Logo GenDocs.ru

Поиск по сайту:  


Загрузка...

Лекции - Основы электроники - файл 1 раздел,часть 1,доделать.doc


Лекции - Основы электроники
скачать (914.6 kb.)

Доступные файлы (9):

1 раздел,часть 1,доделать.doc566kb.08.02.2010 13:43скачать
1 раздел,часть 2.doc300kb.03.10.2009 14:40скачать
2 раздел,часть 1.doc209kb.24.08.2008 17:41скачать
2 раздел,часть 2.doc211kb.24.08.2008 17:44скачать
Усилители мощности.doc189kb.28.04.2010 13:37скачать
Усилители операционные.doc417kb.17.11.2009 13:26скачать
Тиристоры.doc124kb.20.03.2009 16:45скачать
Усилители.doc965kb.23.05.2009 13:56скачать
Электр. элементы и усил.doc55kb.08.02.2010 18:23скачать

содержание
Загрузка...

1 раздел,часть 1,доделать.doc

Реклама MarketGid:
Загрузка...
Лекция 1
1.1 Общие сведения о полупроводниках
Все материалы (вещества) условно делятся на 3 группы:

  1. металлы;

  2. полупроводники;

  3. диэлектрики.

По удельному электрическому сопротивлению они различаются следующим образом:


металлы

полупроводники

диэлектрики





108÷109

Ом*м



10-6÷10-5


К полупроводниковым материалам относится группа твердых кристаллических тел, которые по своим свойствам занимают промежуточное положение между проводниками и диэлектриками. Полупроводниками являются элементы четвертой группы таблицы Менделеева, например Германий(Ge), Кремний(Si) или Селен(Se), и соединения элементов, например арсенид галлия (GaAs), фосфорит галлия (GaP), карбид кремния (SiC). Характерной особенностью полупроводников, отличающей их от металлов, является возрастание их электропроводности с ростом температуры и при введении в полупроводник специальных примесей.

При повышении температуры удельное электрическое сопротивление у металлов увеличивается, у полупроводников – уменьшается.
^ 1.2 Собственные полупроводники
Кремний и Германий – это элементы четвертой группы периодической системы элементов Менделеева. Они имеют по 4 валентных электрона, которые участвуют в парно-электронных или ковалентных связях с соседними атомами. Эти связи характеризуются перекрытием внешних электронных оболочек атомов и пара электронов в ковалентной связи, принадлежит двум соседним атомам. При повышении температуры часть электронов, имеющих большую энергию, освобождается от связей и становятся свободными носителями заряда (могут свободно перемещаться в межатомном пространстве). При этом в разорванной ковалентной связи как бы появляется положительный заряд, по величине равный заряду электрона, который и приписывают дырке. Фактическое движение электронов (связанных электронов) по ковалентным связям может быть заменено движением дырки в противоположном направлении. Образование свободных электронов и дырок называют генерацией носителей заряда. Она происходит при нагревании полупроводника (тепловая генерация) и при воздействии на полупроводник квантового света (световая генерация),


Рис. 1.1 Полупроводник
электрических полей, поляризующих излучений. Одновременно с генерацией идет обратный процесс – рекомбинация носителей заряда. В результате чего исчезают пары носителей заряда. В состоянии термодинамического равновесия процессы генерации и рекомбинации уравновешены. При этом в полупроводнике существуют равновесные концентрации электронов и дырок(n0, p0). При воздействии на полупроводник нетепловых внешних факторов из-за генерации новых носителей в полупроводнике появляются неравновесные концентрации(n, p). Избыточные концентрации называют разность:

Δn = n – n0

Δp = p – p0

^ 1.3 Примесные полупроводники
Большинство полупроводниковых приборов изготавливают на основе примесных полупроводников. Примесные полупроводники получают из собственных с помощью введения донорных или акцепторных примесей.

Акцепторные примеси –элементы третьей группы периодической системы элементов Менделеева (индий, галлий, алюминий и т.д.). Атомы акцепторной примеси принимают (поглощают) свободные электроны и, соответственно, поставляют дырки. Атом акцепторной примеси имеет 3 валентных электрона, следовательно, одна новая ковалентная связь не заполнена и ее заполняет электрон из соседнего атома. При этом образуется дырка и отрицательный ион. В полупроводнике с акцепторной примесью концентрация дырок (pр) много больше концентрации электронов (nр), которые так же образуются в результате естественной генерации и, следовательно, основными носители заряда в полупроводнике являются дырки, а неосновными – электроны. Электропроводность такого полупроводника дырочная, а сам полупроводник называется полупроводником p-типа.



Рис. 1.2 Полупроводник р-типа
Донорные примеси – элементы пятой группы таблицы Менделеева (сурьма, фосфор, мышьяк и т.д.). Атомы донорной примеси поставляют свободные электроны. Атомы донорной примеси замещают часть атомов собственного полупроводника. Четыре валентных электрона атома донора, участвуют в новых связях, а пятый связан с атомом слабее и при слабых воздействиях превращается в свободный электрон. Сам атом при этом становится примесью. Концентрация свободных электронов (nn) много больше, чем концентрация дырок (pn), которые так же образуются в результате естественной генерации. В таком полупроводнике основные носители заряда – электроны, а неосновные – дырки, электропроводность полупроводника электронная, а сам полупроводник называется полупроводником n-типа.



Рис. 1.3 Полупроводник n-типа
Объем полупроводника n-типа или p-типа остается электрически нейтральным, если носители заряда не покидают пределы полупроводника.
^ 1.4 Дрейфовое и диффузионное движение носителей заряда
При отсутствии электрического поля в полупроводнике и разности концентрации носителей заряда в объеме полупроводника, носители заряда находятся в хаотическом движении. Ввиду хаотического характера, ток в полупроводнике равен нулю.

Направленное движение носителей заряда под действием электрического поля называют дрейфовым движением, а движение, обусловленное различием концентраций носителей заряда в соседних слоях, называют диффузионным.

Дрейфовый ток связан с напряженностью электрического поля E следующим выражением:



Где s – площадь сечения полупроводника, q – заряд электрона, – удельная проводимость, E – напряженность электрического поля. Следовательно,;

Диффузионный ток пропорционален градиенту концентрации вдоль выбранной оси полупроводника:




^ 1.5 Время жизни носителей заряда
Характеристики полупроводниковых приборов определяется временем жизни неосновных носителей заряда. Пусть в результате внешнего нетеплового воздействия в слое полупроводника выросла концентрация неосновных носителей заряда и стала превышать равновесную на Δp(0) или Δn(0). После снятия воздействия в момент времени t=0 происходит процесс снижения концентрации до равновесной в соответствии с выражениями:

; ,

где τp или τn постоянные, которые называются временем жизни, соответственно электронов или дырок. За время концентрация снижается в е раз.


^ 1.6 P-n переход. Электрические процессы в p-n переходе при отсутствии и наличии внешнего напряжения. Емкость p-n перехода
P-n переход - переходный слой между двумя областями полупроводника с разной электропроводностью, в котором существует диффузионное электрическое поле. P-n переход получают введением в примесный полупроводник одного типа проводимости специальных присадок, которые изменяют тип проводимости части монокристалла.


1.6.1 Электрические процессы в p-n переходе при отсутствии

внешнего напряжения.
В германиевых и кремниевых диодах двухслойная p–n–структура (рис. 1.4, а) создается введением в один из слоев монокристалла акцепторной примеси, а в другой – донорной примеси. При комнатной температуре атомы акцепторов и доноров можно считать полностью ионизированными, т.е. практически все акцепторные атомы присоединяют к себе электроны. Создавая при этом дырки, а донорные атомы отдают свои электроны, которые становятся свободными. Кроме основных носителей заряда в каждом из слоев имеются неосновные носители заряда, создаваемые путем перехода электронов основного материала из валентной зоны в зону свободных уровней.

На практике наибольшее распространение получили p–n–структуры с неодинаковой концентрацией внесенных акцепторной Nа и донорной NД примесей, т.е. с неодинаковой концентрации неосновных носителей заряда в слоях pp Nа и nn NД . Типичными бывают структуры с Nа»NД (pp» nn). Распределение концентраций носителей заряда для таких структур показано на рис. 1.4,б. Концентрация неосновных носителей заряда, существенно меньше концентрации основных носителей заряда.

В p–n–структуре на границе раздела слоев AB возникает разность концентраций одноименных носителей заряда: в одном слое они являются основными носителями, в другом – неосновными. В приграничной области под действием разности концентраций возникает диффузионное движение основных носителей заряда во встречном направлении через границу раздела. Дырки из p–области диффундируют в n–область, электроны из n–области в p–область. Дырки, вошедшие в n–область, рекомбинируют с электронами этой области, а электроны, вошедшие в p–область, – с дырками p–области. В следствие двух факторов (ухода основных носителей заряда из приграничных областей и их рекомбинация с носителями заряда противоположного знака) концентрации основных носителей заряда (pp и nn) в обеих приграничных областях, суммарная ширина которых l0, снижаются (рис. 1.4, б).

Кроме того, снижение концентрации носителей заряда одного знака сопровождается повышением концентрации носителей заряда другого знака. Вследствие этого в приграничной p–области повышается концентрация электронов, а в приграничной n–области – концентрация дырок. Таким образом, становится понятным характер распределения концентрации носителей заряда в p–n–переходе показанной на рис. 1.4, б сплошными линиями.

Важнейшим следствием диффузионного движения носителей заряда через границу раздела слоев является появление в приграничных областях объемных зарядов, создаваемых ионами атомов примесей. Так, при уходе дырок из p–слоя в нем создается нескомпенсированный отрицательный объемный заряд за счет оставшихся ионов акцепторных атомов примеси. Электроны же, ушедшие из n–слоя, оставляют здесь нескомпенсированный положительный объемный заряд, создаваемый положительными ионами донорных атомов примеси. Наличие объемного заряда является главной особенностью p–n–перехода. Кривая распределения объемного заряда в p–n–переходе показана на рис. 1.4, г. Ввиду наличия объемного заряда в p–n–переходе создаются электрическое поле и разность потенциалов.

Кривые E(x) и (x) показаны на рис. 1.4, д, е (за нулевой принят потенциал n–слоя). Отметим, что рассмотренный процесс формирования p–n–перехода происходит уже на этапе введения в монокристалл акцепторной и донорной примесей.
Толщина слоя объемного заряда l0 составляет доли микрометров и зависит от концентрации примеси (основных носителей заряда) в p– и n–областях (от удельного сопротивления слоев).объемные заряды по обе стороны границы раздела равны и создаются, как известно, неподвижными ионами примеси. Если бы концентрация акцепторной Nа и донорной NД примесей были равны (симметричный p–n–переход), то концентрация отрицательных ионов слева от границы раздела и положительных ионов справа были бы также равны и p–n–переход имел бы одинаковые толщины слоев l0p и l0n. В рассматриваемом случае несимметричного p–n–перехода (Nа»NД) концентрация неподвижных отрицательных ионов слева от границы раздела AB будет выше концентрации неподвижных отрицательных ионов справа (рис. 1.4,а), в связи с чем равенству объемных зарядов обоих знаков (рис. 1.4, г) здесь будет отвечать условие l0n» l0p. Иными словами, p–n–переход толщиной l0 будет преимущественно сосредоточен в n–области, как в более высокоомном.
Внутреннее электрическое поле, созданное объемными зарядами, является фактором, под действием которого обеспечивается равенство потоков носителей заряда через переход в обоих направлениях, т.е. равенство нулю суммарного тока в отсутствие внешнего электрического поля. Это обуславливается тем что внутреннее электрическое поле с потенциальным барьером 0 (рис. 1.4, е) создает тормозящее действие для основных и ускоряющее – для неосновных носителей заряда. Таким образом, внутреннее электрическое поле приводит к уменьшению плотности диффузионного тока Јдиф через переход и появлению встречного ему дрейфового тока плотностью Јдр.
Диффузионный ток с некоторой плотностью Јдиф, обусловлен основными носителями заряда (рис. 1.4, в) и направлен вдоль оси х. Он состоит из потока дырок, перемещающихся под действием диффузии из p–области в n–область, и потока электронов, диффундирующих из n–области в p–область.
Дрейфовый ток с некоторой плотностью Јдр, обусловлен неосновными носителями заряда (рис. 1.4, в) и направлен вдоль оси х. Он состоит из потока дырок (неосновных носителей заряда), перемещающихся под действием внутреннего электрического поля из n–области в p–область, и потока электронов, перемещающихся под действием внутреннего электрического поля из p–области в n–область.





1.4 Обозначение p–n–перехода в p–n–структуре полупроводника:

а — р–n–структура полупроводника; б — распределение концентраций носителей заряда; в — составляющие тока в р–n–переходе; г— распределение заряда; д — диаграмма напряженности поля; е — потенциальный барьер в p–n–переходе
^ Плотность дрейфового тока Јдр (рис.1.4, в) создается неосновными носителями заряда прилегающих к p–n–переходу слоев с толщиной, равной диффузионной длине: Ln – для электронов p–слоя и Lp – для дырок n–слоя (рис.1.4, а). неосновные носители заряда, совершая тепловое движение в этих слоях, успевают за время своей жизни попасть в область действия электрического поля, увлекаются этим полем и перебрасываются через переход. Таким образом. Плотность дрейфового тока определяется потоками подходящих неосновных носителей заряда из прилегающих к p–n–переходу слоев. Она зависит от концентрации неосновных носителей зарядов слоях и диффузионной длины. Дрейфовый ток имеет направление, противоположное направлению диффузионного тока.

Равенству нулю тока через переход в отсутствие внешнего напряжения соответствует уменьшение диффузионной составляющей тока до величины его дрейфовой составляющей. Равенство составляющих тока Јдиф=Јдр создается установлением соответствующей величины потенциального барьера 0 в p–n–переходе. Величина потенциального барьера 0 (называется также контактной разностью потенциалов) зависит от соотношения концентраций носителе заряда одного знака по обе стороны перехода и определяется соотношением:

.

Высота потенциального барьера зависит от температуры в виду зависимости от нее теплового потенциала и концентрации неосновных носителей заряда в слоях полупроводниковой структуры. Более сильное влияние температуры на концентрацию неосновных носителей заряда, чем влияние на величину Т, приводит к тому, что с ростом температуры высота потенциального барьера уменьшается. При комнатной температуре для германия 0=0,30,5 В, а для кремния 0=0,60,8 В. Различие в значениях 0 объясняется большей величиной WЗ в кремнии и, следовательно, меньшей концентрацией неосновных носителей заряда (при одинаковой температуре и одинаковых концентрациях внесенных примесей).

Уход неосновных носителей заряда через p–n–переход из прилегающих к нему слева, казалось бы , должен привести к уменьшению их концентрации с приближением к границе p–n–перехода. Вместе с тем концентрации неосновных носителей заряда в прилегающих к p–n–переходу слоях сохраняются на уровнях pn и np (рис. 1.4, б), так как в условиях динамического равновесия уменьшение неосновных носителей заряда за счет их ухода через p–n–переход будет постоянно восполнятся носителями того же знака за счет их диффузии из противоположных слоев.
1.6.2 Электрические процессы в p–n–переходе при наличии внешнего напряжения
Рассмотрим случай, когда внешнее напряжение подключено к p–n–структуре в прямом направлении, т.е. плюсом источника к выводу p–области, а минусом источника – к выводу n–области (рис.1.5, а). При таком подключении источника, создаваемое им электрическое поле направлено противоположно внутреннему полю в переходе, что приводит к уменьшению результирующего поля в p–n–переходе. Объемный заряд обоих знаков, сосредоточенный по разные стороны границы раздела, будет определяться не только величиной 0, обусловливаемой, как было показано, диффузионным движением носителей заряда под действием разности их концентраций в приграничных областях, но и внешним напряжением Ua. Если пренебречь падением напряжения в слоях p– и n–структуры, то объемному заряду в переходе будет соответствовать напряжение 0Ua., меньшее, чем при отсутствии внешнего источника. Следовательно, уменьшится и обусловленный напряжением объемный заряд в p–n–переходе. Величина 0Ua. Определяет величину потенциального барьера в p–n–переходе при включении внешнего напряжения в прямом направлении (рис. 1.5, б). Уменьшение объемного заряда (потенциального барьера) проявляется в сужении p–n–перехода, которое происходит в основном за счет n–слоя, как более высокоомного.

Уменьшение потенциального барьера облегчает переход основных носителе заряда под действием диффузии через границу раздела в соседние области, что приводит к увеличению диффузионного тока через p–n–переход (рис. 1.5, в). Указанное явление называют инжекцией носителей заряда через p–n–переход.

Вместе с тем дрейфовый ток через p–n–переход, создаваемый потоками неосновных носителей заряда, подходящих из приграничных слоев толщиной L к p–n–переходу, остается без изменения. Разность диффузионного и дрейфового тока определяет результирующий прямой ток через p–n–переход (прямой ток диода). Плотность прямого тока:

.

С повышением внешнего напряжения диффузионный ток увеличивается (так как уменьшается потенциальный барьер, который способны преодолеть основные носители заряда, обладающие меньшей энергией), в связи с чем возрастает прямой ток через p–n–переход.




Рис. 1.5.

P-n переход при подключении внешнего напряжения в прямом направлении:

а — схема включения; б — потенциальный барьер при прямом напряжении; в — распределение концентраций носителей заряда.
Рассмотрим распределение неравновесных концентраций носителей заряда в прилегающих к p–n–переходу слоях (рис. 1.5, в), создаваемых диффузией носителей через смещенный в прямом направлении p–n–переход. Это важно для лучшего уяснения вида прямой ветви вольт–амперной характеристики диода и представления общей картины протекания тока через диод в цепи с внешним источником.

При прямом смещении p–n–перехода диффузионные составляющие тока существенно превышают дрейфовые составляющие. В связи с этим избыточные концентрации неравновесных носителей заряда в прилегающих к p–n–переходу слоях, создаваемые диффузией носителей тока через p–n–переход, будут значительно превышать снижение концентрации одноименных (неосновных) носителей заряда, создаваемое вследствие их ухода через p–n–переход за счет дрейфа. Иными словами, граничные концентрации электронов np(0) и дырок pn(0), а также распределение концентрации np(x) и pn(x) в прилегающих к переходу слоях (рис.1.5) будут определяться входящими в эти слои в результате диффузии через p–n–переход электронами и дырками.

В несимметричном p–n–переходе концентрация дырок в p–слое на несколько порядков превышает концентрацию электронов в n–слое (pp» nn), а для концентраций неосновных носителей заряда характерно обратное соотношение: np0»pn0. Этим объясняется, что в несимметричном переходе граничная концентрация pn(0)» np(0) и ток через p–n–переход создается в основном диффузией дырок из p–слоя в n–слой (дырочной составляющей диффузионного тока). P–слой, осуществляющий эмиссию дырок через p–n–переход, называют эмиттером. Поскольку основой при получении структуры диода обычно служит полупроводниковый материал n–типа, n–слой называют базой.

Непрерывные диффузии дырок через p–n–переход и их рекомбинация с электронами в прилегающем слое базы создают непрерывный приток электронов от отрицательного полюса источника, а следовательно, и ток в рассматриваемом участке цепи. Таким образом, в то время как прямой ток в p–n–переходе определяется диффузионным током дырок, ток в основной части базового слоя и внешнем выводе обуславливается дрейфовым током электронов. В примыкающем к p–n–переходу базовом слое прямой ток равен сумме диффузионного тока электронов. Уменьшение дырочной составляющей тока по мере удаления от границы p–n–перехода объясняется уменьшением градиента концентрации дырок вследствие их рекомбинации с электронами. Описываемое явление обычно наблюдается при относительно большой ширине n–слоя.

Подобные процессы наблюдаются и в слое эмиттера. Избыточная концентрация электронов, созданная в прилегающей к p–n–переходу области под действием диффузии, компенсируется повышением там концентрации дырок (на рис. 1.5, в не показано). Однако для несимметричного p–n–перехода роль электронной составляющей диффузионного тока в общем токе, протекающем через переход, мала. Ее роль несущественна и в токе, протекающем через эмиттерный слой. Ток через эммитерный слой обуславливается в основном дрейфовым током дырок ввиду существующей в этом слое напряженности электрического поля от внешнего источника.
При подключении к p-n переходу источника внешнего напряжения в обратном направлении (рис. 1.6, а) потенциальный барьер возрастает на величину Ub и становится равным 0+ Ub (рис. 1.6, в). При этом увеличивается объемный заряд в p–n–переходе и его ширина. Возросший потенциальный барьер затрудняет прохождение через p–n–переход основных носителей заряда, вследствие чего диффузионный ток, создаваемый этими носителями заряда, уменьшается. Дрейфовый же ток, обусловленный концентрациями неосновных носителей заряда по обе стороны перехода (Jдр=Jпр p+ Jдр n), можно считать неизменными (рис.1.6, в). однако теперь он будет превышать диффузионный ток. Через p-n переход будет протекать ток в обратном направлении:

.
Приведенная на рис. 1.6. в диаграмма распределения концентраций соответствует обратным напряжениям, превышающим напряжение в точке 1. Она подтверждает неизменность обратного тока на рассматриваемом участке.

В отсутствие инжекции распределение концентраций носителей заряда в прилегающих к p–n–переходу слоях характеризуется уменьшением концентраций неосновных носителей вследствие их ухода через p–n–переход. На границе p–n–перехода для неосновных носителей заряда действует поле p–n–перехода, вследствие чего концентрация там равна нулю. Поскольку в прилегающих к p–n–переходу слоях полупроводник должен оставаться электрически нейтральным. Уменьшение в них концентрации неосновных носителей заряда вызывает аналогичное уменьшение концентрации основных носителей заряда. Однако ввиду существенно большей концентрации носителей заряда это снижение слабо отражается на их значениях (на рис. 1.6, в не показано).

Составляющие дрейфового тока (Jдр n и Jдр n) создаются неосновными носителями заряда (дырками и электронами), диффундирующими к границам p–n–перехода из прилегающих к ним слоев.




Рис. 1.6. P-n переход при подключении внешнего напряжения в обратном направлении:

а — схема включения; б — потенциальный барьер при обратом напряжении; в — распределение концентраций носителей заряда: г — обратная ветвь вольт–амперной характеристики
Они определяют по градиентам концентрации неосновных носителей заряда на границах p–n–перехода, т.е. из условия их диффузии в направлении перехода, и не зависят от приложенного напряжения Ub.

Обратный ток, создаваемый неосновными носителями заряда зависит от их концентрации в p– и n–слоях, а также от рабочей поверхности p–n–перехода. Этим объясняется тот факт, что в мощных диодах, имеющих большую площадь p–n–перехода, обратный ток больше чем в маломощных. Поскольку концентрация неосновных носителе заряда является функцией от температуры кристалла, обратный ток диода также зависит от температуры. По этой причине обратный ток иногда называют тепловым. Увеличение обратного тока с ростом температуры подчиняется примерно экспоненциальному закону.

Как известно, концентрация неосновных носителей заряда уменьшается с ростом ширины запрещенной зоны на энергетической диаграмме полупроводника.


1.6.3 Емкость p-n перехода.
Емкость p-n перехода имеет две составляющие – барьерную и диффузионную.

Барьерная емкость объясняется наличием объемных зарядов, образованных ионами, на границе перехода, при увеличении обратного напряжения. При расширении p-n-перехода барьерная емкость уменьшается, аналогично снижается емкость плоского конденсатора при раздвигании пластин.




Диффузионная емкость связана с диффузией основных носителей заряда через переход, т.к. рекомбинация основных носителей заряда, прошедших через p-n-переход происходит не мгновенно, а спустя некоторое время жизни , то на границах p-n-перехода существует неравновесная концентрация электронов и дырок, что придает p-n-переходу емкостные свойства.

Диффузионная емкость составляет сотни, тысячи пикофарад и проявляется при прямом напряжении на диоде.(). Примерный вид зависимости от приведен на рис. 1.7.

Поскольку , то при прямом напряжении можно учитывать только диффузионную, а при обратном только барьерную емкость.
^ 1.7 Диод. Графическое изображение на принципиальных схемах. ВАХ p-n перехода и ВАХ полупроводникового диода.
1.7.1 Полупроводниковые диоды
Диодами называют двухэлектродные элементы электрической цепи, обладающие односторонней проводимостью тока. В полупроводниковых диодах односторонняя проводимость обуславливается применением структуры, сочетающей в себе два слоя, один из которых обладает дырочной (p), а другой – электронной (n) проводимостью (рис. 1.8,а). Принцип действия полупроводникового диода основывается на специфике процессов, протекающих на границе раздела p– и n–слоев, в так называемом электронно–дырочном переходе (p-n-переходе).





В таблице 1 приведены размеры (в мм) геометрических элементов используемых в условных графических обозначениях электронных и электротехнических приборов.

Условное графическое обозначение диода приведено на рис.1.8,б.

Таблица 1.

А

а

В

В

С

D

d

R

9

5

8

4

6

12

1.5

5

11

6

9

5

7

14

2

6

1.7.2 Вольт-амперная характеристика идеального диода
Вольт-амперная характеристика идеального диода приведена на рис. 1.9 и имеет вид отрезков прямых, совпадающих с осями координат. При наличии прямого тока через идеальный диод падение напряжения на нем равно нулю, а при приложении к идеальному диоду обратного напряжения его обратный ток равен нулю.

Рис. 1.9 ВАХ идеального диода
Вольт- амперная характеристика p-n-перехода.
Вольт-амперная характеристика p-n-перехода (рис. 1.12) описывается эмпирическим выражением

, где – ток насыщения. (1.1)

, где – площадь сечения p-n-перехода, – плотность дрейфового тока, – напряжение на р-n-переходе, – тепловой потенциал ( для кремния при температуре ). При прямом напряжении в выражении (1.1) можно пренебречь единицей. Поэтому прямая ветвь имеет вид экспоненты. При обратном напряжении в выражении (1.1) можно пренебречь экспоненциальной составляющей и обратный ток p-n-перехода равен току насыщения.



Интенсивность генерации основных носителей заряда определяется температурой. При увеличении температуры возрастает интенсивность генерации неосновных носителей заряда и, следовательно, возрастает обратный ток .

При увеличении температуры возрастает температурный потенциал и, следовательно, уменьшается экспоненциальная составляющая в выражении (*). Но рост превышает уменьшение экспоненциальной составляющей, поэтому с ростом температуры прямое падение напряжения на диоде уменьшается.
Вольт-амперная характеристика реального диода.









Прямая ветвь ВАХ реального диода отличается от ВАХ p-n перехода из-за наличия объемного сопротивления слоев полупроводника, прилегающих к p-n-переходу. На рис.1.11 показана ВАХ диода, полученная суммированием ВАХ p-n-перехода и ВАХ объемного сопротивления слоев полупроводника, прилегающих к p-n-переходу.

Отличие обратной ветви ВАХ p-n-перехода от ВАХ реального диода обусловлено наличием двух факторов:

  1. током утечки через p-n-переход

  2. дополнительной генерацией носителей заряда

Оба фактора приводят к тому, что обратная ветвь вольт–амперной характеристики диода принимает вид, показанный на рис. 1.12.

Вследствие наличия различных загрязнителей (пыль и т.п.) на внешней поверхности p-n-структуры повышается ее поверхностная электрическую проводимость и при наличии обратного напряжения возникает обратный ток через диод, называемый током утечки. Ток утечки связан линейной зависимостью с напряжением . Эта составляющая обратного тока обусловливает появление наклонного участка ^ 1–2 на характеристике диода (рис. 1.12).

Влияние генерации носителей заряда в p-n-переходе обычно сказывается при повышенных обратных напряжениях. Оно проявляется вначале в виде некоторого роста обратного тока по мере роста обратного напряжения (участок ^ 2–3), а затем в резком возрастании обратного тока (участок 3–5), вызванным пробоем p-n-перехода.

В зависимости от причин, вызывающих появление дополнительных носителей заряда в p–n–переходе, различают электрический пробой, проявляющийся на участке 3 – 4, и тепловой пробой, проявляющийся на участке 4 – 5. Электрический пробой, в свою очередь, может быть лавинным или туннельным. Рассмотрим эти виды пробоя.

Лавинный пробой обусловлен лавинным размножением носителей в p-n-переходе в результате ударной ионизации атомов быстрыми носителями заряда. Он происходит следующим образом. Неосновные носители заряда, поступающие в p-n-переход при действии обратного напряжения, ускоряются полем и при движении в нем сталкиваются с атомами кристаллической решетки. При соответствующей напряженности электрического поля, носители заряда приобретают энергию, достаточную для отрыва валентных электронов. При этом образуются дополнительные пары носителей заряда – электроны и дырки, которые, ускоряясь полем, при столкновении с атомами также создают дополнительные носители заряда. Описанный процесс носит лавинный характер.

Лавинный пробой возникает в широких p–n–переходах, где при движении под действием электрического поля носители заряда, встречаясь с большим количеством атомов кристалла, в промежутке между столкновениями приобретают достаточную энергию для их ионизации.

В основе туннельного пробоя лежит непосредственный отрыв валентных электронов от атомов кристаллической решетки под действием сильного электрического поля. Образующиеся при этом дополнительные носители заряда (электроны и дырки) увеличивают обратный ток через p-n-переход. Туннельный пробой развивается в узких p-n-переходах, где при сравнительно небольшом обратном напряжении имеется высокая напряженность поля.

Лавинный и туннельный пробои сопровождаются появлением почти вертикального участка 3–4 на обратной ветви вольт–амперной характеристики (рис. 1.11). Причина этого заключается в том, что небольшое повышение напряжения на p-n-переходе вызывает более интенсивную генерацию в нем носителей заряда при лавинном или туннельном пробое.

Оба эти вида пробоя являются обратимыми процессами. Это означает, что они не приводят к повреждению диода и при снижении обратного напряжения на диоде его свойства сохраняются.

Тепловой пробой возникает за счет интенсивной термогенерации носителей в p-n-переходе при недопустимом повышении температуры. Процесс развивается лавинообразно и ввиду неоднородности p-n-перехода обычно носит локальный характер. Лавинообразное развитие теплового пробоя обуславливается тем, что увеличение числа носителей заряда за счет повышения температуры вызывает увеличение обратного тока и, следовательно, еще больший разогрев участка p-n-перехода. Процесс заканчивается расплавлением этого участка и выхода прибора из строя.

Тепловой пробой может произойти в результате перегрева отдельного участка p-n-перехода вследствие протекания большего обратного тока при лавинном или туннельном пробое (участок 4–5 на рис. 1.12). Тепловой пробой здесь является следствием недопустимого повышения обратного напряжения (перенапряжения). Велика вероятность наступления теплового пробоя при общем перегреве p-n-перехода ввиду ухудшения, например, условий теплоотвода. В этом случае он может произойти при меньшем напряжении , минуя стадии лавинного или туннельного пробоя.

Возможность теплового пробоя p–n–перехода учитывается указанием в паспорте на прибор допустимого обратного напряжения и температурного диапазона работы. Величина допустимого обратного напряжения устанавливается с учетом исключения возможности электрического пробоя и составляет (0,50,8) Uпр.

1.8 Типы диодов.
Полупроводниковые диоды подразделяются на выпрямительные, импульсные и универсальные.

Выпрямительными называются диоды, предназначенные для выпрямления переменного тока низких частот. По величине предельного прямого тока различают диоды малой (до 0,3 А), средней (от 0,3 до 10 А) и большой (свыше 10 А) мощности. Основными параметрами выпрямительных диодов являются постоянное прямое напряжение при заданном прямом токе и постоянный обратный ток при заданном обратном напряжении . Предельные возможности диодов характеризуются постоянным (или средним) прямым током () и максимальным допустимым обратным напряжением (от 10 до 1000 В).

Импульсные диоды применяются выпрямления переменного тока высоких частот и для работы в электрических цепях с высокой скоростью изменения разнополярного напряжения. Они характеризуются теми же параметрами, что и выпрямительные диоды. Дополнительно для этих диодов приводится время восстановления обратного сопротивления (1÷500 нс), заряд переключения (от единиц пикокулонов для арсенид-галлиевых диодов до единиц нанокулонов) и импульсное прямое напряжение при заданном прямом импульсном токе.
1.9 Параллельное и последовательное соединение диодов.





Скачать файл (914.6 kb.)

Поиск по сайту:  

© gendocs.ru
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации
Рейтинг@Mail.ru