Club155.ru

Применяемые при анализе схем обозначения и соглашения

2011-06-28T13:02:02Z

Прежде всего сделаем ряд пояснений, касающихся таких фундаментальных понятий, как ток и напряжение. Мы не будем здесь подробно описывать физический смысл данных величин, поскольку предполагаем, что хотя бы с этим читатель уже знаком. Напомним лишь стандартные правила, имеющие отношение к представлению токов и напряжений в различных формулах, а также к их изображению на принципиальных схемах.

В международной системе единиц напряжение выражают в вольтах (В), а ток в амперах (А).

Как известно, электрический ток — это упорядоченное движение носителей заряда. В любой электрической цепи упорядоченное движение зарядов происходит в одном из двух возможных направлений. Поэтому и электрический ток принято рассматривать как скалярную величину, имеющую одно из возможных направлений. За направление тока, независимо от природы носителей электрического заряда и их типа, принимают направление, в котором перемещаются (или могли бы перемещаться) носители положительного заряда. Таким образом, направление электрического тока в наиболее распространенных проводниковых материалах — металлах — противоположно фактическому направлению перемещения носителей заряда — электронов. О направлении тока судят по его знаку, который зависит от того, совпадает или нет направление тока с направлением, условно принятым за положительное. Если в результате расчетов, выполненных с учетом выбранного направления, ток получится со знаком плюс, то его направление, т.е. направление перемещения положительных зарядов, совпадает с направлением, выбранным за положительное; если ток будет иметь знак минус, то его направление противоположно условно-положительному. Само условно-положительное направление тока при расчетах электрических цепей может выбираться совершенно произвольно (обычно пользуются соображениями удобства расчетов).

Напряжение также представляет собой скалярную величину, которой всегда приписывают определенное направление. Обычно под направлением напряжения понимают направление, в котором под действием электрического поля перемещаются (или могли бы перемещаться) свободные носители положительного заряда. Очевидно, что на участках цепи, в которых не содержатся источники энергии и перемещение носителей заряда осуществляется за счет энергии электрического поля, направления напряжения и тока совпадают.

При расчетах электрических цепей направление напряжения сравнивается с направлением, условно выбранным за положительное. Если в результате расчетов напряжение на рассматриваемом участке цепи получится со знаком плюс, то направление напряжения совпадает с направлением, условно принятым за положительное; если напряжение получится со знаком минус, то его направление противоположно условно-положительному.

На принципиальных схемах направления токов и напряжений, принимаемые за условно-положительные, могут показываться стрелками.

Для обзначения токов и напряжений в формулах общепринятым является использование латинских букв \({I}\) (для токов) и \({U}\) (для напряжений).

При анализе цепей, находящихся под гармоническими воздействиями, широкое распространение получил символический метод комплексных амплитуд (комплексный метод или иногда просто — символический метод). Он основан на представлении гармонических функций с помощью комплексных чисел или, точнее, на преобразовании исходных гармонических функций из временно'й области (области вещественного переменного \(t\)) в частотную область (область мнимого аргумента \({j} \omega\)). Выглядит это так.

Каждой гармонической функции времени {math}a(t)=A_{m} cos(omega t+psi){/math} можно поставить в соответствие комплекснозначную зависимость

{math}{a}over{.}(t)=A_{m} delim{[}{cos(omega t + psi) + j sin(omega t + psi)}{]}=A_{m} e^{j (omega t + psi)}={/math}
{math} {=}A_{m} e^{j psi} e^{omega t}{/math}.

Причем модуль комплексной величины {math}{a}over{.}(t){/math} равен амплитуде гармонической функции {math}delim{|}{{a}over{.}(t)}{|}=A_{m}{/math}, а аргумент — ее фазе {math} theta=omega t + psi{/math}. Сама исходная действительная гармоническая функция равна действительной части введенной таким образом комплекснозначной функции:

{math}a(t)={Re} delim{[}{{a}over{.}(t)}{]}={Re} delim{[}{e^{j (omega t + psi)}}{]}{/math}

Величина {math}{delim{}{{a}over{.}(t)}{|}}{}under{t=0}=A_{m}e^{j psi}={A}over{.}_{m}{/math} называется комплексной амплитудой гармонической функции времени {math}{a}over{.}(t)=A_{m} cos(omega t + psi){/math}.

Известно, что в установившемся режиме работы токи и напряжения всех ветвей линейной электрической цепи, находящейся под гармоническим воздействием, являются функциями времени одной частоты. Т.е. токи и напряжения отдельных ветвей в этом случае отличаются только амплитудами и начальными фазами, поэтому полная информация о них при известной частоте w содержится в соответствующих комплексных амплитудах. Зная амплитуды и начальные фазы токов или напряжений любой ветви, всегда можно однозначно найти их комплексные амплитуды. И обратно, по известной комплексной амплитуде можно однозначно установить амплитуду и начальную фазу исходного гармонического колебания.

Таким образом, каждой гармонической функции времени \(a(t)\) можно единственным образом поставить в соответствие комплексное число \(\overset{.}{A}_{m}\) (комплексную амплитуду), которое можно рассматривать как изображение этой гармонической функции на комплексной плоскости. Причем оказывается, что линейным операциям над гармоническими функциями времени соответствуют линейные операции над их комплексными амплитудами (операции дифференцирования и интегрирования заменяются при этом операциями умножения и деления). Это позволяет существенно упростить анализ линейных цепей, находящихся под гармоническим воздействием, заменив систему интегродифференциальных уравнений, составляемую для мгновенных значений токов и напряжений в ветвях цепи, системой алгебраических уравнений для комплексных амплитуд соответствующих токов и напряжений.

Отметим также, что при рассмотрении чисто активных безынерционных линейных цепей (т.е. цепей без фазовых расхождений между сигналами в различных точках) все комплексные амплитуды становятся действительнозначными и анализ сводится к оперированию с простыми действительными амплитудами гармонических функций времени.

Наряду с комплексными амплитудами в качестве изображений гармонических функций на комплексной плоскости широко используются другие комплексные величины — комплексные действующие значения:

\(\overset{.}{A}=\frac{\overset{.}{A}_{m}}{\sqrt{2}}\)

Все правила, устанавливающие соответствие между операциями над гармоническими функциями времени и операциями над их комплексными амплитудами, справедливы и для операций над комплексными действующими значениями гармонических функций.

В большинстве реальных усилительных схем на транзисторах допущение о гармоническом характере входных воздействий оказывается вполне работоспособным. Если далее предположить, что цепь линейна (это выполняется, если амплитуда входных воздействий невелика, а транзистор усилителя находится в режиме линейного усиления), то становится вполне возможным применить метод комплексных амплитуд для малосигнального анализа транзисторных усилительных схем. Более того, мы можем даже избавиться от комплекснозначности амплитуд, если добавим требование об отсутствии фазовых сдвигов между сигналами, что близко к истине при рассмотрении достаточно низких частот.

Анализируя схемы методом комплексных амплитуд, мы будем говорить о комплексных токах (\(\overset{.}{I}\)) и комплексных напряжениях (\(\overset{.}{U}\)). Строго говоря, так обычно называют комплексные действующие значения гармонических токов и напряжений, но для удобства мы часто будем подразумевать именно комплексные амплитудные значения (переход от амплитудных к действующим значениям, как было показано ранее, вообще не оказывает влияния на расчетные формулы).

В схемах при установлении направлений переменных токов и напряжений, заданных комплексными значениями, действуют все те же правила, что были описаны для постоянных токов и напряжений (т.е. знак "плюс" означает совпадение с направлением, условно принятым за положительное, а знак "минус" — несовпадение). Для условно-положительных направлений, когда это возможно, выбираются направления, совпадающие с направлениями реальных токов и напряжений, действующих в анализируемых цепях.

В различной литературе могут использоваться разные способы обозначения амплитуд, действующих значений и других параметров сигналов и схем; мы будем придерживаться следующей системы.

Зависящие от времени (как правило, гармонические) переменные электрические показатели (например, токи и напряжения) в цепях будем обозначать малыми латинскими буквами: \(i(t)\), \(u(t)\) и т.д. При этом, если нет необходимости делать особый акцент на временно'й зависимости мгновенных значений этих показателей, если характер данных зависимостей не определен, не имеет значения для рассматриваемого вопроса или если в зависимостях присутствует не только гармоническая, но и постоянная составляющая (показатели вообще могут быть константами), то будем использовать традиционные обозначения большими латинскими буквами: \({I}\), \({U}\) и т.д.

Как правило, нам придется отдельно рассматривать переменные и постоянные составляющие токов и напряжений в цепях. При этом для обозначения постоянных составляющих мы будем пользоваться дополнительным индексом "0", а для обозначения переменных составляющих — дополнительным индексом "~". Т.е. для полных токов и напряжений в цепях действуют формулы: \({U} = {U}_{0} + {U}_{\sim}\), \({I} = {I}_{0} + {I}_{\sim}\). Заметим, что в большинстве случаев анализ по переменным составляющим проводится методом комплексных амплитуд. Так что вместо зависящих от времени переменных составляющих в получаемые нами формулы можно подставлять комплексные или при определенных условиях даже действительные амплитуды этих составляющих. Обозначение с индексом "~" применяется именно там, где существует возможность вариации подставляемых в формулы значений в зависимости от некоторых условий расчетов (например, проводим ли мы расчеты для низких или для высоких частот, а также используем ли мы действительные, комплекснозначные или определенные во временно'й области параметры элементов).

Анализируя электрические цепи методом комплексных амплитуд, мы приходим к комплексным значениям некоторых реальных параметров этих схем (комплексные сопротивления, проводимости, коэффициенты усиления и т.п.). Все такие величины обычно не принято обозначать так, как мы это делаем для комплексных амплитуд и действующих значений, — точкой вверху. Для каждого случая, как правило, есть свое устоявшееся обозначение. Объединяет их использование прописных латинских букв (\({G}\), \({Y}\), \({H}\) и т.д.). Соответствующие же малые латинские буквы (\({g}\), \({y}\), \({h}\) и т.д.) применяются для обозначения действительной составляющей таких параметров (обычно комплекснозначные параметры становятся действительными при соблюдении определенных условий, применение в формулах малых латинских букв означает, что данные условия предполагаются выполненными).

Заметим также, что иногда параметры элементов схем могут зависеть от того, рассматриваем ли мы поведение данного элемента под действием постоянных токов и напряжений или делаем то же самое для их переменных составляющих. В общем случае нет какой-то универсальной методики различения таких параметров — следует внимательно читать текстовые комментарии и понимать суть физических процессов в цепях. Однако часто речь идет о так называемых статических и дифференциальных параметрах. Мы будем придерживаться системы, когда буквенный индекс, сопровождающий статические параметры, пишется с прописной буквы (\({h}_{21Э}\)), а буквенный индекс, сопровождающий дифференциальные параметры, — с малой буквы (\({h}_{21э}\) и т.п.). В случаях, когда разница между статическими и дифференциальными параметрами отсутствует, чаще применяется написание с прописными буквами. Если у параметра нет буквенного индекса или для него по каким-либо причинам неудобно менять размер используемых букв в индексе, то возможен переход к малой букве в обозначении самого дифференциального параметра (\({r}_{вх}\) и т.п.).

{loadposition article_footer}

Общие сведения о полупроводниках

2011-06-28T13:02:02Z

К полупроводникам относятся вещества, которые по своим электрическим свойствам занимают промежуточное положение между проводниками и диэлектриками. Отличительным признаком полупроводников является сильная зависимость их электропроводности от температуры, концентрации примесей, воздействия светового и ионизирующего излучений.

В создании электрического тока в веществе могут принимать участие только подвижные носители электрических зарядов. Поэтому его электропроводность тем больше, чем больше в единице объема этого вещества находится подвижных носителей электрических зарядов. В металлах практически все валентные электроны (являющиеся носителями элементарного отрицательного заряда) свободны, что и обусловливает высокую электропроводность металлов. В диэлектриках и полупроводниках свободных носителей значительно меньше, поэтому их удельное сопротивление велико.

Характерной особенностью полупроводников является ярко выраженная температурная зависимость удельного электрического сопротивления. С повышением температуры оно, как правило, уменьшается на 5…6 % на градус, в то время как у металлов удельное электрическое сопротивление с повышением температуры растет на десятые доли процента на градус. Удельное сопротивление полупроводника также резко уменьшается при введении в него незначительного количества примеси.

Большинство применяемых в настоящее время полупроводников относится к кристаллическим телам, атомы которых образуют пространственную решетку. Взаимное притяжение атомов кристаллической решетки осуществляется за счет ковалентной связи, т.е. общей пары валентных электронов, вращающихся по одной орбите вокруг этих атомов. Такие электроны могут иметь различную степень связи со своей парой атомов. При передаче им энергии извне (например, с помощью электромагнитного поля или при нагревании) они способны покидать свои места в кристаллической решетке и перемещаться по кристаллу, создавая таким образом электрический ток в нем. Вещества, в которых для высвобождения электронов требуется высокая энергия, являются диэлектриками, и только для некоторого класса веществ достаточно незначительной энергии (менее 6 эВ) для образования свободных электронов (преодоления ими запрещенной энергетической зоны и перехода из валентной энергетической зоны в зону проводимости). Такие вещества и являются полупроводниками.

В полупроводниковой электронике широкое применение получили германий (Ge) и кремний (Si) — элементы 4-й группы периодической системы. В современных сверхвысокочастотных приборах часто используются также арсенид галлия (GaAs), нитрид галлия (GaN), фосфид индия (InP) и другие. В последние годы все большее распространение получают электронные приборы, в которых формируются гетероструктуры с использованием сразу множества полупроводниковых материалов (смотрете в разделе Материалы для создания гетеропереходов)

{loadposition article_footer}

Генерация и рекомбинация свободных носителей заряда, полупроводники с собственной электропроводностью

2011-06-28T13:02:02Z

Уход электрона из ковалентной связи сопровождается появлением двух электрически связанных атомов единичного положительного заряда, получившего название дырки, и свободного электрона. Фактически дырку можно считать подвижным свободным носителем элементарного положительного заряда, а заполнение дырки электроном из соседней ковалентной связи можно представить как перемещение дырки. Процесс образования пар электрон-дырка называют генерацией свободных носителей заряда. Одновременно с процессом генерации протекает процесс рекомбинации носителей.

Из-за постоянного протекания процессов генерации и рекомбинации носителей зарядов при заданной температуре в полупроводнике устанавливается равновесное состояние, при котором присутствует некоторая концентрация свободных электронов (\(n_i\)) и дырок (\(p_i\)). В чистом полупроводнике концентрации носителей зарядов зависят от ширины запрещенной зоны и при увеличении температуры возрастают приблизительно по экспоненциальному закону. Равенство концентраций свободных электронов \(n_i\) и дырок \(p_i\) показывает, что такой полупроводник обладает одинаковыми электронной и дырочной электропроводностями и называется полупроводником с собственной электропроводностью.

{loadposition article_footer}

Донорные примеси, полупроводники с электронной электропроводностью

2011-06-28T13:02:02Z

При введении в 4-валентный полупроводник примесных 5-валентных атомов (P, Sb) атомы примесей замещают основные атомы в узлах кристаллической решетки. Четыре электрона атома примеси вступают в связь с четырьмя валентными электронами соседних атомов основного полупроводника. Пятый валентный электрон слабо связан со своим атомом и при сообщении ему незначительной энергии, называемой энергией активации, отрывается от атома и становится свободным. Примеси, увеличивающие число свободных электронов, называют донорными примесями или просто донорами.

Малая энергия активации примесей (0,01…0,2 эВ) уже при комнатной температуре приводит к полной ионизации 5-валентных атомов примесей и появлению свободных электронов. Поскольку в этом случае появление свободных электронов не сопровождается одновременным увеличением количества дырок (ионизированные 5-валентные атомы, хотя и являются носителями положительного заряда, не могут свободно перемещаться по кристаллу или обмениваться валентными электронами с соседними атомами основного вещества), в таком полупроводнике концентрация электронов оказывается значительно больше концентрации дырок (дырки образуются только в результате разрыва ковалентных связей между атомами основного вещества).

Полупроводники, в которых концентрация свободных электронов превышает концентрацию дырок, называются полупроводниками с электронной электропроводностью или полупроводниками \(n\)-типа.

Подвижные носители заряда, преобладающие в полупроводнике, называют основными. Соответственно те носители заряда, которые находятся в меньшем количестве, называются неосновными для данного типа полупроводника. В полупроводнике \(n\)-типа основными носителями заряда являются электроны, а неосновными — дырки.

{loadposition article_footer}

Акцепторные примеси, полупроводники с дырочной электропроводностью

2011-06-28T13:02:02Z

Если в кристалле 4-валентного элемента часть атомов замещена атомами 3-валентного элемента (Ga, In), то для образования четырех ковалентных связей у примесного атома не хватает одного электрона. Этот электрон может быть получен от атома основного элемента полупроводника за счет разрыва ковалентной связи. Разрыв связи приводит к появлению дырки. Примеси, захватывающие валентные электроны, называют акцепторными примесями или акцепторами.

Ввиду малого значения энергии активации акцепторов уже при комнатной температуре многие валентные электроны переходят на уровни акцепторов. Эти электроны, превращая примесные атомы в отрицательные ионы, теряют способность перемещаться по кристаллической решетке, а образовавшиеся при этом дырки могут участвовать в создании электрического тока.

За счет ионизации атомов исходного материала часть валентных электронов становится свободной. Однако свободных электронов значительно меньше, чем дырок. Поэтому дырки в таких полупроводниках являются основными, а электроны — неосновными подвижными носителями заряда. Такие полупроводники носят название полупроводников с дырочной электропроводностью или полупроводников \(p\)-типа.

{loadposition article_footer}

Дрейфовый ток, подвижность носителей зарядов

2011-06-28T13:02:02Z

В полупроводниках свободные электроны и дырки находятся в состоянии хаотического движения. Поэтому, если выбрать произвольное сечение внутри объема полупроводника и подсчитать число носителей зарядов, проходящих через это сечение за единицу времени слева направо и справа налево, значения этих чисел окажутся одинаковыми. Это означает, что электрический ток в данном объеме полупроводника отсутствует.

При помещении полупроводника в электрическое поле на хаотическое движение носителей зарядов накладывается составляющая направленного движения. Направленное движение носителей зарядов в электрическом поле обусловливает появление тока, называемого дрейфовым током. Из-за столкновения носителей зарядов с атомами кристаллической решетки их движение в направлении действия электрического поля будет прерывистым. Такое движение может быть охарактеризовано средней скоростью движения носителей зарядов в направлении действия электрического поля. Средняя скорость движения носителей зарядов в поле единичной напряженности называется подвижностью или коэффициентом подвижности носителей заряда.

Подвижность носителей заряда зависит от механизма их рассеяния в кристаллической решетке. Подвижности электронов (\(\mu_n\)) и дырок (\(\mu_p\)) в полупроводнике имеют различное значение (\(\mu_n > \mu_p\)) и определяются температурой и концентрацией примесей. Увеличение температуры приводит к уменьшению подвижности, что зависит от числа столкновений носителей зарядов в единицу времени.

Зная подвижность и концентрацию носителей зарядов в полупроводнике, можно легко определить его удельную электропроводность (\(\sigma\)):

\(\sigma=\sigma_n+\sigma_p=q\left(n\mu_n+p\mu_p\right)\),

где \(\sigma_n\) ,\(\sigma_p\) — электронная и дырочная составляющие электропроводности,
\(q\) — элементарный отрицательный заряд,
\(n\) и \(p\) — концентрации, соответственно, электронов и дырок.

Для полупроводника с собственной электропроводностью:

\(n = p = n_i \), \(\sigma_i=qn_i\left(\mu_n+\mu_p\right)\).

Для полупроводника \(n\)-типа:

\(\sigma\approx\sigma_n=qn_{n0}\mu_n\).

Для полупроводника \(p\)-типа:

\(\sigma\approx\sigma_p=qp_{p0}\mu_p\),

где \(n_{n0}\) и \(p_{p0}\) — концентрации электронов и дырок в полупроводнике
в состоянии теплового равновесия.

В области высоких температур концентрация свободных носителей в полупроводнике значительно возрастает из-за разрыва ковалентных связей и, несмотря на уменьшение их подвижности, электропроводность полупроводника увеличивается по экспоненциальному закону.

{loadposition article_footer}

Неравновесные носители зарядов, диффузионный ток

2011-06-28T13:02:02Z

Кроме теплового возбуждения, приводящего к возникновению равновесной концентрации зарядов, равномерно распределенных по объему полупроводника, обогащение полупроводника электронами и дырками может осуществляться различными внешними воздействиями (освещением полупроводника, облучением потоком заряженных частиц, введением носителей заряда через контакт и т.д.). В этом случае энергия возбудителя передается непосредственно носителям заряда, а тепловая энергия кристаллической решетки остается практически постоянной. Следовательно, избыточные носители заряда не находятся в тепловом равновесии с решеткой и поэтому называются неравновесными носителями. В отличие от равновесных носителей, они могут неравномерно распределяться по объему полупроводника.

После прекращения действия возбудителя за счет рекомбинации электронов и дырок концентрация избыточных носителей быстро убывает и достигает равновесного значения. Носители зарядов рекомбинируют в объеме полупроводника и на его поверхности. Неравномерное распределение неравновесных носителей зарядов сопровождается их диффузией в сторону меньшей концентрации. Это движение носителей зарядов обусловливает прохождение электрического тока, называемого диффузионным током.

{loadposition article_footer}

Понятие электронно-дырочного перехода и факторы, влияющие на его свойства

2011-06-28T13:02:02Z

Принцип действия большинства полупроводниковых приборов основан на физических явлениях, происходящих в области контакта твердых тел. При этом преимущественно используются контакты: полупроводник-полупроводник, металл-полупроводник, металл-диэлектрик-полупроводник. Если переход создается между полупроводниками \(n\)-типа и \(p\)-типа, то его называют электронно-дырочным или \(p\)-\(n\)-переходом. Такой переход создается в одном кристалле полупроводника с использованием сложных технологических операций. Возможны различные исполнения \(p\)-\(n\)-перехода, отличающиеся: резкостью и уровнем изменения концентраций доноров и акцепторов на границе перехода, размером и формой самого перехода, а также наличием каких-либо неоднородностей в переходе. Все эти факторы оказывают существенное влияние на свойства \(p\)-\(n\)-перехода и используются для придания реальным полупроводниковым приборам тех или иных характеристик.

В общем случае поведение реального \(p\)-\(n\)-перехода в состоянии покоя и при подключении внешнего напряжения различного уровня и полярности определяется множеством физических процессов, протекающих в полупроводнике. К ним относятся: термогенерация носителей, поверхностные утечки тока, падение напряжения на сопротивлении нейтральных областей полупроводника, возможности теплового и электрического пробоев и т.д. Однако определяющими являются описанные выше процессы генерации, рекомбинации, диффузии и дрейфа носителей зарядов в полупроводнике.

{loadposition article_footer}

Электронно-дырочный переход в состоянии равновесия, запирающий слой, контактная разность потенциалов

2011-06-28T13:02:02Z

На границе \(p\)-\(n\)-перехода имеет место скачкообразное изменение концентраций донорных и акцепторных примесей. Равновесные концентрации электронов и дырок в разных областях существенно отличаются. Поэтому на границе перехода происходит диффузия электронов из \(n\)-области в \(p\)-область, а дырок из \(p\)-области в \(n\)-область. Такое движение зарядов создает диффузионный ток электронов и дырок. Электроны и дырки, переходя через контакт, оставляют в приконтактной области дырочного полупроводника нескомпенсированный заряд отрицательных ионов акцепторных примесей, а в электронном полупроводнике — нескомпенсированный заряд положительных донорных ионов. Таким образом, электронный полупроводник заряжается положительно, а дырочный — отрицательно. Между областями с различными типами электропроводности возникает диффузионное электрическое поле, созданное двумя слоями объемных зарядов. Этому полю соответствует разность потенциалов между \(n\)- и \(p\)-областями, называемая контактной разностью потенциалов. За пределами области объемного заряда полупроводники \(n\)- и \(p\)-типа остаются электрически нейтральными (рис. 1.2‑1).

Рис. 1.2-1. Электронно-дырочный переход в состоянии равновесия.

Диффузионное электрическое поле является тормозящим для основных носителей заряда и ускоряющим для неосновных. Электроны \(p\)-области и дырки \(n\)-области, совершая тепловое движение, попадают в пределы диффузионного электрического поля, увлекаются им и перебрасываются в противоположные области, образуя ток дрейфа или ток проводимости. Выведение же носителей заряда из области полупроводника, где они являются неосновными, через \(p\)-\(n\)-переход ускоряющим электрическим полем называется экстракцией носителей заряда.

Так как через изолированный полупроводник ток проходить не должен, то между диффузионным и дрейфовым токами устанавливается динамическое равновесие. Область, в которой присутствует диффузионное электрическое поле, и называют \(p\)-\(n\)-переходом. Величина контактной разности потенциалов на переходе определяется отношением концентраций носителей зарядов одного знака в \(p\)- и \(n\)- областях полупроводника. Ширина слоя объемных зарядов (т.н. запирающий слой) в \(p\)- и \(n\)-областях обратно пропорциональна концентрациям примесей в этих областях, т.е. в несимметричном переходе запирающий слой расширяется в область с меньшей концентрацией примеси. Удельное сопротивление полупроводника в области запирающего слоя существенно выше удельного сопротивления нейтральных областей.

{loadposition article_footer}

Прямое и обратное включение перехода

2011-06-28T13:02:02Z

При использовании \(p\)-\(n\)-перехода в реальных полупроводниковых приборах к нему может быть приложено внешнее напряжение. Величина и полярность этого напряжения определяют поведение перехода и проходящий через него электрической ток. Если положительный полюс источника питания подключается к \(p\)-области, а отрицательный — к \(n\)-области, то включение \(p\)-\(n\)-перехода называют прямым включением. При изменении указанной полярности включение \(p\)‑\(n\)‑перехода называют обратным включением.

При прямом включении \(p\)-\(n\)-перехода внешнее напряжение создает в переходе поле, которое противоположно по направлению внутреннему диффузионному электрическому полю. Напряженность результирующего поля падает, что сопровождается сужением запирающего слоя. В результате этого большое количество основных носителей зарядов получает возможность диффузионно переходить в соседнюю область (ток дрейфа при этом не изменяется, поскольку он зависит от количества неосновных носителей, появляющихся на границах перехода), т.е. через переход будет протекать результирующий ток, определяемый в основном диффузионной составляющей. Диффузионный ток зависит от высоты потенциального барьера и по мере его снижения увеличивается экспоненциально.

Повышенная диффузия носителей зарядов через переход приводит к повышению концентрации дырок в области \(n\)-типа и электронов в области \(p\)-типа. Такое повышение концентрации неосновных носителей вследствие влияния внешнего напряжения, приложенного к переходу, называется инжекцией неосновных носителей. Неравновесные неосновные носители диффундируют вглубь полупроводника и нарушают его электронейтральность. Восстановление нейтрального состояния полупроводника происходит за счет поступления носителей зарядов от внешнего источника. Это является причиной возникновения тока во внешней цепи, называемого прямым током.

При включении \(p\)-\(n\)-перехода в обратном направлении внешнее обратное напряжение создает электрическое поле, совпадающее по направлению с диффузионным, что приводит к росту потенциального барьера и увеличению ширины запирающего слоя. Все это уменьшает диффузионные токи основных носителей. Для неосновных носителе поле в \(p\)-\(n\)-переходе остается ускоряющим, и поэтому дрейфовый ток не изменяется.

Таким образом, через переход будет протекать результирующий ток, определяемый в основном током дрейфа неосновных носителей. Поскольку количество дрейфующих неосновных носителей не зависит от приложенного напряжения (оно влияет только на их скорость), то при увеличении обратного напряжения ток через переход стремиться к предельному значению \(I_S\) , которое называется током насыщения. Чем больше концентрация примесей доноров и акцепторов, тем меньше ток насыщения, а с увеличением температуры ток насыщения растет по экспоненциальному закону.

{loadposition article_footer}