базе
распределяются неравномерно.
Например, для базы р-типа обеспечивается превышение
концентрации акцепторных примесей в эмиттере по сравнению
с их концентрацией в коллекторе.





Можно показать, что в случае экспоненциального распределения
примесей в базе напряжённость электрического поля
оказывается постоянной по толщине и определяется
отношением концентраций примесей на границах базы:
 Евнутр = тlб1lnNбэ/Nбк,
(3.2)
где т = kT/q  температурный потенциал; lб  толщина базы.
Величину m = Евнутрlб/2т называют фактором поля. Она
характеризует соотношение между напряжением в базе,
возникающим за счет внутреннего поля, и температурным
потенциалом и для кремния может достигать 10. Так, если при
300 К т= 0,25 мВ и m = 2, то в базе с толщиной 0,3 мкм возникает
поле порядка 4 кВ/см.
В дрейфовых транзисторах время переноса заряда через базу в
m раз меньше по сравнению с бездрейфовыми (так как дрейфовая
скорость равна диффузионной при электрическом поле порядка 1 В/см,
то в реальных транзисторах Евнутр >> 1 В/см и допустимо не
принимать во внимание диффузионный перенос носителей).
Граничная частота коэффициента переноса тока также
увеличивается в m раз.
Уменьшение толщины базы способствует снижению
мощности и ведёт к увеличению сопротивления базы в
поперечном направлении, что увеличивает постоянную
времени заряда (Cк) р  n-перехода и, следовательно, снижает fт.
Для уменьшения влияния роста Rк под базовым выводом
легируют область полупроводника, создавая низкоомный слой
р+-типа.


Тем не менее протекание базового тока параллельно
плоскости кристалла приводит к возникновению
неравномерного падения напряжения на распределенном
сопротивлении материала базы (протекание тока базы
обусловлено вводом и выводом носителей заряда через базу
для обеспечения ее электронейтральности). Возникающее изза тока базы падение напряжения на эмиттерном
переходе в центре эмиттера оказывается меньше
падения напряжения у его краёв. Плотность тока
эмиттера экспоненциально зависит от напряжения на р
 n-переходе. Поэтому падение напряжения вдоль оси Х в
тонкой базе составляет несколько т, но приводит к
различию в значениях jэ примерно на порядок
(jэx=0 < jэx=l/2). Возникает эффект “оттеснения тока
эмиттера” (рис. 3.1), для устранения которого эмиттер
выполняют в виде узких полосок (увеличивают их длину по
координате Z для получения нужного тока эмиттера, а для
выравнивания напряжения вдоль lZ их располагают в виде
большого числа отдельных полосок – до 15 штук, между
которыми располагают полоски выводов базы), т.е.
формируют гребенчатую структуру (рис. 3.2).

Б
К
А
jэ
А
р
Э
0
А-А
X
SiO 2
l/2
s
l/2
p+
p
n
n+
t
n+
Конфигурации
эмиттера и базы
определяют
частоту fт, причём
для ее увеличения БТ
должны иметь
максимальный
периметр эмиттера
при минимальной его
площади. Выполнение
первого требования
обеспечивает
равномерное
распределение тока
эмиттера, второе –
уменьшение ёмкости
эмиттера, снижающей
уровень инжекции и
шунтирующей
эмиттерный переход.




В виде гребенчатой структуры реализованы эмиттеры с lэ = 1 мкм и
fмакс = 40/(lэ + 2t), где t – ширина полоски в мкм.
Для создания более мощных БТ используют объединение в одном
кристалле до 150 единичных структур с сохранением большого
отношения периметр/площадь. В многоэмиттерных структурах
реализуют полоски низкоомного р+-слоя в кристалле, а внутри каждой
ячейки располагают прямоугольный эмиттер. Вывод эмиттера
изолируют от базовой сетки слоем SiO2. Внешние выводы делают в
виде коротких полосок, что снижает их паразитные
параметры С и L. Причём транзисторы выполняют без
внешнего металлического корпуса.
В заключение следует привести еще одну величину: fмакс =
=[h21бfт/(8rбСк)]0,5, fмакс = fгр, при которой   20,50/2 и которая
характеризует предельные частотные возможности БТ. На
частотах выше fмакс БТ перестает быть активным
элементом, т.е. только поглощает подводимую мощность.
Генерация или усиление в этом случае невозможны ни при каких
схемных включениях.
Частотные зависимости модулей коэффициентов передачи
для схем с ОБ и ОЭ определяются частотами h21э и h21б, на
которых коэффициент усиления по мощности уменьшается в 2
раза по сравнению с максимальным. Эти частоты находятся в
соотношении h21б> > h21э и определяются через снижение
коэффициента передачи тока h21i (h21б = Iэ/IкUк=0  , h21э =
=Iк/IбUк=0  ) до значения 20,5h21б,э/2 (рис. 3.3).
h 21 эо
h 21
ОЭ
2-0, 5 h 21 эо
1
ОБ
h 21бо
2
-0, 5
h 21бо

h



21э
т
h
21б
макс
Следует помнить, что частоты h21э,б называть
граничными нельзя, так как h21э  0  40, и при частотах
выше h21э транзистор вполне может работать (таким
образом, для повышения fгр необходимо снижать rб и Ск, что
является противоречивым требованием).
Современные БТ работают до частот 20  28 ГГц.
Получены следующие значения Рмакс непр: 300 Вт на частоте
f= 3 ГГц; 20 Вт  6 ГГц; 5 Вт  10 ГГц; 0,3 Вт  25 ГГц. При этом
КПД составляет: 50 % на частоте 1  3 ГГц, 20 %  14  15 ГГц, 10
%  24  25 ГГц. Значение коэффициента шума составляет 2,5
 3,0 дБ на частоте 2 – 4 ГГц; 7,0 дБ на частотах более 10 ГГц.

Гетероструктурные БТ. Радикально повысить быстродействие БТ
можно, если увеличить легирование базы без изменения
коэффициента эффективности эмиттера, что возможно при
использовании в качестве эмиттера гетероперехода. Пример
гетероструктуры n  р типа с широкозонной n-областью приведен на рис.
3.4.
Ec
Плавный
переход
Резкий
переход
Ev
E



“Встроенное” поле на переходе оказывается различным для
электронов и дырок, оно и препятствует дырочному току из р- в nобласть. В рассматриваемом случае дырочный ток уменьшается в
exp(–E/kT) раз (где E – дополнительный гетеробарьер для дырок),
поэтому эффективность эмиттера э будет близка к 1, даже если
уровень легирования р-области (базы) выше, чем n-области
(эмиттера):
1
 p p n E / kt 
 .
 э  1 
e
 n

n p


(3.3)
Различают плавные и резкие гетеропереходы (см.рис.3.4). При этом
величина E в плавном гетеропереходе (варизонном кристалле)
приблизительно равна разности ширин запрещенных зон Eз. При
этом в плавном гетеропереходе (использован в качестве эмиттера)
увеличение барьера для дырок создаётся за счет разности ширин
запрещённых зон, а в резком гетеропереходе оно определяется
величиной Ev, как показано на рис. 3.4.




В резком гетеропереходе, сформированном слоями GaAAs и GaAs,
барьер может достигать величины более 10 кT, что вполне достаточно
для уменьшения более чем на порядок второго множителя () формулы
(3.3), определяемого эффективностью эмиттера Э.
Следует заметить, что повышение эффективности эмиттера
в кремниевых БТ имеет место также при использовании
поликристаллического кремния в качестве более
широкозонного материала для эмиттера.
Перспективным материалом для широкозонного эмиттера
является также CrSi. Такие эмиттеры позволяют избежать
туннельного эффекта при легировании базы до уровня 1019 см3
и более, что позволяет сформировать тонкие обеднённые слои
и слой базы, а главное, снизить на порядок величину
сопротивления базы.
Гетеропереход “широкозонный коллектор – узкозонная база”
позволяет исключить инжекцию дырок из базы в коллектор
благодаря образованию барьера для дырок, поэтому допустимы
значения Nк  1017 см3 и Nб  1019 см3. Трехслойная n – р – nструктура с двумя гетеропереходами позволяет реализовать
взаимозаменяемость эмиттера и коллектора в ИС и
возможность оптимизировать параметры базы и коллектора.

Ожидается, что наибольшим быстродействием будут обладать
БТ со структурой GaAlGe – GaAs за счет того, что Gа допускает
сильное легирование акцепторными примесями и имеет высокую
подвижность дырок, которая обеспечивает малое сопротивление
базы. Возможные конструкции гетероструктурных БТ (ГСБТ) приведены
на рис. 3.5.
Б
Э
n
Б
p
Узкозонная область GaAs
Э
Широкозонная
область
GaAlAs
Б
К
Б
GaAs
n
p
n
p
GaAlAs
К
•Первая реализация ГСБТ (рис. 3.5, а) представляет собой двухслойную
структуру: широкозонную – GaAlAs (вдоль поверхности) и под ней
узкозонную – GaAs. Эмиттерный гомопереход в широкозонном
приповерхностном слое пропускает ничтожно малый ток (по
сравнению с током через гетеропереход) в узкозонную область, где
высота барьера на Е меньше. Практически транзистор работает
в вертикальном направлении при отключенной горизонтальной
части. Эти же идеи использованы для создания обращённого
транзистора (узкий коллектор с малой Ск на поверхности) с
одновременным сужением активной части эмиттера (рис. 3.5, б).



Для таких структур с микронным эмиттером и
электронной базой при I = 2 мА, Vл = 0,5 В получено Д = 8 nс,
fт  29 ГГц, fмакс  19 ГГц, Рд= 1 мВт (Д - время задержки при
переключении).
Серьёзные технологические трудности пока не позволяют
использовать указанные структуры в БИС и СБИС (так как
физика дефектообразования и ряд других процессов в
материалах группы А3В5 существенно отличаются от
аналогичных процессов в кремнии, хотя отдельные образцы с
широким эмиттером (гетеролазеры, гетерофототранзисторы)
уже получены с удовлетворительными характеристиками.
Варизонные БТ (ВБТ). Благодаря возрастанию ширины
запрещенной зоны от коллектора к эмиттеру в ВБТ по всей
структуре n – р – n для неосновных носителей заряда
имеется встроенное поле Евстр. Это поле, с одной стороны,
ускоряет пролет инжектированных электронов через базу
(как в дрейфовых БТ), а с другой – препятствует инжекции
дырок из базы в эмиттер (как в плавном гетеропереходе).
-
Еg
Энергетическая диаграмма
такой
структуры приведена на рис.
3.6.
+
Б
К
Э



Эффект уменьшения времени задержки дрейфового
пролета
 б(Ев) dб/2Евстр = d2бq/2Ед
в варизонной структуре значительно превышает
аналогичный эффект в дрейфовом транзисторе (где
значение Евстр обусловлено неоднородным легированием
базы, которое не превышает нескольких кТ/q).
Так, при Ед = 0,15 эВ, dб = 5105 см получаем Евстр = 5 кВ/см. В
этом случае при Nб = 1018 см-3 б составит приблизительно 5 пс.
3.2 Полевые СВЧ-транзисторы




В отличие от БТ, где управление потоком неосновных носителей
осуществляется током инжекции из эмиттера, в ПТ управление
потоком основных носителей осуществляется заданием
поля (потенциала) на затворе, как это реализовывалось в
вакуумных приборах. Принято разделять ПТ СВЧ на три
группы (рис. 3.7, а, б, в соответственно):
 ПТ, в которых в качестве затвора используется р – nпереход или контакт металл-полупроводник (МЕППТ,
барьер Шоттки), а пространство между истоком и стоком
имеет один тип проводимости;
 ПТ с затвором в виде структур металл-диэлектрикполупроводник или металл-окисел-полупроводник
(МДППТ, МОППТ), а типы легирования областей стока и
истока противоположны типу легирования области
затвора;
 ПТ с гетероструктурными затворами (ГСПТ).
Наиболее широкое применение на СВЧ находят ПТ с
барьером Шоттки (рис. 3.7, а). В их высокоомной подложке,
выполненной из арсенида галлия, создан эпитаксиальный
проводящий канал n-типа. Через невыпрямляющие контакты (nметалл истока и стока) этот канал подсоединен к выводам
истока и стока, между которыми расположен затвор З, на
границе которого с n-каналом образован барьер Шоттки.
З
С
l3
n
n
+
И
p
З
И
n+
n+
lк
lк
И
З
n-AlGaAs
С
2D
n
+
l1 l2
2-3нм
И
n
w

n+
AlGaAs
GaAs
С


При приложении внешних питающих напряжений в канале протекает
ток, приводящий к падению напряжения на распределённом вдоль
длины канала сопротивлении. Обеднённый слой по этой причине
является несимметричным.
Одним из основных параметров ПТ, определяющим его
частотные свойства, является время пролета носителей
заряда в канале tк = lк/Vнас, где lк – длина канала, lк = l1 + l2 + l3;
Vнас – дрейфовая скорость насыщения носителей заряда в
канале.




Следовательно, для получения СВЧ-прибора необходимо
иметь короткий канал (lк) и большую величину скорости
насыщения Vнас. С учётом этого формируются основные
требования к материалу и геометрическим размерам ПТ.
В качестве материала полупроводника применяют арсенид
галлия, так как по сравнению с кремнием подвижность
носителей заряда в нём в 6 раз выше и составляет 4700
см2/Вс, а предельная скорость насыщения больше в 2
раза (0,9105м/с и 1,8105м/с), причём достигается она при
значительно меньших электрических полях.
Применяется также и фосфид индия InP, дрейфовая
скорость носителей заряда в котором в 1,5 раза выше,
чем у арсенида галлия.
Величина lк снижена до 0,085  2,0 мкм, при этом ток
прибора, а следовательно, его мощность повышается за
счет увеличения ширины канала до 2  3 мм и создания
многоканальных структур (рис. 3.8), где приведены
структуры ПТ гребенчатого типа и структура с двумя выводами
затвора.
Для ПТ с частотой fт более 4 ГГц реализованы структуры с l3 =
=1,5 мкм, l1, l2 = 1,0 и 2,0 мкм, lк = 2,6 мм, n = 30 единичных структур
соединенных параллельно с Рвых = 2,0 Вт.





Уменьшение длины канала неблагоприятно сказывается на
значение коэффициента отражения от входа, что затрудняет
согласование ПТ со входом СВЧ-тракта.
Преимущества ПТ заметно проявляются с повышением
рабочей частоты. Так, на частоте 6 ГГц получена мощность 25
Вт при КПД 50 %, а коэффициенте шума составил 3 дБ. На
частоте 15 ГГц получено соответственно 2 Вт, КПД 20  25 %,
шум 3  6 дБ. На частотах более 20 ГГц промышленность БТ вообще
не выпускает, а ПТ на 20 ГГц дают мощность более 1 Вт при КПД
10  20 % и коэффициенте шума 5  8 дБ.
Малошумящие ПТ имеют коэффициент шума 0,7 дБ на частоте
4 ГГц, 1,7 – на частоте 12 ГГц, менее 3 дБ – на частоте 18 ГГц,
причем коэффициент усиления наиболее высокочастотных
равен 5 дБ.
В ближайшее время ожидается получение ПТ, генерирующих частоты
порядка 30 ГГц, с выходной мощностью 1 Вт и коэффициентом шума
порядка 3 дБ.
«Низкочастотные» ПТ обычно имеют планарную металлизацию,
представленную на рис. 3.8, а  г.
И
С
И
С
И
И
З
З
а)
б)
С
С
З И З
в)
И
И
З
г)
3.3. Сверхбыстродействующие транзисторы
Баллистические и аналоговые транзисторы


Быстродействие транзисторов определяется временем
пролета носителей заряда от эмиттирующего носители
электрода (эмиттера, истока) до принимающего электрода
(коллектора, стока). (В дальнейшем мы будем говорить только
об электронах, хотя всё остается справедливым и для дырок).
Это время определяется скоростью движения
носителей тока и расстоянием между электродами,
предел уменьшения которого ограничивается
существующими технологиями изготовления
транзисторов. Для увеличения скорости используется
электрическое поле (либо контактное, либо внешнее),
разогревающее электроны, и чистый, беспримесный
полупроводник, обеспечивающий электронам
возможность свободного бесстолкновительного
пролёта, т.е. возможность инерционного
баллистического пролёта.








Быстродействующие (микроволновые) транзисторы можно условно
разделить на пять групп: баллистические электронные
транзисторы (БЭТ) с гетероструктурой и туннельным
эмиттером; БЭТ с планарно-легированными барьерами; БЭТ с
варизонными барьерами и индуцированной базой; полевые
транзисторы с переносом заряда в пространстве; полевые
транзисторы, аналогичные по своей структуре вакуумным
триодам и поэтому названные аналоговыми транзисторами.
Рассмотрим все их последовательно.
БЭТ с туннельным эмиттером, или туннельные транзисторы на
горячих электронах (ТТГЭ), как и обычные БТ, имеют эмиттер, базу и
коллектор, но, в отличие от БТ, они обладают одним и тем же
типом проводимости, т.е. ТТГЭ – униполярный транзистор. За
счёт этого снижаются ёмкости эмиттерного и коллекторного
переходов (нет диффузионной ёмкости, связанной с
неосновными носителями) и соответственно повышается
предельная частота. На рис. 3.9 показана гетероструктура
зоны проводимости ТТГЭ.
Начальная скорость носителей заряда
в ТТГЭ определяется потенциалом VЭБ,
но при превышении уровня энергии 0,7 В
начинается потеря скорости носителей
тока из-за взаимодействия с фононами
и примесями
nGaAs
Э
VЭБ
А 0,3 Ga 0,7 As
nGaAs
К
Б
n-GaAs
VБК








Расчеты показывают, что при толщине базы 50 нм,
когда ее пролетают баллистически около 60 %
электронов, время их пролета составляет
приблизительно 0,3 пс, однако при этом на величину
предельной частоты влияет большая постоянная
времени RбС переходного процесса в БЭТ (где Rб –
сопротивление слоя базы и С – емкость эмиттерного перехода),
и приходится уменьшать сопротивление базы Rб путём
её легирования примесями.
Это касается не только ТТГЭ, но и всех БЭТ, поэтому их
часто называют транзисторами с легированной базой.
БЭТ с планарно-легированными барьерами – это обычно
семислойная структура (рис. 3.10), в которой
эмиттерный и коллекторный барьеры образованы
каждый двумя контактами n+-i-p+ и p+-n, причем p+-слои
имеют толщину ( 25 нм) на порядок меньше, чем i-слои
эмиттера и коллектора и n-слой базы
(на рис. 3.10 сплошная линия
показывает зону структуры в
отсутствие внешних полей, а
пунктирная линия – при рабочих
напряжениях на электродах).
Э
К
Б
0,25В
n+
i
i
n
p+
p+
n+
0,5В

Горбообразные барьеры эмиттера и коллектора получили название
планарно-легированных барьеров, проходя которые в эмиттере
электроны получают энергию, позволяющую им баллистически
пролетать базу и коллектор. По теоретическим оценкам
предельная частота таких транзисторов может быть более 200
ГГц.

БЭТ с варизонными барьерами и индуцированной базой.

Варизонный барьер – это барьер, возникающий в слое
полупроводника с переменной по его длине концентрацией
компонентов, в результате чего ширина запрещённой зоны
изменяется вдоль этого барьера. Обычно это полупроводник ,
причём х меняется в зависимости от глубины эмиттера (рис. 3.11,
зонная структура такого БЭТ: 0 < x < 0,3).
Эмиттерный переход имеет такую же форму, как и БЭТ с планарнолегированными барьерами (см. рис. 3.10). Коллектор может быть
выполнен с планарно-легированным барьером, а может быть в виде
резкого гетероперехода, как показано на рис. 3.11.
Э
Б
К
VБЭ
nGaAs
А x Ga1 x As
0  x  0,3
i  А 0,3Ga0,7As
i  GaAs
VБК
nGaAs


При этом базовая область не легирована и в равновесном
состоянии она непроводящая, а при приложении
напряжения к коллекторному переходу электрическое
поле проникает в область базы и там индуцируется
вырожденный электронный газ у стенки гетероперехода.
Поэтому такие транзисторы называются
транзисторами с индуцированной базой (ТИБ).
Малая толщина базы и ее высокая проводимость обеспечивают
быструю зарядку ёмкостей эмиттерного и коллекторного
переходов и баллистический пролёт электронами базы и
коллектора, обусловливают высокое быстродействие ТИБ
(порядка долей пикосекунды). Принцип работы ТИБ такой же,
как и у транзисторов с металлической базой, которые будут
рассмотрены позднее. Необходимо отметить, что работа всех
трёх типов БЭТ рассматривалась выше весьма схематично. В
действительности в поведении БЭТ много особенностей, и в
настоящее время исследованы и уже нашли применение
разновидности таких БЭТ, в которых используются не только
GaAs и AlGaAs, но и GaInAs, InAs, AlSb, GaSb и др., причём
часть из них работает при температуре 77 К, а целый ряд
хорошо функционирует и при 300 К.


Полевые транзисторы с переносом заряда. Эти
транзисторы имеют две особенности, которые могут
использоваться либо по отдельности, либо обе вместе. Первая
особенность – создание отрицательного сопротивления
в канале, и такие полевые транзисторы называют ПТОС.
Вторая особенность  инжекция заряда из основного
канала, и такие транзисторы называют ТИЗ. Канал
такого ПТ выполнен в виде гетероструктуры с
селективным легированием, зонная модель которой в
поперечном сечении канала показана на рис. 3.12.
В нелегированных слоях (i-GaAs) подвижность
электронов значительно выше, чем в легированных
широкозонных полупроводниках типа n+AlGaAs. При
отсутствии внешнего поля в канале все электроны
находятся на более низких уровнях, т.е. в слоях i-GaAs,
куда они переходят из-за того, что там более низкое
положение по энергии, из широкозонного легированного
слоя, где они образуются. Это определяет высокую
подвижность электронов и быстродействие таких ПТ.
При пропускании тока по каналу, т.е. параллельно
границам слоев, происходит два процесса.

Кроме того, электроны, набирая энергию от поля,
поднимаются вверх по энергетической оси и попадают в
высоколегированные слои n+AlGaAs (волнистые стрелки на
рис. 3.12), где их подвижность еще больше уменьшается.
В итоге выходная вольт-амперная характеристика
такого ПТ (iси = f(Uси)) имеет участок с отрицательным
дифференциальным сопротивлением (ПТОС). Величина
iси может, как и в обычном ПТ, регулироваться
напряжением затвора. Однако если в таком ПТОС сделать
проводящую подложку из n-GaAs и подсоединить к ней
четвёртый электрод, то из i-GaAs разогретые
электроны через варизонный слой i-AlxGa1-x As будут
инжектироваться в эту подложку (анод) и весь прибор
станет аналогом обычного вакуумного тетрода, в
котором роль катода играет канал i-GaAs, роль первой
сетки играет затвор, а роль второй сетки – сток.
И n  GaAs
i- GaAs
i-GaAs
+
+
З
n  AxGa1x As
+
x = 0,34
i  GaAs
WF
n- A l GaAs
n GaAs
x = 0,1 i AxGa 1x As
n  GaAs
V
С
W

Структура такого ПТ и его поперечная зонная диаграмма
показаны на рис. 3.13. Видно, что второй слой AlGaAs выполнен
варизонным с тем, чтобы обеспечить хорошую инжекцию электронов в
n-слой GaAs и к электроду с потенциалом VA. Ток этого электрода
зависит от VA при вариации Uис, так же как и в вакуумном триоде, а
зависимость icи = f(Uси) будет иметь участок с отрицательным
сопротивлением лишь при больших VA. В ряде конструкций затвор
вообще отсутствует, а электрод подложки помещается справа,
параллельно стоку.

Аналоговые транзисторы. Эти транзисторы являются

разновидностью ПТ вертикального исполнения с затвором в
виде сетки (решетки). Хотя идея создания таких транзисторов была
предложена полвека тому назад, преодолеть, и то лишь частично,
технологические трудности удалось только в последние годы.
Условно аналоговые транзисторы можно разделить на три
группы, каждая из которых имеет много разновидностей:
– транзисторы со
статической индукцией
(СИТ). Это транзисторы с
затвором в виде сетки из p –
n-переходов, типичная
структура которых показана
на рис. 3.14.
И
n+
p+
З
p+
i
С
n+



Так как электроны движутся в нелегированном i-слое, они имеют
высокую подвижность, что и определяет быстродействие
СИТ. Конструкция СИТ напоминает конструкцию обычного
вакуумного триода и поэтому имеет характеристики, похожие на
аналогичные характеристики триода.
В ряде конструкций вместо сетки используются более расширенные
области р+-полупроводника возле затвора и вместо i-слоя – n-слой. В
других конструкциях исток и затвор располагаются в одной плоскости, а
в фототранзисторах (ФСИТ) исток выполняется прозрачным для света.
В туннельных СИТ (СИТТ) в истоке помещен обратносмещённый р+ –
n+-переход (туннельный), обеспечивающий высокую плотность тока;
– транзисторы с проницаемой базой (ТПБ), являющиеся
аналогом СИТ, у которого сетка выполнена из тончайших
полосок металла (тантала, молибдена, вольфрама) шириной 0,1 
0,5 мкм, а вместо i-слоев используются легированные
полупроводники с концентрацией примесей 1016  1017 см3 и
толщиной 0,3 мкм истокового слоя и 2 мкм  стокового. Расчеты
показывают, что максимальная частота ТПБ растет с
уменьшением ширины полосок сетки, достигая 600 ГГц при
ширине 0,1 мкм, причем это уменьшение должно
сопровождаться ростом концентрации примесей. Управление
током “исток-сток” осуществляется напряжением на барьере
Шоттки между металлическим затвором и полупроводником.
Характеристики ТПБ подобны характеристикам СИТ;


– транзисторы с металлической базой. Эти транзисторы можно
представить как ПТ с вертикальной структурой, в котором затвор (база)
прозрачен для электронов. Базы предельно малых размеров делают
такие транзисторы сверхбыстродействующими. Практически был
реализован МОМОМ-транзистор, где между металлическими
эмиттером, коллектором и базой (толщиной  10 нм) помещены тонкие
( 1,5 нм) слои окисла.
Структура МОМОМ и ее зонная диаграмма показаны на рис. 3.15, из которого
видно, что электроны эмиттера туннелируют через тонкий окисел и с
большой энергией пролетают через базу и слой окисла коллектора.
К числу транзисторов с металлической базой относятся также
структуры типа “полупроводник-металл-полупроводник” (ПМП), из
которых удалось создать структуру типа Si-CoSi2-Si, где CoSi2  пленка,
толщиной 20 нм, обладающая металли-ческими свойствами. Так как
постоянные решеток Si и CoSi2 близки по значению, структура
Б
представляет собой единый монокристалл.
Э
О
О
М
М
Эмиттер вблизи базы имеет нелегированный
слой (200 нм), а коллектор (слой 800 нм), наоборот,
W
сильно легирован. При этом потенциальный
барьер вблизи эмиттера выше, чем вблизи
коллектора, и эмитируемые электроны п
роходят через базу и переход коллектора
баллистически. Максимальные частоты таких
транзисторов по теоретическим оценкам могут превышать 1 ТГц.
К
М
3.4 Состояние и перспективы развития
элементной базы, а также технологии
полупроводниковой электроники



Полевые GaAs-транзисторы с гетеропереходом
В последнее время полевые GaAs-транзисторы с
гетеропереходом и управляющим затвором Шоттки (ГПТШ)
вышли на уровень промышленного производства, но ещё не
потеснили Si- и GaAs-биполярные транзисторы с гетеропереходом
(МВТ).
При конструировании полевых транзисторов микроволнового
диапазона приходится решать проблемы не только технологического
плана. Известно, что при дрейфе электронов в канале они испытывают
большое число соударений, которое за время пролёта (10–12 с)
составляет десятки или сотни, и за время 10–13 с (между двумя
соударениями) носители проходят расстояние порядка 400 ангстрем.
Соударения ведут к падению подвижности электронов, которая и без
того снижается при повышении концентрации носителей в канале,
неизбежной при малой длине канала. Использование гетеропереходов
позволило разрешить это противоречие: двухмерный электронный газ
обеспечивает возможность получения слоя с повышенной
концентрацией носителей без увеличения концентрации доноров.
Пространственное разделение ионов доноров и свободных электронов
дает возможность получать высокие концентрации носителей
одновременно с высокими значениями р и n.



Изменение степени легирования в данных транзисторных
структурах нашло отражение в их названиях: модуляционнолегированные или селективно-легированные. Возможны и другие
варианты транзисторной структуры с высокой подвижностью
электронов n (HEMT), например, с каналом в слое GaAs (узкозонный
полупроводник) и слоем "поставщиком" электронов (широкозонный
полупроводник AlInAs). Например, в канале InGaAs электрон достигает
подвижности 10 000 см2/(Вс), которая обеспечивает высокую
плотность заряда в слое двухмерного электронного газа (3  4,5)1012
см–2. Однако эти положительные качества HEMT в большей степени
проявляются при пониженных температурах.
Серьезным препятствием при реализации транзисторов с высокой
n является наличие глубоких ловушек при высоком уровне
содержания алюминия в AlGa1–xAsx. Для получения слоя с
двухмерным электронным газом необходимы значения х  0,2, но при
этих значениях глубокие ловушки приводят к срыву стоковых ВАХ,
повышению уровня генерационно-рекомбинационных шумов и даже к
появлению эффекта фоточувствительности. С целью снижения
интенсивности указанных процессов предложено создавать слой
двухмерного электронного газа на границе раздела AlGaAs/In-GaAs, что
обеспечивается введением между слоем AlGaAs (30 – 40 ангстрем) и
нелегированным слоем GaAs (1 мкм) слоя InGaAs толщиной в 200 ангстрем.
Такая структура получила название псевдоморфного транзистора с высокой
подвижностью электронов. Объясняется действие слоя InGaAs тем, что этот
материал имеет меньшую, чем GaAs, ширину Е, что позволяет
использовать в паре с ним AlGaAs с низким содержанием алюминия
(х = 0,15).



Поскольку у InGaAs запрещенная зона уже, чем у арсенида галлия, то
InGaAs может играть роль узкозонного полупроводника в
гетеропереходе GaAs и квантовый колодец может быть получен и в
этом гетеропереходе. Для этого слой InGaAs наносится на слой GaAs,
а на InGaAs наносится слой AlGaAs, кристаллические решётки этих
трёх слоев отличаются на сотые доли процента. Согласование решёток
достигается за счёт эластичности слоя InGaAs, который в виде тонкого
слоя In0,15Ga0,85As оказывается сжат, отображая структуру GaAs и
трансформируя свою "природную" кубическую структуру в
тетрагональную.
Транзисторы этого типа превосходят обычные GaAs-транзисторы по
многим высокочастотным параметрам. Так, крутизна переходной
характеристики HEMT-транзисторов при минимальном уровне шумов в
1,5 раза превосходит крутизну обычных полевых GaAs-транзисторов.
Это дает возможность получить усиление 8 дБ на частоте 20 ГГц, что
недостижимо для последних.
Указанные конструкции – планарные (исток, сток и затвор расположены
в одной плоскости), что требует конструкторско-технологичес-кого
решения, обеспечивающего подсоединение кратчайшим путём всех
истоков к общей поверхности (транзисторы в схемах работают, как
правило, с заземлённым истоком в качестве общего электрода).



Одним из возможных решений является конструкция транзистора с
вертикальной структурой, т.е. с затвором и истоком, расположенными друг
против друга (OGST – opposed gate-source transistor). Подложка состоит из
полуизолирующего слоя GaAs с нанесёнными на его поверхность слоями
AlGaAs и GaAs, а затвор располагается между двумя контактами. Под
истоком с обратной стороны подложки протравливается строго
сцентрированное относительно затвора и стоков отверстие, которое
заполняется металлом.
Такая конструкция снижает индуктивность истока, повышает крутизну
передаточной характеристики (за счёт симметричного расположения
стоковых электродов по обе стороны от затвора), снижает потери в линиях
передачи на входе и выходе (за счет согласования их импедансов).
Типовая структура GaAs ГПТШ (приведена на рис. 3.16, а) отличается от
«обычных» ПТШ (MESFET) наличием гетероперехода между барьерным
(донорным) и нелегированным канальным слоями (в данном случае между
слоями GaAs и AlGaAs). Так как в этой структуре ширина запрещенной зоны
Е материала канального слоя больше, чем барьерного слоя, в канале у
границы слоев формируется потенциальная яма (тонкий слой), в которой
накапливаются свободные носители, образуя так называемый двумерный
электронный газ (2DEG). А поскольку канальный слой не легирован, в нем
рассеяние носителей заряда минимально, а их подвижность высокая.
Исток n +- GaAs
Затвор
Сток
Е
AlGaAs
GaAs
Зона проводимости
n - AlGaAs
Слой 2DEG
Донорный слой, n+- AlGaAs
Барьерный слой, нелегированный AlGaAs
Канальный слой, нелегированный GaAs
Буферный слой, р-GaAs
2DEG
Валентная зона
Полуизолирующая подложка, GaAs


Именно это позволило назвать такие транзисторы
транзисторами с высокой подвижностью электронов (НЕМТ).
В этом случае задача буферного слоя  обеспечить структурный
переход от полуизолирующей подложки к совершенной
структуре канального слоя.
Напомним, что постоянные кристаллических решёток AlGaAs и
GaAs достаточно близки по значению (рис. 3.16, б – зонная
диаграмма GaAs ГПТШ). В НЕМ-транзисторах гетеропереход
(кроме AlGaAs /InGaAs) может быть создан и другими
материалами с различными постоянными решёток:
InGaAs/InAlAs, InGaP/lnGaAs и т.п. (это так называемые
псевдоморфные, или рНЕМТ). В таких приборах за счёт
увеличения разрыва между границами зон проводимости и
значениями n получено более высокое напряжение Uпр
(свыше 12 В), рабочие частоты более 100 ГГц и КПД до 60 %.
ЕС
ЕF
ЕV




Реальным примером рНЕМТ-технологии можно считать приборы
компании TriQuint Semiconductor с минимальным размером элементов
0,15 мкм. Базовая структура рНЕМ-транзистора формируется на
полуизолирующей GaAs-подложке, на которой создают буферный слой
в виде сверхрешётки AlAs/GaAs, InGaAs-канальный слой и AlGaAsбарьерный слой n-типа. Сверху и снизу к канальному слою примыкает
спейсер  слой нелегированного барьера, выполненного из AlGaAs.
Концентрация электронов проводимости в канале при этом достигает
3,21012 см3, n  6500 см2/Вс, максимальный ток канала может
составлять 680 мА/мм2 (при напряжении канала 1,5 В), Uпр  13 В, fT 
52 ГГц, максимальная частота усиления мощности  150 ГГц. Рабочее
напряжение составляет 6 В, КПД в режиме усиления  40 %.
На основе этой технологии выпускается ряд усилителей (TGA4516,
TGA4046 и др.) на диапазон частот 32  38 ГГц (TGA4516) и на частоту
45 ГГц (TGA4046), с выходной мощностью до 2 Вт.
Для повышения fT рНЕМ-транзисторов на основе InAlAs/In- и GaAsструктур увеличивают концентрацию индия в InxGa1-xAs-канальном
слое, но это ухудшает характеристики прибора. Возможное решение 
применение InP-подложек, за счет чего согласуются постоянные
решёток, а это позволило получить fT  400 ГГц.
Пассивация SiN
Исток
n+ - InGaAs
InAlAs
Затвор
Сток
d -легирование Si
Канальный слой, InGaAs
Буферный слой, InAlAs
Подложка, InP


Реализованные рНЕМТ с InGaAs/InAlAs/InP-структурой на 100мм и 75-мм пластинах по 0,1-мкм технологии (компания Northrop
Grumman Space Technology  NGST) сегодня производятся
серийно (рис. 3.17, pHEMT-структура InGаAs/InAlAs/InP
компании NGST).
В таких транзисторах концентрация In в InGaAs-канальном слое
составляет 60 %, а подвижность  носителей в канале достигает
104 см2/Вс при плотности электронов в 2DEG-cлое, равной
3,51012 см2. Крутизна характеристики транзистора составляет
800 мСм/мм, плотность тока  540 мА/мм, fТ  более 190 ГГц. На
базе рНЕМТ создан малошумящий двухкаскадный балансный
усилитель с коэффициентом усиления свыше 17 дБ и уровнем
шумов менее 2,4 дБ в диапазоне частот 27  39 ГГц.

Однако стоимость таких транзисторов остается высокой,
поэтому в качестве возможного решения сегодня
рассматриваются так называемые метаморфные НЕМТструктуры (МНЕМТ), т.е. приборы со сложным многослойным
буфером (со ступенчатым изменением концентрации примеси
для обеспечения плавного перехода от GaAs-подложки к
InGaAs-каналу). Этим решается проблема применения более
дешёвых GaAs-подложек, что и использовала компаниия
Raytheon, разработавшая технологию изготовления
InAlAs/InGaAs/GaAs МНЕМТ-структур с концентрацией индия в
InGaAs-канале 60 %. Получены транзисторы с крутизной
передаточной характеристики порядка 850 мСм/мм,
напряжением пробоя 8 В и током канала до 700 мА/мм (в
постоянном режиме). В импульсном режиме последние два
показателя составили 6 В и 200 мА/мм соответственно. При
суммарной ширине затвора 480 мкм усиление на частоте 94 ГГц
при напряжении 2,5 В составило 12 дБ, выходная мощность 
360 мВт/мм, КПД  свыше 30 %. На базе подобных структур этой
компанией создан ряд однокаскадных усилителей мощности
для диапазона частот от 56 до 100 ГГц. Их усиление при
напряжении 3,3 В составляет 6,5 дБ, КПД  17 % при
максимальной выходной мощности 226 мВт.



SiGe-транзисторы
Не остаются без внимания разработчиков и SiGe-технологии, которые
позволили реализовать микроволновые транзисторы, сопоставимые по
частотным характеристикам с GaAs-приборами (лидирует здесь
компания IBM). Основные достоинства SiGe-структур (при увеличении
стоимости процессов на 10  20 % по сравнению со стандартной Siтехнологией)  существенное увеличение рабочей частоты и
линейность характеристик. Компания IBM в рамках Би-КМОПтехпроцесса 7НР с технологическими нормами на длину канала 0,18
мкм производит МИС с граничными частотами 70/45 ГГц для n-МОП/рМОП транзисторов и 120 ГГц  для МВТ (напомним, что Би-КМОПтехнология является объединением КМОП- и биполярных транзисторов
в единой приборной структуре). В 2005 году IBM объявила о создании
Би-КМОП МИС четвертого поколения по технологии 8НР (с 0,13-мкм
топологическими нормами). Граничная частота её биполярных n  р 
n-транзисторов достигает 210 ГГц (100 ГГц для варианта 8WL),
максимальная частота усиления  185 ГГц.
Процесс изготовления SiGe-приборов по сравнению с кремниевыми
требует нескольких дополнительных операций. Так, в базе биполярных
кремниевых n  р  n-транзисторов формируется эпитаксиальный SiGeслой. При этом образуется гетеропереход Si/SiGe, позволяющий
увеличить уровень легирования базы (что уменьшает ее
сопротивление, время переключения и уровень шумов). Уменьшение
ширины Е базы позволяет увеличить коэффициент усиления по току,
поскольку из-за разрыва границ валентной зоны в переходе базаэмиттер сокращается инжекция дырок в эмиттер (что приводит к
увеличению коэффициента эффективности эмиттера).



В буферном слое МОП-транзисторов SiGe используется для
формирования в канале области двумерного электронного газа
(рис. 3.18, структура SiGe  КМОП-ячейки ИС).
В результате подвижность дырок р и электронов n в канале nи р-типа составляют 2800 и 1400 см2/Вс соответственно, что
обуславливает более высокочастотные характеристики: fт МОПтранзисторов на основе SiGe могут превышать 100 ГГц (рис.
3.19, зависимость fт транзисторных структур различных типов от
ширины затвора).
Серийным SiGe-усилителем является прибор НМС474МР86
(схема Дарлингтона), работающий в диапазоне частот 0  6 ГГц
с усилением в диапазоне частот от 9 до 15,5 ГГц при выходной
мощности 10 дБм.
fт, ГГц
n - МОП
SiO2
me
polySi
n-Si
Si
me
n-Si
p-Si 0,7 Ge 0,3
p - МОП
Затвор
Изоляция
me
polySi
p-Si
Si
me
p-Si
n-Si 0,7 Ge 0,3
200
SiGe n-МОП
100
GaAs MESFET
50
GaAs MДП
30
Буферный SiGe-cлой
10
Подложка n-Si (100)
5
Si р-МОП
Si n-МОП
3
0,1
0,2
0,3 0,4
1,0
2,0
lз, мкм




Мощные GaN- и SiC-транзисторы
Активно осваиваются сегодня и полупроводниковые материалы с широкой
запрещенной зоной, что обеспечивает большие значения пробивного и
рабочего напряжений, высокую мощность и рабочую температуру
перехода. Это направление наиболее важно для микроволновой
электроники, однако в промышленности используются только два
широкозонных полупроводниковых материала  GaN и SiC.
Полупроводник GaN (как и вся группа III-нитридов) представляется
наиболее перспективным широкозонным полупроводниковым материалом,
совокупность свойств которого с возможностью формирования на его
основе гетеропереходов позволяет добиться уникальных характеристик
транзисторов  рабочего напряжения свыше 60 В, частот до 70 ГГц,
мощности до 200 Вт. Hа основе GaN уже создан НЕМТ с выходной
мощностью свыше 176 Вт, рабочим напряжением 63 В, КПД 54 % при
усилении 12,9 дБ на частоте 2,1 ГГц. Рекордное на сегодня значение
удельной мощности для них  32,2 Вт/мм при КПД 54,8 %, рабочем
напряжении 120 В и частоте 4 ГГц.
Полупроводник SiC всего лишь несколько лет назад стал рассматриваться
в качестве материала для приборов полупроводниковой (особенно
силовой) электроники. Поэтому сегодня лишь две компании производят
приемлемые изделия из SiC  диоды с барьером Шоттки (ДБШ), имеющие
рабочее напряжение 300  1200 В и ток 1  20 А. Уже сейчас применение в
преобразователях с жёстким режимом переключения ДБШ на основе SiC с
напряжением 600 В совместно с CoolMOS Si-полевыми транзисторами
позволяет получить выигрыш по эффективности преобразования в 2 раза
по сравнению с другими ключевыми приборами.
Из существующих 170 известных политипов SiC только два доступны для
серийного изготовления приборов  это 4H-SiC и 6H-SiC.
В табл. 3.1 приводятся для сравнения основные электронные свойства
полупроводниковых материалов 4H-SiC, Si и GaAs.
Таблица 3.1
Cравнительная таблица основных свойств полупроводникового материала
4H-SiC с Si и GaAs
Наименование
Si
GaAs
4H-SiC
Ширина запрещённой энергетической зоны Е, эВ
1,12
1,5
3,26
Подвижность электронов n, см2/сВ
1400
9200
800
Подвижность дырок р, см2/сВ
450
400
140
1,51010
2,1106
5,1109
Скорость объёмного заряда электронов, см/с107
1,0
1,0
2,0
Критическая напряжённость электрического поля,
МВ/см
0,25
0,3
2,2
Теплопроводность, Вт/смК
1,5
0,5
3,0  3,8
Концентрация собственных носителей, см3 при З00
К


Основные преимущества SiC перед Si и GaAs:
1) более чем на порядок выше Uпр, чем у Si и GaAs (это значительно
снижает сопротивление канала в открытом состоянии Ron). На рис. 3.20
показана зависимость Ron от напряжения пробоя кристалла. Низкое
удельное Ron в сочетании с высокой плотностью тока и
теплопроводностью позволяет уменьшать размеры кристаллов для
силовых приборов;
Ron, мОм .см 2
Si
10
GaAs
5
SiC
0


Uпр , В
240 480 720 960 1200
2) большая ширина Е является результатом более высокого барьера
Шоттки по сравнению с Si и GaAs, что дает малый ток утечки (менее 70
мкА при 200 ОС), а при повышенной температуре кристалла снижается
термоэлектронная эмиссия за пределами барьера;
3) высокая теплопроводность SiC способствует снижению теплового
сопротивления кристалла;




4) высокая надёжность и стабильность во времени приборов на
основе SiC (их свойства слабо зависят от температуры);
5) SiC устойчив к жёсткой радиации;
6) рабочая температура кристалла SiC более 600 ОС позволяет
создавать приборы для жёстких и специальных условий
эксплуатации.
ДБШ на основе SiC в настоящее время являются единственным
коммерчески доступным продуктом и обычно имеют структуру,
приведенную на рис. 3.21. Высота потенциального барьера при
металлизации 4H-SiC такими материалами, как Ti и Ni,
составляет 0,8 и 1,3 В соответственно [Ni-металлизация  для
высоковольтных (более 1500 В) диодов Ti-металлизация  для
низковольтных].
Граница
имплантации
Анод
Барьер
Шоттки
Inp, A
o
Si 150 C
SiC 25 oC
20
o
SiC 150 C
10
n -эпитаксиальный слой
n+- подложка
Катод
0
o
Si 25 C
1,2
2,4
Uпр, В



Типовые зависимости прямого падения напряжения от тока при различных
температурах Si и SiC для серийно выпускаемых диодов показаны на рис.
3.22.
Поскольку с ростом температуры в SiC снижается n и повышается
удельное сопротивление в открытом состоянии, прямое падение
напряжения, в отличие от Si-ДБШ, имеет положительный температурный
коэффициент.
Известно, что силовые приборы имеют ограничение на рабочее
напряжение, обусловленное низкой пробивной напряжённостью. По
сравнению с силовыми приборами на основе Si MOSFET на основе SiC
должны иметь более чем в 10 раз бóльшую пробивную напряжённость
поля и в 400 раз меньшее удельное сопротивление в открытом состоянии,
что делает SiC почти идеальным материалом для силовых элементов.
Структурно можно выделить несколько типов MOSFET  это DMOS-,
UMOS- и JFET-приборы. Структура DMOS  Double-implanted MOSтранзистора (рис. 3.23, а  SiC DMOS-транзистор) аналогична структуре
кремниевого double-Diffused MOS-транзистора, области p-базы и n+-истока
которого получают путем ионной имплантации. В этих приборах
положительное смещение на затворе из поликристаллического Si создает
инверсный слой на границе раздела между слоем SiO2 и базой SiC p-типа.
Электроны переходят из n+-истока через инверсный слой в n-область
дрейфа и затем в n+-подложку (сток).
Исток SiO 2 Затвор
Поликремний
n+
p
n-область дрейфа
n+- подложка
p
Сток
Исток Затвор
SiO2 Поликремний
Ni
Al
р - база
n+
n-
Обедненная
область
Изолированная 4Н-Si -подложка
Ni-контакт

Широкая примесная n-область обеспечивает высокую электрическую
прочность прибора в закрытом состоянии, а максимальное рабочее
напряжение транзистора будет определяться толщиной области
дрейфа и концентрацией примеси в ней. Поскольку максимальная
толщина эпитаксиального слоя коммерчески доступных SiC-подложек
не превышает 10 мкм, напряжение пробоя ограничивается величиной
1,6 кВ. Один из путей его повышения  использование горизонтальной
структуры LDMOS (рис. 3.23,б  Lateral DMOSFET). В такой структуре
создается обеднённая область, которая при закрытом состоянии
транзистора и увеличении запирающего потенциала также
увеличивается и, достигнув изолированной подложки, продолжает
распространяться в сторону стока, блокируя приложенное между
стоком и истоком напряжение. При этом максимальное напряжение не
зависит от толщины эпитаксиального слоя и ограничивается только
уровнем начала поверхностного электрического пробоя между
электродами [для LDMOSFET (Сrее Inc.), уровень напряжения пробоя
составляет 10 кВ].


Для снижения удельного сопротивления канала UMOS-транзисторов
в открытом состоянии их затвор выполняется в виде U-образной
канавки (trench-gate) (рис. 3.24  SiCUMOS-транзистор).
На рис. 3.24 показаны диаграммы распределения электрического
поля в р  n-переходе и в MOS-структуре. Можно видеть, что в
области оксидной изоляции затвора наблюдается скачок
потенциала, превышающий пиковую напряженность поля в
полупроводнике в 2,5 раза. Это приводит к необратимым пробоям в
транзисторе и накладывает ограничение на величину рабочего
напряжения.
Напряженность поля в
p n-переходе
Исток
+
n-cток
p-база
n- область p
дрейфа n
n+ сток
Сток
Напряженность поля в
MOS-структуре
E
E
Затвор
М
О
S
x
V
x
E

Решение этой проблемы предложено центром Purdue University
WBG Research Group, которым создана структура с интегральной
защитой, которая ограничила напряжённость поля в оксидном слое
затвора и одновременно снизила удельное сопротивление в
открытом состоянии транзистора (рис. 3.25  SiC ACCUFETНапряженность поля в
Напряженность поля в
транзистор).
p
Исток
+
n-cток
p-база
n- область p
дрейфа n
n+ сток
Сток

n-переходе
MOS-структуре
E
E
Затвор
р
М
О
S
x
V
x
В прибор введена дополнительная область р-типа, расположенная
под «канавкой» затвора, позволяющая снизить напряжённость
поля на границе раздела оксид-полупроводник до нуля, что
защищает оксидный слой от пробоя в закрытом состоянии
прибора. Дополнительный эпитаксиальный слой под р-базой
предотвращает отсечку канала проводимости в открытом
состоянии и способствует протеканию тока в области дрейфа.


Прибор также включает в себя обогащённый n-эпитаксиальный
слой, выращенный на боковой стенке канавки. Этот слой
превращает прибор в так называемый MOSFE-транзистор с
обогащённым слоем (accumulation-layer MOSFET или
ACCUFET), у которого увеличена подвижность электронов n и
одновременно снижено в открытом состоянии удельное
сопротивление. Полученные образцы ACCUFET обеспечивают
максимальное напряжение 1,4 кВ, удельное сопротивление 15,7
мОмсм и добротность 125 МВт/см, что в 25 раз превышает
теоретический предел для кремниевых MOSFET.
Рассмотренные приборы имеют высокую, но не всегда
достаточную степень готовности для серийного производства. В
отличие от MOSFET полевые транзисторы с управляющим р 
n-переходом и каналом р-типа (рис. 3.26  SiC JFE-транзистор)
отработаны до уровня серийного производства, и появления их
на рынке силовых полупроводников можно ожидать в
ближайшее время.
Затвор
n
Исток
n+
р+
Исток
n+
р+
n-область дрейфа
n – полевая диафрагма
4Н – SiC n+ – подложка
Сток
Исток
2
Сток
5
0
SiС JFET
600 В CooIMOS
Затвор Датчик
1 3 тока
600
500
400
300
200
100
Uпр, В
6,0
5,0
4,0
3,0
2,0
J, А/см2
3,3 кВ JFET

SiС MOSFET

1200 В

Недостатком JFE-транзистора является то, что при пусковом напряжении
на затворе он полностью открыт. Свободна от этого недостатка каскодная
схема, состоящая из высоковольтного (SiC JFET) и низковольтного (Si
MOSFET) транзисторов. Такой гибридный прибор управляется, как
обычный MOSFET, при этом обеспечивается его значительно более
низкое сопротивление в открытом состоянии и высокое рабочее
напряжение.
На рис. 3.27 показана схема каскода с высоковольтным SiC JFET и
низковольтным Si MOSFET транзисторами, разработанная
исследовательским центром SiCED (SIEMENS AG).
На рис. 3.28 приведен сравнительный график зависимости плотности
тока и прямого падения напряжения от удельного сопротивления SiC- и
Si-транзисторов в открытом состоянии.
Можно видеть, что транзистор SiC JFET с напряжением 3,3 кВ имеет
потери проводимости ниже, чем у транзистора Si CoolMOSТМ с
напряжением 600 В.
600 В

Rоп, мОм.см2
25
50
75
100

Для построения высоковольтных ключей можно использовать схему
«супперкаскода»  линейку из последовательно включенных транзисторов
SiC IFET и управляющего низковольтного Si MOSFET-транзистора, как
показано на рис. 3.29 (каскодный ключ 9 кВ, 1,3 Ом, состоящий из SiC JFET
с Uси = 3 кВ и Si MOSFET с Uси = 55 В).
Исток
Сток
VT5
VT1
Затвор VT 4 VD VT3 VD VT2 VD
3
2
1


В настоящее время основными управляемыми приборами силовой
электроники в области коммутируемых токов до 50 А и напряжений до 500 В
являются биполярные транзисторы (BPT) и идущие им на смену полевые
транзисторы с изолированным затвором (MOSFET). Нишу высоковольтных
силовых приборов с большими уровнями токов и напряжений (до единиц
киловольт) заняли биполярные транзисторы с изолированным затвором
(IGBT  Insulated Gate Bipolar Transistor).
MOSFET-транзисторы появились в 1980-х годах, но и сегодня
высоковольтных MOSFET-транзисторов с качественными характеристиками
создать пока не удается, так как сопротивление канала открытого
транзистора растет пропорционально квадрату напряжения пробоя.


IGBT-прибор представляет собой биполярный p  n  p-транзистор,
управляемый от низковольтного MOSFET-транзистора с
индуцированным каналом (рис. 3.30).
Потери IGBT-приборов растут пропорционально току, а не квадрату
тока, как у полевых транзисторов. Максимальное напряжение IGBTтранзисторов ограничено только величиной технологического пробоя; и
сегодня выпускаются приборы с рабочим напряжением до 4 кВ, при
этом остаточное напряжение 2  3 В. По быстродействию силовые
IGBT-приборы уступают MOSFET-транзисторам, но превосходят
K
биполярные.
R mod
K
p-n-p
З
R mod
p-n-p
З
Э

Cs
n-p-n
Rs
Э
Структура базовой IGBT-ячейки представлена на рис. 3.31, а и
содержит в стоковой области дополнительный p+-слой, образующий p
 n  p-биполярный транзистор с очень большой площадью коллектора
(для коммутации значительных токов). При закрытом состоянии (минус
на затворе) внешнее напряжение приложено к обеднённой области
эпитаксиального n–-слоя. При подаче на изолированный затвор
положительного смещения возникает проводящий канал в р-области
(на рис. 3.31,а обозначен пунктирной линией) и включается
соответствующий МДП-транзистор, обеспечивающий открытие
биполярного p  n  p-транзистора.
Эмиттер
Изоляция
затвора
Затвор
n+
p
- +
n- +
n+
р+- подложка
n+
p
-
+
Коллектор



Эмиттер
n+
p
Затвор
Изоляция
затвора
n+
p
nn+
р+
Коллектор
Между внешними выводами коллектора и эмиттера начинает протекать
ток. При этом ток стока МДП-транзистора оказывается усиленным в (
+ 1) раз. При включенном биполярном транзисторе в n–-область идут
встречные потоки носителей, что ведет к уменьшению сопротивления
этой области и уменьшению остаточного напряжения на приборе.
Напряжение на открытом приборе складывается из напряжения на
прямосмещенном эмиттерном переходе p  n  p-транзистора (диодная
составляющая) и падения напряжения на сопротивлении
модулируемой n–-области (омическая составляющая):
 UКЭ откр  UБЭ p-n-p + IБRМДП = UБЭ тp-n-p + IКRМДП/( + 1),
где RМДП  сопротивление MOSFET-транзистора в структуре IGBT
(сопротивление эпитаксиального n–-слоя);   коэффициент передачи
базового тока биполярного p  n  p-транзистора.
200


В настоящее время для
уменьшения падения напряжения
на IGBT-транзисторах в открытом
состоянии, расширения
диапазонов допустимых токов,
напряжений и области
безопасной работы их
изготавливают по технологии с
вертикальным затвором  trenchgate technology (рис. 3.31,б). При
этом размер элементарной
ячейки уменьшается в 2  5 раз.
Типичные значения времени
рассасывания накопленного
заряда и спада тока при
выключении IGBT-транзисторов
находятся в диапазонах 0,2  0,4
и 0,2  1,5 мкс соответственно.
Iк ,А
T = 25 oC
Uзэ = 20 В
160
10
12
15
9
8
120
7
80
6
40
5
0
2
4
6
U кэ, В
8
10
Область безопасной работы
современных IGBT-транзисторов
позволяет успешно обеспечить их
надежную работу без применения
дополнительных цепей
формирования траектории
переключения при частотах от 10 до
20 кГц. Типовые выходные ВАХ
IGBT-транзисторов приведены на
рис.3.32.


Следует отметить, что IGBT-транзисторы не так чувствительны к
электростатическому пробою, как, например, КМОП-приборы, однако
производить монтажные работы с ними необходимо в антистатическом
браслете, а для защиты затвора от статического пробоя в схеме
необходимо подключать параллельно цепи “затвор-эмиттер” резистор
сопротивлением 10  20 кОм.
Условные графические обозначения IGBT-транзисторов, используемые
различными производителями при их изображении на принципиальных
схемах электронных устройств, приведены на рис. 3.33
Затвор

Сток
Затвор
Сток
Исток
Исток
Сток
Затвор
Исток
Компания International Rectifier (IR) выпускает четыре семейства
силовых IGBT-транзисторов с учётом диапазонов рабочих частот:
Standart, Fast, UltraFast, Warp (табл. 3.2).
Таблица 3.2
Сравнительные характеристики различных семейств IGBT-транзисторов компании IR
Параметр
Семейство IGBT-транзисторов
Standart
Fast
UltraFast
Warp
Uкэ, В
1,3
1,5
1,8
2,1
Энергия переключения, мДж/А мм2
0,54
0,16
0,055
0,03
Статические потери, Вт
0,625
0,75
0,95
1,1
Транзисторы семейства Standart оптимизированы по минимуму падения
напряжения на ключе и статическим потерям, а транзисторы семейств UltraFast и
Warp оптимизированы (для ВЧ-цепей) по минимуму динамических потерь. Малая
энергия переключения позволяет использовать транзисторы семейства Warp вплоть
до частоты 150 кГц, а транзисторы семейства UltraFast  до частоты 60 кГц при
приемлемом уровне динамических потерь.
Жёсткие условия эксплуатации могут касаться и температурного режима, для
которого полупроводник SiC практически незаменим. Можно отметить, что объём
рынка высокотемпературной электроники в 2003 году составил 400 млн. долларов и
по прогнозам к 2008 году увеличится более чем в 2 раза. Это заставляет
разработчиков интенсивно вести исследования в области SiC-технологий.

Наиболее сложным остается вопрос получения надежного
электрического контакта (поскольку при Т   500 ОС металлизация
контакта деградирует из-за взаимной диффузии между слоями,
окисления контакта и композиционных и микроструктурных изменений
на границе раздела металл-полупроводник). Варианты с
вакуумированием многократно увеличивают стоимость и габариты
транзисторов, делая их непригодным к широкому применению.
Применение трехслойной металлизации политипа 6H-SiC Ti (100
нм)/ТаSi2 (200 нм)/Рt (300 нм) позволяет получать температурно
стабильные ВАХ прибора и омические сопротивления контакта на
воздухе в течение более 600 часов при 500 OС. Особенностью такого
контакта является то, что первоначальное окисление Si создает
механизм образования критического диффузионного барьера,
предотвращающего дальнейшее проникновение кислорода в слой
металлизации. Такое решение предложено центром NASA (Glenn
Research Center). Оно делает возможным создание
высокотемпературных приборов с пластмассовыми корпусами либо в
бескорпусном виде.
Важным направлением является и создание SiC-интегральных
схем, при этом наибольший интерес представляет CMOS-технология
на основе карбида кремния, обеспечивающая низкую потребляемую
мощность, высокие радиационную и тепловую стойкости. Первая
технология SiC CMOS ИС была представлена компанией Cree
Research в 1996 году, однако проблемы, связанные с высоким
пороговым напряжением рMOSFET-транзисторов, не позволили
использовать данную технологию для серийного производства.


Чрезвычайно высокая стоимость SiC-пластин является главным препятствием
для внедрения разработанной технологии при производстве приборов с
частотным диапазоном менее 6 ГГц (табл. 3.3). Проблема эта актуальна не
только для SiC-транзисторов, но и для всех мощных приборов на основе
широкозонных полупроводников. Действительно, большая плотность мощности
означает малую площадь теплосъёма, что требует применения подложек с
высокой теплопроводностью. Одним из лучших с этой точки зрения материалов
остается SiC. Поэтому сегодня практически все GaN-приборы с рекордными
характеристиками выполнены именно на SiC-подложках.
По состоянию на 2004 год 85 % рынка SiC-подложек принадлежало компании
Сrее, которая первой начала производство 4Н-SiC-пластин, используемых
главным образом для изготовления светодиодов. Подложки 6Н-SiC в США в
промышленном масштабе производит только компания с необычным названием
II-VI.

Подложки для приборов на широкозонных полупроводниках
Материал
4HSIC
AIN
GaN
GaAs
Si
Ширина Е, эВ
3,26
6,2
3,36
1,42
1,12
Теплопроводность, Вт/(см.К)
4,9
3,4
1,3
0,6
1,3
Напряженность поля пробоя, МВ/см
4,9
3,4
1,3
0,6
1,3
Диаметр производимых пластин, мм
75
25
50
150
300
Цена пластин, долл./дюйм2
700
> 1000
> 1000
< 10
1



При этом стоимость 75-мм полуизолирующей SiC-пластины
колеблется от 4 до 5 тыс. долл. К началу 2005 года первые шаги
на коммерческом рынке SiC-пластин сделали еще несколько
компаний  DowCorning (США), SiXon (Япония), SiCrystal
(Германия) и Okmetic (Финляндия). А фирмы Сrее и II-VI
объявили о запуске линий изготовления 100-мм SiC-пластин, но
всё это пока не изменило рыночной ценовой ситуации.
Положение с ценой на GaN-подложки не проще, хотя такой
материал и уступает по теплопроводности SiC, но в качестве
подложки для GaN-приборов предпочтителен благодаря
структурному соответствию. Сегодня проводящие GaNподложки диаметром не более 50 мм производят лишь три
компании  ATMI, Kyma, Sumitomo, но цены их высоки, число
пластин ограничено, а плотность их дефектов не отвечает
требованиям, предъявляемым к пластинам для
крупномасштабного производства. Положение с
полуизолирующими GaN-подложками ещё сложнее.
AIN-пластины в промышленных масштабах во всем мире
производит только компания Crystal IS (США) и только
диаметром 25 мм. Надежда, что в скором времени это
положение изменится, имеется, тем более что ведутся активные
работы по созданию подложек на основе искусственных
алмазов.




В то же время значительные успехи достигнуты в области создания
GaN-приборов на недорогих Si-подложках с кристаллографической
ориентацией [111]. Лидером освоения и коммерциализации GaNэпитаксиальных структур на таких подложках выступила компания Nitronex. На её подложках фирма TriQuint Semiconductor уже создала
МИС двухкаскадного усилителя Х-диапазона мощностью 25 Вт. Ширина
затвора транзистора в выходном каскаде составляет 11,4 мм, размер
кристалла  3х4,5 мм. Мощность 25 Вт в импульсном режиме была
достигнута на частоте 10 ГГц при напряжении стока 30 В и усилении 15
дБ, КПД  21 %.
В заключение следует сказать и о технологиях, которые с
определённой уверенностью можно отнести к перспективным.
Антимониды и арсенид индия
Вплоть до недавнего времени заметного прогресса в области создания
AlSb/InAs/AlSb HEMT не наблюдалось, хотя первые сообщения о них
появились в конце 1980-х годов. Сегодня исследования приборов на
основе этих материалов поддержаны программой DARPA Antimonide
Based Compound Semiconductor  ABCS, в которой речь идет о
полупроводниковых соединениях GaSb, InAs и AlSb с близкими
значениями постоянных кристаллической решетки (примерно 6,1
ангстрем). Указанные материалы обладают весьма узкой Е,
чрезвычайно высоким значением n (до 33 000 см2/Вс) и скоростью
насыщения носителей свыше 4107 см/с при комнатной температуре
(табл. 3.4), что должно позволить создавать на их основе НЕМТ и МВТ
с чрезвычайно высоким быстродействием и рабочими напряжениями
порядка 0,5  1 В.
Таблица 3.4
Свойства InAs и InSb в сравнении с другими полупроводниковыми материалами
Материал
Si
GaAs
In0,58Ga0,47A
s
InAs
InSb
n в канале (концентрация носителей 1012 см-2),
см2/(Вс)
600
4600
7800
161032104
3104
Скорость насыщения электронов, 107 см/с
1,0
2,2
0,8
3,5
5,0
Ширина Е, эВ
1,12
1,42
0,72
0,36
0,18
В этой области уже достигнуты определенные практические результаты,
среди которых [компания NGST и лаборатория ВМС США (NRL)] создание
AlSb/InAs МНЕМТ-структур с длиной затвора 0,1 мкм (табл. 3.5). Здесь разрыв
между границами зоны проводимости в области гетероперехода AlSb/InAs
достигает 1,35 эВ, что приводит к формированию глубокой квантовой ямы и
обусловливает высокую концентрацию носителей в 2DEG-области (до
1,281012 см2 при подвижности электронов 26 300 см2/В
Таблица 3.5
Структура AlSb/InAs MHEMT компании Northrop Grumman Space Technology
Слой
Материал
Толщина, нм
InAs
2
Барьерный
In0,4Al08As
AlSb
InAs, легированный Si
(31019)
AlSb
4
1,2
1,2
7,5
Канальный
InAs
15
Нижний барьерный
AlSb
50
Al0,7Ga0,3Sb
AlSb
GaAs
300
1700
230
GaAs

Cap-слой
Буферный
Полуизолирующая подложка



Крутизна характеристик каналов транзисторов достигает величины 1,3
См/мм при рабочем напряжении до 0,3 В, fт и fmax превышают
значения 220 и 270 ГГц, а напряжение пробоя сток-затвор составляет
1,42 В. При таких высоких частотах удельная рассеиваемая мощность
приборов оказалась чрезвычайно низкой. В частности, при
напряжениях сток-исток 0,2 и 0,5 В граничные частоты в среднем
составили 160 и 220 ГГц, а токи канала имели значения 135 и 340
мА/мм соответственно. Столь небольшая рассеиваемая мощность (27
и 170 мВт/мм) по меньшей мере в 5  10 раз ниже, чем у InP НЕМТтранзисторов на аналогичных частотах. В диапазоне частот 2  26 ГГц
удельная рассеиваемая мощность не превысила 6 мВт/мм при
коэффициенте шума 0,85 дБ и усилении 11,5 дБ.
На базе НЕМТ, выполненных из AlSb/InAs, уже создана
микроэлектронная интегральная схема (МИС) усилителя мощности,
коэффициент шума которого в диапазоне частот 80  100 ГГц
составляет 5,4 дБ, усиление  11,1 дБ, а общая рассеиваемая
мощность  1,8 мВт. При усилении 16 дБ в полосе частот 77  103 ГГц
рассеиваемая мощность равна 4,41 мВт.
Еще более многообещающими по сравнению с InAs-приборами
выглядят транзисторы с канальным слоем из InSb, который
характеризуется самой высокой подвижностью носителей из всех
известных полупроводников (см. табл. 3.4). Его свойства были
продемонстрированы более восьми лет назад в МДП-транзисторе с
InSb-каналом, сформированном на InSb-подложке с SiO2 в качестве
подзатворного диэлектрика.

Первый МНЕМ-транзистор со структурой AlxIn1-xSb/InSb и с 0,1мкм затвором приведен на рис. 3.34 (техноцентр QinetiQ и
компания Intel, двухпальцевый AlxIn1-xSb, lnSb МНЕМтранзистор с 0,1-мкм затвором). Прибор изготовлен на GaAsподложке, на которой располагаются буферный слой AlyIn1-ySb
толщиной 3 мкм, нижний барьерный слой AlxIn1-xSb, lnSbканальный слой толщиной 20 нм и AlxIn1-xSb-спейсер толщиной
5 нм. Выше следовали d-легированный теллуром тонкий слой
AlxIn1-xSb (с концентрацией донорной примеси 1012 см2) и
верхний барьерный слой AlxIn1-xSb толщиной 15  45 нм. При
доле алюминия в барьерном слое 30 % подвижность
электронов в канале составила 30103 см2/Вс при концентрации
носителей 1,31012 см2.
Сток
Исток
Затворы
В испытуемых lnSb-транзисторах с затвором
длиной 0,1 мкм и шириной 40 мкм доля Al в
AlInSb составляет 20 %, что обеспечивало
концентрацию носителей в канале 1012 см2 и
их подвижность 25 000 см2/Вс.
Максимальная крутизна характеристик
прибора при напряжении сток-исток 0,5 В
составляет 800 мСм/мм, ток в канале  250
мА/мм, экстраполированные значения fт и
fmax  210 и 270 ГГц соответственно.

Рассеиваемая мощность InSb-прибора примерно в 10 раз меньше, чем у
кремниевого n-канального МОП-транзистора с 80-нм каналом на такой же
граничной частоте. Задержка включения (вентильная задержка) по крайней
мере втрое меньше, чем в современных или перспективных Siтранзисторах при равной длине затвора.

Алмаз как материал для СВЧ-приборов

Алмаз как полупроводниковый материал давно привлекает внимание
исследователей благодаря своим уникальным электрофизическим
характеристикам: при комнатной температуре Е = 5,47 эВ, n и р равны
1800 и 1200 см2/В с соответственно (могут достигать 4500 и 3800 см2/Вс
соответственно). Как показывают расчёты, на основе алмазов можно
создавать МДП-структуры с удельной плотностью мощности до 27 Вт/мм2,
плотностью носителей заряда в тонком слое до 1013 см2, напряжением
пробоя порядка 10 МВ/см и рабочими частотами 100 ГГц. Не менее важное
свойство алмазов  их высокая теплопроводность (около 20 Вт/Ксм), что
более чем в 30 раз выше, чем у GaAs (см. табл. 3.3). Поэтому первые
попытки применения алмазов в СВЧ-приборах были направлены на
создание теплопроводящих подложек, как правило, методом химического
осаждения тонких пленок из газовой фазы (CVD-алмазы). Это направление
развивается в России и сегодня.



Технические проблемы при формировании активных структур главным образом
связаны с легированием. Легирующие примеси алмаза  бор (акцептор), азот и
фосфор (доноры). Но в структуре алмаза энергия активации (ионизации) ЕА
этих элементов весьма высокая: у бора 0,37 эВ, фосфора и азота  0,62 и 1,7 эВ
соответственно. Это означает, что при комнатной температуре донорная
примесь не будет активироваться, и единственный легирующий элемент  это
бор. Но энергия ионизации бора также велика, и полная активация акцепторных
связей при комнатной температуре наступает при концентрации бора свыше
1020 см3.
Путем легирования тонкого слоя алмаза бором создана (университет г. Ульм,
Германия и компания Element Six, Великобритания) в 2005 году MESFETструктура (рис. 3.35  структура первого MESFET-транзистора на основе алмаза
с d-слоем, легированным бором).
На подложку из искусственного алмаза, выращенного при высоких значениях
давления и температуры (НРНТ) (ориентация [100]), наносился слой CVDалмаза толщиной 250 нм, который являлся основой для выращивания d-слоя
CVD-алмаза, легированного бором с максимальной концентрацией 51020 см–3.
Толщина этого d-слоя на уровне половины максимальной концентрации не
превышала 10 нм. Поверх d-слоя осаждался тонкий (< 20 нм) слой CVD-алмаза.
Переход Шоттки создавался путём нанесения на этот CVD-слой алюминиевого
затвора. Канал формировался непосредственно над легированным d-слоем.
При этом чем острее профиль легирования d-слоя, тем выше подвижность
дырок р в канале, которая может достигать 3800 см2/Вс. Ток сток-исток
первого "алмазного" транзистора не превысил 1 мкА при размере затвора
100х0,5 мкм. В целом эксперимент подтвердил правильность расчётов.
Есть сообщения и о другом способе создания
Сток
Исток
Контакт затвора
Омический
Омический
транзисторных структур на основе алмазов.
(Al ), ширина 2
контакт (WSi)
контакт (WSi)
мкм
CVDслой
<
20
нм
Так, обработка поверхности алмазной
d -слой, легиро10 нм
ванный В
пластины водородом (hydrogen termination)
250 нм
Буферный CVD- слой
приводит к появлению тонкого
приповерхностного слоя с проводимостью рНРНТ- подложка
Ширина затвора 0,5 мкм
типа, в результате формируется слой
10 мкм
двумерного дырочного газа с концентрацией
носителей около 1013 см–2.
 Однако пока физика этого эффекта до конца не объяснена. Тем не
менее уже созданы опытные МДП-структуры на основе поверхностной
проводимости алмазных пленок с использованием CaF2 в качестве
затворного диэлектрика, и MESFET с самосовмещённым Т-образным
затвором. Транзисторы с затвором Шоттки изготавливались на
различных подложках: искусственных НРНТ-алмазах с ориентациями
[111] и [100], CVD-монокристаллических подложках и квазиподложках,
выращенных на Ir/SrTiO3. Во всех случаях были сформированы
транзисторные структуры с нормально обогащённым каналом и
малыми токами утечки.
 Измеренная на поверхности р оказалась на порядок ниже расчётной
(150 см2/Вс), что объясняется рассеянием носителей заряда на
поверхностных состояниях, но при низких уровнях тока были получены
превосходные частотные характеристики (fт = 25 ГГц и fmах до 81 ГГц),
а уровень собственных шумов составил 0,72 дБ на частоте 3 ГГц.



Транзистор на нанотрубках
Фирмой IBM (T.J. Watson Research Center) изготовлены транзисторы на
углеродных нанотрубках с параметрами, которые могут конкурировать
с параметрами Si-полевых нанотранзисторов, изготовленных по 20-ти
нанометровой технологии.
При изготовлении использовались операции традиционной Siтехнологии и углеродные нанотрубки с диаметром 1,4 нм, обладающие
полупроводниковыми свойствами (s-SWNT). Эти трубки
“набрасываются” на подложку сильнолегированного Si, на которой
предварительно выращен термический окисел толщиной 150 нм.
Материал подложки в дальнейшем служит затвором транзистора, а
окисел – диэлектриком, изолирующим его от канала транзистора
(нанотрубки). Контакты истока и стока формируются методом взрыва
(lift-off) из Ti и Co. Расстояние между контактами составляет 1 мкм.
Отжиг приводит к формированию TiC или CoC на поверхности
нанотрубки, что обеспечивает низкое контактное сопротивление.
Пассивация поверхности нанотрубок SiO2 значительно снижает
плотность ловушек. “Набрасывание” нанотрубок на поверхность
является, безусловно, слабым местом в технологии: где-то они попадут
на выращенный термический окисел Si, а где-то и нет. Поэтому только
малая доля транзисторов, изготовленных на подложке, будет работать
как следует. Большая отбраковка не позволяет создать сложную
интегральную схему. И всё-таки лучшие экземпляры транзисторов
продемонстрировали удовлетворительные характеристики (рис. 3.36).

Так, крутизна надпороговой характеристики полученных структур (в
открытом состоянии) и наклон подпороговой характеристики (в
закрытом состоянии) меньше, чем у MOSFET-транзисторов с длиной
канала 25  100 нм, а пороговое напряжение несколько выше. Это
связано с большим расстоянием от затвора до нанотрубки и большой
концентрацией заряженных ловушек на поверхности нанотрубки, даже
после её пассивации SiO2. Кроме того, ток транзистора с одной
нанотрубкой слишком мал даже для переключения состояния смежного
транзистора в логической схеме. Чтобы увеличить ток, следует
использовать несколько нанотрубок в качестве канала транзистора, что
ведёт к снижению выхода годных транзисторов. Основанием для
конкурентоспособности служит сходство проблем, в частности,
возрастающая роль поверхности.
Металл Нанотрубка
Исток
Репер
Карбид Тi, Co
Сток
Исток
Нанотрубка
150 нм Термоокисел Si
Затвор
р+Si (0,01 Ом.см, для
18
-3
концентрации 3 .10 см )
Сток

Достижения по быстродействию и планы
развития high-K

Рекордной частоты усиления по мощности (fmax = 135 ГГц) достигли
сотрудники Mitsubishi в транзисторе типа Si MOSFET, сформированном
на подложке “кремний на изоляторе” (SOI) и имеющем длину затвора
70 нм. Другой важной характеристикой транзистора является частота
отсечки fт (частота, на которой коэффициент усиления по току
становится равным единице), которая характеризует внутренние
свойства транзистора, в то время как частота fmax характеризует его
работу в радиочастотной/аналоговой или логической схеме. Резкого
увеличения частоты отсечки fт до 140 ГГц добились путём уменьшения
длины затвора транзистора до 70 нм. Однако при этом частота fmax
осталась на уровне 60  80 ГГц. Нынешнее достижение сотрудников
Mitsubishi приблизило MOSFET к рекордам гетероструктурных SiGeтранзисторов: fт = 122 ГГц, fmax = 98 ГГц. Определяющим фактором
для повышения fmax явилось снижение ёмкости исток-сток, ёмкости и
сопротивления затвора, что и было получено сотрудниками
лаборатории наноэлектроники Mitsubishi.
Толщина слоя кремния в структуре SOI составляет 150 нм,
заглублённого окисла – 400 нм, толщина подзатворного термического
окисла составляет 2 нм. По особой технологии на SOI формируется
затвор длиной 70 нм. В качестве материала затвора используется
силицид кобальта. По бокам затвор покрывается спейсерами, ширина
которых варьируется от 0 до 20 нм для оптимизации высокочастотных
свойств транзистора.



Канал транзистора, расположенный под затвором, не легировался.
Исток и сток “подтягивались” к нему от электродов истока и стока за
счёт сильного легирования слоя кремния. Эта процедура выполнялась
с помощью низкоэнергетической имплантации, причём затвор и
спейсеры служили при этом масками, предохраняющими от попадания
примеси в канал транзистора. Для изготовления транзистора
использовалась технология, позволяющая формировать его
геометрические размеры (длина канала ПТ) до 0,18 мкм. Очень
возможно, что на снимке (рис. 3.37), полученном с помощью
сканирующего электронного микроскопа, представлен лучший в мире
кремниевый полевой транзистор.
Совершенствование технологии кремниевых полевых
транзисторов позволило фирме Intel на обычной
объёмной кремниевой подложке изготовить транзистор
с хорошими параметрами, имеющий длину затвора
всего 30 нм. Считалось, что короткоканальные
эффекты не позволят это реализовать, поскольку при
закрытом состоянии транзистора по каналу течёт
слишком большой ток из-за того, что области
обеднения p  n-переходов смыкаются. Чтобы этого не
происходило, надо использовать мелкозалегающие p 
n-переходы, т.е. производить мелкое легирование, что
и сделали сотрудники корпорации Intel.



Другим способом подавления короткоканальных эффектов является
уменьшение подзатворного слоя SiO2, но это приводит к увеличению
туннельного тока в затворе транзистора. Выход был найден в использовании
материалов с высокой диэлектрической проницаемостью , тогда толщина
подзатворного диэлектрика может быть сделана гораздо большей.
Cпециалистами Intel испытан и этот вариант, причём в качестве подзатворного
диэлектрика использовались оксиды типа ZrO2, HfO2 и SiO2 с равной
эффективной толщиной. Лучшие высокочастотные параметры показали
транзисторы с HfO2, у которых длина затвора составляла 0,1 мкм, а ширина  7
мкм: ft = 83 ГГц, fmax = 35 ГГц (NMOS) и fт = 41 ГГц, fmax = 25 ГГц (NMOS).
Сравнивая эти параметры с описанными выше, можно понять, что это далеко не
наилучшие показатели в области микроволновых транзисторов.
Указанные конструкторско-технологические приёмы испытаны и фирмой IBM,
которая, кроме развития традиционных технологий, выполнила исследования и
совершенно новых структур, например использовала в качестве диэлектрика
такие материалы, как HfO2, Al2O3, HfO2/Al2O3, ZrO2, AlNy(Ox). Результаты
исследований подтверждают, что наличие большого числа заряженных
поверхностных ловушек и есть главное препятствие к внедрению материалов с
высокой диэлектрической проницаемостью  в технологию.
Усовершенствован и транзистор FinFET, использующий в качестве канала узкий
брусок Si диаметром порядка 10 нм. Длина такого затвора может быть 10 нм и
меньше (University of California, Berkeley). В настоящее время усилия
лабораторий университетов Калифорнии и Беркели направлены на
формирование нескольких каналов (брусков), что обеспечивает требуемую
величину тока транзистора в открытом состоянии. Достоинством такого
транзистора является то, что в нём затвор огибает с трёх сторон канал
транзистора, за счёт чего улучшается управление проводимостью канала с
помощью напряжения на затворе. Однако реальная подвижность носителей в
канале транзистора из-за их рассеяния на шероховатостях бруска (fin),
формируемого травлением, значительно снижена.
3.5. Приборы на основе квантово-размерных эффектов



Появлению квантовой механики способствовали результаты
экспериментов, согласно которым поток элементарных частиц
(например, электронов) проявлял типично волновые свойства, такие
как интерференция и дифракция. Это позволило рассматривать поток
частиц с импульсами р как некоторую плоскую волну, длина которой
(называемая длиной волны де Бройля), как показало подробное
исследование этого вопроса, связана с р соотношением
 дБ = h/p,
(3.4)
где h = 6,626 1034 Дж с  постоянная Планка. (Проще всего
убедиться в справедливости соотношения (3.4), приравнивая энергии в
квантовом
Е  h  hc /  дБ
Е  mс2  pc
х, у, z, t )
и в(корпускулярном
представлениях).
*
 dV 2
Волновая функция
микрочастицы имеет тот физический
*
смысл, что
   есть вероятность обнаружения частицы в объёме
dV, т.е.
– плотность вероятностного распределения частицы

в данной единице объёма пространства.
Распределение в
пространстве волновой функции
должно удовлетворять волновому
уравнению, которое, по аналогии с известным из курса «Теория поля»
волновым уравнением для напряжённости
( 2 Е  к 2 Е  0) электрического поля
электромагнитной волны Е
, будет
иметь вид
2
2
2


 2   к 2   0; к 2   2    2  p2  8 m W  V( x, y, z) ,

 
 
2 
(3.5)


h
h
 дБ 




где к  волновой вектор, а импульс р связан с массой частицы m и её
кинетической энергией A  W  V( x, y, z) (W  полная энергия
частицы, V(x,y,z) – её потенциальная энергия) очевидным
соотношением А = р2/2m. Уравнение (3.5), записанное в виде
8 2 m
2
W  V(x, y, z)   0
 

(3.6)
h2
называется уравнением Шредингера. Если частица имеет полную
энергию W, то найденная из решения (3.3) с заданными граничными
условиями функция должна еще иметь обычный временной
множитель exp(j2t) = exp(j2Wt/h).
Рассмотрим решение уравнения (3.6) для случая, когда электрон с
энергией W встречает на своём пути потенциальный порог (такой порог
создается, например, с помощью плоского конденсатора из сеток,
между которыми создано тормозящее электроны поле и которые очень
близко расположены одна от другой). В дальнейшем мы будем
рассматривать случай, когда W зависит только от одной координаты х,
т.е. будем рассматривать «одномерные частицы» (рис. 3.38, а), когда
2   d 2  / dx2 . При этом решение уравнения (3.6) будет в случае V0 >
W для области х<0 иметь вид суммы двух волн (падающей и
отражённой):
 '   1e jK1x   2 e  jK1x ; к 1 
2
2mW
h
(3.7)
W
| (x)|2
I
-
V0
W




x
0
а для области х > 0 – в виде только падающей слева
2
затухающей волны:
"
 K2 x
   3e
; к2 
0
направо
x
2m( V0  W)
.
(3.8)
Из условия равенства функций  '   " при х = 0 (условие отсутствия
d '
d "
разрыва функции) и условия равенства их производных

(условие отсутствия излома суммарной функции) получим dx x  0 dx x  0
 2 к 1  jк 2
3
2к 1
(3.9)

;

.
1

II
к 1  jк "2
1
h
к 1  jк 2
Из (3.9) следует, что коэффициент отражения волны R =2/12 = 1,
т.е. волна-частица, полностью отражается от потенциального порога
при W < V0, что совпадает с обычными классическими
представлениями об отражении в механике макромира, причём в
квантовом решении при х < 0 падающие и отраженные волны образуют
стоячую волну (рис. 3.38, б). Кроме того, в отличие 2от классических
представлений здесь, согласно (3.8), при х > 0  "  e ~2 K2 x , т.е. имеет
место частичное проникновение электрона за потенциальный барьер.
W
d
|(x)|2
I
-
0



III
V0
W

II
x
0
x
Аналогичным образом можно на основе решения уравнения (3.6)
рассмотреть с волновых позиций поведение потока электронов,
падающих на потенциальный барьер (рис. 3.39) или находящихся в
потенциальной яме (рис. 3.40).
Рассмотрение первого случая показывает, что при этом падающая
слева направо волна отразится от барьера не полностью и что имеется
определённая вероятность обнаружить электроны за потенциальным
барьером, т.е. в области III, причём уже из (3.8) легко определить, что
   
если в этой области
, то эта вероятность
пропорциональна
величине
2
  ~ e 2 K2d
, (3.10)
где d – ширина барьера. Этот чисто квантовый эффект проникновения
частиц сквозь потенциальный барьер при энергии частиц W, меньшей
высоты барьера V0, называется туннельным эффектом. Он часто
проявляет себя в различных процессах, изучаемых электроникой и
ядерной физикой, и находит широкое применение в микроволновой
электронике.


Решение уравнения (3.6) для случая
потенциальной ямы показывает, что частица в
яме может иметь лишь строго определённый
набор значений энергий W = Wn, при которых
яма шириной а оказывается резонатором для
волновой функции . Этот эффект квантования
энергии в потенциальной яме определённых
размеров, близких к величине дБ, называется
размерным квантовым эффектом.
В случае бесконечно глубокой потенциальной
ямы шириной а (рис. 3.41) решение (3.7)
уравнения (3.6) с нулевыми граничными
условиями выражается в виде синусоид и
показывает, что разрешённые уровни энергии
W = Wn в такой яме определяются выражением
W
W
n=4
W
n=3
W
n=2
W1
n=1
4
3
2
x=0


(3.11)
h n
Вид функций
Wn   при
; разных
n  1, 2, 3n, 4показан
, 5,...
2
пунктиром на8m
рис.
a 3.41. Он характеризует
эффект квантования энергетических уровней.
2
2
x=a



Если яма будет конечной глубины, то разрешённых уровней в ней
будет ограниченно малое количество. Следует отметить, что решение
уравнения (3.6) для случая потенциальной ямы, образованной для
электронов положительным зарядом (ядром атома), дает серию
энергетических уровней Wn, переходы между которыми соответствуют
квантам излучения или поглощения, теоретические величины энергий
которых кратны и хорошо совпадает с результатами многочисленных
опытов, что в свое время и послужило признанию квантовой физики.
На рис. 3.41 видно, что размер а ямы должен быть по порядку его
величины близким к длине волны де Бройля дБ, которая при
комнатной температуре в полупроводниках составляет 108 м » 10 нм.
Современная технология полупроводников позволяет создавать,
используя полупроводники с разной шириной запрещённой зоны,
слоистые структуры с такой толщиной слоев, т.е. позволяет создавать
квантовые ямы и барьеры.
Если рассмотреть структуру с периодически повторяющимися
барьерами и ямами, называемую сверхрешёткой, то мы получим
аналог обычного кристалла, в котором потенциальные ямы атомов
соединяются, что приводит к расплыванию отдельных разрешённых
энергетических уровней электронов в атоме и превращению их в зоны
разрешённых значений энергии, между которыми расположены зоны
запрещённых значений энергии. Но в отличие от кристалла, в котором
атомы расположены достаточно близко, вследствие чего разрешённые
зоны получаются достаточно широкими, в сверхрешётке расстояние
между соседними ямами обычно бывает большим и разрешённые зоны
на один-два порядка уже, чем в кристалле. Поэтому их называют
минизонами (рис. 3.42).
W
V0


Основным структурным элементом СВЧ-приборов на основе
размерных квантовых эффектов является двойной потенциальный
барьер с квантовой ямой посередине, получивший название
резонансного туннельного диода (РТД).
Рассмотрим структуру зоны проводимости такого диода (рис. 3.43,а),
образованного двумя барьерами широкозонного полупроводника
(обычно AlGaAs) и расположенного между ними потенциальной ямой
(обычно GaAs), причём по бокам от барьеров имеется
высоколегированный (вырожденный) донорный полупроводник
(обычно n+ GaAs), у которого уровень Ферми WF лежит ниже первого
(нижнего) резонансного уровня W1 потенциальной ямы, а дно зоны
проводимости находится на уровне W0.
W
W
WF
W0
W2
WF
W0
W2
W1
U
W1
x
x










При приложении к такой структуре разности потенциалов U (плюс
справа) дно зон проводимости и все уровни двухбарьерной структуры
искривляются и опускаются справа вниз (рис. 3.43, б), причём когда
уровень WF слева расположится против уровня W1 ямы, появится
возможность у электронов левого n+-полупроводника туннелировать на
резонансный уровень W1 ямы, а оттуда через правый барьер – в
правый n+-полупроводник.
При этом через РТД потечёт ток, который будет расти с увеличением U,
а затем уменьшаться практически до тех пор, пока на уровне W1 ямы
не окажется дно зоны проводимости W0 левого n+-полупроводника.
После этого, так как слева уже нет электронов, энергия которых
удовлетворяла бы условию резонансного туннелирования через яму,
ток должен существенно уменьшиться. Но тут начинает проявлять себя
эффект обычного туннелирования через два потенциальных барьера
(рис. 3.43), и, кроме того,
практически всегда при этом
I
выполняется условие W2= WF
резонанса для второго резонансного
Imax
уровня ямы и ток вновь начинает
возрастать с ростом напряжения.
Вольт-амперная характеристика РТД I
min
при этом имеет вид, показанный
U
на рис. 3.44.
0


Этот вид может существенно изменяться в зависимости от
ширины барьеров, ямы и от других конструктивных
особенностей РТД. Так, в реальных РТД между барьерами и n+полупроводниками обычно помещаются тонкие нелегированные
слои-спайсеры, толщина которых влияет на ход ВАХ РТД. На
рис. 3.45, а показана типичная структура РТД, а на рис. 3.45, б
дана зависимость отношения максимального тока,
обозначенного на ВАХ, к минимальному току от толщины b,
включающей толщины спайсеров и «паразитных» элементов
самого РТД.
На рис. 3.46 показана простейшая эквивалентная схема
микроволнового автогенератора на РТД, причём слева между
точками а и б дана эквивалентная схема самого РТД, где G –
отрицательная проводимость, соответствующая падающему
участку ВАХ; Cg  ёмкость, шунтирующая –G и определяемая
структурой, расположенной между участками n+-GaAs (см. рис.
3.45, а); rs и Ls  сопротивление и индуктивность подводящих
участков (n+) РТД (Cg, rs и Ls  «паразитные» элементы РТД: Rн
и Lн  параметры нагрузки
W
n+ GaAs
b
GaAs
Cпайсер
GaAs
b
GaAs
Al 0,33Ga0,67As
Ls
I max /I min
-
8
RH
6
U
4
2

b (нм)
5
10
15
iC
Cg
-G
n+ GaAs

a
б
LH
i
Инерционность процесса туннелирования, т.е. время
туннелирования, принято оценивать с помощью известного из
курса физики соотношения неопределённостей, согласно
которому это время () связано с шириной линии резонанса
туннелирования W (как бы «толщиной» каждого из уровней
W1, W2 и т.д.) соотношением ,   h /  ( W ) где h –
постоянная Планка.
Такая оценка показывает, что верхняя частотная граница РТД
fверх 1/ > 1012 Гц = 1 ТГц. Однако в действительности
инерционность устройств на основе РТД определяется
инерционностью элементов их схем, при этом максимальная
частота генерации автогенераторов на РТД равна fм  1 4rsCg
т.е. определяется произведением rsC g. По ряду оценок эта
частота в настоящее время достигает 200 ГГц.


Двухбарьерная структура РТД нашла применение в
качестве составной части обычных биполярных и полевых
транзисторов и транзисторов на горячих электронах. Эта
структура находится либо в эмиттере, либо в базе БТ или
либо в затворе, либо в истоке ПТ. Это создает на выходных
характеристиках БТ и ПТ соответствующие участки с
уменьшением тока при росте напряжения, что существенно
расширяет функциональные возможности БТ и ПТ
Весьма интересны и перспективны структуры, содержащие
последовательное соединение нескольких РТД, в частности
сверхрешетки. Такие структуры имеют ВАХ, содержащие
несколько падающих участков тока вдоль оси напряжений, и
могут найти широкое применение как в качестве умножителей
частоты в большое число раз, так и для построения ряда
логических элементов. Такие структуры также включаются в
состав БТ и ПТ с целью расширения функциональных
возможностей последних.
5. ПРИБОРЫ ВАКУУМНОЙ
МИКРОВОЛНОВОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ






Прежде чем приступить к изложению вопросов, связанных с вакуумной
микроволновой электроникой, сделаем несколько вводных замечаний.
Электронные лампы как базовые элементы приборов электроники микроволн,
применяемые в радиотехнике на сравнительно длинных волнах (метровых и
более длинных), должны удовлетворять двум условиям. Во-первых,
переменные поля в лампе и в её цепи не должны проявлять своих волновых
свойств – электронная лампа должна быть элементом цепи с
сосредоточенными постоянными и, в частности, вводы и выводы лампы
(выполненные в виде проводов) не должны существенно влиять на работу
лампы и ее цепи. Во-вторых, электроны в лампе не должны проявлять своей
инерционности – время их пролета можно считать равным нулю.
Первое условие можно выразить в виде неравенства

kD << 1,
где k = /c = 2/ – волновое число; D – размеры лампы и её цепи. Второе
условие обычно имеет вид

Т << 1,
где  – круговая частота колебаний; Т – время пролета электронов через лампу.
Если ввести величину Т = D/c – время распространения волны через лампу и
ее цепь (при необходимости с – скорость света в пустоте – можно заменить на
скорость волн в соответствующей среде или линии), то первое неравенство
можно записать в виде

Т << 1,
т.е. аналогичном второму неравенству.


В микроволновой электронике эти условия уже не обязательны и
заменяются другими, как правило, противоположными. Отметим, что
нарушение первого, «полевого» условия столь же существенно, как и
нарушение второго, «электронного» условия. Например, обычный
триод на сравнительно низких частотах, но с запаздывающей обратной
связью (например, с длинной линией в цепи обратной связи)
приобретает некоторые свойства сверхвысокочастотного прибора,
подобного отражательному клистрону, в котором запаздывающая
обратная связь реализуется вследствие продолжительного пролета
электронов в пространстве дрейфа и возвращения их в область,
занятую полем.
Для микроволновой электроники наиболее характерны те принципы и
конструкции, которые применяются в сантиметровом диапазоне;
освоение сантиметрового диапазона вообще не было бы возможным
без создания микроволновой электроники, основанной на совершенно
иных принципах, чем обычная (низкочастотная) электроника.
Электронные приборы, применяемые в длинноволновой части
дециметрового диапазона, осуществляют переход от микроволновой
электроники к обычной. В миллиметровом диапазоне (особенно в его
коротковолновой части) и в субмиллиметровом диапазоне
эффективность приборов микроволновой электроники, основанных на
объёмных резонаторах и замедляющих системах, резко снижается, и
требуются новые подходы к их построению (открытые резонаторы,
открытые волноводы, квазиоптический ввод и вывод, новые механизмы
взаимодействия, связанные с применением нелинейных электронных
пучков).


Для микроволновой электроники наиболее типичны приборы с длительным
взаимодействием, удовлетворяющие условию Т >> 1, где Т – время
пролета электронов через пространство взаимодействия, занятое
переменным полем. С того времени, когда появилась лампа с бегущей
волной и была создана линейная теория, стало ясно, что в приборах с
длительным взаимодействием должен быть синхронизм электронов и
полей (третья особенность приборов), в частности, для прямолинейного и
не слишком интенсивного пучка и однородной замедляющей системы
постоянная скорость электронов должна существовать близкой к фазовой
скорости волны в замедляющей системе (четвёртая особенность).
Важность этих условий следует из того, что все возмущения, создаваемые
в электронном пучке переменными полями, переносятся со скоростью υe,
т.е. являются волнами переменного тока и переменного заряда,
распространяющимися вдоль пучка со скоростью υe. Такие волны
эффективно возбуждают замедляющую систему только при условии υe 
υф, тогда происходит накопление возбуждений, происходящих от
различных элементов пучка. Действительно, поле медленной волны в
данном поперечном сечении есть суперпозиция полей, создаваемых всеми
элементами модулированного пучка перед этим сечением, причем поля эти
складываются с малыми разностями фаз (так как вдоль пучка и вдоль
системы скорости близки) и дают интенсивное результирующее поле.



По существу это резонанс, аналогичный резонансу в добротных
колебательных системах, однако здесь мы имеем дело с резонансом
(накоплением полей) в пространстве, а не во времени.
Синхронизму, обеспечивающему резонанс в пространстве, в общем
случае можно дать более сложную формулировку, чем приведенная
выше. Так, в достаточно интенсивном прямолинейном пучке
возмущения распространяются в виде волн пространственного заряда,
фазовые скорости которых заметно отличаются от скоростей
электронов. Резонансное возбуждение замедляющей линии в этом
случае будет тогда, когда значение фазовой скорости одной из волн
пространственного заряда будет близко к значению фазовой скорости
волны в линии.
Выше мы упоминали об обычном резонансе – резонансе во времени;
он должен происходить в приборах с добротными колебательными
системами. Первыми и наиболее простыми микроволновыми
приборами с добротными резонаторами были клистроны –
усилительные, генераторные и затем умножительные. Простота их
конструкции обусловлена тем, что это приборы с кратковременным
взаимодействием; для них выполняется второе условие, если под Т
понимать время пролёта электронов через зазоры, где они
взаимодействуют с резонаторами, четвёртое условие будет
выполняться, если Т – полное время пролёта, включающее время
пролёта в пространстве дрейфа.


Эффективное возбуждение резонатора электронными сгустками
оказывается возможным лишь в том случае, когда частота следования
сгустков близка к собственной частоте резонатора. Тогда
последовательные сгустки электронов возбуждают резонатор «в такт»,
т.е. синхронно с его собственными колебаниями и в нём происходит
накопление полей от целой последовательности сгустков (резонанс во
времени) и возникает сильное результирующее поле.
Для того чтобы в любом электронном приборе имеющаяся добротная
колебательная система использовалась по назначению, т.е. чтобы в
ней достигался резонанс, в электронном пучке, возбуждающем
колебательную систему, должны происходить пульсации с частотой,
близкой к собственной частоте системы. Если мы имеем резонансный
прибор с длительным взаимодействием, то в нём должны выполняться
сразу два условия синхронизма: как в пространстве, так и во времени.
Простейшим примером такого прибора является магнетронный
генератор. В нём, во-первых, фазовая скорость синхронной волны
должна быть близкой к скорости дрейфа электронов в скрещённых
статических полях (условие синхронизма) и, во-вторых, синхронизм
должен быть на частоте, близкой к собственной частоте колебаний
(синхронная волна входит в состав этого колебания как одна из
пространственных гармоник). В дальнейшем под синхронизмом будем
понимать чисто кинематическое условие – близость скоростей,
волновых чисел или частот, а под резонансом (в пространстве и во
времени) – накопление полей, являющееся физическим следствием
этого условия.



Пока мы рассматривали синхронизм и резонанс односторонне – с точки
зрения эффективного возбуждения полей в волноводе (замедляющей
системе) или резонаторе модулированным электронным пучком.
Синхронизм обеспечивает также эффективное обратное воздействие
полей в волноводе или резонаторе на пучок, приводящее к сильной
модуляции пучка и отдаче энергии пучком.
Дальнейшее развитие клистронов (многорезонаторные клистроны,
клистроны с распределённым взаимодействием, твистроны) сделало
грань между ними и лампами с бегущей волной довольно условной.
Например, в лампе с бегущей волной синхронизм в пространстве
приводит к тому, что электроны, попавшие в тормозящее поле волны,
долгое время пребывают в этом поле и отдают ему свою кинетическую
энергию. В приборах магнетронного типа электроны, попавшие в
тормозящее поле синхронной волны (продольная сила направлена
против скорости дрейфа), не тормозятся, а, пребывая все в том же
поле, дрейфуют к аноду, благодаря чему их потенциальная энергия
передается переменному полю. В приборах, где электроны
периодически возвращаются к своему начальному положению
(например, в гирорезонансных приборах), синхронизм во времени
также обеспечивает резонансное (накапливающееся) воздействие
переменного поля на движение электронов.



Однако резонансное воздействие поля на электроны может иметь
любой знак, в зависимости от фазовых соотношений; например,
электроны, попавшие в ускоряющее поле волны, при синхронизме
пребывают в нём продолжительное время, в результате чего эти
электроны отбирают энергию у поля. Поэтому одного синхронизма
недостаточно для создания электронных приборов; синхронизм сам по
себе имеет лишь формальное кинематическое значение: он
обеспечивает сильное взаимодействие электронов и полей в
отдельных звеньях, но не гарантирует правильной работы всей
системы в целом.
Важнейшим условием микроволновой электроники является наличие
фазировки (фазовая фокусировка, фазовая группировка или
сортировка, фазовый отбор, в теории ускорителей аналогичное
явление называют автофазировкой), т.е. механизма, который
обеспечивает преобладание полезных электронов (отдающих свою
энергию полю) над вредными (отбирающими энергию у поля). В
сущности, принцип работы любого электронного прибора заключён в
его механизме фазировки.
Чтобы подчеркнуть недостаточность синхронизма и важность
фазировки, приведем следующие примеры. В прямолинейном
электронном пучке волны пространственного заряда существуют
парами – быстрая волна и медленная, причем при достаточно большой
плотности пучка фазовые скорости этих волн заметно отличаются.



При синхронизме медленной волны с волной в линии возможно
экспоненциальное нарастание поля вдоль лампы; при синхронизме
быстрой волны такое нарастание невозможно, поскольку длительной
фазировки нет (речь идет о взаимодействии волн пространственного
заряда с прямой синхронной волной, но не таком, как в ЛОВ). В
гирорезонансных приборах при совпадении частоты колебаний с
циклотронной частотой происходило бы просто циклотронное ускорение
электронов, если бы не релятивистская поправка, благодаря которой
осуществляется фазировка. В общем случае, рассматривая колеблющиеся
электроны как осцилляторы, можно прийти к выводу, что механизм
фазировки существует лишь для нелинейных (ангармонических)
осцилляторов.
Поэтому построение теории любого электронного прибора сводится, в
первую очередь, к теоретическому исследованию характерного для него
механизма фазировки. Такое теоретическое исследование является
достаточно сложной задачей, поэтому возможно получить только её
частичное решение, которое обычно находят в два этапа: на первом этапе
рассматривают идеальный механизм фазировки, определяющий принцип
действия данного прибора или класса приборов, на втором этапе
рассчитывают или оценивают, как влияют на механизм фазировки
различные возмущающие факторы, не учтённые на первом этапе.
Этот путь приходится выбирать потому, что реальный механизм фазировки,
как правило, полному теоретическому анализу не поддается. Все
теоретические расчеты, с которыми приходится встречаться (включая
расчеты на больших вычислительных машинах), основаны на ряде
упрощающих предположений о свойствах электронного пучка, движении
электронов и характере полей.



Расчёты в лучшем случае позволяют судить об идеальном механизме
фазировки при наличии одного или нескольких возмущающих факторов, но
пока не дают возможности учесть все обстоятельства, определяющие
функционирование прибора.
Механизм фазировки определяет, в сущности, и классификацию приборов.
Обычно к приборам типа О относят прибор, через который с помощью
постоянного магнитного поля или же иных средств проводится
прямолинейный пучок электронов, имеющий постоянную продольную
скорость. Однако прямолинейные пучки в чистом виде неосуществимы, во
всех пучках всегда происходит поперечное движение, и вопрос о том,
относить ли, скажем, прибор с винтовым пучком в постоянном магнитном
поле или в электростатическом поле цилиндрического конденсатора к
прибору типа О, решается лишь на основании механизма фазировки.
Прибор типа М определяется как прибор со скрещенными статическими
полями; он подобен магнетрону или же устройству, имеющему электронный
пучок, вводимый извне, но это правильно лишь при условии, что механизм
фазировки у него такой же, как у магнетрона. И винтовой пучок, о котором
говорилось выше, и трохоидальный пучок в скрещенных полях, другие
криволинейные пучки при выполнении определенных условий синхронизма
функционируют совершенно иным образом, проявляя механизм
фазировки, характерный для криволинейных пучков и не нуждающийся в
медленных волнах. Для этого механизма непрямолинейность пучка
существенна, в то время как в приборах типа О непрямолинейность
движения электронов и непостоянство их продольной скорости – только
возмущающие факторы.






Выше несколько раз упоминалось о факторах, способствующих
возбуждению идеального механизма фазировки. Их обычно можно
причислить к одной из трёх групп таких факторов:
1) нарушение условия синхронизма;
2) дополнительные несинхронные поля;
3) дополнительные синхронные поля.
Нарушение условий синхронизма может быть вызвано, например,
неточностью изготовления (неоднородностью) замедляющей системы
или системы, формирующей электронный пучок, изменением скорости
электронов поперёк или вдоль пучка и т.д. Дополнительные
несинхронные поля – это, например, поля несинхронных
пространственных гармоник, поле встречной волны в усилительной
лампе с бегущей волной, поля колебаний в резонаторе, не синхронных
с электронным пучком, и т.д.
Возмущающие факторы первой и второй групп, как правило, не очень
существенны. Они не нарушают механизма фазировки, если
отклонения от синхронизма не слишком велики (обычно нетрудно дать
соответствующие оценки) и если несинхронные поля не слишком
интенсивны, скажем, сравнимы с синхронными или меньше их. В
противовес этому дополнительные синхронные поля могут сильно
влиять на механизм фазировки и даже радикально изменять этот
механизм.

В качестве дополнительного синхронного поля наряду с другими
полями, которые, в принципе, можно исключить, во всех электронных
приборах выступает поле пространственного заряда, которое
синхронно с электронными образованиями (сгустками, язычками и т.п.)
просто потому, что оно ими создано и вследствие своего
квазистатического характера находится в фазе с плотностью заряда
(запаздывание отсутствует). До тех пор, пока это дополнительное поле
мало по сравнению с основным, идеальный механизм фазировки,
конечно, изменяется мало. Однако в мощных приборах механизм
фазировки «нагружается» пространственным зарядом настолько,
насколько это вообще возможно, и поэтому весьма далек от
идеального. В частности, основное синхронное поле и поле
пространственного заряда оказываются сравнимыми; силы
пространственного заряда, т.е. силы отталкивания одноимённых
зарядов, как могут, препятствуют образованию плотных сгустков,
мешая фазировке, но это не все. Дело в том, что пространственный
заряд, подобно жидкости или иной непрерывной среде, является
системой с бесконечным числом степеней свободы, поэтому в нем
могут возбуждаться свои колебания или волны, которые существенно
дополняют спектр колебаний или волн той электродинамической
системы (резонатора или волновода), которая используется в приборе.
Электродинамическую систему обычно подбирают так, чтобы в ней
возбуждалось одно колебание или одна волна, но поля этой системы,
действуя на мощные электронные потоки, не столько управляют ими,
сколько возбуждают их собственные колебания или волны. Эти
сложные процессы, в большинстве случаев до конца не
исследованные, и влияют на предельную мощность.


На первый взгляд кажется, что проблемы, связанные с
пространственным зарядом, не должны отличаться сложностью,
поскольку взаимодействие электронов определяется хорошо
известными электродинамическими или даже электростатическими
законами, т.е. происходит коллективное взаимодействие электронов по
закону Кулона, на которое обычно стенки прибора влияют не слишком
сильно. Аналогичное представление существовало и при
первоначальном подходе к изучению плазмы – формы вещества при
высоких температурах и низких давлениях, когда большинство
электронов уже не находится на своих атомных квантовых орбитах.
Это состояние вещества широко распространено во Вселенной: внутри
звезд и в межзвёздном пространстве. Изменение плазменного
состояния диктуется очень простыми законами – электромагнитным
взаимодействием между ядрами и электронами. Квантовые эффекты
пренебрежимо малы вследствие высокой степени возбуждения. Таким
образом, мы имеем дело с классической физикой поведения
электронов и ядер, которая оказывается более сложной, чем квантовая
физика из-за нелинейных эффектов и нестабильностей разных типов.
Сложность свойств плазмы сродни сложности свойств плотных
электронных образований, причём отсутствие в них ионной
компоненты не только не упрощает этих свойств, но и в ряде случаев
усложняет их. Впрочем если электронное облако покоится и
существует достаточно долгое время, то оно в той или иной степени
«засоряется» ионами, и только движущиеся электронные сгустки, а
также неподвижные электронные облака в импульсных приборах
являются более или менее чистыми.



Ошибочное представление о простоте явлений, связанных с пространственным
зарядом, обычно ведёт к попыткам формально описать влияние
пространственного заряда при помощи одного-двух параметров и рассчитать
это влияние при помощи представлений о «жёстких» или «твёрдых»
электронных образованиях, лишённых возможности произвольным образом
деформироваться и взаимодействовать с полями. Подобные упрощённые
модели, в которых все степени свободы пространственного заряда, за
исключением нескольких, «заморожены», имеют, к сожалению, довольно узкие
области применения (область применения, как правило, нельзя найти исходя из
самой модели) и, в частности, не позволяют ответить на основной вопрос
теории мощных электронных приборов, а именно на вопрос об их предельной
мощности. Надо иметь в виду, что и такие упрощённые модели часто требуют
громоздких численных расчётов на вычислительных машинах, причём значение
полученных результатов часто переоценивается.
Свойства пространственного заряда важны не только в мощных приборах, но и
в приборах миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов, где большие
плотности заряда необходимы из-за того, что электронный пучок обычно
занимает небольшой объём. В усилительных лампах даже небольшие
нерегулярные колебания пространственного заряда, не влияющие на механизм
фазировки, важны, поскольку, по существу, это – шумы, определяющие
чувствительность усилителя. В генераторных лампах колебания
пространственного заряда являются источником побочных излучений. Однако в
настоящее время свойства пространственного заряда исследованы и поняты
еще недостаточно.
Перед тем, как приступить к изложению материала, отметим, что мы сделали
это вступление, чтобы заострить внимание на физической стороне дела, и
рекомендуем возвращаться к вводным замечаниям по мере изучения пособия.
5.1. Особенности микроволновых электронных
приборов







Напомним, что микроволновыми или СВЧ-колебаниями
называют электромагнитные колебания с частотой f > 300 МГц
(λ < 1 м), и принято следующее деление излучений на
диапазоны по длине волны и частоте:
– дециметровые волны 1 м – 10 см (300 – 3000 МГц);
– сантиметровые волны 10 см – 1 см (3 – 30 ГГц);
– миллиметровые волны 1 см – 1 мм (30 – 300 ГГц);
– субмиллиметровые волны 1 мм – 0,1 мм (300 – 3000 ГГц).
В микроволновом диапазоне необходимо при анализе приборов
учитывать следующие факторы:
– время движения электрона внутри прибора соизмеримо с
периодом СВЧ-колебаний (это время характеризуют углом
пролета, показывающим, на сколько градусов изменится фаза
колебаний за время пролёта электронов):



– геометрические размеры приборов становятся соизмеримыми с
длиной волны колебаний, при этом колебательные системы и линии
передачи необходимо рассматривать как цепи с распределенными
параметрами. В этом случае существенно изменяются и сами линии
передачи, и колебательные системы. На смену двухпроводной
передающей линии приходят коаксиальная линия, волноводы
(представляющие собой полые металлические трубы) и
микрополосковые линии (рис. 5.1).
Параллельный колебательный контур превращается в объёмный
резонатор (рис. 5.2).
Кроме того, с ростом частоты усилительные и энергетические
характеристики обычных электронных ламп ухудшаются из-за
сказывающейся на их работе инерционности электронов.
Эффективность электростатического управления электронным потоком
с помощью сетки уменьшается.



Недостатки электростатического управления побудили к
поискам других систем, в которых время пролёта не играло бы
отрицательной роли, а использовалось для модуляции
электронного потока по плотности (такой механизм,
использующий инерционность, принято называть динамическим
управлением электронным потоком). Для реализации
модуляции электронного потока по плотности необходима
предшествующая этому модуляция электронов по скорости.
Динамическое управление электронными потоками лежит в
основе большинства электровакуумных приборов СВЧ.
Особенности работы электронных приборов с
электростатическим управлением в микроволновом
диапазоне
Любое электронное устройство, предназначенное для усиления
или генерирования колебаний, является преобразователем
энергии постоянного тока в энергию электромагнитных
колебаний при помощи электронного потока.





В обычных ламповых усилителях и генераторах, предназначенных для
сравнительно низких частот, используется электростатическое
управление электронным потоком, при котором изменение
переменного напряжения на сетке меняет плотность электронов в
пучке.
На этих частотах время пролёта электрона между электродами много
меньше периода колебаний и влиянием времени пролёта можно
пренебречь. Распределение переменного электрического поля в лампе
в течение времени пролёта электрона остается неизменным и
переменное напряжение на управляющем электроде лампы вызывает
синфазное изменение плотности электронного потока.
На работу приборов, работающих на более высоких частотах,
приближающихся к 300 МГц, существенно влияют два фактора:
– в микроволновом диапазоне период колебаний соизмерим со
временем пролёта электрона между электродами прибора, и
электроны уже нельзя считать безынерционными носителями зарядов;
– длина волны в микроволновом диапазоне становится соизмеримой с
геометрическими размерами элементов внешней цепи и электродов
ламп, а индуктивности выводов и междуэлектродные ёмкости ламп
оказываются сравнимыми по величине с параметрами внешних
колебательных контуров (последнее ограничивает рабочий диапазон
частот ламп).




Важным параметром, характеризующим микроволновые электронные
приборы, является время пролёта  электрона между двумя
заданными электродами. Но абсолютная величина времени пролёта
сама по себе недостаточно полно характеризует влияние инерции
электрона на работу прибора, поведение электронного прибора
зависит от того, является ли время пролета соизмеримым с периодом
колебаний. Поэтому более важным является отношение времени
пролёта к периоду колебаний (/Т).Для микроволнового диапазона

вводится понятие угла пролёта :
  2  ,
(5.1)
T
где  – время пролёта электрона между электродами; Т – период
колебаний; ω – круговая частота колебаний; Θ – угол пролёта в
радианах (или градусах).
Угол пролёта показывает, на сколько градусов (радиан) изменится фаза
СВЧ напряжения за время пролёта электроном расстояния между
электродами. С ростом частоты Θ увеличивается. В триодах на СВЧ с
ростом угла пролёта увеличивается входная активная проводимость g.
Входная активная проводимость в триоде существует из-за потерь
электромагнитной энергии входным сигналом при его взаимодействии
с электронным потоком, так как в приборах с электростатическим
управлением при положительном полупериоде на сетке СВЧ-поле
ускоряет бόльшее число электронов, чем тормозит при отрицательном
полупериоде (когда поле ускоряет электроны, оно тратит свою энергию,
а когда тормозит – получает энергию от электронов).

В триодах на СВЧ входная активная проводимость g с ростом угла
пролёта Θ увеличивается по параболе g  0,05S 2 (рис. 5.3).
g



Поскольку входная активная проводимость характеризует потери
сигнала, то получается, что с ростом угла пролета потери растут,
уменьшается входная мощность и КПД. Таким образом, на СВЧ при
работе приборов, в которых используется принцип электростатического
управления, с ростом ω увеличивается угол пролета, что приводит к
росту потерь сигнала на входе, уменьшению выходной мощности и
КПД.
Кроме того, на СВЧ длина волны становится сравнимой с размерами
электродов и их выводов, т.е. лампу необходимо рассматривать как
систему с распределёнными параметрами. При этом электроды
становятся как бы антеннами и возможна значительная потеря энергии
колебаний из-за излучений. На СВЧ очень сильно проявляется влияние
индуктивностей выводов и междуэлектродных ёмкостей, растут потери
электромагнитной энергии в материале электродов, баллоне и
изоляторах, что также снижает полезную мощность и КПД.



Одним из путей повышения рабочей частоты электронных ламп
является их миниатюризация, т.е. сокращение
междуэлектродных расстояний и уменьшение геометрических
размеров электродов и вводов. При этом, с одной стороны,
удается уменьшить угол пролета Θ электронов между
электродами, с другой стороны, миниатюризация позволяет
уменьшить внутриламповые индуктивности и емкости.
В результате миниатюризации и выбора более рациональной
конструкции ламп удается, не меняя принципа их действия
(принцип электростатического управления), создавать приборы
малой мощности, способные работать в диапазонах длин волн
вплоть до сантиметрового (λ = 10 ÷ 1 см).
Другой путь повышения рабочей частоты прибора связан с
реализацией совершенно нового принципа управления
электронным потоком – принципа динамического управления.
5.2 Приборы с динамическим управлением
электронным потоком




Принцип динамического управления электронным потоком был
предложен в 1932 году советским ученым Рожанским Д. А.
Особенности динамического управления электронным потоком состоят
в модуляции электронного потока по скорости. Если электронам,
вылетевшим с катода электронного прибора, придать разную скорость,
то со временем в процессе их движения образуются сгустки и
разряжения пространственного заряда. Таким образом, непрерывный
электронный поток разбивается на группы электронов, которые и
взаимодействуют с электрическим полем выходного устройства СВЧ.
Если выбрать геометрические размеры и электрические параметры
прибора так, чтобы в момент пролета сгустками выходного устройства
этого прибора электрическое поле СВЧ оказывало тормозящее
воздействие на сгустки, а ускоряющим было в момент разрежения
пространственного заряда, то будет осуществляться преобразование
энергии источников питания в энергию электромагнитных колебаний.
Электронные приборы СВЧ по характеру энергообмена между
электронным потоком и колебательной системой (или полем)
подразделяются на приборы типа О и типа М.






В приборах типа О происходит преобразование кинетической энергии
электронов в энергию СВЧ-поля в результате торможения электронов
этим полем. Магнитное поле или не используется совсем, или
применяется только для фокусировки электронного потока и
принципиального значения для процесса энергообмена не имеет.
В приборах типа М в энергию СВЧ-поля переходит потенциальная
энергия электронов.
По продолжительности взаимодействия с СВЧ-полем электронные
приборы подразделяются на приборы с кратковременным (прерывным)
и длительным (непрерывным) взаимодействием. В первом случае
используется взаимодействие с СВЧ-полями резонаторов, а во втором
– с бегущей волной.
Приборы с кратковременным взаимодействием одновременно
являются приборами типа О (пролетные и отражательные клистроны).
Приборы с длительным взаимодействием могут быть как приборами
типа О – лампа бегущей волны (ЛБВО), лампа обратной волны (ЛОВО),
так и приборами типа М – ЛБВ типа М, ЛОВ типа М, магнетрон,
платинотрон и др.
Клистроны относятся к электронным приборам типа О, имеющим
кратковременное взаимодействие с СВЧ-полем.
Различают пролётные клистроны, в которых электроны
последовательно пролетают сквозь зазоры резонаторов, и
отражательные клистроны, в которых электроны, пролетев сквозь зазор
резонатора, возвращаются в него тормозящим полем отражателя.





Пролётные клистроны – это мощные усилители либо
умножители частоты. В зависимости от рекомендуемого
непрерывного или импульсного режима работы усилительные
клистроны соответственно маркируются индексами КУ или КНУ
(например, КУ-103, КНУ-12А), умножительные – индексами КМ и
КМИ (например, КМ-17).
Пролётные усилительные клистроны, охваченные цепью
положительной обратной связи, используются и в качестве
автогенераторов СВЧ.
Отражательные клистроны – это маломощные автогенераторы
СВЧ, они маркируются индексом «К» (К-19).
Клистроны работают в диапазоне частот примерно от 1 до 100
ГГц. Уровень выходной мощности пролётных клистронов лежит
в пределах от единиц ватт до сотен киловатт в непрерывном
режиме и достигает 30 мегаватт в импульсном режиме.
Пролётные клистроны классифицируются также по числу
резонаторов. Наибольшее распространение получили
многорезонаторные клистроны, имеющие более двух активных
резонаторов.
5.3. Пролетные клистроны
Принцип работы двухрезонаторного пролётного
клистрона


Клистроны предложены в 1939 году братьями Вариан. Различают
прямопролётные и отражательные клистроны.
Схема устройства пролётного клистрона представлена на рис. 5.4 и
содержит: электронную пушку, состоящую из катода, испускающего
электроны при подаче напряжения накала на подогреватель,
находящийся внутри керна катода, и прикатодного электрода ПКЭ,
фокусирующего пучок электронов в области электронной пушки;
входной резонатор 1, на который подается подлежащая усилению СВЧмощность (Рвх), служащий для модуляции пучка по скорости; выходной
резонатор 2, с которого снимается СВЧ-мощность (Рвых),
предназначенный для отбора высокочастотной энергии от пучка,
имеющего модуляцию по плотности; ввод энергии СВЧ (Рвх); вывод
энергии СВЧ (Рвых); пространство дрейфа, представляющее собой
металлическую трубу, образующую пространство дрейфа
(пространство группировки), свободное от постоянного и СВЧ-полей,
где происходит преобразование скоростной модуляции электронов в
модуляцию по плотности, т.е. группировка электронов в сгустки;
электронный поток; коллектор с радиатором (отбирает кинетическую
энергию у отработавших электронов и рассеивает её в виде тепла).








На электроды клистрона подаются постоянные напряжения
(отрицательное на катод и положительное на коллектор). Принцип
работы двухрезонаторного пролётного клистрона сводится к
следующему.
Немодулированный электронный поток, формируемый пушкой,
попадает в зазор входного резонатора, между сетками которого
имеется продольное поле СВЧ (входной сигнал). Амплитуда
напряжения этого поля меняется по синусоидальному закону:
, (5.2)
U~  Um1 sin t
где Um1 – переменное напряжение сигнала, которое много меньше
постоянного напряжения U0, подаваемого на резонатор от источника
питания клистрона; ω – круговая частота входного сигнала.
Поле входного резонатора производит скоростную модуляцию
электронного потока (ускоряет электроны, попавшие в положительную
полуволну СВЧ-поля, и тормозит электроны, попавшие в
отрицательную полуволну СВЧ-поля). Уравнение скоростной
модуляции, определяющее скорость электронов (  ) на выходе
первого резонатора, запишется в виде

 

, (5.3)
  0 1   sin t 0  1 
2 


где υ0 – скорость немодулированного электрона, определяемая
постоянным напряжением, приложенным к резонатору; t0 – момент
времени, когда электрон проходит плоскость второй сетки резонатора;
 – параметр скоростной модуляции, равный



где М1 – коэффициент электронного взаимодействия, показывающий
эффективность взаимодействия электронного пучка с
высокочастотным полем первого резонатора и равный
,
(5.5)
sin 0,51
M1 
0,51
где Θ1 – угол пролёта электрона, не получившего скоростной
модуляции между сетками первого резонатора, который равен
d1

,
(5.6)
1 


0
где d1 – расстояние между сетками первого резонатора.
График изменения коэффициента электронного взаимодействия в
зависимости от угла пролёта Θ1 изображен на рис. 5.5.

M1
1
0
2
4
1
Из графика видно, что самая
большая эффективность
взаимодействия электронного пучка
с высокочастотным полем первого
резонатора имеет место при Θ1 = 0,
т.е. когда время пролета электрона
между сетками равно нулю. С
ростом Θ1 эффективность
взаимодействия падает, при Θ1 = 2π
М1 = 0 → ν = 0 → υ = 0.
То есть при Θ1 = 2π получается, что за время пролёта электрона между
сетками первого резонатора фаза переменного напряжения изменится
на 2π, следовательно, электрон успел ускориться, а затем замедлиться
и на выходе из резонатора будет иметь ту же скорость, что и на входе,
т.е. υ0, а υ = 0.
 Итак, в первом резонаторе произошла скоростная модуляция
электронов (появились ускоренные и замедленные электроны), что
привело к появлению сгустков и разряжений электронов в
пространстве дрейфа. Говорят, что модуляция по скорости
превратилась в модуляцию по плотности. Плотность сгустков по мере
движения в трубе дрейфа возрастает. Появление сгустков означает, что
в пространстве дрейфа возникает переменный электронный ток.
 Математическое выражение для электронного конвекционного тока,
образующегося в пространстве дрейфа, имеет вид


, (5.7)

i e  2I0  J n (nx) sinnt  0,51  2   0,5


n 1
где I0 – ток катода; Jn(nx) – значение функции Бесселя первого рода nго порядка; x – параметр группирования, равный x = νΘ2; Θ2 – угол
пролёта электронов в пространстве группирования.
Из выражения (5.7) видно, что электронный ток есть сумма
бесконечного числа гармоник. Выражение для первой гармоники
электронного тока имеет вид


i1  2I0J1 (x) sint  0,51  2  0,5
а максимум первой гармоники тока приходится на х = 1,82.
,
(5.8)







Из выражений для электронного тока (5.7), (5,8) видно, что ток отстает
0,51  2  за счет
от приложенного напряжения U = Um1sinωt на
того, что есть время пролёта в пространстве дрейфа.
В то же время ток опережает подводимое напряжение на 0,5 . Это
обусловлено самим процессом группирования. Сгусток электронов (а
следовательно, и максимум тока) образуется вокруг электрона,
немодулированного и вылетевшего относительно приложенного
напряжения при переходе от отрицательно фазы волны к
положительной, т.е. максимум тока наступает на 0,5 раньше
максимума напряжения.
Итак, в пространстве дрейфа появились сгустки, которые поступают в
зазор выходного резонатора с частотой, равной частоте входного
сигнала, и наводят в выходном резонаторе ток, протекающий по
внутренней поверхности его стенок.
Для тока, наведённого в зазоре второго резонатора, можно записать
выражение
iнав  M2i1  2I0M2 j1 (x)
,
(5.9)
M2  sin 0,53 / 0,53 –
где i нав  амплитуда наведённого тока;
коэффициент электронного взаимодействия в зазоре второго
резонатора; 3  d 2 / 0 – угол пролёта электронов в зазоре второго
резонатора; d2 – расстояние между сетками второго резонатора.




Наведённый ток возбуждает в
резонаторе электромагнитные
колебания СВЧ. При правильном
выборе длины пространства дрейфа в
зазоре взаимодействия второго
резонатора возникает электрическое
поле в такой фазе, что оно тормозит
сгустки и тем самым отбирает
кинетическую энергию у электронов,
полученную ими от источника
постоянного напряжения U0.
Таким путём осуществляется
преобразование энергии источника
питания в энергию СВЧ-колебаний,
которая через вывод энергии
поступает в полезную нагрузку.
Отработанные электроны попадают
на коллектор и рассеивают на нём
оставшуюся часть энергии в виде
тепла.
Пространственно-временная диаграмма группирования
электронов
Процесс образования сгустков в пролётном клистроне можно наглядно
проиллюстрировать пространственно-временной диаграммой
группирования (это семейство кривых, отображающих изменение
положения электрона в пространстве дрейфа во времени) (рис. 5.6).






На диаграмме изменение продольной координаты движения электрона
во времени изображается в виде прямой линии, наклон которой
показывает скорость электрона:
  dz / dt  tg.
Угол наклона прямой к оси времени  t всегда меньше 900 , так как
скорость электрона в приборе не может быть бесконечно большой
величиной.
Продольная координата z = 0 соответствует середине зазора входного
резонатора.
Синусоида изображает переменное напряжение U  Um1 sin(t ) ,
которое появляется вследствие подаваемой мощности и воздействует
на электрон в зазоре входного резонатора.
Амплитуда этого напряжения зависит от мощности и частоты
подаваемого сигнала. Цифрами 1, 2, 3 отмечены моменты
прохождения зазора различными электронами. Все электроны
подходят к первому резонатору с одинаковой скоростью υ0,
определяемой разностью потенциалов между катодом и резонатором.
Рассмотрим движение трех электронов, прошедших первый резонатор
в различные моменты времени t. Электрон 2, прошедший зазор в
момент нулевого CВЧ-поля, движется в пространстве дрейфа со
скоростью     2eU m и не изменяет её.
2
0
0



На рис. 5.6 угол наклона 2 соответствует скорости второго электрона
υ). Этот электрон называется невозмущённым или не модулированным
по скорости. Изменение продольной координаты движения
невозмущённых электронов во времени изображено прямыми линиями
с углами наклона φ2, соответствующими скоростям υ0. Электрон 3
(ускоренный) при прохождении зазора увеличивает свою скорость, так
как проходит резонатор в момент положительного полупериода
напряжения СВЧ-поля. Скорость электрона 3 (υ3) определяется суммой
постоянного U0 и переменного Um1 напряжений: 3  2e(U 0  U m1 ) / m
(на рис. 5.6 скорость электрона υ3 отображена углом наклона 3,
причём 3 > 2).
Электрон 1 (замедленный) проходит зазор резонатора в момент
максимального тормозящего СВЧ-поля, скорость электрона 1 (υ1)
определяется разностью постоянного ускоряющего U0 и переменного
Um1 напряжений
(на рис. 5.6 скорость
1  2e(U0  Um1 ) / m
электрона υ1 отображена углом наклона 1, причём 1 < 2).
Двигаясь в пространстве дрейфа, ускоренный, но позже вылетевший
электрон 3 постепенно догоняет ранее вылетевший электрон 1, и они
группируются в сгусток вокруг электрона 2, не получившего изменения
по скорости. Таким образом, в результате появившейся после
прохождения входного резонатора разности в скоростях электронов
происходит группирование электронов в сгустки, т.е. модуляция пучка
по плотности.



Из рис. 5.6 видно, что угол наклона траектории ускоренных
электронов больше, а угол наклона траекторий замедленных
электронов меньше, чем у электронов, не получивших изменения
скорости. Чем дальше уходят электроны от зазора входного
резонатора, тем сильнее эффект группировки ( x  2 ).
При параметре группирования х = 1 поток электронов оптимально
сгруппирован, при х < 1 – недогруппирован, при х > 1 –
перегруппирован. Если поток входит во второй резонатор
оптимально сгруппированным, то движение всех электронов
потока совпадает с отрицательным (тормозящим) полупериодом
напряжения СВЧ-поля, и поэтому они отдают полностью свою
кинетическую энергию полю. Коэффициент усиления при этом
максимальный.
Если поток электронов входит во второй резонатор
недогруппированным (или перегруппированным), т.е. размытым,
то часть электронов попадает в тормозящее СВЧ-поле, а часть – в
ускоряюшее СВЧ-поле. Кинетическую энергию полю отдают
электроны, попавшие в поле во время его тормозящей фазы, а
попавшие в поле во время ускоряющей фазы забирают его
энергию. В результате, если электронный поток неоптимально
сгруппирован, коэффициент усиления будет уменьшаться.

Амплитудная характеристика пролетного
усилительно клистрона

Амплитудная характеристика усилительного пролетного
клистрона Pвых  f (Pвх ) – это зависимость при постоянной
частоте входного сигнала (рис. 5.7, а).
Объясним, используя диаграмму группирования, ход этой
зависимости.
Увеличение мощности сигнала ( Р вх ), подаваемого на вход
первого резонатора при постоянной частоте, означает
увеличение амплитуды переменного напряжения на стенках
первого резонатора (Um1), модулирующего электронный поток по
скорости. Когда
Pвх  (U
0 m1 = 0), то все электроны,
пролетевшие первый резонатор, будут перемещаться в
пространстве дрейфа со средней скоростью
0  2eU0 / m ,
где U0 – постоянное напряжение на резонаторе. Сгустки при
этом не образуются. На рис. 5.7, б – траектория движения
электронов изображена параллельными штриховыми линиями,
имеющими угол наклона, пропорциональный скорости
 = z/t = υ0.








При малой мощности Pвх , соответствующей точке А на кривой
рис. 5.7, а, появляется на сетках резонатора 1 переменное
напряжение Um1, которое модулирует электронный поток, но изза того, что амплитуда Um1 невелика, разница скоростей
ускоренного, заторможенного и невозмущённого электронов
будет также невелика, и сгусток сформируется при большом z,
т.е. ускоренные электроны не скоро догонят замедленные.
На диаграмме группирования (см. рис. 5.7,в) углы наклона
траекторий электронов 1 и 3 не очень отличаются от угла
наклона траектории электрона 2, и точка их пересечения
(плотный сгусток) будет находиться за плоскостью 2 резонатора.
В плоскости 2 резонатора сгусток будет размыт из-за
недогруппировки электронного потока, и отдаваемая
электронами мощность будет невелика.
Увеличение Рвх (следовательно, и Um1) приведёт к увеличению
параметра скоростной модуляции 
 (   0,5(U m1 / U 0 ) sin 0,51 / 0,51 ),
т.е. электрон 3, попавший в положительный полупериод СВЧнапряжения, будет больше увеличивать свою скорость, а
электрон 1 – больше замедлять её, в результате ускоренный
электрон, вылетевший позже заторможенного, быстрее догонит
его.

0
а)
0
t
t
0
б
б)

t
0
в)
0
г
г)
t
Сгусток будет формироваться при меньшем z
и в области второго резонатора становиться
менее размытым, а мощность, отдаваемая
электронным потоком, будет расти. При
входной мощности, соответствующей точке Б
(см. рис. 5.7,а), сгусток будет формироваться
при z, соответствующем плоскости второго
резонатора. На диаграмме группирования (см.
рис. 5.7,г) углы наклона траекторий электронов
1 и 3 будут в большей степени отличаться от
угла наклона φ2, т.е. точка их пересечения
(плотный сгусток) будет находиться в
плоскости второго резонатора.
При Рвх, соответствующей точке В (см. рис.
5.7,а), переменное напряжение Um1 на сетках
первого резонатора значительно
увеличивается, параметр скоростной
модуляции еще больше увеличивается, более
ускоренные электроны ещё быстрее догоняют
заторможенные, сгусток формируется при ещё
меньшем значении z, а в области второго
резонатора он становится
перегруппированным, но тоже размытым,
следовательно, мощность, отдаваемая
электронным потоком, начнёт уменьшаться.



При малых сигналах, т.е. от 0 до точки Б характеристики (см.
рис. 5.7,а), коэффициент усиления клистрона имеет
наибольшую величину, реализуется линейная зависимость
выходной мощности от мощности на входе. Это область
работы входных усилителей, соответствующая режиму
работы, когда х = 1 или чуть меньше.
Если необходимо получить максимальные выходную
мощность и КПД, а нелинейность характеристики не играет
существенной роли, то рабочая точка клистрона должна
находиться вблизи максимума зависимости Рвых = f(Рвх). Это
область работы мощных выходных усилителей. Здесь
параметр группирования х > 1, а точнее, х = 1,84. Это связано
с тем, что выходная мощность определяется величиной
первой гармоники функции Бесселя. Электронный ток в
выходном резонаторе является несинусоидальным, содержит
множество гармоник, но его величина в основном зависит от
первой гармоники:

.
iнав  М2i1  2I0M2 j1 (x)
(5.10)
Максимум же первой гармоники функции Бесселя наступает
при х = 1,84.











Амплитудно-частотные характеристики
усилительного пролётного клистрона
Входной резонатор пролётного усилительного клистрона, на
который подается усиливаемый сигнал, представляет собой
колебательный контур, и соответственно резонансная кривая
такого контура (входного резонатора) имеет вид,
изображённый на рис. 5.8, где по вертикальной оси отложена
амплитуда напряжения, возникающего на стенках
резонатора, по горизонтальной – изменение частоты
сигнала; – резонансная частота входного резонатора.
Если сигнал подаётся на входной резонатор на резонансной
частоте 0, то на сетках резонатора возникает максимальная
амплитуда переменного
Um1
напряжения (точка А на рис. 5.8). При
Um10
A
отстройке, когда , на сетках входного
резонатора возникает меньшая
Um1((ω0+∆ω)
амплитуда переменного напряжения,
и тем меньше, чем больше отстройка.
Причем на частотах ( 0  ) и

( 0   ) амплитуды переменного
0     0 0   
напряжения будут одинаковы U m1  U m10 .


Зависимость коэффициента усиления от частоты
сигнала при постоянном уровне входной мощности для случая,
когда Рвх = Ропт, изображена на рис. 5.9, а. По вертикальной оси
отложено значение коэффициента усиления в относительных
единицах, по горизонтальной – изменяющаяся частотасигнала;
0
– частота сигнала, равная резонансной частоте входного
резонатора. Объясним ход этой зависимости, используя
диаграмму группирования.
В случае, когда   0 , на сетках входного резонатора возникает
максимальная амплитуда переменного напряжения Um1;
учитывая, что Рвх = Ропт, эта амплитуда будет равна амплитуде
оптимального напряжения Um10, обеспечивающего такую
скоростную модуляцию электронов, которая приводит к
формированию сгустка наиболее плотного в плоскости второго
резонатора (см. рис. 5.9,б). Оптимально сгруппированный
сгусток отдает максимум кинетической энергии СВЧ-полю,
коэффициент усиления максимален (в относительных единицах
равен 1). При отстройке 0   (см. рис. 5.9,а) коэффициент
усиления падает. Это объясняется так: при отстройке по частоте
на сетках входного резонатора возникает амплитуда
переменного напряжения U m1  U m10 . В этом случае изменится
модуляция электронов по скорости.
1
рез.2
Z
K
Um1 = Um0
Um1 < Um0
Um

0     0




0   
pез.2
Z
Um1
Um1

1
2
3
Um1

1
2
3
Меньшая амплитуда переменного напряжения Um1 будет
меньше ускорять электрон 3, меньше тормозить электрон 1,
сгусток электронов сформируется при большем Z, а в плоскости
второго резонатора он будет недогруппированным, т.е.
размытым (см. рис. 5.9,в), и отдаст меньшую мощность, что
приведёт к уменьшению коэффициента усиления.
Отстройка 0   приведёт к тому же эффекту, так как
амплитуда переменного напряжения, возникающего на сетках
первого резонатора, одинакова при отстройках ( 0   ) и
( 0   ).
Зависимость коэффициента усиления от частоты для случая,
когда Рвх > Ропт , изображена на рис. 5.10, а.
1
II
Б
0

Um1 > Um0
С
Б II рез
Um1 < Um0
Um1 = Um0
А
С

А
Z
K


Um1
1
2 3
частоте ω0 (см.
Um1

1
2 3
Um1

1
2 3
На резонансной
рис. 5.10, а, точка А) на сетках
входного резонатора возникает напряжение максимальной амплитуды
(см. рис. 5.8), но так как по условию Рвх > Ропт, то амплитуда
возникшего напряжения будет больше оптимальной, т.е. электрон 3
(см. рис. 5.10, б), попавший в положительный полупериод СВЧнапряжения, будет значительно увеличивать свою скорость, а электрон
1 – сильно замедлять её; в результате ускоренный электрон,
вылетевший позже заторможенного, быстрее догонит его. Сгусток
будет формироваться при малом значении Z и в области второго
резонатора станет перегруппированным, т.е. размытым, что приведёт к
небольшому значению коэффициента усиления (к < 1).
При отстройке (см. рис. 5.10, а, точка Б) на сетках входного резонатора
возникает напряжение меньшей амплитуды (см. рис. 5.8),значение
которой приближается к оптимальной величине: Um1 = Um10. При
оптимальном Um10 скоростная модуляция электронов такова, что их
плотный сгусток сформируется в области второго резонатора (см. рис.
5.10, в) и отдаст максимум энергии, а коэффициент усиления будет
равен 1.



При ещё большей отстройке (см. рис. 5.10, а, точка С) на сетках
входного резонатора возникает напряжение еще меньшей
амплитуды (см. рис. 5.8), которая станет меньше оптимальной
величины, т.е. Um1 < Um10 (см. рис. 5.10, г). Параметр скоростной
модуляции  уменьшается, т.е. скорости невозмущённого,
ускоренного и заторможенного электронов будут мало
отличаться друг от друга; в результате ускоренный электрон 3,
вылетевший позже заторможенного электрона 1, нескоро
догонит его.
Плотно сгруппированный сгусток будет при большем значении
Z, а в области второго выходного резонатора сгусток будет
недогруппированным, следовательно, коэффициент усиления
уменьшится.
Зависимость коэффициента усиления от частоты для случая,
когда Рвх < Ропт , изображена на рис. 5.11, а.
1
K
А
Z
рез.2
Um1 < Um0
С
0
Um1

0
Um1 << Um0
Um1
1
2 3
1
2 3



На резонансной частоте 0 (см. рис. 5.11,а, точка А) на сетках
входного резонатора возникает максимальная амплитуда
напряжения (см. рис. 5.8), но так как по условию Рвх < Ропт,
возникшая амплитуда напряжения будет меньше оптимальной,
т.е. Um1 < Um10 (см. рис. 5.11, б).
При малом значении Um1 параметр скоростной модуляции 
будет мал, т.е. скорости невозмущённого, ускоренного и
замедленного электронов будут мало отличаться друг от друга,
в результате ускоренный электрон 3, вылетевший позже
замедленного электрона 1, нескоро догонит его. Плотно
сгруппированный сгусток будет при большем значении Z, а в
области второго выходного резонатора сгусток будет
недогруппированным, следовательно, даже на резонансной
частоте коэффициент усиления будет меньше 1. При отстройке
(см. рис. 5.11, а, точка С) амплитуда напряжения на сетках
входного резонатора еще более уменьшится, в области второго
выходного резонатора сгусток будет еще более
недогруппированным (см. рис. 5.11, в), коэффициент усиления в
точке С будет ещё меньше.
Рабочая полоса двухрезонаторных клистронов вследствие
высокой добротности резонаторов невелика и обычно не
превышает долей процента от средней частоты, а коэффициент
усиления составляет 10 – 15 дБ.











Параметры двухрезонаторного пролётного клистрона
Основные параметры усилительного пролётного клистрона –
выходная мощность, КПД, коэффициент усиления.
Мощность колебаний, развиваемая электронным потоком равна
выходной мощности:
Pвых  0,5(i нав U m 2 ) ,
где iнав – амплитуда наведенного тока, определяемая формулой
(5.10); Um2 – амплитуда переменного поля во 2-м резонаторе;
Pвых  I 0 M 2 j1 (x)U m 2 .
Функция j1(x) максимальна при x = 1,84. Значение функции
Бесселя при x = 1,84 равно j1 (1,84) = 0,582.
Тогда максимальная колебательная мощность
P~ max  I0 M2 j1 (x)Um 2 .
Здесь М2 – коэффициент электронного взаимодействия
электронов с полем выходного резонатора; M 2  sin 0,53 / 0,53 ,
где θ3 – угол пролета в зазоре второго резонатора.
Электронный КПД – это отношение выходной мощности к
затраченной:
э  P2 / P0 .


Максимальное значение электронного КПД на первой гармонике .
Коэффициент усиления пролетного клистрона по мощности в натуральных
отношениях равен , где P1 – мощность входного сигнала, или в децибелах .









Многорезонаторные пролётные усилительные
клистроны
Одним из путей повышения коэффициента усиления является
каскадное включение обычных двухрезонаторных клистронов (рис.
5.12).
При рассмотрении такого включения возникает мысль объединить
второй резонатор первого каскада с первым резонатором второго
каскада.
Такой объединённый клистрон должен обладать следующими
преимуществами:
– увеличенный коэффициент усиления за счёт уменьшения числа
резонаторов и потерь в промежуточном резонаторе;
– сниженная мощность источника питания за счёт использования
одного и того же электронного потока;
– упрощённая настройка за счет меньшего числа резонаторов.
Таким образом появились многорезонаторные клистроны – это
клистроны, имеющие более двух активных резонаторов. Разработаны
конструкции клистронов, имеющих до 8 резонаторов.
Рассмотрим трехрезонаторный клистрон (рис. 5.13).



Предположим, что промежуточный резонатор
точно настроен на частоту входного сигнала.
Первый резонатор модулирует электронный поток
по скорости. Если входной сигнал мал, то во второй
резонатор поступает слабо сгруппированный
электронный поток
При прохождении электронных сгустков через
второй резонатор в нём появляется наведённый
ток. Во 2-м резонаторе нагрузка не подключается,
следовательно, добротность его велика.
Проводимость второго резонатора определяется
только собственными потерями, поэтому даже при
малом наведённом токе амплитуда переменного
напряжения будет больше, чем в первом
резонаторе. Так как второй резонатор настроен в
резонанс с первым, то для момента прохождения
сгустков автоматически устанавливается максимум
тормозящего поля.
Рассмотрим пространственно-временную
диаграмму (рис. 5.14). На этом рисунке C1 –
плоскость 1-го резонатора. C2 – плоскость 2-го
резонатора; Um1 и Um2 – амплитуды переменного
напряжения на сетках 1-го и 2-го резонаторов.
Z
5
C2
Z
C1
1
2
5
t
В первом пространстве дрейфа слабо
сгруппированный сгусток образуется вокруг
электрона 2.
Напряжение на втором резонаторе в свою
очередь проводит скоростную модуляцию
электронного потока. Эта дополнительная
модуляция во втором резонаторе отстает по фазе на
π/2 от модуляции, полученной в первом резонаторе.
После прохождения через второй резонатор
электрон 2 перестает быть центром сгустка, а
электроны 4 и 5, которые были наиболее
неблагоприятными при группировании в первом
пространстве дрейфа, после прохождения второго
t
зазора, приближаются к центру сгустка.

Вновь промодулированный во 2-м резонаторе электронный поток
группируется во втором пространстве дрейфа (группирования) в более
плотный сгусток. Длина трубы дрейфа выбирается такой, чтобы сгустки
проходили через зазор 3-го резонатора при оптимальном значении
параметра группировки. Наведённый ток в 3-м резонаторе создает между
сетками еще большее напряжение. Движущиеся сгустки электронов,
совпадая с тормозящей фазой этого напряжения, передают кинетическую
энергию, что создаёт большое усиление сигнала. Коэффициент усиления
трехрезонаторного клистрона при слабом сигнале составляет 30 – 35 дБ.






Дальнейшее увеличение числа резонаторов приводит к
дополнительному возрастанию коэффициента усиления k0 примерно
на 20 дБ на каждый добавленный резонатор. Коэффициент усиления
N-резонаторного клистрона можно ориентировочно оценить по
следующей эмпирической формуле:
,
k  15  N  2  20 дБ
где k не более 60 дБ, так как бόльшую величину коэффициента
усиления ограничивает возможность самовозбуждения клистрона.
Рассмотренный режим работы называется режимом максимального
коэффициента усиления, когда все резонаторы настроены на
усиливаемую частоту f0. Он применяется при малых входных сигналах.
При больших входных сигналах сгустки, попадающие в выходной
резонатор, оказываются перегруппированными.
Существует ещё другой режим работы многорезонаторного
клистрона – режим максимальной выходной мощности, который
применяется при больших входных сигналах. В этом режиме
производится расстройка промежуточных резонаторов. Связано это со
следующим.
При слабом входном сигнале электроны приходят ко второму
резонатору слабо сгруппированными вокруг невозмущенного электрона
2 (рис. 5.14).


Если входной сигнал большой, то ко второму резонатору
электроны придут хорошо сгруппированными, однако относительно
поля второго резонатора невозмущённым оказывается другой
электрон, приходящий позже электрона 2 на четверть периода. Таким
образом, центр приходящего ко второму резонатору сгустка сильно
смещён относительно электрона, вокруг которого будет происходить
группировка во втором резонаторе. В результате этого смещения
происходит разгруппировка ранее сгруппированных около электрона 2
электронов. Чтобы сохранить электроны в уже имеющемся сгустке,
необходимо каким-то образом совместить сгусток с невозмущённым
электроном второго резонатора. Это совмещение можно обеспечить
расстройкой второго резонатора. Величина оптимальной расстройки
составляет десятые доли %.
Амплитудные характеристики многорезонаторного клистрона
имеют различный вид для режима синхронной настройки резонаторов
(рис. 5.15, кривая 1) и для режима получения максимальной мощности
и КПД (см. рис. 5.15, кривая 2).
P вых
2
1
P вх


Крутизна начального участка
характеристики 1 велика, так как наибольший
коэффициент усиления получается при малом
сигнале и синхронной настройке резонаторов,
область насыщения невелика (острая кривая).
Характеристика 2 соответствует расстройке
промежуточных резонаторов. Её начальный участок имеет
меньшую крутизну (меньший коэффициент усиления), но
область насыщения оказывается широкой. В режиме
синхронной настройки ширина полосы пропускания
определяется добротностями резонаторов и меньше по
величине, чем при расстройке резонаторов.
Многорезонаторные клистроны используются для
усиления как непрерывных, так и импульсных сигналов.
Клистронные усилители обладают достаточно высокой
стабильностью частоты и фазы колебаний. Механическая
перестройка частоты достигает 10 %.
5.4. Отражательные клистроны





Устройство и принцип работы отражательного клистрона
Отражательным клистроном называется микроволновый прибор, в
котором электроны, пролетев сквозь зазор резонатора, возвращаются в
него тормозящим полем отражателя.
Отражательный клистрон – это генераторный прибор, содержащий
один резонатор и обычно используемый в качестве гетеродина
супергетеродинного приёмника СВЧ.
В отличие от пролетных клистронов в отражательном клистроне
имеется только один резонатор, который выполняет две функции:
модулирует электроны по скорости и отбирает энергию СВЧ у
модулированного по плотности электронного потока.
Схематическое устройство показано на рис. 5.16, а,
Z
5
О
Uотр
g2
L
Вых.
-
3
+
g1
+
g2
d
4
Uр
1
U
2
Uотр
0
Uр








где: 1 – катод, эмитирующий электроны; 2 – прикатодный электрод,
фокусирующий пучок в области электронной пушки; 3 – резонатор; g1 и
g2 – первая и вторая сетки резонатора; 4 – вывод энергии из
резонатора; 5 – отражатель.
На резонатор подаётся положительное напряжение Up (300 – 400
В) на отражатель – отрицательное Uотр (от –10 до –250 В). Катод
заземляется.
На рис. 5.16, б показано распределение постоянного потенциала
по оси прибора z, где: d – расстояние между сетками резонатора; L –
расстояние между второй сеткой резонатора и отражателем.
Считается, что изменение потенциала поля в пространстве между
резонатором и отражателем подчиняется линейному закону.
Для электронов, двигающихся к отражателю, это поле является
тормозящим (на отражателе отрицательное напряжение), поэтому
скорость электронов уменьшается. О – точка нулевого потенциала, это
точка поворота невозмущённого электрона.
Электроны, эмитируемые катодом под влиянием разности
потенциалов между катодом и резонатором Up (на резонаторе
напряжение положительное), движутся к сеткам 1-го и 2-го
резонаторов, между которыми имеется электрическое поле СВЧ.
Это поле возникает в резонаторе из-за флюктуаций электронного
потока, вылетающего из катода. Возникающее в резонаторе СВЧ-поле
имеет частоту, равную резонансной частоте резонатора , f рез  1/ LC
где L и C – распределённые индуктивность и ёмкость резонатора.




Это СВЧ-поле в зависимости от его направления в момент попадания
электронов в пространство между сетками резонатора ускоряет одни
электроны и замедляет другие (модулирует по скорости), так что при
попадании электронов в пространство «сетка 2 – отражатель» они
движутся с разными скоростями. На отражатель подаётся
отрицательное относительно катода напряжение Uотр, которое
заставляет электроны замедлить своё движение и поворачивает их
обратно к сетке 2 (точка О на рис. 5.16,б – точка поворота
невозмущённого электрона).
Электроны, получившие от СВЧ-поля дополнительную скорость,
пролетят точку О, т.е. будут подходить ближе к отражателю и дольше
находиться в пространстве «сетка 2 – отражатель», чем электроны,
замедлённые СВЧ-полем (которые не дойдут до точки О).
Подбирая напряжения Up и Uотр, можно достигнуть того, что при
обратном движении замедленные электроны будут попадать в
резонатор вместе с ранее вылетевшими ускоренными электронами,
образуя уплотнения пространственного заряда – сгустки электронов.
Если сгустки электронов попадают в резонатор в момент тормозящей
фазы поля СВЧ в нём, то они отдают полю свою кинетическую энергию
и поле в резонаторе увеличивается. Отработанные электроны
осаждаются на держателе первой сетки внутри резонатора. (Диаметр
второй сетки резонатора значительно больше, чем первой).
С помощью петли связи СВЧ-энергия выводится из резонатора.

Пространственно–временная диаграмма группирования
электронов в отражательном клистроне

Процесс группирования электронов для разных моментов времени
показан на пространственно-временной диаграмме (рис. 5.17).
На рис. 5.17, а по горизонтальной оси отложено время движения
электронов, по вертикальной – расстояние от сетки 2 до отражателя.
На рис. 5.17, а по
Отражатель
горизонтальной оси
отложено время движения
электронов, по
вертикальной –
расстояние от сетки 2 до
отражателя. На рис. 5.17, б
по вертикальной оси
отложено переменное
0
СВЧ-напряжение Um,
изменяющееся во времени
(на сетке g2 и сетке g1
напряжения изменяются в
противофазе), по
горизонтальной – время
движения электронов.


Катод
Рис. 5.17





Стрелками на рис. 5.17, б показано направление действия силы
переменного поля, существующего между сетками g1 и g2 резонатора.
Первоначально это переменное поле возникает в резонаторе из-за
флюктуаций электронного потока, испускаемого подогревным катодом.
Частота колебаний этого поля определяется L и C резонатора, а
амплитуда – добротностью резонатора. Это переменное СВЧ-поле
будет модулировать по скорости электроны, вылетающие из катода.
Так, электрон 1, вылетевший в момент положительной фазы
напряжения на сетке 2, будет двигаться по направлению действия
силы поля и ускоряться; его скорость будет определяться постоянным
напряжением на резонаторе, а также переменным напряжением Um и
будет равна
1  2e( U p  U m ) / m .
Электрон 2, вылетевший в момент, когда СВЧ-поле равно 0, будет
лететь со скоростью
2  2eU p / m .
Электрон 3, вылетевший в момент времени, когда фаза переменного
напряжения на сетке 2 отрицательная, двигается против сил действия
поля, поэтому он тормозится, т.е. его скорость будет определяться
соотношением
3  2e( U p  U m ) / m .




Таким образом, электроны 1, 2 и 3, пройдя вторую сетку резонатора,
будут иметь разные скорости, т.е. будут промодулированы по скорости.
На отражатель подано отрицательное относительно катода
напряжение, которое заставляет электроны замедлить свое движение
и поворачивает их обратно к сетке 2 (точка О на рис. 5.17, а – точка
поворота немодулированного электрона).
Электрон 1, ранее вылетевший и ускоренный, будет ближе подходить к
отражателю и пройдёт больший путь, дольше находясь в пространстве
группирования, чем электроны 2 и 3. При правильном подборе Up и
Uотр электроны 1, 2 и 3 вместе вернутся в резонатор, образуя сгусток.
Сгусток сформируется вокруг невозмущённого электрона 2, который
проходит резонатор в момент, когда переменное напряжение на 2-й
сетке, меняясь от положительного к отрицательному, проходит через 0.
Сгусток представляет собой электронный ток, выражение для первой
гармоники которого имеет вид
I e  2I 0 j1 x Sin t  0,51  2  0,5
,
(5.11)
где I0 – ток катода; j1(x) – значение функции Бесселя первого порядка; x
– параметр группирования; 1 – угол пролёта между сетками
резонатора; 2 – угол пролёта в пространстве «резонатор-отражатель».






Если сгусток электронов попадает в резонатор в момент тормозящей
фазы СВЧ-поля в нём, он отдает полю свою кинетическую энергию.
Тормозящей для сгустка будет положительная полуволна напряжения,
так как сгусток летит от отражателя, а сила поля при положительной
полуволне на второй сетке будет направлена навстречу движению
сгустка. Значит, поле будет тормозить сгусток, забирая у него
кинетическую энергию. Таким образом в отражательном клистроне
осуществляется положительная обратная связь по электронному
потоку, что приводит к установлению стационарных СВЧ-колебаний.
Если изменять напряжение на отражателе в широких пределах, то
условия возникновения генерации будут выполняться при
периодическом совпадении момента влёта в резонатор сгустка
электронов с тормозящей фазой СВЧ-поля, поэтому возможно
возникновение нескольких зон генерации.
Пространственно-временная диаграмма даёт возможность установить
фазовые условия самовозбуждения отражательного клистрона.
Для возникновения генерации в отражательном клистроне необходимо,
чтобы сгустки электронов возвращались в резонатор в момент, когда
поле в нём тормозящее, т.е. через время 0,75Т, 0,75Т+Т, 0,75Т+2Т и т д.
Номер зоны генерации показывает, сколько полупериодов тормозящего
СВЧ-поле прошло за время формирования сгустка. Нулевой зоной
называется такой режим работы, при котором время пролёта
электронов, не получивших скоростной модуляции, равно 0,75
периода.
Первая зона – время пролёта
= 0,75Т + Т = 1,75Т.
τ



Таким образом, можно записать условие, при котором электронные
сгустки будут приходить в момент максимума тормозящего поля
(условие генерации клистрона):
 τ = 3/4Т + nТ, n = 0, 1, 2,… ( = 2/Т),
 или G = ωτ = 0,752π + n2π = 2π (n + 0,75).
(5.12)
Номер зоны генерации можно рассчитать по формуле
 n = (Up + 1,4U01 – 0,4U02)/U02 – U01,
(5.13)
где Up – напряжение на резонаторе; U01 и U02 – напряжения на
отражателе в центрах соседних зон.

Зависимость выходной мощности клистрона от
напряжения на отражателе

Зависимость Рвых = ƒ(Uотр) представлена на рис. 5.18, а, на рис.5.18,
б – диаграмма группирования, на рис. 5.18,в – распределение
потенциала по оси клистрона. Ход зависимости Рвых=ƒ(Uотр) можем
объяснить следующим образом. Обычно имеется зона генерации с
наибольшей выходной мощностью, которая возникает при напряжении
на отражателе, называемом оптимальным (U01).
Пусть напряжение на отражателе равно U01. Электроны 1, 2, 3,
вылетевшие из катода в разные моменты времени, в резонаторе
промодулируются по скорости (1-й ускорится, 3-й замедлится) и,
отразившись от отражателя, образуют сгусток вокруг
немодулированного электрона 2.


Сгусток, попадая в резонатор в момент положительного (тормозящего)
полупериода напряжения на 2-й сетке резонатора, отдаёт СВЧ-полю свою
кинетическую энергию. На выходе клистрона появится мощность, причем в
пределах зоны генерации мощность будет иметь максимум,
соответствующий моменту влёта электронов в резонатор, когда в зазоре
резонатора будет максимум тормозящего поля. При оптимальном
напряжении U01 сгусток обладает оптимальной группировкой электронов
(наиболее плотный), следовательно, все электроны сгустка тормозятся
СВЧ-полем и отдают ему свою кинетическую энергию, поэтому выходная
мощность в этой зоне максимальна. Обычно это зона с номером n = 3 или
4. На диаграмме группирования (см. рис. 5.18,б) оптимальная зона
получается, когда сгусток электронов приходит в точку а.
Рвых



Пусть теперь напряжение U02 на отражателе будет более
отрицательное, чем U01. Если напряжение на отражателе более
отрицательное, то точка нулевого потенциала (О) сдвинется к
резонатору. Точка нулевого потенциала – это точка возвращения
немодулированного электрона назад, к резонатору, и она определяет
время формирования сгустка. Если точка нулевого потенциала
сдвинется к резонатору, то время пребывания электрона в
пространстве группирования уменьшится, сгусток не успеет
сгруппироваться (будет недогруппированным), т.е. не все электроны
будут тормозиться и отдавать свою энергию полю, поэтому
генерируемая мощность в этой зоне будет меньше. На диаграмме
группирования (см. рис. 5.18, б) эта зона получается, когда сгусток
приходит в точку б.
Пусть напряжение на отражателе U03 будет менее отрицательное,
чем U01.
Если напряжение на резонаторе менее отрицательное, то точка
нулевого потенциала сдвинется к отражателю (см. рис. 5.18,в), время
пребывания электронов в пространстве группирования увеличится,
сгусток станет перегруппированным, но тоже размытым. А размытый
сгусток отдаёт меньше энергии полю, значит, мощность в этом случае
тоже будет меньше. На диаграмме группирования (см. рис. 5.18,б) эта
зона получается, когда сгусток приходит в точку с. Клистрон не
генерирует, когда сгусток попадает в резонатор в момент, когда фаза
СВЧ-поля является ускоряющей для сгустка.

Условия самовозбуждения отражательного клистрона.
Пусковой ток

Электронный сгусток, возвращающийся в резонатор, наводит на его
стенках ток
Iнав  2I0 M1 (x)e j(d)
.
(5.14)
Здесь I0 – ток пучка, измеренный в цепи катода; M – коэффициент
электронного взаимодействия поля в зазоре с электронным потоком,
равный




M  sin 0,51 / 0,51, 1  c
,
где τс – время пролёта электронами пространства между сетками;
γ1(x) – функция Бесселя первого рода, первого порядка; х – параметр
группирования электронов ( 1  c , где ν – параметр скоростной
модуляции), равный

x  0,5Um M(2  1 ) / Up  nUm ,
(5.15)
где Um – амплитуда СВЧ-напряжения между сетками; Up – напряжение
резонатора; 2 – угол пролёта в пространстве «резонатор-отражатель»,
τ

0 пролёта
равный
(
0 –
время
в пространстве
2 
«резонатор–отражатель»); δ – фаза электронной проводимости имеет
вид

d  1  2  1,5

.
(5.16)




Взаимодействие электронного сгустка с полем СВЧ в зазоре между
сетками резонатора можно рассматривать как воздействие
отрицательной (электронной) проводимости Yе на колебательный
контур, эквивалентный резонатору:
I
Ye  нав
Um .
(5.17)
Эквивалентная схема генератора на отражательном клистроне
показана на рис. 5.19.
Gн



G
L
C
Ye
Um e
jt
Здесь проводимость G определяется потерями в резонаторе; Gн –
потери в нагрузке; L и C – распределённые индуктивность и ёмкость
резонатора; Ye – отрицательная (электронная) проводимость.
Выразим значение Um из формулы (5.15):
.
(5.18)
2xUp
Um 
M( 2  1 )

Подставляя в формулу (5.17) выражение (5.14) для наведенного тока и
выраженияе (5.18) для амплитуды напряжения между сетками,
получаем выражение для электронной проводимости:
2I 0 M1 (x)e  j(d)
 (x)
Ye 
M(2  1 )  G 0 1 e  j(d)
2U p x
x
I 0 M 2 ( 2  1 )
G0 
Up
,
(5.19)

где

Значение Ye запишем в тригонометрической форме. Для этого учтём
связь между показательной формой комплексного числа и его
тригонометрической формой:

.
(5.20)
Запишем Ye с учётом выражения (5.16):

j

2
e  cosz  jsin z;
e
e  jz  cosz  jsin z;
e j2   1 ;
e  j  1;
j 2  1 .
jz
  j;
(5.21)

Запишем Ye с учётом выражения (5.16):


 1 ( x )  j( d   )
1 ( x)  j(12 2 )
1 ( x) j( 12) j 2
Ye  G 0
e   G0
e
 G0
e
e . (5.21)
x
x
x
Перейдём к тригонометрической форме:
 (x)
 (x)

(5.22)
Ye  G 0 1 [cos( 1  2 )  j sin( 1  2 )] j  G 0 1 [sin( 1  2 )  j cos( 1  2 )]  G e  jBe ,
x
x
 где Ge – активная электронная проводимость, равная
1 ( x )
G

G
sin( 1   2 )
e
0

;
(5.23)
x
 Be – реактивная электронная проводимость, равная
 (x)
Be  G 0 1
cos( 1   2 )

.
(5.24)
x
 Необходимым, хотя и недостаточным, условием самовозбуждения
СВЧ-генератора является отрицательная величина активной
электронной проводимости.
 Максимум – Ge определяется условием



sin(1   2 )  1 , откуда
где n = 0, 1, 2,...
sin(1   2 )  1
,
(5.25)





При этом электронные сгустки попадают в максимум тормозящего
поля, т.е. условие (5.25) определяет центры зон генерации
отражательного клистрона. Величина θ1 лежит в пределах (0,7 – 0,9)π,
значит, для всех n (кроме n = 0) получим θ2 > θ1, причём чем больше
номер зоны, тем больше θ2 (θ2 >> θ1). Таким образом, θ1 можно
пренебречь.
Необходимым и достаточным условием существования генерации
является равенство нулю суммы всех активных проводимостей, т.е.
равенство потерь энергии в резонаторе и нагрузке:
 G + Gн + Ge = 0.
(5.26)
При напряжениях на отражателе, соответствующих началу и концу
зоны генерации, т.е. при P~→ 0 и Um → 0, x → 0, а при малых х функция
Бесселя имеет вид
x
 1 ( x) 
2
.
1 (x )
I 0 M 2 ( 2  1 )
sin( 1   2 ), G 0 
Пренебрегая θ1 и учитывая, что G e  G 0
,
Up
x
а при малых х функция Бесселя имеет вид  1 ( x )  1 , можно записать:
x

2
M 2 I 0.
1
 G e  G н  G  G 0 sin 2  
2 sin 2
2
2U p
(5.27)




Перепишем (5.27) таким образом:
(G н  G)2U p
 2 sin 2 
 .
(5.28)
M2 I0
Уравнение (5.28) есть условие самовозбуждения генератора. Это
уравнение может быть решено графически (рис. 5.20). Его правая
часть не зависит от θ2, значит, это прямая линия, параллельная оси θ2.
Левая часть – это синусоида с нарастающей амплитудой. Начинается
синусоида с отрицательного полупериода, так как в левой части
уравнения стоит знак «минус».
Из рис. 5.20 видно, что зоны 0 и 1 не возбуждаются, а возбуждаются
зоны, имеющие номера 2, 3 и выше, (возбуждаются зоны, находящиеся
выше прямой
).
(G н  G)2U p / M 2 I 0
(G н  G ) 2 U p


2
M I0
Если нагрузка Gн уменьшится, то прямая
опустится
вниз и будет возбуждаться уже зона генерации 1. То есть при большой
суммарной проводимости Gн и G зоны генерации, соответствующие
малым значениям n, могут вообще не возбуждаться. Точки а, б, в, г
соответствуют краям зон генерации.
Из рис. 5.20 видно, что ширина зон генерации между точками нулевой
генерации (а – б, в – г) зависит от величины нагрузки, а не только от
питающих напряжений и тока пучка.


В самом деле, условием генерации (см. рис. 5.20) является
пересечение горизонтальной прямой, соответствующей правой части
уравнения, с «развёртывающейся» синусоидой, определяющей левую
часть уравнения (5.28).
Чем больше активная проводимость нагрузки Gн, тем выше проходит
горизонтальная прямая и тем более узкой (по величине θ2 и,
следовательно, по напряжению Uотр) является зона генерации.
Рис. 5.20







Пусковой ток – это минимальный ток пучка, при котором может произойти
самовозбуждение.
В момент возбуждения зоны мы работаем при малом Um, когда x << 1, J1 ( x)  0,5 x
При этих условиях из формулы (5.27) найдём значение тока, учитывая следующее:
– величина Ge должна быть отрицательной и максимальной, а это значит, что
sin 2  1 ; 1  2  2(n  0,75)
– пусковой тока должен обеспечивать самовозбуждение в центрах зон при наиболее
благоприятной для прихода электронных сгустков в зазор фазе СВЧ-поля, т.е. при
условии, 2  2(n  0,75)
.
Ранее мы говорили о том, что углом пролёта можно пренебречь для всех зон, кроме
нулевой, тогда
.
Итак, учитывая, что Gн + G = – Ge , получим





M 2 (n  0,75)
.
(5.29)
Нарастание колебаний в клистроне происходит при условии, что рабочий ток больше
пускового тока.
Уравнение (5.29) позволяет сделать выводы:
– пусковой ток клистрона тем меньше, чем меньше полная активная проводимость
резонатора и нагрузки;
– величина Iпуск различна для разных зон;
– с увеличением номера зоны самовозбуждение клистрона облегчается;
– ток, требующийся для самовозбуждения клистрона, тем меньше, чем ниже
ускоряющее напряжение.


I пуск 
U p (G н  G)

Электронная настройка частоты в отражательном
клистроне

Электронная настройка – это изменение частоты колебаний,
генерируемых клистроном при изменении напряжения на отражателе
или резонаторе.
Резонатор отражательного клистрона – это колебательный контур,
пронизываемый электронным током. Эквивалентная схема генератора
на отражательном клистроне приведена на рис. 5.19.
При резонансе сумма реактивных проводимостей должна быть равной
1
0:
jc  j
 jB e  0




L
.
(5.30)
1
Умножим и разделим первые два члена равенства (5.30) на ω0с, 0 
LC
вынесем jω0с и учтем, что :
2
jC0 C
0 C
2  0
 0
j
 jBe  0; j0 C(  )  jBe  0; 0 C
  Be ;
0 C
L0 C
0 
0 
(   )(   )
 B e ;
ω и ω0 близки, поэтому ω + ω0 = 2ω;

2
 B e ; 2C  B e . Выразим Be и Ge , используя формулы (5.23) и
 C


C
0
0
(5.24), перейдём от синуса к косинусу, добавив (- 0,5), и учтём (5.26):
 (x)
 (x)


Ge  G0 1
sin( 1   2 )  G 0 1
cos( 1   2  )  (G н  G ), (5.31)
x
x
2
 .
B e  G 0
1 ( x )

sin( 1   2  )  2C
x
2
(5.32)



2C

  tg(1  2  )
(Gн  G )
2 .
Умножим и разделим левую часть полученного равенства на ω0:
Разделим (5.32) на (5.31):
2C0
G G

 tg(1  2  0,5);
 tg(1  2  0,5) н
.
(
G

G
)


2
C

0 C
 Учитывая,
что0
, где
н
0 Qн – нагруженная
0
Q

н
добротность, получим G н  G

1
(5.33)

tg(1  2  0,5) .
 2что
Qн изменение частоты в пределах
0
Из формулы (5.33)видно,
зоны генерации отражательного клистрона происходит по
тангенсоиде. Управление частотой колебаний с помощью
изменения напряжения на отражателе более удобно, так как при
достаточно высоком отрицательном напряжении на отражателе
его ток практически равен нулю. Благодаря этому отсутствует
потребление мощности. График изменения частоты
генерируемых колебаний в зависимости от напряжения на
отражателе представлен на рис. 5.21,а.
Пусть напряжение на отражателе соответствует центру зоны
генерации (точка А на рис. 5.21,а). На диаграмме группирования
сгусток попадает в резонатор в момент максимума тормозящего
поля (точка а на рис. 5.21,б).








При этом ток и напряжение находятся в противофазе и частота
генерации клистрона равна резонансной частоте 0  1/ LC , где L и
C – распределённые индуктивность и ёмкость резонатора.
Если напряжение на отражателе сделать более отрицательным (точка
Б на рис. 5.21, а) точка нулевого потенциала (см. рис. 5.18,в) сдвинется
к резонатору, время пребывания сгустка в пространстве группирования
уменьшится и сгусток вернется раньше в резонатор (точка б на рис.
5.21, б). При этом электронный поток внесёт в резонатор
дополнительную индуктивность. Эта индуктивность будет включена в
колебательный контур параллельно, общая индуктивность уменьшится
и частота колебаний возрастёт ( б  1/ LC , L уменьшается, так как L
и Lэ включены параллельно).
Если напряжение на отражателе сделать менее отрицательным (точка
С на рис. 5.21,а), то точка нулевого потенциала (см. рис. 5.18,в)
сдвинется к отражателю, время пребывания сгустка в пространстве
группирования увеличится, сгусток вернётся в резонатор после
максимума переменного напряжения (точка с на рис. 5.21, б).
При этом электронный поток внесёт в резонатор эквивалентную
ёмкость Сэ. Эта ёмкость будет включена параллельно в колебательный
контур, но две ёмкости, включенные параллельно, увеличивают общую
ёмкость и частота колебаний уменьшается
( С  1/ LC , С растёт, C уменьшается).
Диапазоном электронной перестройки частоты отражательного
клистрона называется диапазон частот колебаний, в пределах которого
выходная мощность уменьшается относительно максимальной в
пределах зоны генерации в 2 раза.
Важным параметром является также крутизна электронной
перестройки.
Измеряется крутизна в мегагерцах на вольт (МГц/В) и показывает, на
сколько МГц изменяется генерируемая частота при изменении
напряжения на отражателе на 1 В.
На графике, представленном на рис. 5.21, а, видно, что крутизна [tg
угла наклона касательной в центре зоны на графике   f (Uo ) ] разная
для зон n, n + 1, n – 1 и она уменьшается с ростом Uотр.




Р
Отражатель
0
б)
а)
0
0

Объясняется это так: при малых значениях напряжения на отражателе,
например 10 В для зоны n + 1, изменение этого напряжения на 1 В
составляет 10 %, а при больших значениях, например 200 В,
изменение на 1 В составит лишь долю процента. Значит, с ростом Uотр
крутизна падает.

Электронный гистерезис

В некоторых случаях форма кривых Рн = f(Uотр), показанных на рис.
5.18, нарушается, появляются резкие скачки мощности колебаний,
причём если изменять напряжение на отражателе от 0 в сторону
бόльших Uотр, то зона генерации клистрона возникает при одном
напряжении на отражателе (точка а, рис. 5.22), а если идти в
противоположном направлении, т.е. менять напряжение на отражателе
от бόльших значений до нуля, зона срывается уже при других
значениях Uотр (точка б на рис. 5.22). Это явление называется
электронным гистерезисом. Вызывается оно многократным пролетом
электронов между сетками резонатора (рис. 5.23).
Pн
б
а
- Uотр





Электронные сгустки, возвращающиеся от отражателя в резонатор,
могут не осесть на сетках и стенках резонатора, а пройти к катоду и
повернуть обратно (поток 3 на рис. 5.23).
Предположим, что мы работаем при напряжении на отражателе,
соответствующем центру зоны генерации. Идущий от катода
электронный поток, промодулированный по скорости напряжением
резонатора, группируется в сгустки на пути от отражателя к резонатору
и, совпадая с тормозящей фазой поля резонатора, отдает энергию в
промежутке g1 – g2, оседая на стенках резонатора.
Часть электронов, не осевших на сетках и стенках резонатора,
движется к катоду, продолжая группироваться, затем поворачивает
обратно и движется к сеткам g1 и g2, также продолжая группироваться.
В итоге, пройдя через зазор g1 – g2 в третий раз, электронный поток
будет сильно перегруппирован и влияния на работу резонатора не
окажет.
Если же мы работаем при напряжении на отражателе,
соответствующем краю зоны генерации, то амплитуда СВЧ-поля в
зазоре g1 – g2 невелика и электронный поток, проходя зазор второй
раз, может быть недогруппированным. Но, пролетая к катоду и
обратно, он продолжает группироваться, и может случиться, что,
пролетая зазор в третий раз, поток будет сгруппирован более
оптимально, чем после второго пролета. При этом возможны две
ситуации:
– возвращающиеся от катода сгустки могут попасть в резонатор в
момент тормозящей фазы СВЧ-поля в нём и отдадут резонатору
дополнительную энергию, тогда возрастет мощность, отдаваемая в
нагрузку;





– возвращающиеся от катода сгустки могут попасть в резонатор в момент
ускоряющей фазы СВЧ-поля в нём, тогда энергия поля будет тратиться на
ускорение этих сгустков, и если мощность, затраченная на ускорение
сгустков, превысит мощность, полученную за счёт торможения сгустков,
идущих от отражателя, то наступит срыв генерации.
Явление гистерезиса – вредное явление. Способы борьбы с ним
следующие (рис. 5.24):
– чтобы электроны, возвращающиеся от отражателя, полностью осели на
стенках резонатора, сетки g1 и g2 делают разного диаметра, т.е. g2
большего диаметра, чем g1;
– формируют фонтанирующий поток, для этого в отражатель ставят штырь;
– чтобы исключить центральные электроны, двигающиеся по оси, на
катоде выполняют выступ, который не покрывают оксидным слоем, и он не
эмитирует электроны.


Элементы конструкции отражательных клистронов и их применение
Клистроны 10-сантиметрового диапазона (6 – 60 см) выполняются в стеклянном
оформлении и имеют съёмный внешний резонатор, снабжённый винтами
(плунжерами) механической перестройки частоты.

Клистроны 3-сантиметрового диапазона (от 3 см до 5 мм) и более
высокочастотные выполняются с резонатором, помещённым внутри
металлического корпуса. Обычно вывод энергии в таких клистронах сделан в
виде коаксиальной линии, погружаемой в волновод. Изменяя глубину
погружения коаксиальной линии в волновод и перемещая поршень,
закорачивающий волновод, можно варьировать степень связи клистрона с
нагрузкой и добиваться максимума выходной мощности.

Механическая настройка частоты клистрона достигается изменением размеров
резонатора, в частности изменением расстояния между сетками. Так как между
сетками сосредоточено почти всё электрическое поле, то изменение расстояние
между ними можно рассматривать, как изменение сосредоточенной ёмкости
контура, эквивалентного по резонансной частоте резонатору клистрона.





Недостатком стеклянных отражательных клистронов является то, что
при их использовании не всегда обеспечивается надёжный
электрический контакт для токов СВЧ между внутренней и внешней
частями резонатора. Преимущество их состоит в том, что имеется
возможность подключения к одному и тому же клистрону резонаторов
разных размеров, обеспечивающих широкий диапазон механической
перестройки частоты, превышающий октаву (в 2 раза).
Металлические отражательные клистроны более надежны в
эксплуатации, чем стеклянные, так как у них резонатор, помещённый
внутри вакуумной оболочки, не подвержен воздействию внешней
среды.
Диапазон механической перестройки частоты металлических
отражательных клистронов меньше, чем у стеклянных, и лежит в
пределах 10 – 15 % от 0.
Недостатком отражательных клистронов является наличие
электронного гистерезиса и малый КПД (1 – 2 %).
По уровню выходной мощности различают отражательные клистроны
малой и повышенной мощности. Маломощные используются в
качестве гетеродинов радиолокационных приемников, в лабораторных
сигнал-генераторах и др. Отражательные клистроны повышенной
мощности применяются в радиорелейных линиях связи.





5.5. Приборы с длительным взаимодействием электронов с
СВЧ-полем
Принцип длительного взаимодействия электронов с
полем бегущей волны
Одним из основных недостатков пролётных клистронов-усилителей
является их узкополосность, что объясняется использованием
резонансных колебательных контуров. Рабочая полоса частот
определяется нагруженной добротностью колебательного контура.
Поскольку в клистронах время взаимодействия электронов с СВЧполем резонатора мало (угол пролета между сетками резонатора мал),
то для повышения эффективности взаимодействия необходимо
увеличивать амплитуду СВЧ-поля в зазоре выходного резонатора. Для
этого увеличивают его добротность, что сужает рабочую полосу частот.
При создании широкополосных приборов СВЧ, таких как ЛБВ, ЛОВ,
было предложено использовать нерезонансные колебательные цепи, в
которых может быть реализован принцип длительного взаимодействия
электронного потока с полем бегущей электромагнитной волны.
Для длительного взаимодействия необходимо, чтобы скорость
электронов пучка (
) была приблизительно равной (и
даже чуть большей) по
0 величине
 2eU0 / mфазовой скорости электромагнитной
волны (υф – скорость изменение фазы волны) и совпадала с ней по
направлению:
 υ0 υф.



Это соотношение называют условием фазового синхронизма.
Однако даже при высоких ускоряющих напряжениях U0 скорость
электронов υ0 значительно меньше скорости света, с которой
электромагнитная волна распространяется в свободном пространстве.
Поэтому для выполнения условия фазового синхронизма, т.е. условия
длительного взаимодействия электронов с бегущей СВЧ-волной,
необходимо замедлять фазовую скорость волны, взаимодействующей
с электронами. Для этого используют замедляющие системы, которые
могут быть выполнены в виде проволочной спирали, двухзаходной
ленточной спирали, а также щелевой замедляющей системы (рис.
5.25).
a
h



Фазовая скорость волны при прохождении по замедляющей системе
уменьшается и становится меньше скорости света:
Ch
ф 

,
(5.34)
2a
где С` – скорость света; h – шаг спирали; a – радиус спирали.
Величина замедления скорости электромагнитной волны
характеризуется коэффициентом замедления К = C`/υф (15 – 20 раз).

5.6. Лампы бегущей волны О-типа

Устройство, принцип работы, диаграмма группирования
электронов для ЛБВ
Лампа бегущей волны (ЛБВ) – это электровакуумный прибор, работа
которого основана на принципе длительного взаимодействия
электронов с бегущей замедленной электромагнитной волной. ЛБВ
предложена в 1943 – 1944 гг. архитектором Рудольфом Компфнером.
Теорию ЛБВ в 1945 г. предложил Джон Пирс.
Основные достоинства ЛБВ:
– широкополосность усиления до двух октав;
– большой коэффициент усиления (60 дБ = 106 раз);
– малый коэффициент шума (2 – 7 дБ).










– большой коэффициент усиления (60 дБ = 106 раз);
– малый коэффициент шума (2 – 7 дБ).
Существующие ЛБВ перекрывают диапазон 0,5 – 100 ГГц.
Используются в системах космической связи, радиолокации, в
системах радиопротиводействия.
Разработан ряд гибридных приборов, например клистрон-ЛБВтвистрон. В этих приборах удаётся расширить полосу рабочих частот,
получить бόльшую мощность при высоком КПД.
Схематически устройство лампы бегущей волны показано на рис. 5.26.
9
7
2
11
1
3
5
8
10
4
6
Pвх
Pвых
13
12


На рис. 5.26 обозначено: 1 – оксидный катод-источник электронов; 2 –
подогреватель, при подаче на который напряжения накала (6,3 В) катод
нагревается и из его оксидного слоя вылетают электроны; 3 – прикатодный
электрод (ПКЭ), служащий для электростатической фокусировки
электронного пучка; 4 – первый анод (А1), на который подаётся
отрицательное напряжение, равное приблизительно 30 – 40 В (изменяя
его, мы регулируем ток лампы); 5 – второй анод (А2), на который подается
положительное высокое напряжение (U0), равное 600 – 1000 В (изменяя
его, мы меняем скорость электронов, так как 0  2eU0 / m ); 6 – втулка
арматуры, длина которой равна 0,250 (вместе с анодом А2, длина
которого тоже 0,25 0, втулка образует СВЧ-дроссель, цель которого –
препятствовать утечке СВЧ-сигнала, подаваемого на вход лампы; А2 и
втулка образуют длинную коаксиальную линию (    0 / 4 ), в которой
второй анод является внутренним проводником линии, а втулка арматуры –
наружным; коаксиальная линия разомкнута на конце (R = ), а через
0,25 0от конца линии ее сопротивление становится равным 0, что является
закoроткой по СВЧ, и волна не идет в пушку и в зазор между втулкой и
стеклом баллона, а распространяется по замедляющей системе); 7 –
ленточная спираль (антенна) с переменной шириной ленты, служащая для
согласования волнового сопротивления волновода и спирали; 8 –
проволочная спираль (её диаметр и шаг определяют фазовую скорость
волны
  C);
' h / 2a
ф

9 – поглотитель отражённых от нагрузки волн (он представляет собой
графитовое покрытие, нанесённое на кварцевые трубки,
поддерживающие спираль; падающую волну он поглощает на 4 – 6 дБ,
а отражённую – на 40 – 60 дБ; поглощать отражённую волну
необходимо, чтобы не было самовозбуждения лампы); 10 –
коллекторный цилиндр, длиной 0,250, образующий с выходной
втулкой арматуры длиной 0,250 выходной СВЧ-дроссель; 11 –
коллектор, служащий для сбора отработанных электронов и имеющий
отдельный ввод для подачи напряжения, бόльшего, чем U0, чтобы
предотвратить попадание вторичных электронов, выбитых из
коллектора, в пространство взаимодействия ЛБВ; 12 – фокусирующая
система, служащая для фокусировки электронного потока (соленоид
или постоянные магниты для пакетированных ламп); 13 – входной и
выходной волноводы (или коаксиальный кабель), которые
используются для подачи сигнала и вывода его.

Работа лампы

На вход лампы подаётся СВЧ-мощность (Pвх), она в виде бегущей
волны напряжения распространятся по замедляющей системе. При
Ch
этом фазовая скорость волны замедляется и становится равной ф 
2a
.


Катод испускает электроны, скорость которых определяется
ускоряющим напряжением U0 ( 0  2eU0 / m ). Напряжение U0
подбирается таким образом, чтобы выполнялось условие фазового
синхронизма, т.е. υ0υф. Волна взаимодействует с электронным потоком,
модулируя его по скорости, т.е. электрон 1, влетевший в спираль в
момент положительной фазы волны в ней (рис. 5.27) увеличивает свою
скорость; электрон 3, влетевший в спираль в момент отрицательной
фазы волны в ней, уменьшает свою скорость; электрон 2 не меняет
своей скорости, т.е. летит со скоростью, определяемой напряжением
U0, и называется немодулированным. С течением времени ускоренный
электрон 1 догоняет немодулированный электрон 2, а электрон 3
приближается к ним, вместе они образуют сгусток, который наиболее
плотным становится к концу замедляющей системы лампы. Если
среднюю скорость электронов сделать чуть больше υф, то сгусток
будет формироваться во время тормозящей фазы СВЧ-поля, а это
значит, что поле будет забирать энергию у электронов и усиливаться.
Рассмотрим с помощью диаграммы группирования, как идет модуляция
электронов по скорости и формирование сгустка (рис. 5.27).




Штриховые линии на рис. 5.27
показывают изменение во времени
положения электронов относительно
волны. Угол наклона штриховых
линий соответствует скорости
электронов, определяемой
ускоряющим напряжением
U0 ( 0  2eU0 / m ) при условии, что
волна и электроны не
взаимодействуют, а движутся вдоль
оси Z. Тогда электроны со временем
опережают волну (так как υ0 > υ ф), но
в сгусток не собираются.
На самом деле волна взаимодействует
с электронами, и электрон 1,
попавший в положительную
полуволну, увеличивают свою
скорость
( 1  2e(U 0  U) / m ).
Увеличенную скорость электронов
представим сплошной линией с
меньшим углом наклона к оси Z, так
как Z/t.
U, t
Vo Vф
Um
0
Z
1
2
3
Vф
Немодулированный электрон 2 не меняет
своей скорости; электрон 3 тормозится, (
), вследствие чего скорость его
З  2e(U0  U)скорость
/m
уменьшается. Уменьшённую
электронов
представим
сплошной
линией с бόльшим углом наклона к оси
Z, так как Z/t. В результате
модуляции
по
скорости
через
определённое время t образуется
плотный сгусток, который длительно
будет находиться в тормозящей фазе
СВЧ-поля и будет отдавать ему
кинетическую энергию, т.е. сигнал
усилится, а отработанные электроны
осядут на коллекторе.
Если первоначальную скорость электронов, определяемую
ускоряющим напряжением, сделать меньше υф, то диаграмма будет
выглядеть так, как на рис 5.28. Наклон штриховых линий показывает,
что электроны со временем отстают от волны. При взаимодействии с
СВЧ-волной электроны модулируются по скорости, образуется сгусток,
но уже в ускоряющей фазе поля, что не приведёт к усилению, а
наоборот, поле затратит энергию на ускорение сгустка.

U, t
U, t
V0
Vo Vф
Vф
Z
0


1
2
3
Vф
Z
0
1
2
3
Если первоначальную скорость электронов сделать равной υф,
диаграмма группирования будет выглядеть так, как на рис. 5.29.
Сгусток сформируется в нулевой точке СВЧ-поля, обмена энергией
между электронами и полем не будет.

Дисперсионные свойства замедляющей системы

Основной характеристикой замедляющей системы является
дисперсионная. Дисперсией называется зависимость фазовой
скорости волны от частоты: υф = f (). Фазовая скорость – скорость
перемещения фазы волны вдоль оси. В дисперсионной среде
распространяющаяся волна характеризуется также групповой
скоростью υгр. Групповая скорость – это скорость переноса энергии.
Групповая и фазовая скорости в общем случае связаны соотношением
Ф

.
(5.35)
гр 
 dф
1
ф d

В свободном пространстве при отсутствии дисперсии, когда d ф  0
d
υф = υгр = C (C – скорость света).

Различают четыре вида дисперсии:

1) нормальную, при которой абсолютная величина фазовой скорости в
рассматриваемом диапазоне частот уменьшается с ростом частоты
сигнала (рис. 5.30);

,
Vф
Vф







2) аномальную, характеризуемую ростом абсолютной величины
фазовой скорости при увеличении частоты (рис. 5.31);
3) положительную (прямую), при которой направления фазовой
и

групповой скоростей совпадают (имеют одинаковые знаки гр , ф ),
волны с такой дисперсией используются в ЛБВ;
4) отрицательную (обратную), при которой фазовая скорость волны

направлена в сторону, противоположенную групповой скорости ( Ф ,

гр ), волны с такой дисперсией используются в ЛОВ.
Характер дисперсионной зависимости определяется типом
(конструкцией) замедляющей системы.



Наклон дисперсионной зависимости
замедляющей системы прибора
определяет полосу усиления.
На рис. 5.32, а представлены две
разные дисперсионные зависимости
замедляющей системы ЛБВ, а на
рис. 5.32, б – соответствующие им
полосы усиливаемых частот.
Чем меньше угол наклона
дисперсионной характеристики, тем
в бόльшем диапазоне частот
усиливает лампа.
υф
υфн
υфн == υ0
υфв
2
a
1

0
G
ω0
б
0 ωн1
ωн2 ωв2 ωв1 
На центральной частоте ω0 условия фазового синхронизма υ0  υф0
выбрано оптимальным. Теория и эксперименты показывают, что условие
фазового синхронизма в лампе выполняется, когда разница между υ0 и υф
не превышает ± 2,5 %. Следовательно, лампа будет усиливать в
диапазоне частот (ωв – ωн), которым соответствуют фазовые скорости
 υфв и υфн, отличающиеся от υф0 на ± 2,5 %. Из рис. 5.32, а, б видно, что
если дисперсионная характеристика замедляющей системы ЛБВ имеет
пологий вид (прямая 1), то диапазон усиливаемых ею частот шире, чем у
лампы с замедляющей системой, обладающей более выраженной
дисперсионной зависимостью (прямая 2).


Необходимо иметь в виду, что полоса усиления – это интервал частот, в
котором коэффициент усиления снижается от максимального значения
на 3 дБ, если рабочий режим ЛБВ не меняется (полоса усиления
всегда меньше диапазона усиливаемых частот).

Характеристики ЛБВ

Коэффициент усиления лампы – это отношение выходной мощности к
входной
 G = Рвых/Рвх .
Коэффициент усиления принято выражать в децибелах:
 G = 10 lg Рвых/Рвх, дБ.
(5.36)
Зависимость коэффициента усиления от ускоряющего напряжения
показана на рис. 5.33.
При постоянной частоте f1 и напряжении U0, меньшем U0, т.е. при
малых скоростях электронов пучка, усиления нет, так как электроны
летят слишком медленно и не выполняется условие фазового
синхронизма. При напряжении U0, большем U0, усиления нет, так как
электроны летят слишком быстро и тоже не выполняется условие
фазового синхронизма. При напряжении оптимального взаимодействия
Uа коэффициент усиления будет максимальным. Здесь наилучшим
образом выполняется условие фазового синхронизма.



G, дБ
а
Uz,t
f2
Uz,t
Б
Vo
f1
Vф
Vo
Z
Uo,B
U`0
0
рис. 5.33



Uа
0
1
2
Z
3
0
Uб U``0
рис. 5.34
1
2
3
рис. 5.35
Диаграмма группирования для напряжения Uа будет выглядеть так, как
показано на рис. 5.34.
Сгусток электронов тормозится СВЧ-полем максимальной величины.
Для напряжения Uб диаграмма группирования будет выглядеть, как
показано на рис. 5.35.
Объяснить это можно следующим образом: Uб > Uа, следовательно,
средняя скорость электронов при напряжении Uб будет увеличиваться,
угол наклона пунктирных линий по отношению к оси z будет
уменьшаться (электрон в бόльшей степени опережают волну), сгусток,
сформированный вокруг электрона 2, будет тормозиться СВЧ-полем
меньшей амплитуды, значит, и усиление в mочке Б будет меньше (см.
рис. 5.33).
Vф


Обычно измеряется семейство характеристик G = f (Uо) для ряда
фиксированных частот в полосе усиления ЛБВ. По этим
характеристикам строится амплитудная частотная характеристика для
какого-то фиксированного значения напряжения, которая имеет вид,
изображенный на рис. 5.36, б.
Путем изменения ускоряющего напряжения U0 можно изменить форму
амплитудно-частотной характеристики. Реальная амплитудночастотная характеристика имеет волнистость с периодом 50 – 60 МГц и
амплитудой 1 – 2 дБ, волнистость обусловлена интерференцией
падающей и отражённой волн на выходном участке замедляющей
системы ЛБВ. При этом на некоторых частотах эти волны
складываются и коэффициент усиления возрастает; на других частотах
волны гасят друг друга, тогда коэффициент усиления уменьшается
G
G
U1
f1
f2
U2
f3
0
U1
U2
a)
Uo
0
f1
f3
f2
б)
f

U,t
t
a)
Vo
0
1

z
3
2
Vф

U,t
t1
б)
t2
0
Vo
1
2
3
Vф
Z
На участке 0 – 1, когда коэффициент усиления
максимален, условие фазового синхронизма
выполняется и диаграмма имеет вид,
изображенный на рис 5.38, а. Далее, на
участке 2 – 3, Рвх значительно возрастает и
диаграмма имеет вид, изображённый на рис.
5.38, б.
С ростом Рвх амплитуда бегущей волны
возрастает, бόльшей амплитудой волны
электрон 1 больше ускоряется.
На диаграмме группирования (рис. 5.38, б)
угол наклона к оси z траектории электрона 1,
изображённой сплошной линией,
уменьшается; электрон 3 больше тормозится
и угол наклона его траектории к оси z
увеличивается. Сгусток формируется раньше
(t2 < t1) и, пока доходит до конца
замедляющей системы, разгруппировывается.
Получается, что размытый сгусток частично
попадает в ускоряющую фазу поля, и поле
тратит энергию на ускорение. Тормозится, а
следовательно, отдаёт кинетическую энергию
полю меньшее число электронов, отсюда
Рвых уменьшается и коэффициент усиления
G также уменьшается.
Некоторые сведения об изготовлении деталей
ЛБВ




ЛБВ – это электровакуумный прибор, конструкция и принцип
работы которого требуют наличия в нём высокого вакуума.
Технологический процесс получения вакуума называется откачкой.
Рабочее давление в приборах типа ЛБВ и ЛОВ – от 10-8 до 10-1 мм рт.
ст. При таком давлении обеспечивается беспрепятственный, т.е. без
соударений с молекулами газа, пролет электронов от катода к аноду.
Кроме того, металлические электроды лампы во время работы
имеют высокую температуру. Так, подогреватель имеет температуру
1050 – 1150 ОС, аноды нагреваются до 200 ОС, а катод – до 700 ОС. При
таких температурах электроды окисляются в низком вакууме, что
приводит к выходу лампы из строя.
Высокий вакуум необходим и для работы катода, так как при
плохом вакууме происходит «отравление» катода и он теряет
эмиссионные свойства.
Катод лампы оксидный. Основой катода является
металлический керн, изготавливаемый из листового никеля. Керн
обжигается при температуре 750 – 800 ОС, обезжиривается и
промывается в дистиллированной воде. Оксидное покрытие катода
состоит из смеси окислов бария и стронция.





Так как эти окислы неустойчивы к воздействию паров воды и
углекислого газа, то вначале на керн наносят смесь углекислых солей
бария и стронция путем опрыскивания или электролитического
осаждения. В таком виде он монтируется в лампе, а затем, после
откачки из лампы воздуха, он нагревается до рабочей температуры;
при этом углекислые соли бария и стронция разлагаются на окислы
металлов и углекислый газ, который откачивается из лампы. Окислы же
металлов остаются на поверхости катода в виде белого слоя
кристаллов ВаО и SrО.
Подогреватель. Спираль подогревателя делается из сплава 50 %
-го вольфрама, 50 % -го молибдена. В ЛБВ спираль подогревателя
обычно бифилярная, так как бифилярные подогреватели обладают
слабым магнитным полем и не искажают внешнее магнитное поле.
Спиральная замедляющая система. Обычно изготавливается из
молибденовой или вольфрамовой проволоки диаметром от 0,03 до 0,5
мм.
Проволоку серебрят, очищают, обжигают, пропускают через
алмазную фильеру для получения более гладкой поверхности и
навивают на молибденовые оправки на специальных станках.
При навивке спиралей очень высокие требования предъявляются
к точности её шага. Крепится спираль в лампе с помощью четырёх
кварцевых трубок.





Дроссели и антенки. Они изготавливаются из константана
штамповкой, затем очищаются, отжигаются.
Коллекторы. Изготавливаются из молибдена или тантала.
Баллоны ЛБВ. Их выполняют из алюмосиликатных
бесщелочных стекол. Наибольшее распространение получило
алюмосиликатное стекло С48-3 с температурой размягчения
810 ОС. Его использование позволяет повысить температуру
обезгаживания до 720 – 740 ОС. Стекло С48-3 достаточно
термостойкое, имеет малые диэлектрические потери, хорошую
химическую устойчивость. Для изготовления внутриламповых
изоляторов используется алундовая или стеотитовая керамика.
Автогенератор на лампе бегущей волны
Если усилитель на ЛБВ дополнить цепью обратной связи и
подобрать соответствующим образом фазу обратной связи, то,
увеличив ток лампы выше некоторого предельного для данной
нагрузки значения, можно получить автогенератор, частота
генерируемых колебаний которого определяется частотой
эквивалентной резонансной системы, которой можно
представить колебательную систему усилителя и цепь обратной
связи.
Схематическое устройство автогенератора показано на рис. 5.39.



В цепь обратной связи
автогенератора включен
аттенюатор, позволяющий
регулировать степень обратной
связи. Спиральная ЗС вместе с
цепью обратной связи образуют
кольцевой резонатор.
Резонансная частота кольцевого
резонатора – это частота, при
которой на длине кольцевого
резонатора (lЗС + lОС)
укладывается целое число длин
волн.
Работа ЛБВ в режиме
автогенератора заключается в
следующем: флюктуации
электронного потока возбуждают
резонатор на одной из его
собственных резонансных частот, в
результате чего появляется СВЧволна, распространяющаяся с
замедленной фазовой скоростью.
Коллектор
At
Рвых

Регулируя с помощью
ускоряющего напряжения
скорости электронного потока,
добиваемся выполнения
условия фазового синхронизма.

G
Взаимодействие электронного потока и СВЧ-волны приводит к
скоростной модуляции электронов и формированию сгустков,
плотность которых увеличивается по мере продвижения вдоль оси Z.
Сгустки электронов, находясь в тормозящей фазе поля, отдают
энергию волне, часть этой энергии поступает по линии обратной связи
на вход лампы. Если волна приходит на вход лампы в нужной фазе,
колебания поддерживаются и автогенератор генерирует СВЧколебания. При большой степени обратной связи автогенератор
генерирует почти на всех резонансных частотах, которые в результате
дают спектр колебаний, приближающийся по своему составу к шуму.
При слабой обратной связи автогенератор генерирует колебания,
лежащие вблизи одной из собственных частот. Любой резонатор, в том
числе и кольцевой, можно представить параллельным колебательным
контуром, имеющим эквивалентные ёмкость C и индуктивность L (рис.
5.40).
C
L
На рис. 5.40 G  – полная
проводимость потерь, состоящих из
потерь в кольцевом резонаторе G и
Ye потерь в нагрузке Gн;
G = G + Gн; Ye – проводимость
электронного потока.
Электронный поток вносит в эту схему комплексную (имеющую
действительную и мнимую части) электронную проводимость, в случае
отрицательной действительной части которой в схеме возможны
автоколебания, т.е. автоколебания возникают тогда, когда энергия
электронного потока достаточна, чтобы компенсировать потери в
резонаторе и нагрузке.
Генерация возникает, когда








GO cosd  4(G  G H )
.
(5.39)
Здесь G0 – активная часть электронной проводимости; – фаза электронной
проводимости, которая определяется сдвигом фазы волны при её
движении по кольцу (замедляющая система ЛБВ и цепь обратной связи):
,
(5.40)
lОС
l
d  (

)
ФОС Ф
где l и lOC – длина ЗС в ЛБВ и длина цепи обратной связи; Ф и ФОС –
фазовые скорости волны при движении её в ЗС и в цепи обратной связи.
Зависимость генерируемой мощности от ускоряющего напряжения
изображена на рис. 5.41.
С изменением U0 меняется скорость электронов υ0. Так как в лампе
выполняется условие фазового синхронизма (υ0  υф), то изменение υ0
приводит к изменению υф, что в соответствии с выражением (5.40) влияет
на величину , которая меняет значение cos d [см. формулу (5.39)]. Когда
cos d = 1, то мощность Pн максимальна.





В заключение следует отметить, что промышленностью
выпускаются ЛБВ малой, средней и большой мощности
(< 1 Вт 100 Вт > 100 Вт).
ЛБВ средней и большой мощности применяются в качестве
выходных каскадов противорадиолокационных устройств, бортовых
РЛС для передач с космических кораблей и самолетов, в
многоканальных системах связи и радиолинейных линиях и др.
Мощные ЛБВ, кроме того, применяются в связи «Земля-спутник» и
телеметрии. Основными достоинствами ЛБВ являются надёжность,
долговечность и широкополосность. Полоса усиления может достигать
двух октав. Коэффициент усиления 35 – 37 дБ.
Маломощные и малошумящие ЛБВ, имеющие коэффициент шума
7 – 20 дБ, применяются в специальных радиоприемниках СВЧ для
усиления слабых сигналов. Основными областями применения
малошумящих и маломощных ЛБВ являются разведка, радиолокация,
самолётная противоракетная локация, пеленгация и др.
Рн

0
U0
5.7 Лампы обратной волны
Пространственные гармоники в неоднородных
замедляющих системах





Лампа обратной волны (ЛОВ) – это электровакуумный прибор,
работа которого основывается на принципе длительного
взаимодействия электронного потока с бегущей замедленной обратной
электромагнитной волной.
Чтобы понять, что такое обратные волны, рассмотрим разложение
неоднородного электрического поля на пространственные гармоники в
неоднородных замедляющих системах (ЗС).
Замедляющие системы – это передающие линии сложной формы,
которые служат для уменьшения фазовой скорости волны.
Замедляющие системы делятся на две группы: однородные и
неоднородные.
Однородные ЗС – это замедляющие системы, у которых длина
элементарной ячейки меньше длины замедленной волны   зам
(обычно это спиральные ЗС), – шаг замедляющей системы. В таких
замедляющих системах волна проходит, не искажаясь, т.е. не меняет

своей формы. Полоса пропускания однородных ЗС от 0 до ∞.


Неоднородные ЗС – это замедляющие системы, у которых длина
элементарной ячейки соизмерима с длиной замедленной волны
(    зам ). В таких замедляющих системах волна искажается, в
соответствии с граничными условиями. На определённых частотах в
таких системах волны распространяются, на других затухают.

Рассмотрим щелевую замедляющую систему и распределение
продольной составляющей поля вдоль длины замедляющей системы,
изображенной на рис. 5.42.

Пусть частота сигнала такова, что за один временной период
сигнал распространяется вдоль ЗС на один пространственный период,
т.е. в соседних ячейках поля сдвинуты на 180°, находятся в
противофазе.

Кроме того, учитываются граничные условия: в щелевой
замедляющей системе на поверхности металла составляющая
электрического поля Еz равна 0. С учетом этого поле Еz = f(Z) будет
иметь вид прямоугольных импульсов (см. рис. 5.42, а).

Итак, на вход мы подаём синусоидальный сигнал, а по замедляющей
системе проходит сложный сигнал в виде прямоугольных импульсов.
Рис. 5.42

Сигнал сложный, но периодичный в пространстве, т.е. по оси z.
А всякую периодическую функцию можно разложить в ряд
Фурье, представив её в виде суммы простых синусоидальных
сигналов:
k 
E z  E1  a k e
k 
jt  j(0 
2 k
)z
e
(5.41)
где Е1 – амплитуда поля, меняющаяся вдоль замедляющей системы;
ак – амплитуды гармоник
Из выражения (5.41) видно, что поле в неоднородной ЗС представляет
собой сумму бесконечного числа бегущих волн или гармоник с
номером k, с амплитудами ак и постоянными распространения




0 
к  0 

ф 0


5.42)
где
– фазовый показатель распространения волны.
Компоненты поля называются пространственными гармониками
(гармоники Хартри), фазовые скорости которых


2k
 ,
фк 
фо
1  2k /  0
,
 0  0  
(5.43)

фо .
где 0 – сдвиг фазы на ячейке, равный
Из выражения (5.43) видно, что в неоднородных ЗС для
определённой частоты сигнала фазовая скорость волны не может быть
определена однозначно, причём с увеличением k фазовая скорость
гармоники уменьшается. Кроме того, с ростом номера гармоники
длина волны уменьшается, а частота гармоник не меняется, т.е.
Из выражения (5.43) видно, что в неоднородных ЗС для определённой
частоты сигнала фазовая скорость волны не может быть определена
однозначно, причём с увеличением k фазовая скорость гармоники
уменьшается. Кроме того, с ростом номера гармоники длина волны
f  const, f k  f k1
уменьшается, а частота гармоник не меняется, т.е.







Все пространственные гармоники возникают и исчезают во времени
одновременно с частотой сигнала.
Фазовые скорости гармоник в зависимости от знака k могут быть
положительными или отрицательными: k+ – это положительные, или
прямые гармоники; k_ – это отрицательные, или обратные гармоники.
Прямые гармоники – это гармоники (волны), у которых фазовая и
групповая скорости совпадают по направлению (групповая скорость –
это скорость переноса энергии волны)
Обратные гармоники – это гармоники (волны), у которых фазовые и
групповые скорости противоположны по направлению.
Прямые и обратные волны не следует путать с падающими и
отражёнными.
Падающая волна переносит энергию в прямом направлении, т.е. к
нагрузке, отражённая переносит энергию от нагрузки.
Замедляющая система в ЛОВ также обладает дисперсией, но она
аномальная, т.е. с ростом частоты υф растёт (рис. 5.43).
Vф
0
f
Конструкция лампы обратной волны (режим генерации)

Схематическое устройство ЛОВ показано на рис. 5.44.
1 – оксидный катод (источник электронов); 2 – подогреватель
катода; при подаче на подогреватель напряжения накала катод
нагревается и из его оксидного слоя вылетают электроны; 3 –
первый анод (А1), изменяя напряжение на котором, мы регулируем
ток лампы; 4 – второй анод (А2), на который подаётся высокое
ускоряющее напряжение (U0); изменяя его, мы меняем скорость
электронов; 5 – втулка арматуры длинной λ0/4.

Вместе со вторым анодом, длина которого тоже λ0/4 , она образует
СВЧ-дроссель, цель которого препятствовать утечке СВЧ-мощности,
выходящей через волновод. Второй анод и втулка арматуры образуют
длинную коаксиальную линию (l = λ0/4). Второй анод является
внутренним проводником коаксиальной линии, а втулка – наружным
проводником. Коаксиальная линия разомкнута на конце (R = ∞), а
через λ0/4 её сопротивление становится равным 0, что является
закороткой по СВЧ, и волна не идет в пушку и в зазор между втулкой и
стеклом баллона, а выходит через волновод к нагрузке; 6 –
замедляющая система, которая в ЛОВ может быть только
неоднородной. Это может быть щелевая ЗС, но чаще – двухзаходная
проволочная или ленточная спираль. Такие замедляющие системы
возбуждаются на колебаниях противофазного вида, и в них возникают
пространственные гармоники. В двухзаходной спирали для получения
фазового сдвига длина одного из проводников спирали в области
электронной пушки увеличена на λ0/2. При таком возбуждении нулевая
гармоника (k = 0) в ЗС отсутствует и наибольшую амплитуду имеет
обратная пространственная гармоника (k = –1); 7 – коллектор для
сбора отработанных электронов; 8 – поглотитель отражённых от
нагрузки волн; 9 – фокусирующая система; 10 – вывод энергии.


Работа ЛОВ в режиме генерации
Флюктуации электронного потока, вылетающего из катода, возбуждают
неоднородную замедляющую систему, и в ней возникают
пространственные гармоники – положительные (к +) и отрицательные
(к –), имеющие разные фазовые скорости, разные λ и амплитуды. В
положительных (прямых) гармониках υф совпадает по направлению с
υгр и обе они направлены к выходу:
Ф [Коллектор
 Катод ] 

гр


В отрицательных (обратных) гармониках υф и υгр противоположно
направлены – υгр к выходу, а υф противоположно (к коллектору):
ф
 Катод ] 
[Коллектор

 гр




Электронный поток, распространяющийся к коллектору, может
длительно взаимодействовать только с обратными гармониками, так
как их υф направлены в ту же сторону, что и υ0.
Гармоники имеют разные υф, поэтому, меняя ускоряющее напряжение
U0, которое определяет скорость электронов υ0, мы можем выполнять
условие фазового синхронизма (υ0 ≈ υф ) для любой обратной
гармоники. Но так как амплитуды гармоник уменьшаются с ростом их
номера, то целесообразно сделать, чтобы υ0 ≈ υф-1. Тогда справедлива
будет диаграмма группирования, изображённая на рис 5.45.





Фазовая скорость обратной гармоники υф-1 распространяется от катода
к коллектору, в ту же сторону распространяется электронный поток υ0,
значит, возможно длительное взаимодействие электронного потока и
обратной гармоники СВЧ-поля.
В поле обратной гармоники происходит скоростная модуляция
электронного потока, которая приводит к формированию сгустка,
длительно находящегося в тормозящей фазе СВЧ-поля обратной
гармоники. За счет того, что все пространственные гармоники имеют
жесткую связь по амплитуде
2 k
k 
jt  j( 
)z
E z  E1  a k e
0
e
,
энергия электронного потока будет перераспределяться между всеми
гармониками, и в целом весь сложный сигнал будет увеличиваться по
мере продвижения к выходу.
k 






Электронный поток, движущийся от выхода ко входу, служит, таким
образом, не только носителем энергии, но и представляет собой
своеобразную цепь обратной связи. Наличие обратной связи приводит
к увеличению колебаний, если энергия, передаваемая электронным
потоком, превышает потери.
В отличие от ЛБВ, в которой усиление определяется только первой из
четырех волн с экспоненциально нарастающей амплитудой,
самовозбуждение ЛОВ происходит при условии равенства амплитуд
трёх волн на выходе. Для обеспечения самовозбуждения ЛОВ, как и в
любом генераторе, должны выполняться баланс фаз и баланс
мощностей.
Условия фазового баланса для автогенератора на ЛОВ можно записать
в виде

(5.44)
L / ф( 1)  L / 0    n ,
где n = 0, 1, 2,…, L – длина замедляющей системы лампы.
Первое слагаемое в выражении (5.44) характеризует изменение фазы
волны при её движении вдоль замедляющей системы длиной L, второе
слагаемое – набег фазы за время движения электронов на том же
пути.
Знак «минус» связан с различными направлениями движения энергии
волны и электронов. Угол π характеризует смещение электронного
сгустка относительно волны при их совместном движении.









Баланс мощностей заключается в том, что энергия колебаний,
развиваемых в генераторе, должна быть достаточной для поддержания
возникающего процесса. Для ЛОВ это означает, что энергия,
получаемая волной в результате взаимодействия с электронным
потоком, должна быть такой, чтобы компенсировать потери в
замедляющей системе и поддерживать возникшие колебания.
Для приборов типа ЛБВ и ЛОВ величина мощности электромагнитных
колебаний пропорциональна параметру усиления С, определяемому по
формуле
, откуда можно получить значение
C  3 0,25Z0 I 0 / U0
пускового тока. Пусковой ток – это наименьшее значение тока пучка,
при котором начинается генерация:
.
Iп  4U0C3 / Z0
Пусковой ток для колебаний основного порядка определяется
соотношением
3
 П  0,124U0 / Z0k N ,
где Z0k – сопротивление связи k–й гармоники; N – электрическая длина
ЛОВ N  L /  , где L – геометрическая длина ЗС;  – длина
замедленной волны, определяемая по формуле    0 U 0 / 505 ; 0 –
длина волны в свободном пространстве.
Сопротивление связи используемой первой обратной
пространственной гармоники k = –1 в двухзаходной спирали при
12,6
противофазном возбуждении равно
Z 1 
.
1  1,31 2a /  0
Пусковой ток растёт с ростом ускоряющего напряжения.


Электронная перестройка частоты в ЛОВ
Электронная перестройка частоты – это изменение частоты колебаний,
генерируемых ЛОВ, при изменении величины ускоряющего напряжения
и постоянном токе пучка. График изменения частоты от ускоряющего
напряжения показан на рис. 5.46.
f, МГц
U0, В
0
Рис. 5.46
С ростом ускоряющего напряжения частота, генерируемая ЛОВ, растёт.
Объяснить это можно так.
При возрастании U0 возрастает скорость электронов o  2eU0 / m .
Условие фазового синхронизма выполняется для бόльших значений
υф-1 (
).
Поскольку лампа обладает аномальной дисперсией (аномальная
дисперсия – это когда с возрастанием f увеличивается υф), то рост υф-1
вызывает увеличение частоты.









Электронное смещение частоты
Электронное смещение частоты – это изменение частоты
генерируемых колебаний при изменении тока пучка и постоянном
ускоряющем напряжении на втором аноде. График изменения частоты
от тока пучка показан на рис. 5.47.
При возрастании тока пучка увеличивается количество электронов,
испускаемых катодом, а при постоянном ускоряющем напряжении
вокруг катода образуется объёмный пространственный заряд и
влетающие в пространство взаимодействия электроны
подтормаживаются пространственным зарядом. Средняя скорость
электронов пучка понижается, и их взаимодействие выполняется для
меньших по величине фазовых скоростей волн, которым в
замедляющей системе с аномальной дисперсией соответствуют более
низкие частоты [ о  ф  ), (так как
].
f, МГц
I0
0

Рис. 5.47




Зависимость Pвых от U0
Выходная мощность ЛОВ пропорциональна ускоряющему напряжению
U0, а также разности рабочего Io и пускового Iп токов:
,
Bт
где к – коэффициент пропорциональности, зависящий от длины лампы.
Зависимость Pвых  f (U0 ) имеет вид, изображенный на рис. 5.48.

Рис. 5.48
На начальном участке характеристики выходная мощность ЛОВ
увеличивается за счет роста U0, при дальнейшем увеличении U0
получается снижение мощности в связи с возрастанием пускового тока
и уменьшением разности рабочего и пускового токов.
Экспериментальная кривая 2 имеет волнистый характер из-за наличия
отражений энергии от внутренних конструктивных элементов лампы.




Работа ЛОВ в режиме усиления

ЛОВ может быть использована в режиме усиления, если сигнал на
ЗС подать со стороны коллектора и ток лампы сделать меньше
пускового.
Если сигнал подаётся со стороны коллектора, то направление υгр
будет от коллектора к катоду. Поскольку замедляющая система
неоднородна, то форма сигнала исказится и в замедляющей системе
появятся пространственные гармоники прямые (k+) и обратные (k –)
(рис. 5.49).


Фазовая скорость прямых гармоник будет направлена от
коллектора к катоду, т.е. навстречу электронному потоку, и прямые
гармоники не будут взаимодействовать с электронным потоком.
Фазовая скорость обратных гармоник будет направлена
противоположно групповой скорости, т.е. от катода к коллектору, значит,
в ту же сторону, что и скорость электронного потока, и, следовательно,
возможно длительное взаимодействие электронного потока и обратных
гармоник.

Ускоряющее напряжение выбираем таким, чтобы оно обеспечивало
скорость электронов, равную скорости обратной гармоники (k –1),
тогда, так же как в ЛБВ, будет происходить модуляция электронов по
скорости, которая приведёт к образованию сгустков. Если сделать υ0
чуть больше υф-1, то сгусток будет тормозиться СВЧ-полем и его
энергия будет передаваться волне, которая будет нести энергию к
выходу.

Применения ЛОВ

ЛОВ – это маломощный генератор СВЧ, работающий в диапазоне длин
волн от 60 см до 6 мм. Выходная мощность ЛОВ лежит в пределах 10 –
100 мВТ. Основным достоинством ЛОВ является широкий диапазон
электронной перестройки частоты (1 октава)
ЛОВ находят применение в качестве гетеродинов, в приёмниках
радиолокационных станций, в схемах автоматики, в качестве
генераторов накачки мазеров и в других устройствах.
Недостатком ЛОВ является достаточно высокий уровень шумов.


6. ЭЛЕКТРОННЫЕ ПРИБОРЫ СО СКРЕЩЕННЫМИ
ПОЛЯМИ (ПРИБОРЫ М-ТИПА)
Классификация приборов М-типа








Сверхвысокочастотные колебания в диодах, помещённых в постоянное
магнитное поле, были обнаружены еще в 1920 – 1924 гг. Выяснилось, что
существуют три основных типа колебаний, различающихся своими
электронными механизмами:
– циклотронного типа;
– типа отрицательного сопротивления;
– типа бегущей волны.
Наибольший интерес представляют колебания типа бегущей волны, которые
происходят в магнетронах, разработанных в 1938 – 1940 гг. Н.Ф. Алексеевым,
Д.Е. Маляровым.
Приборы М-типа можно разделить на два больших класса:
– приборы с катодом, находящимся в пространстве взаимодействия. В этих
приборах процессы взаимодействия электронов с СВЧ-полем происходят в
пространстве между катодом и анодом. Они просты в конструктивном
исполнении и наиболее сложны с точки зрения анализа и расчета. Типичные
представители этого класса – многорезонаторные магнетроны, амплитроны;
– приборы лучевого типа. В таких приборах катод вынесен из пространства
взаимодействия. Эти приборы по сравнению с приборами первого класса
уступают по выходной мощности и КПД, но имеют преимущества по
коэффициенту усиления, полосе частот и шумам. Примером лучевых приборов
являются ЛБВМ и ЛОВМ.

Приборы М-типа отличаются от приборов О-типа тем, что
электронный поток передает полю не кинетическую, а потенциальную
энергию. При этом в процессе взаимодействия электронов с полем
электроны смещаются в сторону более высокого потенциала (к аноду), на
каждом витке теряя часть своей потенциальной энергии, которая и
передается СВЧ-полю.

6.1. Магнетроны

Магнетрон – это диод, помещённый в постоянное магнитное поле,
которое направлено перпендикулярно направлению электрического поля.
В нём электроны движутся в скрещенных электрическом и магнитном
полях. Магнетроны служат для генерации незатухающих колебаний в
диапазоне от миллиметровых до метровых волн.

На рис. 6.1 изображён многорезонаторный
магнетрон с анодным блоком типа
«щель-отверстие», где: 1 – катод;
2 – токоподводы нагревателя; 3 – анодный блок;
4 – объёмные резонаторы; 5 – выходная
петля связи; 6 – коаксиальный кабель.









Анодный блок представляет собой невысокий медный цилиндр с рядом
отверстий, параллельных оси цилиндра. Вместе со щелями,
соединяющими эти отверстия с центральным отверстием, они образуют
объёмные резонаторы. Таким образом, анодный блок представляет собой
систему связанных контуров.
Часть анодного блока, заключенная между двумя соседними щелями,
называется сегментом. В центральном отверстии анодного блока
расположен катод в виде цилиндра, боковая поверхность которого покрыта
оксидным слоем. Пространство между катодом и резонаторами анодного
блока называется пространством взаимодействия. Магнетрон помещён в
постоянное магнитное поле, направленное вдоль оси катода
(перпендикулярно плоскости чертежа). Постоянное электрическое поле
направлено по радиусу от катода к аноду.
В пространстве взаимодействия поток электронов, движущийся от
катода к аноду в скрещенных электрическом и магнитном полях,
взаимодействует с переменными электрическими полями,
сконцентрированными вблизи щелей колебательных систем.
Для стабильной работы магнетрона (во избежание «перескоков» во
время работы на другие виды колебаний, сопровождающихся изменениями
частоты и выходной мощности) необходимо, чтобы ближайшая
резонансная частота колебательной системы значительно отличалась от
рабочей частоты (примерно на 10 %). Так как в магнетроне с одинаковыми
резонаторами разность этих частот получается недостаточной, её
увеличивают либо за счёт введения связок в виде металлических колец,
одно из которых соединяет все чётные, а другое – все нечётные ламели
анодного блока, либо за счет применения разнорезонаторной
колебательной системы (чётные резонаторы имеют один размер, нечётные
– другой).



В одном из резонаторов имеется петля связи, с помощью которой
энергия СВЧ-колебаний отводится из магнетрона. Как правило,
анодный блок заземляется, а на катод подается достаточно высокий
отрицательный потенциал (от 5 до 30 кВ). Различные типы анодных
блоков показаны на рис. 6.2: лопаточный – на рис. 6.2, а; щелевой
равнорезонаторный – на рис. 6.2, б; щелевой разнорезонаторный – на
рис. 6.2, в.
Резонаторы лопаточного типа обладают наибольшей добротностью,
поэтому такие резонаторы используются в трёхсантиметровом
диапазоне волн. На более длинных волнах применяют простые в
изготовлении резонаторы типа щель-отверстие.
Анодные блоки отличаются формой и числом резонаторов, которое
всегда должно быть четным, для того чтобы выполнялось условие
баланса фаз, т.е. по длине окружности анодного блока укладывалось
целое число длин волн. Число резонаторов может быть от 8 до 40.

Принцип действия магнетрона

Механизм возникновения незатухающих колебаний в магнетроне
такой же, как в любом автогенераторе. Начальные колебания в
резонаторах магнетрона возникают в результате флуктуаций
электронного потока. Частота этих колебаний в общем случае
несколько отличается от собственной резонансной частоты
резонаторов, так как анодный блок магнетрона образует систему
сложно связанных контуров. Колебания поддерживаются за счет
энергии источника постоянного напряжения анод – катод, которая с
помощью электронного потока, ускоряемого постоянным
электрическим полем и взаимодействующего с переменным
электрическим полем вблизи щелей резонаторов, передается полю
волны. Такую направленную передачу энергии можно осуществить,
если электронный поток будет взаимодействовать с переменным
электрическим полем определённой фазы. Для этого электронный
поток должен быть сгруппирован в сгустки, время прохождения которых
вблизи щелей резонатора совпадало бы со временем существования в
них поля нужной фазы (тормозящей).
Движение электронов от катода к аноду в магнетроне происходит
не во всех азимутальных направлениях равномерно. Потоки
электронов к аноду создаются лишь в некоторых областях
пространства взаимодействия и образуют так называемые
электронные спицы (рис. 6.3).





-

Число спиц зависит от характера ВЧ-колебаний и в наиболее употребимом
режиме работы магнетрона равно половине числа резонаторов. Электроны в
спицах перемещаются к аноду по сложным петлеобразным траекториям, так
как характер их движения определяется суммарным воздействием постоянного
и переменного электрических полей и постоянного магнитного поля.
Спицы образуются вблизи участков катода, лежащих против тех сегментов
анода, которые в данный момент оказываются заряженными до более
положительного потенциала благодаря существованию переменного
электрического поля Так как с изменением фазы колебаний меняются знаки
заряда на сегментах анода, то изменяются и участки катода, вблизи которых
формируются спицы. Спицы как бы вращаются в пространстве взаимодействия
со скоростью, зависящей от частоты и фазовых соотношений для полей двух
соседних резонаторов.
Скорость вращения спиц такова, что моменты прохождения электронов
вблизи щелей резонаторов всегда совпадают с моментами существования в
них нужной фазы поля. Иначе говоря, вращение спиц синхронизировано с
изменением фазы СВЧ-колебаний.
При сложном движении в спице от катода к аноду
электроны на каждом витке теряют часть своей
потенциальной энергии, которая и передаётся
СВЧ-полю.
K
Электроны, отдавшие свою энергию полю,
непрерывно уходят на анод, а спицы
пополняются новыми электронами,
эмитированными катодом.
+
+


-

+

+

-
-


Виды колебаний в магнетроне

При возбуждении объёмного резонатора в нём устанавливается некоторый
вид колебаний, характеризуемый определенным распределением
переменных электрического и магнитного полей. Любой отдельно взятый
резонатор можно рассматривать как замкнутую на конце линию, которая
может возбуждаться как на основной частоте, когда по длине резонатора
укладывается волна длиной 0,25, так и на частоте гармоник, когда по длине
резонатора укладываются волны длиной 0,75, 1,25 и т.д. Так как
колебательная система магнетрона состоит из ряда резонаторов, то число
возможных резонансных частот увеличивается из-за появления частот связи.
Если анодный блок магнетрона представляет собой цепочку из N объёмных
резонаторов, свернутую в кольцо, то эта система замкнутая, в ней могут
существовать только колебания, для которых суммарная разность фаз при
обходе по окружности анодного блока равна 0 или кратна 2. Иначе говоря,
если волна в некоторой точке анодного блока характеризовалась фазой , то
при распространении вдоль цепочки резонаторов она должна возвратиться в
эту точку с той же фазой. В противном случае в результате интерференции
волна уничтожается. Тогда можно записать: N  2n , где N – число
резонаторов; n – номер вида колебаний (n = 0, 1, 2,…), который определяет
число целых периодов ВЧ-колебаний, укладывающихся вдоль окружности
анодного блока.
Разность фаз колебаний в соседних резонаторах должна быть равна



  2n / N
.
(6.1)
Каждому виду колебаний соответствует вполне определенная картина
СВЧ-поля в пространстве взаимодействия. Например, для n = 2 и n = 4 при
N = 8 поле в пространстве взаимодействия имеет вид, представленный на
рис. 6.4, а и б.

















Если развернуть анодный блок
(рис. 6.4, в и г), то видно, что для
n = 2 по длине анодного блока
укладываются 2 волны, а для n = 4
укладываются 4 волны. Пунктиром
показаны силовые линии
переменного магнитного поля.
Синусоида – это распределение СВЧ-поля
вдоль поверхности анода.
Если    , т.е. поля в соседних
резонаторах колеблются в противофазе, то это противофазный вид колебаний,
или -вид.
Существуют еще и так называемые вырожденные виды колебаний. Это виды
колебаний, которые различаются только знаком разности фаз (  ), но имеют
одинаковую структуру поля. Например, при N = 8 и n = 1 разность фаз
   / 4 , при n = 7 разность фаз   7 / 4   / 4 .
Колебания -вида являются невырожденными, они возникают при меньших, по
сравнению с другими видами, анодных напряжениях и магнитных полях. Этот
вид колебаний является рабочим, так как обеспечивает максимально
генерируемую мощность.
Колебания -вида могут возникнуть в магнетроне лишь при чётном числе N,
поэтому анодные блоки магнетрона содержат чётное число резонаторов.

СВЧ-поле в резонаторах имеет радиальную и тангенциальную
составляющие. При этом характер распределения E по оси х
несинусоидальный, и можно считать, что поле СВЧ состоит из суммы
пространственных гармоник (или гармоник Хартри), которые движутся
с фазовой скоростью, определяемой соотношением
,
(6.2)
где υфn – фазовая скорость гармоники n-го вида; ra – радиус анода; n –
номер вида колебаний; p – номер гармоники; p = 0 – основная
гармоника; N – число резонаторов;  – круговая частота колебаний n-го
вида.
Чем выше номер вида колебаний n и чем больше номер
пространственной гармоники p, тем меньше фазовые скорости прямых
и обратных волн, вращающихся в пространстве взаимодействия.
Замедление волны (отношение скорости света к фазовой скорости)
можно определить по формуле

,
(6.3)






где  – рабочая длина волны в свободном пространстве.
Для волны -вида при p = 0
.



Статические характеристики магнетрона
Магнетрон – это диод, помещенный в магнитное поле. Постоянное
электрическое поле направлено по радиусу от катода к аноду, магнитное
поле – вдоль оси катода, электрическое и магнитное поля взаимно
перпендикулярны. Если бы не было магнитного поля, электроны летели
бы от катода к аноду. Траектория движения электронов в скрещенных
электрическом и магнитном полях соответствует траектории точки,
находящейся на ободе катящегося колеса, имеющего радиус
2
 R  mE / eB
,
(6.4)
где E – напряжённость электрического поля; В – магнитная индукция.
Такая траектория называется циклоидой и имеет вид, изображённый на
рис. 6.5, где d – расстояние от катода до анода.
X
R
d
Vz
Z
Рис. 6.5
Скорость центра катящегося круга υz соответствует скорости
движения электронов вдоль оси z в скрещенных электрическом и
магнитном полях:
E Ua
z  
.
B dB










Из формул (6.4) и (6.5) видно, что чем больше B, тем меньше
радиус катящегося круга и меньше скорость движения электронов
вдоль оси z.
Статическими характеристиками называются зависимости
;
,
при отсутствии СВЧ-колебаний в магнетроне.
Характеристики имеют вид, изображённый на рис. 6.6, а, и б.
Зависимость Ia = f(B) (см. рис. 6.6, а)
При В = 0 электроны летят на анод, как в диоде. Все электроны
попадают на анод, ток максимален. С увеличением В траектория
электронов искривляется. Они начинают двигаться по циклоиде,
причем чем больше В, тем меньше радиус катящегося круга.
При В = Вкр1 электроны летят по циклоиде, вершина которой
лишь касается анода. В этом случае ток резко падает. При В > Вкр
электроны совершают многократные колебания по циклоиде, которая
имеет радиус, точнее диаметр (2R), меньший, чем расстояние между
катодом и анодом (2R < d).
Ia
Ia
Ua - const
B - const
Ua2 >Ua1
Ua1
Ua2
B
0
Bкр1
Bкр2
Ua
0
Uкр1
Bкр2



Наличие небольшого тока при В > Вкр1 объясняется влиянием
начальных скоростей электронов, колебаниями, спонтанно
возникающими в электронном облаке магнетрона, неоднородностью В
и другими факторами. Если Ua2 > Ua1, то скорость электронов больше и
необходима бόльшая величина В, чтобы заставить электроны
двигаться по циклоиде.
Критическую величину магнитной индукции (Вкр) можно получить,
используя формулу (6.4).
Для плоского магнетрона (Вкр) имеет вид:
1

;
(6.6)
Bкр 

для цилиндрического магнетрона




d
B кр 
2mU 0 / e

8mU0 / e

2 2
a
ra 1  rk2 / r
где rk – радиус катода; ra – радиус анода.
,
(6.7)
Зависимость Ia = f(Ua) (см. рис. 6.6, б)
При малых анодных напряжениях небольшое магнитное поле
может возвратить электроны на катод. При Uaкр циклоида своей
вершиной касается анода. Ток резко возрастает. При больших анодных
напряжениях величина магнитного поля оказывается недостаточной,
чтобы заставить электроны двигаться по циклоидам, и они попадают
на анод.

Величина Uaкр определяется по формуле














U акр
2
rk2 
eB2 2 

ra 1  2  .
8m
ra 

(6.8)
Зависимость Uaкр = f(В) называется параболой критического режима
(рис. 6.7). Уравнение (6.8) можно записать в виде
2
(6.9)
2


e 2
rk
 Ua 

.

r
1

 2
a 
2 
 B  кр 8m  ra 
Значения Uакр и Вкр являются
важными параметрами,
характеризующими работу
магнетрона не только в
статическом режиме, но и
при наличии СВЧ-колебаний.
Рабочей областью магнетрона
является область под параболой
критического режима,
где В>Вкр; Ua > Uaкр
(см. рис. 6.7).
Ua
Все электроны
достигают
анода
Область
отсечки;
электроны не
попадают на
анод
0
B

Движение электронов в пространстве взаимодействия
магнетрона. Спицы пространственного заряда

Если высокочастотные колебания отсутствуют, а на электроны
действуют постоянные электрическое и магнитное поля, то электроны
движутся по циклоидам. Рассмотрим изменения этого движения при
наличии малых ВЧ-колебаний. Наиболее интенсивное взаимодействие
электронов с СВЧ-полем может быть при условии, что электроны
длительное время находятся в тормозящей фазе СВЧ-поля.
В пространстве взаимодействия СВЧ-поле может быть
представлено в виде волн, бегущих между катодом и анодом. Поэтому
условие равенства фазовой скорости одной из волн и средней
скорости электронов, т.е. условие фазового синхронизма, будет иметь
вид (υф)np = υ0. Однако учитывая, что скорость движения электронов в
скрещенных электрическом и магнитном полях характеризуется
скоростью перемещения центра катящегося круга υz, условие фазового
синхронизма можно записать в виде
(6.10)
  ( ) ,


z


ф np
где n – номер вида колебаний; p – номер гармоники.
При обеспечении синхронизма для одной из волн действие на
электроны других волн можно не учитывать, так как их фазовые
скорости будут отличаться от υz. Свяжем с одной из волн систему
координат, которая будет двигаться вместе с волной со скоростью
(υф)np, тогда электрическое поле относительно этой системы будет
неподвижным.
















На рис. 6.8 показан анодный блок магнетрона и электроны,
находящиеся на разных участках пространства взаимодействия.
Результирующее электрическое поле определяется сложением
векторов постоянного поля E0 и СВЧ-электрических полей и будет
разным в точках 1, 2, 3 и 4. На электрон 1 действует напряжённость
U
постоянного электрического поля E 0  a ,
d
направленная к катоду, и радиальная составляющая переменного
СВЧ-поля, направленная к аноду, т.е. E0 и Er направлены
противоположно друг другу. Результирующее электрическое поле E,
действующее на электрон 1, не изменяет своего направления, но
уменьшается по абсолютной величине. Поэтому скорость центра
катящегося круга   E  уменьшается по сравнению со статическим
z
режимом.
B
В результате электрон 1
начинает отставать от
бегущей волны.
На электрон 3 действуют
поля E0 и Er, направленные
в одну сторону, поэтому
результирующее электрическое
поле несколько увеличивается
по сравнению со статическим
режимом. Электрон 3
Рис. 6.8
движется быстрее волны.


На электрон 4 действуют E0 и E, направленные перпендикулярно
друг другу. Суммарное поле E мало отличается по абсолютной
величине от статического электрического поля, но имеет некоторый
наклон E. (см. рис. 6.8). Этот наклон означает, что круг, определяющий
циклоидальную траекторию, не должен более «катиться» параллельно
плоскости катода. Круг должен теперь «катиться» по линии,
перпендикулярной E , т.е. наклонённой в сторону анода. Электрон 4,
двигаясь синхронно с волной, постепенно передвигается по
направлению к аноду. Таким образом, электрон 4 длительное время
находится в области максимального тормозящего тангенциального
поля.
При каждом циклоидальном колебании электрон теряет часть
потенциальной энергии и поднимается всё ближе к аноду. С
физической точки зрения электрон 4 является наиболее
благоприятным для поддержания колебаний в магнетроне. Электроны
1 и 3 постепенно улучшают свою фазу относительно ВЧ-поля,
приближаясь к электрону 4 и попадая в тормозящее тангенциальное
поле, они также становятся благоприятными для генерации. Электрон
2 после выхода из катода подвергается действию полей E0 и E,
направленных перпендикулярно друг другу, но E направлено
противоположно по сравнению с полем, действующим на электрон 4, и
является ускоряющим. Суммарное поле E так же мало отличается по
абсолютной величине от статического электрического поля, но тоже
имеет наклон. Плоскость, по которой происходит качение круга,
определяющее траекторию движения электрона 2, перпендикулярна
E и наклонена в сторону катода.






В конце первого циклоидального колебания электрон 2, поглотив
часть энергии ВЧ-поля, ударяется о катод и прекращает движение в
пространстве взаимодействия. Он является неблагоприятным для
возбуждения колебаний.
Таким образом, действие электрического СВЧ-поля автоматически
приводит к сортировке электронов, причем благоприятные электроны
отдают ВЧ-полю больше энергии, чем её поглощают неблагоприятные. В
результате этого малые колебания, возникшие в резонаторах анодного
блока из-за флюктуаций электронного потока, будут возрастать по
амплитуде, т.е. произойдет самовозбуждение магнетрона.
Благоприятные электроны создают конвекционный ток анода,
неблагоприятные – бомбардируют катод, вызывая его дополнительный
разогрев.
Основную роль в группировке (фазовой фокусировке) электронов в
магнетроне играет радиальная составляющая электрического СВЧ-поля
(она меняет скорость по абсолютной величине). Роль тангенциальной
составляющей сводится к отбору энергии у электронов.
Итак, за счет взаимодействия электронов с переменным
электрическим ВЧ-полем образуются сгустки электронов, т.е. переменный
по плотности электронный поток, или так называемые электронные
спицы.
На анод, описывая петлеобразные траектории, устремляются лишь
электроны, покидающие те участки катода, против которых в данный
момент времени существует в резонаторе переменное электрическое
поле, тормозящее электроны.

Число спиц равно числу тормозящих областей СВЧ-поля в
пространстве взаимодействия, т.е. номеру вида колебаний. У
колебаний -вида число спиц максимально и равно половине числа
резонаторов. Электронные спицы показаны на рис. 6.9.
Рис. 6.9


Поскольку через каждые полпериода значения СВЧ-потенциалов
на сегментах меняются на обратные (неоднородное поле как бы
вращается вокруг оси прибора), перемещаются вслед за полем и
электронные спицы. Электроны, образующие спицы, вращаясь и
описывая витки эпициклоиды, поднимаются от катода и постепенно
уходят на анод.
По мере вращения спица пополняется электронами с новых
участков катода. Таким образом, электроны в спицах непрерывно
перемещаются в радиальном направлении от катода к аноду. При этом
они теряют свою потенциальную энергию. Эта энергия передаётся
электромагнитному полю.




Рабочий режим магнетрона
Для обеспечения движения рабочих электронов по
петлеобразным траекториям в радиальном направлении и получения
нужной угловой скорости вращения спиц требуется определённое
соотношение между напряжённостью E0 постоянного электрического
поля и магнитной индукцией В.
Выбор соответствующих E0 и В и определяет рабочий режим
магнетрона. Выше мы говорили о параболе критического режима [см.
рис. 6.7, формула (6.9)] и сделали заключение, что рабочей областью
магнетрона является область под параболой критического режима, так
как в заштрихованной области слева от параболы все электроны
достигают анода, но не описывают петель, а следовательно, не отдают
свою энергию полю.
Но рабочую область магнетрона ограничивают еще и пороговое
напряжение и потенциал синхронизации. При больших В (справа от
параболы) электроны описывают петли, однако для нормальной
работы магнетрона этого недостаточно. Необходимо добиться
вращения спиц с определённой угловой скоростью синхронно с
изменением фазы СВЧ-колебаний, т.е. необходимо выполнение
условия синхронизма, так как оно обеспечивает передачу
потенциальной энергии электронного потока СВЧ-полю (см. рис. 6.9).

Условие синхронизма сводится к требованию равенства
скорости электронов при движении вдоль оси z в скрещенных
электрическом и магнитном полях υz и фазовой скорости волны, т.е.
выбранной пространственной гармоники номера р n-вида колебания
и имеет вид υn = υz , где υz = Е/В. Это условие синхронизма
выполняется при определённом пороговом напряжении

(6.11)
n ra2  rk2 B ,
U а пор 





2n  pN
где n – частота колебаний n-вида.
Связь между Uа пор и магнитной индукцией линейная. Графики
этой зависимости называются пороговыми прямыми. На рис. 6.10 для
-вида колебаний (n = 4) изображена пороговая прямая, для n = 3 она
показана пунктиром. Пороговая прямая касается в определённой точке
параболы критического режима (для n = 3 точка касания выше).
Минимальное значение напряжения для пороговой прямой,
соответствующее точки касания, называют напряжением
синхронизации.
Напряжение (потенциал) синхронизации – это такое напряжение
(Ua), которое обеспечивает синхронное движение электронов и поля.
Если Ua<Uc, электроны движутся медленнее волн и магнетрон не
работает. Таким образом, на диаграмме, представленной на рис. 6.10,
показана рабочая область магнетрона – это незаштрихованный участок
между параболой критического режима и пороговой прямой.
Uc
0

n=
3
n=
4)
Ua
B
Ниже линии пороговой прямой магнетрона находится нерабочая
область магнетрона: при Ua< Uc нет синхронизации, при Uс<Uа<Uпор
электроны не попадают на анод, так как магнитная индукция В велика
по сравнению с Ua и электроны сильно «закручиваются».
6.2. СВЧ-приборы со скрещенными полями,
разомкнутой ЗС и замкнутым электронным потоком


Такие приборы называют платинотронами. Платинотрон,
работающий в усилительном режиме, называют амплитроном, а в
генераторном режиме с высокой стабильностью частоты –
стабилотроном.
 Амплитрон
Устройство имеет много общего с магнетроном (рис. 6.11). Как и
в многорезонаторном магнетроне, в нём имеется цилиндрический
катод и анодный блок с резонаторами.
В магнетроне замедляющая система,
образованная цепочкой резонаторов,
замкнута, а в амплитроне – разомкнута. Это
достигается разрывом системы связок. ВЧразвязка между разомкнутыми концами
осуществляется с помощью специальной
ячейки. Концы замедляющей системы
амплитрона связаны с СВЧ-входом и выходом
прибора и согласованы с внешними СВЧтрактами.
ve
vгр
vф
Вх
Вых


Так, в усилителе достигается режим бегущей волны за счет чего и
обеспечивается его работа в достаточно широкой полосе частот. С целью
устранения самовозбуждения на -виде колебаний, типичных для
магнетронного генератора, амплитрон имеет нечетное число резонаторов.
В ячейке, осуществляющей развязку входа и выхода, электронный
поток не взаимодействует с полем волны рабочего вида колебаний. В
амплитроне этот сектор небольшой, и при его прохождении электронная
спица не успевает разгруппироваться под действием собственного
пространственного заряда. Именно с сохранением сгруппированной спицы
по всей окружности пространства взаимодействия амплитрона связано
использование замедляющей системы с аномальной дисперсией. В
амплитроне рабочей является обратная пространственная гармоника, при
которой фазовая и групповая скорости волн направлены противоположно.
Направление магнитного поля, перпендикулярного плоскости чертежа,
выбирается таким, чтобы движение электронов происходило навстречу
потоку СВЧ-энергии, движущейся между входом и выходом. Электронная
спица, вращающаяся в направлении, противоположном направлению
нарастания СВЧ-амплитуды по ЗС, после прохождения ячейки,
осуществляющей развязку между входом и выходом, попадает под
выходные ячейки анодного блока. В этих ячейках амплитуда СВЧ-поля
максимальна, и происходит быстрое восстановление частично
разгруппированной спицы. Благодаря этому эффективно используется
энергия сгруппированного пространственного заряда и КПД амплитрона
достигает 70 – 80 % и более. Отсутствие замкнутой колебательной
системы обуславливает относительную широкополосность усилителя.










Потери, вносимые при прохождении СВЧ-сигнала через
«холодную» ЗС, не превышают 0,5 дБ. При подаче анодного напряжения
амплитрон усиливает сигнал, поступающий на его вход, но практически не
влияет на сигнал, поступающий со стороны выхода, т.е. ведет себя как
четырёхполюсник с однонаправленным усилением проходящего сигнала.
При рассогласовании входа и выхода амплитрон может
самовозбудиться. Для устранения самовозбуждения на входе и выходе
включаются ферритовые вентили.
Электронный поток в амплитроне устойчив (стационарен), как и в
магнетроне, при условии
φN = 2πn, n = 1, 2, 3,…,
где N – число сегментов анодного блока;  – сдвиг фазы СВЧ-поля на одну
ячейку анодного блока.
Амплитрон может работать на частотах сигнала, для которых
фазовый сдвиг на одну ячейку равен
2n

.
N
При этом спица, образующаяся в тормозящем СВЧ-поле,
совершив один оборот вокруг катода, снова попадёт в максимальное
тормозящее поле и будет взаимодействовать с ним.
Если частота сигнала не удовлетворяет последнему условию, то
спица после одного оборота не попадёт в прежнюю фазу СВЧ-сигнала, а
будет опережать или отставать по фазе на угол ψ.
Если  > /2 или  < –/2, спицы после одного оборота попадают в
ускоряющее поле и будут распадаться.
Это позволяет оценить полосу пропускания амплитрона: N  2n  



Например, для амплитрона с N = 11 и n = 4  = 0, что соответствует
 =1310. Граничным сдвигам фазы 90 % соответствуют min = 1230 и
max = 1390, так что
 139  123

 12% .

131




Если бы связь между фазой и частотой была линейной, то полоса
пропускания составила бы 12 %. Для реальных дисперсионных
характеристик полоса пропускания не превышает 10 %.
В амплитроне не существует ограничения на выходную мощность.
Однако практически она определяется эмиссионной способностью
катода и допустимой мощностью, рассеиваемой на аноде.
В непрерывном режиме Рн достигает 500 кВт, а в импульсном – 10 МВт.
Обычно КПД не менее 55 – 60 %, а у мощных и сверхмощных он
составляет 70 – 85 %.
Коэффициент усиления мощных амплитронов не превышает 10 дБ, у
приборов средней мощности он равен 15 дБ, и только у маломощных
приборов непрерывного усиления он достигает 20 дБ.



Стабилотрон
Стабилотрон – это генератор высокостабильных по частоте
колебаний, выполненный на основе платинотрона. Выходной тракт
стабилотрона имеет отражатель для создания обратной связи с
помощью отражённой на входе волны. В цепь обратной связи включен
на входе высокодобротный стабилизирующий частоту контур. Для
обеспечения перестройки частоты в цепь обратной связи между
внешним резонатором и входом платинотрона включен фазовращатель
в виде отрезка передающей линии переменной длины.
Устройство стабилотрона имеет вид, представленный на рис.
6.12, где 1 – стабилизирующая система; 2 – фазовращатель; 3 – ЗС
платинотрона; 4 – выходной отражатель.
2
L
Z0
3
C
R
1
4
Рис. 6.12



Если на выходе платинотрона появится шумовой сигнал, то
часть его отразится от отражателя 4, пройдёт практически без
затухания на вход платинотрона и попадёт в резонатор. Составляющая
шума с частотой настройки резонатора отразится от него ко входу
платинотрона и усилится в нём, а уже усиленный сигнал отразится ко
входу платинотрона. Таким образом, для колебаний с частотой
резонатора появится замкнутая цепь обратной связи.
Если сдвиг фазы по петле обратной связи кратен 2, то связь
положительная и происходит самовозбуждение колебаний. Основным
элементом, стабилизирующим частоту автоколебаний, является
резонатор. Фаза коэффициента отражения волны в месте
расположения резонатора очень сильно зависит от частоты
резонатора. Применение высокостабильного резонатора повышает
стабильность генерируемой частоты в 100 – 200 раз по сравнению с
простым короткозамыкателем на входе. Для перестройки частот
необходимо перестраивать резонатор с одновременной подстройкой
фазовращателя. Перестройка частоты возможна в диапазоне до 10 %.
По сравнению с магнетроном при той же мощности
стабилотрон имеет более высокую стабильность частоты, низкое
электронное смещение частоты и низкую степень «затягивания»
частоты нагрузкой.









Карматрон и ультрон
Карматрон – это широкополосный генератор М-типа с
замкнутым электронным пучком и разомкнутой замедляющей системой
с электронной перестройкой частоты генерации (рис. 6.13).
Используется встречно-штыревая ЗС, имеющая высокое
сопротивление связи. При синхронизме выполняется условие
самовозбуждения за счет противоположности направлений движения
электронного потока и обратной волны.
За счет более высокого сопротивления связи (в отличие от
амплитрона) обратная связь в карматроне является более сильной и
стабильной, и происходит не шумовая генерация, а гармоническая.
Изменение анодного напряжения Ua при B = const вызывает
перестройку частоты генерации примерно в 10 % -ной полосе частот.
Механизм формирования спиц пространственного заряда аналогичен
ранее рассмотренному для амплитрона.
Карматрон полезен там, где требуется
ЗС
сочетание высокой выходной мощности
K
с безынерциионной перестройкой
частоты. При f = 420 МГц, Р = 2,6 кВт,
 = 70 % электронная перестройка
Вых
Поглотитель
частоты составляет 5 %.
Ультрон в отличие от амплитрона является усилителем прямой волны.
Для предотвращения обратной связи используется локальный
поглотитель в замедляющей системе. Прибор включается в работу за счет
усиливаемого сигнала, большего некоторой пороговой величины, а при
отсутствии входного сигнала устойчив и тока не потребляет. Ультрон
является более широкополосным, чем амплитрон. Параметры одного из
ультронов: частота 3 ГГц, Рвых = 1 МВт, усиление 15 дБ,  = 60 %. По 
ультрон уступает амплитрону.
6.3. Приборы М-типа с разомкнутой ЗС и
разомкнутым электронным пучком
Лампы бегущей волны типа М (ЛБВМ)




По конструкции ЛБВМ делятся на плоские и цилиндрические. Рассмотрим
плоскую конструкцию (рис. 6.14).
Лампа имеет две основные части: инжектирующее устройство и
пространство взаимодействия. Инжектирующее устройство состоит из
катода 2 и управляющего электрода 3, обеспечивающих создание
ленточного электронного потока 1 и ввод его в пространство
взаимодействия. Электроны, вылетевшие из катода, в скрещенных полях
Еу и В двигаются по циклоидам. Подбираются такие условия, чтобы
электроны в момент входа в пространство взаимодействия находились на
вершине циклоиды.
6
9
Вх
3
d
+
B
Еу
1
4 Вых
7
B0
V0Z
Е0
8
Δ
+
Uупр
-
U0
2
5





В этой точке имеется только горизонтальная составляющая скорости
0 z 
2E y
B
Пространство взаимодействия образовано верхним электродом
замедляющей системы 4 и нижним электродом 5 (холодный катод). Когда
начальная скорость электронов в пространстве взаимодействия
направлена параллельно электродам и равна переносной скорости
п 
Ес
Вс
траектория электрона будет прямолинейной. При отсутствии СВЧ-поля
электроны должны попадать на коллектор 8. СВЧ-сигнал подводится
через согласованный вход ЗС 6, а выводится через выходное устройство
7. Если фазовая скорость υф волны равна переносной скорости υп
электронов, то в пространстве взаимодействия происходит увеличение
энергии СВЧ-поля в результате уменьшения потенциальной энергии
электронов.


Для предотвращения самовозбуждения имеется поглотитель 9.
Процесс взаимодействия похож на процесс в магнетроне. Под
действием поперечной составляющей СВЧ-поля происходит
группирование электронов в области максимума тормозящего поля
волны. Продольная составляющая тормозящего СВЧ-поля заставляет
электроны смещаться вверх к аноду, где эффективность их
взаимодействия увеличивается. Продольная составляющая
ускоряющего СВЧ-поля, наоборот, смещает электроны вниз, где
эффективность их взаимодействия уменьшается.
Электронный поток, входящий в пространство взаимодействия,
имеет определённую толщину Д. Верхние электроны испытывают
воздействие более сильного СВЧ-поля, чем нижние (рис. 6.15).
Поэтому смещение электронов на верхней границе всегда больше, чем
на нижней, в результате чего сечение пучка пульсирующее: оно в
тормозящем поле увеличивается, а в ускоряющемся – уменьшается.

Рис. 6.15



Расчеты показывают, что в приборах типа М, несмотря на
группирование электронов в тормозящем поле, объёмная плотность
электронного пучка остается постоянной, так как одновременно с
продольным группированием происходит увеличение сечения пучка. В
конце пути электроны попадут на коллектор. Однако, если амплитуда
СВЧ-сигнала велика, электроны могут попасть на положительную
замедляющую систему раньше. Эти электроны максимально отдают
свою потенциальную энергию СВЧ-полю. Линейная связь выходного и
входного сигналов наблюдается до тех пор, пока электроны не начнут
вблизи коллектора попадать на ЗС. С дальнейшим повышением
мощности входного сигнала всё большее число электронов попадает
на ЗС, причем точка начала попадания смещается влево. В этом
случае замедляется рост выходной мощности, а коэффициент
усиления ЛБВМ начинает уменьшаться, и происходит переход в режим
насыщения.
При фиксированном значении U0 ЛБВМ имеет более широкую
полосу частот усиления, чем ЛБВО. Из-за влияния пространственного
заряда отдельные слои пучка движутся с разными скоростями,
скользят мимо друг друга. С изменением частоты может быть
выполнено условие синхронизма для электронов других слоёв,
движущихся медленнее или быстрее осевого
Недостаток ЛБВМ – высокий коэффициент шума 20 – 25 дБ.
Поэтому ЛБВМ применяются как мощные выходные усилители
сигналов дециметрового и сантиметрового диапазонов.










Цилиндрическая конструкция ЛБВМ представлена на рис. 6.16,
9
1
7
где 1 – вход СВЧ-энергии; 2 – выход
6
СВЧ-энергии; 3 – замедляющая
B
5
4
8
система; 4 – управляющий электрод;
5 – катод; 6 – холодный катод;
v
7 – электронный пучок; 8 – коллектор.
2
Лампа обратной волны типа М (ЛОВМ)
v
Лампа обратной волны типа М представляет собой усилитель,
или генератор бегущей волны, в котором электронный пучок
взаимодействует с обратной пространственной гармоникой
замедляющей системы. Поскольку скорость электронов по величине и
направлению совпадает с фазовой скоростью обратной гармоники, их
групповая скорость направлена навстречу движению пучка, что
обеспечивает существование положительной обратной связи. Если ток
пучка достаточно велик (больше пускового), система самовозбуждется
на частоте, определяемой скоростью электронов.
При изменении напряжения меняется скорость электронов и в
соответствии с дисперсионной характеристикой изменяется частота
колебаний. Устройство аналогично устройству ЛБВМ (рис. 6.17), где: 1
– катод; 2 – управляющий электрод; 3 – замедляющая система; 4 электронный пучок; 5 – поглотитель; 6 – холодный катод; 7 – выход
энергии; 8 – коллектор.
гр
ф
3
vе
vф
3
Вывод энергии
расположен у катодного конца
ЗС. У коллекторного конца ЗС
расположен поглотитель,
поглощающий волну,
отраженную от выхода. В
противном случае в приборе
появится дополнительная
обратная связь, что приведет к
неравномерности частотной
характеристики.


v гр
v0
7
4
1
8
2
6
5 энергии и работать
Если вместо поглотителя поместить ввод
при токах, меньших пускового, прибор превращается в регенеративный
усилитель. Важным качеством ЛОВМ является линейность частотной
характеристики.
В непрерывном режиме в дециметровом диапазоне длин волн
выходная мощность составляет десятки киловатт, в сантиметровом –
сотни ватт; в миллиметровом – десятки ватт;  составляет 50 – 60 %.
Линейность электронной перестройки частоты является важным
достоинством ЛОВМ.



6.4. Гирорезонансные приборы и генераторы
дифракционного излучения
В гирорезонаторных СВЧ-приборах (мазеры циклотронного
резонанса – МЦР) используется винтовой электронный поток,
взаимодействующий с незамедленными электронными волнами. Эти
приборы предложены советским ученым А.В. Гапоновым. Схема
генератора имеет вид, представленный на рис. 6.18, где катод 1 имеет
коническую форму и его эмитирующая часть выполнена в виде кольца.
Для создания винтового электронного потока используется магнитное
поле, направленное вдоль оси прибора. Проходя резонатор 2 (или
отрезок линии передачи), электроны попадают на коллектор 3.
Длительное взаимодействие электронов с электромагнитной
волной обусловлено подбором таких полей, что находящийся в
тормозящем СВЧ-поле электрон через пол-оборота снова попадает в
тормозящее поле. Гирорезонансные приборы являются наиболее
мощными источниками излучения в миллиметровом и
субмиллиметровом диапазонах волн.

2
1
3


Генератор дифракционного излучения (ГДИ) содержит
высокодобротный открытый резонатор и дифракционную решетку, под
которой проходит электронный поток. Данный прибор является
высокостабильным СВЧ-генератором.
Конструкция ГДИ была предложена советскими учёными Г.Д.
Богомоловым и Ф.С. Русиным.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Рассмотренные выше приборы, работающие в микроволновом
диапазоне длин волн, позволяют не только существенно расширить
возможности телекоммуникационных систем, но и решить ряд
технологических, научных и прикладных проблем медицины, сельского
хозяйства, морского, железнодорожного транспорта, космической связи
и др. Знание их параметров и технических характеристик позволяет
грамотно подходить к разработке устройств и систем для указанных
областей науки и промышленности.


















ЛИТЕРАТУРА
1. Микроэлектронные устройства СВЧ/ Н.Т. Бова и др.  Киев: Техника, 1984.
2. Червяков Г.Г., Кротов В.И. Полупроводниковая электроника: Учеб. пособие. – М.: Учметод.издат.центр «Учебная литература», 2006. –230 с.
3. Полищук А. Полупроводниковые приборы на основе карбида кремния – настоящее и
будущее силовой электроники // Силовая электроника. 2005. №4.
4. Данилин В., Жукова Т. Транзистор на GaN. Пока самый "крепкий орешек"// Электроника:
МТБ. 2005. №4. С. 20  29.
5. Sabyasachi Nayak, Ming-Yh Kaoet al. 0.15 мт Power pHEMT Manufacturing Technology for
Ka- and Q- Band MMIC Power Amplifiers. – 2005 GaAs MANTECH Conf. Dig. Ppr., 2005.
6. Майская В. SiGe-устройства. Нужная технология в нужное время // Электроника: НТБ.
2001. № 1. С. 28 – 32.
7. Шахнович И. Твердотельные СВЧ-приборы и технологии. Невоспетые герои
беспроводной революции //Электроника: НТБ. 2005. №4. С. 14.
8. Шахнович И. Твердотельные СВЧ-приборы и технологии //Электроника: Наука,
Технология, Бизнес. 2005. № 5.
9. www.gaasmantech.org. Материалы конференций GaAs MANTech.
10. НПП "Исток" развивает технологии твердотельной СВЧ-электроники. Интервью с
С.И.Ребровым // Электроника: НТБ. 2005. №4. С. 8  11.
11. E. Kohn, M. Schwitters et al. Diamond-MESFETs  Synthesis and Integration.  2nd EMRS
DTC Technical Conference, Edinburgh 2005 (www.emrsdtc.c
om/conferences/2005/downloads//pdf/A26.pdf).
12. Валентинова М. Экзотическая память // Электроника: Наука, Технология, Бизнес. 2001.
№6. С. 24 – 29.
13. Лебедев И.В. Техника и приборы сверхвысоких частот. Т. 1, 2. М.: Высш. шк. 1972.
14. Электронные, квантовые приборы и микроэлектроника/ Под ред. проф. Н.Д. Фёдорова 
М.: Радио и связь, 1998.
15. Березин В.М., Буряк В.С. Электронные приборы СВЧ.  М.: Высш. шк. 1985.