Гришин С. В., Шараєвський Ю. П. Саратовський державний університет ім. Н.Г. Чернишевського, Саратов 410012, Росія Тел.: (8452) 516947; e-mail: sharaevskyyp@info.sgu.ru Гришин В. С. ЗАТ “НВЦ” Алмаз-Фазотрон “, Саратов 410033, Росія Тел.: (8452) 372727; e-mail: grishfam@sgu.ru

Анотація На основі моделі двох зв’язаних коливальних контурів за експериментальними значеннями модуля і фази коефіцієнта передачі системи микрополосковой резонатор феромагнітна плівка досліджена залежність нелінійних втрат магнітостатичних хвиль від рівня потужності вхідного сигналу.

I. Вступ

В останні роки ведуться активні роботи зі створення частотно-виборчих СВЧ-пристроїв на основі феромагнітних плівок, здатних збільшувати відношення сигнал-шум на частоті несучої частотно-модульованих СВЧ-сигналів [1-3]. Такі пристрої є різновидом обмежувального фільтра, що має низькі втрати для великих сигналів (корисних сигналів) і високі втрати для малих сигналів (шуму або паразитних сигналів) і отримав у вітчизняній літературі назву шумоглушник [4]. Ширина робочої смуги частот шумоподавлювача визначається смугою збудження у плівці магнітостатичних хвиль (МСВ).

Здатність шумоподавлювача придушувати малі сигнали і пропускати великі сигнали пов’язана з механізмом нелінійного перетворення електромагнітної хвилі в МСВ. Зі збільшенням потужності НВЧ-сигналу в микрополосковой лінії збільшуються нелінійні втрати МСВ за рахунок параметричного збудження в феромагнітної плівці спінових хвиль. Останнє призводить до зниження ефективності збудження МСВ в плівці [4].

Рис. 1. Залежність опору другого контуру від рівня потужності вхідного сигналу при різних значеннях магнітного поля.

До теперішнього часу не було запропоновано суворої теоретичної моделі, що дозволяє розраховувати залежність параметра втрат МСВ в феромагнітної плівці від рівня потужності вхідного сигналу. В даній роботі зроблена спроба визначення залежності втрат МСВ від величини вхідного сигналу на основі експериментального дослідження амплітудноі фазо-частотних характеристик (АЧХ і ФЧХ) системи мікрополоскових резонатор плівка залізо-иттриевой граната (ЖИГ) при порушенні зворотного об’ємної МСВ (ООМСВ).

II. Основна частина

Fig. 1. Dependence of the second circuit resistance on the input signal power level at the various bias field values

Експериментальний макет був працюючий на прохід микрополосковой полуволновий резонатор, виконаний на полікоровой підкладці. Основний вид коливання резонатора характеризувався резонансної частотою f0= 1774 МГц і навантаженої добротністю Ql = 104. Плівка ЖИГ з намагніченістю насичення 4ттМо = 1680 Гс і розмірами 4x10x0.04 мм3 розташовувалася уздовж осі симетрії микрополосковой резонатора.

Для вимірювання модуля і фази коефіцієнта передачі системи микрополосковой резонатор плівка ЖИГ в діапазоні частот 1-2 ГГц використовувався панорамний вимірювач комплексних коефіцієнтів передачі (Р4-23), до виходу генератора якого через феритове вентиль був підключений твердотільний підсилювач потужності.

Для опису поведінки АЧХ і ФЧХ системи микрополосковой резонатор плівка ЖИГ при порушенні ООМСВ використовувалася модель двох зв’язаних коливальних контурів, запропонована в [5]. Еквівалентна схема досліджуваної системи аналізувалася за допомогою пакета програм автоматизованого проектування НВЧ-пристроїв Serenade SV Design Environment компанії Ansoft.

Параметри першого контуру визначалися шляхом їх оптимізації за експериментальними значеннями модуля і фази коефіцієнта передачі ненавантаженого плівкою резонатора. Параметри другого контуру визначалися аналогічним чином за експериментальними значеннями комплексного коефіцієнта передачі системи микрополосковой резонатор плівка ЖИГ в разі порушення ООМСВ при різних значеннях зовнішнього магнітного поля і рівнях потужності вхідного сигналу.

На рис.1 наведено залежності величини активного опору другого контуру R2 від рівня потужності вхідного сигналу Р (точки) при різних значеннях зовнішнього постійного магнітного поля Але. Тут же наведені результати розрахунку цієї величини за отриманою нами емпіричної залежності (Суцільні лінії):

R2 =R0 x (a(H0) /{l + \P0(H0)/P]2} + l),

де Ro величина опору при порушенні ООМСВ в лінійному режимі; а (Але) числова константа, що залежить від величини магнітного поля; Ро {Але) рівень потужності, при якому відношення {Rmax-Ro) / {Rmax-Rpo) = 2, де R “їх максимальне значення Я? 2, a Rpo значення R2 при Р = Ро {Але). Величини Р0 для кожного значення Н0 вказані на рис.1 пунктирними лініями.

З представлених на рис.1 результатів випливає, що при зменшенні Але величина Rmax і крутизна кривих в області Ро різко зростають. Це знаходить своє відображення в збільшенні значення а в 9 разів і зменшенні величини Ро в таку ж кількість разів при зміні значення Але від 280 Е до 200 Е. Останнє призводить до зміщення пологого ділянки досліджуваних кривих в область більш низьких потужностей. Слід зазначити, що значення Ro залишається практично постійним і не залежить від Но.

Величина R2 визначає добротність другого контуру (плівки) і, отже, втрати в цьому контурі. Мінімальні втрати в контурі спостерігаються при малих вхідних сигналах (лінійний режим), а максимальні при великих сигналах, які відповідають нелінійного режиму. Зростання перепаду між максимальними і мінімальними втратами по мірі зменшення величини Але, ймовірно, пов’язано з тим, що при полях менших поля насичення (Але ~ 300 Е [6]) порушення ООМСВ відбувається в ненасиченої середовищі, внаслідок чого нелінійні втрати МСВ зростають у міру відходу плівки від стану насичення. Зсув пологого ділянки кривих в область більш низьких потужностей свідчить, що нелінійні втрати МСВ в ненасичених плівках ЖИГ спостерігаються при менших рівнях вхідної потужності.

III. Висновок

Опис нелінійних втрат ООМСВ в досліджуваній системі можливе за допомогою моделі двох зв’язаних контурів, активний опір одного з яких залежить від величини сигналу згідно з установленим нами емпіричному закону. Результати дослідження нелінійних втрат ООМСВ в ненасиченої плівці ЖИГ можуть виявитися корисними при створенні шумоглушника, що функціонує при малих рівнях потужності вхідного сигналу і невисоких відносинах сигнал / шум [3].

Робота виконана в рамках програм Міносвіти РФ “Університети Росії фундаментальні дослідження” (грант № УР.01.01.073), Міносвіти РФ і CRDF (BRHE, REC-006), а також за підтримки РФФД (грант № 02-02-16353).

IV. Список літератури

[1] Ishikawa У, Nomoto Т., Okada Т. et al. IEICE Trans. Electron., 1995, v. E78-C, No 8, p. 1026.

[2] Kukl Т., Nomoto T. IEICE Trans. Electron., 1999, v. E82-C, No 4, p. 654.

[3]     Patent. Broadcast Technology, 2002, No 11, p. 27.

[4]    Gurzo V., Procushkin V., Stalmahov V., Sharaevsky J. Proc. ISSWSS. Novosibirsk. USSR, 1986, v. 2, p. 296.

[5]    Гоішін С. В., Гоішін В. С., Гурзо В. В., Шараєвський Ю. П. Ріє, 2003, т. 48, № 6.

[6] Гуляєв Ю. В., Зільберман П. Є. Спінволновая електроніка. Знання. Сер. радіоелектроніка і зв’язок, 1988, № 6.

NONLINEAR LOSSES OF MAGNETOSTATIC WAVES IN THE MICROSTRIP RESONATORFERROMAGNETIC FILM SYSTEM

Grishin S. V., Sharaevsky Yu. P.

Saratov State University, Saratov 410012, Russia Phone: (8452) 516947 E-mail: sharaevskyyp@info. sgu. ru Grishin V. S.

Closed Joint-Stock company "SIC "Almaz-Fazotron" Saratov 410033, Russia

Phone: (8452) 372727; E-mail: grishfam@sgu.ru

Abstract The dependence of magnetostatic wave nonlinear losses on the signal level is investigated on the base of the model of two coupled circuits and the experimental results of microstrip resonator ferromagnetic film system gain.

I.  Introduction

In the recent years the frequency-selective MW devices on the base of ferromagnetic films that can enhance the carrier-tonoise ratio of frequency-modulated signals in the microwave frequency range are actively developed [1-3]. Those devices are called signal-to-noise enhancers [4]. The ability of signal-tonoise enhancer to suppress the small signals and transmit the large signals is conditioned the presence of magnetostatic wave (MSW) nonlinear losses at the increase of a power level.

In this paper the dependence of MSW nonlinear losses from the input signal value is defined on the base of experimental investigation of the resonator YIG film system AFC and PFC at the backward volume MSW (BVMSW) excitation.

II.  Main part

The experimental model was a transmission-type half-wave microstrip resonator made on a dielectric substrate. The fundamental mode of a resonator has a resonance frequency fo=1774 MHz and loaded quality factor Q!_=104. The YIG film with a saturation magnetization of 4nM0 = 1680 G and dimensions of 4x10x0.04 mm3 was placed along the symmetry axis of the resonator. To measure the magnitude and phase of the microstrip resonator YIG film system transmission coefficient, we used a panoramic network analyzer (P4-23, Russia).

The model of two coupled circuits [5] is used for AFC and PFC description of the resonator-YIG film system at the BVMSW excitation. The equivalent circuit of the investigated system is analyzed with the help of Serenade SV Design Environment of Ansoft computer-aided design system. Parameters of the second circuit are determined by the optimization methods on the base of experimental values ofthe investigated system transmission coefficient at BVMSW excitation.):

Fig.1 presents the dependence ofthe second circuit active resistance R2 on the power level P (dots) at the various bias field H0 values. Here the calculated results of this parameter on the empirical dependence (lines), obtained by us, are shown. R0 in this empirical dependence is the value resistance at BVMSW excitation in a linear mode; a(H0) is the numerical constant depending on H0‘, Po(Ho) power level at which the ratio (RmaxRo)/(Rmax-Rpo) = 2, where Rmax maximum value of R2 and Rpo value of R2 at the P=P0(H0). The values of P0 for each value H0 are indicated on Fig. 1 by dashed lines.

The value of R2 determines Q-factor of the second circuit and, therefore, losses in this circuit. The increase of a difference between maximum and minimum losses at the decrease of Ho shows that the BVMSW excitation occurs in non-saturated environment.

III.  Conclusion

The description of BVMSW nonlinear losses in the investigated system is possible with the help of a model of two coupled circuits, the active resistance one of which depends on the signal value according to the empirical law obtained by us. The results of nonlinear loss investigations in non-saturated films can be used for creation of signal-to-noise enhancer operating at small power levels and a low signal-to-noise ratio [3].

Анотація Запропоновано спосіб аналітичного розрахунку високочастотної провідності GaAs в наближенні малого сигналу, заснований на релаксаційних рівняннях збереження імпульсу, енергії і концентрації, а також на аналізі часів релаксації для різних видів розсіювання. Проведена оцінка граничної частоти існування негативної динамічної провідності.

I. Вступ

Аналіз частотних властивостей GaAs та інших бінарних сполук та їх сплавів давно цікавить дослідників [1]. Проте для розробників субмікронних і нанометрових структур це питання залишається актуальним як у зв’язку з технологічним освоєнням нових сполук, так і з неточністю і навіть суперечливістю деяких результатів. Крім того виникає необхідність узагальнення результатів наукових досліджень та їх адаптації для застосування в інженерній практиці та навчальному процесі. Найбільш повно такий аналіз проводиться на основі кінетичного моделювання, зазвичай методом Монте-Карло. У даній роботі на прикладі арсеніду галію з залученням виразів для часів релаксації окремих механізмів розсіювання і рівнянь збереження з [2] в наближенні малого сигналу розглянута комплексна високочастотна провідність, проаналізована інерційність різних фізичних процесів та визначено основні фактори, що впливають на граничні частотні властивості многодолінних напівпровідникових матеріалів.

II. Основна частина

В многодолінних напівпровідниках з підвищенням швидкості змін (частоти) поля необхідно враховувати інерційність різних процесів: запізнювання зіткнень, яке характеризується часом релаксації імпульсу (тр), Релаксації енергії (ті), інерційність міждолинним переходів (т “), а для цього використовувати нестаціонарні рівняння збереження. Надалі обмежимося режимом малого сигналу, при якому всі пременни величини a (t) представляються у вигляді суми постійної складової а0 і малої гармонійно мінливої ​​в часі змінної з амплітудою А_: a (t) = ао + а_е ‘ю (. Нехтуючи потім членами другого порядку малості і враховуючи, що d / dt = / з, що використовуються рівняння поділяємо на не залежать від часу для постійних складових і лінійні рівняння для змінних.

Вклад кожного доданка з (1) в динамічну провідність представляється у вигляді

Рис. 1. Частотні залежності дійсної (а) та уявної (б) частин динамічної питомої електропровідності, нормованої на статичне значення

Fig. 1. Real (1) and imaginary (2) parts of static valuenormalized dynamic specific conductance vs frequency

Перш за все необхідно зазначити, що провідність має комплексний характер, який проявляється на високих частотах. На рис. 1 представлені частотні залежності дійсної (а) та уявної (б) частин електропровідності, нормованої на її статичний значення ст = е2пхро / т. Частотна залежність стю визначається множниками типу (1 + / ють)-1, Що містять три тимчасові константи ip, ті й тм. Перший доданок залежить від частоти зіткнень, тобто від часу релаксації імпульсу, і пояснюється інерційністю змін струму при зміні поля. Другий доданок пов’язане з переходом дрейфовой швидкості до режиму насичення, що вимагає участі оптичних фононів і можливо тільки при підвищенні температури електронів. Інерційність процесів розігріву визначається часом релаксації енергії, тому другий доданок містить ще й те. Для процесів, пов’язаних з перерозподілом електронів по долинах, характерна інерційність як процесів розігріву, так і міждолинним переходів. Тому в третє доданок входять часи ті й тм. Істотно також, що воно пропорційно енергетичного відстані Aij між долинами і зумовлює негативні значення електропровідності.

З цих трьох часів найбільше значення (близько 1 пс) має час тБ тому верхній частотний межа негативною диференціальної провідності (ОДП) залежить насамперед від інерційності процесів розігріву електронів і становить десятки гігагерц. В слабкому полі (рис. 1, а) процеси розігріву і міждолинним переходів несуттєві, тому спад провідності визначається величиною хр і відбувається на частоті близько 100 ГГц. Реактивна провідність проявляється на більш низьких частотах (близько 10 ГГц), що пояснюється особливостями множників (1 + / сот)-1 = (1 – / сот) / (1 + з2т2): Реактивна провідність на відміну від активної пропорційна першого ступеня сот. В слабкому полі вона має індуктивний характер, але в області ОДП змінює знак разом з активною складовою і стає ємнісний. Надалі на дуже високих частотах за час періоду поля міжзонних переходи не встигають відбуватися (високочастотна складова заселеності долин Ь_ зменшується) і реактивна провідність знову стає індуктивної. Якщо при цьому врахувати, що більша частина електронів знаходиться у верхніх долинах, то величина провідності визначається параметрами цих долин.

Облік струму зміщення усм = / Соєве призводить до появи в комплексній провідності стш тільки уявної складової / совво, а для нормованої величини стш/ С7 її внесок дорівнює Aaja = / совво / епц = / сотМКсЗдесь тМкс = sso / ct максвеллово час релаксації, яке і визначає інерційність процесів, пов’язаних з струмами зміщення. Але вже при концентраціях домішки 1021 м “3 максвеллово час релаксації стає більшим, ніж час релаксації енергії та інерційність провідності буде визначатися в основному струмами зміщення.

Важливим результатом проведеного аналізу є розрахунок граничної частоти існування негативної динамічної провідності. Його можна провести, нехтуючи інерційністю міждолинним переходів (сотм «1) і запізнюванням зіткнень (сотр «1) і вважаючи, що в режимі ОДП швидкість електронів досягає насичення (vor = Унг). Тоді формула (4) спрощується і може бути представлена ​​у вигляді

Звідси з умови Re стш = О, яке і відповідає граничній ситуації, легко отримати

У підсумку гранична частота залежить насамперед від часу релаксації енергії, відносини ефективних мас і для арсеніду галію має значення близько 100 ГГц.

Гранична частота зменшується з ростом напруженості поля насамперед через підвищення електронної температури. Це суперечить висновкам роботи [1], тим більше, що цей висновок не є істотним, оскільки з ростом поля зменшується і величина ОДП. Оптимальним є режим, відповідний напруженості поля 5 … 10 кВ / см, коли заселеності верхніх і нижньої долини однакові і значення ОДП максимально. При цьому відношення Ап / кьТе визначається ставленням ефективних мас і

[1] Прохоров Е.Д., Білецький М. І. Напівпровідникові матеріали для приладів з міждолинним переносом електронів Харків: Вища школа, вид. при Харк. унте, 1982,144 с.

[2] Москалюк В. А. Розігрів електронного газу в многодолінних напівпровідниках, “Електроніка та зв’язок”, № 8, 2000, т.2, стор 334 337.

RELAXATION EQUATIONS AND HIGHFREQUENCY GaAs CONDUCTIVITY

Moskalyuk V. A., Kulikov К. V.

Physical and Biomedical Electronics Chair, Department of Electronics, National Technical University of Ukraine ‘Kyiv Polytechnical Institute’

37 Prospekt Peremogy, Kyiv, Ukraine, 03056 phone +380 (50) 3512757, e-mail: kvprint@mail.ru

Abstract A technique for analytically calculating highfrequency GaAs conductivity in low signal approximation is proposed. It is based on relaxation equations of concentration, pulse and energy conservation, as well as on the analysis of relaxation times for various kinds of scattering. A quantitative assessment of a limiting frequency for negative dynamic conductivity is shown.

I.  Introduction

The frequency-domain analysis of GaAs and other binary compounds has been in the focus of research for a long time [1]. In this paper a complex high-frequency admittance is discussed on the example of GaAs using expressions for the relaxation time for separate mechanisms of scattering and conservation equation from [2]. The sluggishness of various physical processes is analyzed, and principal factors influencing the limiting frequency properties of semi-conductor materials are determined.

II.  Main part

For multi-valley semiconductors with the increase in the rate of variations (frequency) of the field it is necessary to take into account the sluggishness of various processes, including collision delay determined by impulse relaxation time (xp), energy relaxation time (xE), sluggishness of multi-valley crossing (x„) in transitional conservation equations. Using these procedures at the current density j = env for each valley gives us (1).

Each component of (1) is shown as (2) and (3). To determine the full conductivity such expressions should be summarized for each valley. However, with a good approximation the magnitude of high-frequency electroconductivity normalized to its static value can be derived from (4). One should note that the conductivity is of complex nature, which is exhibited in high frequencies. In Fig. 1 frequency dependences of dynamic specific conductance are shown.

III.  Conclusion

The important result of the analysis conducted is the calculation of boundary frequency for the occurrence of negative dynamic conductivity. This frequency may be determined by neglecting the sluggishness of inter-valley transitions (ють “< < 1) and collision delay (СТЗр<< 1), while assuming that the electron speed reaches saturation (v0r = vHr) in the negative differential conductivity mode. The formula (4) becomes simpler and may be presented as (5). Here it should be easy to obtain (6) for the condition Re = 0 which corresponds to a limiting situation. The boundary frequency drops with the growth of the field intensity due to increasing electron temperatures. This is in contradiction to the conclusions of [1], but this conclusion is not essential, since with the growing field the negative dynamic conductivity also decreases.

The most optimal mode would be the one corresponding to the 5…10 kV/cm field intensity, when the occupancy of top and bottom valleys is identical and the negative dynamic conductivity value reaches maximum. Here the relation An_lkbTe is determined by the ratio of effective mass and (7).

Ultimately, the boundary frequency depends primarily on the energy relaxation time; the effective mass ratio for GaAs being about 100 GHz.

Джерело: Матеріали Міжнародної Кримської конференції «СВЧ-техніка і телекомунікаційні технології», 2003р.