Арсенид галлия. Подвижность электронов в арсени-де галлия (до 10* см/В-с) намного выше, чем в германии и кремнии, что позволяет использовать его для создания высокочувствительных магнитоприборов. Магнитодиоды изготавливаются из материала р-типа с тем, чтобы инжектированными носителями были электроны, так как пх подвижность почти на два порядка выше, чем дырок. В качестве компенсирующей примеси используются никель, железо, титан или хром. У боль-шпнства диодов ВАХ относятся к показанным на рис. 4.9,6, но изменение Vo в магнитном поле больи1е, чем изменение V. По сравнению с магнитодиодами нз других материалов S-диоды пз арсенида галлия яи.1я-ются высоковольтными, т. е, при В = 0 1/а~30. 150 В, а V 10...50 В.

На рис. 4.13 приведена зависи.мость чувствителыи)-стн S-магнптодиода (по Vo) из арсенида галлия с примесью никеля при комнатной температуре от магнитной индукции [28]. Диоды торцевой конструкции с = 50...80 мкм, площадью р-п-перехода Б-Ю^ см-, = 1...2 мкм. При магнитной индукции около 0,5 Т ОС на В.\Х исчезает. Досто!шством является рост магпито-м\вствительпости до 10 В/А-Т в слабых машитпьгх полях (в кремниевых магнитодиодах наоборот). В мз!-нитоднодах с примесью хрома [29] зависимость у{В) аналогична, но чувствительность выше (до 10 В/А-Т), а рабочие токи меньше.

Параметры S-магнитодиодов из арсенида галлия .могут быть 311ачнтельно улучи1ены (уменьшено Vo) уменьшением W, так как при А„ = 1...2 мкм основная часть базы является пассивной (действует как резистор). В настоящее время для получения малых W используется диффузионная технология. Однако в данном случае она не подходит, так как для диффузии необходимы высокие температуры, а термообработка приводит к падению удельного сопротивления материала и к уменьшению L и магниточувствительности. Возможным выходом из этого противоречия является применение ионного легирования.

Антимонид индия. Вследствие малой ширины запрещенной зоны (0,18 эВ) S-магнитодиоды из антимонида индия работоспособны только при низких температурах. Однако из-за высокой подвижности электронов

(77-10 см2/В-с) их магниточувствительность достаточно велика (до 5-10 В/А-Т). ВАХ диодов относятся к показанным на рис. 4.9,6, но изменение Vo значительно выше, чем Vb- На рис. 4.14 показана зависимость Vo от В при 7 = 77 К в слабых магнитных полях для двух Л + -р-Р + -ДИ0Д0В

торцевой конструкции с различными длиной базы И параметрами материала [4]. В зависимости от диаметра инжектирующего 1сонтакта / = 2...20 мА. Как и всегда, диод с меньшей длиной базы имеет меньшее Vo (4 = = 2 мА). С увеличением длины базы Vo растет, но также растет и магниточувствительность

Рис. 4.14. Зависимость Vo S-Manuiio-.-iiio.ioB из антиионида имдия от магнитной индукции для различных W

8 д.--Т

в с.табых П0.1ЯХ. Магниточувствительность диодов нз ai:-тнмоннда индия может быть значительно улучшена исполь.зовапием плаиарнон конструкции с областью повьииениой рекомбинации.

4.0. МАГНИТОДИОД В ПАРАЛЛЕЛЬНОМ .МАГНИТНОМ ПОЛЕ

В длинном диоде, помещенном в параллельное его оси магнитное и0.1с, при определенных панряженностях .электрического и магнитного поле, ! возникают колебания тока, обусловленные винтовой неустойчивостью течения электронно-дырочной плазмы [30-32]. Допустим, что в цилиндрическом стержне гг-полупровод-ника возникла винтовая флуктуация концентрации носителей .зарядов, записываемая в цилиндрических координата.х как tsn---= {)exp(mt~-ikr-im(p), где F(r) определяется граничными усло-вия.ми иа поверхности цилиндра; со - круговая частота; k - волновой вектор; т -номер гармоники; i=Y~\. На рис. 4.15,а показана винтовая флуктуация для т=\, так как наилучшие условия роста выполняются для этой гармоники [32]. Электрическое поле Вдоль образца разделяет винтовое возмущение положительных зарядов от возмущения отрицательных зарядов, что ведет к возникновению азимутального и радиального электрических полей. Эти поля вместе с продольным магнитным полем вызывают появ-

ление радиального н азимутального пов обозначенных на рис. 4.15,6 векторами Е^ХВо и ь^хво-

Потоки носителей зарядов направлены так, что увеличивают количество носителей в месте их избытка и Уменьшают в месте их недостатка, т. е. усиливают первоначальное возмущение Одновре менно происходит рассасывание возмущения за счет ДиФФУз сителей заряда и их рекомбинации, т. е. ослабление возмущения.

Р;:с. 4.13. Байтовое ео.чмхчиснис k(>i(i[fiiTpim);ii и':сии'!.и лщ-:\7Л в полупроводниковом стержне д,!и т---\ (п. б). П'.к^ч^чиое ас-пределе1П1е конисптрагии для большой (в) и м1;ло11 (-.) скорс-тсй понерхностнjii рекочб1:нации

Так как усиливающие возмущение потоки носителей раст\т с уве..1!чение.м Л'о и /?( то существуют пороговые значения £по и Rno ниже которых возмущение ослабляется, а выше - усили-в:1етея. Для .заданной величины £0 [32]

Впо = А/£о, (4.24)

где .4 опреде.пются физическими и геометрическими параметрами полупроводника.

Любое возмущение квазинейтральной плотности носителей заряда перемещается в полупроводнике в направлении электрического поля со скоростью iV = ii(,E, где м = \>-nip ( о -PoViM-n+ ч-piXp) -биполярная подвижность. Если в начале образца (при

полях выше пороговых) подачей внешнего сигнала создать винтовое возмущение концеитрацни, то это возмущение будет перемещаться в направлении электрического поля и одновременно усиливаться. Кроме переноса возмущения происходит поворот спирали за счет диффузии и дрейфа носителей поперек магнитного поля.

Очевидно, длинный диод с боковыми контактами для ввода сигнала в начале образца и вывода сигнала в конце (рис. 4.16) может быть использован в качестве усилителя [32-33]. Максимальное уснлепне пмеет место только для определенной длины волны

Bbixnd

Рпс. 4.16. Структура усилителя винтовых волн

/,р, так как для больших длпи волн мало разделенпе зарядов, а для малых эффекты диффузии и рекомбииацпп сглаживают возму-n;eniic. Для полупроводника с проводимостью, близкой к собствен-i.oii [32], соответствующая резонансная частота

(4.25)

Таким образом, при ввсдсшщ в образец винтового во.-мущенпя iTo ямплиту.да и любой точке обра.чаа изменяется со временем под )!01ленствием трех факторов: описанного мехаиичма роста возмущения, дЧффузии и рекомбп!!аиН1! и биполярного дрейфа вдоль об-p,niia. Если рост возмущения превышает диффузию (рекомбнна-nncii пренебрегаем), то возникает спиральная волиа плотности нч-спилей заряда, растущая в направлении биполярного дрейфа. Та-к.чя нестабильность течения э;!ектроии()-дирочной и.шчмы относится к классу конвективных [32, 63].

При \1л.1ых скоростях биполярного дре!кЬа (плн при очень cn.ib-ком росте ВОЛНЫ) возмуп1еиие концентрации в данной точке моя-.ст iKicTi! бьитрее, чем оно уменьшается за счет диффузии и дрейфа. В этом случае нестабкльность абсолютна, т. е, происходит само-:11;оизво.1ьнын рост возмущения. РежПм абсолютной неустойчиво-CIH протс всего получить, увеличивая fi, так как при этом усп-.И1вастся 1ост винтового возмущения, а скорость дрейфа не мс-г.ястся. При работе в режиме абсолютном неустойчивости длинный .1110,1 может быть использован в качестве гошратора. Термин неустойчивость используется при описанпи рассматриваемого эффекта, <;тобы подчеркнуть нарушение стационарного течения электронно-дырочной плазмы в полупроводнике. Сама же неустойчивость !)вляется вполне стабильной во времени, что и позво.1яет создавать на ее основе различные приборы ГЗЗ].

Возникновение абсолютной неустойчивости можно пояснить с.1едующим образом. При напряженностях электрического и магнитного полей ниже пороговы.х [определяемых {4.24}], внешнее винтовое возмущение, введенное в полупроводник, ослабляется, а при полях выше пороговых - усиливается. Дальнейшее увеличение иапряжеиности полей приводит к увеличению коэффициента усиле-Н11Я, н при некоторых критических значениях £кр и В^р такой усилитель самовозбуждается и работает как генератор. Частота гене-

рации, очевидно, равна резонансной яастоте усилителя (4.25). Значения Екр н Вкр определяются аналогичной (4.24) формулой, но с большим постоянным коэффициентом.

Пороговые и критические напряженности полей уменьшаются с приближением проводимости базы диода к собственной (рис. 4.17). Это обусловлено уменьшением коэффициента А в (4.24) при п-ур.

В реальном длинном диоде концентрация инжектированных носителей уменьшается при удалении от инжектирующего контакта. Следовательно, проводимость электронно-дырочной плазмы наиболее близка с собственной (п-р) у р-контакта, и величины Еу,р н В^р для этой части полупроводника наименьшие. Поэтому при увеличении П п В абсолютная неустойчивость (генерация) возникает вбли:;и р-контакта [33]. Остальная часть образца, примыкающая к -контакту, является усилителем винтового возмущения, возникающего у р-контакта. Усиленный сигнал можно сннмать с выходны.ч зондов образца (рнс. 4.16). Перераспределение концентрации носителей заряда по сечению образца, возникающее при образовании винтовой волны, не может привести к изменению тока через образец, так как суммарная концентрация носителей заряда в каждо.м сечении не изменяется. Колебания тока через образец [34, 351 ио,!Ннка )т лишь при на.щчни поперечного градиента в рас-нреде.юннн коинентрании 110С1ггелей заряда. TaKoii rpa.ineiiT можно нолучип. ooKOBoii lio.KBCTKoii образца, и.гленсиием состояния по-вi pxнo..i, И0.1 .(ciic! висм 1:()исрсч11я о магнитного ио.чя и т. д

2 В\

Рпс. 4.17, Зависимость критических значений ]1аиряженностн электрического поля п магнит-нон индукции от о

4 CD, г рад

Рис. 4.18. Зависимость напряжения на зондах V3 и колебаний тока через образец V/? от угла между осью образца и направлением магнитного поля при £=40 В/см и В = 0,74 Т

На рис. 4.18 показана зависимость ко.шбаинй напряжения на выходных зондах (в режи.ме генерации) и колебаний тока через образец от угла между осью образца и направлением магнитного поля ф. Колебания тока наблюдались на нагрузочном резисторе, ! включенном последовательно с образцом. Образцы изготавливались! из п-германия с р = 40 Ом-см. В соответствии с изложенным выше] колебания напряжения на зондах в режиме генерации максималь-42

ны при ф=0. Колебания тока при этом отсутствуют. При отклонении оси образца от направления магнитного поля появляется поперечная составляющая В, что приводит к возникновению колебаний тока. При больших углах происходит срыв винтовых волн, а соответственно и уменьшение колебаний до нуля. Значения углов срыва существенно зависят от конфигурации образцов [35]. Отсутствие колебаний тока при ф = 0 наблюдается только в симметричных в поперечном сечении образцах, ось которых при использовании германия ориентирована в направлении [111]. Как видно пз рис. 4.18, исчезновение колебаний тока при <р=0 можно использовать для точной ориентации образца параллельно магнитному полю.

5. Однопереходные магнитотранзисторы

5.1. ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА СТ.\ТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ

Однонереходнои транзистор (ОПТ), ранее называемый двулбазовым диодом нли нитевидным транзистором, состоит из стержня полупроводника с омическими контактами )ia концах и р-/г-переходом между ними (рис. 5.1,а). Любой ОПТ может быть использован в ка-

О*, i Г'

П) 6)

Рис. 5.1. Схема включения ОПТ (а) и его входная ВАХ (б)

честве магниточувствительного прибора, но в специальных конструкциях чувствительность, естественно, выше.

Пусть к базам ОПТ приложено напряжение \\ь-Будем считать эмиттер точечным, тогда падение напря-