 |
Дырочные полупроводники (р-типа)
|
|
|
|
Полупроводник p-типа
Термин «p-тип» происходит от слова «positive», обозначающего положительный заряд основных носителей. Этот вид полупроводников, кроме примесной основы, характеризуется дырочной природой проводимости. В четырёхвалентный полупроводник (например, в кремний) добавляют небольшое количество атомов трехвалентного элемента (например, индия). Каждый атом примеси устанавливает ковалентную связь с тремя соседними атомами кремния. Для установки связи с четвёртым атомом кремния у атома индия нет валентного электрона, поэтому он захватывает валентный электрон из ковалентной связи между соседними атомами кремния и становится отрицательно заряженным ионом, вследствие чего образуется дырка. Примеси, которые добавляют в этом случае, называются акцепторными.
Проводимость p-полупроводников приблизительно равна:
9. Электропроводимость собственных полупроводников.
Полупроводник без примесей обладает собственной электропроводностью, которая имеет два вклада: электронный и дырочный. Если к полупроводнику не приложено напряжение, то электроны и дырки совершают тепловое движение и суммарный ток равен нулю. При приложении напряжения в полупроводнике возникает электрическое поле, которое приводит к возникновению тока, называемого дрейфовым током iдр. Полный дрейфовый ток является суммой двух вкладов из электронного и дырочного токов:
iдр= in+ ip,
где индекс n соответствует электронному вкладу, а p - дырочному. Удельное сопротивление полупроводника зависит от концентрации носителей и от их подвижности, как следует из простейшей модели Друде. В полупроводниках при повышении температуры вследствие генерации электрон-дырочных пар концентрация электронов в зоне проводимости и дырок ввалентной зоне увеличивается значительно быстрее, нежели уменьшается их подвижность, поэтому с повышением температуры проводимость растет. Процесс гибели электрон-дырочных пар называется рекомбинацией. Фактически проводимость собственного полупроводника сопровождается процессами рекомбинации и генерации и если скорости их равны, то говорят что полупроводник находится в равновесном состоянии. Количество термически возбуждённых носителей зависит от ширины запрещённой зоны, поэтому количество носителей тока в собственных полупроводниках мало по сравнению с легированными полупроводниками и сопротивление их значительно выше.
|
|
|
10. Примесные полупроводники. Проводник типа – n или электронного типа.
Полупроводники n-типа — полупроводник, в котором основные носители заряда — электроны проводимости.
Для того, чтобы получить полупроводник n-типа, собственный полупроводник легируют донорами. Обычно это атомы, которые имеют на валентной оболочке на один электрон больше, чем у атомов полупроводника, который легируется. При не слишком низких температурахэлектроны и со значительной вероятностью переходят с донорных уровней в зону проводимости, где их состояния делокализованы и они могут вносить вклад в электрический ток.
Число электронов в зоне проводимости зависит от концентрации доноров, энергии донорных уровней, ширины запрещенной зоныполупроводника, температуры, эффективной плотности уровней в зоне проводимости.
Обычно легирование проводится до уровня 1013-1019 доноров в см3. При высокой концентрации доноров полупроводник становитсявырожденным.
11. Примесные полупроводники. Полупроводник типа – p или дырочного типа.
Полупроводник p-типа — полупроводник, в котором основными носителями заряда являются дырки.
|
|
|
Полупроводники p-типа получают методом легирования собственных полупроводников акцепторами. Для полупроводников четвёртой группы периодической таблицы, таких как кремнийи германий, акцепторами могут быть примеси химических элементов третьей группы — бор, алюминий.
Концентрация дырок в валентной зоне определяется температурой, концентрацией акцепторов, положением акцепторного уровня над верхом валентной зоны, эффективной плотностью уровней в валентной зоне.
12. Электрический ток в примесном полупроводнике.
Токи в полупроводниках создаются направленным движением носителей заряда и по своей природе являются токами электрической конвекции. В общем случае движение носителей заряда обусловлено двумя процессами: дрейфом под действием сил поля и диффузией за счет существования градиента концентрации. Учитывая то, что перемещаются как электроны, так и дырки, плотность полного тока должна содержать четыре составляющих:
j = jпров.n + jпров.p + jдиф.n + jдиф.p.
Ток проводимости
Ток проводимости создается перемещением носителей заряда под действием сил поля. Плотность электронного тока проводимости равна:
jпров.n= q·n· 
n,
а плотность дырочного тока проводимости равна:
jпров.p= q·p· p ,
где n и p - средние направленные скорости движения электронов и дырок соответственно.
Средняя скорость дрейфа носителей заряда определяется ускорением а и средним временем пробега 
:
.
Это уравнение можно представить в более простом виде:
= m · e, (1.37)
где 
- подвижность носителей заряда, определяемая длиной свободного пробега 
и тепловой скоростью 
.
Таким образом, плотность электронного тока проводимости равна:
jпров.n= q· n · m n · e, (1.38)
а плотность дырочного тока равна:
jпров.p= q· p · m p· e , (1.39)
Результирующая плотность тока проводимости равна:
jпров= jпров.n+ jпров.p.= q(n · m n + p · m p) e = s · e, (1.40)
где s = q(n · m n + p · m p) - удельная электрическая проводимость полупроводника.
В собственном полупроводнике ni = pi, поэтому
s i= q· ni ( m n + m p); (1.41)
у электронного полупроводника nn >> pn, поэтому
s n= q· nn · m n; (1.42) у дырочного полупроводника pp >> np, поэтому
s p= q· pp · m p. (1.43)
Из приведенных уравнений следует, что удельная электрическая проводимость полупроводников определяется концентрацией подвижных носителей заряда, зависящей от концентрации примесей и температуры, и подвижности носителей заряда. Подвижность, в свою очередь, зависит от температуры, концентрации примесей и напряженности электрического поля.
|
|
|
При комнатной температуре подвижность электронов в германии составляет 3900 см2/В· с, а в кремнии 1400 см2/В· с, подвижность дырок в германии равна 1900 см2/В· с, а в кремнии 500 см2/В· с. С повышением температуры уменьшается длина свободного пробега носителей заряда 
и возрастает тепловая скорость движения носителей заряда (
). Поэтому с ростом температуры подвижность убывает по закону 
. Зная зависимость подвижности и концентрации носителей заряда от температуры можно установить температурную зависимость проводимости (рис. 1.14), которая в основном подобна температурной зависимости концентрации носителей заряда, приведенной на рис. 1.7. В области низких температур s n и s p возрастают с ростом температуры из-за увеличения числа ионизированных примесных атомов. В рабочем интервале температур концентрация подвижных носителей заряда сохраняется приблизительно постоянной и равной концентрации примесей, а подвижность уменьшается, поэтому уменьшаются s n и s p. В области высоких температур резко увеличивается тепловая генерация носителей заряда и снижение подвижности не играет существенной роли. Удельная электрическая проводимость собственного полупроводника зависит от температуры по экспоненциальному закону и уменьшение подвижности не имеет принципиального значения.
При невысокой концентрации примесей до 1015 - 1016см-3 подвижность практически не зависит от величины концентрации. При более высокой концентрации примесей ионизированные примесные атомы создают вокруг себя кулоновское поле, искривляющее траектории движения носителей заряда, в результате чего уменьшается длина свободного пробега и соответственно подвижность. В интервале концентраций примеси 1015 - 1019см-3 подвижность изменяется примерно на порядок.
Особую роль играет зависимость подвижности от напряженности поля, так как при этом зависимость между скоростью движения носителей заряда и напряженностью поля становится нелинейной (рис. 1.15). В слабых электрических полях (e <103В/см) носители заряда на длине свободного пробега приобретают относительно малую энергию, не превышающую тепловую энергию 
. При этом результирующая скорость носителей заряда примерно равна тепловой. При таких условиях подвижность сохраняется постоянной, а скорость дрейфа линейно нарастает с ростом напряженности поля. При напряженности поля более 103 В/см скорость дрейфа становится соизмеримой со скоростью теплового движения, вследствие чего увеличивается результирующая скорость движения носителей заряда, происходит как бы разогрев электронно-дырочного газа. Такие носители заряда, энергия которых сравнима или превышает тепловую энергию, 2/3 КТ называются горячими. В этих условиях с увеличением напряженности поля уменьшается длина свободного пробега, вследствие чего подвижность носителей заряда уменьшается обратно пропорционально 
, а дрейфовая скорость возрастает прямо пропорционально . Если напряженность поля превышает критическое значение e кр»104 В/см, то с ростом e подвижность уменьшается обратно пропорционально напряженности поля, а дрейфовая скорость сохраняется неизменной и равной величине uнас»107 см/с.
|
|
|
Ток диффузии
Ток диффузии возникает в результате неравномерного распределения концентрации носителей заряда. Плотность тока диффузии определяется количеством диффундирующих частиц в единицу времени через единичную площадку, перпендикулярную направлению диффузии (формулы 1.26 и1.27). Умножая плотность потока на отрицательный заряд электрона или положительный заряд дырки получаем соотношения для диффузионных токов электронов и дырок:
; (1.44)
, (1.45)
где Dn - коэффициент диффузии электронов, равный 99 см2/с для германия и 34 см2/с для кремния, Dp - коэффициент диффузии дырок, равный 34 см2/с для германия и 13 см2/с для кремния.
Параметры диффузионного и дрейфового движения связаны между собой соотношениями Эйнштейна:
D n =uT· mn; Dp =uT· mp. (1.46)
13. Электронно - дырочный переход.
В основе большинства полупроводниковых диодов и транзисторов лежит контакт двух полупроводников с различным типом электропроводности. Такой контакт называют электронно-дырочным переходом или p-n-переходом. Он может быть получен, например, путем диффузии донорной примеси в полупроводник p-типа. Идеализированная одномерная структура p-n-перехода изображена на рис. 2.1,а.
Включенный в электрическую цепь p-n-переход обладает односторонней проводимостью, то есть его вольтамперная характеристика нелинейна. Рассмотрим физические процессы в структуре, определяющие нелинейные свойства p-n-перехода.
|
|
|
Для простоты будем полагать, что концентрация легирующей примеси в областях n- и p- типа распределена равномерно, причем концентрация донорной примеси ND в n-полупроводнике значительно больше, чем концентрация акцепторной примеси NA в p- полупроводнике (ND>>NA). Назовем n-область с большей концентрацией примеси эмиттером, а p-область с меньшей концентрацией примеси - базой. Это допущение позволяет считать, что полный ток через p-n-переход определяется преимущественно электронной составляющей. Дырочная составляющая тока через p-n-переход мала и ею можно пренебречь:
i = in + ip» in.
Будем полагать, что внешние контакты к структуре (они по своей природе должны иметь двустороннюю проводимость с очень малым сопротивлением) удалены от контакта (сечение x0 рис. 2.1) на расстояние, значительно превышающее диффузионную длину электронов Ln в базе и дырок Lp в эмиттере. Это допущение позволяет считать, что собственно p-n-переход локализован вблизи границы x0. Обозначим границы p-n-перехода через xn и xp.
Распределение концентрации электронов вдоль оси x показано на рис. 2.1,б. Так как концентрация электронов в n-полупроводнике nn(основные носители заряда) значительно превышает концентрацию электронов в p-полупроводнике np (неосновные носители заряда), то в плоскости контакта возникает диффузия электронов из n-области в p-область. Аналогичные рассуждения приводят к диффузии дырок из p-области в n-область. Таким образом через p-n-переход протекают диффузионные потоки основных носителей заряда (ПОНЗ).
Уходя из полупроводника n-типа, электроны оставляют в приконтактной области n-полупроводника нескомпенсированный положительный неподвижный заряд ионов доноров QD+. Аналогично в приконтактной области p-полупроводника появляется равный по величине нескомпенсированный отрицательный неподвижный заряд ионов акцепторов QA-. На рисунке 2.1,б соответствующие области заштрихованы и обозначены.
Таким образом в области контакта появляется встроенное электрическое поле локализованное вблизи границы x0. Будем характеризовать его контактной разностью потенциалов jK0.
Возникшее поле препятствует движению основных носителей через переход и является причиной появления встречного дрейфового движения электронов из p-области в n-область.
Таким образом, потоки неосновных носителей заряда (ПННЗ) по своей природе являются дрейфовыми. Распределение потенциала в структуре приведено на рис. 2.1,в.
Состояние термодинамического равновесия устанавливается при равенстве потоков основных и неосновных носителей заряда ПОНЗ = ПННЗ, при этом p-n-переход характеризуется следующими параметрами: контактная разность потенциалов jK0 и ширина области пространственного заряда (или ширина p-n-перехода) D0. Можно показать,что:
; (2.1)
. (2.2)
Анализ выражений (2.1) и (2.2) показывает, что параметры перехода зависят от температуры и концентрации легирующей примеси в n и p - областях.
Увеличение температуры приводит к уменьшению контактной разности потенциалов jK0 и ширины p-n-перехода D0. Это, в первую очередь, определяется тем, что, как показано разд. 1, при высоких температурах уровни Ферми в n- и p-полупроводниках приближаются к середине запрещенной зоны, электропроводность полупроводников стремится к собственной, а, следовательно, p-n-переход исчезает (jK0®0, D0®0). В уравнениях (2.1) и (2.2) эту зависимость определяет член ni2(T).
При возрастании концентрации легирующих примесей ND и NA контактная разность потенциалов возрастает, а ширина p-n-перехода уменьшается.
Встроенное электрическое поле в p-n- переходе определяется зарядом неподвижных ионов примеси, при этом суммарный заряд структуры равен нулю: QD+ = QA–, то есть
S·q·ND·Dn = S·q·NA·D p, (2.3)
где S - площадь p-n-перехода; Dn, Dp - протяженность p-n-перехода соответственно в областях n- и p-типа. Преобразуем (2.3) с учетом ND>>NA.
(2.4)
Из (2.4) следует,что p-n-переход большей своей частью лежит в базе.
Необходимо отметить, что область p-n-перехода обеднена подвижными носителями заряда, так как любой, возникший в этой области или попавший в нее, подвижный заряд выталкивается из области перехода электрическим полем. Поэтому сопротивление p-n-перехода значительно выше, чем сопротивление n- и p- областей.
Подведем итог. Причиной нелинейных свойств p-n-перехода является существующее в переходе встроенное электрическое поле.
Для основных носителей заряда это поле создает потенциальный барьер, а, следовательно, величина потока основных носителей заряда через переход зависит от величин этого барьера (jK).
Для неосновных носителей заряда поле в переходе создает потенциальную яму, а, следовательно, поток неосновных носителей заряда не будет зависеть от глубины потенциальной ямы (jK): все электроны (неосновные носители), появившиеся у края потенциальной ямы, упадут в нее.
Поле в p-n-переходе можно изменить путем подачи на структуру внешнего напряжения. Если полярность внешнего напряжения направлена против поля в переходе, то тормозящее для ОНЗ поле в переходе (или потенциальный барьер), уменьшается, и поток основных носителей заряда через p-n- переход увеличивается и значительно превышает существующий поток неосновных носителей. Такое напряжение на p-n-переходе называется прямым.
Если полярность внешнего напряжения U совпадает с полярностью контактной разности потенциалов jK0, суммарное тормозящее для ОНЗ поле в переходе возрастает, что приводит к уменьшению ПОНЗ через переход. Такое внешнее напряжение на p-n-переходе называется обратным.
Необходимо еще раз повторить, что в том и другом случае ПННЗ не зависит от глубины потенциальной ямы, а, следовательно, протекающий через p-n-переход ток неосновных носителей заряда не зависит от приложенного внешнего напряжения.
14. Воздействие внешнего источника напряжение на состояние p-n перехода. Обратное смещение p-n- перехода.
Если полярность внешнего напряжения U совпадает с полярностью контактной разности потенциалов jK0, суммарное тормозящее для ОНЗ поле в переходе возрастает, что приводит к уменьшению ПОНЗ через переход. Такое внешнее напряжение на p-n-переходе называется обратным.
Рассчитаем прямой и обратный токи p-n-перехода, исходя из основных процессов в базе диода. Будем по-прежнему считать, что концентрация донорной примеси в эмиттере ND = nnзначительно превышает концентрацию акцепторной примеси в базе NA = pp. В этом случае и при прямом и при обратном напряжении можно учитывать только электронную составляющую тока i = in + ip» in.
В самом деле, при прямом напряжении прямой ток определяется потоком основных носителей заряда, а т.к. nn» pp, то дырочной составляющей прямого тока можно пренебречь. При обратном напряжении обратный ток определяется потоком неосновных носителей заряда; поскольку
,
то и в этом случае дырочной составляющей обратного тока можно пренебречь.
Рассматривая процессы в p-n-переходе при подаче внешнего напряжения будем так же полагать, что сопротивление обедненной области, где подвижных носителей заряда практически нет, значительно больше, чем сопротивление областей n- и p-типа вне перехода. Это допущение позволит считать, что все внешнее напряжение падает на p-n-переходе и контактная разность потенциалов соответственно изменяется до величины jK0±U, где знак “-” соответствует падению потенциального барьера вследствие подачи прямого напряжения на p-n-переход, а знак “+” - при подаче обратного напряжения(см. рис.2.2,а).
Распределение потенциала вдоль структуры p-n-перехода показано на рис.2.2,б.
При прямом напряжении (U >0) уменьшение потенциального барьера приводит к преобладанию потока электронов из эмиттера в базу (ПОНЗ) над потоком электронов из базы в эмиттер (ПННЗ). При этом электроны инжектируются в базу и концентрация электронов на границе xp возрастает до величины
, которая уже при U=0,26 В (
=0,026В)
значительно превышает равновесную концентрацию в базе. Таким образом, инжекция электронов в базу приводит к появлению неравновесных носителей в базе Dn(xp) = n (xp) - np. Вследствие возникшего градиента концентрации в базе начинается процесс диффузии электронов от границы перехода xp в глубину p-базы. По мере движения неравновесная концентрация уменьшается за счет рекомбинации.
Таким образом, три процесса определяют распределение неравновесной концентрации в базе p-n-перехода при прямом напряжении:
- инжекция - вызывает увеличение граничной концентрации n(xp), то есть приводит к появлению неравновесных носителей заряда в базе;
- диффузия - является причиной движения электронов (ННЗ) через базу;
- рекомбинация - приводит к уменьшению неравновесной концентрации в базе вдали от p-n-перехода.
Распределение концентрации электронов в базе показано на рис. 2.2,в, оно описывается уравнением (1.34)
,
где n(x=xp=0) - граничная концентрация, 
Ln -диффузионная длина электронов в базе.
Прямой электронный ток через p-n-переход может быть определен в любом сечении двухэлектродной структуры, однако удобнее это сделать в сечении xp, где задана граничная концентрация.электронов
По своей природе электронный ток в сечении xp является диффузионным и может быть рассчитан по формуле (1.44)
,
где S - площадь p-n-перехода, q - заряд электрона, Dn - коэффициент диффузии электронов.
С учетом 
прямой ток p-n- перехода определяется выражением:
. (2.5)
Обозначим 
, эта величина имеет размерность тока, определяется концентрацией неосновных носителей заряда в базе np и называется тепловым током i0.
Проведя аналогичные рассуждения для обратного смещения, отметим следующее: p-n-переход при обратном смещении экстрагирует (выводит) электроны из базы. Граничная концентрация уменьшается по сравнению с равновесной и определяется выражением:
,
которое отличается от соответствующего выражения при прямом напряжении полярностью напряжения U в экспоненте.
Три процесса определяют обратный ток p-n-перехода:
- экстракция электронов из базы;
- диффузия их из глубины базы к границе перехода xp;
- генерация пар электрон - дырка в областях, где n(x)<np.
Распределение потенциала j(x) и концентрации n(x) для обратного напряжения приведены на рис. 2.2 г,д,е - правый столбец.
Вывод выражения для электронной составляющей обратного тока через p-n-переход полностью аналогичен выводу прямого тока.
Выражение для электронной составляющей обратного тока отличается от (2.5) только знаком внешнего напряжения и имеет вид:
.
Таким образом, ВАХ p-n-перехода описывается выражением
,
где i0 - тепловой ток p-n-перехода, с учетом дырочной составляющей тепловой ток может быть записан в виде:
. (2.6)
Тепловой ток p-n-перехода определяется потоками ННЗ и зависит от концентрации примеси (так как np = ni2/NA; pn = ni2/ND) и температуры (так как: ni2~ exp T2).
Увеличение температуры p-n- перехода приводит к увеличению теплового тока, а, следовательно, к возрастанию прямого и обратного токов.
Увеличение концентрации легирующей примеси приводит к уменьшению теплового тока, а, следовательно, к уменьшению прямого и обратного токов p-n-перехода.
На рис. 2.3 построена ВАХ идеального p-n-перехода, полученного при принятых нами допущениях. При построении ВАХ примем T= 300К, тогда kT/q = 0,026В. Оценим прямой и обратный токи p-n перехода при подаче внешнего напряжения U=±0,26 В. При U=+0,26 В (прямое напряжение) (2.5) приводится к виду:
i = i0• (exp 10 – 1)» i0·exp 10 >> i0
Таким образом, уже при U = 0,26 В величина прямого тока значительно превышает тепловой ток p-n перехода.
При U = - 0,26 В (обратное напряжение)
i = i0 · (exp–10 – 1)» - i0.
Таким образом, при обратном напряжении через p-n переход протекает тепловой ток i0, значение которого не зависит от величины приложенного обратного напряжения.
ВАХ p-n-перехода представляет собой нелинейную зависимость между током и напряжением. В общем случае к p-n-переходу может быть приложено как постоянное напряжение, определяющее рабочую точку на характеристике, так и переменное напряжение, амплитуда которого определяет перемещение рабочей точки по характеристике. Если амплитуда переменного напряжения мала, перемещение рабочей точки не выходит за пределы малого участка характеристики и его можно заменить прямой линией. Тогда между малыми амплитудами тока и напряжения (или между малыми приращениями тока и напряжения Di и Du) существует линейная связь. В этом случае p-n-переход на переменном токе характеризуют дифференциальным сопротивлением rpn:
.
Аналитическое выражение rpn получим, дифференцируя (2.5)
При прямом напряжении rpn мало и составляет единицы - сотни ом, а при обратном напряжении - велико и составляет сотни и тысячи килоом.
Дифференциальное сопротивление можно определить графически по характеристике. (См. рис. 2.3, где указаны Du и Di).
15. Воздействие внешнего источника напряжение на состояние p-n перехода. Прямое смещение p-n- перехода.
Поле в p-n-переходе можно изменить путем подачи на структуру внешнего напряжения. Если полярность внешнего напряжения направлена против поля в переходе, то тормозящее для ОНЗ поле в переходе (или потенциальный барьер), уменьшается, и поток основных носителей заряда через p-n- переход увеличивается и значительно превышает существующий поток неосновных носителей. Такое напряжение на p-n-переходе называется прямым.
16. Вольтамперная характеристика p-n перехода.
14 вопрос в самом конце.
17. Вольтамперная характеристика диода.
Вах-вах-вах… Обычно эти слова употребляют, рассказывая анекдоты про кавказцев))) Кавказцев прошу не обижаться – я уважаю Кавказ. Но, как говорится, из песни слов не выкинешь. Да и в нашем случае это слово имеет другой смысл. Да и не слово это даже, а аббревиатура.
ВАХ – это вольт амперная характеристика. Ну а нас в этом разделе интересует вольт амперная характеристика полупроводникового диода.
График ВАХ диода показан на рис. 6.
Рис. 6. ВАХ полупроводникового диода.
На графике изображены ВАХ для прямого и обратного включения диода. Ещё говорят, прямая и обратная ветвь вольт-амперной характеристики. Прямая ветвь (Iпр и Uпр) отображает характеристики диода при прямом включении (то есть когда на анод подаётся «плюс»). Обратная ветвь (Iобр и Uобр) отображает характеристики диода при обратном включении (то есть когда на анод подаётся «минус»).
На рис. 6 синяя толстая линия – это характеристика германиевого диода (Ge), а чёрная тонкая линия – характеристика кремниевого (Si) диода. На рисунке не указаны единицы измерения для осей тока и напряжения, так как они зависят от конкретной марки диода.
Что же мы видим на графике? Ну для начала определим, как и для любой плоской системы координат, четыре координатных угла (квадранта). Напомню, что первым считается квадрант, который находится справа вверху (то есть там, где у нас буквы Ge и Si). Далее квадранты отсчитываются против часовой стрелки.
Итак, II-й и IV-й квадранты у нас пустые. Это потому, что мы можем включить диод только двумя способами – в прямом или в обратном направлении. Невозможна ситуация, когда, например, через диод протекает обратный ток и одновременно он включен в прямом направлении, или, иными словами, невозможно на один вывод одновременно подать и «плюс» и «минус». Точнее, это возможно, но тогда это будет короткое замыкание))). Остаётся рассмотреть только два случая – прямое включение диода и обратное включение диода.
График прямого включения нарисован в первом квадранте. Отсюда видно, что чем больше напряжение, тем больше ток. Причём до какого-то момента напряжение растёт быстрее, чем ток. Но затем наступает перелом, и напряжение почти не меняется, а ток начинает расти. Для большинства диодов этот перелом наступает в диапазоне 0,5…1 В. Именно это напряжение, как говорят, «падает» на диоде. То есть если вы подключите лампочку по первой схеме на рис. 3, а напряжение батареи питания у вас будет 9 В, то на лампочку попадёт уже не 9 В, а 8,5 или даже 8 (зависит от типа диода). Эти 0,5…1 В и есть падение напряжения на диоде. Медленный рост тока до напряжения 0,5…1В означает, что на этом участке ток через диод практически не идёт даже в прямом направлении.
График обратного включения нарисован в третьем квадранте. Отсюда видно, что на значительном участке ток почти не изменяется, а затем увеличивается лавинообразно. Что это значит? Если вы включите лампочку по второй схеме на рис. 3, то светиться она не будет, потому что диод в обратном направлении ток не пропускает (точнее, пропускает, как видно на графике, но этот ток настолько мал, что лампа светиться не будет). Но диод не может сдерживать напряжение бесконечно. Если увеличить, напряжение, например, до нескольких сотен вольт, то это высокое напряжение «пробьёт» диод (см. перегиб на обратной ветви графика) и ток через диод будет течь. Вот только «пробой» - это процесс необратимый (для диодов). То есть такой «пробой» приведет к выгоранию диода и он либо вообще перестанет пропускать ток в любом направлении, либо наоборот – будет пропускать ток во всех направлениях.
В характеристиках конкретных диодов всегда указывается максимальное обратное напряжение – то есть напряжение, которое может выдержать диод без «пробоя» при включении в обратном направлении. Это нужно обязательно учитывать при разработке устройств, где применяются диоды.
Сравнивая характеристики кремниевого и германиевого диодов, можно сделать вывод, что в p-n-переходах кремниевого диода прямой и обратный токи меньше, чем в германиевом диоде (при одинаковых значениях напряжения на выводах). Это связано с тем, что у кремния больше ширина запрещённой зоны и для перехода электронов из валентной зоны в зону проводимости им необходимо сообщить большую дополнительную энергию.
18. Входные вольтамперные характеристики биполярного транзистора с общим эмиттером.
В схеме с общим эмиттером (см. рис. 3.3,б) входным током является ток базы iБ, а выходным - ток коллектора iК, соответственно, входным напряжением является напряжение uБЭ, а выходным - напряжение uКЭ.
Входная характеристика в схеме ОЭ представляет собой зависимость
.
Однако, реально в справочниках приводится обратная зависимость
.
Семейство входных характеристик кремниевого n-p-n-транзистора приведено на рис. 3.22. Выражение для идеализированной входной характеристики в активном режиме имеет вид:
, (3.37)
где uБЭ - прямое напряжение на эмиттерном переходе. Так же, как и в схеме ОБ, входная характеристика имеет вид, характерный для прямой ветви ВАХ p-n-перехода (см. рис. 3.22). однако, входной ток iБ здесь в (b + 1) раз меньше, чем в схеме ОБ. Экспоненциальный рост тока базы при увеличении uБЭ связан с увеличением инжекции электронов в базу и соответствующим усилением их рекомбинации с дырками. В выражении (3.37) отсутствует зависимость тока iБ от напряжения uКЭ. Реально эта зависимость имеет место, она связана с эффектом Эрли. Как показано в гл. 3, с ростом обратного напряжения на коллекторном переходе сужается база транзистора, в результате чего уменьшается рекомбинация носителей в базе и, соответственно, уменьшается ток базы. Снижение тока базы с ростом uКЭ отражается небольшим смещением характеристик в область больших напряжений uБЭ - см. рис. 3.22.При uКЭ< uБЭ открывается коллекторный переход, и транзистор переходит в режим насыщения. В этом режиме вследствие двойной инжекции в базе накапливается очень большой избыточный заряд электронов, их рекомбинация с дырками усиливается, и ток базы резко возрастает - см. рис. 3.22.
| 
|
Выходная характеристика в схеме ОЭ представляет собой зависимость
.
Семейство выходных характеристик n-p-n-транзистора приведено на рис. 3.23. Выражение для идеализированной выходной характеристики в активном режиме имеет вид:
. (3.38)
Особенностью выходной характеристики транзистора в схеме с общим эмиттером по сравнению с характеристикой в схеме с общей базой, является то, что она целиком лежит в первом квадранте. Это связано с тем, что в схеме ОЭ напряжение uКЭ распределяется между обоими переходами, и при uКЭ< uБЭ напряжение на коллекторном переходе меняет знак и становится прямым, в результате транзистор переходит в режим насыщения при uКЭ >0 (cм. рис. 3.23). В режиме насыщения характеристики сливаются в одну линию, то есть ток коллектора не зависит от тока базы. Так же, как и в схеме ОБ, идеализированная характеристика в активном режиме не зависит от напряжения uКЭ. Реально имеет место заметный рост тока iК с ростом uКЭ (см. рис. 3.23), связанный с эффектом Эрли. Этот рост выражен значительно сильнее, чем в схеме ОБ в связи с более резкой зависимостью от напряжения на коллекторном переходе коэффициента передачи тока базы b по сравнению с коэффицентом передачи тока эмиттера a. Также более резкой зависимостью b от тока эмиттера и, соответственно, от тока базы объясняется практическое отсутствие эквидистантности характеристик. При iБ =0 в цепи коллектора протекает ток iКЭ0= b iБЭ0. Увеличение тока в b раз по сравнению со схемой ОБ объясняется тем, что в схеме ОЭ при iБ =0 и uКЭ >0 эмиттерный переход оказывается несколько приоткрыт напряжением uКЭ, и инжектируемые в базу электроны существенно увеличивают ток коллектора.
19. Выходные характеристики биполярного транзистора с общим эмиттером.
Смотри выше 18 вопрос.
|
|
|
