/
Автор: Доневска Л.А. Дойчинова Р.Й.
Теги: радиотехника електротехника инженерство електроника радиоелектроника полупроводникови прибори
Год: 1976
Текст
ДДОНЕВСКА
РДОИЧИНОВА
ПОЛУ-
ПРОВОЛНИКОВИ
ПРИБОРИ
УЧЕБНИК
ЗАТЕХНИКУМИТЕ
ПО ЕЛЕКГРОТЕХНИКА
СПЕЦИАЛНОСТ
• ЕЛЕКТЮННА ТЕХНИКА-
ПРОФИЛ
• ПОЛУПРОВСДНИКОВА
ТЕХНИКА-
ТЕХНИКА
К. т. н. инж. ЛИЛА А.
ДОНЕВСКА
К. т. н. инж. РОСИЦА Й.
ДОИЧИНОВА
ПОАУ-
ПРОВОДНИКОВИ
ПРИБОРИ
УЧЕБНИК
ЗА ТЕХНИКУМИТЕ
ПО ЕЛЕКТРОТЕХНИКА,
СПЕЦИАЛНОСТ
ЕЛЕКТРОННА
ТЕХНИКА,
ПРОФИЛ
ПОЛУПРОВОДНИКОВА
ТЕХНИКА '
Z* ЛИЧ«А \
ДЪРЖАВНО ИЗДАТЕЛСТВО „ТЕХНИКА*
СОФИЯ, 1976 г.
УДК 621.382
Учебникът е предназначен за учащите се от
профиля полупроводникова техника на специал-
ността електронна техника в техникумите по елек-
тротехника и е написан в съответствпе с учебната
ппограма. В него са разгледани физичните пронеси,
характеристиките. параметрите и областта на прило-
жение на всички по-важни полупронодникови при-
бори-диоди, транзисторн. тиристорн, термо- и фото-
прибори и др.
I
Глава I е написана от шик. Р. Дойчинова, а
глава II, III, IV. V и Vj - от инж. Л. Доневска.
37(075)
ГЛАВА ПЪРВА
ФИЗИКА НА ЙОЛУПРОВОДНИКИТЕ
1.1. КДАСИФИКАЦИЯ на твърдите тела
ПО ЕЛЕКТРОПРОВОДИМОСТ
В годините, когато са правени първите стъпки в изучаване-
то на електричеството, твърдите тела са били разделяни на две
големи групп: проводници и диелектрици. По-късво между тях
се нареждат вещества, конто провеждат електрическия ток по-сла-
бо (V проводниците, но не могат да бъдат отнесени към група-
та на диелектриците. Тези вещества са били отделена в специал-
на категория, наречена полупроводници. Броят на веществата от
тази трупа понастоящем превишава броя на металите и диелек-
триците. При по-нататъшното развитие на физиката на твърдотр
тяло се установява, че количествената оценка на електропроводи-
мостта не е най-важният признак, по който дадено вещество се
класифицира като полупроводник. Проводимостта на полупровод-
ниците се отличава качествено от проводимостта на проводници-
те, даже по много свойства те имат общи черти с диелектриците.
Основните свойства на полупроводниците, по конто те каче-
ствено се отличават от проводниците, са:
— силна зависимост на проводимостта от температурата;
— силно влияние на нищожни количества на примеси върху
проводимостта им;
— чувствителност наелектропроводимостта към различии видо-
ве излъчвания.
Всичкц тези свойства на полупроводниците стават ясни, ко-
гато се изучи структурата и механизмът на проводимостта им.
Съвременното изучаване на проводимостта и свойствата на полу-
проводниците и цолупроводниковите прибори се основава на зон-
нага теория ра твърдото тяло.
1.2. СТРУКТУРА НА ПОЛУПРОВОДНИЦИТЕ
Полупроводниците представляват кристали с правилна струк-
тура. Да разгледаме кристалната решетка на полупроводниковия
елемент германий (Ge). Кристалната решетка на гермавдя рбразува
3
пространствената фигура тетраедър (фиг. 1.1). Този гип решетка е
характерен за всички четиривалентни елементи. Както се вижда
от фиг. 1.1, атомите са разположени в центьра и вьрховете на
тетраедьра. Централният атом (Л) се намира на еднакво разстоя-
Фиг. 1.1
ние от другите четири атома (В, С, D, Е). Всеки атом на вър-
ховете на тетраед ьра служи от своя страна като централен на
други четири най-близко разположени атоми. Няколко тетраедьра
образуват монокрист а л. Идеалният монокристал е твьрдо тя-
7 - Ковалентна врьзка
Фиг. 1.2
ло, което има правилна перио-
дична структура, разпростираща
се в целия обем. Такива моно-
кристали не съществуват, но
представата за идеален моно-
кристал се изпслзува при изуча-
ване явленията и свойствата на
твърдото тяло.
В отделяйте области на обе-
ма на естествените и изкустве-
ни монокристали тази периодич-
на структура е нарушена от
наличността на примеси, размест-
вания или липса ьа атоми. Тези
области в монокристала с на-
рушена периодичност се наричат
структурни дефекти, а монокри-
сталите — реални. П о л и к ри-
стал и се наричат твърди те-
брой монокристали, кои-
ла, изградени от няколко или много на
то са разделени с множество кристални стени.
По-нататьк за по-нагледно изучаване на свойствата на полу
4\
проводниците ще си служим с плоския еквивалент на тетраедрич-
ната структура. В този еквивалент (фиг. 1.2) е запазено най-важно-
то свойство на кристалната решетка на германия — еднакво раз-
стояние между атомите. Всеки германиев атом, конто се намира
във вьзел на кристалната решетка, е свързан с всеки от четири-
те съседни атома посредством два валентни електрона — по един
иегов и по един от всеки съседен атом.
1.3. ОСНОВИ НА ЗОННАТА ТЕОРИЯ
Зонната теория използува никои основни положения от кван-
товата механика при изследване на твьрдото тяло.
Както знаем, електроните в даден атом се движат по опре-
делени орбити около ядрото. Електронрте, конто се намират на
различните орбити, имат различии енергии. Енергияга, конто мо-
гат да притежават електроните в атома, е квантова величина, т. е.
тя може да има само точно определени позволени стойности—
е,, е2, е3, ..., конто се менят със скок. Енергията на електроните
расте с отдалечаването им от ядрото.
Всеки слой, в конто са разположени електроните (означен с
К, L, М и т. н.), се състои о г подслоеве (s, р, d, f и т. н.), бро-
ят на конто дава стойността на главного квантово число п. За
/С-слоя п— 1, за Z-слоя л = 2 и т. н. Главного квантово число оп-
ределя и максимално възможния брой електрони в слоя. На все-
Е
—
---'—^,=0
---nif-1
=^0
------®Д=П ,
'mL-1
Фиг. 1.3
ки подслой отговаря второ орбитално квантово число / (на-
пример за s-подслой / = 0, за /7-подслой 1=1.
За онагледяване казаното^дотук на фиг. 1.3 е показана енер-
о
гийна диаграма на електроните в един атом. В тази диаграма енер-
гийните нива на електроните се изобразяват графично във вид на
хоризонтални линии, кйто най-долната линия съответс гвува на най-
малката ёнергия.
Ако на изолирания атом не действува външно е.гектрическо
поле (С=0), всички електрони, конто се намират на определен
подслой, имат една и съща енергия. Под действие на електриче-
ско поле слоевете се разцепват на няколко енергийни нива, опре-
делени от третото магнитно квантово поле mi (това е показа-
но на фиг. 1.3). В нагледния модел на атома тези нива отгова-
рят на елипсовидни орбита, ориентирани различно в простран-
ство™.
От всичко казано дотук се вижда, че всеки електрон има
някакво енергийно ниво, еднозначно определено от тези три кван-
тови числа (я, /, mi). Освен тези три квантови числа електронъг
има и четвърто квантово число, наречено „спин", конто се от-
белязва с s и е равен на ± х/..
Един от основните принципи, на конто се нодчиняват елек-
троните Н един атом, е принципът на Паули. Според този< прин-
цип в един атом не могат да съществуват повече от два елек-
трона, на конто трите квантови числа г, I и пи са еднакви, при
това тези електрони са с противоположни спинове. Следствие™
от този закон е, че всички електрони имат различии, но строго
разпределени енергийни състсяпия. При определени условия даден
елекчрон Може да мине от едно ниво на друге, също така разре-
шено ниво, но не може да се намира в междинно забранено ст-
стояние. За да мине електрон от нивото, на коего се намира, на
по-високо, трябва да приеме необходимата енергия, а обратният
преход е съпроводен с освобождавапе на енергия. Оснобождава-
нето и поглъщапето на енергия сгава на порции (кванта).
Когато атомите на веществата са на голямо разстояние поме-
жду си (например при газовете), те не си взаимодействуват. Енер-
гийна диаграма на газ е показана на фиг. 1.4. С прекъсната ли-
ния са показани енергийните нива на електроните от отделяйте
атоми.
В твърдото тяло атомите са разположени близо един до
друг. Те взаимодействуват както сьс собственото си ядро, така
и с ядрата на другите атоми. Целият кристал се подчинява на
принципа на Паули. Ето защо енергийните нива, конто съществу-
ват при изолираните атоми, се разцепват и образуват енергийни
зони. Енергийната диаграма на твърдо тяло е показана на фиг. 1.5.
Със защриховани полета са показани разрешените зони. Те са
отделени помежду си от забранени зони.
Както се вижда от фиг. 1.5, с увеличаване на енергияга ши-
рината на разрешената зона се увеличава, а на забранената йона
намалява. Трябва да се отбелен и, че взаимодействие™ между
разрешените нива на електроните^и припокриването им в цели зо_
6
ни се отнася за електрони, конто се намират в пО-въяшиите ор-
бита. Енергийните нива, конто се намират навътре към ядрото,
не образуват зони. Това на фиг. 1.5 е отбелязано с нрекъснатата
линия. От гледна точка на явленията в полупроводннците са ин-,
тересни само двете най-горпи зони (фиг. 1.5 — зони С и В).
Фиг. 1.4 Фиг. 1.5
В изолирания агом разрешените енергийни нива са заети или
свободни. В енергийната диаграма на твърдото тяло разрешените
зони могат да бъдат в различна степей запълнени. Затова опре-
делението за двете разрешена зони С и В на фиг. 1.5 се дава
при температурата на абсолютиата нула (0°К). При тази темпе-
ратура най-горната разрешена зона (С) е напълно свободна и се
нарича зона на проводимостта. Най-близката до нея зона (В), кон-
то при 0°К е напълно запълнена, се нарича валентна.
Проводимостта в твърдото тяло е възможна само тогава, ко-
гато електроните могат да минават от една разрешена зона в
друга. О г това следва, че при 0°К проводимостта е равна на 0.
При температура, по-висока от 0°К, част от електроните от ва-
лентната зона минават в свободната. Всички по-важни процеси в
полупроводниковите прибори могат да се обяснят с явления в те-
зи две зони — на проводимостта и валентната.
1.4. ЗОННИ ДИАГРАММ НА МЕТАЛИ,
ПОЛУПРОВОДНИКИ И ДМЕЛЕКТРИЦИ
Зонната структура на твърдите тела лежи в основата на съ-
временната им класификация на метали, полупроводници и диелек-
грици. На фиг. 1.6 са показани зонните диаграми на метал, полу-
проводник и диелектрик.
7
Разстоянието от „тавана* на валентната зона до „пода“ на
зоната на проводимостта, изразено в енергия, се нарича ширина
на заб,ранената зона:
Фиг. 1.6
Ширината на забранената зона се измерва в електронволти (eV).
Един електронволт е енергия га, конто придобива един електрон,
изминал разстоянието между две точки, чиято потенциална раз-
лика е 1 V.
При металите (фиг. 1.6 о) зоната на проводимостта и валент-
ната зона се припокриват. При тях даже при 0°К има електрони
в зоната на проводимостта, а това значи, че те притежават про-
водимост независимо от температурата.
При диелектриците (фиг. 1.6в) ширината на забранената зо-
на е от 3 до 15 eV.
При полупроводниците ширината на забранената зона се прие-
ма по-малка от 2 eV. Например за Ge ширината на забранената
зона е 0,72 eV, а за Si—1,12 eV. Както се вижда,.разликата меж-
ду полупроводници и диелектрици е само количествена, докато
разликата между металите, от една страна, и полупроводници и
диелектрици, от друга, е качествена. Като потвърждение на това
се явява фактът, че през последит е години започна да се изпол-
зува като полупроводник силициев карбид с ширина на забране-
ната зона 3 eV. Изучават се вьзможности и за използуване като
полупроводници на вещества, конто имат ширина на забранената
зона около 5 eV. Следователно полупроводниците и диелектрици-
те могат да се причислят към един клас и разликата между тях
е чисто условна.
Трябва да обърнем внимание още на факта, че електроните
в зоната на проводимостта, конто се наричат свободни, са само
относително „свободни“ и могат да се движат само вътре в гра-
8
ниците на Кристала. При това си движение те изпигват влияние-
то на неподвижните йони. Свойствата на електроните в кристал-
ната решетка са различии от свойствата и поведението им вьв
вакуум. Тази разлика се отбелязва в теорията на полупроводни-
ковите прибери чрез въвеждането на понятието ефективна
м а с а. Ефективната маса на електрона не съвпада с неговата ма-
са вьв вакуум. Тя отчита редина фактори от въздействието на
кристалната решетка върху движението на електрона. Така на-
пример ефективната маса на електроните в германия е т*=0,22
отн. ед.*, а ефективната маса на електроните в силиция е т*=
=0,33 отн. ед.
1.5. СОБСТВЕНА ЕЛЕКТРОПРОВОДИМОСТ НА ПОЛУПРОВОДНИКА
Да се върнем към фиг. 1.2, на конто е изобразен рплоският“
еквивалент на кристалната решетка на германия. Този еквивалент
се отнася за температура 0°К. В него всички електрони са евър-
зани със здрави ковалентни връзки. При повишаване на темпера-
турата се усилват механичните колебания на атомите около едно
ередно положение. При тези механични колебания някои от ко-
валентните връзки се разкъеват (фиг. 1.7). Разкъсването на една
ковалентна връзка води до образуване на свободен електрон. Мя-
стото на свободния електрон не е неутрално. То притежава стре-
меж да привлече друг свободен електрон, за да се вьзетанови
предишното равновесие. Това свободно място ще означаваме по-
нататък като „дупка". Тази дупка има свойството на частица с
Относителната единица означава, че ефективната маса на електрона е дадена
по отношение на масата на електрона във вакуум.
-елементарен положителен заряд. Дупката е разкъсана валентна
връзка. В чистия полупроводник броят на свободните електрони,
.породени от топлината, е равен на броя на дупките.
Ако приложим електрическо поле Е върху полупроводника,
свободните електрони ще започнат да се движат срещу посоката
на полете. Скоростта, с която ще се движат те, може да се дя-
де с формулата
=р„ Е. ' (1-2)
Коефициентът на пропорционалност р„ се нарича п о д в и ж-
н о с т на електроните. За Ge при стайна температура р„
= 3,8.10 3 m2/(V.s), а за Si — рп —1,3.10 3 m2/(V.s).
Проводимостта, която се дължи на електроните в полупро-
водника, се нарича електрони а проводимо ст. Специфична-
га електронна проводимост се определи със следната формула
а„ =^ир._,, (1-3)
където
q е заряд на електроиа (у —1.6.10~19 С);
и — концентрация на електроните (брой на електроните
в единица обем в га 3);
рп—подвижност на електроните в m2/(V.s).
При прилагане на електрическо поле в полупроводника дуп-
ките започват да се движат по посока на полето. Но съшество
насоченото движение на дупките е скокообразно движение на Ва-
лентин електрони в обратна посока.
Проводимостта, която се дължи на частиците с положи ге-
лей заряд (дупките), се нарича дупчеста. Специфична!а дуп-
честа проводимост се определи с аналогичен израз
ар=^/?рр, (1-4)
където
р е концентрация на дупките в ш~3;
рр— подвижност на дупките в
Дупките имат по-малка подвижност от свободните електро-
ни (за Се рр = l,8.lO-3m2/(V.s), а за Si — =0,5.10~3m2/(V.s)). По-
малката подвижност на дупките се дължи на тяхната по-голяма
ефективна маса.
Следователи© в полупроводниците за разлика от метали-
те съществуват два вида електропроводимост: електронна А
дупчеста. Проводимостта на чистия полупроводник, дължаща
се на двойките но<ители на заряди (дупки и електрони), се
наричасобствена проводимост. Тази проводимост ще
отбелязваме по-нататък със а,-:
о.- +ср +дру.р‘ (1-5)
10
Тъй като п=р- п,
-qnt ([in T(v) =
₽г
(1-61
където
pz е собственно специфично съпротивление;
п, —собствената концентрация.
Собствената проводимост влошава качествата на полупровод-
никовите прибори. Тя зависи силно от температурата и от шири-
ната на забранената зона. Тати заъисимост се дава от формулата
3 &Е3
2 ~2Л7'>
и;- =а7 е
(1-7
къде го
а е константа, характерна за веществото;
Т — абсолютна температура в °К;
е- осповата на нагуралните логаритми (е = У,718);
Ез - ширина на забранената зона в полупроводника в eV;
k~ константа на Болиман (Л—1,3.10 23 J/°K).
Създадените в чистия полупроводник под влияние на топ-
линната или друга енергия токови носители (електрони и дуп-
ки) се наричат неосновни токови носители.
1.6. ПРИМЕСНА ЕЛЕКТРОПРОВОДИМОСТ НА ПОЛУПРОВОДНИКА
За разлика от собствената електропроводимост, характерна
за абсолютно чистите еднородни полупроводпици, елехгропрово-
димостта, причинена от внесените в кристалната решетка приме-
си, се нарича п р и м е с н а.
Примесите биват:
а) примеси със заместване — когато даден атом о г основно-
го вещество се замества с атом от друго вещество;
б) примеси с внедряване — когато примесният атом се на-
мества между йъзлите на решетката.
Роля на примеси изпълняват също гака различите дефекта
в кристалната решетка.
Да разгледаме първия случай (а), конто е с по-голямо зна-
чение. На фиг. 1.8 е показано, че един от атомите на германия
(Ge), конто е от IV трупа, е заменен а антимон (Sb), който е от
V трупа. Този атом също образува четири ковалентни връзки с
четирите съседни атома на германия (Ge). Петият му електрон
остава излишен. Този излишен електрон се оказва съвсем слабо
свързан със своя атом. За да се откъсне той от атома и се пре-
върне в свободен, е необходимо съвсем малко количество енер-
гия в сравнение с тази, необходима да разкъса ковалентнйта връз-
\ Tn g >р Нед.А-чец
11
ка на другите електрони. Такава енергия винаги се получава от
трептенията на атомите в кристалната решетка иод действие на
топлината. При стайна температура кинетичната енергия на ато-
мите е 0,036 eV.
Фиг. 1.8
Фиг. 1.9
При откъсването на излишния електрон примесният атом се
превръща в неподвижен йон с положителен заряд. Свободните
електрони от примесите се добавят към собствените електрони и
проводимостта на полупроводника става предимно електронна.
В този случай специфичната проводимост се дава от израза
c^c„=?n|i„. (1-8)
Полупроводници, които имат електронна проводимост, се на-
ричат полупроводници тип п. Примесите, които обуславят про-
водимост тип п, се наричат донорни. Проводимостта, сьз-
далена от примесите, се нарича осн овна електропро-
води мост, а сьответните токиносители — основни. Напри-
мер за полупроводник тип п основни токоносители са електроните.
Да означим внасянето на донорни примеси на зонната диа-
грама. Това е част от енергийната диаграма, разглеждаща само
валентната и свободната зона. Примесните атоми образуват в за-
бранената зона допълнителни (локални) енергийни нива. Тъй като
концентрация! а на примесните атоми като правило е малка, то те
се намират на значителни разстояния един от друг, практически
не си взаимодействуват и техните енергийни нива не се разцеп-
ват в зони. На фиг. 1.9 тези нива са показани с прекьсната
линия.
Минималната енергия, която трябва да се придаде на елек-
трона, за да се осъществи преминавансто му от нивото на донер-
12
ните примеси в зоната на проводимостта, се нарича енергия на
йоиизацията на доверните примеси (ЛДд).
=Еа Ел. (1-9)
1 ъй като енергията &ЕД е много по-малка от ширината на за-
Фиг. 1.10
Фиг. 1.11
бранената зона (or 0,01 eV до 0,013 eV), енергийните нива на до-
иорните примеси се разполагат в горния край на забранената зона.
Да разгледаме сега случая, когато в кристалната решетка на
германия са вкарани атоми от III трупа на периодичната система,
например индий (In) (фиг. 1.10). Атомът на индия има във въп-
шната си обвивка 3 валентни електрсна, с конто той образува
ковалентни врьзки. Четвъртата връзка остава незапълнена, но та-
зи незапълнена връзка не носи заряд на атома, той си остава
неутрален. При слабо повишаване на температурата електрон от
съседиите запълнени валентни връзки може да прескочи и запъл-
ни тази незапълнена връзка. Тогава обаче във външната обвивка
па атома на индия се появява излишен електрон и той от елек-
трически неутрален се превръща в отрицателен йон. Нарушава
се и електрическата неутралност в това място, откъдето се е от-
къснал електронът. На това място се появява положителен заряд-
дупка. При достатъчна концентрация на примесите проводимостта
па полупроводника става дупчеста.
Основни токоносители тук са дупките. Такъв полупроводник се
нарича тип р. Примесите, които обуславят проводимостта тип р,
се на ри чат акцептор ни.
На фиг. 1.11 в зонната диаграма е означено внасянето на ак-
цепторни примеси. Нивата на акцепторните примеси са показани с
прекъсната линия, разположена в забранената зона близо до ва-
13
лентцата зона. Минималната енергия, ксято трябва да се придале
на валёнтния електрон, за да се премести на еиергийното ниво на
акцепторное примеси, се нарича енергия на активация на акцеп-
торните примеси (ЬЕа):
Д£а=£а—£к. (1-10)
Тази енергия е много пс-малка от енергията, ксято трябва
да има електрсн ст валентната зона, за да лремине п свободна! а.
Практически още при стайна температура всички примесни атоми
са йонизирани. Затова нивсто на акцепторное примеси се разпо-
лага на долния край на забранената зона.
Трябва да се отбёлежи, че примесните атоми се вкарват в
малки, ко точно контролирани количества, тъй ка-о проводимост-
та на полупроводника силно зависи от броя на дснорните и ак-
цепторни атоми.
При стайна температура собствената концентрация на полу-
проводниците има следните стойности:
за германия nt = 2,5.1019, т-3;
за силиция nt ---2,0.10le, пт-3.
Ако концентрация та на примесите стане много голяма и над-
ниши така наречена га критична концентрация Д/кр, елек-
трическите свойства на полупроводника стават близки до тези на
металите, а самите полупроводници се наричат изродени. За
германия 7VKp = l()3E, m 3. Изродени ге полупроводници имат свой-
ства, конто се използуват в някои специални прибери (например
тунелните диоди).
Интерес представлява случаят, когато в даден полупроводник
са вкарани донорни и акцепторни примеси в равни количества.
Такъв полупроводник се нарича компе н сира н. Той има съ-
щата проводимост, както собственият, но се различава от него
по времето на живот на токсвите носители (това понятие се по-
яснява в точка 1.12).
1.7. ВЛИЯНИЕ НА ЛЪЧИСТАТА ЕНЕРГИЯ ВЪРХУ ПРОВОДИМОСТТА
Преминавцнето на електрони от валентната в свободната зо-
на може да стане не само под влияние на тонлинната енергия, но и
при всяко друго енергетично вьздействие, каквото е и влиянието
на лъчистата енергия. Създаването на токови носители, в полу-
проводника под действие™ на лъчистата енергия се нарича
вътрешен фотоелектричен ефект, а проводимост-
та— фотоц роводимост.
Светлинният поток, който въздействува върху полупроводни-
14
mi, се състои от кванти лъчиста енергия. рнергията на светлин-
пия квант е
е —Av, (I-ll)i
к вдето
h е константата на Планк (А =6,62.10~84 J.sr,
v— честотата.
Вътрешният фотоефект е възможен само тогава, когато енер-
гията, падаща на повърхността на полупроводника, изразена в
кванти, е толкова голяма, че е съизмерима с ширината на забра-
нената зона ДЕ. Ако Ave по-малка от ДЕ, ни го един електрон не
може да мине в зоната на проводимостта и не се наблюдава ни-
какъв фотоефект.
За всеки полупроводник фотоефекгът определи „своя" гра-
нична честота v0.
Vo f (1-12)
Ако честотата у на надащата върху полупроводника светлин-
на енергия е по-малка от v0, фотоефект не се наблюдава. Само
излъчване с честота y>v0 може да създаде фотопроводимост..
При различните полупроводници вътрешният фотоефект се проя-
вява под действие на облъчване с различен спектрален състав.
При едни полупроводници той се наблюдава, когато облъчващата
светлина е от ултравиолетовата част на спектъра, при други —
във видимата, йри трети —в инфрачервената. Ето защо всеки
фоточувствителен полупроводник има своя спектрална харак-
теристика на вътрешния фотоефект.
Не всички полупроводници проявяват вътрешен фотоефект..
Установено е, че фотопроводимост проявяват тези полупроводни-
ци, които имат диелектрична константа, по-голяма от 4.
На принципа на вътрешния фотоефект са основани полупро-
нодниковите фоторезистори, описани в гл. 6.
Полупроводниците повишават своята електропроводимост не
само под действие на облъчване. Опитите показват, че възниква
проводимост и при бомбардиране с бързи електрони, а-частици„
протоки и др.
1.8. ПОЛУПРОВОДНИКСВИ МАТЕРИАЛИ
Голямата популярност на полупроводниковите материали се
обяснява с това, че те служат за основа на много важни за прак-
тиката прибори. В някои от приберите се използуват прости по-
лупроводници, в други — полупроводникови съединения.
1S
Прости полупроводници
Това са полупроводникови вещества, образувани от един хи-
мически елемент. Най-голямо приложение намират химическите
елементи германий (Ge), силиций (Si), бор (В), селен (Se), телур
(Те) и др.
I ерманий (Ge). Той е един от основните полупроводникови
материали, който намира приложение при производството на по-
лупроводникови прибери. Открит от К. Винклер през 1886 г., гер-
маният е рядък химически елемент. Неговото съдържание в зем-
ната кора е 2.10“ 4%. Добива се от германиев двуокис (ОеЭ2),
който е отпадъчен продукт при иреработката на никои руд и.
Примесен с мед, желязо и цинк се среща в естествената руда
германит.
Външно германият прилича на метал. Той е твърд, трошлив
и мъчно се обработва механично. Температурата му на топене е
958СС. Ширината на забранената зона е 0,72 eV. Германият при-
тежава високи фотоелектрически свойства. Той е от IV валентност.
Силиций (Si). Наред с германия силицият е основен полупро-
водников материал. Той е втори по разпределение елемент в при-
родата след кислорода. Неговото съдържание в земната кора е
25,7%.
Съществуват две модификации на силиция — кристална и
аморфна. Аморфният силиций е диелектрик. За полупроводнико-
вата техника представлява интерес кристалната модификация.
В природата силиция г се намира не в чист вид, а във вид
на съединения. Най-разпространеното от тях е сил -тциевият д-у-
окис (SiO2), който е изходен продукт, от който се отдули чзстият
силиций. Температурата на топене на силиция е 1414°С. Поради
по-голямата ширина на забранената зона—1,12 eV, температурата
оказва по-слабо влияние върху проводимостта му и поради това
силициевите полупроводникови прибери могат да работяг при по-
високи температури.
Бор (В). Той е елемент от III трупа на периодичната система.
Разпространението му в земната кора е сравнйтелно голямо—
около 5.10 4j/o. Не се среща в свободно състояние, а е във вид
на съединения. В полупроводниковата техника самостоятелно поч-
ти не се използува, а е съставна част на изготвяне на важни по-
лупроводникови вещества.
Селен (Se). Селенът е от VI трупа на периодичната система.
Температурата му на топене е 220°С.
О г селена се изготвят фоторезистори, фотоелементи и раз-
личии изправители за променлив ток. Освен това той се използу-
ва за направа на специални двойни и тройни съединения, които
имат високи фото- и термоелектрични свойства.
16
Сложим полупроводники
Това са химически съединения или сплави от две, три и по-
вече компонента. Бронт на тези сложим полупроводникови веще-
ства понастоящем е много голям. Ще се спрем на особено пер-
спективните съединения от типа AinBv. Под съединение AH1BV се
разбира вещество, получено чрез синтез на елементи от III и V
трупа на периодичната система. Най-известните полупроводници,
спадащи към тази трупа, са: галиев арсенит. (GaAs) — има шири-
на на забранената зона 1,38 eV. Използува се за полупроводни-
кови прибори с подобрени качества при висока честота и импул-
сен режим; алумнниев антимонид (AlSb) —ширина на забране-
ната зона 1,52 eV. Подходящ е за работа при по-високи темпе-
ратури. С подобно приложение е и силиниевият карбид (SiC),
който има ширина на забранената зона 3 eV.
1.9. МЕТОДИ ЗА ОЧИСТВАНЕ НА ПОЛУПРОВОДНИКОВИТЕ
МАТЕРИАЛЫ
Качество i o на полупровидниковите прибори до голяма степей
!ависи от качесгвого на изходните полупроводникови материали.
Основен проблем при изготвянето на полупроводниците представ-
тява тяхното очистване. В параграф 1.6 беше отбелязана извън-
редно голямата роля на примесите. Полезните примеси не трябва
да са повече от 10’9-j-10~,0/o. Вредните примеси трябва да са с
няколко порядъка по-малко. Его защо германият и силицият, по-
лучени по пътя на химическа обработка от техните съединения,
от гледна точка на полупроводниковата техника се смятат за „за-
мърсени", почти метали. Степента на „чистотата” на даден тип
полупроводник се определи от конкретната цел, за която той е
предназначен. Идеалният случай е да се получи абсолютно чист
собствен полупроводник. На практика това не е възможно. Ме-
годите на специалисте очистване осигуряват изходни материали
с допустим процент от примеси.
Методитё на специалисте очистване се основаваг на това, че
разтварянето на болшинството примеси става много по-бързо в
гечна фаза, отколкото в твърда. Ето защо при постепенно охлаж-
дане на разстопения полупроводник във втвърдените части .щё
има по-малко примеси, отколкото в останалите течни части. Или
както се казва, „примесите се изтласкват в течната фаза". Опи-
саният принцип се реализира чрез така наречения метод на зон-
ного стапяне. Този метод се състои в следното:
В кварцова тръба / (фиг. 1.12) се поставя графитна ладия 3,
в която се поставя полупроводниковият материал за очистване.
Очистването става или във вакуум, или във водородна среда.
Отвън на кварцовата тръба се поставят индукционни нагревате-
Полупроводникови прибори
17
ли 2. Под действие на високочестотното нагряване в определеии
места полупроводникът се стапя (участък 4). Графитният съд се
придвижва бавно надясно. Скоростта на движение се изчислява
така, че под бобините да се разтапят нови зони от полуяровод-
Фиг. 1.12
ника, преди разтопените да са се втвърдили. По този начин при-
месите се преместват в края па ладията. Втвърдилият се накрая
участък съдържа най-много примеси. Този „замърсен* участък
може да се изреже. На фиг. 1.13 са показани две криви, илюстри-
Фиг. 1.13
рагци ефективността на зонното очистване на германия. Крива 1
дава разпределението на големината на спенифичното съпротив-
леиие по дължината на пръчката от германий преди зонното
18
очистване. Крива 2 дава специфичного съпротивление на германия
след шесткратно зонно стапяне. Както се вижда, примесите се съ-
бират в десния край на очистената пръчка от германий.
Ефективността и крайният резултат от зонното очистване за-
висят от два основни фактора: от броя на индукционните бобини
и от големината на коефициента на очистването, конто се опре-
дели с формулата
rs ____ фаза
Аочмст- кг~ 1
*¥течиа фаза
където
Мв. фаза е броят на примесите в твърдата фаза, атома в
единица обем;
Мечна <pasa — броят на примесите в течната фаза.
По метода на зонното стапяне могат да се очистват не само
полупроводникови елементи, по и полупроводникови съединения.
За тях е важно в провеса па очистване да не става частично раз-
падане на съединенията на съставящите ги компонента. За зонно
очистване се избират съединения, за конто е известно, че са
устойчиви при разтапяне. Методът на зонното стапяне дава много
добри резултати. Той позволява в „очистения" германий да се
намали броят на примесните атоми до един на 1О10 атома гер-
маний.
Безтиглово стапяне. Тигловият метод на зонното стапяне не
може да се приложи за силиция. Причината за това е, че близо
до точката на топене силицият при-
тежава голяма химическа активност,
поради което той лесно влиза във
взаимодействие с материала на тигела
и с примесите в него. Затова негово-
то очистване става по метода на без-
тигловото зонно стапяне (фиг. 1.14).
При този метод пръчковиден сили-
циев материал 3 се закрепва верти-
кално между държателите 2 на квар-
цовата тръба 1. Индукционната бо-
бина 5 се премества надолу, разта-
пяйки кристала зонно (участък 4).
Във всеки момент долната част на
кристала се държи за горната чрез
силите на повърхностното напреже-
ние. Затова сечението на силициевата
пръчка не може да бъде много го-
лямо (обикновено е по-малко от 1 ст2).
Фиг. 1 J4
По-трудното очистване
на силиция определи и по-високата му цена.
При метода на зонното стапяне (тиглов или безтиглов) се
получава поликристал.
19
За получавнае на особено чисти изходни полупроводннкови
материали във вид на монокристал се използува методы на
Чахралски. Още дълго преди появата на полупроводников;! га
електроника са били разработени методите за създаване на моно-
Фиг. 1.15
кристали. Един от тях. известен под
„метод на Чахралски с особено при-
годен за полупроводникзвата техника.
Идеята е предложена от неговия гьзда-
тел още в 1918 г. Методы на Чахрал-
ски, използувап в съвремепно устрой-
ство за изтегляне на монокри, тали, се
състои в следното (фиг. 1.15). На дъ-
ното на широка кварцова гръба / се
поставя порпеланон гигел. Огвън па
кварцовата гръба се поставят индук-
циопни нагреватели -5. На края на дър-
жателя 2 се поставя монокристал с
малки размера („зародит" 3). Държа-
телят бавпо се отпуска г. „зародишът"
се допира до разгопелагз повърхност
па полупроводника f~. След, това с по-
мощта на модемен механизъм, свьрзан
с двигател и регулатор на скоростУа,
държатслят бавно се вдига. Движейки
се кагоре, жродипгы •“ увлича след
себе си раз;овен полупроводник, конто
се задържа посредством силите на по-
върхностното напрежение. Тьй като
посредством металическия дьржател се осъществнва непре-
къснато отвеждане на топлината в провеса на издигането, разто-
пеният полупроводник се втвърдява. Втвърдяването става в пра-
вилка кристална форма 4, конто продължава правилния строеж
на монокристалния зародит.
Тъй като разтворимостта на примесите в течна фаза е по-
водима, отколкою в твърда, по метода на Чахралски наред със
създаването на монокристала се извършва и неговото очистване.
1.10. ЗАКОНИ ЗА РАЗПРЕДЕЛЕНИЕ НА ТОКОВИТЕ НОСИТЕЛИ
В ЗОНИТЕ НА ПЭЛУПРЭЗОДНИКА
Една от най-важните задачи в теория га на полупроводнико-
виге прибори е да се определи концентрацията на токовите но-
сители в даден полупроводник при дадена температура. Най-
простият частен случай е за идеален Кристал без примеси, иами-
ращ се при абсолютната нула (0°К). В този случай всички въз-
можни нива във валентната зона са запълнени и всички нива в
20
свободната зона са свободни. С повишаване на температурата
известен брой електрони напускат валентната зона и минават в
зоната на проводимостта. Поставя се въпросът, каква е вероят-
ността дадено ниво в зоната на проводимостта да бъде заето от
електрони и каква е вероятността дадено ниво от валентната зо-
на да се лиши от своя електрон и да се превърне в дупка. От-
говор на този въпрос дава законът на Ферми — Дирак, конто за
електроните се дава с равенството
’ (1-13)
където
Ег. е вероятностна функция, даваща вероятността дадено
енергийно ниво да бъде заето от електрони;
k — константа на Болцман (Л = 1,38.10~23 J/°K);
Ер- се нарича ниво на Ферми;
Т — абсолютна температура.
Нивото на Ферми се дефинира като такова ниво, вероятност-
та за запълване на което е х/2.
Ако разделим числителя и знаменателя на степенния показа-
гел в (1-13) на елементарния заряд с/, ще получим
Тук tp е потенциал, характеризиращ енергията на електрона,
<рл потенциал ра Ферми, а <рг— температурен потенциал,
kT _ Т ..
97 ч 1'1600 ’ (1-15)
Тази величина има дименсия на напрежение и е нропорцио-
пална на температурата. (За стайна температура ф7-₽«0,025 V.)
За 0°К функцията (1.13) има стъпаловиден характер, показан
на фиг 1.16 с плътна линия, което отговаря на напълно запъл-
пена валентна зона (Дя=1) и празна зона на проводимостта
(Дя=0).
Вероятността за отсьствие на електрон от валентната зона
се дава с вероятността за наличието на дупка
Fp=l-f„. (1-16)
С повишаване на температурата функцията на Ферми—Дирак
ее превръща в плавна крива (на фиг. 1-16 е начертана с прекъсната
линия). Вероятността за намиране на електрони в зоната на про-
21
водимостта и вероятността за.поява на свободни нива във ва-
лентната зона стават различии от нула.
Не трябва да ни смущава фактът, че
Дирак дава стоимости на енергия,
функцията на Ферми —
конто лежат в рабранената
зона. 1ова съвсем не означава,
че електроните могат да зае-
мат места там. Тази функция се
използува и има смисъл само в
тези места, конто са разрешени
за електроните (защриховани ме-
ста на фиг. 1.16). В забранената
зона функцията на Ферми няма
смисъл.
Досега говорихме за раз-
пределение на електрони и дуп-
ки при собствен полупроводник
Интересно е да се знае нивото
на Ферми при примесни полу-
проводници.
В полупроводник тип п при
О'К нивото на Ферми лежи ви-
соко, между нивото на донор-
ф11Г. ив ните примеси и свободната зона
(фиг. 1.17). С повишаване на
температура га нивото на Ферми
се премества надолу. Слизането на нивото на Ферми на разстояние
4 kT по-ниско от нивото на донорните примеси съответствува на
почти пълна (98%) йонизация на донорните атоми. По-нататък с
Фиг. 1 17
Фиг. 1.18
повишаване на гемпературата то се движи надолу в забране-
ната зона. Когато нивото на Ферми сгигне до средата на забранена-
та зона, полупроводникът, от прймесен се превръща в собствен.
22
Нивото на Ферми в полупроводник тип р при 0°К се памира
ниско в забранената зона, между нивото на акцепторните приме-
си и валентната зона (фиг. 1.18). С повишаване на температурата
то заяочва да се качва нагоре, като крайното му положение е
средата на забранената зона.
СПЕЦИФИЧНА ПРОВОДИМОСТ НА ПОЛУПРОВОДНИЦИТЕ
Снецифичната проводимост а на всяко твърдо тяло, в това
число и на полупроводн идите, зависи не само от концентрацията
на токови носители, но и or тяхната подвижност. За полупровод-
ниците а се дава с равепството
о= * +qppp- (1-17)
Броят на токовите носители силно се увеличава с увелича-
ване на температурата. Зависимостта на броя на електроните в
логаритмичен мащаб от температурата е дадена на фиг. 1.19.
Тази зависимост има три характерни области. Областта а— б е
характерна за no-ниски температури. При тези температури полу-
проводникът има само примесна проводимост. Температурата Тизт
се нарича температура на изгощение на примесите. При нейното
достигане всички донорни атоми са йонизирани. Наклонът на
участъка а— б зависи от вида и концентрацията на примесите. В
л п
Фиг 1 19
участък б—а, отговарящ на температури рт ТКЛ1 до TKV, броят
на токовите носители не се променя. Това е така, защото всички
нримесни атоми са се йонизирали, а температурата е още ниска
23
и енергвята на електроните от валентната зона е недостатьчна
за преминавапе в свободната. След достигане на температурата
Гкр (критична температура) могат да се образуват собствени то-
кови носители (участък в—г). Наклонът на този участък зависи
от ширината на забранената зона на полупроводника.
Фиг. 1,20
Подобен вид има зависимостта на проводимостта във функ-
ция от температурата (фиг. 1.20). Увеличавааето на електропро-
водимостта на полупроводника с увеличаване на температурата е
едно от най-характерните свойства на полупроводниците. С кри-
ва 2 е дадено изменението на електропроводимостта на металите
с увеличаване на температурата. Обратно на полупроводниците
при металите с увеличаване на температурата проводимостта се
намалява.
Както се вижда от фиг. 1.20, увеличаването на проводимост-
та при повишаване на температурата става плавно. На участък
б — в, който раздели областите на собствената и примесна проводи-
мост (където концентрацията на токови носители е постоянна),
проводимостта се променя от изменението на подвижността на
токовите носители. При повишаване на температурата подвижност-
та на свободните токови носители намалява. Причината за това е,
че при повишаване на температурата се повишават механичните
колебания на атомите, които пречат на движението на свободни-
те токови носители. Ето защо в участъка б — 8 на фиг.. 1.20 се на-
блюдава намаляване на проводимостта.
1.12. РЕКОМБИНАЦИЯ И БРЕМЕ
НА ЖИВОТ НА ТОКОВИТЕ НОСИТЕЛИ
Досега ние видяхме, че под действието на топлината ули
някоя друга енергия се разкъсват ковалентните връзки в кри-
сталната решетка на полупроводника и електрони от валентната
24
РекомЬиюцсом
център
мша минават в свободната ^зона. Този процес се нарича г е’н'е-
рация на токови носители. Генерираните токови носители
могат да бъдат основни (от примесните атоми) или неоснотп
(от собственна полупроводник). Неразривно свързан с тоз«лпр«>-
нес на генерация е процесът
на рекомбинация. При то-
•II процес свободни дупки и
електрони могат да се съеди-
ня г и взаимно да компенсират
прядите си. В равновесно със-
юяпие се извършва непрекъс-
iiirra рекомбинация и генерация
па електрони и дупки, като об-
щият им брой при дадена тем-
пература остава неизменен. 6$
Рекомбинацията не трябва
да се разглежда като прост про-
цес на съединяване на свободна
пупка и електрон. Изследвания- Фиг. 121
ia показват, че в механизма на
рекомбинациятаголяма роля иг-
р.тят така наречените рекомбинационни центрове. Като рекомби-
пационни центрове могат да служат различните полезни и неполез-
пипримесни атоми,както и различните дефекта в кристалнатарешет-
ка. Нивото на примесния рекомбинационен център се намира на про-
ишолно място в забранената зона (фиг. 1.21). Особено голяма,
роля играе рекомбинацията на повърхността на полупроводника,
където вероятността за замръсяване е по-голяма (абсорбиран газ,
плата, окисляване).
Цонцентрацията на електроните и дупките както в чистая
шка и в примесния полупроводник не може да бъде производна,
л се подчинява на закона за действуващите маси. Този закон гла-
< и, че при дадена температура произведение™ от концентрадии-
н- на електрони и дупки както в чистая, така и в примесния яю-
лупровдник е постоянна величина. Това може физически да се
поясни с това, че при прибавяне на донорен примес например в чи-
। шя германий броят на свободните електрони се увеличава, но
(•роят на свободните дупки намалява, защото процесът на реком-
бинация е засилен поради по-големия брой електрони. Това може
Ч.| се осъществи само тогава, когато топлината или лъчистата
енергия действува равномерно в целия обем или примесите са
нклрани равномерно в целия обем на полупроводника. Изложено™
логук можем да изразим с равенствата:
ппо Pm =л?= const — за л-гип, и
Рро ПрО =rij- const — за /,-тип,
(1-18)
25
където
пп е концентрацията на електрони в л-тип полупроводник;
рп — концентрация на дупки в л-тип полупроводник;
рр — концентрация па дупки в р-тип полупроводник;
пр — концентрация на електроги в /?-тип полупроводник.
С индекса „нуля® ще бъдат озяачавани равновесните концен-
трации на токовите носители в полупроводника.
Ако на отделно място в
Фиг 1.22
полупроводника се създават
допълнителни токови носи-
тели (например чрез локално
облъчване), равенство™ (1-18).
няма да бъде изпълнено. На
облъченото място концентра-
цията на токовите носители
ще се различава от концен-
трацията на токовите носи-
тели в останалата част на
обема. Тази концентрация се
нарича неравновесна, а
токови ге носители — нерав-
новесии.
Неравнивесните юкови носители започват да се движат ди-
фузно, от място с по-голяма концентрация към място с по-нис-
ка, като същевременно концентрацията им се памалява поради
рекомбинацията. Намаляването на неравновесната концентрация
става по експонециален закон, като се приближава към равновес-
ната концен।рация.
Времето, за което допълнителната неравновесна концентра-
ция намалява е пъти, се нарича време на живот на токовите
носители и се отбелязва с т. На фиг. 1.22 с Ал (0) е означена
началната неравновесна концентрация. За времето т в резултат
на дифузията неравновесните токови носители ще изминат ня-
какво средно, разстояние L. Това разстояние се нарича дифузиои-
иа дължина. Дифузионната дължина и времето на живот са
свързани със зависимостта
L -JD.t ,
(1-19)
където коефициентът на пропорционалост D се нарича коефици-
енг на дифузията.
Коефициентът на дифузията на дупки DP В' германия е
4,5.10~3 in2zs, а в силиция—1,3. 10-3 m2/s. Коефициентът на ди-
фузията на електрони в германия е 10.10-3 rn2/s, а в силиция —
3,6.10-3 m2/s.
Времето на живот на токовите носители зависи от съвър-
шенството на структурата на Кристала и от концентрацията на
26
примесите. Дифузиснната дължина варира в определен}! граница
(от 3.10-4 до 1,5.10-3 т) в зависимост от вида на полупровод-
пиковия прибор.
£.13 ЕЛЕКТРИЧЕСКИ ГОК В ПОЛУПРОВОДНИЦИТЕ
Елементарните токови носители в полупроводника са два ти-
па— дупки и електрони. Следователно в полупроводника ще има
юк от дупки (/р) и ток от електрони (/„). Тези два типа токови
носители в полупроводниците се движат под действие нд две при-
чини. Ще ги разгледаме поотделно.
Първата причина на движение™ на токовите носители е дей-
ствие™ на електрическото поле.
В отсъсгвие на електрическо поле (f=0) електроните и дуп-
ките извършват хаотично топлинно движение в обема на Криста-
ла. При поставяне на кристала в електрическото поле насоченото
движение на електроните и дупките започва да преобладава над
хаотичного, като посолите на движение на дупки и електрони са
противоположив.
Токът, който се дьлжи на действие™ на електрическото
ноле в полупроводника, се нарича дрейфов ток.
Знаем, че плътността на тока е зарядът, премииал прев еди-
ница сечение за единица време. Плътността па дрейфовия ток от
електроните например ще бъде
/лдр — <1п w,
(1-20)
където
q е заряд на електрона; I»
п концентрация на електроните в гп~3;
v средня скорост на електрона.
От (1.2) знаем, че
v - р.7:.
Като заместим, ще получим
,/пдр = q п Е (1-21)
или
/лдр — °л t (1'22)
Плътността на дрейфовата компонента за дупки се дава с
ратенството
,/рдр =Gp E^qp[Lp Е. (1 -23)
Втората причина за насочено движение на токови носители е Съ-
ществуването на области с по-висока концентрация на токовите
носители от равновесната. Когато в полупроводника има области
27
с различна концентрация, казваме, че съществува градиент на
концентрация. Токът, който се дължи на наличието на
градиент на концентрацията, се нарича дифузен.
Градиентът има посока. Ако той е насочен само ио оста х,
за плътността на дифузната компонента от електрони и дупки
съответно могат да се напишат уравненията:
Jn даф = qDn grad nr (1 -24)
jP Диф * = — q Dp grad p. (1-25)
Тези уравнения могат да се запишат по следния начин:
' jnnwx, — qDn дх ; (1-261
jpxpfy— ~ q DP . (1-27)
Множителите Dn и D,, са определените от точка 1.12 кое-
фициенти на дифузията. Тези коефициенти имат различии стой-
кости за различните полупроводникови материали. За германия
=9,5.10-3 rn2/s и Z)P=4,5.10-3 m2/s, а за силиция =
=3,3.10~3 m2/s, и Dp= 1,2.10-3m2/s.
Следователно плътността на общий ток в полупроводника се
състои от четири компонента
У**=.jp диф 4”jppp +jn диф +jnAp (1 *28)
В теорията се доказва, че при отсъствие на електрическо поле тези токо-
ве се подчиняют на така наречените дифузни уравнения. Тези уравнения,
имат вида
dt гр + Р дх* ( 1
п-по дгп
^n~+D'‘-d^~’ (Ь30‘
където
р—ро=^ьр и п — по—Ьп
са добавъчннте концентрации, а и тл са времената на живот на дупки и
електрони.
ф Знакът минус във формула (1-25) е поставен, защото дифузията нинаги се
извършва в посока на намаление на концентрацията, така че за положителен заря
dp
ди “у~<0-
** При анализа е удобно да се ползуваме не от токовете, а от тшяата
плътност, както е направено в горните формули. За по-кратко означение по-на-
татък под ток ще разбираме плътността на’ тока j.
28
I ЛАВА ВТОРА
КОНТАКТНЫ ЯВЛЕНИЯ В ПОЛ J ПРОВОДИ! ЩИТЕ
2.J р — л-ПРЕХОД В РАВНОВЕСНО СЪСТОЯИИЕ.
ВИДОВЕ ПРЕХОДИ
Нека разгледаме две пласгипи полупроводник, конго са от
in о -ыц полупроводников материи! (например силиций). Една-
। плас ина да бьде с л-тип проводимост и концентрация на
опори Д/д, а друга га с /7-тип проводимост и концентрация
и.। акцептори ;Va. Нека предположим, че Na>IVn .
За равновесного състояние на двага типа полупрогодиици мо-
III г ,а се запита! следнчте равенства:
за Л-1И11 ,1 ,„рп„ —tr: .
ia /7-ьип рропра- гр.
(2-Г;
На фиг. 2.1 с Ад е означена концентрация га на аримесните
онорнн атоми в zz-плас гипата, а с ДА, -концентрацията на при-
несшие акцепторни атоми в />-пластината. Равновесната кои-
। и грация на дупки в р-пластината (/7ро) е по-голяма от N
। ьй кат о в нея участвуват освен дупки ге от примесимте атоми и
(упките на собствения полупроводник. С при се означава равно-
весната концентрация на електроните (неосновни токови носите-
п. р.Ма
р-тил Ррв
/Уа
kl- - -
_______
n.p.Ng
л . . л - тип
п по ,^9
Р ре Яро ~~'П(
____________ Р пг
_ I
п по Р по ~ 11 i
Фиг. 2.1
пт) от собственна > полупроводник. По сыция начин равновесната
концентрация от електрони (основни гокови носители) в л-пла-
• шната (дпо) е ' по-голяма от J тъй като в нея участвуват (и
29
клектроните от собствения полупроводник. Концентрацията на дуп-
еи от собствения полупроводник в тази пластина е рпо.
От фиг. 2.1 се вижда, че
И по z^Hpo И РрО ^РпО • (2-2)
Нека сега осъществим контакт между двете лластини с раз-
личен тип проводимост, Така получената система в началния
момент е неравновесна. Поради голямата разлика (няколко поря-
дъка) между концентрациите на едноименните токови носители
(неравенства (2-2)) на контактната граница съществуват градиен-
dp an „ ,
тите на концентрациитеи - . Под тяхно влияние започва
дифузия на дупки от /?-областта към л-областта и на елек-
трони— от /z-областта към /7-областта. Тези дифузионни по-
тоци от дупки и електрони обуславят дифузионните токове jp диф и
и у’лдиф от основните токови носители (фиг. 2.2). Дифузионното
преместване на дупки от.р-към п- и на електрони от п- към р-
областта води до образуването на некомпенсиран двоен обемен
заряд в областта около контакта. Този обемен заряд е образуван
от Йоните на донорните атоми (положителен заряд за контактна-
та ^-облает) и от Йоните на акцепторните атоми (отрицателен об-
мен заряд за контактната/>-област). Този обемен заряд с дебелина</0
се нарича запиращ слой. Създава севътрешно електри-
Р ! е © — U п
Опдиф с ©
G ©
Jpgp * G 0
©- G ©
© © ~Jpgu$
И'л
<—Шр
dpp-dn
^0~
е Отр. ион
© Полом. ион
• Електрон
© Дупка
Фиг. 2.2
ческо поле Е с посока от л-областта към /7-областта и
контактна потенциална разлика Д<р. Както се вижда
от фигурата, електрическото поле е спиращо за токовете jnw$
30
и /рдиф. Следователно още с възникването си вътрешното елек-
трическо поле започва да противодействува на движение™ на
дифузионните потоци от електрони и дупки и те иамаляват. На-
маляват се и токовете /ПДИф и /РД11ф. От друга страна, това
поле се явява ускоряващо за неосновните токови носители про
и рпо, съответно за р- и л-областта. В резултат на това възиик-
ват дрейфовите токове упдр и jp№ от нсобновимте токови носите-
ли. Електрическото поле Е и контактната потенциалпа разлика
Д<р растат, докато системата стане равновесна.
В равновесно състояние в зонната диаграма на систе-
мата се изравняват нивата на Ферми на двата типа полупро-
водници и през контакта не протича ток. Последното условие
означава, че се изравняват насрещните токове:
]р Диф —/рдр;
]п диф —Jnjip •
(2-3)
В равновесно състояние електрическото поле, контактната по-
тенциална разлика и дебелина на запиращия слой са съответно
ЕОУ и </о.
Като се изполуват равенствата (1-21), (1-23), (1-26) и (1-27) за
плътностите на дифузионните и дрейфови токове, уравн. (2-3)
могат да се запишат във вида
qDp ах =gPV-PE\
qDn-ax =дпцпЕ. (2-4)
гпр
р-тип
п-тил у
----------
vfp
Фиг. 2.3
Да видим как се измени зонната диаграма на системата при
контакт и в равновесно състояние. На фиг. 2.3 са показани зон-
ните диаграмм на />тип и л-тип полупроводника преди образува-
31
него на'контакта. Както беше вече установено за р-тйп полупро-
водник нивото на Ферми qFp лежи в долната половина на забра-
нената зона и близо до тавана на валентната зона увр. За /2-тип
полупроводник нивото на Ферми лежи в горната половина на
забранената зона и близо до дъното на зоната па проводимостта
fnn. Видяхме, че след образуването на. контакта полупроводникът
от я-тип в контактната облает се натоварва положително, а полу-
проводникът от /7-тип— отрицателно. В зонната -диаграма това
довежца до издигане на зонйте на полупроводника от /7-тин на-
горс и слизане на зонйте на полупроводника от л-тип надолу до
изравняване на нивата на Ферми. В областта на положителния
обемен заряд зонйте се закривяват нагоре, а в областта на отри-
цателями - надолу. На фиг. 2.4 е показана зонрата диаграма на
системата при контакт и в равновесно състояние. Дъното на зо-
ните на проводимостта и тавана па валентните зони на двата
типа полупроводници образуват непрекъснати линии. Формата на
тези криви в областта на запиращия слой ще бъде резгледана
по-нататък. Електростатичният потенциал <$е също се закривява
в областта на запиращия слой, като кривата има същата форма.
Изравняването на нивата на Ферми и закривяването на зонйте на
полупроводника довежда до образуването на потенциална
б а р и е р а Д%.
За да обясним движението на токовите носители (електрони
и дупки) в равновесно състояние при контакт, ще използуваме
следиат.а. аналогия — електроните са метални сфери, а дупките са
.,тапи“, конто плуват в течност, с конто е запълнена валентната.
32
зона. Нека първо разгледаме движението на основните токови
носители. Електроните, конто се движат от п- към /7-област-
та, трябва да имат достатъчна потенциална енергия (по-голяма от
Д<ро), за да ь преодолеят потенциалната бариера и да преминат в
Фиг. 2.4 в
Фиг. 2.4 6
съседния слой. Разгледани като метални топки» те трябва да
имат такава потенциална енергия, че да преодолеят наклона а —в
и да преминат в областта р. Аналогично и дупките, за да преми-
нат от областта р в областта л, трябва да преодолеят същата по-
тенциална бариера (да имат енергия, по-голяма от Д%). Ако ги
разгледаме като „тапи“, конто плуват в течност, сконто е запъл-
нена валентната зона, те трябва да имат достатъчна потенциална
енергия (по-голяма от Д%\ за да преодолеят изтласкващата сила
на течността и да „изплуват“ в съседния слой. Всички електрони
и дупки, конто имат енергия, по-малка от Д%, не могат да прео-
долеят потенциалната бариера и навлизат на различна дълбочина
в запиращия слой. Тук те попадат под действието на вътрешното
електрическо поле, което е спиращо за тях, и се връщат обрат-
но— електроните в л-областта, а дупките в jP-областта. (На фигу-
рата това движение е показано с прекъснати линии.)
Неосновните токови носители (електрони за /7-областта и дуп-
ки за л-областта), които се намират на границата на запиращия
слой, попадат под действието на електрическото поле. То е ус-
коряващо за тях и те лесно преминават в съседния слой (на фи-
гурата е показано движението им със стрелки с непрекъснати
линии). Като се използува възприетата аналогия, движението на
неосновните токови носители се обяснява по следния начин. Елек-
троните, като метални топки, търкаляйки се по наклона в — а, пре-
минават от р- в л-областта. Дупките, като „тапи“, лесно могат да
изплуват от по-ниското ниво на по-високо ниво под действието
на изтласкващата сила на течността.
' лмГчна \33
„ тмр₽
3 ЛолуПрОБОДНИКОВИ прибори
Ст всичко казано дотук се вижда, че при контакт между
два типа полупроводници след настъпването на равновесно
състояние се създава запиращ слой и потенциална
бариера.
Контактът между два полупроводника от р- и п-тип, кой-
то притежава вентилни свойства, се нарича р—л-преход.
П1е дефинираме и обясним по-подробно основните понятия
и величини при р — п-прехода.
Запиращ слой. Това е областта на обемния заряд на грани-
цата на контакта, конто има дебелина do=dn +dp (където dn и
dp са съответно дебелините на запиращия слой в п- и /7-области-
те). Дебелината на запиращия слой в зависимост от концентрация-
та на примесите е различна (от 100 А* * до няколко микрона). За-
пиращият слой има юлямо съпротивление, което се обяснява с
факта, че вътрешното електрическо поле връща електроните и
дупките, конто са лроникнали в запиращия слой, обратно в л-об-
ластта, съответно в р-областта. В резултат на това той става
беден на подвижни токови носители.
Сбемният заряд се определи от неподвижните йонизирани
донорни атоми за л-областта и неподвижните йонизирани акцеп-
торни атоми за р-областта (фиг. 2.4 б).
Неутрални области. Това са областите с дебелина wn и wp
извън запиращия слой. Неутралната облает с по-голяма проводи-
мост (по-голяма концентрация на основните токови носители в
нея) се нарича ем и тер. Областта с no-малка проводимост (по-
малка концентрация на основните токови носители в нея) се на-
рича база.
Потепциална бариера (контактна потенциална разлика)
2!1%. Тока е потенциалната разлика, която се получава между два-
та типа полупроводники при насттпьане на равновесното състоя-
ние (фиг. 2.4 а). Тази величина се определи с израза
£ То - = Тлп—У Ер — ^Ep- ^fEn, (2-5)
където
<fnp И <рпл са потенпиалите на дъната на гоните на про-
водимостта ва двата типа пол}проводники
след образуване на контакта;
tfpn и тгр — нива на Ферми преди образуване на контакта;
у Ер и цеп — електростатични потенциали след образува-
нето на контакта.
С помощта ва теорията се доказва, че височината ва потен-
пиалгата бариера може да се изрази с отноп.ението на кон-
цешракиите на свободните електрони в п- и р-областта:
° —10
* )н = 10 ш.
34
ЬЧо=ЧЕр-—ЧЕ-.==Ч>Т In—(2-6)
ро
От равенства (2-1) могат да се определят концентрациите п„а
и про:
л2 л2
~ и Пр&~' ч (2-7)
PnO "рО
Като се замести (2-7) в (2-6), за Д^р0 се получава
Дуо=<рг1п-^. (2-8)
Равенствата (2-6) и (2-8) могат да се запишат във вида
Л*о
2^£_=г_^£_=е Т (2-9)
Рро Ппо •
Въз основа на равенства (2-6) и (2 8) могат да се направят
следните важни изводи:
1. Височината на потенциалната бариера се определи от от-
ношение™ на концентрациите на едноименните токови носители
(ппО РРО \ и
—— и ——1 на границата на запиращия слои.
2. Колкото в областите р и п концентрацията на токовите
носители (рро и ппо) е по-голяма, толкова е по-голяма височината
на потенциалната бариера.
Рро
Например при отноше 1Ие —-=10 и q>r=0 025 V за височината на по-
Рпо
тенпиалната бариера от формула (2-6) се получава Дд>о =0,0575 V, а при отно-
Рро
шение— —=100 Дд?о =0,575 V. Височината на потенциалната бариера за гер-
Р по
маниевите ирехсди е 0,3-0,4 V, а при силициевите преходи—0,6+0,7 V пора-
ди по-голямою собс1вено съпрочивлсние на силиция.
В зависимост от характера на разпределението на примеси-
те в двата типа полупроводници, образуващи контакта, същест-
вуват следните видоне р—«-преходи.
1. Рязък преход. Получава се при контакт на полупроводни-
ци от двата типа с равномерно разпределение на примесите в
тях (фиг. 2.5). От фигурата се вижда, че концентрацията на при-
месите във всеки един от полупроводниците е еднаква по дъл-
жината на пластинката. Математически това означава, че Мд(х) =
= const и А4 (х)=const. Плътностите на обемните заряди в п- и
С
р-областите са означени с Л имат дименсия —. За областта
IIId
п =-}-<;Мд, а за областта р — ^Р = —qNt (фиг. 2.4 6).
35
Ако Л4 (ас) (еднаква концентрация на примесите в п-
и /?-областите), преходът е симетричен. Както ще видим по-
нататък, в практиката се използуват несиметри чните прехо-
ди. При тях е изпълнено условието /Va §>А/Д или Л/д §>Л/а Това
Фиг. 2.5
означава, че концентрация га на примесите в една or областите е
много по-голяма от тази в другата облает.
При рязък преход енергийните зони, включително нивата <рп,
ерг и ср„, се закривяват в запиращия слой по параболичен за-
кон. Това са две параболи (фиг. 2.4 с), като инфлексната точка Л
се намира на границата на. двата обемни заряда (х=0). На фиг. 2.4 в
е показано разпределениего на напрегнатостта па полето Е по
дължината на пластинката. Вижда се, че зависимостта Е(х) в за-
пиращия слой е линейна функция с максимална стойност Етак на
границата на двата обемни заряда.
Общата ширина на запиращия слойс/о в равнрвесно състояние
се дава с формулата
do~d„ +dP~yp“^(±-+-' V (2-10)
А Ч у д J *
където
е е относителната диелектрична константа на по-
лупроводника (за германий е = 16, а за сили-
ций £=12);
р
£о=8,85,10 18 — —диелектричната константа на вакуума.
За запиращия слой в двете области на р—л-прехода важи
уравнение™
Qp — Qn или qNa dp S~qД/д dn S,
което се нарича уравнение на н е утр а л н ос т т а. То показ-
ва, че отрицателният заряд Qp в областта р е равен на положи-
телния заряд Q„ в областта п. S е площта на прехода. Това не
36
означзва обаче, че положителният обемен заряд Qn на областта
п неутрализира отрипателния обемен заряд Qp на сбластта р.
Двете области р и п на запиращия слой са електрически зареде-
ни-—съответно отринателно (областта д) и положително (област-
та л).
От уравнение™ на неутралността се получава
dP =
dn ’
(2-11)
което показва, че
— при симетричен преход =А/Я) dp<=dn, т. е. запиращият
слой е разположен симетрично в р- и п-областите от двете стра-
ни на контакта;
— при несиметричен преход, например Л/а>»Л(д, което означава
ри>>рр (н-слоят е много по-високоомен от д-слоя), от (2-11) се
получава, че dr^dn. Тогава d0^dn . Това означава, че запира-
щият слой на р—л-прехода лежи в по-голямата си част във ви-
сокоомния слей (в случая в /г-слоя). За равновесната ширина на
запиращия слой от (2-10) се получава
do^d„
2 ££оДфо
<7 №
(2-12)
От тази формула могат да се направят следните изводи:
а. Колкото е по-висока потенциалната бариера толкова
е по-голяма равновесната ширина на запиращия слой do.
Увеличаването на температурата води до увеличаване на ви-
сочината иа потенциалната бариера Д<ро Следователно при увели-
чаване на температурата от формула (2-12) се вижда, че прехо-
дът се разширява. Понеже височината на потенциалната бариера
е различна при силициеви и германиеви преходи (съответно 0,6
до 0,7 V и 0,3 до 0,4 V), ширината на силицигвите преходи е
по-голяма от тази на германиевите.
б. Колкото е по-високоомен н-слоят (концентрацията на ак-
тивните примеси Д/д е по-малка), толкова е по-голяма равновес-
ната ширина на запиращия слой.
Да илюстрираме формула (2-12) със с.тедвия пример. Нека приемем, че
концентрацията при дг.а преходя (германцев и силициев) е еднаша. Нека
примем също Дуо=( ,35 V за гермаг иевия и Дуо=^(,7 V за силииие! ия пре-
ход. Освсн т< ва е—16 за германия и е=)2 за силиция. Тогава от (2-12) пшри-
ната на аапиргшия слой Д<ро при силииисвия преход се получива 1,23 пъти по-
голяма ст тази на германиевая преход. Например i ерманиевият преход с пара-
метрп рд 110 Цш и Дуо= 0,25 V има in-.pi иа с/о==0,6.10-е m (0,6 микрона).
При съшата к< нпентрация N (т. е. същспо рп ) енлиниевият преход ще има
ширина 1,23.0,6=0,74 миврона=0,74.10~e in.
2. Линеен преход. При този преход концентрацията на при-
месите се измени по линеен закон. Тук също се различава неси-
37
метричен и симетричен линеен преход. Те са показами на
фиг. 2.6 а и 2.6 б. Вижда се, че при несиметричния преход ъгло-
вите коефициенти на правите Л/д (х) и Л4(х) са различии (с'>е).
Физически това означава, че градиентьт на концентрацията на
Фиг- 2.6
примесите в /г-областта е по-голям от този в n-областта ->
, където a При симетричния преход
/ dN. rf.v, \ „
градиентите на концентрацията са еднакви [ —— =- d—) При
симетричния линеен преход енергийните зони в запира цча слой
се закривяват, като функциите на изменение предсгавлязат ку-
38
биччи параболи. Електрическото поле се измени по закона на
квадратната парабола. Ширината на запиращия слой за симетрич-
ния линеен преход d0 се дава с израза
з
(243)
3. Експоненциален преход. При този вид преход законът
на изменение на концентрацията на примесите е експоненциален
(фиг. 2.7).
На практика при реалните полупроводникови прибори концен-
трацията на примесите в преходите се изменя по много по-сло-
жен закон. Този закон на изменение обаче често апроксимира
един от разгледаните случаи. Точността е достатъчна за практи-
ката и това позволява опростяване на анализа на р—л-прехода.
2. 2. Р—н-JI РЕХОД В НЕРАВНОВЕСНО СЪСТОЯНИЕ
Р—л-прэходът е в разчовгсно съсчгоянче, когато не е прило-
жено външно напрежение и през него не протича ток. При при-
лагай; на въчшю. натргжанте към р—т-прекоха се нарушаза
равнозесието и през него прэтича ток. Тогава гозорим за нерав-
новесно състоянче на р—л-прехода. Възможни са следчите два
случая в зависимост от посоката на приложеното напрежение:
— свързване в права посока (право свързване);
— свързване в обратна посока (обратно свързване).
1. Свързване на р—л-прехода в права посока (право свър-
зване). При това свързване към р-областта е включен положи-
телният полюс на, батерията, а към л-областга— огрицателнияг.
39
На фиг. 2.8 е показано свързването на р—/г-прехода в права по-
сока и зонната му диаграма. Нека предположим, че напрежение-
то U на външната батерия е по-малко от височината на по-
тенциалната бариера в равновесно състояние Д% (С/<Д%). Включ-
^пр
Е
'пдр (от пр]
’(пдиф (от пп)
ду0-а
© ©
©
©
<р
-------------
^7/7/77///////,
Ъгп
^FH ’
О®
W7777/7/7/7/7//// Ven
• Jpgutp (от р„)
JpW (ч™ Рп)
©
О
о
о
и
Л
Фиг. 2 8
ването на външна батерия с напрежение U довежда до увели-
чаване потенциалната енергия на електроните от л-слоя и на
дупките от /7-слоя с електростатичната енергия на батерията qU.
Понеже запиращият слой има голямо съпротивление, може да се
счита, че цялото външно напрежение U е приложено към него.
Външното поле ще бъде посочено обратно на вътрешното поле
Е. Равновесното състояние на р—n-прехода се нарушава.
Нивото на Ферми tfFn се измества нагоре с напрежението на ба-
терията U по отношение на равновесното състояние (<?/>=
Това довежда до намаляване височината на потенциалната ба-
риера с U. Неравновесната височина на потенциалната бариера
става Д%—U. Намаляването на височината на потенциалната ба-
риера води до:
а. Протачано на ток проз р — п-прехода. Намаляването на
височината на потенциалната бариера води до увеличаване
на дифузните токове /РДИф и уялИф. От гледна точка на зонната
теория това се обяснява с това, че всички електрони (основни но-
40
сители от л-областта пп )’й дупки' (основни токови' носители"от
/г-областта рр\ конто имат енергия, по-голяма от Д<р0—U, могат
да преодолеят потенциалната бариера и да преминат в съседния
слой. Токовете }„ЯИф и /РДиф се обуславят именно от тези носите-
ли. Очевидно е, че токовете улдИф и /рдВф нарастват в сравнение
с равновесното състояние (£7=0). Що се отнася до дрейфовите
токове /ЛДр (от неосновните токови носители в /лобластта пр ) и
урдр (от неосновните tokqbh носители в л-областта рп), те не се
изменят спрямо стойностите си при равновесното състояние. Те
зависят от концентрацията на неосновните токови носители, кон-
то идват на границата на запиращия слой, а тя се запазва съща-
та, както при равновесното състояние.
Токът, който протича през р—л-прехода при право свързване
(токът в права посока Лр), ще бъде
Jnp—jnn,u$ + /рдиф Jnnp }Рд р- (2-14)
В това равенство дрейфовите токове се вземаг със знак (—),
защото тяхната посока е обратна на посоката ва дифузните то-,
кове от едпоименните токови носители (фиг. 2.8).
Тъй като /пдИф и /рдиф зависят от приложеното напрежение
U, то и Лр ще зависи от U. Зависимостта на тока в права
посока от приложеното напрежение се нарича волтампер-
на характеристика на прехода в права посока (ВАХ).
Волтамперната характеристика ще бъде разгледана по-нататък.
б. Намаляване ширината на запиращия слой d, Ако се
изходи от (2-12) и се замести Д<ро с Д-ро—U, ще се получи ши-
рината на запиращия слой на несиметричен рязък преход, когато
е приложено напрежение Lr.
d=V 2 б6°(дл?д~^~ • (2-15)
Равенство (2-15) може да се запише във вида
я .I еао . I в^>о—и
\ qNR V Дф0
Първият множител в гористо равенство представлява равно-
весната ширина do. Тогава
d—dc\i
що-и
дФо
(2-16)
Изразът (2-16) показва, че при право свързване запиращият
слой се стеснявав сравнение с равновесното състояние. Кол-
кото е по-голямо външночо напрежение U, толкова е по-малка ши-
рината d на запиращия слой в сравнение с равновесната ширина
do. Изразите (2-15) и (2-16) дават значителна грешка поради то-
41
ва, че ке се отчита наличността на подвижны токови носители в
запиращия слой (при право свързване тяхната концентрация е значи-
телна и те не могат да се пренебрегнат).3атова тези изрази дават
само I ачествена оценка за ширината на запиращия слой при
право свързване.
2. Свързване на р—и-прехода в обратна посока (обратно
Свързване). При обратно свързване на р—/г-прехода положител-
ният полюс на външната батерия се включва към л-областта, от-
рицателният — към />-областта. На фиг. 2.9 е показана схемата на
свързване и зонната диаграма на р /г-преход, свързан в обратна
посока. Външното електр.чческо поле се су мира с вътрешното
поле Е. Равновесното състояние се нарушава. Нивото на Фер-
ми уРя слиза надолу с 77 в сравнение с равновесното състояние
(4>Fp~'fFn)- Височината на потенциалната бариера за основните то-
кови носители се увеличава с U(bq0-yU) в сравнение с равно-
весното състояние. Това означава, че потенциалната енергия на
електроните от зоната на проводимостта на n-слоя и на дупките
от валентната зона на /г-слоя се е намалила с електростатичната
енергия на външната батерия qU. Увеличаването на височината
на потенциалната бариера води до намаляване на дифузните то-
кове /„диф и /рдиф, като те ще клонят към нула. В съседния слой
могат да преминат дифузно само онези основни токови носители,
конто имат енергия, по-голяма от височината на потенциалната
бариера &qo+U. С увеличаване на напрежението U техният брой
42
става вес по-малък, токовете уИДИф и /рдИф намаляват, като при опре-
делено напрежение U стават пула. Дрейфовите токове /„др и jp№
не се изменят спрямо равновесното състояние. Токът през р—
n-прехода при обратно свързване (обратен ток) ще се оп-
редели само от дрейфовите токове:
^обр^Упдр +Урдр- '
Тъй като jnKP и /рдр не зависят от приложеното напрежение
U, то и токът /обр не зависи от това напрежение.
При обратно свързване на р—/г-прехода увеличаването на
височината на потенциалната бариера е евързано с разширяване
на запиращия слой. Ширината на запиращия слой е
qNz °\ Дфо
(2-17)
Ширината на запиращия слой d при обратно свързване с е
увеличава в сравнение с равновесната ширина do. Ако (—U)^>
>-Д<р0 (на практика това неравенство винаги е изпълнено), (2-17)
може да се запише във вида
/ и
I А?о
(2-18)
За разлика от формулите (2-15) и (2-16) изразът (2-17) е то-
чен и дава не само качествена, но и количествена оце :ка за
ширината на запиращия слой.
Като се използуват изразите (2-15), (2-16) и (2-17), мзже да
се запише обобщен израз за ширината на запиращия слой в не-
равновесно състояние
2 е?о ИтоЧДА
чид
(2-19)
—
В този обобщен израз знакът минус важи за право свьрзза-
не на прехода, а знакът плюс —за обратно свързване. При об-
ратно свързване съпрогивлението на р—/г-прехода е много голя-
мо (от поря^ъка на мегаомове).
Гранични концентрации на неосновните токови носители
в п- и р-областите. Инжекция и екстракция
Qt (2-9) могат да се получат изрази за концентрациите на
неосновните токови носители в неутраляите области в равновесно
състояние рпо и про фавновесни концентрации на неосновните то-
кови носители):
43
J^o
Pno-Ppst '"r . (2-20)
^,<,^nnoe Vt (2-21)
Равновесните концентрации на неосновните токови носители се
изразяват с равновесните концентрации на основните токови но-
сители рро и ппо и височината на потенциалната бариера в рав-
новесно състояние. На фиг. 2.10 са показани равновесните кон-
центрации в неутралните области на един р — и-прсход рро,
Ппо, рпо и tipO. Нека да видим как се изменят концентрациите
само на неосновните токови носители пр и рп при неравновесно
състояние (включване на външно напрежение U).
1. Право свързване на р — п-прехода. Какт.о видяхме, при
право свързване се увеличава дифузията на основните токови но-
сители (дупки от jr-към п-областта и електрони от п-към
/7-област1 а). Дифузните токове Д>даф и /ЯДИф нарастват. След
като токовите носители преминат през запиращия слой, те пода-
дат в облает с друга провсдимост'и там вече са неосновни то-
ксви носители. Благодарение на това в другата облает на грани-
цата между запиращия слой и неутралвата облает конпентрация-
та на неосновните токови носители нараства. Тази концентрация
се нарича неравновесна. С отдалечаване от границата между
запиращия слой и неутралната облает неравновесната концентрация
постепенно намалява, като се стреми да достигне равиовесната
концентрация на неосновните токови носители |уро и рпа. Това на-
маляване се дължи на рекомбинацията на неосновните токови но-
44
сители (при дифузното им движение) с основните токови носите-
ли на съответната облает. На фиг. 2.10 са означени кривите на
изменението на неравновесните концентрации на неосновните то-
кови носители пр (х) (за /?-областта) и рп (х) за л-областта.
Процесът на проникване на подвижните токови носители
през запиращия слой от едната облает в другата, където те
стават неосновни токови носители, в резултат на което се уве-
личава концентрацията на неосновните токови носители в
неутралните области, се нарича инжекция.
Концентрациите рт и npt на границите между неутралните об-
ласти и запиращия слой се наричат гранични концентрации.
Разликата между неравновесните концентрации и равновесните
представляват добавъчните (инжектираните) концен-
трации. Те са функциите:
Ьпр (х)=пр (х) — лр0; (2-22)
(х)=/2„ (х)- рпо.
Ако се изходи от (2-20) и (2-21) и се замести Д<рс с Д<ро— U,
ще се получат граничите концентрации рт и прг:
л<Ро~и йч>о _р_
Рт-рро е Ч>Т —Рро.ч ">Т е Т\ (2-23)
Аф — U Дф
о о ----
прт Ппо.е *r = nm.e 'Т’т е Т (2-24)
В (2-23) и (2-24)
9’7’ _
Ррь & —Рпоу
V,j' »
Тогава (2-23) и (2-24) добиват вида
<7
рт -рпое Г ; (2-25)
и
ФТ
npv=tipoe . (2-26)
Тези равенства показваг как граничните неравновесии кон-
центрации зависят от приложеното напрежение. Те растат с уве-
личаване на приложеното напрежение U. Тези изрази важат при
така наречения режим на малки инжекции, когато добавъчните
45
7 —1). (2-28)
деление се получава
(2-29)
концентрации са много по-малки в сравнение с равновесните, т. е.
и ^прт<^рр„ Добавъчнйте граничим концентрации се пслу-
чават от (2-25) и 2-26):
и
<рт
&Рпг~Рпг---Pm>~Pno(p (2-27)
U
&Tlpt ~Ppr Кро —-Kpq{C
От (2-27) и (2-28) чрез
nv __ Рпо ___ Рро
*прГ ~ про ~ 'Ппо
Горното равенство дава възможност да се направи следният
важен извод за несиметричния преход, при който концентрацинте
на основните токови носители рр0 и п„0 се различават с няколко
порядъка (102 до 103): Концентрацията на инжектираните (до-
(агьчни) неосновни токови носители е много по-голяма във
високоомния слой, отколкото в нискоомния.
При несиметричен преход инжекцията има еднопосочен ха-
рактер. Неосновните токови носители се инжектират от ниско-
омната към високоомната облает. Нискосмната облает (която ин-
жектира неосновни токови носители) е емитерът, а високоомната
облает, в която се инжектират неосновните токови носители, е
базата.
2. Обратно свързване на п — р-прехода. При обратно свърз-
ване на р — л-прехода за граничите неравновесии генветра-
ции от изразите (2-25) и (2-26) чрез заместване на U с •— U се
получава <
рпг=р^е ; (2-зо)
и
п‘=п'е Т , (2-31)
рг ро * \ /
а за добавъчните концентрации
и
^р'т=рпЛе -1);
и
- <ет
Ь.п‘ —п (е —1).
рг ро V /•
(2-32)
(2-33)
46
От горните равенства и кривите /С(х) и п^(х) на фиг. 2.10
се вижда, че с увеличаване на приложното напрежение конвен-
трапиите на неосновните токови носители в неутралните области
спадат под равновесните.
Процесъг на намаляване на концентрацията на неоснов-
ните токови носители в неутралните области при обратно
свързване на р— л-прехода се нарича екстракция.
На практика | — От (2-30) и 2-31) се вижда, че
при изпълиението на това условие граничната концентрация на
неосновните токови носители клони към нула. Горното неравен-
ство се изпълнява, ако | — £7|^>(3—4)<ру, т. е. ако | —0/|>75—
100 mV, тъй като температурният потенциал <jy за стайна темпе-
ратура е 25 mV.
2.3. МЕТОДИ ЗА ПОЛУЧАВАНЕ НА р-/г-ПРЕ ХОД И
В ПОЛУЛРСВОДНИКОВИТЕ ПРИБОРИ
Р—п преходът е основен градивен елемент на полупровод-
никовите прибори — диоди, транзистори, тиристори и др. Ето за-
що освен свойствата на р — л-прехода е необходимо да се
разгледат и методите за получаване на р — «-преходи. При
производств ото на поле проводникови прибори се използуват след-
ните методи за получаване на р — «-преходи:
1. Метод насплавяването (сплавен метол).Този методе един
от първите методи, използувани ври производството на полу-
прсводникови прибори. Най-широко приложение е намерил при
производството на германиеви диоди и транзистори.
Сплавният метод се състои в сплававането на акпепторни
примеси в монокристален «-тип полупроводоик или донорни при-
меси в монокристаленр тип полупроводник. На фиг. 2.11 е илюстри-
ран този метод, нато е показано сплавяването на индий (акцеп-
тор) в монокристален л.-германий. Върху пластинка 1 от монокри-
стален / -германий се поставя дозираният във вид на таблетки (ди-
скове, сферичси) индий 2, който играе ролята на акцептор и се
нарича e^uhrnpodeH материал. Пластинкатаи таблетката етектро-
ден материал се поставят в специални графитни касетки 3. Гра-
фитните касетки се псс авят в пещ и се заеряват до температу-
ра 500—600°С ьъв нод< родна атмосфера или във вакуум фиг.
2.11 б). При температура 550°С (малко no-киска от температурата
на топене на индия — 556,5°С) индият се разтопява, като разтва-
ря в себе си част от «-германия. Получената капка — сплав от
индий и «-германий (<) потъва на известна дълбочина в пластин-
ката от «-германий. След това певцта се охлажда до стайна тем-
пература, каю германият рекристализира, но в неговата решетка
се захвашат и индиеви атоми. Индиевите атоми не само компен-
сират донорните атоми в «-германия, но превръщат изкристали-
47
зиралия «-германий в />тип. Това е слоят 5 с дебелина d на по-
върхността на пластинка та, над конто остава слой от застиналия
неразтворен в германия индий 6 (фиг. 2.11 в). На границата меж-
ду изходния германий от «-тип и получения слой германий от р-
б) 550° С
Фиг. 2.11
тип се образува рязък р— л-иреход. Ако запоим изводи 7 към
индия и долната страна на изходната пластинка от «-германий,
се образува полупроводников германиёв диод (фиг. 2.11 г).
Когато изходната пластинка е германий от p-тип, за електро-
ден материал се използува донор (елемент от V трупа — напри-
мер антимон). Сплавни преходи могат да се получат и върху си-
лициева пластинка. Ако изходната пластинка от силиций е «-тип,
електродният акцепторен материал обикновено е алуминий. Тех-
нологическият процес на получаване на сплавни преходи в сили-
ций е много по-сложен и скъп в сравнение с този при германия.
По сплавния метод трудно се получават р — «-преходи с
голяма плои и равномерност по дълбочива, което е негов недо-
статък.
2. Дифузионен метод (метод на дифузията). Проникването на
атомите на едно вещество, наречено <дифузант, между атомите
на друго вещество под действието на градиента на концентра-
цията на дифузанта се нарича дифузия. Дифузията се извършва
по следния закон:
(2-34)
48
където
Ф
D
dN
dx
е потокът атоми на проникващото вещество, който се
движи с посока от по-голямата концентрация 7V към
по-малката (това е отразено със знак минус във фор-
мула (2-34/);
се нарича коефициент на дифузия, който зависи от
температурата, като при по-висока температура е по-
висок;
градиент на концентрацията на атомите на дифузията.
Т*7'
Фиг 2.12
По дифузионния метод се получават р — n-преходи както
при германия, така и при силиция. Най-широко приложение той
намира при производството на силициеви диоди, транзистори и
интегрални схеми.
Нека да разгледаме един от технологичните методи за полу-
чаване на р— д-прехоли в силиций по метода на дифузията
(фиг. 2.12).
В кварцова тръба 1, загрята отвън със съпротивителен на-
гревател 2, се поставя кварцова пота 3 със силициеви л-тип пла-
стинки 4. През тръбата преминава газова смес от азот, кислород
и пари на ВВг3. Ролята на дифузант в случая играе ВВг3. При
температура около 1250°С ВВг3 се разлага. Свободният бор, който
е от III трупа и е акцептор, се отлага върху повърхността на
пластинките 4 и образува повърхностен слой с голяма концен-
трация на борни атоми, конто ще отбележим с Nsa. При налич-
ността на тази висока повърхцостна концентрация Nsa и при ви-
сока температура по закона (2-34) започва интензивна дифузия
на бор от повърхността към дълбочината на пластинката. Дъл-
бочината, на която прониква борът в пластинката, зависи от
времето на дифузия. След необходимото време пластинките се
изваждат от пещта. Законът на разпределение на дифузанта по
дълбочината на пластинката в много практически случаи се прие-
ма за експоненциален. На фиг. 2.13 са показани кривите на раз-
пределение на донорните примеси в изходната пластинка и
1 Полупроводпикови прибери
49
акцепторните примеси А4, конто са се получили в резултат на
осъществената дифузия на бор. Разпределението на донорните
примеси е равномерно, а акцепторните примеси се разпределят
по експоненциален закон. Най-висока концентрация Ns„ се на-
Фиг. 2.13
блюдава на повърхността на пластипката (х--0). Концентрацията
намалява по дълбочипата на пластипката по експоненциален за-
кон. С плътна линия е показана кривата на изменение ва разли-
ката А4—А/д. Ра дълбочина x~d концентрацията hi бора Nd
става равна на концентрацията на донора А/д в изхсдпата плас-
тинка, т. е. А/а =1УД. За x<Zd преобладают акцепторните приме-
си (М > А/д) и плупроводникът е от уотип. Следователно на
дълбочина x—d се образува р — л-преход. Дълбочината d за-
виси от:
— температурата, при която се извършва дифузията;
— времето за дифузия;
— повърхностната концентрация на дифузанта;
— вида на дифузанта.
Понеже борът дифундира от всички страни на изходните си-
лициеви пластинки, необходимо е пластинките да се шлайфват,
след което се получава показавата на фиг. 2.14 структура. Ако
към р- и л областите се запоят изводи, получава се полупровод-
ников силициев диод.
Ако изходната пластинка е /7-силиций, като дифузанти се
използуват донори — нап-често фосфор Р (който се получава чрез
разлагане на фосфсрен хлорид РС1Д арсен As и антимон bb.
Дифузният метод има съгцествени предимства пред сплавния
метод, а именно:
50
— дава възможност за получаване на равномсрни по дъл5о-
чина и с голяма площ р— л-преходи;
— дава възможност за получаване на р — л-преходи с ши-
рини от части от микрона до 100 микрона.
Като недостатък на мето-
да се явява високата темпера-
тура на дифузия и нсобходи-
мостта от поддържането на та-
зи температура с голяма точ-
ност. Последнего изисква пре-
цгзци съоръжения, което оскъ-
ШШЖ! у
' pSi
п Si
------
пява произведет;ото.
1 ози метод се използува за Фиг. 2.14
получаване на високочестотни
дрейфови транзистори.
3. Илапарно-епитаксиална технология. Един от най-модер-
ните и съвременни методи за получаване на р — л-преходи е
планарно-епитаксиалната технология, която представлява ком-
плекс от няколко технологически процеса: епитаксия, окисление,
фотолитография и дифузия.
Като изходна пластинка се използува подложка от л-силиций
с дебелина от около 250 pm и с ниско специфично съпротивле-
ние (0,001—0,01 12 cm). Полупроводник с ниско съпротивление от
този тип ще означаваме с л+.
Епитаксия. Епитаксията е процес, при който върху подлож-
ката от нискоэмен полупроводников материал се напася тънък
високоомен слой със съшия тип прогодимост. Този слой се на-
рича епитаксиалеп (фиг. 2.15а). Той е с дебелина 7—12 ргп
й със специфично съпротивление 1—8 Ест. Характерно за епи-
таксиалния слой е, че той също е монокристалеп и се явява ка-
го продължение на кристалната решетка на подлржката.
На фиг. 2.16 е показана олростена схема на епитаксия. В
кварновага тръба 1, около която се намира индукпионният на-
гревател 2, който се захранва от генератор с чистота 450 kHz, е
поставена графитната плочка 3. Върху нея се поставя подложка-
та от нискоомен л+-силиций 4. Графитната плочка се нагрява с
помощта на индукционния нагревател до температура 1200—1270°С.
До същата температура се загрява и посчавената до нея под-
ложка. През тръбата се пропуска смес от Н2, SiCl4 и PCI, . При
тази температура SiCl4 се разлага, като свободният силиций се
отлага върху силициезата подложка. При същата температура се
разлага и РС13, като свободният фосфор остаеа като донорен
примес в е штаксиалния слой. Така получениях високоомен епи-
таксиален слой е с л-тип проводимост.
Ко аго искаме да получим епитаксиалеп слой с p-тип прово-
димост, към сместа вместо, РС13 се прибавя ВВг3. Свободният бор
51
играе ролята на акцептор и епитаксиалният слой се получава от
/2-тип. Колкото по-малка е концентрацията на РС1Е, съответно на
ВВг3, толкова по-високсояен е епитаксиалният слой. Следователно
чрез изменение на процентното съдърисаш е га PG1:. (BBr3) и оке
Фиг. 2.15
д)
- Si 0 %
nsi
п* si
е)
, В
п+ S1
Т}
pSi
n* Si
з)
Фиг. 2.16
да се получи епитаксиалеп слой с предварително зададено специ-
фично съпротивлепие.
Окисление. Следващият технологичен процес при планарнс-
епитаксиалната технология е окислението. Чрез термично окисле-
52
ние в кислородна среда при температура 1000—1200°С повърх-
ностга на епитаксиалния слой се покрива със силициев двуокис
(SiO2) с дебелина 5000 - 8000 А. Получената структура с тед окис-
лението е показана на фиг. 2.15 б.
Фотолитография. Фотолит огра фията обхваща няколко от-
делки операции. Да предположим, че искаме да получим право-
ъгълен р л-преход, който е расположен на определено място
в изходната пластинка.
Първата операция се състои в нанасянето върху слоя на
тънък слой от специален лак, наречен фоторезист (фиг. 2.15в).
Втората операция се състои в поставянето върху слоя фо-
торезист на специален фотошаблон и осветявапето му с ул-
травиолетова светлина (фиг. 2.15 г). Фотошаблонът представлява
стъклена пластинка с непрозрачна за ултравиолетовите лъчи площ
(почернената правоъгълна площ). Остаяалата площ па пластинка-
та е прозрачна. При осветяване на фотошаблона с ултравиолето-
ва светлина тя нреминава само през прозрачната му част и осве-
гява фоторезиста. Той има свойството при осветявапе с ултра-
виолетова светлина да измени химнческия си състав и да осгава
н е р а з т в о р и м в определени разтворители.
Трета операция е поставянето на пластинката след осветяване-
то в подходящи разтворители. Неосветената част на фоторезиста
се разтваря и остава открита повърхността на слоя SiO2, а осве-
тената часг не се разтваря. Получената структура е показана на
фиг, 2.15 д.
Четвърта операция е р а з я ж д а и е т о. Пластинката се пото-
пява в смес от флуороводородна и азотна киселина (HF+HNO3).
В тази смес се разтваря откритият слой S'O2, а останалият фо-
торезист не се разтваря (фиг. 2.15 ё).
Пета операция е отстраняването на останалия фоторезист с
дзуги разтворители. В действителност фоторезистът е необходим
за защита на слоя силициев двуокис SiOo при разяждането. По-
лучава се структура, показана на фиг. 2.15 ж.
Дифузия. Осъществява се дифузия на бор в така получена-
та пластинка. Известно е, че скоростта на дифузия на бора в
SiO2 е много пъти по-малка от тази в полупроводника. Поради
това по време на дифузията борът прониква в епитаксиалния слой
само през отвора. Слоят SiO2 се сказка спиращ за атомите бор и
те не могат да проникват в епитаксиалния слой, ваяирагц се под
него, т. е. слоят SiO2 играе защитна роля (роля на маска).
В резултат на дифизията на определена дълбочина в епитак-
сиалния слой се получава слой с /?-тип проводимост, а на грани-
цата между p-слоя и епитаксиалния слой с л-тип проводимост —
р— л-преход (фиг. 2.15 з). Както се вижда от фигурата, л.—р-
преходът е разположен не само в отвора, но се разпростира и
под защитния слой SiO2. Това е много важна особеност на полу-
чения по този метод р — л-преход. Слоят SiO2 оказва защитно
53
действие на р - л-прехода — предпазва го от влага, замърсява-
ния и др. Както ще видим, те са причина за редица нежелателни
явления^при полупроводниковите прибори (утечни токов °, повърх-
Фиг. 2.17
ностни пробиви и др.).
Предимствата на този ме-
тод са:
а. Възможност за рязко уве-
личение производи гелносп а на
труда и поевтиняване на произ-
водството. Ние разгледахме по-
лучаването на един р- /г-преход
в пластинката. На практика оба-
че чрез съответно подготвен
фотошаблон в SiO2 могат да се
получат голям брой отвори и
след дифузията с бор — голям
брой р—«-преходи. Диодипе и
транзисторите, които се полу-
чават по този начин в общата пластинка, имат едиакви параметри.
б. Съществува възможност за получаването на отвори в SiO2
с точно определени размери и сложна форма. ПоследнО1О е мно-
го важно при производството на планарно-епитаксиални диоди,
транзистори и интегрални схеми.
Като се използува получената структура на фиг. 2.15 з, може
да се получи планарно-епитаксиален диод. За целта чрез вакуум-
но изпарение върху />-слоя се напася метален слой от алумивий,
а върху обратната страна на подложката отл+-силиций— злато.
Към тези метални слоеве се запояват изводите на анода и каюда
(фиг. 2.17).
Съществуват и други методи за получаване на р — «-преходи,
но върху тях няма да се спираме.
Съвременните технологии за изготвяне на полупроводникови
прибори са сложни, състоят се от голям брой технологични опе-
рации, боравят с детайли с много малки размери и изискват го-
ляма точност при изпълнение на технологичните операции. Освен
това силното влияние на примесите върху свойствата на полу-
проводниците поставя като първо и много важно условие за ра-
бота в и сока степей на чистота на околната среда.
За създаването на необходимия микроклимат в помещенията се
използуват задължително климатични инсталации.
2.4. ВОЛТАМПЕРНА ХАРАКТЕРИСТИКА НА ИДЕАЛИЗИРАН
р-п ПРЕХОД
Една от най-важните характеристики на р — /z-прехода е за-
висимостта между тока 7, който протича през него и приложено-
то външно напрежение U. Тази характеристика, както видяхме
54
се нарича волтамперна характеристика (ВАХ) на р — /г-прехода.
Полупроводниковите диоди са полупроводникови прибори с
един р — /г-преход. В такъв случай ВАХ на р — /г-прехода е и
ВАХ на полупроводниковия диод.
разгледаме ВАХ на идеализиран преход (идеализиран
диод). За тази цел се правят следните допускания:
I. Преходит е несиметричен, коего означава, че едната от
обласгите (например р) е нискоомна, а другата (областта п) —
високоомна, т. е. е изпълнено условието рр^пп.
2. Омичното съпротивление на неутралните области на р — п-
прехода е много малко (особено на емитера) и падът на напре-
жение върху тях може да се пренебрегне. Следователно може
да се счита, че цялото външно напрежение U е приложено вър-
ху запиращия слой.
3. Считаме, че ширината на запиращия слой е малка и мо-
гаг да се пренебрегнат процесите на генерация и рекомбинация
на токовите носители в него.
4. Считаме, че външното напрежение U е постоянно във
времето, г. е. режимът е стационарен.
Тези допускания ни дават възможност да пренебрегнем дрей-
фовите съставни на тока от неосновните токови носители. Тогава
изразите за тока от дупките jp и електронния ток jn добиват вида
ip —Jp Диф +Jp др
До
(2-35)
Jn — /л диф + jn др Я Dn •
От фиг. 2.18 се вижда, че плътността на пълния ток през
р — /г-прехода J е сума от двата тока jp и /„, т. е.
f=Jp+Jn. (2-36)
Фис 2.18
Като използуваме (2-35), горното равенство може да се за-
нише във вида
J~q\Dn ,dx Dp dx
(2-37)
55
Очевидно е, че за да се определи плътността на пълния ток
през р — л-прехода, е необходимо да се намерят градиентите на
dnp dPn
концентрацията на неосновните токови носители — и ,което
ИЛ С1Л
може да стане, като се решат дифузните уравн. (1-29) и (1-30).
Фиг. 2.19
В резултат на решението на дифузните уравнения за градиенти-
те на концентрацията на неосновните токови носители се получава
Като се заместят тези уравн. в (2-37), за плътността на пъл-
ния ток през р — д-прехода се получава
\Ppo~r \ f е т—(2-40)
В тези изрази Lp и Ln са дифузионните дължини на неос-
новните токови носители. Физическото значение на дифузионните
дължини е следното: дифузионните дължини Lp и Ln представ-
ляват разстоянието, на което концентрацията на инжектираните
неосновни токови носители намалява (за сметка на рекомбинация-
та) I пъти в сравнение с граничните концентрации (фиг. 2.19)
56
Изразът (2-40) дава плътността на пълния ток през едно
производно сечение на р — fi-прехода. Този израз е изведен като
сечение го е прекарано на границата на запиращия слой инеутрал-
ната /z-област, т. е. за x—dn. Ако площта на това сечение е X,
общият ток през р — w-прехода ще бъде
/ SJ. (2-41)
Като заместим J от (2-40) в (2-41), се получава
и
l~Sq (рпи 1\ (2-42)
\ L'p *'"п / \ /
Нека означим с
/„ = Sq (рпо D/~ +пра ~\. (2-43)
\ 1п ]
!о се нарича ток на и а с ища не, чиито особеносiи ще
бъдат разгледани подробно по-надолу.
Тогава (2-42) може да се запише в следния вид:
(а \
/’-1,1. (2-44)
Това представлява ВАХ на идеализирания р — /г-преход. Фор-
мулата (2-44) е основна в теорията на полупроводниковите
прибери. Може да се'каже, че тя заема същото място при раз-
глеждане на полупроводниковите прибори, както и закона за сте-
пента s/s при електронните лампи.
Като се реши (2-44), по отношение на U се получава
U = In U- + 1 (2-45)
\ 'о /
На фиг. 2.20 е дадена ВАХ на идеализиран р - /г-преход при
право и обратно свързване и при различии стойности на 5. Волт-
амперната характеристика на р — /г-прехода има експоненциален
характер. В правата част (при право свързване) токът бързо
расте с увеличаване на външното напрежение U, т. е. характе-
ристиката е много стръмна. Ето защо при експеримента.тното из-
следване на правата част на ВАХ е удобно да се задава токът /,
а да се отчита напрежението U. При напрежение в права посока
единицата може да се пренебрегне по отношение на екс-
понеициалния член в (2-44). В резултат на това се получава
и
/ - /о е
(2-46)
57
При обратно свързване почти винаги е изпълнено условието
|—Тсгава формулата (2-44) добива вида 1=— !и, което
показва, че токът през р — /г-прехода се определи от тода на
насищане /0 и почти не зависи от обратного напрежение U. То-
ва се вижда и от хода на
обратната част на ВАХ.
Големнят ток в права
посока и малкият ток в об-
ратна посэка определят вен-
тилните (изправящи) свой-
ства на р — л-прехода.
Ток на насищане (теп-
ли йен ток). Величината /о в
(2-44), както видяхме, има из-
мерение на ток и се нарича
ток на насищане. Той
не зависи от приложеното
напрежение. Токът на наси-
щане е малък и се състои
от дреяфовите токове от не-
основниге токови носители
jр Hf~'ЯPV'P ** /лдр Е.
Това са неосновните токови
носители, конто от неутрал-
ните области са успели да достигнат до границата на запиращия
слой и под действието на ускоряващото за тях вътрешно елек-
трическо поле преминават в съседния слог.
Нека да направим подробен анализ на формула (2-43), с коя-
то се изразява топлинният ток. От тази формула могат да се
направят следните изводи:
1, Токът на насищане е пропорционален на концентрацията
на неосновните токови носители рпо и пр0. От друга страна, като
се използуват равенствата (2-1) за 𹄠и пр0, се получава
Я; П{
Рп» = --- И Про - — (2-47)
VZO "ро
От горните равенства се вижда, че концентрацията на не-
основните токови носители е пропорционална на квадрата на соб-
ствената концентрация /г,-. Следователно токът /0 е пропорцио-
нален на гЛ.
2. Токът на насищане зависи силно от температура та Т. Как-
то беше установено в глава I, собствената концентрация /г,- зави-
си от температурата, като тази зависимост се дава с израза (1-7).
Затова токът /0 се нарича още топлинен ток.
Като се използуват равенствата (2-47) и се замести с тях
рею и про във формула (2-43), за топлинния ток /о се получава
58
о
о
¥
D-n
Рро j
Гр.
i
(2-48)
Собствената концентрация n( за германий е с три иорядъка
по-голяма от тази за силиций. От горната формула се вижда, че
топлининяг ток /о на герма-
нцев р— /г-преход е с шест
иорядъка по-голям от този
на силициев нреход. Или
/осе /osi- При германиевите
маломощни диоди токът /0 е
от иорядъка на микроампери,
а при силициевите маломощ-
ни диоди от иорядъка на на-
ноампери. На фиг. 2.21 са по-
казами волтамперните харак-
теристики на идеализирани
силициев и германиев диод.
Разликата в топлинните то-
кове за силициев и герма-
ниев р — и-преход обуславя
и разлика в пгда на напре-
жение върху р— /г-прехода в
права посока за двата типа преходи (2-45). При германиевите пре-
ходи той е най-често от иорядъка на 0,3—0,4 V, а при силицие-
вите — 0,6 — 0,7 V.
3. Токът на насищане е право пропорционален на площта 5
на р — н-прехода, както е показано на фиг. 2.20.
На практика много често за определяне на тока на насища-
не се използува формулата
/о (D ^о(7'о)
(2-49)
където
/о ' 7',,) е топлинният ток при стайна температура 7 о —
=25°С;
ДГ = 7' —То ;
коефициентьт а пред &Т в експоиенциалния член им<1 следните
стойногти:
за германий — от 0,05 до 0,09 °C-1 (от 2-5 до 80°С);
за силиций —от 0,07 до 0,13 °C-1 (от 25 до 150°С).
Много често с достатъчна за практиката точност се изпол-
зуват формулите
ат
за германий /о (Т) = /0 (/о) 2 ,J ;
(2-50)
АТ
за силиций /„ (Т)-^ 1О (7'0 ) 2 8 .
59
Горните формули показват, че таплинният тон се удвоява
на всеки 10сС за германцев преход и на всеки 8?С за силициев
проход. Например, ако при стайна температура топлинният ток
за германиев р — л-преход е /О(ТО)=1 рА, при температура 35°С
е 2 рА, при 4р°С— 4 рА и т. н.
Коефициент» на инжекция. Изразът за общин ток ва р - л-
прехода (2-44) беше изведен при условие, че преходът е неси-
метричен. В случая беше прието, че /7-областта е по-силно легн-
рана (обогатена) с примеси в сравнение с л-областта, т. е. рр >
>»лл. Това означала, че /7-областта е по-ыискоомна в сравнение с
л-областта или проводимостта ар е много по-голяма о г проводи-
мостта с„ , т. е. ср ^>ап. Като се вземе под внимание горного не-
равенство, може да се счита, че jp диф >» jn диф; Следователно плът-
ността на пълния ток J през р—л-прехода се определи от ди-
фузния ток jPpM\b а ул диф често се пренебрегав. В този случай ип-
жекцията има еднопосочен характер. Инжектират се неосновни
токови носители (дупки) от /г-областта в- л-областта. Както ви-
дяхме, нискоомната /7-област се нарича емитер, а високоомната
л-област — база.
Важен парамстър на р — л-прехода е така нареченият к о е-
фициент на инжекция у. Той представлява отношение™
на плътността на тока от дупки re jp към плътността на пълния
ток jp +jn, т. е. показва каква част от пълния ток през р— п-
прехода е токът от дупките jp, инжектирани от /j-областта в л-
областта:
Когато л-областта е емитер, а /?-областта е база и е изпъл-
нено неравенство™ ппь^>рро, за коефициента на инжекция се по-
лучава
При изпълпение на условието jn<sjp от (2-51) чрез разлага-
не в ред се получава
vp 1 _ . (2-53)
Jp
При всички полупроводникови прибори стремежът е коефи-
циентът на инжекция yz, да се приближава към единица, което
означава уя 0. При диодите увсличаването на коефициента на
инжекция води до увеличаване на съпротивлението на базата.
При транзисторите големият коефициент на инжекция обуславя
голям коефициент на предаване а.
60
Статично и диференциално съпротивление
на р — л-прехода
Статичного (постоянно!оксво) съпротивление се де-
финира като отношение на напрежението U и тока / в работната
точка А (фиг. 2.22):
Ru ! (2-54)
Фиг. 2.22
Каю се замести / с израза за него от формула (2-44), се по-
лучава зависимостта на това съпротивление от напрежението U,
приложено на р — л-прехода:
Л(^).
%
(2-55)
11ри обратно свързване, когато е изпълнено условието |- £/]>
и [~ — /<,, статичного съпротивление /?д е
г. е. зависи линейно от приложеното напрежение.
Ако се замести напрежението U в (2-54) с израза (2-45), се
получава зависимостга на съпротивлението Ru от тока /:
/ / \
Spy in I j +" 1 I
—p =Л(А С2-1*)
Днференциалното съпротивление (съпротивление по про-
61
менлив ток) гд се дефинира като първа производна на напреже-
нието и по отношение на тока 1 I 1 или с достатъчна за прак-
тиката точност като отношение на крайни нараствания около точ-
ката А (фиг. 2.22):
dU &U ________ Ч’г
Гд ~ di ~ ь! ~ 17ТО
(2-57)
От горното равенство може да се намери диференциалното
съпротивление в правата и обратната част на характеристика'™.
В правата част за големи токове /о, (2-57) добива вида
/ • (2-58)
При право свързване диференциалното съпротивление гД намалява с
увеличаване на тока I. Мри гок /—5—10 mA диференциалното съпротивление
е някслко ома. Интерес прештавлява диференциалною съпротивление при ток
1 mA и стайна температура. Видяхме, че за стайна температура температурният
потенциал <рг=25 mV. Следователне, като се заместят стойностите 7=1 mA и
<р Т 25 mV в (2-58), ще се получи, че гд 25 S.
При обратно свързване (обратната част иа характеристиката)
когато е изпълнено условието токът /=—/о. В та-
къв случай от (2-57) се вижда, че диференциалното сопротивле-
ние клони към безкрайност (гд —*оо). Това се вижда и от хода
на обратната част на характеристиката, при която токът не за-
вися о г приложено™ напрежение. Р—«-преходи с характеристи-
ки от този тип имат безкрайно голямо диференциално съпротив-
ление. В действителност, както ще видим по-нататък, ври реал-
ните р— «-преходи и диоди това съпротивление има крайна стой-
ност (няколко мегаома до няколко десетки мегаома), като при
Фиг. 2.23
силициеви р — «-преходи е по-голямо от това при германиевите
преходи.
На фиг. 2.23 са показани зависимостите на статичного и ди-
62
ференпиалното «противления иа р- /г-прехода в зависимост от
тока («) и напрежепието (б). Вижда се, че в права посока Щ >
>гд, а в обратна — гд >КД. Интерес представляват стойностите
на тези съпротивления в точката с координата /—О и /7=0 (на-
чалото на координатната система). Доказва се, че в тази точка
с'ьпро1ивленията не са нула, имат стойност и се дават с израза
ГДО = /?Д0=7- <2’59)
2.5. ВОЛТАМ1ЕРИА ХАРАКТЕРИСТИКА НА РЕАЛЕН р — л-ПРЕХОД
Волгамперната характеристика на реалния р /z-преход е и
ВАХ на реалния полупроводников диод. Оказва се, че оиитно из-
мерената ВАХ на реалния р — /г-преход се различава. от ВАХ на
идеализирания р — п преход, която се дава с равенство (2-44). То-
ва се дължи на факта, че формула (2-44) беше изведена при на-
чалки допускания, които не отчитат редица фи/ически явления в
/г — /г-прехода. Ще разгледгме ВАХ на реалния р — /г-преход при
право и обратно свързване.
БАХ на реалния р— я-преход в права посока. Върху хо-
да па ВАХ в права посока оказват влияние следните фактори,
които не бяха отчетени при разглеждането на идеализирания
р — /г-преход.
1. Ток на рекомбинацията //?. Ние видяхме, че токът в
прана посока е сума от пасрещните дифузии токове от електрони
и дупки /«диф+/рдиф. При преминаванего си през запиращия слой
част от електроните и дупките рекомбинират. В резултат на ре-
комбинацията протича ток 1р, който се прибавя към дифузионния
ток в права посока.
Рекомбинационният ток Ir зависи от вида на полупроводни-
ка, от температурата и др. Той зависи много по слабо от прило-
жено го напрежение в сравнение с дифузния ток, чиято зависи-
мост от U се дава с (2-44). Следователно при напрежения в пра-
ва посока токът на рекомбинацията е много по-малък от
дифузния ток и може да се вренебрегне. При големи напрежения
влияниею на тока на рекомбинацията може да не се отчита и
ВАХ се дава с израза (2-44).
2. С, противление на безе вата облает ге. При изгеждане
на ВАХ на идеализирания р — /г-преход приехме, че омическото
съпротивление на неутралните области е нула и следователи© в
тях липсва електрическо поле. При реалните преходи може да
се счита, че това допускане важи за емитерната облает, която е
нискоомна. Базовата облает е високоомна, омическото съпротив-
ление гв е значително и не може да се пренебрегне пацът на
напрежение!о ге 1 върху това съпротивление от протичащия през
63
Р — /г-прехода ток I. ВАХ с отчитане влиянието на омического
съпротивление на базата гв се изразява с равенството
(и — г / \
В I
е "т — !/ (2-60)
Фиг. 2.24
При малки токове / (ре-
жим на малки инжекции) съ-
противлението на базата г« е
постоянно (r8 = const). При го-
леми токове / (режим на голе-
ми инжекции) съпротивлението
ге се измени (модулира) по оп-
ределен закон. На фиг. 2.24 са
показани характеристиките на
идеализиран (/) и реален (2 и
3) р — /z-преход. ВАХ 2 важи за
реален р — /г-преход в режим
на голем и инжекции, а ВАХ
3 — за р — /г-преход, работещ в
режим на малки инжекции.
ВАХ на реалния р /г-преход с отчитане едновременното
влияние на тока на рекомбинацията и съпротивлението на базо-
вата облает се изразява с равенството
jj
4 е
(2-61)
където Го има дименсия на ток и може да се изчисли, а л е ви-
наги по-голям от единица, като Лтах—2.
Освен токът на рекомбинацията и съпротивлението на базо-
вая а облает върху ВАХ на реалния р — /г-преход в права посока
влияние оказват и повърхностните токове. Те се дължат на за-
мъреявания, влага, дефекти и др.
ВАХ на реален р — /г-преход в обратна посока. При реал-
ния р — /г-преход (реалния диод) се оказва, че измереният в об-
ратна посока ток /о6р е по-голям от топлинния ток /о и расте с
увеличаване на приложеното напрежение U. Това се забелязва
особено силно при силициевите р — л-преходи. При тях обратният
ток се оказва два-три порядъка по-голям от начисления по (2-43)
топлинен ток /о .
При реалния диод обратният ток /о6р не се определи само
от топлинния ток /0, но и от токовете на термогенерация-
т a Ig и на у т е ч к а т а /у . Ще разгледаме физическия смисъл
на всяка една от трите компоненти на обратния ток.
1. Ток на насищане (топлинен ток) f0. Както видяхме, из-
разът (2-43) определя топлинния ток. Известно е, че дефузионна-
64
та дължина L се определи с равенството L?—Dz. Айо заместим
коефициентите на дифузия Dp и Dn , определени of това равен-
ство, в (2-43) за топлинния ток /0 ще получим
4 = Я (SLP }P^-+q (SLn ) , (2-62)
, p n
където
zp e времето на живот на неосновните токови но-
сители (дупките), инжектирани в л-областта;
Lp —дифузионната дължина на тези токови носители в
«областта;
z„ — времето на живот на неосновните токови носители
(електрони), инжектирани в р-областта;
L,, дифузионната дължина на тези носители;
Рпо
-— —скоростта на генерация на неосновни токови носи-
тели (дупки) в базата (н-областта);
про
- скоростта на генерация на неосновни токови носи-
тели (електрони) в емитера (р-областта);
SLP и SLn - съответно обеми на неутралните п- и //-области.
Формулата (2 62) ни дава възможност да направим следното
физическо тълкуване на топлинния ток:
Топлинният ток се обуславя от термогенерацията на не-
основните токови носители в обемите SLP и SLn на неутрал-
ните области пир, дифузията на тези носители в запиращия
слой и пренасянето им от ьътрешното електрическо ноле в
съседната облает.
Фиг. 2.25 показва процеса на генерация на неосновни токо-
ви носители и пренасянето им в съседната облает. В резултат на
това през р—л- прехода проз ича топлинният ток /0.
2. Ток на термогенерацията /<?. При идеали.зирания диод
приехме, че запиращият слой е тесен и в него липсва термоге-
нерация на токови носители. В реалните преходи ширината на
5 Полупроводникоъи прибори
65
запиращия слой е крайня и пронесите на термогенерация не мо-
гат да се пренебрегнат. Под действието на температурата се из-
вършва термогенерация на двойки електрон-дупка в запиращия
слой (фиг. 2.26). Под действието на вътрешното електрическо
Е
Фиг. 2-26
поле те се пренасят в съседния слой и обуславят тока нй
термогенерацията /о.
В равновесно състояние токът 1о е равен на тока на реком-
бинацията 1ц. При право свързване 1ц е много по-голям от /От
а при обратно свързване — много по-малък. Следователно при
обратно свързване на реалния преход токът 1ц може да се
пренебрегне, като на практика остава само токът на термоге-
нерацията /о.
Токът на термогенерацията 1О е
право пропорционален на собствената концентрация;
— право пропорционален на квадратния корен от обратного»
напрежение, като за рязък преход зависимостта е
lo^kjU. (2-63)
/о расте с увеличаване на температурата, нр по-бавно в срав-
нение с топлинния ток /0, понеже /0 е пропорционален на л? , а
/о на nt . Тази зависимост се изразява с равенството
1о(Т)^1сАТ0)е^г, (2-64>
където
/с(Г0) е токът на термогенерацията при температура 7е
(стайна температура);
с коефициент, конто има следните стойкости: за
германий 0,05 °C-1 и за силиций —0,07 °C-1.
Понеже токът /0 е пропорционален на rtf, а /о — на п, , то-
кът на термогенерацията за силициев диод е с три порядъка по-
голям от тока на термогенерацията на германиев диод.
Сьопгношенне между токовепге 1а и /о. Доказано е, че при
66
стайна температура отношение™ между двата тока —е: за си-
лиций 500, а за германий — 0,05. Следователно при стайна тем-
пература за силициеви диоди може да се пренебрегне топлинният
ток, а за германиеви диоди токът . на термогенерацията. За си-
лициеви диоди топлинният ток става по-голям от тока на термо-
генерацията при температури, по-високи от 100°С. За германиеви
диоди токът на термогенерацията става по-голям от топлин-
ния ток при отрицателни температури.
3. Ток на утечката на повърхността /у . Токът на утеч-
ката се дължи на различните замърсявания по повърхността на
р—/г-прехода (влага, окис и др.) и на повърхностната рекомбина-
ция. Този ток съответствува на съпротивление гу, което шунти-
ра прехода.
Токът на утечката слабо зависи от температурата, а зависи-
мостта на този ток от напрежението U е линейна.
Токът на утечката е крайно нежелателен в полупроводнико-
вите прибори. Той предизвиква така нареченото явление „пълзене
на обратния ток“. То се състои в нестабилност и изменение на
обратния ток с времето. Тази нестабилност на обратния ток се
дължи именно на нестабилността на тока на утечката.
’Към обратния ток се включва и токът на пробива /проб-
Пробивите ще разгледаме в отделна точка. На практика за
напреженията, при които работят р—/г-преходите, /,|роб е много
малък в сравнение с разгледаните компонента на обратния ток
/0, /о и /у . Така че обратният ток на реалния р—/г-преход е
(фиг. 2.27)
/обр =/()+ /о +/у •
При съвременните планарно-епитаксиални прибори защитният
слой от силициев двуокис върху р—/z-прехода го предпазва от
замърсяване и влага. При тези прибори токът на утечката /у мо-
же да се пренебрегне.
Тогава
/<><>р₽**/(| + /о .
67
На фиг/,2.28 и 2.29 са показами компонентите на обратния
ток, съответно за германиев и силициев реален диод. За планар-
но-епитаксиалните прибери, с ко пренебрегаем тока на утечката,
ще получим
за германий JocjP&Id;
за силиций /О(5Р<=«/о.
При германиевите при-
бори обратният ток се оп-
редели само от топлинния
ток /0 и не зависи от при-
ложеното напрежение. При
силициевите прибори обрат-
ният ток се определи от
тока на термогенерацията
/о и расте с увеличаване
на приложеното напреже-
ние. Ако се сравнят два
диода от германий и сили-
ций, конто имат еднакви
конструктивни параметри,
се оказва, че обратният ток
на германиевия диод е мно-
го по-голям от този на си-
лициевия. Те се различават
с три-четири порядъка, ка-
то за силициеви планарно-
епитаксиални диоди обрат-
ният ток е от порядъка на
наноампери.
Зависимост на волт-
амперната характеристи-
ка на р—л-прехода от
температурата. От изрази-
те за ВАХ се вижда сил-
в права и обратна посока. На
ната й зависимост от температурата в права и обратна посока. На
фиг. 2.30 са дадени FAX на р— /г-преходи при три различии тем-
ператури в права и обратна посока. Характерного е, че трите
характеристики в права посока се пресичат в една точка А. За
да се охарактеризира температурната зависимост на ВАХ, се из-
използува параметърът тем перат у рен коефициент на
" " представлява изменение™ на напреже-
на температурата с 1°С при една и
напрежението е. Той
нието при
съща големина
изменение
на тока:
W U3-Ui
ьт - тл-т1 ’
mV
~=С“
(2-65)
68
За точката на пресичане А е=0, за/>/д —е>0 и за /</д-
е<0. Обикновено се работи в областта на токозете 1 за
; отрицателен.
която температурният коефициент е
-U
Фиг. 2.30
Температурният коефициент зависи от температурата и'’на-
прежението, но на практика много често се приема, че е е постоян-
на величина и има следните стойности:
, о с, mV
за германиеви р—«-преходи — е от —-1,2 до — 2 „с
, г. О
за силициеви р—л-преходи — е от — 1,2 до —3 —sg—.
На практика и за двата типа р—л-преходи се приема една
усреднена стоиност за £=2,2 „с ,
2.6. КАПАЦИТЕТИ ИА р-п-ПРЕХОДА. ВАРИКАПИ
Р -гд-преходът се характеризира освен със съпротивление по
постоянен и променлив ток и с капацитет. Капацитетът бива ба-
риерен (заряжен) и дифузен.
Бариерен капацитет на р—л-прехода. Видяхме, че р—л-пре-
ходът се характеризира със запиращ слой с двоен обемен заряд
с ширина d. Този заряд и свързаното с него напрежение U
обуславят бариерния капацитет на р— л-прехода. Бариерният капа-
цитет съществува както при право, така и при обратно свързва-
не. Тъй като при право свързване той се шунтира от малкото
съпротивление на р—л-прехода, от по-голямо значение е бариер-
69
ствено с израза
Q = 5 ]/2(?еео |/Дгр„ -\-U .
(2-66)
Изразът (2-66) показва зави_
симостта Q(U) при обратно свърз"
ване па р—/г-прехода. От пего се
ният капацитет при обратно свързване на р—л-прехода. При об-
ратно свързване и при условие, че преходът е несиметричен,
запиращият слой е съсредоточен почти изцяло във високоомния
слой—базата. Доказва се, че обемният заряд на запиращия слой
при това условие се дава количе-
а
а - j/fj-дс
yui I
/ I
/ I
I /
~ вижда, че зарядът е квадратич-
на функция на приложеното н.т-
Фиг' 231 прежение. Тази зависимост е по-
казана на фиг. 2.31.
Въз основа на (2-66) и фиг. 2.31 се дефинират два бариерни
капацитета:
1. Интегрален бариерен капацитет (статичен бариерен
капацитет, бариерен капацитет по постоянен ток) Сбо. Той
се определи като отношение на заряда Q и напрежението U
в точката А:
с __ Q
С6о- (/ .
Като се използува (2-66) и се вземе под внимание, че
за С6о се получава
5 Лд
(2-67)
Интегралният бариерен капацитет е обратно пропорцио-
нален на квадратния корен от приложеното на р—л-прехода
напрежение U.
2. Диференциален бариерен капацитет (бариерен капаци-
тет по променлив ток) С6. Той се дава с израза
_ dQ &Q_
Като се използува (2-66) и при условие Дфо <^t/, за С6 се
получава
51/2^ Л'д'
Сб = ‘
(2-68)
Диференциалният бариерен капаиитет е обратно пропор-
ционален на квадратния корен от приложеното на р—л-прехо-
70
да напрежение U. Освен това диференциалният бариерен капа-
цитет при равни други условия зависи от концентрацията на
примесите. Колкото концентрацията Л7Д на донорните примеси с
по-голяма, толкова капацитетът С6 е по-голям. Същото се от-
пася и за интегралния бариерен капацитет Сс0-
Като се използуват изразите (2-67) и (2-68), се получава
следиото просто съотношение между и СГю'
СбО=2С6 .
(2-69)
Формула (2-68) може
2еб
_? _ . 11олучава се
2е«„
да се преобразува, като се умножи с
С6 ^s.1.11 \
У 2eso d
Известно е, че d—^ '
2esn U ...
_°____ !огава
•С6 еео .
(2-70)
Гази формула напълно съвпада с тази за капацитета на пло-
<сък кондензатор и важи за всякакъв вид нлосък р—д-преход
(рязък, линеен и др.). Достатъчно е да знаем ширината на запи-
ращия слой d и площта на р—л-прехода S, за да определим Сб -
Относителната диелектрична константа е на германия е 16, а па
силиция —12.
Изразът (2-70) дава възможност да се изрази капацитетът
Сь чрез равновесната ширина на запиращия слой do. За целта
изразът за d (2-19) се замества в (2-70) и се получава
(2-71)
При обратно свързване 07э>Дфо и за бариерния капацитет
се получава
z— _ SS° ** / ^SPo
Сб~ у и
(2-72)
При право свързване бариерният капацитет е
(2-73^
71
Иа фиг. 2.32 са дадени в графичен вид зависимостите на
интегралния и диференциалния бариерни капацитети от напреже-
нието U. Това са нелипейни капацитети, тъй като силно зависят
от приложеното напрежение U. Те намаляват с увеличаване на
приложеното обратно напре-
жение и се увеличават с уве-
личаване на приложеното пра-
во напрежение. Независимо
от това, че бариерният капа-
цитет при право свързване
има голяма стойност, той се
пренебрегва, понеже се шун-
тира от малкото съпротивле-
ние на р—/г-прехода.
Дифузен капацитет на
р—л-прехода. Диференциал-
ният бариерен капацитет Сб
възниква в резултат на из-
менението на обемния за-
ряд Q от неподвижните йони в запиращия слой при изменение
на приложеното напрежение UI I.
Дифузният капацитет се обуславя от изменението на заряда
от инжектираните неосновни токови носители dQ в неутралните
области на р /г-прехода при изменение на приложеното напре-
жение dU. При несиметричен преход става дума за изменението
на заряда на инжектираните дупки от емитера в базата (при п-
.т«п база) при изменение на приложеното напрежение:
Г _ dQ
Сд “ aU
Дифузният капацитет се дава с израза
г _ Д+4)д,
Д
(2-74)
Този израз показва, че дифузният капацитет зависи право
пропорционалио на тока през р—л-прехода / и времето на
живот на неосновните токови носители (дупкпте) в багата тр .
Дифузният капацитет така, както и бариерш-ят, съществува
както при право, така и при обратно свързване на р—/г-прехода.
Следователно пълният капацитет на р—/г-прехода е сумата
от тези два капацитета (С-Се -|-Сд ).
При обратно свързване, когато | — обратният ток
/= — /о. От (2-74) се вижда, че тогава дифузният капацитет е
нула. Следователно при обратно свързване на р -к-прехода ди-
фузният капацитет може да се пренебрегне и капацитетът на
р—/г-прехода се определи само от бариерния капацитет (С^Сг, ).
72
При право свързване на р—/г-прехода и при малки обратни
напрежения преобладава дифузният капацитет. Тогава капаците-
тът на р—/г-прехода е Сг^Сй .
Варикапи
Нелинейната зависимост на бариерния капацитет от прило-
женото напрежение U при обратно свързване на р—/г-прехода
се използува в специални полупроводникови диоди, наречени
варикап и. Взрикапите са нелинейни кондензатори, управлявани
с напрежение. В действителност всеки полупроводников диод
може да служи като варикап. Конструктивно варикапите не се
отличават от обикновените диоди, изготвени по планарно-епитак-
сиалната технология.
Еквивалентна схема и иараметри на варикапите. За про-
менлив ток важи еквивалентната схема, дадена на фиг. 2.33. В
тази еквивалентна схема С6 е бариерният капацитет, /?ш -съ-
иротивлението на запиращия слой плюс съпротивлението на
утечката гу , — съпротивлението на неутралните области плюс
съпроч ивлението на омическите . контакта.
В справочниците Сб се дава винаги при определено напре-
жение (например 4 V).
Оснен капацитета С6, чиято стойност се определи с (2-68),
други важни параметри на варикапа са:
1. Качествен фактор Q, конто се дава с израза
____v_
+ шСб
(2-75)
1
_ 1
шСб
Q
На фиг. 2.34 е дадена зависимостта на качествения фактор
от честотата за един варикап. Основното изискване както към
варикапа, така и към обикновения кондензатор е да има малки
73
загуби в работния честотен обхват. Това условие означава, че
качественият фактор трябва да бъде голям.
За ниски честоти Q-.-wCf, Rm, а за високи Q ~с
За високи честоти е необходимо съпротивлението Ru да има
малка стоиност, за да бъде висок качествения фактор. За целта
се използува полупроводников материал с ниско специфично
съпротивление р.
Qmax може да бъде много голям (стотици и хиляди).
2. Коефициент на нелинейност на капац imema К„ :
дС6 1
Лн~ СбД£/ mV
(2-76)
Косфицпентът на нелинейност се изразява с относителною
изменение на бариерния капацитет при изменение на напрежението
с 1 V. Целта е варикапите да имат по-голям коефициент на не-
линейност.
3. Темпсратурен коефициент на капацитета ТК.С:
ТКС= , °C-1. (2-77)
Температурният коефициент се изразява с относителното из-
менение на бариерния капацитет при изменение на температурата
с 1°С. Този коефициент е много малък (10“3 °C-1).
4. Максимално обратно напрежение UotjP max. Това е напре-
жението, при което все още не настъпва пробив в р—л-прехода.
5. Обратен ток, шунтиращ капацитета /сбр. Той пред-
ставлява обратният ток на р~ л-прехода. измерен при напрежение
Т/обр гпчх«
Варикапите биваг два вида:
--нискочестотни, конто работят в областта на ниските
(звукови) честоти и се характеризират с голяма площ на р ti-
прехода S и Се има стойност части от микрофарада.
— ви с око чес тотни, конто се характеризират с малка площ
на р—л-прехода 5 и Сс& има стойност от 5 до 200 pF.
Варикапите се използуват за усилване и генериране на коле-
бания в параметричните усилватели, за настройка на трептящи
кръгове и филтри и др.
2.7. ПРОБИВИ В р—л-ПРЕХОДА
При експерименталното изеледване ва обратната характери-
стика на р—л-прехода (например на един диод) при едно кри-
тично напрежение се забелязва рязко и скокообразно нарастване
на обратния ток. Рязкото и скокообразно нарастване на об-
74
ратния ток на р — п-прехода при определено обратно напре-
жение, свързано с намаляване на неговото диференпиално съ-
противление, се нарича пробив. Напрежението, при което
настъпва пробива, се нарича пробивно напрежение.
Както беше показано в т. 2.1, ширината на запиращия слой
расте с увеличаване на приложеното напрежение. Зависимостта
между тях се изразява с формула (2-17). Когато е изпълнено ус-
ловието , от горната формула получаваме напрежението U:
Ч^ d2
2 ево
(2-78''
Напрегиатостта на вътрешното електрическо поле в запира
щия слой е
= U Ч^Ч
d 2 Еео
(2-79)
В горпия израз заместваме d oi (2-17) и получаваме
V 2 его
От израза (2-80) се вижда, че с увеличаване на обратното
напрежение U напрегиатостта на електрическото поле Е се уве-
личена. Тя е толкова по-голяма, колкото е по-голяма концентра-
цията на примесите във високоомния слой. Напрегиатостта на
електрическото поле обаче не може да нараства неограничено.
При някаква критична напрегнатост Ек? настъпва пробива на
р—л-прехода. Пробивното напрежение може да. се изрази чрез
£кР от (2-80):
и== £КР 2 “о . (2-81)
В действителност пробивното напрежение U (фиг. 2.^5) е
•една граница, към която клони обратното напрежение в областта
след закриването на ВАХ (т. /1). Тази облает се нарича пробив-
на облает.
В пробивната облает диференциалното съпротивление клони
към пула, токът — към безкрайност, а обратното напрежение —
към напрежението на пробива U. На практика диференциалното
съпротивление има някаква малка стойност, а токът -крзйна
величина, понеже във веригата има включено някакво съпротив-
ление.
Пробивът се обяснява с рязкото увеличаване на концентра-
цията на токовите носители в запиращия слой, което довежда
до рязко намаляване на неговото съпротивление (то намалява о г
няколко мегаома до части от ома).
75
Съществуват три вида пробиви:
— лавинен (предизвикан ст ударната йонизйцчя);
— ту нелен (ценеров или по леей);
— топлинен.
Фш 2.3ti
! 1ървите два вида пробиви се дължат на увеличаване на нап-
регнатостта на електрическото поле в запиращия слой и са елек-
трически пробиви. Топлинният пробив се дължи на увеличаване-
то на разсейваната мощност (следователно и на температурата) в
запиращия слой. ВАХ на р п-прехода при трите вида пробиви
са показани на фиг. 2.36.
Лавинен пробив. При този пробив е налице така наречепо-
го лавинно размножение на токовите носители в силно електри-
ческо поле. Този процес е аналогичен на ударната йонизация при
газовете. При тях лавината се получава в резултат на йонизация-
га на свободно движещи се атоми и молекули от ускорените
електрони. При полупроводниците при определена напрегнатост
на електрическото поле в запиращия слой неосновните токови но-
сители придобиват достатъчна енергия, за да предизвикат отде-
лянето на двойки електрон-дупка при взаимодействие с неподвиж-
ните атоми на кристалната решетка. Породените ‘нови двойки елек-
трон-дупка наново се ускоряват и набират енергия, достатъчна
за генерацията на нови двойки токови носители и т. н. Токът през
прехода при това лавинообразно расте. Този процес на-
стъпва при определена напрегнатост на електрическото поле, при
която енергията на свободните електрони и дупки е достатъчна
за йонизация на атомите на полупроводника. За-охарактеризиране
на лавинния пробив се въвежда величината коефициент на
лавинно умножение М. Той представлява отношение™ на
обратний ток /о6р при наличност на лавинно умножение към обратния
ток /Обрл при отсъствие на лавинно умножение:
2И- /ofi3 . * (2-82)
'обр А
76
Коефициенгьт на лавинно умножение Л-1 ноказва колко пъти
се е увеличил обратният ток вследствие на ударната йонизация
в сравнение с обратния ток преди началото на ударната йониза-
ция (т. А). Токът /о6р а има гри компонента:
/обрл = А> + !а +/у -
От (2-82) може да се получи точната стойност на обратния
ток за един р— я преход: /о6р =М1^Л а.
Коефициенгьт на лавинно умножение М играе важна роля в
теорията на полупроводниковите диоди, транзистори и тиристо-
ри. Той се дава със следната формула:
М= , - 1 —- - , (2-83)
’О"
където
Um е напрежението на лавинния пробив, при което /VI—со:
пм - коефициент, който зависи от полупроводниковия
материал и типа на базата (например за силициев
преход с /г-тип база л/и =5).
Зависимостта (2-83) е ВАХ на р — /г-прехода в областта на
лавинния пробив.
Напрежението на лавинния пробив Um зависи от специфично-
го съпротивление на базата рв и тази зависимост има вида
Um амРв тм, (2-84)
където
Д/и и тм са коефициенти, зависещи от вида на полупровод-
ника и типа набазата.
От (2-84) се вижда, че напрежението на лавиния пробив ра-
сте с увеличаване на специфичного съпротивление на базата рв.
На фиг. 2.37 е дадена графично зависимостта на коефициен-
U
га на лавинно умножние от отношението . Вижда се, че при
им
равни условия коефициенгьт М е по-голям при силициевите преходи.
Тунелен (ценеров, полеви) пробив. При този вид пробив уве-
личаването на концентрацията на токовите носители се дължи на
непо.редствената йонизация на атомите на кристалната решетка
под действието на силно електрическо поле (за германий £кР>
>2.1С8 --, а за силиций—1.108—1 От гледна точка на зонната те-
ги ’ m ]
ория този пробив се обяснява с така наречения тунелен ефект.
При тунелния ефект се наблюдага преминаванет о на електрони
направо от валентната зона на единия слой в зоната на проводи-
мостта на другая слой на р— /г-прехода без изменение на енер-
А И*? Н А4
библиотекА
77
гията на валентните електрони. Зонната диаграма на тунелния про-
ход и на тунелния пробив е показана на фиг. 2.38. При големи об-
ратен напрежения, близки до напрежението на тунелния пробив Uz,
зените силно се изкривяват и се доближават близко една до друга-
Фиг. 2.37
Тогава валентните електрони от /7-слоя преминават в зоната на приво'
димосттна л-слоя, без да си изменят енергията. Вероятността за ту-
нелен преход се увеличава при намаляване на ширината на запира-
щия слой, понеже електроните могат тунелно да преминат презр — п-
преход с ширина, по-малка от дължината на вълната на електро-
на. Ширината на запиращия слой е толкова по-малка, колкцто е
по-голяма концентрацията на примесите Na (2-17). Следователно
тунелен пробив се получава и при р — /z-преход със силно леги-
раии области р и п (с ниско специфично съпротивление). Както
ще видим, това се използува при тунелните диоди.
Напрежението Z7z на тунелния пробив се определи сизразите:*
за германий Uz = 190 pn +95
за силиций Uг =200 р„ +75 рр , (2-85у
където
р„ и рр са специфичните съпротивления на n-и р-област-
та в й ст;
Uz—напрежение на пробива във V.
11онеже при несиметричен преход базата .представлява висо-
коомния слой, напрежението на пробива Uz ще се определи са-
мо о г първото или второто слагаемо, съответно при база /г-тип
и база p-тип. От тези два израза се вижда, че Uz зависи от съ-
противлението на базата (ври високоволтовите диоди е необходи-
мо базата да бъде високоомна). При база /г-тип напрежението на
пробива Uz се определи от първото слагаемо. Това напрежение
е по-голямо от съответното пробивно напрежение, ако базата е
p-тип. В този случай (2-85) добива вида:
78
за германий 6/zt«190 р„ ;
за силиций Uz «200 р„.
От същите изрази се вижда, че снлициевите диоди с /г-тип
база имат по-високо пробивно напрежение от германиевите с п-
тип база.
Формули (2-84) и (1-85) показват, че и двете напрежения Um
(на лавинния пробив) и Uz (на тунелния пробив) зависят от спе-
цифичните съпротивления на базата. Може да се намери отноше-
нието между тези две напрежения:
Uг ' ’~тл>
U '
им
(2-86)
Фиг. 2.39
Равенство (2-86) показва, че отношение™ между тези напре-
жения зависи от съпротивлението на базата рь При високоомна
база Uz~>Um и пробивът има лавинен характер (лавинният про-
бив настъпва преди тунелния). При нискоомна база Uz<.Um и про-
бивът има туислен характер (тунелният пробив настъпва преди
лавинния). Граничного значение на специфичного съпротивление
на базата, при което Uz Um, зависи о г нолупроводниковия ма-
териал и типа на базата. За германиев преход с «-тип база това
съпротивление е р* = 1 Q cm.
ВАХ на р — л-прехода в областта на пробива (фиг. 2.36) дава
възможност да се определи механизма на пробива. При лавинния про-
бив тя преминава по-рязко от
хоризонталния във вертикалния
участък, докато при тунелния
пробив този преход е по-пла-
вен. Освен това диференциал-
ното съпротивление в областта
на г.робива при лавинния пробив
е много по-малко от това ври
тунелния.
Друг начин, който позволя-
ва да се определи видът на
пробива, е да се използува за-
кисимостта на температур-
ния коефициент на напре-
жението на пробива TKU
от напрежението на пробива L)
(фиг. 2.39). Температурният кое-
фициент е
тки=
им
При тунелния пробив TKU е отрицателен, а при лавиния по-
ложителен.
На практика е доказано експериментално, че за германиеви
79
преходи, получени по дифузния метод, пробивът е тунелен при
напрежение на пробива под 2 V и лавинен — над 5 V. При сили-
циеви преходи, получени по дифузния метод, пробивът е тунелен
при напрежение на пробива под 5 V и лавинен —над 7V.
Топлинен пробив. Този пробив се получана. когато при оп-
ределено обратно напрежение U и обратен ток 70бР отделената топ-
линна мощност върху р — л-прехода Рра3с = 6'/ОбР е по-голяма от
мощнсстта Ртк, конто се отвежда навън от р-— л-прехода. Разликата
P^z- Ртк предизвиква повйшаваненатемпературатанар — л пре-
хода. В резултат на това се увеличава топлинната генераций на токови
носители в запиращия слой и близко до него и обратният ток /о6р
нараства. Нарастването на /обр довежда до увеличаване на раз-
сейваната топливна мощност /Jpa:tc в р—л-прехода, до ново уве-
личаване на температурата и обратния ток и*т. н. Този лавино-
образен процес води до недопустимо прегряване на прехода и
пробива. Увеличаването на концентрацията на токовите носители
вследствие на лавинообразного нарастване на температурата води
до намаляване на пада на напрежевието върху р — п-прехода. То-
ва се изразява с наличността на облает с отрицателно диферен-
циално съпротивление във ВАХ (фиг. 2.36).
За количествената оценка на явленията при топлинния пробив
в р — л-прехода се въвежда понятието топлин и о съпротив-
ление Rth.
Мощността, която се отдели в един р — л-преход (например
диод, поставен в корпус) при евързвапето му в обратна посока,
ще бъде Ppa3c=f//o6P. Тази мощност се разсейва в запиращия слой,
тъй като неговото съпротивленг е е много по-голямо в сравнение
със съпротивленията на неутралните области и омическите кон-
такта. Вследствие на отделянето на тази мощност температурата
на запиращия слой се установява на Т,, к вето е винаги по-висо_
ка от температурата на корпуса Тс. Следователно между корну,
са и запиращия слой съществува температурен падД7'=/у—Тс
Температурният над ДГ е пропорционален на отделната мощност’
дTj —Тс = Rm /?разс. (2-87)
Това равенство е аналогично на закона на Ом,. като Д7’ е
аналог на напрежението, а Рраас — на тока в една електрическа
верига. Коефициентът на нропорционалност Rlh се нарича т о п-
линно съпротивление (аналог на електрическото съпротив-
ление) и има дименсия или-^ -.
W W
Топлинното съпротивление е съпротивлението, което „изпит-
ва“ топлинната мощност Рразс при „прел инаването" й от област-
та на запиращия слой до корпуса под действието на температур-
ния над ДГ. То показва колко градуса температурка разлика ще
се получи при 1 W разсеяна мощност.
Р—л-преходът е в топлинно равновесие, когато разсейвана-
80
(Г-38)
та в него мощност е равна на огвежданата от него мощност. От
(2-87) може да се определи математического условие за тспллн-
ното равновесие:
Т.
р .р — '
» разе — * отв —
Kih
Температурата на прехода Тj трябва да е винаги по-малка
от максимално допустимата му температура Tj max. Температурата
на корпуса Тс е приблизително равна на температурата на окол-
ната среда (Гс ^Тск), но вгнаги е по-висока от нея. От (2-88) се
вижда, че по-ютеми мощности могат да се разсейват върху р — г-
прехода (и следователно той може да работи с по-големи на-
прежения Un токове /Об₽ при условие, че температурата на окол-
ната среда е ниска и топлинното му съпротивление е малко.
Топлинен пробив настъпва, когато се наруши топлинното рав-
новесие, или
Рразс=uiu6v> rJ ~b.. (2-8S)
Щ/i
Изнълнението на горного неравенство зависи от температу-
рата на околната среда. При ниска температура Тс и малко съ-
противление Rth неравенство™ не е изпълнено и топлинен про-
бив не настъпва. Може да се намери напрежението, при което
настъпва топлинен пробив:
където
/о е топлинният ток (при германиеви преходи /о = /озР);
А — константа с дименсия °C-1.
Например, ако Л=С,С9 °C-1, /о =20 рА и /?м=500 напрежението
на пробива Ut е 400 V.
При малки обратив токове и малки топлинни токове напре-
жението на топлинния пробив е голямо.
Топлинният пробив е по-често явление при германиевите по-
лупроводникови прибери. При силициевите прибери токът /o,iu е
мно! о малък и топлинният пробив почти се изключва. Топлинни-
ят пробив много чес ю се среща при транзисторите, понеже, как-
то ще видим по-нататък, при тях обратният ток през р — л,-пре-
хода се увеличат съществено при никои схеми на свързване на
транзистора.
Възможен е и по-сложен тип пробив. Например при големи
токове, при лавинния и тунелния пробив през р — л-прехода е
възможно да настъпи и топлинен пробив. Тогава ВАХ _след вер-
б ПОЛУПРОВОДНИКОВ!! Приборн
8Г
тикалния участък се получава облает с отрицателно диференциал-
но съпротивление.
Разгледаните пробиви могат да бъдат обратими и необ-
ратима.
Обратим е пробивът, когато разсеяната мощност в р ~п-
прёхода по време на пробива не е голяма и в него не настъпват
необратими изменения, т. е. приборът остава невредим. Лавинният
и тунелният пробив са обратими.
Необратим пробив се получава, когато отделената голяма
мощност в р — д-прехода и евързаното с нея увеличение на тем-
пературата води до необратима повреда на прибора. Получава се
пълно или частично късо съединение в права или обратна посока,
или прекъсната верига. Топлинният пробив е необратим пробив.
2.8. КОНТАКТ МЕТАЛ —ПОЛУПРОВОДНИК
Контакт метал — полупроводник в равновесно състояние..
Контактите метал — полупроводник имат изключително важна роля в
полупроводниковите прибори. Явленията, които се наблюдават при
идеалния контакт метал—полупроводник (когато контактните повърх-
ности са идеално чисти, липсват допълнителни механични напре-
жения и многоконтактност), \ зависят от работата на излитане
па метала и полупроводика. При металите и полупроводниците
работата на излитане представлява онази енергия, която е необ-
ходима за пренасянето на електрона от нивото на Ферми ср/? до
нивою на свободния електрон <ро =0.
На фиг. 2.40 а са показани зонните диаграми на метал с ра-
^ом
бота на излитане сром =---
4
(вместо енергия и тук ще използува-
ме потенпиали) и на л-тип полупроводник с работа на излитане
<роп. Нека <ром><роп, т. е. работаю на излитане на метала е по-го-
ляма от работата на излитане на полупроводника. Използува се
известният закон на Ричардсън — Дешман за термоелектронната
емисия
__ч>_
Je =ATse Ч’Т,
където
А
Je е плътността на емисионния ток в тц »
Т—температурата в °К;
— работата на излитане във V:
—температурният потенциал във V;
А
А— константа зависеща от материала на катода в
82
От този израз може да се направи извод за големинага на
емисионния ток от повърхността на метала и повърхността на
полупроводника. Понеже <рим><р„п, очевидно е, че потокът елекгро-
ни вследствие на термоелектронната емисия ще бъде по-голям
при полупроводника в сравнение с този при метала. Нека между
метала и полупроводника се осъществи контакт. Започват да те-
кат двата насрещни потока от електрони (от метала към полу-
проводника и от полупроводника към метала). Резултатният ток
е с посока от полупроводника към метала. Това състояние е н е-
равновесно. Стремежът е двата потока да се изравнят, като
резултатният поток стане равен на нула (равновесно съ-
стояние). Протичането на двата насрещни тока води до натовар-
ването на метала отрицателно, а на полупроводника — положително.
Възниква вътрешно електрическо поле Е с посока от
полупроводника към метала и контактна потенциална
разлика Дер. Това поле е спиращо за електронния поток от
полупроводника към метала и той започва да намалява. Електри-
ческото поле Е и контактната потенциална разлика Дер растат,
83
докато се установи равновесното състояние—двата насрещни
потока се изравняват и резултатният ток става нула. Както при
контакт полупроводник — полупроводник (р—/г-преход) се доказ-
ва, че и тук това равновесие настъпва при изравняване нивата на
Ферми в целия обем на системата метал — полупроводник (<р/=-м — <ргП).
Равновесното състояние се характеризира с изравняване
нивата на Ферми и липса на протичащ през контакта ток.
Когато през системата тече. ток и нивата на Ферми не са
изравчени, системата се намира в неравновесно състояние.
Изравняването на нивата на Ферми след образуването на контак-
та метал— полупроводник предизвиква изкривяване на енергийните
зони на полупроводника — те се смъкват надолу. Зонната диаграма
на контакта метал—/г-тип полупроводник е показана на фиг. 2.40 б
Образува се потенциална бариера Д<р0 и вътрешно електрическо
поле. Освен това в областта на кон такта се е създал двоен елек-
трически натсварен слой с дебелина da, наречен запиращ слой.
Разпределението на отрицателните и положитслните заряди в дъл-
бочината на метала и полупроводника е различно. Концентрация-
та на електрони в метала е с няколко порядъка по-голяма от та-
зи в полупроводника. Може да се счита, че запиращият слой с
ширина da е изцяло съсредоточен в полупроводника. Тази
ширина е равна на ширината на положителния обемен заряд от
йонизираните донорни атоми в полупроводника. Запиращият слой,
както при р—/z-преходз, е беден на подвижни токовц носители,
понеже вътрешното електрическо поле ги изтласква извън него.
Ето защо той има голямо съпротивление. Неговият обемен заряд
се определи от йонизираните положително донорни атоми:
(2-92)
От зонната диаграма се вижда, че за да преминат електро-
ните от полупроводника в метала, те трябва да преодолеят потен-
циалната бариера Д<р„, т. е. след осъществяването на контакта
тяхната потенциална енергия се е намалила. За да преодолеят
потенциалната бариера, им е необходима енергия, по-голяма от
qkp0. Показани са кривите на разпределение на потенциала tp(x)
и електрическото поле £(х) Кривата на изменение на потенциала
<р(х) на дъното на зоната на проводимостта е парабола, а
та Е(х)— линейна функция. По същия параболичен закон се
вява и тавапът на валентната зона. Ширината на запиращия
крива-
закри-
слой е
/ 2sso Д<?0
Този израз съвпада с получения за несиметричен р—/г-преход.
Разгледаният случай беше контакт метал и п-тип полу-
проводник, при кашпо <ром><рОп. Съществуват още три случая на
контакт метал — полупроводни к.
(2-93)
84
Контакт метал а п-тип полупроводник, при конто
фом<<роп. В момента на контакта резултатният поток от електро-
ни е с посока от метала към полупроводника. Той създава обе-
мен заряд от подвижни токови носители (електрони) в прикоп-
п-тип
v™7777777-
Фиг. 42 а, б, в
тактния слой на полупроводника. Вътрешното електрическо поле
ще бъде насочено обратно на първия случай (от метала към по-
лупроводника'*, а зоните ще се закривят надолу. Зонната диагра-
ма е показана на фиг. 2.41 а. Концентрацията на подвижните то-
кови носители в запиращия слой е много голяма, тъй 1<ато поле-
те се явява ускоряващо за електроните и те могат лесно да
преминат от неутралната облает на n-слоя в запиращия слой. Та-
къв слой с малко съпротивление се нарича антизапиращ.
Контакт метал и р-mun полупроводник, при който <р0м<фоп.
Зонната диаграма е показана на фиг. 2.416'. Получава се за-
пиращ слой в приконтактната облает. Електрическото поле из-
тласква подвижните токови носители (дупките) извън запиращия
слой, който има голямо съпротивление.
Контакт метал и р-тип полупроводник, при конто
tpoM><Fon. Зонната диаграма е показана на фиг. 2.41 в. Посоката на
вътрешното електрическо поле е от полупроводника към метала.
То се явява спиращо за подвижните токови носители, конто се
намират в запиращия слой и не може да ги изтласква навън -от
него. От друга страна, дупките много лесно могат да навлязат от
неутралната облает в запиращия слой. Ето защо този слой е бо-
гат на подвижни токови носители (дупки), има малко съпротив-
ление и следователно е антизапиращ.
В случайте със запиращ слой контактът метал —-полупро-
85
водник има вентилни (изправящи) свойства. Използува се за изгот-
вяне на диоди. В случайте с антизапиращ слой контактът не прите-
жава вентилни свойства. Използува се в така наречените омически-
контакти за осъществяване на изводи от съответните области при
Фиг. 2.41 г
полупроводниковите прибори.
Особен интерес пред-
ставлява един частей случай
на контакт на метал с полу-
проводник от л-тип, показан
на фиг. 2.41 г. В изходно съ-
стояние нивото на Ферми на
метала се намира под
средата на забранената зона
на полупроводника с л-тип
проводимост. При контакт зе-
ните се закривяват много сил-
но. Оказва се, че на разстоя-
ние I нивото на Ферми на
полупроводника лежи в дол-
ната половина на забранена-
та зона. Такова разположение
на нивото на Ферми е характер-
но за полупроводник от /2-ТИП.
Следователно на разстояние I
от границата на контакта се
е образувал слой с р-тип про-
водимост, наречен инвер-
сен. Получил се е плавен
р—л-преход, изгяло располо-
жен в изходната пластинка
полупроводник.
Неравновесно състояние на контакта метал — полупровод-
ник. При прилагане на външно напрежение върху системата през
контакта протича ток и тя преминава в неравновесно състояние.
Нека на системата метал — полупроводник се подаде външно
напрежение U, като положителният полюс се свърже с метала, а
отрицателният — с полупроводника (свързване в права посока).
Както и при р—л-прехода, свързан в права посока, нивото на Фер-
ми на полупроводника се измества с U нагоре в сравнение с рав-
новесного състояние. Същото се отнася и за нивата на зонйте на
полупроводника. Потенциалната бариера се намалява с U и става
Д(р0—U (фиг. 2.42 л). Ширината на запиращия слой и неговото
съпротивление също ще се намалят:
^о^о—Ц)
(2-94)
Намаляванего на височината на потенциалната бариера пред-
86
Л'
Фиг 2.42
87
извиква увеличение на броя на електроните, които могат да пре-
минат от полупроводника към метала. Увеличава се токът 1,1П в
посока от полупроводника към метала. Потокът електрони от ме-
Фиг. 2.43
ще се увеличи на и
тала към полупроводника не се
измени в сравнение с равновесно-
то състояние, защото потенциал-
ната бариера за тях не се е из-
менила. В равновесно и неравно-
весно състояние тя остава едка
и съща ср/?„ + Д<р0. Следователно то-
кът /„„ е много по-голям от то-
ка /„„ = const. През контакта ще
протече ток в права посока
/ пр = Л?П лп •
При обратно свързване (фиг
2.426) нивото на Ферми на полу-
проводника ще бъде изместено с
U под Потенциалната бариера
щесе разшири запиращият слой:
| 2б8о(Дфо+<7)
(2-95)
Токът от полупроводника към метала ще се намали мно-
го, понеже броят на електроните в полупроводника, които могат
да преодолеят тази потенциална бариера, е незначителен. Токът
през контакта при обратно свързване ще бъде А,6р^/„н- 1пп-ы1П1Л=
= const.
Големият ток в права посока и малкият ток в обратна по-
сока определят вентилните свойства на контакта метал — по-
лупроводник.
Аналитичният израз на ВАХ е аналогичен на този при р—п-
прехода и се дава с (2-44). Тук също величината /о представлява
токът на насищане, който не зависи от приложеното напрежение
и е много малък. В права посока токът расте бързо по ексопен-
циален закон с увеличаване на напрежението U.
На фиг. 2.43 е показана ВАХ на контакт метал—полупровод-
ник. При реалните контакта има отклонение от ВАХ на идеалния
контакт поради това, че създаването на абсолютно чист контакт
е трудно.
Диоди на Шоткл
Диодите, които използуват вентилните свойства на контакта
метал — полупроводник, се наричат диоди на Шатки в чест на
немския учен Шотки, който за пръв път открил и изеледвал
изправящото действие на тези контакта. Тези диоди имат
88.
значителни предимства пред диодите с р—/г-преход, мактр и тях-
ното изготвяне да е свързапо с големи технологични трудности.
Шотки-диодите имат проста конструкция и могат да работят
при много високи честоти. Характерна черта на контакгите мс-
Фиг. 2.44
тал — полупроводник е липсата на инжекция на неосновни токови
носители за разлика от р—/г-прехода. Именно поради това, че в
Шотки-диодите няма инжекция на неосновни токови носители, в
тях отсъствуват и причините, които предизвикват инертността на
диодите с р—n-преход. Това са натрупването и разсейването на
неосновни токови носители в базата'. Следователно инертността
на диодите на Шотки се определя само от бариерния капацитет
на контакта, който е около 1 pF. Ето защо тези диоди могат да
се използуват за работа в областта на сврьхвисоките честоти.
Диодите на Шотки се изработват, като се използува планар-
но-епитаксиалната технология. На фиг. 2.44 е показана структура-
та на такъв диод. Върху силициева пластинка с нискоомен п+-
силиций се нанася високоомен епитаксиален слой. В отворите от
силициев двуокис се нанася метален слой от молибден (Мо).
Между Мо и епитаксиалния слой се получава контакт метал —
полупроводник. За молибдена се запоява плагинов (Pt) проводник
за извод, а долната част на пластинката се метализира и от нея
се извежда вторият извод.
Fla основата на контакта метал — полупроводник се изготвят
и транзистори (Шотки-траазистори).
89
ГЛАВА JРЕТА
ПОЛУПРОВОДНИКОВИ диоди
3.1. ПРЕДНАЗНАЧЕНИЕ И КЛАСИФИКАЦИЯ
НА ПОЛУПРОВОДНИКОВИТЕ ДИОДИ
Полупроводниковите диоди представляваг двуелектродни при-
бери с един р—л-преход. Всичко, което беше казано в предната
глава за реалния преход, важи и за тях. Използуват се също и
вентилните свойства на контакта метал — полупроводник. Този
тип диоди (Шотки-диоди) беше разгледан в т. 2.8.
В зависимост от предназначението си полупроводниковое
диоди могат да се разделят на следните групи:
1. Изправителчи диоди — те са преднагначени за изправяне
на променливо напрежение с различна честота и мощност.
2. Импулсни диода — предназначены са за работа в импулени
схеми.
3. Свръхвисокочестотни (СВЧ) диода — те се използуват за
детекция и преобразуване на честотата в диапазона на свръхви-
соките често!И. Към тези диоди се отнасят и диодите на Ган, и
.лавинно прелетните диоди.
4. Специални типове диоди — към тази трупа спадат стаби-
литроните, варикапите, тунелните диоди и др. Тунелиите диоди
са предназначени за генериране и усилване на високочестотни
електрически сигнали. Особеност на тунелния диод е наличността
на участък с отрицателно диференциално съпротивление във ВАХ.
Стабилитроните са диоди, конто се използуват за стабилизиране
на постоянно напрежение. Варикапите, който бяха разгледани в
т. 2.6, са нелинейни кондензатори, управлявани с напрежение.
В зависимост от типа на р—л-прехода се различават:
1. Плоскостни диоди.
2. Точкови диоди.
3. Микроплоскостни диоди.
4. Повърхностно-бариерни диоди.
В плоскостните диоди линейните размеры, конто определят
площта 5 на р—л-прехода, са значително по-големи от ширината
на запиращия слой d. При точковите диоди линейните размери,
©пределящи площта 5 на р—л-прехода, са по-малки от ширината
90
на запиращия слой d. При микроплоскосгните диоди големината
на площта 5 и ширината d на запиращия слой са почти същите,
както при точковите диоди. За разлика от тях гранипата между
р- и л-областите е плоска, а не сферична. При повърхностно-
бариерните диоди се използува плавният р /г-преход, който се
получава при инверсия в случая на контакт метал — полупровод-
ник. Ако полупроводникът е с л-тип проводимо :т, в резултат на
инверсията се получава слой с //-тип проводимост на повърхност-
та и плавен р—г.-преход. Този случай на инверсия при контакт
метал—полупроводник беше разгледан в т. 2.8.
Плоскостните р—«-преходи се получават, като се използу-
ва един от разгледаните в т. 2.3 методи — сплавен, дифузен или
планарно-епитаксиа лен.
Точковите диоди са се появили много по-рано от плоскост-
ните, но пронесите в тях не са така добре изучени. В I ързите
точкови или точково-контактни преходи като емитер се използу-
вала метална игла, плътно допираща се до повърхността на по-
лупроводника. Този контакт притежава вентилни свойства. С та-
къв контакт може да се получи добро изправяне, но нестабил-
ността на характеристики!е е голяма, а параметрите на така по-
лучените диоди се различават при различните екземпляри. За
подобряване качествата на диода и стабилността на характери-
стиките му той се подлага на електрическо формиране.
През контакта се пропускат къси мощни токови импулси (1 А) в
права или обратна посока Мощност га и продължителността на
импулса трябва да бъде дос!атъчна, за да се получи сплавяване
на върха на металната игла в полупроводника. В резултат на фор-
мирането се получава изменение на проводимостта на полупро-
водника под контакта.
Нека да разгледаме технологичната последователност при по-
лучаването на един съвременен точков диод. Като изходен полу-
проводников материал за получаване на сплавен точков диод се
използува високоомен /г-германий (р - 1000—3000 42m). Изходната
пластинка се шлифова, полира и очиства с киселина. На повърх-
ността на пластинката се поставя метална игла от волфрам, фос-
форен или берилиев бронз. След това се осъществява електриче-
ското формиране. Ако иглата е от берилиев бронз, в резултат на
сплавяването берилият (акцепторен материал) дифундира в полу-
проводника и под иглата се получава слой с />-тип проводимост.
На гранипата между слоя с р тип проводимост и изходната пла-
стинка с л-тип проводимост се образува рязък р—л-преход със
своеобразна (неплоска) конфигурация и малка площ.
Силициевите сплавни точкови диоди в конструктивно отноше-
ние не се отличават от германиевите. Изходната пластинка е от
«-силиций (р=300—800 42m). Контактната игла е от алуминий,
който е акцепторен материал. На фиг. 3.1 е показана структурата
на сплавен точков силициев диод.
91
В никои случаи за подобряване характеристиките на диода
контактната игла се покри>а с индий или алуминий (акпегп ори).
Такива диоди се отличават с по големи размери на р областта.
Обикновено р—л-преходът в точковия диод се приема за по-
Фиг. 3.1
-—yEMumsp
_-Аи
Р
п
>7777///////////)
\Базо
Фиг. 3.2
лусферичен. При използуването на игла без покритие р областта1
е с радиус от 5 до 10 щп, при покритие с алуминий— 10 до 20 p,mr
а при покрита с индий игла—15 до 40 р-п.
При сплавните точкови диоди времето на живот на носите-
лите на заряда в приконтактната облает е малко (от десети части
от микросекундата до 1 ps). Друга особеност на точков диод е
малката площ на р—л-прехода, което го отличава от плоскостни-
те диоди Вследствие на това те имат малък капацитет на р- п-
прехода (при 5'—50 pm2 бариерният капацитет е 1 pF) и затова
се използуват за работа в областта на високите и дери на свръх-
високите честоти.
При точковите диоди съпротивлението на базата е по-голямо
в сравнение с плоекостните (стотици омове). Те допускат раз-
сейвана мощност 10 mW и токове в права посока 10—20 mA.
ВАХ на точковите диоди има никои оссбености в обратна
посока, а именно:
— участъкът на насищане в обратна посока е-слабо изразен
или съвсем отсъствува;
— малката площ на р—л-прехода при големи плътности на
тока води до нагряване на р—л-прехода и появата на топлинен
пробив. Следователно във ВАХ в обратна посока се забелязва
участък с отрицателно диференциално съпротивление.
Микроплоскостните (микросплавни) диоди съчетават до-
стойнствата на плоскостните и сплавните точкови диоди. При
микросплавните диоди към повърхността на пластинката от моно-
кристал (например и германий) контактуса' златна игла с плосък
връх с примес 1°/о галий. През контакта се пропуска токов им-
пулс с голяма амплитуда на тока и малка продължителност. При
формирането златото дифундира в л-германия и сбраз>ва рязък
р—гг-преход (фиг. 3.2). Такива диоди преди са се наричали
92
златносвързани диоди. В тези диоди площта на прехода
е два-три пъти по голяма от тази на сплавните точкови диоди, по
стотици пъти по-малка от тази на плоскостните диоди. Ето зато
капацитетът им. както и при точковите диоди, е малък. По-голя-
мата площ 5 на р—л-прехода позволява да се увеличат токовете
в права посока и да се подобри ВАХ в обратна посока. В нея
има добре изразена облает на насищане и топлинен пробив
липсва.
Използуването на злато намалява много времето на живот на
токовите носители. Особено силно това е изразено при силицие-
вите микросплавни диоди. Те се използуват в импулени схеми с
голямо бърюдействие и при свръхвисоки честоти. Малкото вре-
ме на живот и нискоомната база определят и малките пробивни
напрежения на тези диоди (5—10 V).
Силициевият диод Д 219А е типичен представител на микросплавните дио-
ди и има 1ледните електрически параметри: над на напрежението в права посока
при ток, 5.) mA по-малък от 1 V, максимално обратно напрежение 70 V и обра-
тен ток 1 рА.
Повърхностно-бариерните диоди използуват вентилните свой-
ства на контакта метал — полупроводник, и то случая на получа-
ване на инверсен слой с p-тип проводимост на повърхностза на
изходната пластинка с л-тип проводимост (фиг. 2.41 г).
3.2. ЕКВИВАЛЕНТНА СХЕМА И ПАРАМЕТРИ НА ДИОДА
t
Работа на диода при малък променлив сигнал. Ако на
диода се подаде прсменливо синусоидално напрежение их с мал-
ка амплитуда, и честота со, казваме, че диодът работ и с малък
променлив сигнал. Освен променливо напрежение на диода се при-
лага и постоянно напрежение ДА, чрез което се избира някаква
работна точка от ВАХ (т. А на фиг. 3.3 с координата (7А и /а).
Доказва се, че пълната проводимост на идеалния диод е су-
ма от активната и реактивна!а му проводимост:
Г—^-+>СЛ, (3-1)
д
където
гд е диференциалното съпротивление на р—л-прехода;
Сд — дифузният капацитет на р—л-прехода.
Диференциалното съпротивление и дифузният капацитет за-
висят от:
а. Честотата со на променливото напрежение и времето на
живот на неосновните токови носители, инжекторами в базе та
(при л-тип база това е времето на живот на дупките ). При
увеличаване на честотата гл намалява, а Сл се увеличава.
93
б. Работната точка А (от тока /). С увеличаване на тока гп
намалява, а Сл се увеличава.
При ниски честоти се получават известните от глава
мули (2-57) и (2-74) за съпротивлението га
II фор-
и дифузвия капацитет
Сд. При ниски честоти ди-
ференциалното съпротивле-
ние гл и дифузният кэпа-
цитет Сл не : авчсят от че-
стотата на 1 ромснливото
напрежение. / иференциал-
ното ст, пр оживление за ви-
си от режима, а дифуз-
ният капапитет — от режи-
ма и врем<то на живот хр
Рквиваленчна схема
на реалния диод. При
реалният диод трябва да се
отчете омическото съпро-
тивление на неутралните
области и на омическите
контакта (/?п ). Освен това
се отчита влиянието на
уточните токове (чрез съ-
противлението гу) и ба-
риерния капацитет Сб .По-
лучава се еквивалентната
схема, дадена на фиг 3.4..
-о При съвременните диоди,
изработени по планарно-епи-
таксиалната технология, гу
може да се пренебрегне.
При обратно свързване Сб
е много по-голям от Сд и
се отчита влиянието само
на бариерния капацитет.
При право свързване и при
Сд >Се и се отчита само ди-
фузният капанигет Сд .
11ри високи и свръхвисоки честоти трябва да се отчетат ин-
дуктивността на изводите и междуелектродният капацитет (капа-
цитетът между външните изводи на емитера и базата). Еквива-
лентната схема е показана на фиг. 3.5.
Параметри на диодите. Параметрите на диодите, които
характеризират изцяло експлоатационните им свойства, биват
статични и динамично
Статичиите параметри характеризират работата на диода
във вериги за постоянен ток. Това са:
94
1. Напрежение на диода в права посока Unp. Това е падът
на напрежение върху диода при право свързване при условие, че
през диода протича определен ток /пр. Това напрежение има раз-
личии стойности в зависимост от типа на диодите (например за
Фиг. 3.5
силициени и германиеви изправителни диоди то е съответно 1 V
и 0,5 V).
2. Обратен ток /о6р при някаква стойност на обратното
напрежение Uo(^,. Обикновено се дава стойзостта /ОбРтак при иа'
прежение Офертах» при конто диодът работа продължително вре-
ме без пробив.
3. Съпротивление по постоянен ток при право свързване
п ^nt>
—7
пр
и при обратно свързване
г> б/обр
*\обр г
*обр
Тези съпротивления се отнасят за определени напрежения
(или токове) в права и обратна посока.
4. Коефициент на изправяне Ктщ). Този коефициент дава ори-
ентировъчно изправителните и детекторните свойства на диода.
Той представлява отношението
7<иапр=-> Г,РИ М.р=67сСр=--±1 V.
"пр у 7обр ]
Очевидно е, че изправителните свойства на един диод са тол-
кова по-добри, колкото е по-голямо съпротивлението в обратна
посока /?оср и по-малко съпротивлението в права посока
Динамичните параметри и характеристики характеризират
диода в режим на работа като токоизправител. Докато при ма-
95
ломощните диоди ВАХ в права и обратна посока се снема с по-
стоянно напрежение, при мощните диоди говорим за динамич-
ни волтамперни характеристики. Те се снемат със си-
нусоидални импулсй на напрежение с достатъчен интервал между
тях, необходим за установявэне на топлгнно равновесие. По вид
те не се различават от статичните ВАХ, снети с постоя тно напре-
жение. При динамичните характеристики обаче по ордииатата се
нана;я средният ток /ср, а по абсцисата — напрежението t/ep.
Към динамичните параметри се отнасят:
1. Максимална амплитуда на обратното напрежение
М)бртах> при конто се осигурява нэдеждна работа на диода (не
се наблюдава пробив). Това напрежение трябва да бъде гю-малко
от напрежението на пробива.
2. Средна стойност на обратная ток при амплиту да на
обратното напрежение тах.
3. Максимален изпрачен ток /отэк. Това е средната стойност
на тока в права посока при стойност на изправеното напрежение
в права посока £/11рср.
4. Гранична честота /тах. Това е честотата, при конто ка-
пацитивното съпротивление на р — л-прехода става съизмеримо
с диференциалното му съпротивление. Or еквивалентната схема
на диода се вижда, че при право свързване нискоомното диферен-
циално съпротивление шунтира силно капацитивното съпротивле-
ние на р — л-прехода. При обратно свързване диференциалното
съпротивление е много голямо. С увеличаване на честотата капа-
1 1
цитивната компонента—~«-----------намалява, като след една
Ш (Сб +Сд ) ш1~б
определена честота започва да шунтира диференциалното съпро-
тивление
Честотните свойства на диода могат да се охарактеризират
и с така наречената времеконстанта на р—л-прехода:
r Q — ______ТР _____
Д Л 1+^1+(«2т2
' р
Тя не зависи от режима, а само от времето на живот на токо-
вите носители тР. За подобряване на честотните свойства е необ-
ходимо това време да бъде малко. За да се увеличи честотата
/тах, бариерният капацитет на р — л-прехода трябва да бъде ми-
нимален. Капацитетът на диода С6 и свързаната с него честота
/п-ах са също динамични параметри. Капацитетът Сб се измерва,
като се подаде на диода обратно напрежение с определена стой-
ност. Този капацитет се определи от площта S на р — л-прехода.
Ето защо капцитетът на диода е най-малък при точковите диоди
и най-голям при плоскостните. При точковите диоди максимал-
ната честота е с няколко иорядъка по-голяма от тази при плос-
костните диоди. Във връзка с това като високочестотни, свръх-
96
високочестотни и импулсни диоди се използуват точковите, а като
изправителни — плоскостните диоди.
5. Работен температурен диапазон 6Т=Т7niax— -T/min- Топа
>е температурният диапазон, в който диодът работи, без да се изме-
нят параметрите му извън допустимите граници. Долната граница
на този температурен диапазон T7min се определи от механичната
якост на индия и другите контактни сплави. Максималната тем-
пература T'7mat е свързана с температурата на околната среда,
максималната разсейвана мощност /Дзетах и топлинното съпротив-
ление P/ft. От (2-88)
т ____т
р — /шах 1 с
* разе max — —'— --»
^th
Колкото са пс-ниски температурата на околната среда (ТД^
^Тс) и топлинното съпротивление, толкова по-голяма може да
бъде разсейваната мощност Рразс тах и величините, конто я опре-
делят (/пр тах за права посоха и (Дбр тах за обратна посока).
Диодите със средна и малка мощност могат да работят при
температура на околната среда 75°С (за германий) и 125°С (за
силиций). При мощните диоди е нужно допълнително охлажда-
не поради голямата стойност Рразс. За целта корпусът на диода
-се поставя на шаси или в специален радиатор за допълнително
охлаждане.
6. Коефициент на полезно действие. Определи се като отно-
шение на произзедението на изправените напрежение и ток и мощ-
ността, която се консумира от захранващия източник.
3.3. ИЗПРАВИТЕЛНИ ДИОДИ
Изправителните диоди се използуват в токоизправителите с
голяма и малка мощност за преобразуване на променливо напре-
жение в постоянно (изправяне). Основните изисквания към из-
правителните диоди са: голям коефициент на изправяне /Д13пр (мал-
ко съпротивление в права посока и голямо в обратна посока),
голямо напрежение (7обргпях, голям коефициент на полезно дей-
ствие.
Като направители се използуват: германиеви и силициеви дио-
ди и поликристални изправители.
Германиеви и силициеви диоди. Те могат да бъдат както
плоскостей, така и точкови. Плоскостните германиеви и силицие-
ви диоди се използуват за изправяне на променливо напрежение
с ниска честота (обикновено мрежово напрежение с честота 50 Hz).
За изправяне на напрежения с по висока честота се използуват точ-
ковите диоди.
Приеднакви размери на р — /г-прехода максималният ток в пра-
ва посока в сили циевите диоди е по-голям оттози при германиевите
I
7 Полупроводников!! прибори
97
диоди. Това се обяснява с по-голямата ширина на забранената зо-
на и по-високата температура Туп.ах. Падът на напрежението в
права посока 6/„р при силициевите диоди е по-голямо (1,5—2 пъти)
от това при германиевите. По-голямото специфично съпротивле-
-U,V
-4D0 -300
t_____!_
Д209
Д7Ж
Фиг. 3.6
ние на базата при силициевите диоди определя и по-голямото
напрежение Мартах при тях в сравнение с германиевите. Поради
голямата ширина на забранената зона героятвостта за топлинен
пробив при силициевите диоди е по-малка и те работят устойчи-
во в предпробивната облает. Обратният ток при силициевите дио-
ди е много пъти по-малък от този при германиевите, което също
е евързаво с голяма ширина на забранената зона на силиция.
Тя определя и по-големите допустими работни температури на
силициевите диоди (125 - 150°С). Следователно допустимата мощ-
ност, която може да се разсее в силициевите диоди, е по-голяма,
отколкото в германиевите.
Вижда се, че като изправители силициевите диоди имат пре-
димства пред германиевите, конто се състоят .в по-големия из-
правен ток, по-малкия обратен ток, по-голямото максимално обрат-
но напрежение 67Обршах и в по-голямата разсейвана мощност.
На фиг. 3.6 са показани хараю еристиките ва два плоскостни
диода — германиев (Д7Ж — крива 7) и силиписв (Д209 — крива 2).
От фигурата се вижда, че двата диода, конто имат приблизител-
но еднаква площ на прехода, имат различии токове както в пра-
ва, така и в обратна посока на характеристиката. Посочената раз-
лика се дължи, както знаем, на различната ширина на забранената
зона и евързаното с това собствено съпротивление на двата по-
лупроводника.
Почти всички изправителни плоскостни диоди (силициеви и
германиеви) се изработват по сплавния метод. В зависимост от
площта на прехода 5 и методите за топлоотвеждане тези диоди
98
могаг да дадат изправен ток /огаахот300 mA до 1000 А. За гер-
маниеви диоди Сортах е по-малко от 400 V, а при силициевите
диоди това напрежение може да достигне до 5000 V.
В табл. 3.1, 3.2, 3.3 и 3.4 са дадени експлоатационните па-
Габлица 3.1
Советски германиеви изправителни диоди с малка и сред на мощност
T и и обр шах I А о тах> U , V пр max I . . mA обр max ,
Д7А — Д7Ж 50 -400 0,3 0,5 од
Д 302 200 1,0 0,25 1,0
Д 3()3 150 3,0 0,3 1,0
Д 304 100 5,0 0,3 3,0
Д 305 50 10.0 0,35 3,0
Таблица 3.2
Съветски германиеви изправителни диоди с голяма мощност
Ти п Охлаждане / , А о max и А , V обр max
ВГ-10 Естествено Принудително. въздушно, със ско- рост, не по-малка ог: 4 15-150
10 15—150
15 15—150
ВГ-50 Естествено Принудително, въздушно, със ско- рост, не по-малка от: 10 15—150
m 2,5 S 50 15—150
m 5,0 — 60 15—150
ВГ-200 Водно със скорост, не по-малка от:
1 2 — ПИП 200 15—150
1 500 15—120
min
1 1000 15—100
! 4 Ш1п
<Торяр
99
Таблица 3.3
Сьветски силициеви изправителни диоди с малка и средня мощност
Тип и * , V обр шах / .А о max Г , А ч пр max I , e m A обр max
Д 206. Д 207, Д 208 Д 209, Д 210, Д 211 Д214, Д 2I4A. Д 214Б Д 21с, Д215А, Д215Б 100, 230, 300 40J, 600, 600 100 200 0,1 5, Ю, 2 5, 10 2 <1 <1 =S1 =S3,1 =S3 -'3
Таблица 3.4
Сьветски силициеви изправителни диоди с голяма мощиост
Ти и Охлаждане / г А о шах и л , v сбр max
BK-10 Естествено:
без радиатор 5 до 800
с радиатор Принудително, въздушно, със скорост 10 до 700
m 15 — 20 до 600
BK-50 j Естествено Принудително, въздушно, със скорост 25 до 600
СЛ и в 150 до 700
„ m 15 -— S 200 до 700
ВКД-200 Естествено Принудително, въздушно, със скорост 50 до 700
Е |« LO 150 до 700
ГЛ 15 — 200 до 700
ВКДВ-350 1 Водно със скорост 3 — пип 350 до 700
раметри на съветски изправителни германиеви и силициеви дио-
ди с различна мощност.
За защша на р — «-прехода от външни въздействия (влаж-
100
ноет, окиси, замъреявания, механични въздействия и др.) всички
диоди се херметизират. За целта те се поставят в керамични или
металоегьклени корпуси, като вътре се създава суха, контролира-
на още по време на производството микроатмосфера. На фиг. 3.7
е дадена конструкцията на германиев пло-
скостей диод от серията Д7. Корпусът 1 е
изработен от метална сплав. В стъклен про-
хсден изолатор 2 е поставена тръбичка 3,
и:-работена от същата сплав, от която е из-
работен корпусът. През нея преминава вът-
решният извод 4, който е запоен към еми-
тера 5. Кристалът 6 лежи на кристалодър-
жателя 7. Външните изводи от емитера и ба-
зата са означени с 8. След херметизация при-
борът се покрива с черен лак, който го
предпазва от светлинно облъчганё през стък-
ления изолатор. Освен това черно покритите
елементи разсейват по-добре топлината.
При мощните диоди с токове над 10 А
се изисква принудително охлаждане — въз-
душно или водно. Ето защо тези диоди са
снабдени със специални радиатори.
За изправяне на напрежения с по-висока
ват точкови сплавни германиеви и силициеви диоди, технологията
на изготвянето на които беше разгледана в т. 3.1. Корпусите на
точковиге диоди могат да бъдат керамични, металостъклени и
стъклени. На фиг. 3.8 е показан германиев точкев диод в стък-
лен корпус 1. Металната игла 3 осъщес гвява изправящ контакт
с изходната полупроводникова пластинка 2. Външните изводи на
диода са означени с 4.
Фиг: 3.8
I
Стойностите на ".правите и обратните токове за точковия ди-
од Д104 са съответно 30 гпА и 10 рА, а обратните напрежения
мопат да достигнат до 350 V. Бариерният капацтите е 0,7—0,6 pF.
Когато напрежението, което е необходимо да бъде изправе-
101
но, е по-голямо от d/o6p«nax на диода, трябва да се свържат поел е-
дователно няколко диода (фиг. 3.9). Обикновено обратимте
съпротивления на диодите /?обр са различии. Тогава изправеното
напрежение се разпределя право пропорциално на обратите съ-
Фиг. 3.9
противления на диодите и е възможно да настъпи пробив в дио-
да с най-голямо съпротивление. След това напрежението ще се
преразпредели между останалите диоди и може да настъпи про-
бив и в тях. Ето защо е необходимо диодите да бъдат подбрани
с еднакви обратни съпротивления. В противен случай диодите се
шунтират С резистори /?, чиито съпротивления са по-малки от
/?обр. По този начин се осигурява равномерно разпределение на
напрежението в обратна посока между диодите и няма опасност
от пробив. Понеже силициевите диоди работят устойчиво в пред-
пробивния участък, тяхното последователно свързване е възмож-
но без шунтиращи резистори /?.
Когато изправеният ток, който трябва да се получи от из-
правителя, е по-голям от /отах за диода, се използува паралел-
но включване на няколко диода (фиг. 3.10). Разпределението на
тока в права посока през диоди ге е обратно пропорционално на
съпрозиьлението и и в права посока /?пр. Диодите могат да се на-
товарят неравномерно. Ето защо е необходимо диодите да бъдат
с еднакви съпротивления в права посока. 11ри диоди с различии
съпротивления в права посока За изравнягане на токовете /пр се
използуват резистори /?, вклю-
чени последователно на диоди-
____________ & , те. Наличността на тези рези-
—_______________________________стори обаче намалява коефи-
£ . , циента на полезно действие на
° -Г—J—-------------о извравителя.
£ Готовите изправигелни бло-
t-—1---------- кове се съетоят от 4 до 14 вни-
мателно подбрани германиеви
Фиг. 3.10 или силициеви диоди, конто са
поставени в метални или пласт-
масови корпуса. На фиг. 3.11а
и 3.11 б са показани изправителните блокове КЦ 401А и КЦ401Б,
конто се състоят съответно от 3 и 4 клона.
Поликристални изправители. Германиевите и силициевите из-
102
правителни диоди получиха разпространение след 50-те години па
нашия век, когато беше усвоена технологията на получаваие па
монокристали. До тяхното появяване са се използували медно-
окисните, титановите, сулфидните и селеновите токоизправители.
Фиг. 3.11
Тяхното действие се основава на вентилните свойства на контак-
та на метал с полупроводник л-тип (титанов двуокис TiO2) или
/7-тип (меден окис Си2О или селен). Тези изправители са тънко-
слойни. Полупроводникът и конгактите се изготвят във вид на
тънки слоеве.
Медноокисните и титановите изправители се изработват
практически по една и съща технология. За получаването на мед-
ноокисен изправител медната пластинка се окислява при темпера-
тура 1040°С и се получава двумеден окис Си2О. Повърхността на
този слой се покрива чрез изпарение във вакуум със слой от
сребро или злато, който служи за един от елек| родите на систе-
мата Си — Си2О. Вторият електрод се извежда от метала — Си.
На границата между медта и медния окис се получават вентилните
свойства на системата. Правияг ток протича в посока о г медния
•окис към медта. На фиг. 3.12 е показана ВАХ на медноокисен
изправител (крива /). Вижда се, че правата част на ВАХ има ли-
неен участок. Това позволява използуването на медноокисните
изправители в измервателните уреди за 'променливо напрежение.
А
Максималната плътност на тока достига до 1000—, а максимал-
ното обратно напрежение е ниско — до 10 V.
Отделяйте пластинки се монтират в изправителни стълбове.
По този начин се увеличава максимално допустимо обратно на-
прежение.
103
При медноокисните изправители"се- наблюдава промяна на ха-
рактеристкат а и параметрите във времето, т. е. получава се така
нареченото стареене.
В титановите изправители запиращият слой се образува в ре-
зултат на контакта на металния слой (злато или сребро) с’ тита-
нов двуокис с л-тип проводимост. Правият ток съответствува на
потока електрони от титановия двуокис към метала. Плътността
на тока е 10С0 — 20С0обратното напрежение—10—25V. Волт-
амперната характеристика е показана на фиг. 3.12 (крива 2). Титано
вите изправители имат много висока работна темература (до 200JC)p
като moi ат да издържат и краткотрайно нагряване до 400°С. То-
ва ги прави удобни в редица случаи, където изправителите тряб-
ба да работят при тежък температуреи режим.
Сулфидните токоизправители са се появили по-рано от
медноокисните, титановите и селеновите. Те не намират вече това
приложение като тях и затова представляват само исторически
интерес.
Фиг. 313
Селеновите изправители намират най-голямо приложение от
всички поликристални изправители. Селеновите пластинки (в раз-
лична форма и размери) се изготвят върху стоманена или алуми-
ниева подложка (основа) /, както е показано на фиг. 3.13. Върху
104
подложкат а се напася слой 2 от никел или бисмут (никел при
стоманена подложка и никел или бисмут — при алуминиева). След
това се напася слоят аморфен селен 3 (например чрез изпарение
във вакуум), с който слоят никел или бисмут образува омически
контакт. За получаване на голяма проводимост на селена в него
може да се въведе акцепторен примес, например хлор. Следващата
операция е термообработка на селена (215°С), при конто той
изкристализира и неговото специфично съпротивление рязко на-
малява. Така полученият слой изкристатизирал селен има прово-
димост /7-тип. За да се създаде р - я-преход, върху селена се
напася сплав от кадмий, бисмут и олово. Кадмият образува със
селена слой от кадмиев селенид (CdSe) 4, който е полупроводник
с «-тип проводимост. На границата между двата слон с /7-тип и
п-тип проводимост се получава р — п-преход. Вьрху слоя с л-тип
проводимост се нанася сплав от бисмут, кадмий и олово, която
служи за електрод 5. Посоката на тока в права посока е от се-
лена към кадмиевия селенид. ।
За подобряване на параметрите им селеновите изправители
се подлагат на електрическо форм и ране, като им се при-
дана обратно напрежение.
На фиг. 3.12 е показана ВАХ на селенов изправител (крива 3).
Но своите елект рически параметри той е близък до медноокисния,.
Основните параметри на селеновите изправители са:
1. Средна плътност на тока в права посока- допуска се
А
максимална средна плътност до 1000 —3
2. Максимално обратно напрежение 4/обрпих— има стойност от
20 до 60 V.
3. Над на напрежението в права посока 67пр- от 0,5 до 1 V.
4. Работен температурен диапазон -от 40 до 75°С.
Когато трябва да се направят по-високи напрежения и да се
получат по-големи изправени токове, селеновите изправители се
свързват последователно или паралелно и образуват стълбове, та-
ка както и изправителните диоди. Селеновите изправители могат
да се свържат и по такъв начин, че да се получат така нарече-
ните пакети, конто представляват готови схеми на изправители.
Например българските селенови пакети М20С20, М250С80,
М250С120, М300С120 представляват мостова схема и имат след-
ните параметри: ефективпа стойност на изправяното напрежение,
съответно 20 V, 250 V и 300 V, и изправен ток, съответно 20 mA,
80 mA, 120 mA и 120 mA. Селеновият пакет Е240С75 представля-
ва еднопътна схема с параметри: ефективна стойност на изправя-
ното напрежение 240 V и изправен ток 75 mA.
В сравнение с германиевите и силициевите диоди селеновите
изправители имат по-ниски пробивни напрежения, по-гол<ми съ-
противления в права посока, по-големи обратни токове и по малък
коефициент на полезно действие (45—60%, докато при германие-
105
вите и силициевите диоди коефициенгьт на полезно действие е
близък до 100%). Селеновите изправители имат голям собствен
капацитет и не могат да се използуват за нзправяпе на напреже-
ния с висока честота.
Една от характерните особеиости на селеновия изправител е
неговото стареене. При продължително съхранявапе обратният
му ток може да се увеличи няколко пъти. Това явление се нари-
ча разформиране. То обаче е обратим процес и при подаване
на променливо напрежение към такъв изправител обратният ток
/обо намалява и достига номиналната си стойност след няколко
минути.
Селеновите изправители издържат значителни краткотрайни
натоварения и бързо се възстановяват след пробива, което е мно-
го важно нредимство.
Селеновите изправители независимо от малките си коефици-
ент на изправяне и коефициент на полезно действие са намерили
широко разпространение заради по-простата се технология на из-
готвяне и ниската си цена.
3.4. ИМПУЛСНИ ДИОДИ
Полупроводниковите диоди са намерили широко приложение
в различните импулсни схеми. При схемите, където се изисква
време на превключване под 1 ps, се използуват специални диоди
с малка инертност, наречени импулсни диоди.
Нека да разгледаме преходните процеси, които определят
времената на превключване в полупроводникови ге диоди. Режи-
мы- на превключване се характеризира с бързо изменение
на поляритета на напрежението върху 'диода, например при по-
даване на импулсно напрежение с правоъгълна форма. Преходни-
те процеси в полупроводниковите диоди, работещи в режим на
превключване, се определят от две явления.
Първото от тях е натрупването на неосновни токови но-
сители в базата при право свързване и разсейването им при
обратно свързване. Натрупването на неосновни токови носители
е резултат от инжекцията им в базата (дупки при я-тип база)-
Създава се добавъчна концентрация от неосновни токови носи-
тели Дц„. Тъй като носителите се движат дифузно в базата, не-
обходимо е известно време, за. да се установи разпределението
ДА/(х), показано на фиг. 3.14. Разсейването на натрупаните не-
основни токови носители е свързано с процеса на екстракция при
обратно свързване. Времето за натрупване /натр и за разсейвэне
/разе на добавъчните неосновни токови носители опрсделя инерт-
ността на нолупроводниковия диод.
Второто явление при работа на полупроводникови диоди в
режим на превключване е свързано с процесите на зареждане
106
и разреждане на бариерния капацитет, които също не се из-
вършват мигно^ено.
Когато диодите работят с големи токове (при импулсните схеми),
ягьрвото явление преобладава пред второто. При работа на диода
Фиг. 3.14
с малки токове преходните процеси изцяло се определят от за-
реждавето и разреждането на бариерния капацитет нар—/г-прехода.
Преходните процеси зависят и от съпротивлението, включе-
но във външната верига на диода. Ще бъдат разгледани преход-
ните процеси в диода при големи напрежения и токове и когато
диодът работа в схема с генератор на напрежение (малко товар-
но съпротивление в сравнение със съпротивлението на диода).
При голямо товарно съпротивление (много по-голямо от съпро-
тивлението на диода) диодът работи в схема с генератор на ток.
Нека на диода е подадено импулсно напрежение с правоъ-
гълна форма, показано на фиг. 3.15 а. В първия момент (£.) ця-
лото напрежение Unp пада върху базата (фиг. 3.15 б), а върху
запиращия слой падът на напрежението Up_n е нула (фиг. 3.15 в).
Подаването на диода на право напрежение предизвиква инжекция
на неосновни токови носители от емитера в базата, вследствие
на което съпротивлението на базата намалява. Настъпва прераз-
пределение на напрежението 77пр, като падът на напрежението вър-
ху базата намалява, а върху запиращия слой се увеличава. Започва
процес на натрупване в базата. Кривите I, 2, 3 и 4 на фиг. 3.15 6
показваг разпределението на концентрацията на инжектираните
токови носители в моментите Z,, t-i, h и Очевидно е, че при
jf=4 процесът на натрупване на неосновните токови носители в
базата е завършил. Установява се едно разпределение (крива 4)
на инжектираните токови носители в базата, като концентрацията
им намалява по експоненциален закон и се стреми да достигне
107
»
равновесна концентрация рп0 . Концентрацията на натрупаните
дупки в базата е толкова по-голяма, колкото е по-голям токът
през диода (амплитудата на* отлушващия импулс) и по-голямо
U
Фиг. 3.15
времето на живот на тези токови
носители.
При превключване на диода
от право в обратно свързване в
началния момент се наблюдава го-
лям обратен ток, който се ог-
раничава от съпротивлението на
базата на диода (фиг. 3.15 г)..
»
След превключването на диода в обратна посока започва проце-
сът на разсейване на натрупаните неосновни токови носители в
базата. Концентрацията на дупките не може мигновено да се на-
мали до равновесната. Кривите 5, 6 и 7 на фиг. 3.15 е показват
разпределението на концентрацията на дупките в базата, която
намалява с времето. Тези криви съответствуват на времената
108
/в и /7. При t=t4 концентрацията на дупките на границата на за-
пиращия слой е нула. Наличността обаче на неосновни токови
носители (дупки) в базата до момента /7 е причина напрежение-
то върху запиращия слой да не смени поляритета си. Следона-
телно до този момент р — я-преходът е в право включване. След
това (започва намаляване на обратвия ток през диода, като след
'време той се установява на стойност /обр. Необходимо е да се
отбележи, че разсейването на дупките в базата става много по-
бавно от тяхното натрупване (/разс >/натр ). Его защо времето на
разсейване определя бързодействието на диода.
За да се увеличи бързодействието на диодите, е необходимо
времето за натрупване и времето за разсейване да бъдат въз-
можно по-малки. Докато в сплавните диоди времето на разсей-
ване може да се намали до 2—3 ps при време на живо г хр —
1 ps, в специалните импулсни диоди времето на живот и вре-
мето за възстановяване са обикновено от 50 до 200 пъти по-
малки.
Към специалните импулсни диоди спадат дифузните диоди
(изготвсни по метода на дифузията), плонарно-епитаксиалните,
точковите и микроплоскостните диоди.
Дифузните диоди се характеризират с валичност на елек-
трическо поле в базата, което е спиращо за инжектираните дуп-
ки. По този начин зарядът се натрупва в една много тънка об-
лает от базата до запиращия слой. Следователно при превключ-
ване на такъв диод времето за разсейване ще бъде много по-
малко в сравнение с това при сплавните диоди. Например импул-
сният диод Д311 има време на натрупване 0,002 р5 и време на
разсейване 0,05 ps.
За да се намали времето на разсейване и времето на натруп-
ване, се използуват полупроводници с малко време на живот на
дупките хр. За тази цел базата се легира със злато. Тези диоди
имат време на разсейване от иорядъка на няколко наносекунди.
За да се намали времето на натрупване, е необходимо базата да
се прави по възможност jio-тънка.
При Шстки-диодите, конто използугат не р—л-преход, а
кентакта ме гал-полупроводник, не се наблюдава натрупване на
токови носители и времето на превключване на тези диоди е по-
малко от 0,1 наносекунди.
В табл. 3.5 са дадеви параметрите на някои импулсни съвет-
ски диоди, а в табл. 3.6 — параметрите на български планарно-
епитаксиални импулсни диоди.
109
Таблица 3.5
Съветки импулсни диоди
Тип Материал и метод на създаиане i натр, t uS разе. и V пр max, (при /пр-=50тД>
Д 18 Гермлниев точк -в 0/'8 0,07 ' 1
Д 20 Гермзияев точк-’В 0.08 0,10 0,5
Д 219 Силициев минросплавен — 0,50 1
ГД 507 Л Герма имев микрос< wавен — 0.10 0,5
1Д 311 Германией дцфузеп 0,002 0,05 1.5
2Д 503 Силициев лифузен 0,002 0,01 1
Таблица .5,6
Български силициеви плгнарни и планарно-епитаксиални
импулеи диоди
Тип U г обр max. V I о wax, mA и пр max’ V ^обр max, /«А ч,, F = ==о,/= = 1 MriZ) разе, ОУ и прими J V
2Д 5601 — 20 45 1 ' 1 4 3 1,5
2Д 5602 -40 4.5 1 1 4 3 1.5
2Д 5603 —60 50 1 1 2 3 1.5
2Д 4331 —20 45 1 0,1 4 3 —
2Д 5321 — 15 45 1 1 6 6 1.5
2Д 5323 —50 45 1 1 4 6 1.5
К/1 452 20 45 1.2 1 6 —
КД 4.522 -40 45 1,2 1 6 — —
КД 4523 —60 45 1,2 1 6 —
3.5. СВРЪХЗИСОКОЧЕСТОТНИ (СВЧ) ДИОДИ
Гсляма част от СВЧ диодите са точкови диоди, вентилните
свойства на конто са основами на контакта метал-полупроводник.
При този контакт изправянето е възможно без инжекция на не-
основни токови носители в полупроводника. Както беше отбеля-
зано, именно процесите на натрупване и разсейване при инжекция
ограничават честотния диапазон ва голяма част от полупроводни-
ковите прибори.
В зависимост от предназначение™ си СВЧ диодите биват
изправителни, превключваиш и преобразувателни.
Изправителни СВЧ диоди. В зависимост от вида на корпу-
са тези диоди биват патронни, коаксиални и вълноводни. Послед-
ните два типа позволяват да се намали значително собственият
капацитет и индуктивността на изводите на диода, като вместо
ПО
корпус се използуват непосредствено елементи на вьлноводнн
линии. На фиг. 3.16 е показана конструкцията на СВЧ диод в
коаксиално изпълцение. Кристалът 1 и контактната пружина 2
вместо в корпус са поставени в елемент от коаксиална линии.
Фиг. 3.16
Фиг. 3.17
Тъй като СВЧ диодите работят в режим на много малък
сигнал и в началната облает на ВАХ, дифузният капацитет може
да се пренебрегне по отношение на бариерния. Еквивалентната
схема от фиг. 3.6 за СВЧ диоди добива вида, показан на фиг. 3.17.
Тук Gooll е капацитетът на корпуса, a L е индуктивността на
контактната пружина, която притиска металното острие към по-
лупроводниковата пластинка.
Важен параметър на СВЧ е качественият фактор Q, който
се определя по аналогичен начин, както при варикапите от екви-
валентната схема на диода (т. 2.6). Необходимо е той да бъде
голям.
Статичните ВАХ на СВЧ диодите се отличават от тези на
обикновените точкови диоди. СВЧ диодите имат много ниско
пробивно напрежение. Това се обяснява с използуването на силно
легирани полугрэводникови магериали. Ниското специфично съ-
противление на изходния материал намалява съпротивлението
и времето на живот на токовите носители. Намаляването на вре-
мето на живот може да се осъществи и чрез легиране със злато,
което се използува широко при СВЧ диодите.
Лри СВЧ диодите се поставят изисквания към формата на
ВАХ в права посока. Зависимостта на тока от напрежението в
началната част на ВАХ трябва да бъде близка до квадрат и ч-
н а т а. Това позволява използуването на тези диоди за измерва-
нето на напрегиатостта на електрическото поле във вълноводиге.
Като се измери изправеният ток, може да се намери мощносттэ,
/ ЛИЧНА и,
(БИБЛиотек/)
\То₽др iieri A.,t> /
която е пропорционална на квадрата от напрегпатостта на елек-
трическото поле.
Превключващи СЕЧ диоди. Те биват резонансна и нерезо-
нансни.
При резонапените превключващи диоди при право свързва-
не (сигналът е положителен) малкого диференциално съпротив-
ление на р—n-прехода шунтира бариерния капацитет. Диодът
може да се представи като паралелен трептящ кръг с капацитет
Скорп и индуктивност L с последователно свързано на нея съ-
противление /?„-|-Гд. Резонансната честота на този кръг ще бъде
V *"* *^корп
При обратно свързване (сигналът е отрицателен) диодът мо-
же да се представи като последователен трептящ кръг с капаци-
тет С6 и индуктивност L и последователно включено съпротив-
ление R„ . Този трептящ кръг се получава, понеже при обратно
свързване диференциалното съпротивление е много голямо и нс
шунтира бариерния капацитет. От друга страна, Скорп *<Сс и може
да се пренебрегне. Резонансната честота на последователния треп-
тящ кръг ше се определи от капацитета Сб и икдуктивността L.
Като се измени поляритетът на напрежение! о, подавано на
диода, се включват паралелният (при положителен поляритет) или
последователният (при отрицателен поляритет) трептящ кръг. В
първия случай диодът ще представлява безкрайно голямо съпро-
тивление, а във втория — късо съединение. По този начин може
да се извършва превключване на вериги при свръхвисоки често-
ти. За да бъде диодът идеален ключ, е необходимо качественият
фактор на двата трептящи кръга (последователния и паралелния)
да бъде голям. За целта основно изисквапе, което се поставя
при тези диоди, е диференциалното съпротивление при право
свързване и съпротивлението /?,, на базата на диода да бъдат
малки.
Като превключващи СВЧ диоди могат да се използуват точ-
кови и плоекостни диоди. Необходимо е те да имат малък соб-
ствен капацитет Сб. Намаляването му може да се осъществи
чрез разширянане областта на обемния заряд.
Не резонанс ните превключващи диоди имат малко диферен-
циално съпротивление при право включване и голямо — при об-
ратно включване. Основного изискване към тези диоди е капаци-
тетите на прехода С6 и на корпуса Скорп и индуктивността на
контактната пружина L да бъдат малки. За тази цел тези диоди
се правят без контактна пружина и без корпус. В много от слу-
чайте капацитетът Сб се компенсира чрез паралелно включване
на външна индуктивност.
Превключващите диоди (резонансни и нерезопансни) работят
112
в две точки — едната в правата, а другата — в обратната част на
ВАХ. Затова няма специални изисквания към формата на ВАХ па
тези диоди.
Времето на превключване при тези диоди, както и при обик-
новените импулсни диоди, зависи от времето на натрупване й
разсейване на токовите носители в базата.
Преобразувателни СВЧ диоди. Те се използуват като сме-
сители, умножители и модулатори в областта на СВЧ. Тези функ-
ции диодът изпълнява благодарение на нелинейността на ВАХ в
началната облает. Качествата на един диод като смесител при
СВЧ се определят от свойствата на полупроведника, от който е
изготвен. Обикновено се използуват силно легирани полупровод-
никови материали с малка диелектрическа константа е и голяма
подвижност на основните токови носители.
3.6. СИЛИЦИЕВИ СТАБИЛИТРОНИ И СТАБИСТОРИ
Силициевите стабилитрони (наричат ги още Ц ен е р о в и ди-
оди, о п о р н и диоди) са полупроводникови силициеви диоди, кон-
то работят в областта на електрическия пробив при обратно
свързване. Както беше отбелязано в т. 2.7, пробивното напреже-
ние на диода зависи от специфичного съпротивление на базата.
Колкото по-силно е легирана базата (по-ниско специфично съпро-
тивление), толкова по-ниско е напрежението на пробива и обратно.
Нисковолтовите стабилитрони са диоди със силно легирана
база. Ето защо при тях електрическият пробив има тунелен ха-
рактер и те се характеризират с по-плавен преход към областта
на пробива и по-голямб диференциално съпротивление. При по-
слабо легирана база (с по-високо специфично съпротивление р8 )
напрежението на пробива е по-високо и пробивът има лавинен
характер. Повечето съвременни силициеви стабилитрони работят
в областта на лавинния пробив.
На фиг. 3.18 са показани ВАХ на съветските силициеви ста-
билитрони от типа Д 808— Д 813 при две температури: —60°С
и -|-120оС.
Основни параметри на стабилитрона. Освен параметрите,
които характеризират всеки полупроводников диод, при силицие-
вите стабилитрони се дефинират още следните основни параметри:
1. Напрежение на стабилизация Нс-,. Това е напреже-
нието в избраната работна точка А от характеристиката при ток
на стабилизация 1„ (фиг. 3.19). Този ток се изменя в граничите
от 4мп Д° Zmax- Тези токове определят работния участък на ха-
рактеристиката. При по-големи токове от /тах напрежението на
стабилизация нараства незначително. Произвежданите понастоящем
силициеви стабилитрони имат напрежение на стабилизация от 5
до 400 V и ток на стабилизация от 0,1 mA до 2 А.
8 Полупроводникови прибори
113
2. Дичпмиччо сопротивление в рабстната точна А Това
е диференциалното съпротивление в тази работна точка:
dU ~ ои
di ~ д/ *
Фиг. 3.18
Фиг. 3.19
Динамичного съпротивление характеризира изменен него на напре-
жението на стабилизация при изменение на тока през диода. Кол-
кого е по-малко това съпротивление, толкова е по-голям коефи-
циентът на стабилизация.
3. Статично сопротивление (съпротивление по постоянен
тон) в работнста точка А:
R* •
Неговата стойност се определи от напрежението и тока на ста-
билизация.
4. Коефициент на нелинейност К» . Той се изразява с от-
д/
ношението на относителното изменение у на тока през ста-
билитрона и относителното изменение - д— на напрежението, кое-
то предизвиква трва изменение на тока.
_az_
Z2Z
ки
и
*д
д
114
За да има по-добра стабилизация, е необходимо коефициентът на
нелинейност да бъде по възможност по-голям. При съвременпигс
силициеви сгабилитрони Кк =20—100.
5. Максимален ток /тах. Това е токът през диода, превиша-
ването на който води до топлинен пробив (точка В). Областта
на топлинния пробив е дадена с прекъсната линия.
6. Максим ално допустима разе сивана мощност Ррюе пак'
Рразе max — 5Дроб Дпах-
Тъй като в областта на пробива напрежението (/проб остава поч-
ти постоянно, максималната мощност зависи от тока /так. При
/Обр>/гаах, /’разе >Рра<стзх и настъпва топлинен пробив. В съвре-
менните силициеви стабилитрони максималната разсейвана мощ-
ност има стойност от 250 mW до 50 W.
7. Температурен коефициент на стабилизация ТKU„.
Този параметър е много важен за силициевите стабилитрони. Да-
ва се с израза
hU
тки„^=-П-тГ, °с-1
и представлява относителното изменение на напрежението на
it/
стабилизация-^— при изменение на температурата с 1°С.
Uст
На фиг. 2.39 е показана стойността на този коефициент при
различии типове стабилитрони в зависимост от напрежението на
стабилизация. Вижда се, че при нисковолтовите стабилитрони с
тунелен характер на пробива 1KU„ е отрицателен. При високо-
волтовите стабилитрони с лавинен характер на пробива TpU^ е
положителен.
Един от начините за намаляване на TKLM се състои в по-
следователното свързване на стабилитрон и р—/г-преход, евързан
в права посока. Така се създават така наречените т е р м о к о м-
пенсирани стабилитрони. Понеже Три на р—/г-пре-
хода е отрицателен за сравнително малки токове, повишаването
на температурата предизвиква намаляване на напрежението вър-
ху р—п прохода, като по този начин се компенсира увеличаване-
то на напрежението върху силициевия стабилитрон вследствие
неговия положителен температурен коефициент. Например термо-
компенсираният сьветски стабилитрон СКТ-15 с (7СТ=^8—9 V
има TpU„-{—1 до —20). 10 6 °C-1. Такива стабилитрони се
използуват в източниците за еталонно напрежение.
В стабилитроните с лавинен характер на пробива се наблю-
дарат значителни шумове. Те се дължат на лавинного размножа-
ване на токовите носители. При достатъчно големи токове обаче
лавинният пробив става устойчив и шумовете изчезват. При нис-
ки пробивни напряжения, когато пробивът има тунелен характер,
шумове не се наблюдават.
115
На фиг. 3.20 е показана най-просга схема на стабилизатор
на постоянно напрежение, в който е използуван силициев стаби-
литрон. Отношепието
Фиг. 3.20
се нарича коефициент на стабилизация. За получаването на по-
голям коефициент на стабилизация е необходимо динамичного
съпротивление на стабилитрона да бъде малко.
Освен за стабилизация на постоянно напрежение стабилитро-
пите се използуват в импулсните схема като ограничители и
фиксатори на ниво, като елементи за междустъпална връзка в
постояннотоковите усилватели и др.
В табл. 3.7 са показани основните параметри на никои
съветски силициеви стабилитрони.
Таблица 3.7
Съветски силициеви стабилитрони
Тип и ст, V ИГ! А / mA Г и д > тки ст • . 10-’, «с-1 р pa-iemax* W
при Z max при In
2С 156 А 5,5 3 55 46 160 0,05 0,3
2С 168А 6,8 3 15 28 120 0,06 0,3
2С 920А 2С 92ОАГ1 120 5 42 100 500 0,16 5
2С 930А 2С 930AI1 130 5 38 120 800 0,16 5
2С 980А 2С 980АП 180 2,5 28 220 1500 0,16 5
1 СК 50- 1 5,6/4000 5,6 800 40(4) 0,6 1 0,045 50
1 СК 50 24/2000 СК 50 21 400 2000 6 10 0,12 50
110/400 СК 50— 110 80 400 45 100 0,15 50
400/100 400 20 100 120 500 । 0,15 50
116
Стабистори. Стабилизация на постоянно напрежение може
да се осъществи, като се използува волтамперната харакгеристи-
яа на полупроводников диод в права посока. Силициевите диоди,
които се използуват за стабилизация на постоянно напрежение
при включването им в права посока, се наричат стабистори. За
да се получи много стръмна характеристика в права посока, с
малко диференциално съпротивление и малък пад на напреже-
нието 67пр, базата силно се легира с примеси. Известно е, че при
голяма концентрация на примесите (малко специфично съпротив-
ление на базата) ВАХ в права посска е много стръмна (фиг. 3.21).
Стабист орите имат много малък температурен коефициент в
сравнение с обикновените диоди и се характеризират с малки
напрежения па стабилизация в сравнение с обикновените
стабилитрони. Например съветският стабистор Д220С има напре-
жение на стабилизация 0,75—1,2 V, а Д223С—от 0,75 до 1 V.
3.7. ТУНЕЛЕИ ДИОДИ. ОБЪРНАТИ ДИОДИ
При тунелните диоди за разлика от обикновените полупро-
водникови диоди двете области с /-тип и л-тип проводимост са
с много ниско специфично съпротивление. За целта тези области
са силно легирапи с примеси. Концентрацията на примесите е
много висока (10к4—10-6 атома за кубичен метър). В резултат на
това ширината на прехода (на запиращия слой) е много малка
(10 2 (Ш)), т. е. два порядъка по-малка в сравнение с обикновени-
те диоди.
117
Голямата концентрация на примеси в р- и /z-областите ги пре-
връща в изродени полупроводници. При тях, както беше изяснено
в глава I, енергийните нива на примесните атоми обрэзуват зони,
конто се сливат със съответните разрешени зони на полупровод-
ника— с валентната зона на /z-тип полупроводник и със зоната
на проводимостта на /г-тип полупроводник. Нивата на Ферми tfFp
и qFn лежат не в забранената зона, както при обикновения
/г— /г-преход, а съответно във валентната зона и зоната на про-
водимое гта.
При тунелните диоди се използува преминаването на подвиж-
ните токови носители от р- в /z-обласгта и обратно вследствие
на тунелния ефекг. При 7$ЦЙф(потенциални бариери, конто се по-
лучават при много големи обратни напрежения (тунелен пробив)
и при силно легирани области пир, свободните токови носите-
ли—електроните, от л-областта преминават в//-областта и обрат-
но, без да изменят енергията си, т. е. без да преодоляват потен-
циалната бариера. Същото се отнася и за дупките, конто по ана-
логичен начин могат да преминат от еяната облает в другата.
Преминаването на свободните токови носители (електрони и
дупки) през Тд&ёЙСйпотенциални бариери, без да изменят енер-
гията си, се нарича тунелен ефект.
Ще бъдат разгледани процесите в тунелния диод, като се
анализира движението само на единия тип токови носители (на-
пример електроните) през потенциалната бариера вследствие на
тунелния ефект. Аналогично разглеждане може да се направи и
за дупките. На фиг. 3.22 е показан р—л-преходът в равновесно
(а) и неравновесно (б, в, ?, д, е, ж) състояние. Означени са и съ-
ответниге точки от ВАХ (з), конто съответствуват на даденото
състояние на р—/z-прехода. Най-голяма е концентрацията на елек-
трони в запълнените енергийни нива под нивото на Ферми qFn за
«-тип областта и под нивою на Ферми qFp— за //-тип областта.
Броят на електроните, конто биха могли да преминат тунелно от
р- в л областта и обратно, са показани с кръгчета със стрелка.
В равновесно състояние (фиг. 3.22 а} нивата на Ферми са из-
равнени (pfFp=^F^. Броят на електроните, конто могат да преми-
нат от р- в л-областта и от л- в //-областта, е един и съл. Тъй
като концентрацията на заетите с електрони енергийни нива над
нивата на Ферми е малка, показан е само по един елекгрон над
тези нива, който е способен да премине тунелно в съседната об-
лает. Вижда се, че в равновесно съет ояние поради ра венет вото на
електроните, конто преминават тунелно от п- в р-областта и от
р- в л-областта, токът през прехода е нула.
Да предположим, че на р— n-прехода е приложено малко на-
прежение 6\>0. Тогава нивото на Ферми урп се измества с
нагоре в сравнение с qFp. Зонната диаграма е показана на фиг. 3.22 б.
Вижда се, че потокът електрони от р- към л-областта намалява,
докато потокът електрони от л- към //-областта се запазва почти
118
-
Фиг. 3-22
119
сыция, както на фиг 3.22 а. Токът, който протича при това съ-
стояние, е Този ток расте с увеличаване на напрежението U,
докато U—Ui . При това напрежение (фиг. 3.22 в). Сче-
тах
видно е, че в това състояние потокът електрони от р- към п~
областта е минимален (един електрон над нивото на Ферми може
да премине в /г-областта) и следователно токът е максимален
/=/щах. При напрежение U i <U2<U / зонната диаграма е
max m’n
показана на фиг. 3.22 г. Нивото на Ферми се оказва по-високо
от нивото <рвр и следователно потокът електрони от п- към р-
областта започва да намалява. В резултат на това токът през
диода намалява. При U—Uj (фиг. 3.22 д) дъното на зоната на
min
проводимостта ф™ се изравнява с тавана на валентната зона
(фвр=фпл). Потокът от електрони от п- към /?-областта и обратно
е минимален и токът през р—л-прехода при това напрежение е
минимален — /ш1п. При напрежение U>Ui , например i73
е min
'фиг. 3.22е), започва да тече обикновеният дифузен тск при пра-
во свързване, като електроните и дупките преминават в съсед-
ната облает дифузно, преодолявайки потенциалната бариера.
При обратно свързване на р—п- прехода (фиг. 3.22 ж) потокът
от електрони от р- към л-областта нараства, докато от л- към р-
областта се запазва същият, както в равновесното състояние. През
р—л-прехода протича обратен ток, който расте с увеличаване на
обратного напрежение. Това бързо нарастване на обратния ток
при тунелните диоди се дължи на увеличаването на потока от
електрони от р- към л-областта, понеже броят на эапълнените
енергийни нива с електрони във валентната зона на /?-обдастта е
огромен. 9
Тунелните диоДи се изработват от германий, галиев арсенид
и други полупроводникови материали. За да се пэлучи голяма
концентрация на примесите (германият се изражда при концентра-
ция 1023 атома за кубически метър), се използува фосфор или ар-
сен като донор и алуминий и галий — като акцептори. Тези еле-
менти имат много добра разтворимост в германия. Най-перспек-
тивният полупроводников материал за тунелни диоди е галиевият
арсенид.
Р—л-преходът в тунелните диоди се получава по сплавния
метод.
Електрически параметри. ВАХ на тунелни диоди от различ-
ии материали са показани на фиг. 3.23. ВАХ на тунелния диод
се характеризира с падащ участък (от Ui до U/ ), в който
max min
диференциалното съпротивление е отрицателно. Основните пара-
параметри на тунелните диоди са:
1. Максимален ток /тах и минимален ток /min.
2. Напрежение Ui и напрежение Ui , съответству*
max m’n
ващи на тези токове.
120
3. Отрицателно диференциално съпротивление в падащия
участък на ВАХ.
— dU ~
гд ~~ а/ ~ Д/ '
Фиг. 3.23
Фй1 3.24
4. Напрежение на скока UCK. Това е разликата между на-
преженията в точките В и А на ВАХ (фиг. 3.22 з). Това са двете
напрежения, при конто токът добива стойност /тах.
max
Този параметър се използува при работата на тунелния диод ка-
то релаксионен генератор или в схема с две уст ойчиви състояния_
5. Капацитет на р—п-прехода С& . Той е голям поради мал
ката ширина на запиращия слой.
6. Съпротивление на неутралните области и омическите
контакта Rn .
7. Максимална честота fmar. Максималната честота на ту-
нелните диоди може да достигне до 1С0 ООО mHz поради голяма-
та скорост, с която се пренасят токовите носители при тунелния
ефект.
На фиг. 3.24 е показана еквивалентната схема на тунелния
диод. В нея Сб е бариерният капацитет, г~ —отрицателното ди-
ференциално съпротивление в ладащия участък на ВАХ, Ra —
съпротивлението на неутралните области и на омическите контак-
та, и L — индуктивност та на изводите. Наличността на иядуктив-
ност L показва, че при някаква честота могат да настъпят пара-
121
зитни трептения даже при огсъствие ' на външни реактивности
Колкэто е по малка индуктивността на иззодиге, толкова е по-
голяма честотата на ларазитните тредгения и диодът може да
работи при по-високи честоти. 8
Тунедните диоди се изпотзуват в превклочващи и импулсни
схема, за генериране и усилване на сигнали.
В табл. 3.8 са дадени параметрите на никои тунелни съвет-
ски диоди.
Таблица 3.8
Съветски тунелни диоди
Тип Материали I mA max f max U1 , max V U V CK 9 C pF >
/ . mn
ЗИЗО1А Ga As 2 >8 <0,18 >0/7 < 12
ЗИЗО1Б GaAs 5 >8 < ',18 0/7—0,97 < 25
ЗИЗО1В GaAs 5 >8 <",18 0,82-1,12 < 25
ЗИ.Я) г GaAs 10 >8 < ',18 >0,62 < 50
1П302А 1ерманий 1,7— 2,3 >4,5 <0,06 >0,31 •< 80
1И302Б Германий 4,3— 5.8 >4,5 <(>,'•6 >0,3 I <.5J
1И31 2В 1 ерманий 8,5-11,5 >4,5 <",06 >0,31 <183
1И302Г Германий 13—17 >4,5 <0,06 >0,31 1 <200
Обьрнати диоди. При концентрация на примесите в р- и п-
областите, по-малка от тези при тунелния диод, но по-голяма от
концентр-цаята при обикновения диод се получават диоди с ин-
тересна ВАХ в обратна посока. Те се наричат обърнати диоди.
Фиг. 3 25
На фиг. 3.25 е показана зонната диаграма на такъв диод. При
средна концентрация на примесите нивото на Ферми qFp за /2-тип
областта съвпада с тавана на валентната зона (yFp — <pd/J), а ни
122
A
вото на Ферми qFn за л-областта съвпада с дъното на зоната на про-
водимостта <рпя ((f>Fn — cp„n)- В равновесно състояние q>Fp фгл и следо-
вателно - ЧЧ» -<ргл = <Рлп- От енергийната диаграма се вижда, че
тунелен ток ще тече само при обратно свързване на р—л-прехо-
Фиг. 3.26
да, а при право свързване тунелният ефект изчезва и токът в
права посока има дифузен характер.
ВАХ на обърнатия диод е показана на фиг. 3.26. Обратният
ток е много голям при малки обратни напрежения, докато при
същата стойност на напреженияга в права посока токът е много
малък, т. е. характеристиката на обърнатия диод е точно обратна
на тази на обдкновените полупроводникови диоди. Следовагелно
диодът има малко съпротивление в обратна посока и голямо — в
права посока при сравнително малки напрежения (0,3—0,5 V).
Обърнатият диод има следните особености в сравнение с
обикновените изправителни диоди:
1. Нисък пад на напрежение в посоката ”на пропускане (об-
ратно свързване), което е предимство.
2. Ниско напрежение в посоката на непропускане (право
свързване), тъй като не бива да се работи в учасгъка II от ВАХ,
където токовете са големи. Това показва, че тези диоди могат да
се използуват при малки амплитуди на изправеното напрежение —
от 0,3 до 0,5 V.
Обърнатите диоди се използуват като изправители, детектори
и смесители при СВЧ поради много добрите си честогги свой-
ства. Имат честога на превключване до 1 nS.
123
ГЛАВА ЧЕТВЪРТА
ТРАНЗИСТОРИ
4.1. УСТРОЙСТВО И ОСНОВНИ ПРОЦЕСИ
В ПЛОСКОСТНИЯ ТРАНЗИСТОР
Транзисторът е полупроводников прибор, който представлява
комбинация от два р—rt-прехода в една пластинка от монокри-
стален полупроводников материал. Той може да се използува за
усилване и генерирэне на електрически сигпали, а така също и в
ключови импулсни схеми. Точковият транзистор е открит в 1948 г.
от Бардин и Братейн, а на следващата година Шокли дава съ-
временната теория на р—/z-прехода и предлага плоскостния тран-
зистор.
В зависимост от начина на редуването на областите с раз-
личен тип проводимост се различават:
— р—п—//-транзистори, при които външните слоеве имат про-
водимост от //-тип;
— и—р— /г-транзистори, при които външните слоеве имат п-
тип проводимост.
Принципът на работа на двата типа транзистори е еднакъв.
Разликата се състои в поляритета на външните източпици и в
посоката на протичане на токовете през чях. Изводите, които ще
бъдат направени за р—п—//-транзит орите, са валидни и за п—
р—/г-транзистори ге.
На фиг. 4.1 са дадени структурите на/?—п—// транзистор (п)
и на п—р—/г-транзистор (б) и тяхното означение. -Средната об-
лает се нарича база (/г-тип за р—п—//-транзистора и //-тип за
/г—р—/г-транзистора). Двете крайни области се наричат съответно
емитер и коле к тор (//-чип за р—п—//-транзистор /г-тип за
/г—р—/г-транзистор). Емитерът и базата сбразуват емитерния
преход, а колекторът и базата-—колекторния преход.
Получаването на двата р—/г-прехода в плоскостния транзис-
тор може да стане, както при диодите по епдавкия, дифузния
или планарно-епитаксилния метод, които бяха разгледани в
т. 2.3.
Еа фиг. 4.2 е показана структура! а на сплавен плоскостей
транзистор. От двете страни на пластинка от монокристален п-
германий с дебелина 0,1—0,2 шт се поставят таблетки от ак-
124
по
в
е
цепторен материал, обикновено индий. След това пластинката с
двете таблетки се загрява във вакуумна или водородна пещ до
температура 450— 550°С, при която таблетките от индий се сто-
пяват и се образува сплав с определен състав (германий и индий).
След изключването на пещта
сплавта изстива и се образуват
тънки слоеве от /2-германий от
двете страни на пластинката,
означени с прекъспата линия на
чертежа. Процесът на нагрява-
нето продължава, докато раз-
стоянието между двата р-слоя
(ширината на базата да) стане
няколко десетки микрона. По-
върхността на капката от индий
е почти чист индий, който обра-
зува омически контакти с р-слое-
вете. Към тях се запояват вън-
шните изводи на емитера и
колектора (обикновено никелов
проводник). От пластинката
«-германий се прави извод за
базата. Специфичното съпроти-
вление на рекристализиралия
слой е много малко (ОД—1 Qni).
С други думи, емитерът и ко-
лекторът са нискоомни в срав-
нение с базата. За добрата и
правилна работа на транзистора
• база га се прави тънка (да е мал-
ко). Колекторът е с по-голяма
повърхност в сравнение с еми-
гера. Това му позволява да съ-
бира даже онези неосновни то-
кови носители, които се движат
от емитера под някакъв ъгъл
към оста на транзистора. Площ-
га на емитера определи така
наречената активна част иа
базата.
При сплавните транзистори
движението иа токовите носители
е дифузно и затова те се наричат д и ф у з н и
ствие. Транзисторите, при които р—л-преходите
дифузния метод, се наричат дрейфови поради това, че дви-
жението на неосновните токови носители в базата се извършва
под действието на вътрешно ускоряващо поле в нея. При рабо-
принцип на деи-
са получени по
125
тэта на транзисторите независимо от метода, по който са изгот-
пени, се забелязва както дифузнс, така и дрейфово движение на
неосновните токови носители в базата. Наиме нованието обачеидва
от това, кой механизъм на движение преобладава. Ще бъдат раз-
Фиг. 4.2
гледани като по-прост и сплавните (дифузни) транзистори. Дрей-
фовите транзисюри ще бъдат разгледани в отделна точка.
Много често както за дифузните, така и за дрейфовите тран-
зистори се използува наименование биполярни транзисюри.
Това наименование е във връзка с факта, че в тяхната работа
участвуват едновременно и двата типа токови носители — елек-
трони и дупки. .
Основни процеси в плоскостния транзистор. При използу-
ването на транзистора като усилвателен прибор външните изгоч-
Фиг 4.3
ници са включени към емитера, базата и колектора така, че еми-
терният преход е свързан в права посока, а колекторният — в
обратна (фиг. 4.3). Напрежението Ее, което се прилага на еми-
126
терния преход, е от иорядъка на десетки части от волта, а на-
прежението L с— няколко волта или няколко десетки волта.
При право свързване на емитерния преход емитерът инжек-
тира дупки в базата, конто са
Те се движат дифузно в ба-
зата под действието на гра-
диента на концентрацията на
тези носители. Като достиг-
нат гранипата на колектор-
ния преход, те попадат в ус-
коряващо за тях поле, тъй
като колекторният преход е
евързан обратно и премина-
ват в колектора. В колектор-
ната верига протича ток, кой-
то създава пад на напреже-
ние върху товарного съпро-
тивление /?с-
Тъй като дебелината на
базата w се избира да бъде
много по малка от дифузион-
ната дължина на неосновните
токови нссители Лд,може да
се счита, че рекомбинацията
в базата между неосновните
носители — дупки, и основни-
те носители — електрони, е
малка. ToiaBa голяма част от
инжектираните дупки от еми-
тера в базата ще досгигне
до колектора. Ето защо из-
ходнинт (колек(Орен) ток
ще бъде почти равен на
входния (еми!ерен) ток.
Необходимо е ладът на
напрежение върху съпроти-
влението А'с да не превишава
ник £с,т. е.
Jc & Rc <<£ci- ic Re
неосновни токови носители за нея„
Фиг. 4.4
напрежението на външния източ-
<£с с4-1)
В противен случай колекторният преход ще се окаже вклю-
чен в права посока и полез о му ще бъде спиращо за неоснов-
ните носители, достигнали до колектора. От друга страна, колек-
терът сам не залочне да инжектира дупки в базата.
На ф> г. 4.4 са показани зонните диаграми на транзистора в
равнот е . i o състояние (при отсъствие на захранващи напрежения)
(а) и ври гцрмално захранване на преходите (о).
127
Обикновено колекторът и емитерът са силно легирани с при-
меси. по ради което нивата на Ферми qEE и qFC лежат близо до
валентната зона. Базата е по-слабо легирана и е високоомна, като
нивото на Ферми фгв се намира близо до средата на забранена-
та зона.
За да се обяснят пронесите на движение на токовите носи-
тели в транзистора, ще използуваме възприетата при разглежда-
нето на р—п-прехода аналогия: електроните ще разгледаме като
метални топки, а дупките — като „тапи“. От фиг. 4.4 а се вижда,
че електроните от емитера и колектора могат да преминат лесно
в базата (топки, конто падат от високо към ниско), докато об-
ратният процес на преминаване е много рядък. Дупките от база-
та лесно могат да „изплуват“ в емитера и колектора, но преми-
нава гето на дупки от емитера и колектора в базата е затруднено.
Или, с други думи, електроните от базата и дупките от колекто-
ра и емитера трябва да имат достатъчна потенциална енергия, за
да преодолеят потенциалната бариера. Обратно, електроните от
колектора и емитера и дупките от базата свободно могат да пре-
минат в съседната облает. В равновесно състояние има равенство
на токовете от дупки и електрони, протичащи в едната и другата
посока, така че ток през транзистора не протича.
Във втория случай (фиг. 4.4 б) вследствие включването на еми-
терния преход в права посока се понижава потенциалната бариера
на емитерния преход с Ее. Това позволява да започне процес на
инжекция на дупки от емитера в базата и на електрони от база-
та в емитера, тъй като тяхната потенциална енергия вече е до-
статъчна, за да преодолеят потенциалната бариера. Обикновено
концентрацията на дупки в емитера и колектора е много по-го-
ляма от концентрацията на електрони в базата. В такъв случай
може да се счита, че инжекция га е еднопосочна — от емитера
към базата.
Общият ток, който протича през емитерния преход, е токът
1е ~ 1вр+1Еп, (4-2)
където /Ер е токът от дупките, инжектирани от емитера в базата,
а 1еп — токът от електрони, инжектирани от базата в емитера.
Посоките на инжектиране са противоположни, но двата тока имат
еднаква посока поради това, че са обусловени от токови носите-
ли .с противоположен заряд (дупки и електрони).
Инжектираните в базата дупки, конто са вече неосновни то-
кови носители за нея (основните са електроните), се движат ди-
фузно под действието на градиента на концентрацията на тези
носители. Когато достигнат до колекторния преход, те попадат
под действието на ускоряващо за тях поле, понеже колекторният
преход е евързан обратно. Те лесно преминават в колектора под
действието на това поле. Наличността на голямо външно напре-
жение Ес увеличава достатъчно много потенциалната бариера на
128
колекторния преход. При това положение в колекторната верига
може да се включи значително съпротивление /?с, без да има
опасност падът на напрежение върху това съпротивление IcRc
да стане по-голям от Ес (4-1) и колекторният преход да премине
в право свързване, което е предпоставка за инжекция на дупки
от колектора в базата.
При своето движение в базата част от дупките рекомбинират
с основните токови носители на базата — електроните, и в базата
протича ток /д. Поради това, че базата е тънка, само една малка
част от дупките рекомбинират. Останалата част достига до ко-
лектора. Колекторният ток е равен на сумата от два тока:
1с—1ср+1со, (4-3)
където токът 1Ср се определя о г тази част на инжектираните
дупки от емитера в базата, конто достигат до колектора, а 1со е
обратният колекторен ток. Той се дава с израза
Ico—icop-Vlcon, (4-4)
> където leap е дрейфовият ток от дупките, конто се движат от
базата към колектора, a Icon — дрейфовият ток от движениато на
неосновните токови носители (електроните) от колектора към ба-
зата. Обратният колекторен ток има посока, еднаква с посоката
на тока Названието обратен колекторен ток идва не от по-
соката на тока, а от това, че- колекторният преход е свързан в
обратна посока. Това е в действителност обратният ток на колек-
горния преход.
За добрата работа иа транзистора е необходимо токът от
дупките Пер да бъде много по-голям от електронния ток 1еп{1ер^-
^>1е^, защото само токът 1Ер протича и през колекторния преход.
Токът 1ек не допринася за усилването на транзистора.
Отношението
(4-5)
__ ^Ер_____1Ер
^Е ^Ер+^Еп
е коефициентът на инжекция (2-51) на емитерния преход и се
нарича ефективност на емитера. Неговата стойност се
движи в граничите от 0,95 до 0,995. За да се получи голяма
ефективност на емитера, е необходимо концентрация а на основ-
ните токови носители в емитера pf да бъде много по-голяма от
концентрацията на основните токови носители пп в базата или
Рр . Обикновено разликата в концентрациите е два-три поря-
дъка в полза на концентрацията на основните токови носители
на емитера. Или, с други думи, специфичного съпротивление на
емитера трябва да бъде много по-малко от това на базата рь
(емитерът — нискоомен, а базата — високоомна).
9 Полупроводникови прибора
129
Отношението
\Ср 0-6)
JEp
се нарича коефициент на пренасяне в базата и по-
казва каква част от инжектираните в базата дупки достига до
колекторния прехсд и преминава в колектора. Този коефициент
има стойност от 0,£6 до 0,£95. Както беие отбелязано,. различае-
те между токовете /сР и /ер се дглжи на рекомбинацията на дуп-
ките с осношше токови юсвтели (е/ектренте) в базата. За да
се полупи по-голяма стойност на този коефициент, е необходимо:
— базата да бъде тънка (w малко), за да се съкрати пътят
на дифузия* на дупките и вероятността за рекомбинация;
— основните носители в базата да имат малка концентрация
пп , което също намалява вероятността за рекомбинация, т. е.
необходимо е базата да бъде високоомна.
Вследствие на рекомбинацията в базата протича ток 1В
(фиг. 4-3), равен на разликата между токоьете в емитера и ко-
лектсра:
1в = 1е—1с. (4-7)
На фиг. 4.5 е показано разпределението на токовите носите-
ли в трите области на р—п—/у-транзистор. От фигурата се виж-
да значително по-голямата концентрация на основни токови носи-
тели в емитера и колектора в сравнение тази на базата.
Изразът
а=-^- (4-8)
130
се нарича интегрален коефициент на предаване на тока и
представлява отношението на тока от дупките в колектора /сР
към емитерния ток Ie-.
Може да се докаже, че
а = у х. (4-9)
Интегралният коефициент на предаване на тока се движи в
гранините от 0,93 до 0,99, което показва, че колекторният тек
представлява от 93 до 99 % от емитерния ток. Този коефици-
ент е основен параметър на транзистора. Както ще видим, от
него зависят усилвателните свойства на транзистора. Например
германиевият транзистор SFT352 има а=0,98, а силициевият
планарно-епитаксиален транзистор 2Т3401 — « 0,99.
Токоразпределението в транзистора се подчинява на равен-
ството
1е=1с+1в, (4-10)
което се получава от (4-7) и се подчинява на първия закон на
Кирхоф.
Интегрално уравнение на колекторния ток. Както беше
отбелязано, колекторният ток 1с е сума от тока /Ср и обратния
колекторен ток 1Со и се дава с израза (4-3). Като се използува
равенство (4-8), може да се определи токът 1ср като произведе-
ние™ <х1е . Тогава изразът за колекторния ток добива вида
1с —ос'е +1со, (4-11)
което се нарича интегрално уравнение на колекторния ток на
транзистора.
Модулация на базата. Както е известно, ширината на р—п-
прехода зависи от приложеното на него напрежение. Тъй като
емитерният преход е свързан в права посока, неговата ширина
е малка. Следователно изменението на ширината му при из?лене-
ние на приложеното на него напрежение няма съществено зна-
чение. Колекторният преход обаче е свързан обратно., и има
значителна ширина. Следователно нейното изменение при' изме-
нение на колекторното напрежение има много важно значение за
работата на транзистора. Поради това, че базата е високбомният
слой, може да се счита, че колекторният преход е изняло раз-
положеи в базата. Следователно измененията на неговата ширина
с изменение на колекторното напрежение водят до изменение на
ширината w на базата. Този ефект се нарича модулация на ши-
рината на базата или ефект на Ерли. Увеличаването на напреже-
нието UCb на обратно свързания колекторен преход води до
разширяване на колекторния преход и намаляване ширината (сте-
сняване) на базата.
131
Ефектът на модулация на базата води до:
1. Увеличаване на интегралния коефициент на предаване на
тока а. Стесняването на базата с увеличаване на напрежението
Ucb води до намаляване вероятността за рекомбинация на дифуз-
но движещите се неосновни носители в базата. Последнего озна-
чава, че коефициентът на пренасяне в базата х се увеличава, а
оттам и интегралният коефициент а (4-9).
2. Колекторният ток /сстава функция на колекторното напре-
жение Ucb- Това следствие произтича от казаното в точка 1.
Колекторният ток е функция на интегралния коефициент а (4-11)
и следователно на колекторното напрежение Ucb-
3. Измени се концентрацията на неосновните токови носители
в базата и следователно колекторният преход освен зарядния
капацитет има и значителен дифузен капацитет.
4. Измени се времето за дифузия на дупките в базата, а от-
там се влияят и честотните свойства на транзистора.
5. Появява се в ъ т р е ш н а обратна в р ъз к а п о на п р е-
ж е н и е. Тя се състои в зависимостта на напрежението на еми-
терния преход от напрежението на колекторния преход. При тън-
ка база (да<£Р ) топлинният ток на р—л-нрехода зависи обратно
пропорционално от дебелината на базата. Следователно, като се
измени напрежението на колекторния преход, се измени дебелина-
та да на базата и топлинния ток на емитерния преход /ео- А това
съгласно уравн. (2-45) за ВАХ на емитерния преход води до из-
местване на тази характеристика, т. е. напрежението на емитерния
преход се явява функция от напрежението на колекторния преход.
4.2. ФИЗИЧЕСКИ ПАРАМЕТРИНА ТРАНЗИСТОРА
Параметрите, конто характеризират транзисторите, са:
— физически, конто са пряко свързани с физическите явления
в транзисторите;
— четириполюсни, конто се определят въз основа на раз-
глеждането на транзистора като четириполюсник.
Физическите параметри на транзистора са: интегралният кое-
фициент на предаване на тока а, диференциалният коефициент
на предаване на тока а, съпротивлението на емитерния преход
ге, съпротивлението на базата ге , съпротивлението на колектор-
ния преход ге, коефициентът на обратна връзка по напрежение
обратният колекторен ток /со и капацитетите на преходите
Се И Се.
1. Интеграле,н коефициент на предаване на тока а. Този
коефициент се определи с израза (4-8) и неговият смисъл беше
разгледан в точка 4.1.
132
2. Диференциален коефициент на предаване на тока а..
За оценка на усилвателното действие на транзистора се въвежда
параметърът диференциален коефициент на предаване на ток а,
който се дава с равенството
(4-12)
и представлява отношение™ на променливотоковите компонента
на колекторния ic и емитерния ie токове при условие, че изхо-
дът представлява късо съединение за променливотоковата компо-
нента (//< =0) или отношение на достатъчно малки нараствания
на токовете [с и 1е при условие, че изходното напрежение Uc
се поддържа постоянно.
Диференциалният коефициент на предаване на тока а е също
основен параметър на транзистора. От него се съди за възмож-
ностите на транзистора като усилвателен елемент.
Например германиевият транзистор SFT308 при постояннотоьов режим
UCE——6 V и Ic= -1 и А има а 0,985, а силициевияг планарио-епитаксиалеп
транзистор 2Т3771 —а=0,996.
Между диференциалния а и интегралния а коефициент същс-
ствува теоретично определена връзка. Те могат да се измерят
опитно и не се различават съществено, така че може да се приеме
а«=«а.
3. Съпротивлението на емитерния преход ге се определи,
като
при Uc — const.
Физически то представлява диференциалното съпротивление на
емитерния преход или съпротивлението за променлив ток в ста-
тичен режим (/?с=0) и при Uc = const. Дава се с израза (2-58)
за диференциалното съпротивление i: 1 р /7-прехода, свързан в
Чт
права посока re = ,~ •
‘е
Съпротивлението на емитерния преход е право пропорцио-
нално на температурния потенциал срт (следователно и на темпе-
ратурата 7') и обратно пропорционално на емитерния ток 1е. По-
неже при стайна температура температурният потенциал фу =25 mV
за ток Д = 1 mA съпротивлението на емитерния преход гс =25 £2’
4. Съпротивление на колекторния преход гг. Определи се
като
dUc \ / \
I Ie “const I A U I /y=-=const
ЛИЧНА
БИБЛИОТЕКА
433
То представлява диференциалното съпротивление на колекторния
преход при условие, че емитерният ток се поддържа постоянен
( е = const). Дава се с израза
V 6£о 1Е '
Диференциалното съпротивление
омно. Неговата голяма стойност
(4-13)
на колекторния преход е високо-
се дължи на слабата зависимост
на колекторния ток от колекторното напрежение. Вследствие на
това при големи изменения &Кс измененията на колекторния
ток Д/с са много малки. Измененията на колекторния ток се
дължат на ефекта на модулация на базата.
От израза (4-13) се вижда, че съпротивлението на колектор-
ния преход е право пропорциопално на квадратния корен на ко-
лекторното напрежение и на квадрата на дифузионната дължина
Lp и е обратно пропорционално на квадрата на дебелината па
базата w и на емитерния .ток 1Е.
Диференциалното съпротивление на колекторния преход има
стойност от порядъка на няколко мегаома.
5. Коефициент. на обратна връзка по напрежение |iee. Той
характеризира влиянието на колекторното напрежениэ върху еми-
терното, което се обяснява с ефекта на модулация на базата и
се определи като:
dt/£ \ / д//£ \
у 4=const у J IE =const
Коефициенгьт на обратна връзка по напрежение показва из-
менениего на напрежението UE при изменение на колекторното
напрежение с 1 V при условие, че емитерният ток се поддържа
постоянен. Коефициент р.ег== —(1—3). 10~4. Неговият отрицателен
знак се дължи на факта, че при увеличаване на Uc се стеснява
базата вследствие ефекта на модулация на базата, което води
до увеличаване на емитерния ток 1Е. За да остане 1Е, постоя-
нен, е необходимо UE да се намали.
Коефициентът на обратна връзка по напрежение се дава с
израза
Фу
“'Ж ’
(4-14)
От този израз се вижда, че коефициентът е
* kT
— право пропорционален на температурния потенциал <ру =— ,
Ч
което показва, че с увеличаване на температурата Т той се уве-
личава;
— обратно пропорционален на квадратния корен на колектор-
134
ното напрежение и следователно с увеличаване на колелгорното
напрежение коефициентът рес намалява;
— обратно пропорционален на дебеливата на базата -w.
6. Обемно съпротивление
представи като сума
Гв -\-fe2,
където r„i е омическото съ"
противление на базовата об"
ласт, а г,л — диференциално"
то й съпротивление.
Омическото съпротивле-
ние /«1 зависи от конфигу-
рацията иа базата, т. е. от
конструкцията на транзисто-
ра и от спщифичното
на базата гв. То може да Се
съпротивление на материала
Съпротивлението гвч характеризира
Фиг. 4.6
на базата.
влиянието на напрежение-
то на колектора Uc върху ширината на базата zv вследствие
изменението на ширината на колекторния преход.
За различните типове транзистори обемното съпротивление
има стойкости от 100 до 1600 S2.
7. Обратен колекторен ток 1со Обратният колекторен ток
беше определен с равенство (4-4) в т. 4.1. Той може да се из-
мери при отворена верига на емитера (фиг. 4.6), т. е. при /е=0.
В колекторната верига се включва микроамперметър и източник
за захранване Ес. Този ток не е нищо друго освен тока на на-
сищане на колекторния преход, който е свързан обратно. При
мощни транзистори обратният колекторен ток може да бъде от
порядъка на милиампери, така че в този случай в колекторната
верига се включва подходящ милиамперметър.
Обратният колекторен ток на германиевия транзистор S^T352 при напре-
жение Uce~~24 V е 5 рА, а на силициевия планарно-епитаксиален транзи-
стор 2Г3101 при t7C£-=10 V е 50 nA.
8. Капацитет. на емитерния преход Се .Той има две компо-
нента: бариерен (заряден) Себ и дифузен Сеа. Тъй като емйтер-
ният преход е свързан в права посока, дифузният капацитет е
много по-голям от зарядния и може да се счита, че Се #=аСед.
9. Капацитет на колекторния преход Сс. Той също се
състои от две компонента: дифузен и бариерен капацитет. Поне-
же колекторният преход обикновено е свързан в обратна посока,
то ССб>»ССд и в такъв случай Сс ^Сс&. Капацитетът на колектор-
ния преход е от порядъка на десетки и стотици пикофаради и
шунтира високоомното съпротивление на колекторния преход.
Вследствие на това капацитетът на колекторния преход оказва
съществено влияние върху работата на транзистора при висо-
ки честоти.
135
4.3. ЗАВИСИМОСТ НА ФИЗИЧЕСКИТЕ ПАРАМЕТРИ
ОТ ТЕМПЕРАТУРАТА И ПОСТОЯНО7ОКОВИЯ РЕЖИМ
Физическите параметри на транзистора зависят от температу-
рата и постояннотоковия режим (колекторния ток и колекторно-
то напрежение).
Зависимост от температурата. На фиг. 4.7 са показани за-
висимостите на физическите параметри от температурата. От
фигурата, а също така въз основа на дадените вече в т. 4.2
зависимости за физическите параметри могат да се направят
следните изводи:
1. Съпротивлението. на емитерния преход ге (2-58) и коефи-
циентът на обратна връзка (4-14) зависят линейно от темпе-
ратурата.
2. Останалите параметри ге , гс и у— също нарастват мо-
нотонно с увеличаване на температура/га. При графиките за г„ при
германиеви транзистори се забелязва тъп максимум при темпе-
ратура 20—70°С. След тази температура съпротивлението на ба-
зата намалява, защото примесният полупроводник на базата по-
степенно се превръща в собствен. При същата температура се
забелязва подобен максимум и за съпротивлението на колектор-
ния преход. Намаляването на това съпротивление при по-високи
температури се дължи на влиянието на утечните токове и на
изменението на коефициента на лавинно умножение /И.
Зависимост от постояннотоковия режим. Параметрите на
транзистора зависят от постояннотоковия режим. Величинитег
определящи този режим, са напрежението на колектора Uc и
емитерният ток 1е (или колекторният ток 1С поради това, че
разликата в двата тока е малка).
136
На фиг. 4.8 а и б са показами зависимостите ва физическите
параметри на транзистора съответно от колекторното напрежение
Uс при постоянен емитерен ток 1Е и от', емитерния ток 1Е при
постояненно напрежение на колектора Uc. Въз основа на ,даде-
Фиг. 4.8 I
ните вече зависимости за физическите* параметри в т. 4.2 и^гор-
ните фигури могат да се направят следните изводи:'^ и
1. Съпротивлението на емитерния преход ге практически не
зависи от колекторното напрежение, а^се изменя обратно^ про-
порционално на емитерния ток (2-58).
2. Съпротивлението на колекторния преход е обратно иро-
порционално на емитерния ток и право пропорционално на квад-
ратния корен на колекторното напрежение Uc (4-13).
3. Отношението се увеличава с увеличаване на колек-
торното напрежение Uc поради ефекта на модулация на базата.
При увеличаване на колекторното напрежение базата се стеснява,
вероятността за рекомбинация се намалява, което води до уве-
личаване на коефициента а, а оттам и на отношението -
Зависимостта на отношението - от тока на емитера 1Е има
вида на крива с максимум при сравнително малки емитерни то-
137
кове. Между 1^а и /е нема пряка зависимост, но на практи-
ка при /е <ZlEoPt увеличаването на емитерния ток води до поява-
та на вътрешно електрическо поле в базата и намаляване на
рекомбинацията, а следователно и до увеличаване на коефи-
циента а. При lE~>JEoPt с увеличаване на емитерния ток се уве-
личава рекомбинацията и следователно коефицйентът а намалява.
Тези я тения са много сложни и няма да бъдат разгледани тук.
4. Коефициентът на обратна връзка не зависи от емитерния
ток, но намалява с увеличаване на колекторното напрежение (2 14).
5. Оземното съпротивление на базага намалява с увеличава-
не нз емитерния ток поради нарастване броя на основчите и не-
основните токови носители в базата. Зависимостта на гв от
колекторното напрежение е много слаба. Изключение празят
високочестотните транзистори с много тънка база. Увеличаването
на гв при увеличаване на колекторното напрежение се дължи на
ефекта на модуляция на базата.
4.4. ССНОВНИ СХЕМИ НА СВЪРЗВАНЕ НА ТРАНЗИСТОРА
Транзисторът е триполю сник, като трите полюса електроди
са емитерът, базата и колекторъг. В зависимост от това, кой от
електродите ще бъде общ за входа и изхода, се използуват три
основам схеми на свързване на транзистора:
— схема обща база (ОБ);
— схема общ емитер (ОЕ);
— с х е м а общ колектор (ОК).
Както ще видим по-нататък, схемата ОЕ намира най-голямо
приложение поради това, че има най-добри усилвателни свойства
(най-добре усилва по напрежение и по ток, и следователно по
мощност). Най-рядко се използува схемата ОБ. Тя намира прило-
жение предимно при схеми, конто работят при много високи
честоти, понеже има най-добри честотни свойства.
И при трите схеми на свързване управляващ се явява емй-
терният преход. Дскато при схеми ОБ и ОЕ входного напреже-
ние се прилага изцяло на него и напрежението е равно на
входного, при схема ОК съществува 100% отрицателна обратна
връзка по напрежение и изходното напрежение се връща изцяло
на входа. При тази схема напрежението на управляващия еми-
терен преход е разлика между входного и изходното напреже-
ние,. Ею защо схема ОБ и ОЕ усилват по напрежение, а схема
ОК не усилва по напрежение..
138
Схема обща база
На фиг. 4.9 е показана схема на свързване обща база (ОБ).
Входните и изходните напрежения се отчитат спрямо общия
електрод (базата), който може да бъде свързан към мас-а (земя).
Разглежданията и изводите,
конто бяха направени дотук,
се отнасят за схема обща ба-
за. Интегралният коефициент
на предаваче на тока « и инте-
гралното уравнение на колек-
торния ток бяха изведени при
тази схема.
Нека да разгледаме усилва-
телиото действие на транзисго-
ра въз основа на фиг. 4.9. На
входа се пбдава променливо на-
Фиг. 4.9
прежение «вх с малка амплитуда, така че във входната верига наред
с постояннотоковата компонента на емитерния ток протича и
променливотоковата компонента ie. Това довежда до протича-
нето на про иенливотокова компонента и в колекториата верига.
Тази компонента създава пад на напрежение върху съпротивле-
нието Rc{'c Rc Кизх). При подходящ избор на Rc и Ес изход-
ното напрежение кизх може да бъде много по-голямо от входно-
то. Следователно схемата ОБ усилва по напрежение. Диферен-
циалният коефициент на предаване на тока а е по-малък о г
единица и следователно схемата не усилва по ток. Схемата
ОБ усилва по мощност. Входного съпротивление е нисксомно
(от порядъка на няколко ома до няколко десетки ома), а изход-
ното — високоомно (от порядъка на няколко мегаома). Схематта ОБ
не обръща фазата на усилваното напрежение.,
От интегралното уравнение на колекторния ток (4-11) чрез
заместване на а с а(ая«а) се получава
1с +Ro.
(4-15)
Or равенства (4-7) и (4-15) за тока /р се получава
1в=1е—1с—— <х) /е—Ico-t (4-16)
Ако се премине към малки амплитуди на променливотоковиге
съставни, от (4-15) и (4-16) се получава •
— ocle
1в =(1 — «)г(. . (4-17)
От (4-17) се получава изразът (4-12), с който беше дефиниран
139
диференциалният коефициент на предаване на тока «——Ф-
при ис =0
Схема общ емитер
При схемата на свързване на транзистора общ емитер (ОЕ>
емитерът се явява общ електрод за входа и изхода (фиг. 4.10).
Тази схема е най-често използуваната в транзисторната схемотех-
Фиг. 4.10
ника. Ще определим основните зависимост и параметри при тази
схема.
Интегрален коефициент на усилване по ток р. Той изра-
зява отношение™ между частта от емитерния ток 1ср~к!Е, до-
стигнала до изхода, и частта от емитерния ток, конто протича в
базата 7д =(1 — а) 1Е.
Понеже то
а /р
4^-а 1Е
(4-19)
Интегрално уравнение на колекторния ток. От (4-15) за
к1е се получав^ к1Е=1с—1со, а от (4-16) — (1—а)1Е=1в -\-lco .
Заместваме в (4-19) и получаваме
_ 1с—1 со
+1со
(4-20)
Ако решим това равенство по отношение па 1с, получаваме
140
lc —Р 'в +(!+₽) /со- (4-21)
Това уравнение се нарича интегрално уравнение на колсктор-
п ия ток на схема ОЕ.
Връзка между интегралнигпе ксефициенти к и р. Karo се
гамести с равната му сума 1с+1в в (4-11), се получава /с =
= а (/с +/в)+/со или решено по отношение на /г—
/с = —“ [lS + 1 _ /со. (4-22)
1—а 1 —а
Като се сравнят (4 21) и (4-22), се получава връзката между аир:
8 = и а= Ь (4-23)
1— х 1+₽
Диференциален коефициент на усилване по ток р. Той се
изразява с отношението на променливотоковата компонента на
изходния ток 1С и променливотоковата компонента на входния ток
in при условие, че изходът е даден на късо за промепливотоко-
вата компонента («, =0), или с отношението на достатъчно мал-
ките изменения на постояннотоковите компонента на изходния
гок Д/с и входния ток А/# при условие, че изходното напрежение
Ijc се поддържа постоянно:
(t \ /d 1^ \ / Д/х- \
_/_) —с. I (4-24)
/ и -О \ /# / О' —const \ В I U «const
'с \ ! С \ > С
Връзката между интегралния коефициент р и диференциал-
ния коефициент р може да се получи от вече приетото с извест-
но приближение равенство между а и а. Следователно
р=»-^- (4-25)
Тогава уравн. (4-21) добива вида
/с-₽/в+(!+₽)/со. (4-26)
Ако се премине към малки амплитуди за променливотокови-
ге компонента на входния (ZB) и изходния (ic) ток, от (4-26) се
получава
ic — р /в (4-27)
Коефициентът на усилване по ток р е най-важният спра-
вочек параметър на транзистора. В действителност от него се
определят усилвателните свойства на транзистора. Макар че стой-
ностга на коефициента р зависи от режима на работа на транзи-
стора и от температурата, на практика това е една константа в
141
доста широки граници. От гледна точка на конструкцията той
зависи най-много от ширината на базата, като при по-тясна база
е по-голям.
Дифер енциалцият коефициент на усилване по ток £ се дви-
жи в граничите от 5 до 500 и повече в зависимост от типа на
транзисторите. В схема ОЕ транзисторът усилва по напрежение,
както в схема ОБ. Следователно усилването по мощност при
тази схема на свързване е най-голямо. Схемата ОЕ обръщафа-
зата на усилваното напрежение. Входного съпротивление е
средне голямо (до няколко килоома), а изходното е по-малко в
сравнение със схема ОБ (няколко десетки до няколкостотин ки-
лоома).
Величината 1с.о (1+р)/со е обратният колекторен ток при
схема ОЕ. Той е няколко десетки пъти (1+р) по-голям, откол-
кото при схема ОБ. Например при (3=100 и со—1 рА, при схе-
ма ОЕ обратният колекторен ток /со се получава 100 рА.
Схема общ колектор (емитерен повторител)
При тази схема (фиг. 4.11 а) колекторът се явява общ елек-
трод за входа и за изхода. Товарного съпротивление /?£- е вклю-
чено в емитерната верига, като изходното напрежение мизх се сне-
ма от това съпротивление. Входного напрежение «1)Х е приложе-
но между базата и земя. Както се вижда от фиг. 4.11 б, която
по променлив ток е еквивалентна с тази на фиг. 4.11 а, напреже-
нието иее, действуващо на управлявляващия емитерен преход, се
явява разлика между входного и изходното напрежение псв=
= пвх—Иизх, т. е. цялото изходно напрежение се подава'на’ входа
и се изважда от входного. В този случай е налице 100% отри-
Фиг. 4.11
цателна обратна връзка по напрежение. Обстоятелството, че из-
ходното напрежение е винаги по-малко от входного с напреже-
нието ие8 (мИзх=«вх—«еЯ), определи коефициент на усилване по
142
напрежение по-малък от единица [4^ = изх вх—Понеже
\ «вх Ивх
напрежението иев има малка стойност, изходното напрежение има
почти същата стойност като входното (но винаги е по-малко от
него). Освен това и фазата на изходното напрежение е съща-
та като тази на входното. Ето защо тази схема се нарича още
емитерен повторите л.
Интегрално уравнение на емитерни я ток при схема ОК.
За да го изведем, ще използуваме интегралното уравнение на то-
ка при схема ОБ (4-11). Като се замести /с- с равната му разли-
ка 1е—/в, се получава
/е—/в —п/е У/со-
Това уравнение се решава по отношение на /Е и се получава
/е — /д’4----= 1со-
I —а 1—а
Но ——=14-0. Тогава
1—а
/е = (1 4-Ю /в +(14- р) /со, (4-28)
което представлена интегралното уравнение на изходния (емитер-
ния) ток при схема общ колекгор.
Ако заместим р с р от (4-28), се получава
1е - (1 4- р) /в + (1 4- Р) /со- (4-29)
За променливотоковите компонента ie и 1в от (4-29) може
да се запише
ie ~(1 +р) 1е . (4-30)
Диференциалният коефициент на усилване по ток, който е
отношение между токовете ie и ie (изходен и входен), за тази схе-
ма на свързване е 1+р, т. е. приблизително е еднакъв с този при
схема общ емитер. Но напрежение обаче тази схема не усилва.
Коефициентът на усилване по напрежение е по-малък от еди-
ница, но много близък до единица. Следователно по мощ-
ност схемата усилва еквивалентно на схема ОБ. Вход-
ното съпротивление е голямо (десетки и стотици килоома),
а изходното — малко (няколко ома до няколко десетки
ома). Обратният колекторен ток е /со=(14*₽) /со, ,т. ' е. както
при схема ОЕ.
143
4J5. СТАТИЧНИ ХАРАКТЕРИСТИКИ НА ТРАНЗИСТОРА
Фиг. 4 12
Статичните характеристики на транзистора изразяват съотно-
шенията между токовете и напреженията на неговите електроди
в статичен режим, когато липсва товарно съпротивление и кога-
то напреженията и токовете са по-
стоянни във времето.
При транзистора основни и
най-често използувани в практи-
ката статични характеристики са
тези, при конто като независими
променливи се използуват входният
юк и изходното напрежение U2,
а като зависими — входного наире
жение и изходният ток 72
(фиг. 4.12). Сыцествуват четири тина статични характеристики:
1. Входни характеристики
tA=/(/i) при Z72=const.
Ге дават зависимостта между входния гок и входного напреже-
ние при условие, че изходното напрежение е постоянно.
2. Характеристики на предаване (усилване) по ток
(/J при U*—const.
Те дават зависимостта между изходния и входния ток при усло-
вие, че изходното напрежение е постоянно.
3. Характеристика на обратна връзка по напрежение
(t/2) при const.
Ге дават зависимостта между входного и изходното напрежение
при условие, че входният ток е постоянен.
4. Изходни характеристики
l^f (U3) при const.
Те дават зависимостта между изходния ток и изходното напре-
жение при условие, че входният ток е постоянен.
Статични характеристики на транзистора, включен
по схема обща база
На фиг. 4.13 е показана схемата за измерване на статичните
характеристики на транзистор, включен по схема обща база. С
цел да се получи плавно регулиране на напреженията се изпол-
зуват сдвоени потенциометри. Поради това, че входного съпро-
тивление на транзистора по постоянен ток е малко, милиампер-
144
метърът във входната верига се включва преди миливолтметъра,
за да се намали грешката при отчитане на входного напрежение.
В изхода милиамперметърът е включен след волтметъра, тъй ка-
то изходното съпротивление на транзистора по постоянен ток
е голям о.
Фиг. 4.13
При схема ОБ входного напрежение UL и входният ток /г
са^съответно напрежението Ueb и токът 1е, а изходното напре-
жение и изходният ток са съответно напрежението Ucb и токът
1с. Нека да разгледаме характеристиките при тази схема.
1. Входни характеристики
UEB=f (/Е) при Ucb—const.
Входната характеристика представлява характёристйката на един
реален р—л-преход (емитерен преход), като зависимостта между то-
ка 1е и напрежението Ueb се дава с вече известната експонен-
циална зависимост (2-61), кояго в случая има вида
/е — Ieo е ,<Рг •
На фиг. 4.14 а са показани входните характеристики при
различии напрежения Ucb, а на фиг. 4.14 б — началният участък
на тези характеристики в по-голям мащаб. Вижда се слабото
влияние на колекторното напрежение върху емитерния ток. С
увеличаване га колекторното напрежение емитерният ток се уве-
личава, макар и слабо. Влиянисто на колекторното напрежение
върху емитерния ток се дължи на ефекта на модулация на ба-
зата. Това влияние определя вътрешната обратна връзка по на-
прежение в транзистора.
Цапреженгето Ueb на транзисторите е малко (0,1—0,3 V при
германиевите и 0,3—0,9 V при силициевите транзистори). При по-
високи напрежения I ев от тези токът 1е може да стане, недо-
пустимо голям, да на тъпи топлинен пробив в емитерния. преход
и в резултат транзисторът да се повреди. .
10 Полупроводникови приборн
145
От фиг. 4.14 б се вижда, че при UCb=Q характеристика!»
минава проз началото на координатната система, докато при ня-
какво отрицателно напрежение на колектора тя се измества и
при в емитерната верига протича малък ток 1/:. При за-
Фиг. 4.14
пушен транзистор (отрицателно напрежение Ueb) и при напреже-
ние Ucb — 0 протича така нареченият обратен ток на еми-
терния преход 1ео (1ео при напрежение — Ucb)-
2. Характеристики на предаване (усилване) по ток
1с — / (1в) при Ucb— const.
Фиг. 4 15
На фиг. 4,15 а са показами характеристиките на усилване по
ток при различии стойкости на напрежението Ucb, а на фиг. 4.15 б—
началният участък на тези характеристики..
146
Зависимостта между изходния и входния ток се дава от ин-
тегралното уравнение на колекторния ток при схема ОБ (4-15).
Вижда се, че тази зависимост е линейна. Ъгловият коефициент
на тази права представлява диференциалният коефициент на пре-
даване по ток а. Влиянието на колекторното напрежение върху
колекторния ток се обяснява с ефекта на модуляция на базата и
се изразява в слабо изместване на характеристиките при увели-
чаване на колекторното напрежение. От уравн. (4-15) се вижда,
че при отворен емитер (/£-=0) в колекторната верига протича
обратният колекторен ток 1со (фиг. 4.15 б). Така че характеристи-
ките не започват от началото на координатната система, а нача-
лото им е изместено кагоре по ординатната ос на разстояние /со.
3. Изходни (колекторна) характеристика
Ic^f {Ucb) при /t= const.
На фиг. 4.16 са показани изходните характеристики при раз-
личии стойности на емитерния ток. Вижда се, че тези характе-
ристики са почти успоредни на абсцисната ос, което показва, че
колекторният ток /с слабо зависи от колекторното напрежение.
Уравнение (4-3) за колекторния ток показва, че основната компо-
нента на колекторния ток 1сР е частта от дупките, инжектирани от еми-
тера в базата и успели да достигнет до колектора. Движението
на дупките в базата е дифузно. Следователно токът 1сР е дифу-
зен и не зависи. от напрежението Ucb, а от градиента на кон-
ценграцията на неосновните токови носители в базата | ]• Сла-
бата зависимост на колекторния ток от колекторното напреже-
ние се дължи на ефекта на модулация на базата. От интеграл-
147
ното^уравнение^на колекторния ток се вижда, че токът /с е
пропорционален на интегралния коефициент а. При изменение на
колекторното напрежение вследствие модулацйята на базата' а=ух
се изменя, понеже се изменя коефициентът на пренасяне в база-
Фиг. 4.17
га х. Това води до изменение и на колекторния ток /с. Той се
увеличава с увеличаване на колекторното напрежение.
При /д = 0 в колекторната верига протича обратният колек-
торен ток /со. Това е волтамперната характеристика на свърза-
ния в обратна посока колекторен преход. С увеличаване на еми-
терния ток характеристиките се изместват нагоре. При Ucb—О
колекторният ток /с не е равен на нула. За да стане той равен
на нула, е необходимо да се подаде на колекторния преход по-
ложително напрежение от порядъка на 0,1—0,2 V (право свърз-
ване на колекторния преход). Токът 1с е равен на нула в точ-
ките на пресичане на характеристиките с абсцисната ос (характе-
ристиките с прекъсната линия). При по-нататъшното увеличаване
на Ucb, Ic рязко се увеличава и променя посоката си.
4. Характеристики на обратна връзка по напрежение
UEB—f {Ucb) при /£ = const.
Тези характеристики са показани на фиг. 4.17. Те могат да
се получат и от входните характеристики. Наклонът на характе-
ристиките показва слабата зависимост на напрежението UEb от
напрежението Ucb, която се дължи на ефекта на модулация на
базата. Вижда се, че с увеличаване на тока 1Е характеристиките
се сгъстяват, което се дължи на нелинейността на входните ха-
рактеристики. Те, както видяхме, имат експоненциален характер.
На фиг. 4.18 са дадени четирите семейства характеристики
на обща координатна система. Обикновено в справочниците ха-
148
рактеристиките ее дават в този вид. Достатъчно е да бъдат^да-
дени изходните характеристики и характеристиките на обратна
връзка по напрежение. От тях лесно могат да се получат вход-
ните характеристики и характеристиките на усилване по ток.
V
U£B
Фиг. 4-18
Статични характеристики на транзистора,
включен по схема общ емитер
На фиг. 4.19 е показана схемата за измерване на характе-
ристиките на транзистора по схема ОЕ. При тази схема на свърз-
ване входният ток' /, и входното напрежение U\ са ^съответно
+
Фиг. 4.19
токът 1в и • напрежението Use, а изходното напрежение и изход-
ният ток са напрежението Uce и токът 1с.
1. Входни характеристики
!n f (UBe) при Uce—const.
149
На фиг. 4.20 са дадени входните характеристики. Зависи-
мостта на тока на базата от напрежението U be е нелинейна(екс-
ноненциална). При големи отрицателни стойности иа .колектор-
ното напрежение Uce (до Uce—Ube в случая от—20\V до -IV)
то влияе слабо на тока на базата и тези входни характеристики
представляват тесен сноп. При по-малки стойности на колектор-
ното напрежение (Uce<JJbe) зависимостта на тока на базата от
напрежението Uce се увеличава, тъй като колекторният преход е
вече право свързан.
Тези характеристики по вид са идентични с входните харак-
теристики при схема ОБ, но при общ емитер изместването на
характеристиките при увеличаване на отрицателните значения на
Uce е надясно, докато при обща база е наляво. Това се обясня-
ва с ефекта на модулация на базата. С увеличаване на напреже-
нието Uce се намалява ширината на базата, което -води до уве-
личаване на коефициента а, т. е. съответното изменение на ко-
лекторния ток се получава за сметка на по-малко изменение на
тока на базата. Една и съща стойност на напрежението Ube се
получава при по-малък ток на базата /«, ако отрицателното
колекторно напрежение е по-голямо (в случая — 20 V).
Характеристиките не започват от началото. Отпушването на
транзистора (1В =0) става при някакво напрежение Ubeo (Ubeo за
характеристиката при £/<?д=0 и Ubeo за характеристиката при
Uce=—20 V).
2. Характеристики на усилване по ток
1в f (Ic) при Uce= const.
150
Тези характеристики са показани на фиг. 4.21 и се описват с
уравнението (4-26). За отрицателни стойности нЭ напрежението
/Тед по-големи от—1 V, те представляват тесей сноп линии. С
увеличаване на отрицателните стойкости на Uce те се изместват
наляво. При малки стойно-
сти на напрежението Uce
(no-малки от—1 V) наклоны 4
•на характеристиките силно
зависи от напрежението Uce- зг~
При напрежение Uce=® ха-
рактеристиката е разположена
под абсцисната ос. Тогава tr.
двата прехода са свьрзани
паралелно в права посока. В о,8-
този случай колекторният ток
протича в противоположна
посока, т. е. насочен е към
транзистора. При отворена г' ~
база (Zb =0) през транзи- фш- 4.21
стора протича обратният ко-
лекторен ток при схема
ОЕ /со=(1 +£) /со- Следователно характеристиките не минават
през началото на координатната система, а началото им е изме-
степо кагоре по ординатната ос на разстояние /со-
Наклоны на характеристиките на усилване по ток определи
коефициента на усилване по ток р.
3. Изходни (колекторни) характеристики
Ic—f (Uce) при /в = const.
Тези характеристики са дадени на фиг. 4.22., Съществуват
никои различия в сравнение с изходните характеристики при схе-
ма ОБ:
а. Възходящият участък е разположен в областта на малки-
те отрицателни стойности на напрежението Uce- Базата има ма-
лък отрицателен потенциал спрямо емитера (напрежението Ube
има стойност десети части от волта) и колекторният преход пре-
минава вправо свързване не при малкиположителни колекторни на-
прежения, както е при схема ОБ, а при малки отрицателни на-
прежения.
б. Наклоны на характеристиките е зпачително- по-голям.
в. Отделяйте характеристики са на различии интервали ед-
на от друга, докато тези дри схема ОБ са почти на еднакви ин-
гервали.
При /в —0 токът, който протича в колектора, е обратният
к олекторен ток /со=(1 4- /со-
151
4. Характеристики «а обратна връзка по напрежение
UBE—f (1/св) при 1В — const.
Тези характеристики са показами на фиг. 4.23. При колектор-
ни напрежения Uce<JJbe двата^прехода са свързани паралелно и
в права посока и зависимостта между напреженията UBE и Uce
е много силна. Това е възходящият участък на характеристики-
Фиг. 4.23
те. При UCe>Ube колекторният преход се запушва, обратнага
връзка отслабва, но е* по-силна в сравнение с тази при схема ОБ..
Затова зависимостта иа напрежението UBe от Uce е по-силно из-
разена в сравнение със схема ОБ.
152
При увеличаване на тока 1в се забелязва сгъстяване на ха-
рактеристиките, което се дължи на нелинейността на входните
характеристики.
На фиг. 4.24 са дадени четирите семейства характеристики
на обща координатна система за българския транзистор SFT35L.
Фиг. 4.24
Обикновено в справочниците се дават само изходните харак-
теристики и характеристиките на обратна връзка по напрежение..
От тях могат да се получат всички параметри на транзистора, а
когато е необходимо, и ос ганалите две семейства характеристики —
входни и на усилване по ток.
Характеристиките на схема ОК не се дават в справочниците
и при необходимост могат да се снемат опитно.
4. 6. ФИЗИЧЕСКИ ЕКВИВАЛЕНТНИ СХЕМИ НА ТРАНЗИСТОРА
Физическите еквивалентни схеми представляват съчетание от
пасивни елементи (/?, £, С) и генератори на напрежения или ток,
конто са равни или пропорционални на разгледаните вече физи-
чески параметри. Тези еквивалентни схеми в най-общия случай са
много сложни, ако трябва точно да моделират свойствата на
транзистора в различии схеми на свързване и в голям честотен
диапазон. При ниски и средни честоти реактивните елементи мо-
гат да бъдат пренебрегнауи и транзисторът може да се предста-
153
ви с много проста еквивалентна схема за малките изменения на
токовете и напреженията. Тази еквивалентна схема може да. се
използува при работа в режим на малки сигнали (усилвателен
режим) и в този случай тя изразява много точно физическите
явления в транзистора.
Фиг. -1.25
На фиг. 4.25 е показана Т-образната еквивалентна схема на
транзистора при схема ОБ. Как го се вижда, в еквивалентната
схема участвуват три съпротивления. Това са физическите пара-
метри : съпротивлението на емитерния преход ге , съпротивление-
то на колекторния преход ге и обемното съпротивление на базата
г„. В еквивалентната схема участвуват два генератора на напре-
жение. Генераторът на напрежение гт 1е в колекторната верига
изразява усилвателния ефект на транзистора, който се състои в
получаване на достатъчно голяма амплитуда на тока във високо-
омната колекторна верига (lc —a ie). Този генератор се нарича
зависим генератор на напрежение и е управляван от ток,
тъй като стойността му зависи от входния ток ie, т. е. управля-
ва се от него. Коефициентът на пропорционалност има дименсия
на съпротивление и се означава с гт. Може да се лекаже, че
това съпротивление е
!с -
Вторият генератор на напрежение се намира във входиата
верига и е равен на Той също е зависим генератор на
напрежение, но се управлява от колекторното напрежение и, .
Коефициентът на процорционалност е коефициентът на обратна
нръзка по напрежение. Този генератор изразява наличността на
вътрешната обратна връзка в транзистора, т. е. връщането на
част от изходното напрежение па входа. Както видяхме, тази
вътрешна обратна връзка се дължи на ефекта на модуляция на
дебелината на базата. Понеже p,cf е много малък, този генератор
може да се пренебрегне и еквивалентната схема се опростява.
Посоките на токовете и напреженията, означени на фигурата, са
154
действнтелните црсоки за един и съш полупериод на входного
напрежение ие.
Така разгледаната еквивалентна схема на транзистор при схе-
ма ОБ може да се представи вьв вида, даден на фиг. 4.26. Тук
Фиг. 4.26
вместо зависим’Денератор на напрежение rm ir се използува за-
нисим генератор на ток aie , управляван от входния ток 1е. До-
казва се, че коефициентът на пропорционалност а е приблизи гел-
ио равен на коефициента на предаване по ток « (а^х). В тази
еквивалентна схема вторият зависим генератор се пренебрегва по-
ради малката му стойност.
От дотук разгледаните Т-образни еквивалентни схеми на
транзистора при схеми ОБ могат да се получат съответните ек-
вивалентни схеми на транзистора при схема ОЕ и ОК.
От схемата на фиг. 4.25 като за общ полюс се използува
емитерът, при условие се получава еквивалентната схема на
схема ОЕ (фиг. 4.27 а). Тъй като входният ток е токът на
базата iв, необходимо е зависимият генератор да се управлява от
него, а не от тока i* както е на тази еквивалентна схема. Чрез
преобразуване на схемата от фиг. 4.27 а се получава еквивалент-
ната схема на фиг. 4.27 б. Колекторното съпротивление в тази
схема е
jjp
За удобство е сменена посоката на входния ток 1в (навътре), кое-
то е довело до смяна на посоките на токовете 1е и ic.
От еквивалентната схема на фиг. 4.27 б може да се получи
физическата еквивалентна схема със зависим генератор на ток
(фиг. 4.27 в). Тук коефициентът на пропорционалност в в зависи-
мия генератор е равен на коефициента на усилване по ток р.
Аналогични еквивалентни схеми за схема ОК са показани на
(' АЙЧЙА X 155
библиотека)
Toftop НедсАчев у
фиг. 4.28. На фиг. 4.28 а е показана физическата евивалентна
схема със зависим генератор на напрежение, управляван от
тока i,, а на фиг. 4.28 б — със зависим генератор на ток, уп-
равляван от тока 1е.
Разгледаиите еквивалентни схеми намират много широко приложение''при
теоретичен анализ на различии трацзистории усилвателии схеми. Като се нзпол-
зува еквивалентната схема на фиг. 4.27 в за схема ОК (фиг. 4.10), може да се
начертае еквивалентната схема на фиг. 4.29. 1ази еквивалентна схема позволява
да се намерят изрази за коефициентите на усилваие по напрежение и по ток.
както и за входного и изходното съпротивление. Нека да определим израза за
156
входного съпр!отивление. То се дава с отношението на входного напрежение «и
и входния ток /вх, т. е, . вх . Но входният ток е токът iB . Следователно
ZBX
и
RKX^> . От друга страна входного напрежение ивх е равно на с умята от па-
товете на напрежения върху съпротивленията ге и гв , т. е.
UBt’=re zex+re *е
Използувахе известиата връзка между токовете ie и 1е
*е=(1+₽Х.-(!+%,-
Заместваме в горного равенство Z с неговото равно и получаваме
ивх^г ‘вх + С.(1 + ₽Хвх •
От това равенство за входного съпротивление се получава
^вх~Г« +(1+₽)ге-
Тази формула показва, че входного съпротивление на транзистора зависи
от съпрогивлеиието на базата г р , съпротивлението иа емитерния преход и
коефициента иа усилване по ток ₽.
Например, ако rfi 100 2, г^=25 2 и [3=50, то/?И1=1350 2.
Като се използуват законите иа Кирхоф, по аналогичен начин могат да се
намерят изразите за коефициентите на усилване по ток и по напрежение.
4. 7 ПАРАМЕТРИ НА ТРАНЗИСТОРА КАТО ЧЕТИРИПОЛЮСНИК
Физическите параметри, макар и да са непосредствено свър-
зани с физическите пронеси в транзистора, имат недостатъка, че
не мо^ат направо да бъдат измерени. Това се дължи на факта, че
вътрешната базова точка В' е недостъпна. Затова по-голямо при-
ложение намират параметрите и еквивалентниiе схеми, конто се
определят при разглеждане на транзистора като четириполюсник.
157
Както вече видяхме, транзисторы е триполюсник с три елек-
трода: емитер, база и колектор. При свързването на транзистора
в схема той може да се разглежда като четириполюсник, като
единият от електродите е общ за входната и изходната верига
(фиг. 4.12). За положителни посоки на токовете и напреженията
са избрани посоки към транзистора за токовете, и от общим
електрод за напреженията. Този четириполюсник е активе я,
защото освен пасивни елементи съдържа и зависими генератори
на напрежение и ток.
При разглеждането на транзистора като четириполюсник ще
считаме, че той е л ив еен четириполюсник. В общия слу-
чай транзисторы' е нелинеен елемент, понеже съществува нели-
нейна зависимое! между напреженията и токовете на електроди-
те му. Ако обаче напреженията и токовете се изменят с по-мал-
ко от 10 20% от величините, задаващи постояннотоковия режим
(много малки изменения на / и U>,ce запазва права пропорционал-
ност между съответните величини. В този случай транзисторы
може да се разглежда като линеен активен четирипо-
л ю с н и к. Горното условие е изпълнено, когато транзисторы се
използува за усилване на малки амплитуди. Това ни дава основа-
ние да приложим теорията на линейните четириполюсници Ьри раз-
глеждането на транзистора като четириполюсник.
От фиг. 4.12 се вижда, че входните величию са напрежение-
то £7, и токът /], а изходните величини — напрежението (J., и
токът /2. Между тези четири величини съществуват функционал-
ни зависимости. Ако две от тези величини се изберет за незави-
сима променливи, а останалите две за зависими, могат да се де-
финират шест варианта системи параметри, дадени в долната
таблица.
независши величины зависими величини система параметри 4 А их, ь2 '1. U2 U2,l2 * и,, л
Us А и,. К A- U2 Z/g, /2
Z V h а f ь
От теорията на линейните активни четириполюсници е изве-
стно, че зависимостите между напреженията и токовете на вход-
ните а изходните изводи се изразяват със система от две линей-
ни уравнения, в конто участвуват четири коефициента, конто
могат да се разглеждат като четирипол юсни параметри
на транзистора. Както се вижда от таблицата, могат да се дефи-
нират, измерят и изчислят шест системи четириполюсни парамет-
158
ри на тразистора, но практическо приложение намират от тях —
2, у И fl.
Система z-параметри. Като независима променливи в тази
система се използуват токовете 4 и /а, а като зависими — напре-
женията и U2. Съответните функционални зависимости имат
вица
i£A=/i(4, 4)
1*4=Л(Л>4).
От гях се получава системата линейни уравнения, чиито коефи-
циенти представляват z-параметрите. Тя има вида
I иг — zlt 4+z)2 4
. и2=z2i i j + z22 ft (4 -3!)
Тук напреженията и токовете са малките изменения на постоян-
но токовите компонента или амплитудите на променливотоковите
компонента на токовете и напреженията.
От тази система уравнения могат да се дефинират z-пара-
метрите на транзистора:
1. Входен импеданс zn.
zH при f2== 0 (условието 4=0 означава отворена изходна
верига за променливотоковата компонента).
2. Обратен проходен импеданс zja.
z!2=-= при 4=0 (отворена входна верига за променливо-
/о
токовата компонен га).
3. Прав проходен импеданс Zai.
U. гл
-аг— ПРИ 4=0.
4. Изходен импеданс z».2-
и2 г п
z22 £ при 4=0.
Условието за отворена входна и изходиа верига за промен-
ливотоковата компонента може да се осуществи чрез включване
на голяма индуктивност последователно съответно във входа и
изхода. Тя ще представлява голямо съпротивление за променли-
вотоковата компонента и нулево —за постояннотоковата, като по
този начин ще се осигури необходимият постояннотоков режим.
В най-общия случай z-параметрите са комплекс ни величини.
При ниски честоти обаче може с достатъчна за практиката точ-
ност да се счита, че z-параметрите имат чисто активен характер.
Тогава се говори за г-параметри и системата уравнения (4-31).
добива вида
lli — Гц 4+/'ia 4
«Я ==/21 4+42 4 .
(4-32)
159
Както вече видяхме, съществуват три схеми на свързване на
транзистора — ОБ, ОЕ и ОК. Следователно съществуват три си-
стеми 2-параметри за трите схеми на свързване. Съответните
уравнения за ниски честоти имат вида:
а. За схема ОБ:
uc=r2uie+r^sie. (4-33)
Тук напреженията и токовете са съответно:
«i=«,
и.2=ис i2=ic,
•а на съответните параметри се поставя индекс в.
6. 3 а схема ОЕ:
= гц<Л +гце1с
\ue=r2ieie +r22eie. (4-34)
Напреженията и токовете са съответно:
l^i,
lt^ — Uc 12—1с,
а на съответните параметри се поставя индекс е.
в. За схема ОК:
lie —I’licie -Ь-ГпсЗ-е
ue=r2ie ie +r22cie . (4-35
Тук напреженията и токовете са съответно:
t^=ue i2=ic,
а на съответните параметри се поставя индекс с.
Може да се намери връзката между z-параметрите при три-
те схеми на свързване, която е дадена в табл. 4.1. Тя позволява
при известии z-параметри на едва схема на 'свързване да се на-
мерят същите за осзаналите две схеми.
z-параметрите на транзистора зависят от постояннотоковия режим и от тем-
пературата. Например германиевия за транзистор SFT3.‘2 при постояннотоков ре-
жим исе= —6 V и 1С = — 1 mA и при стайна температура я-параметрите имат
следните стойности: зПе=961 2, z12(,=11.9 2, z21e=—1,9.10® & и z22e =37,1 X
хю3 е.
Еквивал ентни схеми на транзистора с четириполюс-
ни z-параметри. Като се изходи от системата (4-31), може да
160
Таблица 4.1
Връзка между 2-параметрите при схеми ОЕ, ОБ и ОК
Пара-
метри
Чрез z-параметрите на
схема ОЕ
Чрез z-параметрите на
схема ОБ
Чрез «-параметрите на
схема ОК
2П<- — zlla zllc ~zl2c ~~z21c +г22с
Z12e — zlla ~z12e Z22c ~zl2c
г21е — zlla ~Z2le z22c ~~Z2\c
Z22e — zlle ~Z12a '“z21a+z22s Z22c
г\2в
г21в
Z22e
zIJe
гПе ~zl2e
Z1 е ~Z2le
zlle ~z12e~~Z21e ~z22e
г11с ~ z12c ~~z21e +г22с
zitc~~z2lc
Zllc ~z12c
gBc
гПе
Z12C
г21с
Г22с
zlle ~z12e~z21r ~~Z22r
z22e~z12e
z22e~z21e
z22e
z22e
z22b ~Z2U
г22в ~Zl2e
zUb zl2u ~Z2lfi +Z22«
се състави еквивалентната схема, показана на фиг. 4.30. Тази схе-
ма е формална и няма никакво преимущество пред представянето
иа транзистора със системата уравнения (4-31).
В качеството на еквивалентни схеми на транзистора с г-па-
раметри най-често се използуват Т-образните еквивалентни схеми
от вида на Т-образните еквивалентни схеми с физически парамет-
ри. За да се състави подобна еквивалентна схема, е необходимо
да се намери връзката между физическите и г-параметрите на
0—--------------------- --------—0
Фиг 4.30
транзистора. За целта използуваме Т-образната еквивалентна схе-
ма с физически параметри за схема ОБ при условие, че рес— 0
(фиг. 4.31). Тъй като транзисторът се разглежда като четирипо-
11 Полупроводникови прибори
161
люсник, посоката на изходния ток ic условно се приема навътрс
(обратна на физическата посока). Това води до смяна и на посока-
та на зависимия източник гт1е. Прилагаме втория закон на Кир-
хоф за контурите / и 2 и получаваме уравненията
(4-36>
at=reie+r, (le+ir)
«г-(4+4)г. +rcic+rmiF.
Фиг. 4.31
След преобразуване се получава
«г’Ф’е+П. К+г« 4
iic^(r„+rt )ig+(re +rc)ic.
(4-37>
Като сравним (4-37) със съответните уравнения на четирипо-
люсника (4-43), можем да запишем
rn«=rf+re
П2в ~Г„
ГЦв — ГтЛ'Гс
гщ,-гв +ге. (4-38)
От горн ите равенства могат да се изразят физическите парамет-
ри с r-параметрите на транзистора:
ri2e гт >2М--------fl2«
г в —Гпв Гс-1'22в— г12с
гт г21« ~г12а
а --------- —--------.
Ге г22к г12г.
(4-39)
Гогава Т-образната еквивалентна схема с физически параметри
добива вида, показан на фиг. 4.32. От тази еквивалентна схема
може да се получи и Т-образната еквивалентна схема със зависим^
генератор на ток.
162
Получената връзка между физическите параметри и г-иара-
метрите важи за схема ОБ. По аналогичен начин могат да се
получат съответните връзки за схемите ОЕ и ОК. Тези зависимо-
сти са дадени в табл. 4.2.
Четириполюсните /-параметри могат да бъдат измерени, а
чрез връзките, дадени в табл. 4.2, могат да бъдат определени фи-
Таблица 4.2
Връзка между г-параметрите
и физическите параметри иа транзистора
Параметри Схема на св-ьрзнане
ОБ ОЕ ок
гм гп Г81 Г22 гв агс +гв гс +ги 1 1 1п я ' + г г 7 „ 7-г? Т 1 t + я,»
зическите параметри, който, както вече отбелязахме, не можем да
измерим директив поради недостъпността на вътрешната базова
точка.
Системата z-параметри почти не се използува при транзисто-
рите поради трудността при установяване на режима г2=0 (висо-
ко изходно съпротивление на транзистора).
Система уь-параметри. Тази система параметри намира' широ-
ко приложение при транзисторите. Като независими променливи
се използуват напреженията и £7г, а като зависими — токове-
те /, и /а. Съответните функционални зависимости имат вида
t/2)
М<).
163
Системата линейни уравнения, чиито коефициенти са ^-пара-
метрите, имат вида
д'1 _у11
Ь=’У21‘11+У22^. (4-40)
От тази система могат да се дефинират у-параметрите на
транзистора:
/. Входна проводимост уп.
уи= ~ - при «2=0 (условието «2=0 означава късо съеди-
нение на изхода за променливотоковата компонента).
2. Обратна проход на проводимост у12.
у12= ~~ при «!=0 (късо съединение на входа за промен-
ливотоковата компонента).
3. Права проходна проводимост. у21.
bi- при и2=0.
4. Изходна проводимост у22.
У22= ~ при «х=0.
Режимът на късо съединение за променливотоковата компо-
нента може да се осъществи с включването на кондензатор с
голям капацитет паралелно съответно на входа или изхода.
По аналогия с електронните лампи у-параметрите на транзи-
стора съответствуват на:
Уп — на входната проводимост Ув,;
у12— на проходната проводимост Упр;
у21 — на стръмиостта 5 и се нарича още стръмност на
транзистора;
.. / I \
у22 —на изходната проводимост г изх ;й- ,
\ /
Може да се дефинира параметърът коефициент на усилване
по напрежение при условие, че изходът е отворен за променли-
вотоковата компонента (Z2 = 0). Тогава от второго уравнение иа
системата (4-40) при условие i2 — 0 се получава
0=Ун И1 +Уая U-2.
От това уравнение определяме статичния коефициент на усил-
ване по напрежение (без товар) като отношение на изходното и
входното напрежение:
-г—(4-41)
Това уравнение съответствува на вътрешното уравнение на
електронната лампа .
164
От първото уравнение на системата (4-40) може да се опре-
дели коефициентът на обратна връзка по напрежение р,12 при
условие, че входът е отворен за променливотоковата компонента.
Тогава при условие z\ = 0 се получава
0=Jn Hi+Ji2«2-
От това уравнение се определи
(4-42)
112 «2 Уп
Този коефициент е идентичен с вече дефинирания физически
параметър [tec при условие, че разглеждаме схема ОБ.
Съществуват три системи _у-параметри, които съответствуват
на трите схеми на свързване на транзистора — ОБ, ОЕ и ОК.
Системата уравнения (4-40) имат съответно вида:
а. За схема ОБ:
1е — УПвЧ-g +Т12в Щ.
ic=y2ieue+y2?lsuc. (4-43)
б. схема ОЕ:
4 =УиеЧв +У11вЧс
ic =У21еИв +У22еПг . (4-44)
в. За схема ОК:
ie —У Не Не У У 12с и.ес
| ie =_У21С «в +У22С Нес. С4'45)
Може да се намери връзката между ^/-параметрите при три-
те схеми на свързване, която е дадена в табл. 4.3.
У-параметрите на транзистора зависят от постояннотоковия режим и
от температурата. Например за германиевия транзистор SF Г352 у-параметрите
при схема ОЕ при постояннотоков режим UCE=—6 V и 1С— — 1 mA и при стай-
на температура имат следните стойности: уПе=1’,65.10—3 5, —0,21 • 10-eS,
у21₽=32 10—3 S и у22е=С,017.10—3 S. За сьветските силициеви р—п-р тран-
зистори от типа МП 115 при постояннотоков режим UCE=—5 V и 1С——1mA
и при стайна температура у-параметрите имат стойности: у 11с=0,7.10—3 S,
у12(?=—3. 10-« S, у21е=33.10~3 S и у22(.=0,065.10—3 S. При същите условия
съветският силициев п—р п транзистор МП 111 има следните стойности иа
у-параметрите: Упг=0-9 • 10-3 У12е=—1 -10~6 З'гР-^38 • 10-3 18 и Уг2е=
=0.04.10-3$.
Много место в елравочницчте за високочестотните транзистори не се вават
всички у параметри. Дав т се диференциалтйтят коефициент на усилване по ток
₽» у11е, у.^е и параметърът стръмност у21с. Параметрите уПс и у22е обикновено
се заа.ават с техните активни и капацитивни сьставни. Например германиевият
165
Таблица 4.3
Връзка между _у-параметрите при схеми ОЕ, ОБ и ОК
Параметри Чрез _у-пар а метрите на схема ОЕ Чрез j-ларамстрите на схема ОБ е. Чрез у-параметрите на схема ОК
Уце — У1 Ie+У 12в+Уги +-V22e У 11с
У 12с ~(У 12в+У22в) ^У11с+У12с>
У 21с -(y2ie+JW <У11с+У21с)
У22е У?.2в File кУ12с+У2|с + -У22с1 <
У Не У11е+УКе+У21е+У22е У 22с
У 12в (У 12с *У22е> (У21с+У22с)
У 21. ~(У21е'^У22с> — — (У|2с4У22с)
У 22 в У 22с — У11с + У12с +У 21с +-v22c
У11с
У12е
У 21с
У 22с
у Не
<Уц,-+У12с)
—(У Ие+з'ги)
У 11с +У12е +у 21с + У 22с
У11« +У 12в +У21 в +У22в
(Уце+У21е)
~ (У11в+У12с)
УИв
средночесютен р—п—р чраизистрср SFT3C8 има: диференпиале" коефициент
на усилване потек ₽=<0 (при С/С£=— 6 V и /с = —1 mA), RIle 2900 2,
Сце=340 pF. /?22<7=76 kS>, 0^=24 pF и |y2J=19,5 (при. /c=-0,5mA
и bCE=—7 V).
Еквивалентни схеми на транзистора с четиринолюсни у-
параметри. Въз основа на всяка една от системите уравнения
(4-43), (4-44) и (4-45) може да се състави П-образната еквивалент-
на схема на транзистора с ^/-параметри за всяка" една от трите
схеми на свързване. Например за схема ОЕ тя е показана на
фиг. 4.33. Аналогичен вид имат съответните еквивалентни схеми
за схемите ОБ и ОК.
Системата _у-параметри е намерила най-широко приложение
при анализ на транзисторните схеми особено при високи честоти.
Недостач ъкът й се състои в това, че параметърът у22 и особено
параметърът у12 се измерват трудно, тъй като са дефинирани
при условие на късо съединение на входа. Това условие не
може да се осъществи лесно поради много малкото входно съ-
противление на схемите ОБ и ОЕ (особено на схемата ОБ).
Система Л-нараметри. При тази система параметри като не-
зависими променливи се използуват токът Д и напрежението U'a,
166
а като зависими — напрежението U, и токът /2. Функционалните
зависимости имат вида
Ur Мъ и.)
l-Р hVu и^.
Фиг. 4.33
Системата линейпи уравнения, чиито коефициента са ^-пара-
метрите, има вида
«1=Ли*1+&1в«2 - (4-46)
ii +Л22 Wj-
От тази система уравнения могат да се дефинмрат й-пара-
метрите на транзистора:
/. Входно съпротивление hu.
Лп = при zz2=0 (късо съединение на изхода за промен-
тивотоковата компонента).
2. Коефициент на обратна връзка по напрежение hri.
ha— при Zj—0 (отворена входна верига за нро-
•менливотоковата компонента).
3. Коефициент на усилване по ток hn.
при «J-О.
4. Изходна проводимост Л22.
*н= ~ ПРИ Л =
"г
Параметрите на тази система са измерват твърде удобно,
167
тъй като режимите на късо съединение на изхода (z/3--0) и от-
ворена входна верига (Л=0) могат сравнително лесно да се осу-
ществят—изходното съпротивление на транзистора е голямо, а
входного—малко (за схеми ОБ и ОЕ). В справочниците обикно-
вено за нискочестотните транзистори се дават данни за A-пара-
метрите.
А-параметрите имат различна дименсия за разлика от разгле-
даните г- и у-параметри. Ап има дименсия на съпротивление,
А18 и А21 са коефициента без дименсия, a hn има дименсия на
проводимост. Освен това два от тези параметъра се определят
при късо съединение на изхода (Ап и А21), а два — при отворена
входна верига (А12 и А22). Поради тези две причини тази систе-
ма се нарича още с м е с е н а или х и б р и д н а.
Съществуват трц системи А-параметри, конто съответствуват
на трите схеми на свързване на транзистора. Системите уравне-
ния се получават от (4-46) и имат вида:
а. За схема ОБ:
—hugie -\-lll2gUc
ic e А21 в le — h22e Не •
б. За схема ОЕ:
нв —hi\eie -Yhiiciic
ic — kite h He .
в. За схема OK.
(4-47)
(4-48)
«« =Ancf. +Ai2c«cr (4-49)
le = A2lr lg Нес-
Да видим каква е връзката между параметъра А21 и коефи-
циентите аир.
При схема ОБ ii=ie и —lc (ic е с отрицателен знак,
тъй като колекторният ток има физическа посока навън, а услов-
но приетата посока на изходния ток i3 на четириполюсника е на-
вътре). Тогава
А21в=-^-=-----'е=-а. (4-50)
‘е
При схема ОЕ д( = гв и i2—ic. Тогава А2{е р. (4-51)
В табл. 4.4 е дадена връзката между A-пара метрите на тран-
зистора при трите схеми на свързване.
168
Таблица 4.4
Връзка между Л-параметрите при трите схеми на свързване
на транзистора
Параметър Чрез h-параметрите на схема ОЕ Чрез ft-параметрите на схема ОБ
лн« Л11£_ А —
*12в We _Л12е А
А21л —A21<? W.e А
А22« А22с А —
Л11е
Л11е В
Л12е — |fe|g л12а А
Л21«- — 1 ю tol л
Л22г> ^*22в В
h\\e
А11с А11е В
Л12с 1- л12<. в
Л21с ~(1+А21е’ Л12в”1 В
*22с Л22е fl22e в
Л = 1+Л21г— Л12(.+ |Л|е «*1 + Л21е
В=1 + А21в-Л12в+ We ^+Л21в
(Л|₽ =^1Je ,й22е Л12е . Л21е
!**!« =ЛПв • Л22в—А12в • ЛЭ1«.
169
Например гранзисторът SPT352 при типов режим UCE=- -б V и 7, =
— — 1 mA има следните стойности за А-параметрите: Лце=1550 а, й12г—0,32.
10—3, А21с--50, Л22₽=27.1О—6 5. При постоянно!оков режим —6 V и
/с =—5 mA съответните й-параметри имат други стойности, а именно: Л,1(,=
=620 S, й12<=0,48.10-«, й21/,-65, й22£»108.10 « S.
Еквивалентни схеми на транзистора с А-параметри. Въз
основа на системите уравнения (4-47), (4-48) и (4-49) могат да се
съставят еквивалентните схеми на транзистора с А-нараметри.
Например за схема ОЕ еквивалентната схема е показана на
фиг. 4.34. Аналогичен вид имат еквивалентните схеми за схеми-
ге ОБ и ОК.
Връзка между системите четириполюсни параметри. Съ-
ществува връзка между системите четириполюсни параметри, кон-
то позволява, когато са известии параметрите на транзистора в
една от разгледаните по-горе системи, да се определят парамет-
рите в другите системи при сычата схема на свързване на тран-
зистора. Нека да намерим като пример връзката между системи-
те z- и у-параметри.
Като изходни използуваме системата уравнения (4-31). Реша-
ваме по отношение на и 12. В окончателен вид се получава
системата
/ — Zf’ п п
h- |i| -«i- И «2
t’-r \z\ lil + Щ
(4-52)
където |2|=z11z22 —-г12г21.
Като сравним (4-52) със системата у-параметри (4-40), полу-
чаваме
470
«
E
.Vn- i/. J«=~ 4-
(4-53)
ar, 2i i
_У12 = |Z| .Vaa= |г~ •
Таблица 4.5
Връзка между четириполюсните параметри на транзистора
Параметры । Чрез z-параметри 1 ' 1 Чрез jy-ua раметри Чрез Zi-napa метри
3'22 |Л|
2 и ГЯ ^22
3’)2 А12
*12 М А22
*21 > (з'! Л21 ^22
*22 — 351 1у1 1 Л22
*22 1
Уч 1*1 Л11
*12 л12
У12 и ЛП
*21
У21 1*1 -— л1(
У22 *11 — и Ап
И 1
А11 *21 351
*12 3'12
Л12 *22 З'п I t
*21 3'21
*22 З'п
1 131
*22 З'п
1*1 = *11 *22 — *12*21
Ы- З'п У22 “’3'12-4'21
|Л|= А11 А22~~ Л!2 А21
171
Но аналогичен начин могат да се намерят и връзките меж
ду остаиалите системи параметри. Връзката между системата z-,
у- и /z-парамегри е дадена в табл. 4.5.
Нека въз основа на формулчте за връзката между четириполюс >ите пара-
метри на транзистора, дадени в табл. 4.5, да намерим по зататеш /z-параметри
на транзистора SpT352 системите z- и у-параметри. (На практика нзй-лесно
могат да се и«мерят A-параметрите. Обикновено за нискочестотните транзистори
се задава тази система параметри.)
При режим иСЕ=—6 V и 1с=—\ mA транзисторы SpT352 има: ЛПе=
= 1550 Й, Л12е=0,32.10—в, А21г,=50 и Л22г=27.10—6 5. Нека първо определим
.z-параметрите. От табл. 4.5 записваме
\Ь\е ^12с Л21г 1
Zi2e= *22e • 11 а22;
Определимо |А|£, — hitllh22e — hKp h21c—1550 й . 27.10 -G S—0,32 . 10—3.50=
=0,02585.
Гогава
z, =960 a.
1,r 27.10-®
0,32. 10-3
X,2e~ 27.10-”
= 11,9 Й.
50 1
z21e= 27.10—R = — I’88'10е z22<- 27 Го-ё~=37,07 JO3
Да определим у-параметрпте. От табл. 4.5 записваме
iio^-651o-3s-^“
Й21<- 0,32.10 3
h =’~ 1550
"tlr
0,21 . 10-6 s.
v2k=
^le
Л11е
50
-ТббЬ-^32-3 -10-3 s
\h\e
-VS2<’“ . “
«!!/
0,02585
1550
0,014
10-s 5.
4.8. ГРАФИЧНО ОПРЕДЦДЯНЕ НА //-ПАРАМЕТРИТЕ
НА ТРАНЗИСТОРА ОТ СТАТИЧНИТЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
Както видяхме, физическите параметри зависят от постоян-
нотоковия режим на транзистора. Четириполюсните Z-, у- и /z-па-
метри също зависят от този режим. В каталозите се дават стой-
ностите на физическите параметри и й-параметрите в типов ре-
жим. За някои от транзисторите се дава и зависимостта на тези
параметри от режима на работа на транзистора. Като са известии
характеристиките на транзистора (те винаги се дават в каталози-
те), може от тях да се определят й-параметрите за всяка работ-
ка точка (даден постояннотоков режим). Това става, като се
представят й-параметрите като отношения на крайни нараствания
на токове Д/ и напрежения №J, конто с достатъчна за практика-
172
га точност съответствуват на малките променливотокови ампли-
туды на токовете I и напреженията и,
Определяне на //-параметрите от характеристиките при
схема ОБ. На фиг. 4.35 са показани входните и изходните ха-
Фнг. 4.35
рактеристики, характеристиките на усилване по ток и характе-
ристиките на обратна връзка по напрежение за схема ОБ и на-
чинът, по който се определят /7-параметрите от тях. При ниски
честоти /t-параметрите не са комплексни величини и се беле-
жат с И.
/. Вход но съпротивление Нцв.
а. Определяне на входното съпротивление от входните ха-
рактеристики:
/7цв=₽вхв=-^— при Ucb=U’cb = const. (точка А)
б. Определяне на входното съпротивление от характеристи-
ките на обратната връзка по напрежение:
&Uр р t
Нив=—Г[—=—— при UCB=U‘CB=conSA. (точка В)
Е JE fE
2. Коефициент на усилване по ток Н-вв
а. Определяне на коефициента на усилване по ток от харак-
геристиките на усилване по ток:
д/г
Ныв^-у,— ~~к пРи const. (точка С)
173
б. Определяне на коефициента на усилване по ток от изход-
ните характеристики;
Д/с д/г
//21л=-д/~ —iv__r~ ПРИ U'CB=const. (точка D)
К fz
3. Коефициент на обратна връзка по напрежение Hi2B.
а. Определяне на коефициента на обратна връзка по напре-
жеиие от характеристики те на обратна връзка по напрежение:
Нпв
sUt
при 1К = /'. = const.
(точка Е)
а. Определяне на коефициента на обратна връзка по напре-
жение от входните характеристики:
! Е?н—
&UC
ъиЕ
Uc-U'c
при К = ГЕ — const. (точка Fl
4. Изходна проводимост И22/1.
а. Определяне на изходната проводимост от изходните ха-
рактеристики:
I д7с
Н2>в~ - ~—рг чри /д — /₽—const. (точка G)
*«зхв
б. Определяне на изходната проводимост от характеристики-
ге на усилване по ток:
tJr dJ(.
при /z?=4 -const. (точка H)
Определяне на //-параметрите от характеристиките при
схема ОЕ. По аналогичен начин се определят //-параметрите от
статичните характеристики при схема ОЕ (фиг. 4.36 а).
7. Входно съпротивление Blue-
а. От входните характеристики:
НиЕ=Втк— рг~ при К с. = U'c = const. (точка А)
в
б. От характеристиките на обратна връзка по напрежение:
д(Д. дс7д
Ние= .1—-----------• при //с — U'r = const. (точка В\
’ й 7в — ‘в
2. Коефициент на усилване по ток H2ie-
а. От характеристиките на усилване по ток:
Н‘пе= Л/С =₽ при Uc - Ц. = const. (точка Q
Д/о
б. От изходните характеристики:
Фиг. 4.36
3. Коефициент на обратна връзка по напрежение НХ2Е.
а. От характеристиките на обратна връзка по напрежение::
Н\2Е~
&в
^ис
при !в 11в= cons^-
(точка Е)
174
175
б. От входните характеристики:
дд At/д Д/7д
Hl2E~ Wc - yni-i/i,
4. Изходна проводимост H2ie-
а. От изходните характеристики:
1 Д/с
И'22Е=^=~^~ ПРИ
при /й ==/“ —const.
1в =/™=const.
(точка F)
(точка G)
б. От характеристиките на
д/с д/с
усилване по ток:
при /в const.
(точка Н)
t/g*-t/g
На фиг. 4.36 б са показани четирите семейства характеристики на транзи-
стора SP)3o2. Нека по дадената методика да определим /7-параметрнге.
1. Определяне ни HiiE.
От входните характеристики за т. А отчитаме Д/в =32 рА и Д//дд=0,02 V.
Тогава
н _ *ube 0,02
От семейството характеристики на обратна връзка по напрежение за т. В
отчитаме Д/д=120 4и=80 рА и aUee=U,u4 V. Тогава
,, _ aUBE 0,04
пПЕ--Тг—, -6 =500 О.
й(в 80.10“6
2. Определяне на Н,аЕ.
От характеристиките на усилване по ток за т. С отчитаме д/с=2 mA и
Д/д =32 рА. Тогава
Д/Е
НцЕ^~
2
. - ----<=62,5.
л/в 32.10"3
От изходните характеристики за т. D отчитаме
Д/с=2,4 mA и Д/д = 120— 80=40 рА. 1 отава
2,4
=60
40.10-3
3. Определяне на Н^Е-
От изходните характеристики за т. G отчитаме
MJCE — 8 V и д/с 0,8 mA. Тогава
Н - hfc 0.8 • Ю~3 ,
22С—Л^=--------я— = 0.1. IO"3 s.
8
Нараметърът Н^Е може да се определи от семейството характеристики
на обратна връзка по напрежение. Понеже в дадения случай наклонът на тези
176
характеристики е много малък» нараметърът има малка стойност и графич-
ното му определяне ще доведе до много голяма грешка.
Необходимо е да се отбележи, че за определянето на Н-
параметрите от статичните характеристики е достатъчно да има-
ме две семейства характеристики — изходните и на обратна връз-
ка по напрежение или входните и характеристиките на усилване
по ток. Обикновено в каталозите се дават първите две семейства
характеристики. Използуването на вторите две семейства е не-
удобно, защото те представляват тесен сноп криви линии.
4.9. ЧЕСТОГНИ СВОЙСТВА НА ТРАНЗИСТОРИТЕ
При по-високи честоти се забелязва влошаване на усилвател-
ните качества на транзисторите. Докато при електронните лампи
влошаването на параметрите се наблюдава при свръхвисоки че-
стоти, то при транзисторите тези явления се наблюдават при
много по-ниски честоти.
Коефициентът на предаване по ток а остава неизменен (че-
стотно независим) в широка честотна облает. При твърде голямо
увеличаване на честотата обаче а започва да намалява и тран-
зисторът започва да работи лошо (с малко усилване). При тези
честоти коефициентът а става комплексна величина (с реална и
имагинерна част). На фиг. 4.37 е показана честотната зависимост
на модула |а и фазовия ъгъл <р на коефициента на усилване по
ток к. Останалите параметри (входна проводимост, изходна про-
водимост, стръмност 5) също ставят компйексни величини при
високи честоти. Това означава поява на фазова разлика между
входните и изходните напрежения и токове на транзистора. Екви-
12 Полупроводникови прибори
177
валентните схеми на транзистора при високи честоти се усложияват
значигелно.
Основните причини, конто предизвикват влогианането на па-
раметрите на.транзистора при високи честоти, са:
практика тов; се изразява i
фронт в изходния импулс.
крайното време за дифу-
зия на неосновните токови носи-
тели в базата:
— капавитетате 'на преходите.
Инжектираните ст емитера в
базата в един и същи момент не-
ОСНСЕВИ 'НЕГЕВ ЕССЕТС'ЛИ СС ДВИ-
жат по различии траектории в базо-
вата облает и достигат колектор-
ния преход в различно време. То-
ва довежда до изкрнвяване на
формата на изхедния пмпулс и до
намаляване на негоната амплитуда.
Освен това се появява фазова
разлика между емитерния и ко-
лекторния ток (фиг. 4.38 6). На
увеличаването на предния и задния
Изкривяването, вамаляването на ам-
плитудата и изоставането по фаза на колекторния ток по отно-
шение на емитерния е толкова по-голямо, колксто е по-юляма
честотата на входния сигнал и дебелината на базата на тран-
зистора.
От фиг. 4.37 се вижда, че модулът на коефициента на усил-
ване по ток 'а| се запазва постоянен и равен на <х0 до някаква
честота, след конто бързо започва да намалява. Честотата, при
която модулът [а] спада !_ пъти по отношение на нмскоче-
стотното значение «0, се нарича гранична честота на
коефициента на усилване по ток при схема .ОБ и се бележи
с уа. След тази честота фазевият ъгтл нараства бързо.
Доказва се, че граничната честота fa за плоскостей транзи-
стор зависи:
— право пропорционално от коефициента на
неосновните- токови носители в базата;
— обратно пропорционално от квадрата на
базата w.
дифузия D на
дебелината на
Очевидно е, че за получаването на по-голяма гранична често-
та fa е необходимо транзисгорът да бъде с тънка база.
На практика може да се използува следната формула за
определяне на /а :
<4-54)
178
където
за германиеви сплавни р—п—/7-транзистори Л=17;
за германиеви сплавни п р~ /z-транзистори Л=36;
за силициеви сплавни р—п—/7-транзистори Л = 5;
за силициеви сплавни п—/7- /г-транзистори Л =12.
От формула (4-54) и числените стойност за Л може да се
направи важният извод, че при равни други условия п—р—п-
транзисторите имат около два пъти по-голяма гранична че-
стота в сравнение с р—п—/? транзисторите Това се дължи на
по-големия коефициент на дифузия на електроните в базата Dn
при п~р— /7-транзисторите в сравнение с коефициента на дифу-
зия на дупките при р—п—/^-транзисторите Dp . По сплавния ме-
тод не може да се получи германиев р—п—/7-транзистор с база,
по-тънка от 8—10 рт, което съответгтвува на гранична честота
fa =20 MHz.
Доказва се, че за честотната зависимост на коефициента на
усилване по ток /а при J<Zfa може да се използува с достатъч-
на за практиката точност приблизителната формула
а= —~.
l+Zy-
•'а
Модулът jstj е
(4-55)
(4-56)
а фазовият ъгъл
<р=— агс tg А . (4-57)
•'а
На фиг. 4.37 с плътна линия са показани изчислените по
точни формули честотни зависимости, конто съвпадат с експери-
менталпо измерените. Зависимостите, изчислени по използуваните
в практиката приблизителни формули (4-56) и (4-57}, са показани
с прекъсната линия. При ДДпо точната формула <р = 57°, а по
приблизителната — <р =—arctg 1=45°. Както се вижда от фигу-
рата, използуваната в практиката формула (4-55) дава много точ-
но честотната зависимост на j«| до честоти, много близки до
граничната честота /„, но дава значйтелни отклонения във фазо-
вия ъгъл при f>fa. Затова се препоръчва използуването на тази
формула до честоти f=fa.
Честотната зависимост на коефициента на усилване по ток
при схема ОЕ р се дава с аналогична на (4-55) формула
179
в
= , (4-58)
1+7J-
където
IRI ?° ♦ f
1р|= и ч^—arcts те
yj 1+7~
Честотата се нарича гранична ч е с т о г а и а коеф и-
циента на усилване по ток на транзистора при
схема ОЕ. Тя се дефинира като честотата, при която модуль г
спада уу пъти в сравнение с нискочестотното значение ро
(фиг. 4.39).
Връзката между граничите честоти /„ и А се дава със
зависимостта
A Ml -а)А = -А. . (4-59)
От този израз се вижда, че честотните свойства на схемата
ОЕ са значително по-лоши в сравнение с тези на схемата ОБ.
Ако а 0,99, то А -0,01 fa. Причината за тойЭ рязко спадане
на коефициента на усилване но ток fj при увеличаване на често-
1ата се илюстрира с векторната диаграма на фиг. 4.38 а. за ам-
плитудите на токовете на транзистора при ниски честоти (/ ^fa )
и при честоти f^fu . Тази векторна диаграма е начертана, като
е изгюлзувано известного равенство 4 — lc -Не- При втория слу-
чай, макар че амплитудата на колекторния ток 1С се намалява
незначително, наличността на фазова разлика между I, и 1е
180
води до многократно увеличение на тока на базата 1е в сравне-
ние със стойността му при ниски честоти. Това означава, че кое-
фициентът на усилване по ток Л2и намалява много в
в
сравнение с този при ниски честоти.
Други характерни честоти при транзисторите са:
Максимална честота на усилване на тока на
базата (честота на преминаването) fr. Това е че-
стотата, при която коефициентът на усилване по ток р става
равен на 1 (фиг. 4.39). След тази честота схемата ОЕ престава да
усилва по ток. Установено е, че за честотния обхват от (3-4) Д
до /т произведението |р| /, където / е честотата, при която е
измерен модулът на коефициента на усилване по ток |р|, е вели-
чина постоянна и не зависи от честотата. Ето защо честотата на
преминаване дава представа за широколентността на транзистора
и може да се нарече коефициент на ш иро ко ле нтност.
Или
(4-60)
Между честотите fT и /о съгцествува следиата връзка:
където m има стойност 0,2 за сплавни транзистори и 0,6—0,8 за
дрейфови транзистори. От горната формула за сплавни транзи-
стори се получава приблизителното равенство /„^1,2 /г.
Гранична честота/,. Това е честотата, при която мо-
дулът на стръмността [ysi| спада yL пъти в сравнение със зна-
чение™ на параметъра j/2l0 при ниски честоти (фиг. 4.40).
181
Максимална гранична честота на транзистора
(м а к с и м а л н а честота на генерация) /1пах. Това е често-
тата, при която коефициентът на усилване по мощност става равен
на 1. След тази честота транзисторът престава да бьде активен
елемент, т. е. не усилва по мощност.
О i/з ?s fr fa
Фиг. 4.41
Така дефинираните характерам честоти могат да се подредят на
честотната ос в реда, показан на фиг. 4-41.
Например нискочестотният транзистор SFT352 има следните стойности за
граничите честоти: =32 kHz, fs =45,1 kHz, fT =540 kHz, fa =1,6 mHz и
/max=5.3 mHz.
Високочестотният германиев транзистор T358 има гранична честоти fj- =
= 110 mHz и /тах=650 mHz,а силициевияттранзистор 2Т3671 —/г=600 mHz.
Както беше отбелязано, върху честотните свойства на тран-
зистора освен явленията на дифузия в базата оказват влияние и
капацитетите на преходите (на емитерния преход Се и на колек-
горния преход Сс Те се явяват свързани паралелно па съответ-
ните съпротивления ге и гс (фиг. 4.42). Понеже гс ^ге , с увели-
чаването на честотата най-напред започва да оказва влияние
капацитетът Сс, макар че той има по-малка стойност от Се. Ка-
пацитетът Сс намалява комплексного изходно съпротивление,
което води до намаляване на усилването. Като шунтира емитер-
ното съпротивление, капацитетът Се иричинява намаляване на
полезната компонента на емитерния ток, която предизвиква ин-
жектирането на дупките в базата. Това в крайна сметка води до
182
намаляване на усилванего. За да могат транзисторите да работят
при по високи честоти, е необходимо капацитетите на преходите
да бъдат малки.
Б показаната на фиг. 4.42 Т-образна еквивалентна схема е
отразено и влиянието на дифузията на неосновните токови носи-
тели в базата върху честогните свойства
групата RC. Доказва се, че при
чрез включване го на
1-
2 л/
J а
(4-62)
честотната зависимост на а съответствува точно на зависимостта
(4-55). Следователно тази еквивалентна схема може да се изпол-
зува до честоти, близки до граничната честота fa .
Освен разгледаните Т-образни еквивалентни схеми на тран-
зистора с физически параметри широко приложение като високо-
честотен модел е намерила П-образната физическа еквивалентна
схема или още известна като схема на Д жако лето. Като
изходна се счита схемата на транзистора с ОЕ, показана на
фиг. 4.43. Както се вижда от фигурата, тази еквивалентна схема
има топологично сходство с еквивалентната схема на лампов три-
од при СВЧ. Величините, които участвуват в тази схема, имат
следния физически смисъл:
— Гв'в е разпределеното активно съпротивление на базата.
Гова е съпротивлението на обема на материала на база га между
нейния изгод и работнага облает, където протичат пронесите на
дифузия на неосновните токови носители. В зависимост от типа
на транзистора това съпротивление има стойност от порядъка на
десетки до стотици ома;
— гв'е е паралелното съпротивление на емитерния преход,
което съответствува на активната компонента на пълния ток
183
през емитерния преход. Тази компонента се обуславя от дифузия-
та на неосновни токови носители, повърхностната рекомбинация
и движението на основните токови носители. Това съпротивление
е от иорядъка на стотици и хиляди ома;
— Св-е е паралелният капацитет на емитерния преход, който
съответствува на реактивната компонента на емитерния ток и
има стойност стотици до десетки хиляди пикофаради. Тази ком-
понента се обуславя от същите фактори, конто определят актив-
ната съставна на емитерния ток и от собствения капацитет на
емитерния преход Се;
— г6'е е съпротивлението на колекторния преход, съответ-
ствуващо на активната компонента на пълния колекторен ток и
е от порядъка на няколко мегаома;
— Св'С е капацитетът на колекторния вреход. Той съответ-
ствува на реактивната компонента на пълния ток през колектор-
ния преход. Дължи се на дифузията и собствения капацитет па
колекторния преход Сс. Има стойност десетки пикофаради;
- С вс е междуелектродният капацитет, който има стойност
около 1 пикофарад и се определи от конструкцията и размери-
те на транзистора. При нискочестотните транзистори, при конто
Св’с е голям, Свс може да се пренебрегне и еквивалентната схема
се опростява;
— gm Ub’E е зависим генератор на ток, който се управлява
от напрежението Ub'E, а не от входного напрежение UBe и из-
разява усилвателните свойства на транзистора. Коефициентът на
пропорционалност gm има дименсия на проводимост и се нарича
вътрешна стръмност на транзистора. Тя е от порядъка на някол-
ко десетки милиампера на волт;
— гсе и Lce са съпротивление и индуктивност, конто се по-
лучават в резултат на моделирането на процеса на дифузията
на неосновни носители със звено от електрическа линия със
съсредоточени параметри. Съпротивлението гсе има стойност ня-
колко десетки килоома, a Lce — от порядъка на единици мили-
хенри.
Нискочестотният германцев транзистор SFT353 при постоянннотоков ре-
жим UCE = — 6 V и Ic = — 1 mA има спеллите параметри на П-образната физи-
чески еквивалентна схема: г„,„ =60 2, =1,15 к2, С.,_ =5000 pF, =3,6 М2,
• о ОС ОС “ОС
Св.с =30 pF, rce=80 kO, gm =43,5-5^. и Сж=1 pF.
Срелночестотният германцев транзистор SFT308 при постояннотоков ре-
жим UCE = — 6 V и /с= — 1 mA има следе ите параметри на П-образната екви-
валентна схема: г , = 100 2, г.,, 2,1 kO, С.,. =450 pF, г =5 МО С.,г =»
=9 pF, r„=26,5 кС. gm =35 и Свс=1 pF.
От П-образната физическа еквивалентна схема могат да се
определят някои от характерните честоти на транзистора (някои
от конто вече разгледахме):
184
— честотата Юд се нарича
по-голяма от честотата :
д и ф у з н а честота и е
®д =2тс/д =~р~ ; (4-63)
гранична та честота се дава с израза
Л ^сЧ ’ (4'64)
2 ~ ^«•е '«'е
—-честотата fc се определи от времеконстантата на ко-
лекторния преход и е много по-малка от честотата ffi:
/с 5 — С Г ’
2 ~ св'г гв’с
— честотата /тах може да се определи чрез параметрите
на I Т-образна га схема и честотата /„ като
/—И'65»
’ 8 " Гв-« СО'С
Честотата /,пах е по-голяма от честотата /„ и зависи от стой- -
ността на произведенного Гв<в Се.с.
4.10. МАКСИМ АЛ НО ДОПУСТИ МИ ПАРАМЕТРИ И ГРАНИЧИМ
РЕЖИМИ НА РАБОТА НА ТРАНЗИСТОРА
За правилната и сигурна работа на транзисторите е необхо-
димо да се знаят пределно (гранично) допустимите параметри на
транзистора, конто биват максимално до пусти ми и мини-
мално допустим и..
Максимално допустимите параметри на транзи-
стора са такива стойности на параметрите, превишаването на
конто води към нежелано влошаване на характеристиките на
транзистора или до неговото повреждане. Обикновено това са
максимално допустимите могцност, токове, напрежения, темпера-
тура и механични въздействия. Използувамето на транзистора
при максимално допустимите стоимости на параметрите се
забранява.
Мин и мално допустимите параметри на транзисто-
ра са такива стойности на параметрите, при намаляването на кон-
то се влошават характеристиките на транзистора. Това са мини-
мално допустимите токове и напрежения, под конто транзисторът
не може да усилва нормално.
Tile се спрем на най-важните максимално допустими пара-
метри.
185
Максимални обратны напрежения на колекторния и еми-
терния преход Uciimai. и U/iEmdX . Това са напреженията, над
конто може да настъпи пробив в колекторния и емитерния пре-
ход. Освен тези напрежения се задана и напрежението Uce шах.
Фи1. 4.44
Напреженията на пробива Ucb и Uce на транзистора се опреде-
лят по схемите от фиг. 4.44. Напрежението Ucb (фиг. 4.44 а) е
пробивното напрежение на колекторния преход и се определя при
отворен емитер (/л -0). Напрежението Uce (фиг. 4.44 6) се опре-
деля при отворена верига на базата (/я=0) и е много по-малко
от напрежението Ucb - Оттук и максимално допустимого напре-
жение UcEmar е много по-малко от напрежението б/Свшах . Ре-
жимът на работа на транзистора с отворена база по постоя-
нен ток (/«—0) е най-тежкият режим на работа на транзи-
стора и трябва да се избягва.
Максималните токове се задават но редица причини. Нре-
вишаването на максимално допустимия ток /стах може да дово-
де до врегряване и топлинен пробив.
Максималната разсейвана мош,ноет на ко вектора Рстаг. се
задана задължително заедно с максимално допустимите гокове и
напрежения, тъй като тя е евързана с условията за отвеждане на
отделената в колекторния преход топлина.
Могцността 1 ста е евързана с редица топлинни параметри
на колекторния р — /г-преход: максимална температура на прехода
//max, топлинно съпротивление Rth, топлинен капацитет на корпу-
са. Могцността Рстах съществено зависи от околната температура
Гок и от условията на топлоотвеждане. Максималната температу-
ра на лрехода както видяхме, зависи от типа на използу-
вания полупроводник. Например за германиеви транзистори тя е
70—85°С, докато за силициеви транзистори е много по-голяма —
125 175°С.
Топлинното съпротивление се определя от (2-89) и за колек-
торния преход има вида
Г — Г
-
ок ОС
W или W ‘
186
Превишаването на максимално допустимата разсейвана мощ-
ност води до нагряване на транзистора, влошаване на неговите
характеристики, а може да доведе и до повреждането му.
Поради малкото напреженне на емитерния преход при работа
Фиг. 4.45
на транзистора в режим на усилване разсейваната мотцп.тст в то-
зи преход може да се пренебрегне и да се счита, че цнлата мощ-
ност се отдели в колекторния преход. Ето защо от особено зна-
чение е охлаждането (тонлоотвеждането) па колектора. Затова
винаги като правило колекторът е свързан с корпуса на тран-
зистора, който може да се монтира направо върху шасито на
апаратите. При мощните транзистори корпусы се монгира върху
специален радиатор с ребра за допълнигелно охлаждане.
При работа на транзистора в ключов режим е необходимо
да се отчита разсейването на мощност и в емитерния преход но
време на превключването.
При избора на рзботната точка на транзистора, работещ в
активен режим, е необходимо да се удовлетворят следните три
условия: /С < /стах. Uc <Ucmn И РС <Рс№ах I рафИЧесКИ ТОЕЗ С
показано на фиг. 4.45. Необходимо е работната точка да се намира
вътре в защрихованата облает, ограничена от кривата Рс 1П..х, мак-
симално допустимите ток /Стах и напрежение иСтгл-
Максималната и минималната температура енраничават
темнературнин диапазон на работа на транзис'Ор.?. Тети темпера-
гурни граници могат да се определят както от допустимите тем-
пературки изменения на параметрите аа транзистора, така и от
конструктивни съображения.
Например транзисторы SFT214 има следните максимално допустима иа-
раметри: </Сйтах -60 V, t/Bffmax = -30 V, t/C£nwx-40 V. фгаах = -3 А,
•Pr,m.v=45 W (при естествено охлаждане), 5 “С/vV и Т- =KdJC.
V. лАкЯХ. Г/2 J ПТ ДА
187
Силициевият маломощен л—д-n-транзистор 2Т3512 има следните макси-
мално допустими параметри: Uсв тяр-2Q V. UCE тйх =18 V, UBE тя1 =
=5 V’ ^C.nax~10() mA- Pc max =200 mW И ’/max =15Ь°С.
v iiiiix тих j <яах
4.11. ДИНАМИЧЕН РЕЖИМ НА РАБОТА НА ТРАНЗИСТОРА.
ДИНАМИЧНИ ПАРАМЕТРИ И ДИНАМИЧНО ХАРАКТЕРИСТИКИ
В ЛИНЕЕН РЕЖИМ. КЛЮЧОВ РЕЖИМ
Режимы на работа на транзистора. В зависимост от начина,
по който са свързани двата р— д-прехода на транзистора, разли-
чаваме следните режимы на работа:
активен (усилвателен) режим, при който емитерният пре-
ход е свързан в права посока, а колекторният — в обратна (об-
лает / на фиг. 4.46);
— режим на отсечка и двата прехода са свързани в об-
ратна посока (облает //);
— режим, на насищане — и два га прехода са свързани в
права посока (облает ///).
Трите режима на работа на транзистора, конто са показани
на фиг. 4.46, важат за схема на включване ОЕ.
В зависимост от това, дали на изхода на транзистора е вклю-
чено или не товарно съпротивление, транзисторът работа в ди-
намичен или статичен режим. Дотук разгледахме статичния
режим на работа на транзистора, при който той работа по про-
менлив ток в режим на празен ход или на късо съединение на
входа и на изхода. При тези режимы бяха дефиннрани системите
параметри z, у и h. На практика в различните видове схеми тран-
188
зисторът винаги работа с товар (товарно съпротивление /?т или
импеданс ZT ), включен в изхода. Във входната верига се включва
генераторът на усилвания сигнал Ег с вътрешно съпротивление
/?г или импеданс Z, . На фиг. 4.47 е показана схема на свързване
Фиг. 4.47
на// — п—//-транзистор при схема ОЕ в динамичен режим
(с включено товарно съпротивление на изхода).
В зависимост от поляритета на захранвагците напрежения
Ев и Ес и тяхната големина работната точка може да се избе-
ре в една от трите области (фиг. 4.46) — облает на отсечка II,
активна облает Д облает на насищане III. Когато транзисторът
работи в линеен (усилвателен) режим, работната точка се избира
в активната облает. Когато транзисторът работи в ключов режим
(импулсни и ключови схеми), работната точка може да се намира
във всяка една от трите области.
Линеен (усилвателен) режим на работа иа транзистора —
динамични характеристики и динамични параметри. Зависи-
мостите между токовете и напреженията в схемата от фиг. 4.47
се изразяват със следните уравнения, записани чрез прилагането
на втория закон на Кирхоф:
за изходната верига —
UC=EC-1CRC, (4-66)
за входната верига —
Ub=Eb+E' — IbR. - (4-67)
От (4-66) и (4-67) могат да се определят зависимостите меж-
ду лроменливотоковите компонента в динамичен режим съответ-
но за изходната и входната верига:
uc=—lcR, (4-68)
189
и в =^Er~ia R,
(4-69)
където
Rq Hi-
Нц*Н-[
а'\
\6‘
de , об , ок
Фиг. 4.48
Тези уравнения позволяват да се определят динамичните (вто-
ричните) параметри на схемата. В най-общия случай транзисторът
представлява четириполюсник независимо от схемата му на свър-
зване (фиг. 4.48). Тогава уравнения (4-68) и (4-69) имат вида
w2— — i^Rr
и^ — Er О Ri- •
(4-70)
(4-71)
От съвместното решаване на тези уравнения се получават
динамичните параметри. Теса:
1. Коефициент на усилване по напрежение
2. Коефициент на усилване по ток
3. Входно съпротивление
Физическият смисъл на входного съпротивление е съвротив-
лението ндясно от клемите а — а' при включено товарно съпро-
тивление Rs. Входного съпротивление се явява товар на източни-
ка на сигнала Ег .
4. Изходно съпротивление
190
Физическият смисъл на това съпротивление е съпрэтивление-
то, измерено наляво от клемите Ь— Ь' при включено съпротивле-
ние R и при условие, че липсва сигнал Ег.
5. Коефициент на усилване по мощност
КР = ^ = Kv Ki,
1 1
където Р2 = — и.21^ — ~ту i^Rr е изходната мощност, a
— их z’j z'J RK, е входната мощност.
Така дефинвраните динамични параметри могат да се изра-
зят чрез системите z-, у- и Zz-параметри. Съответните формули са
дадени в табл. 4.6.
Таблица 4.6
Динамични параметри на транзистора
Динамич раме озна- чение ни па- три дефи- нИЦИЯ Чрез ^-параметрите Чрез ^-параметрите Чрез й-параметрите
К к к. ZH3X a! s' р а -г я [-2' -Z81 -ZT >'21 Лг1 z.f
М т zT Z21 У Иг + Тт л, АП + |Л| ZT
z2a+ZT И+^Н -^т Ы+.У11 тт >2+Тт 1 4“ ^22 Лц + |Л| ZT
г12 + -^т И + Zr Мон УТ Уп+Уг 1+^23 ZT /zn4-Zr
2n+Zr 1^1+>22 У г |Л| + Л22 zr (1+Л2г2т )2zBX
Динамичните характеристики изразяват графично
зависимостите между токовете и напреженията в динамичен ре-
жим. Съществуват следните динамични характеристики на тран-
191
зистора: сходна, изходна, характеристика на усилването по
ток и характеристика на обратната връзка по напрежение.
Уравнение (4-66) може да се запише във вида
, _ ес Чс
кс~ ~Гс
(4-72)
Фиг. 4.49
Правата линия, описвана с уравнение (4-72), се нарича дина-
мична характеристика по постоянен ток или товар на права
по постоянен ток. На семейството изходни статични характеристи-
ки на транзистора товарната права може да се построй по две
точки A v. В (фиг. 4.49):
т. Л при /с=0, UC=EC и
£
т. В при 7/с=0, /с= „с
192
Товарната права определя зависимостта на колекторния ток
от едновременно изменящите се ток на базата и напрежение на
колектора при постоянни Ес и Rc. Вежа точка, избрана върху
товарната права, се нарича работна точка. Положението на
работната точка зависи от величините в базовата верига — тока
!в и напрежението UB. Например за работната точка О могат
да се отчетат всички величини, конто характеризират даден по-
стояннотоков режим на транзистора: 1ВО, Ico, Uceo .
При постоянна стойност на напрежението Ес товарната пра-
ва може да минава по-ниско или по-високо от правата АВ в за-
висимост от големината на Rc, като всички прави изхождат от
точката А. В някои случаи товарната права има различен наклон
за постоянен и променлив ток. Ако външното товарно съпротив
ление R^>RC (Rc е съпротивлението, включено в колекторната
верига), двете товарни прави съвпадат. Ако обаче външното то-
варно съпротивление R’T<^RC, тогава товарното съпротивление за
променлив ток е паралелното свързване на /?' и Rc
R-t Rc
R‘+rc
В такъв случай товарната права за променлив ток (или колек-
торната динамична характеристика за променлив ток) преминава
през работната точка О, но има по-малък наклон от товарната
права за постоянен ток и е отбелязана на фигурата с прекъсната
линия.
Могат да се построят динамичнага входна характеристика и
динамичната характеристика на усилване за променлив ток. По-
ради това, че съответните статични характеристики са тесен сноп
линии, практически динамичните входни характеристики и дина-
мичните характеристики на усилване по ток съвпадат със статич-
ните. На фиг. 4.49 са показани построяврнето и видът на дина-
мичната характеристика в семейството статични характеристики
на обратна връзка по напрежение. Тази характеристика е силно
нелинейна, което води до нелинейни изкривявания. Ето защо из-
борът на подходящ линеен режим се прави не само по колек-
торната динамична характеристика, но и по динамичната характе-
ристика на обратна връзка по напрежение. От фигурата се виж-
да, че динамичната характеристика на обратна връзка по напре-
жение се построява от колекторната динамична характеристика,
като се намират пресечените й точки със статичните характе-
ристики при IB const. Намират се координатите на тези точки
{1В, 1С и Есе) и се пренасят в семейство го характеристики на
обратна връзка по напрежение. z
След като са построени динамичните характеристики, могат
да се намерят амплитудите на променливотоковите съставни (/в,
ие, ic , ис) и да се определят динамичните параметри въз основа
на дефинициите за гях.
Ключов режим на транзистора. В ключов режим транзисго-
13 Полупроводникови прибор и
193
рът работи и в трите области — активна, на отсечка и на на-
сищане.
На фиг. 4.50 е показана схема, при
предположим,
която транзисторът ра-
че токът !в = 0, тогава
боти в ключов режим. Да
от фиг. 4.51 се вижда, че ра-
ботната точка се установява в
точката А. В колекторната ве-
рига протича ток/с^=(1+р)/со-
Т ози ток е много малък и
може да считаме, че колекторът
се намира под цялото на-
прежение на захранващия източ-
ник Ес. Тогава казваме, че клю-
чът е отворен, а транзисто-
рът — запушен. Нека увели-
чаваме тока /в. Работната
точка се придвижва отД към
точката К по товарната права.
При някаква стойност на тока
на базата 1В\ работната точка
съвпада с точката К. Тогава ко-
лекторният тоньше се определи от Ес и Rc, понеже падът на
напрежението (Uc нас ) върху транзистора меже да се пренебрег-
не. Или
Фиг. 4.51
На колектора на транзистора остана малко напрежение, на-
ричано напрежение на насищане t/'c,ar. Тогава казваме, че клю-
чът е затворен, а транзисторът — наситен. По-натагъшното
194
увеличаване на тока на базата не води до изменение на положе-
нието на работната точка. В реалните схеми за осигурязане на
сигурно насищане винаги се приема IB (Ibi е токът на гра-
ницата на насищане на транзистора), за да може при малки из-
менения на температурата и захранващите напрежения транзисто-
рът да не излиза от насищане.
Отношението на работния ток на базата 1В към тока на ба-
зата на границата на областта на насищане Ibi се нарича кое-
фициент на насищане на транзистора
На фиг. 4.52 е показана формата на изходния импулс (на ко-
лектсра) при правоъгълна форма на входния импулс. Вижда се,
че преминаването на транзистора от режим на отсечка в режим
на йасищане (началото на импулса) и обратно — от режим на на-
сищане в режим на отсечка (края на импулса) е свързано с из-
вестен период от време. Тона довежда до оформянето на преден
(t+) и заден ( фронт на импулса.
Дефинират се следните импулсни (времени и) пара-
метри на транзистора:
^вкл време на включване (на нарастване);
tfaic — време на ра<сейване;
ten — време на спадане.
195
Време на включение е времето, необходимо за преминаване
на транзистора от режим на отсечка в режим на насищане. Вре-
ме на разсейване е времето, необходимо за разсейване на доба-
въчната неравновесна концентрация от неосновни токови носи-
тели в базата до достигане на концентрация, съответствуваща на
границата на насищане. Това е времето, необходимо на транзи-
стора да излезе от режим на насищане. През това време колек-
торният. ток остава постоянен. След разсейването на неравнонес-
ната концентрация or неосновните токови носители започва спа-
дането на тока 1С и о.формянето на задняя фронт па импулса.
Продължителността на предния фронт /+ е приблизително
равна на времето на включване 1ВКЛ, а продължителността на зад-
няя фронт 1~ е равна на времето на спадане 4»
Времената /вк, и 4в са толкова по-малки, колкого по-добри
са честотните свойства па транзисторите. Например за сплавните
гранзистори тези времена са от порядъка от 200 до 300 пх, а
при дрейфовите транзистори, конто имат много добри честотни
свойства — от 1 до 2 пх. Времето на разсейване /разе зависи от
коефициента на насищане 5Н и е толкова но-голямо, колкото
този коефициент е по-голям. Използуват се специални метод» за
намаляване на времето на разсейване. Импулсните германиеви
нискочестотни транзистори имат средно /разе—0,3— 0,5 рх, а пла-
нарните силициеви транзистори—20 до 50 пх.
4.12. ШУМОВЕ В ТРАНЗИСТОРИТЕ
При транзисторите, както и при електронииге ламии, се на-
блюдава г самопроизволни колебания на токовете. Тези колебания
се наричаг флуктуации или шумове. Шумовете се нэслаг-
ваг вьрху слабни полезен сигнал на входа на транзистора и-се
усилват заедно с него. Усилването на полезния сигнал има сми-
съл само в този случай, когато той е различим на фона на шу-
мовете. Минималната величина на полезния вхрден сигнал, който
все още може да бъде различен, се определи от нивото на шу-
мовете. Ето защо въпросьт за шумовите свойства на транзисто-
рите, има голямо практически значение.
Основни източннци на шум в транзисторите. Има няколко
източника на собствени шумове в транзистора:
1. Топлинен шум. Дължи се на хаотичного топлинно дви-
жение на токовите носители в целия обем на транзистора, но
главно в базовата облает? Нивого на този шум се определи с
формулата на Найкуист
4 kl ra Ь/ (4-73)
196
където
Um е напрежението на шума, което възниква в резул-
тат на топлинното движение на електроните и
дупките в базовата облает;
k константата на Болцман;
7' температурата;
ге - съпротивлението на базовата облает;
Д/ — честотната лента.
'Гези шумове не зависят от честотата и за тяхното намаля-
ване е необходимо да се намалява г„.
2. Дробови шумове. Тези шумове възникват в резултат на
преминаването на токовите носители през потенциалната бариера
на емитерния преход. Вследствие хаотичного топлиино движение
ври дифузията на тези токови носители през прехода възникват
флуктуации на емитерния ток. Това явление е аналогично на
флуктуациите на емисионния ток във вакуумния диод. Затова
носи същото название — дробов ефект.
За емитерния преход дробовите шумове се определят като
= 2qIEbfr*. (4-74)
£
Тъй като
<р., k т
б- , , •
1Е ^Е
за 77^ се получава
Е
‘2kTrfbf. (4-75)
Е
Аналогично на (4-74) могат да се определят дробовите шу-
мове за колекторния преход
^.Дс=2^/с^Д/. (4-76)
Дробовите шумове не зависят от честотата, а от съпротив-
ленията и токовете на емитерния и колекторния преход.
3. Шумове от токоразпределението. Процесът на токораз-
пределение в базата на транзистора също е евързан с флуктуа-
ции. При този процес емитерният ток в базата се разпределя
между колектора, където се създава управляемият ток на ко-
лектора о!е, и базата, където възниква рекомбинационният ток
(1—а)/д.
Големината на шумовете от токоразпределението се опреде-
ли с аналогичен израз, както в електронните лампи:
(4‘77)
197
Тези шумове са толкова по-големи, колкото е по-малък кое-
фициентът на усилване по ток а. Следователно при много висо-
ки честоти, където а намалява, шумовете се увеличават.
Шумовият ток от токоразпределението протича както в ко-
лекторната, така и в базовата верига. Понеже в базова верига
протича и дробовият шумов ток на колекторния преход (4-76),
общият шумов ток в базата ще бъде
= СТ.Р. + = 2 ?[(1 - а) /£ + /с] Д/. (4-78)
4. Нискочестотни шумове. Този вид шумове се наблюдавач
в областта на честотите от части от херца до няколг о квлохерца.
Природата на тези шумове не е много добре изучена. Интелзив-
ността на нискочестотните шумове се дава със следната емпи-
рична формула:
7шнч = Л/-тД/, * (4-79)
където
А е константа, която зависи от материала, характера на
негогата обработка и състоянието на повърхност-
та му;
т — константа на стойност от 0,9 до 1,5.
Нискочестотните шумове бързо намаляват с увеличаване на
честотата и при честоти няколко килохерца те стават много мал-
ки и могат да се пренебрегнат в сравнение с дробовите и топ-
линните шумове, конто имат равномерен спектър в широк често-
тен диапазон.
Освен тези шумове съществуват и така наречениге шумове
на утечкате. Те се обуславят от учечните токове на р п пре-
ходите. При транзистори, произведени по планарната и планарно-
епитаксиалната технология, тези шумове са сведени до минимум.
Шумови параметри на транзистора:
1. Коефициент на шума Рш. За оценка на ниво го на соб-
ствените шумове на транзистора се използува нараметърът кое-
фициент на шума FIU. Той се определи с израза
където
Линзх е мощността на шумовете на изхода на т ршзисгора;
Ршг — мощността на шумовете, конто се създават от
генератора на усидваиия сигнал, включен на вхо-
да на транзисчора;
/<р коефициентът на усилване на транзистора по
мощност.
Коефициентът на шума изразява отношението между цяла-
198
та мощност на шумовете на изхода на транзистора Ршизх и част-
та от тази мощност (/fpPlur), която се получава за сметка на усил-
ването на шумовете, създавани от генератора на сигнала — Ршг.
Идеалният транзистор (без шумове) има коефициент на шу-
ма = 1 (/7UI=0dB). При реалните транзистори коефициентът на
шума е винаги но-голям от единица (7% >1,8— 2,0 dB).
р
Отношението -~и-- = РШвх е приведена та (еквивалентна) мощ-
лр
пост на шумовете към входа на транзистора:
Рш вх ~ РШТ + РШЛ + Ршг ~Ь Рш >
it £>
където
Ршг е мощността на шума, създаден на входа от гене”
ратора на сигнала, която е пропорционална на
квадрата на шумового напрежение върху съпро-
тивлението на генератора на сигнала Rr (^ц1С—
— 4k7'Rc^fy,
РтяЕ— мощността на дробовите шумове на емитерния
преход, пропорционална на квадрата на шумового
напрежение, което се дава с израза (4-75>;
Р,т — мощността на топлинния шум, обусловен от съ-
противлението на базата, конто е пропорционална
на квадрата на шумового напрежение, дадено с
(4-73);
— мощността на шумовете от токоразпределението
и дробовия ефект на колекторния преход. Тази
мощност е пропорционална на квадрата на шумо-
вого напрежение, което се получава върху съпро-
тивленията на базата и генератора на сигнала
(гв +/?г ) от протичането на шумовия ток на ба-
за га (4-78).
Дробовият шум и шумовете на емитерния и колекторния
преход оказват малко влияние на общото ниво на шумовете. Пре-
обладават топлинният шум от омическото съпротивление на ба-
зата и шумът от токоразпределението.
За изчисляване на коефициента на шума може да се изпол-
зува следната опрос гена формула:
= 1 + £ 4-20. ” Ль (4-81)
Тя дава възможност да се направят следните изводи:
— най-малък коефициент'на шума имат транзисторите с мал-
ко омическо съпротивление на базата г„ и с висок коефициент
на усилване по ток р;
— коефидиентът на шума расте с увеличаване на емитерния
ток и не зависи от колекторното напрежение.
На фиг. 4.53 е дадена зависимостта на коефициента на шу-
ма от честотата. В областта I (до 2 — 5 kHz) преобладават нис-
Фиг. 4.53
кочестотните шумове, конто намаляват с увеличаване на честота-
та, а в областта 11— дробовите и топлинните шумове. В тази об-
лает, която е много голяма (широк честотен диапазон), коефи-
циентът на шума остава постоянен, тъй като шумовете имат рав-
номерен спектър, т. е. не зависят от честотата. В областта III
преобладават шумовете от токоразпределението. Тази облает за-
почва от честотата /25=»0,1 /„, като шумовете растат с увелича-
ване на честотата вследствие намаляването на коефициента на
усилване по ток р.
Честотата /ш, ври която коефициентът на шума се удвоява,
се нарича гранична работ на честота на малкошумя-
щия транзистор. За нейното изчисляване може да се из-
ползува следната приблизителна формула:
. (4-82)
г р
Използуването на транзистора във високочувствителни усил-
ватели при честоти, по-високи от /ш, не е целесъобразно.
2. Шумово съпротивление и шумова проводимост
Шумовото съпротивление представлява онова еквивалент-
но съпротивление на входа на идеален (нешумягц) транзистор, па-
дът на напрежение върху което определя шумовото напрежение
от топлинния и дробовия шум на емитерния преход. В резултат
на това на изхода на транзистора се получава същият шум, как-
то при реален транзистор. Шумовото съпротивление може да се
определи с формулата
+ ~ . (4-83)
200
Шумовата проводимост Уш е онази еквивалентна проводи-
мое! на входа на идеален транзистор, която определя шумовия
ток от токоразпределението и дробовия ефект на колекторния
преход. В резултат на изхода се получава същият шум, както
при реален транзистор. Шумовата проводимост У1п може да се
определи с формулата
/д.
(4-84)
Коефициентът на шума може да се изрази < параметрите
Rm и Ym с помощта на следната формула:
(4-85)
Определянето на шумовото съпротивление и шумовата про-
водимост на практика се извършва опитно.
24В
ГЛАВА ПЕТА
ВИДОВЕ ТРАНЗИСТОРИ
В зависимост -от допустимата разсейвана мощност на колек-
гора трзнзисторите бивдз:
— маломощни (Рстах<0,3 W):
средномощни (0,3 W<PCniax<3 W);
- мощни (РСтах>3 W).
В зависимост от граничната честота fa транзисторите биват:
нискочестотни (/„ <3 mHz):
- средночесточни (3 mHz </„<30 mHz);
— високочестотни (f& >30 mHz или /п|ах<120 mHz);
— СВЧ (/max>120 mHz).
5 Я. МОЩНИ (СИЛСБИ) ТРАНЗИСТОРИ
Транзис горите, конто има т допустима разсейвана мощност над
3 W, се наричат мощни (с и л о в и) транзистори. Те ’имат след-
уйте особености:
мощните транзистори работяг с големи токове и напре-
ври мощните транзистори е необходимо да се отчита и
oi игуряванпят от тях коефициент на полезно действие. Освен то-
ва е необходимо да се намали падът на напрежението върху от-
пущения транзистор 67Снас, т. е. да се намали неговото съпротив-
ление при режим на насищане;
конструкцията трябва да осигурява ефектявно отвеждане
на разсейвапата топлива.
Освен на тези специфични за тих изисквания мощните тран-
эистори трябва да отговаряг и на условието за достатъчно бър-
зоден 'твие.
В зависимост от използувания технологически метод за из-
гогвянето им мощните транзистори биват:
- сплавни;
- конверсионни;
— планарни.
202
Сплавните мощни германиеви транзистори са нискочестотни
транзистори. За осигуряване на големи токове в транзистора е
необходимо да се осигури голяма повърхност на емитера. Осо-
беното в конструкцията на тези транзистори е изменението на кон-
фигурацията на емитера. Той се
изготвя във вид на ленти (фиг.
5.1 а,б) или във вид на пръстени
(фиг. 5.1 в). Изготвянето на такива
транзистори по сплавната техноло-
гия е трудно.
При мощните транзистори ко-
лекторът задължително е свър-
зан с корпуса с оглед осигуря-
ването на по-добро топлоотвежда-
Фиг 5.1
пе. Основа га на корпуса се прави от мед. Долната му повърхност,
която ще осъществява контакта с шасито или радиатора, не се
оцветява с оглед добро го топлоотвеждане корпус —шаси, съогвет-
но корпус —радиатор при наличност на ртдиатор.
Конверсионните мощни транзистори приличат на сплазно ди-
фузните. За тяхното изготзянесе използува германии, в който едно-
временно се въвеждат два вида примеси — донорни и акцет.торни
(мед). Медта се отличава с висок коефициент на дифузня в германия.
При сплавяването на емитера вследствие на дифузия га на медта
в слоя германий, близък на емитера, концентрацията на акцептор-
ните примеси намалява или дори изчезва, т. е. настъпва така на-
речената конверсия (изменение на типа на проводимостта).
Такъв метод позволява да се получат гъ.чки база с голяма площ,
г. е. мощни високочестотни транзистори.
Планарните ’мощни транзистори са високочестотни и СВЧ
транзистори. Планарната технология позволява изготвянето на еми-
тери с много сложна форма, а използуването на епитаксиални
слоеве дава възможност да се разраэотят СВЧ транзистори. Една
от конструкциите емитери е „гребе;ччатият“ емитер (фиг. 5.2), ка-
то броят на зъбите на „гребена“ може да бъде много голям.
Най-съвършени са многоструктуряите мощни транзистори, конто
20с
се изготвят вьв вид на няколко многоемитерни транзистора (като
емитерите им се съединяват със слой окис) в една пластина. Та-
зи конструкция позволява да се подобри топлоотвеждането.
При планарните транзистори колекторът се изолира от кор-
пуса, като се осигурява добро гоплоотвеждане чрез закрепването
на полупроводниковия кристал върху пластинка берилиева кера-
мика с много голям коефициент на топлог.роводимост.
Честотата /тах при мощните транзистори зависи от мощност-
га. Колкого е по-мощен един транзистор, толкова по-ниска е пего-
вата гранична честота /тах. Съвременните транзистори имат мощ-
пост 100 W за честоти до 25 mHz, 16 W — до 100 mHz и
2—3 W—до 500 mHz. При „греб< нчатите” структури може да се
получи мощност 100 W при честота 500 mHz. Най-добрите мощ-
ни транзистори имат параметри: мощност няколко вата при чес то-
га няколко гигахерца.
5.2. ВИСОКОЧЕСТОТНИ ТРАНЗИСТОРИ
Както видяхме, сплавните транзистори имат значителна дебе-
лина на базата. При серийно производство е много трудно да
се получи дебелина на базата, по-малка от 10—20 pin. На тази
дебелина съответствува гранична честота /а до 20 mHz за германиев
транзистор, а за силициев транзистор, който има по-малка под-
вижност на токовите носители, тази честота е още по-ниска.
За разширяване на честотния диапазон на транзистра е не-
обходимо:
— да се намалява дебелината на базата w;
— да се намаляват капацитетите на преходите Се и С{;
- да се намалява съпротивлението на базата ге.
Тези изисквания са противоречиви. Намаляването на дебели-
ната на базата води до увеличаване на съпротивлението гв, а съ-
противлението гв може да се намали по пътя на силно леги-
ране на базата, но това води до увеличаване на капацитета на
колекторния преход и до намаляване на пробивного му напре-
жение.
Не е възможно осъществяването на всички тези възможно-
сти за увеличаване на граничните честоти на транзистора, като
се използува само сплавният метод. Ето защо за подобряване на
честотните свойства на транзистора се използуват различии прин-
ципи и методи. Така са получени двата вида високочестотни
транзистори: повърхностно-бариерните и дрейфовите.
1. Повърхностно-бариерен транзистор. Повърхностно-ба-
риерният транзистор (ПБТ) е такъв транзистор, при който крайните
слоеве са образувани не от полупроводник, а от метал (използуват
се вен!илниге свойства на контакта метал---полупроводник). При
204
гова положение в полупроводника близо до повърхността се об-
разуем г потенциални бариери. На фиг. 5.3 е показана структурата
на такъв транзистор. Обикновено базата има л-тип проводимост.
По електролитен път се осъществява разяждане от двете страни
Фиг 5.4
Фиг 5.3
на плас тинката/г-германий до получаването на дебелина те» някол-
ко микрона, като страната на колектора се разяжда по-продъл-
жи гелно време. След това също по електролитен път се метализират
с индий така получение повърхности, към конто после се припо-
яваг изводите на емитера и колектора.
Малката дебелина на базата при неголяма стойност на съ-
проптвлението на базата лозволява при ПБТ да се получи твър-
де висока гранична честота —от 20 до 50 mHz. Вследствие мал-
ката площ на разядените повърхности при тези транзистори се
осигурява и малък капацитет на преходите. (Колекторният капа-
цитет например не превишава 1- -2 pF.)
Особености на ПБТ са:
- малка мощност;
— малки максимално допустима напрежения (5- 7 V);
- малка стойност на коефициента <х (0,95);
- ниско съпротивление на колекторния преход (150 -400 к2).
ПБТ представляват само исторически интерес, гъй като на-
пълно са изместени с появата на дрейфовите транзистори. Техно-
логията на разяждане обаче и досега се използува при микро-
сплавниге дифузни транзистори, конто по принцип са близки до
дрейфовите транзистори.
2. Дрейфови транзистори. Дотук разгледаните бездрейфо-
ви транзистори се характеризират с равномерно разпределе-
ние на примесите в базата (фиг. 5.4), а движението на неосновни-
205
те токови носители в нея е дифузно. При дрейфовите транзистори
разпределението на примесите в базата е неравномерно
(фиг. 5.5), което води до възникване на електрическо поле в ба-
зата. Движението на неосновните токови носители в „базата е
►X
Фиг. 5.5
дрейфово и се извършва под действието на това' електриче-
ско поле.
В зависимост от технологичните методи на получаване на
това неравномерно разпределение на примесите в базата същест-
вуват следните типове дрейфови транзистори:
— дифузни;
— сплавно- дифузни;
— меза-транзистори;
— планарни;
— планарно-епитаксиални.
ДиДузни дрейфови транзистори. При изготвянето на този
тип дрейфови транзистори се използува методътна д и ф у з и fl-
та, който беше разгледан в глава II. Като изходен материал служи
плочка от «-германий, конто изптьлнява ролята на колектор. Гор-
ната повърхност на плочката се обработва с пари от акцепгорни
атоми (първа дифузия), които проникват дифузно в германия и
206
на
съз-
при
раз-
при
Фиг. 5.6
създават слой с р-проводимост с дебелина само 1,5—2 р.т. От
p-слоя се прави метален извод за базата. Следва втора дифузия
на донорен материал, като дифузията се провежда на по-малка
дълбочина, за да се образува емитерниятр — /г-преход. На фиг. 5.5 а
е показано разпределението
дифундиралите примеси при
даване на областта на базата
първата дифузия (крива I) и
пределението на примесите
създаване на емитерната облает
при втората дифузия (крива II).
На фиг. 5.5 б е показано резул-
татното разпределение на приме-
сите. Дълбочината на проникване
на примесните атоми (донорни или
акцепторни) в изходния материал
се контролира чрез времето за ди-
фузия. Времето, необходимо са създаването на легиран слой с
достатъчна дебелина, е десетки минути и часове. Това позво-
лява точно да се контролира и управлява процесът на дифузия-
та, което дава възможност за получаването на много тънки бази
(1,5—2 pm) и следователно граничната честота fa е много ви-
сока. На фиг. 5.6 е показана структурата на един дрейфов тран-
зистор, получен по метода на дифузията.
Установено е, че скоростта на дифузия зависи от вида на ди-
фузанта и изходния материал. Скоростта на дифузия на донорни-
те примеси в германия е по-голяма от скоростта на дифузия на
акцепторните примеси. В силиция се наблюдава обратного явле-
ние— акцепторните примеси дифундират по-бързо от донорните.
Това дава възможност за едновременна дифузия на няколко при-
меса и получаване на многослойни структури с р— /г-преходи.
Тъй като при изготвянето на транзисторите по метода на ди-
фузията се получава променлива концентрация на примесите в
базата, съпротивлението на базата га може да се намали чрез съз-
даване на висока концентрация на примеси близо до емитера.
Капацитетът на колекторния преход може да се намали за смет-
ка на ниската концентрация на примеси близо до колекторната
облает. Това води до увеличаване на пробивного напрежение на
колекторния преход и до увеличаване на съпротивлението на ко-
лектора. Увеличаването на съпротивлението на колектора трябва
да се отчита при работа на транзистора в ключови схеми.
Подобряването на честотните свойства се дължи не само на
малката дебелина на базата, малкото съпротивление гв1 и малкия
капацитет Сс, но и на наличността на ускоряващо електри-
ческо поле за неосновните токови носители в базата. Уско-
ряващото поле се създаваза сметка на неравномерного разпре-
деление на акцепторните атоми в база!а. Концентрацията на
207
акцепторни атоми Л7а е най-гсляма на повърхността и постепенно
намалява в дълбочината на базата. Получените йони в резултат
на йонизацията на акцепторните атоми създават отрицателен обе-
мен заряд. Той е най-голям на границата с емитерния преход и
намалява в дълбочината на базата. В резултат на това в базата
възниква електрическо поле с посока, означена на фиг. 5.5 а. То-
ва поле е ускоряващо за електроните, инжектирани от емитера в
базата (конто са неосновни токови носители в базата). Под действие-
то на това ускоряващо поле електроните се движат д р е й ф о в о.
Оттук идва и наименованието дрейфов транзистор. Наред с дрей-
фового движение съществува и дифузно движение на електрони-
те, но то може да се пренебрегне. Поради използуването на ди-
фузния метод тези транзистори са известии още като дифузни.
Емитерният преход при дрейфовите транзистори се получава
тесен, вследствие на което пробивного му напрежение е малко.
То е 1—2 V и пробивът има тунелен характер. Ниското пробив-
но напрежение на емитерния преход трябва да се има пред вид
при работа на транзистора в ключови схеми, като се вземат мер-
ки за ограничаване на тока в емитера.
МалкаТа ширина на емитерния преход при равни други усло-
вия води до увеличаване на бариерния капацитет Сев. За да се
намали влиянието на капацитета Сев върху честотните свойства на
транзистора, често се използува режим на работа на дифузните
дрейфови транзистори с големи емитерни токове (4—5 mA вместо
1 mA). Тогава съпротивлението на емитерния преход намалява,
което^води до намаляване на времеконстантата ге Сев. По този на-
чин се компенсира влиянието на големия капацитет Сев върху чес-
готните свойства на транзистора.
Дифузно-сплавни дрейфови транзистори. Този метод се
състои в следното. В много добре шлифованата пластинка от мо-
Фиг. 5.7
нокристален нискоомен р- германий (0,5—1 Gem) с помощта на ул-
тразвук се създават голямо количество вдлъбнатини с размери
0,25X0,15X0,1 mm (фиг. 5.7). След това се извършва дифузия
208
на донорни атоми от парообразна фаза в германия, в резултат
на конто се получава върху цялата повърхност слой от w-герма-
ний с дебелина 2p.ni. Следващата операция е разяждането на то-
зи слой и отстраняването му, с изключение от повърхността на
Фиг. 5.8
вдлъбнатините. След това във вдлъбнатините се поставят таблет-
ки от донорен и акцепторен материал Е и само от донорен материал В
(фиг. 5.8). При нагряване (750—800°С) във водородна среда две-
те таблетки се стопяват и става дифузия на примесите от течна
фаза в л-слоя и даже в /7-слоя. При това на мястото на та-
блетката Е се образува емитерният р — л-преход, а на мястото
на таблетката В — базовият контакт с л-слоя. Структурата на та-
ка получения транзистор е показана на фиг. 5.9. Както знаем, ди-
фузията на донорни атоми в германия се извършва с по-голяма
скорост, а на акцепторни — с по-малка. Следователно донорните
атоми успяват да достигнат дълбоко в л-слоя, като дори дости-
гат до p-слоя, докато акцепторните атоми оставят практически
в изходната капка и след застиване образуват рязка граница с
л-слоя. В резултат на това на повърхността се получава тънък
слой с висока концентрация на акцепторни примеси с /7-тип про-
водимост. След това следва тънък слой с дебелина 2—3 рт с
л-тип проводимост и неравномерна концентрация на донорни при-
меси. Следващият слой е с /7-тип проводимост и невысока кон-
центрация на примесите (фиг. 5.10). Слоят на повърхността Хе иг-
рае ролята на емитер, след него следва рязък емитерен р —л-пре-
ход, тънка база w, широк плавен колекторен преход хс и на-
края — колектор.
По този начин във всяка вддъбнатина се получава тран-
зисторна структура, показана на фиг. 5.9. Като извод за базата
служи повърхностният слой с л-тип проводимост. Пластинката се
разрязва на отделни елементи с размери 1X1 ст, съдържащи по
една транзисторна структура. Тези структури се поставят в стан-
дартни метални корпуси.
Меза-транзистори. При този метод транзисторите придоби-
ват своеобразна конична форма. Технологичната схема на изготвя-
14 Полупроводникови Приборн
209
него на меза-транзисторите е показана на фиг. 5.11. Последовател-
ността на операциите е следната:
1. Като изходен материал се използува пластинка я-сили»
ций (а).
2. Осъществява се дифузия от ia-
зова среда на акцептор и се формира
базовият /7-слой с дебелина 2—3 рш (б).
3. Пластинката се покрива с така
нвречената „маска", която преставляна
тънък слой от силициев дну окис (в).
4. По метода на фотолитография!а
се получават прорези, като еднонремен-
но се осъществява дифузия с донорни
примеси в тях за получаване на еми-
терния преход (г).
5. Пластинката се покрива с втора маска от восък и фоторе-
зист (д).
6. С помощта на разтворител се разяждат «-слоят и частично
колекторният «-слой извън восъка, което създава своеобразната
конична форма (форма на маси — меза) и оттук наименованието
меза транзистори.
7. Получената меза-структура леко се нагрява за отстранява-
не на вссъка.
8. Към емитерния л-слой и базовия /7-слой чрез термокомп-
ресия се прикрепват изводите на емитера и базата, а към когек-
торния слой се привоява молибденова пластинка с примес на зла-
то, която представлява изводът на колектора.
210
Готовата транзисторна структура е показана на фиг. 5.11 е
На практика такива транзистори ее получават не поотделно, а на
големи групи върху обща пластинка полупроводник (фиг. 5.12).
Тази технология има ред
преимущества:
— изготвянето на няколко-
стотин транзистора в една пла-
стинка чрез единен процес оси-
гурява еднаквост на парамет-
рите на транзисторите;
— всички етали на техноло-
гичния процес могат да се кон-
Фиг. 5.12
тролират и управляват, което
осигурява получаването на предварително зададени параметри;
— постига се малко разстоянве между емитера и базата
(тънка база), малка площ на преходите и едновременно голяма
площ на колекторния слой. Това осигурява малки стойности на
капацитетите Се и Сс и на съпротивленията гв и г№Л.слой. Типич-
ни значения са Се = 20 pF, Сс -2 pF и гв =50 Q. Максималната
честота на генерация е /щах = 500 mHz и по-висока;
— използуваните материали допускат висска (около 350°С)
температура при предварително подгряване, а това спосоЗствува
за стабилизация на параметрите, за увеличаване на надеждността
и живота на транзисторите.
Планарна транзистори. При тях се използува планарната
технология, като процесът на дифузия се прилага многократно с
цел да се получат слоеве с различен тип проводимост. И тук
транзио орите се произвеждат не поотделно, а по няколко стоти-
ци в една пластинка. Характерна особеност на тези транзистори е, че
границите на двата р—/z-прехода се намират в една плоско ст, от-
където идва и наименованието планарни.
Етапите на изготвяне на планарни транзистори са показани
на фиг. 5.13. Те са:
1. Като изходен материал се използува пластинка монокриста-
лен /^-силиций, която се покрива с тънък слой от силициев дву-
окис. Последният добре защитява повърхността на силиция от
външни въздействия (а).
2. По метода на фотолитографията се получават отвори в
слоя силициев двуокис, в който се получават транзисторите (б).
3. 11ровежда се дифузия на донорни примеси, в резултат на
която се получава слой с /г-тип проводимост във всеки отвор —
това е базата на бъдещата структура с дебелина няколко микро-
на. На границата между //-слоя и /z-слоя се формира колекторният
р—/z-преход. След това наново се нанася слой силициев двуокис,.
който покрива новополучения /г-слой (в).
гичнА Л 211
ВИБАИОТЖКА)
. fugt.p Недодав J
4. Прилага се втори път методы на фотолитографията за
получаване на отвори
Пластинката е готова
Фиг. 5.13
на емитерния преход
с много по-малък размер от предишните.
за втора дифузия и получаване на емитер-
ната облает (г).
5. Чрез повторна дифузия с акцепто-
рен примес в отворите се формира слой
с /г-тип проводимост (емитерната облает).
В резултат на това се получава емитер-
ният р—/г-преход. Този /г-слой също се
нокрива със защитен слой (с?).
6. Накрая чрез фотолитография (при-
лага се трети път) на подходящи места
се получават отвори, където след това се
поставят омически контакти към базата и
емитера (в).
Поставянето на омическите контакти
се извършва след разрязването на пла-
стинката на отделни елементи, съдържа-
щи по една транзисторна структура. След
това транзисторите се поставят в корпуси.
Произвеждат се и безкорпусни транзисто-
ри, при конто климатическата защита се
осъществява с тънък слой силикатно стък-
ло. Тяхно предимство са много малките
им раз мери.
Планарните транзистори имат нерав-
номерна концентрация на примесите в ба-
зата, което понижава съпротивлението на
базата и капацитета на колекторния пре-
ход. От друга страна, това предизвиква
дрейфово движение на неосновните токови
носители в базата. Неравномерного разпре-
деление на примесите в емитера намалява
съпротивлението на емитера и капацитета
и увеличава пробивною напрежение на еми-
терния преход, което е юлямо предимство на тези транзистори.
Планарно-епитаксиални транзистори. Един о г недостатъ-
ците на разгледаните дифузно-сплавни дрейфови транзистори бе-
ше сравнително голямото съпротивление на колектора. Понижа-
ването му с използуването па по-вискоомен материал е невъзможно,
тъй като, от една страна, недопустимо нараства каиацитегът Сс
и се влошават честотните свойства, а от друга страна, се нама-
лява пробивното напрежение на колекторния пре ход. За разреша-
ване на това противоречие в планарните транзистори се прави
двуслоен колектор, като се използува епитаксиален слой.
Така се получават планарно-епитаксиалните транзистори.
212
На фиг. 5.Т4 е показана структураiа на планарно-епитаксиален
транзистор. Силно легираната облает п+ осигурява полуйаването
на ниско съпротивление на колектора. На повърхността на ниско-
Фиг 5 14
EMnWirOMeH
СЛО14
'Повлажка
!50-200/ит
омната подложка се нанася
епитаксиалният слой. Както
видяхме в глава II, това е ви-
сокоомен слой, който има съ-
шата мококристална струк-
тура, както лодложката, и е
нейно естествено продължс-
ние. В еыцата глава бяха
раз! ледани и методите за епи-
таксия. Епи1аксиалната тех-
нология дава възможност за
упразляване и контрол на
дебелината на високоомиия
еиитаксиален слой и позво-
лява сыцествено да се подобрят параметрите на приборите.
Планарнс-епитаксиалните транзистори имат ниско съпротив-
ление на колектора, малък капацитет на колекторния нреход Сс,
голямо бързодействие, малко напрежение па насищане 7/снас и го-
лямо пробив но напрежение.
Освен планарно-епитаксиални транзистори чрез въвеждането
на епитаксиалеп слой могат да се получат и меза-транзистори с
еиитаксиален слой.
В настоящий момент планарно епитаксиалните транзистори
са най-високочестотниге транвистори. Граничната честота f„sx при
тях е стотици мегахерца при мощност на разсейвгне в колектс ра
от няколко вата.
5.3. ЛАВИННИ ТРАНЗИСТОРИ
J
Лавинните транзистори са такива плоскостни транзистори
при конто за повишаване на коефициента на усилване по ток
а(а>1) се използува ефектът на лавинно размножение на токо-
вите носители (ударна ионизация) в р л-прехода. По структура
и основни свойства лавинният транзистор не се различена от обик-
новените плоскостни транзистори. Той работа в областта на ла-
винно размножение на характеристиките, която не е свойствена
за усилвателния режим на работа.
Режимът на лавинно размножение на тока възниква вслед-
ствие на ударната йонизация в колекторния р—/г-преход при ви-
сока напрегнатост на електрическото поле. Лавинното размноже-
ние на токови носители, както видяхме в т. 2.7, е една от съще-
ствените причини за пробив на р—л-прехода. Лавинният транзи-
стор работа в областта преди пробива. Специфичного съпротивление
213
на материала за лавинните транзистори не трябва да превиши
1 Bcm за р-германий и 0,5 S2cm за л-германий, защото само при
изпълнение на това условие може да се наблюдава устойчиво
умножение на тока в колекторния преход.
Коефициентът на лавинно умножение М се дава с израза
(2-82). При транзистора той представлява коефициентът на про-
порционалност между интегралния коефициент на предаване на
тока ам при наличност на ударна йонизация и коефициента а пре-
ди настъпването на ударната йонизация:
&м=М.<х.
(5-1)
Коефициентът М зависи от колекторното напрежение и се
дава с (2-83), конто за случая има вида
м=—.
\им.
(5 2)
Л
м
където Um е напрежението на лавинния пробив, a Uc е напре-
жението на колектора.
От израза (5-2) се вижда, че за Uc<gJUM коефициент ьт М е
приблизително равен на единица. Следователно транзисторът ра-
бота като обикновеи транзистор с 1. С увеличаване на
напрежението на колектора започва отначало бавно, а след
това все по-бързо нарастване на коефициента М. Напре-
жението, при което М добива такава стойност, че ам=1 се на-
рича прагово напрежение б7„раг (фиг. 5.15). 11ри напреже-
ние 6/с>6/пр,г аЛ1>1. За лавинния транзистор областта на колек-
торните напрежения, при конто коефициентът на усилване по ток
«2и>1, трябва да бъде заключена между напрежението на лавин-
ния пробив Um и праговото напрежение С7праг. За устойчива ра-
бота на транзистора е необходимо тази облает да бъде по въз-
можност най-широка, т. е. отношението п"яг да бъде мннимал-
но. За л-германий със специфично съпротивление о г 0,2 до
0,5 Qcm и а = 0,96-—0,98 това отношение се получава от 0,25 до
0,35, т. е. работната облает на колекторните напрежения може да
бъде достатъчно широка (65—70% от напрежението на лавинния
пробив Um).
Нека да разгледаме хода на колекторните характеристики в
работната облает на лавинния транзистор. При нормален режим
на работа на плоскоегния транзистор разгледахме семейството ха-
рактеристики при условие, че емитерният преход е отпушен, т. е.
/д>0. Когато колекторното напрежение Uc се измени в интерва-
ла от 0 до иПраг, коефициентът на усилване по ток а<1. Две та-
кива характеристики са показани с прекъснаталиния нафиг. 5.15 6
214
и в. За да се получи характеристика!а с „отрицателен участък”,
е необходимо емитернинт преход да бъде запушен до напреже-
нието f70>t/npar. Затова източникът Ев. от фиг. 5.15 а е включен
с положителния си полюс
към базата и трябва да
бъде с достатъчно голяма
стойност. При запушен еми-
терен преход токът =0
и в колекторната верига
протича ток /с=М 1со (Уча-
сть к 2)., С увеличаване на
колекторното напрежение
коефициентът М расте и
при определена стойност
на М (респ. £/с) емитер-
ният преход се отпушва.
Напрежението, при което
се отпушва емитерният пре-
ход, е отбелязано с £70.
Съпротивленията Rb и Rc
трябва да се избират така,
че отпушването да настъ-
пи при и0>ипоаг. По ната-
гък с увеличаване на ко-
лекторното напрежение Uc
диференциалното съпроти-
вление гс на транзистора
става нула (критичната точ-
ка а), след което сменя
знака си и до( ива отри-
цателни стойности. Това е
областта 3 от волтампер-
ната характеристика на ла-
винния транзистор, конто
се характеризира с отри-
цателно диференциално съ-
противление г~. При изме-
нение на напрежението Ев
(или тока /в) може да се
получи семейство характе-
ристики, аналогични на на-
чертаната с плътна линия
характеристика.
Възможно е да се по-
Фиг. 5.15
лучи участък с отрицател-
но диференциално съпротивление и при /в>0 (отпушен емитерен
преход), но се изисква много критично съчетание на параметрите.
215
Лавинните транзистори могат да се използуват в генератори-
те на импулси с продължителност на фронта на генерирания им-
пулс десетки и стотици части от микросекундата и с голяма ам-
плитуда на тока на импулса, защото техните честотни характери-
стики не са по-лоши от тези на обикновените плоскостям тран-
зистори. Те са работоспособни до температура 100°С и дори по-
висока. До 50°С съществено изменение на параметрите им не се
наблюдава.
5.4. ПОЛУПРОВОДНИКОВ „ТЕТРОД”
Полупроводниковите тетроди представляват плоскостни тран-
зистори и два извода от базовата облает — основен В, и спома-
гателен В2. Ако на В2 не е подадено напрежение, тетродът рабо-
ти като транзистор. На фиг. 5.16 е показан полупроводников
тетрод и съответните захранващи вериги.' Източникът Ев, вклю-
чен между двата извода на базата, създава напречно елек-
трическо поле. Това поле изменя посоката на движение на
неосновните токови носители в базата, както е показано на фи-
гурата. Това изменение на траекторията на токовите носители
довежда до следните явления:
— съществено се намалява''ефективната повърхност на колек-
тора, а оттам се намалява и капацитетът на колекторния преход;
— намалява се съпротивлението гв поради намалязане дъл_
жината на пътя, който изминават дупките в базовата облает
Тези явления водят до подобряване на честотните свойства,,
на тетрода в сравнение с обикновения плоскостей транзистор
Фиг. 5.16
Полупроводниковите тетроди могат да се използуват в схеми
на усилватсли с регулиране на коефициента на усилване. За цел-
та с помолта на спомагателната база при схема ОЕ може в ши-
роки граници да се изменя коефициентът на усилване по ток.
216
5.5. ПОЛЕВИ ТРАНЗИСТОРИ
Полевите транзистори са полупроводникови прибори,, измене-,
нието на тока през които се постига за сметка на изменението
на ефективното съпротивление на токопрводещия участък между
двата електрода чрез подаване на управляващо напрежение на
третия електрод. Този токопрводещ участък се нарича капал и
затова ге се наричат огце канал ни транзистори. Понеже
токът през полевите транзистори се обуславя само от един тип
токови носители (основни за канала), те се наричат още у в и-
полярни транзистори за разлика от разгледаните вече б.и-
полярни транзистори. При полевите транзистори няма инжекция
на токови носители, както е при бипэлярните транзистори, и те
са известии като транзистори без инжекция.
Съвременните полеви транзистори се разделят на две групп
1. Полеви транзистори с р—/г-преход, които биват:
а) с /»-канал;
б) с п-канат.
2. Полеви транзистори с изолиран управляващ електрод (MOS
МОП, МОД транзистори), които биват:
а) със собствен капал (с /?-канал и с /г-канал);
б) с индуциран канал (с /7-канал и с /г-канал).
Полевите транзистори се различават не само по конструкция
и действие, но и по полярността на напрежението, захранващп
електродите, което ще видим ло-нататък.
Полеви транзистори с р—п-преход
Ще-се запознаем с устройството и принципа на действие на
полевите транзистори с р—/г-преход и /г-канал.
На фиг. 5.17 е показано устройството на гакъв транзистор.
Той се ст стой от полупроводникова пластинка от /г-тип (полеви
транзистор с /г-канал) или от /.’-тип (полеви транзистор ср-канал)
с омически изводи от двата й края, наречени съответно анод и
217
катод. На позърхността на канала от двете му страни се фор-
мират р—л-преходи по такъв начин, че те да бъдат паралелни
на посоката на тока. Двата //-слоя са свързани помежду си в
един електрод, конто се нарича управляващ електрод.
В практнката и литература га се използуват руски и английски наименова-
ния на електроднте на полевлте транзистори. В съветската техническа литера-
тура за омиче ките извэди от канала се използуваг названия исток и сток,
а за управлява ция елестрлц -затвор. В американската литература сьответ-
ните названия са source, drain, date. Ние ще възприемем названията
катод, анод и управгяващ електрод по аналогия с ламповия триод.
На фиг. 5.18 а е показана схемата на включване на полевия
транзистор с /z-канал. Понеже е необходимо двата р—/г-прехода
да работят при обратно свързване, на управляващия електрод се
подана отридателно напрежение спрямо катода. На катода се по-
дава отрицагелният полюс на захранващото напрежение, а на
анода — положителният. В този случай основните носители са
електроните. При полевите транзистори с /т-канал поляритетът на
зэхранващите източници е обратен (фиг. 5.18 б).
Фиг. 5.19
За да обленим принципа на действие на полевите транзисто-
ри, ще разгледаме пластинка от полупроводников материал от п-
тип с омически изводи от двата й края (фиг. 5.19). Съпротивле-
нието Ro между двата омически контакта е
'218
(5-3)
о — I
Часа'
където
о е специфичната проводимост на полупроводниковия
материал;
а, с, I — габаритните размери на пластинката.
При полупроводник от /z-тип а—qn\in и тогава
п _______?____
Ло 2 q ii„ п с а
Принципът на действие на полевия транзистор с р /г-преход
е много прост и се заключава в това, че с изменение на потен-
циала на управляващия електрод се измени ширината на р-п-
преходите, а оттам и дебелината w на канала (фиг. 5.20). В ре-
зултат на това се измени съпротивлението
I
(5-4)
0 2 q | i„ п с w
и съответно токът, прогичащ в канала.
Тъй като р— /г-преходите работят при обратно свързване, тях-
ното съпротивление за входния сигнал е голямо и входната мощ-
ност е малка. Полезната мощност върху товарного съпротивление
Ra се определя от тока в канала /а и от съпротивлението /?а и
може значително да лревишава входната мощност. Следователно
полевият транзистор е активен елемент, който има много общо с
електронната лампа. Запушването на полевия транзистор се полу-
чава при такова огрицателно напрежение на управляващия елек-
трод, при коего разширилите се преходи могат да обхванат целия
канал (w-О). Тогава токът 7а става равен на нула. Това напре-
219
жение на запушванс е основен параметър на полевите транзисто-
ри с р—/г-преход (а също и на тези с изолиран затвор) и се на-
рича прагово напрежение {70 (напрежение на отсечка) и се
дава в справочниците.
Характеристики и параметри на полевите транзистори:
1. Семейство изходни волтамперни характеристики 7а=
—f(U3) при Uy— const. Те дават зависимостта между тока в ка-
нала /а и напрежението анод — катод £7а при различии напреже-
ния на управляващия електрод Uy (фиг. 5.21).
Нека да разгледаме изходна)а характеристика при напреже-
ние на управляващия електрод 47у = 0. Наклонът на тази характе-
ристика в началния участък се определя от проводимостта на
напълно оглушения канал. При малко анодно напрежение Ua тог
кът /а е малък. Тъй като областта на канала, заета от простран-
ствен заряд, е още много малка, то и относителното изменение
на проводимостта на канала е незначителна. Ето защо зависимост-
та /а— f(Ua) е почти линейна в тази облает (облает а—б).
При повишаване на напрежението Ua зависимостта Ia=f(U&)
престава да бъде линейна (облает б— в), понеже с увеличаване
на анодното напрежение Ua расте и съпротивлението на канала.
При напрежение t7a>t7„ по-натагъшното увеличаване на анодното
напрежение не води до практическо увеличаване на а (облает
в—г), тъй като одновременно с нарастването на анодного напре-
жение в същата стелен нараства и съпротивлението на канала.
Настъпва насищане на анодния ток на полевия транзистор. На-
прежението UH, при което настъпва насищане на анодния ток при
нулево напрежение на управляващия електрод, се нарича напре-
жение на насищане. Анодният ток достига максимална-
та си стойност 7ашах при анедно напрежение, равно на на-
прежението на наспи ане Um и при управляьащо напрежение
Uy, равно на ну ла. При повишаване на анодною напрежение над
напрежението на насищане токът /а практически не се измени.
220
Нека разгледаме волтамперната характеристика 7а=/(£7Д ко-
гато на управляващия електрод е подадено такова напрежение, че
р—л-лреходът е свързан обратно. Наличността на обратно свър-
зан р л-преход води до стесняване на токопроводещата част на ка-
нала и намаляване на проводимостта му. В този случай наклонът
на волтамперната характеристика в началния участък (облает д—е)
ще бъде по-голям в сравнение с характеристиката при £7у=0.
Насищането на анодния ток ще стане при по-малки стойности на
анодното напрежение (областта след точката е).
При увеличаване на напрежението — Пу, стойностите на Ua и
/а, при конто става насищане на анодния ток, се намаляват. При
напрежение на управляващия електрод UG настъпва запушване на
полевия транзистор, т. е. токьт /а ще бъде равен на нула при
всяко анодно напрежение.
11ри качественото разглеждане на вида на волтамперните ха-
рактеристики на полевия транзистор приехме, че след достигане
на областта на насищане токът /а не се изменя. В действител-
ност при повишаване на анодното напрежение над UH се наблю-
дава известно нарастване на тока /а. Допустимите анодни напре-
жения на полевия транзистор се ограничават от пробивното на-
прежение. При достигане на определено значение на напрежението
анод катод настъпва лавинен пробив във веригата анод — уп-
равляващ електрод и токът /а рязко нараства.
Изходниге волгамперни характеристики, снети при различии
напрежения на управляващия електрод (фиг. 5.22), са подобии на
анодните характеристики на пентодите. Областта от характери-
стиките, в която се наблюдава насищане на анодния ток, се на-
рича пентодна (облает II), а
областта, в която зависи-
мостта на анодния ток от
напрежението е близка до
линейната — омическа (облает
/). В областта /// се наблю-
дава лавинен пробив в уча-
стъка анод — управляващ
електрод. и рязко увеличаване
на анодния ток.
2. Семейство характе~
ристики Ia^f(Uy) при U.„ =
const. Тези характеристики
дават зависимостта на анод-
ния тох /а от напрежението
на управляващия електрод С
(фиг. 5.23).
При напрежения на анода, по-малки о г напрежението
сищаве ит с увеличаване на U„ характеристиките се
ври различии напрежения на анода
на на-
изместват
221
нагоре (облает Г}. При напрежения йа> UK характеристиките пред-
ставляват тесен сноп и практически се сливат в една характери-
стика.
3. Прагово напрежение Uo. Това е напрежението на управ-
ляващия електрод, при което полевият транзистор се запушва
Фиг. 5.23
(/а=0). Означено е на фиг. 5.23. При транзисторите с n-канал Uo
е отрицателно, а при тези с /г-канал— положително. Съвременни-
те полеви транзистори с р—/г-преход имат прагово напрежение
ДС1 0,5-5 V.
4. Максимален аноден ток /яшах. Това е вторият основен
параметър на полевите транзистори след праговото напрежение.
Той представлява максималният аноден ток при напрежение на
управляващия електрод Ц. = 0 и при режим на насищане (t7a>t7H).
Максималният аноден ток /ашах е означен на фиг. 5.21 и 5.23.
Съвременните полеви транзистори с р—/г-преход имат максимален
ток /атах = 0,5—20 mA.
5. Стръмност на волтамперната характеристика S.
Стръмността най-добре характеризира усилвателните свойства на
полевия транзистор и се дефинира с изразите
/ Ч \ mA
ни I > v '
U =const \ У / U =const
а а
Стръмността 5 може да се определи графически от семей-
ството характеристики /a=/(t7y)-
Максималната стръмност 5тах се получава при напрежение
на управляващия електрод Uy—O. Доказва се, че числено тя е
равна на проводимостта на канала при нулеви напрежения на
електродиге му, т. е.
е .... 1
°шах—
222
където Rq е съпротивлението на канала в неутрално състояние
(U - о, иу — 0).
Между максималната стръмност 5тах, праговото напреженйе
г г и максималния аноден ток /а max съществува зависимостта
1У0
*$тах5=2
27
“a max
~~йГ~ '
която е една от основните формули при полевите транзистори.
6. Изходно съпротивление /?изх. То се дефииира с израза
( /ИД \ _ (д(73 )
Ч
U =const
У
[ 7 U =const
У
В областта I (фиг. 5.22) изходното съпротивление е малко,
но с увеличаване на анодното напрежение Ua изходното съпро-
тивление расте, като в областта II е много голямо и се стреми
към безкрайност. Изходното съпротивление може да се определи
от семейството изходни характеристики на полевия транзистор.
За изготвяне на полеви транзистори с р— ft-преход се из-
ползуват, два метода: сплавен и дифузен.
Германиевите полеви транзистори с р — /г-преход, изготвени по сплавния
метод, имат следните типични параметри: U„ = 10 — 30 V, уаП1.|Х-»5—30 mA,
S max =2-5 -Я^-.Суа^-Сук=30-41) pF и/гаах=200 -500 kHz.
Параметрите на полевите транзистори, изготвени по планарната технология,
са значит елно по-добри, стг.о.ткото на сплавните. Типични параметри са: UH —
=0,8-7 V, 7 =1 —15 mA,
и fmax = 50—500 mHz. Нап, имер
я-ката: Ы'255 А има С =С
Типични параметри са: Ut
= 1-W т/. Суа~Сук 0,7 - 10 pF
р — /г-преход и
/max 500 mHz-
по-широко раз-
'уа
полевияг транзистор с
0.7 IF. $1Пах=4 -Ю^ и
А
Полевите транзистори, изготвени по планарнага технология, са
пространени и имат по-голамо приложение.
Полеви транзистори с изолиран управляващ електрод
( «IOS или МОИ транзистори,1
В обикновените полеви транзистори с управляеми р — ft-
преходи управляването на тока се осъществява от напрежението
на управляващия електрод, който е слой полупроводник с тип
проводимост, противоположен на типа на проводимостта на ка-
нала. Възможен е и друг начин на управляване на съпротивле-
нието на канала — чрез изменяне потенциала на електрод (също
наричан }правляващ електрод), изолиран от обема на полупровод-
ника. 1ранзистс[ите, чието действие се основава на този принцип,
се наричат полеви транзистори с изолиран управляващ електрод.
В съьетската литература те са известии като МОП (метал—окис—
полупроводник) или МДП (метал—диелектрик—полупроводник), а
в западната литература са известии кате MOS (метал — окис —
223
полупроводник) транзистори. Тези наименования съответствуват
на реалната структура на тези полупроводникови прибори.
Както беше отбелязано в началото, MOS транзисторите би-
ват със собствен канал (р-канал или л-канал) , и с индуци-
раи канал (р-канал или л-канал). ,
Фиг, 5.24
На фиг. 5.24 е дадена структурата на MOS транзистор с
амдуциран канал. Основата представлява пластинка с /ъпрово-
димост, в която на разстояние L са създадени две силно легира-
ни области с л-тип проводимост, конто изпълняват ролята на
анод и катод. На повърхността на пластинката има слой от дие-
лектрик с дебелина <w, покрит с тънък метален слой. Металният
слой е управляващ електрод. При включване на напрежение от
външен токоизточник между анода и катода токът между двете
л+ области е много малък (равен е на тока на утечката на два-
та р — п+ диода, включени насрегцно). Ако на металния слой се
подаде положително напрежение, при определена стойност на то-
ва напрежение на повърхността на полупроводника между двете
п+ области възниква слой с електронна проводимост (л-тип),
т. е. възниква (индуцира се) канал. Това довежда до съединява-
224
него на двете п+ области с тънък токопроводегц канал и във
външната верига протича ток. При увеличаване на положителния
потенциал на управляващия електрод се увеличава концентрация-
та на токовите носители в канала, проводимостта му нараства и
токът през транзистора се
увеличаза. Такъв режим на
работа на MOS транзистора
се нарича режим на обо-
ра т я в а н е.
Нека да разгледаме дей-
ствието на MOS транзисто-
ра със собствен канал. На
фиг. 5.25 е показан такъв
транзистор с я-канал. При не-
го между анода и катода (два-
та л+-слоя) предварително е
вграден тънък канал със съ-
щия тип проводимост като Фиг. 5.25
този на областите на анода
и катода. Наличността на този
канал обуславя протичанего на начален ток в анодната верига
при нулево управляващо напрежение. При подаване на положи-
телен потенциал на управляващия електрод по отношение на ка-
тода концентрацията на токовите носители' (електрони) в канала
се увеличава, проводимостта му нараства и токът през транзистора се
увеличава. Този режим на работа е режимът на обогатяване. При по-
даване на отрицателен потенциал на управляващия електрод
концентрацията на токовите носители в канала се намалява, про-
водимостта му намалява и токът през транзистора се намалява.
Такъв режим на работа на MOS транзистора^се инарича режим
на^обедняване.
MOS транзисторите с интуциран^канал могат да"работят са-
мо в режим на обогатяване. МОБ транзисторите със собствен ка-
Фиг. 5.26
нал могат~да работят както в режим на обогатяване, така и в
режим на обедняване. *
На фиг. 5.26 са показани схемите на свързване на МОБ тран-
15 Полупроводникови прибори
225
з^стори с индуциран и собствен какал и ст ответимте характера
стики, илюстрираши режимите на работа. Вижда се, че при тран-
зистсрите с индуииран /z-канал анодът и управляпапгият елек-
трод имат положителен поляритет по отношение на катода, а при
тези с / -канал — от; и щтелен. При транзист< рите със собствт
л-канал yi ртвляващият електрод ива отрицателен поляритет, а
анодът — положителен по отношение на катода, а при тети с 77-
канал— управлявашият електрод е с положителен, а ансдът с
отрицателен полярит ет.
MOS транзисторите се изработват по планарната технология.
Като диелектрик най-често се използува силициевият двуокис, ако
основният полупроводник е силиций.
Характеристики и параметри на MOS транзисторите:
1. Семейство игхсОни хоронте/ттини l3-f(U3) при
Uy— const. Те са аналогични на съответните характеристики на
обикновения полеви транзистор с р— л-преход. На фиг. 5.27 и
5.28 са дадени изходните характеристики на два MOS транзи-
стора с индуциран и със собствен канал, работещи съответно в
режим на обогатяване и режим на обедняпане.
2. Семейство ха] акте риск иьи I3=](Uy) при ил — const.
Тези характеристики дават зависимостта между анодния ток и
напрежение!о на управляващия електрод при различии ;н дни на-
прежения. На фиг. 5.26 са показани характеристиките /а = / (Uy )
на двата вида MOS транзистори — със собствен канал (р- и
п-) и с индуциран канал (р- и п). На фиг. 5.2 J са показани
семейството характеристики /а —/ (Uv ) на MOS транзистор с ин-
дуциран канал (л-канал), който работа само в режим на обога-
Фпг. 5.27
Фиг. 5.28
тяване. Напрежението на управляващия електрод Uy , при което
анедният ток е нула (/а =0), представлява прагсвото напряжение 67О.
3. Параметри на MOS транзистсрите. Могат да се де-
226
фгнират съгците параметри, както при обикнсвения полеви тран
зистср с р — /г-прехэд:
— изходно съпротивление
То се определи от изходните характеристики и е в граници
те от 5 до 50 kfi;
— стръмност на волтамперната характеристика
/ в[ \ / д/а \
_i а \ j a i
у dWy / Оа —const у / Oa —const
Определи се от характеристиките /а —/(£/у ) и е от порядъка па
няколко милиампера на волт;
— входно съпротивление
*^у у Ua —const
MOS транзисторите се характеризират с много високо входно
съпротивление по постоянен ток (1010—101S Q). Входното съпро-
тивление по променлив ток се определи от входния капацитет,
който е много малък. Голямото входно съпротивление и малкият
входен капацитет определят много по-добрите честотни свойства
на транзистора в сравнение с обикновения полеви транзистор с
р—/г-преход.
Достигнатите в настоящий момент параметри на MOS транизисторите са
много лоЗри: Свх=0,5-3 pF, /?м=10«-10« S, 5шах=0,5-10 и /так=
=300-5С0 MHz
22 Г
MOS транзисторите намират приложение в усилвателите с
много вигокоомен вход, нискочестотните усилватели, операцион-
ните усилватели, импулсните и логическите схеми и другаде.
5.6. РДНОПРЕХОДНИ ТРАНЗИСТОРИ (ДВУБАЗОВИ ДИОДИ)
СПЕСИСТОРИ
Еднопреходните транзистори (двубазовите диоди) са по-
лупроводникови прибори с един р—/г-преход. Характерного за
тези транзистори е наличността на участък с отрицателно дифе-
ренциално съпротивление в тяхната волтамперна характеристика.
Принципът на действието им се основава на изменението на
обемного съпротивление на полупроводника при инжекция на
токови носители в него.
На фиг. 5.30 а е показан двубазов диод и схемата му на
свързване. Той представлява /г-тип полупроводник с омически
контакти {ба <и) в краищата и р—/г-преход (инжектор) в сре-
дата му. На базите се подава напрежение с показания поляритет,
така че протичащият ток да създаде в обема на полупроводника
под р—/г-прехода пад на напрежение Ui. То запушва р—/г-пре-
хода и през запушения прехбд протича малкият ток /0 . Учазтъ-
кът / на волтамперната характеристика съответствува на това
състояние (фиг. 5.30 б). За да се отпуши р—/г-преходът, е необ-
ходимо входното напрежение Z7, да бъде пэ-голямо от напреже-
нието Ui . При достатъчно голямо напрежение U, ще настъпи
частично отпушване на р—/г-прехода, инжектираните от инжекто-
ра токови носители в обема на полупроводника ще пэедизвикат
намаляване на вътрешното съпротивление и оттам намаляване на
лада на напрежението U, под прехода. Това ще доведе до още
228
по-силно отпушване на п—/>ирехода. Този лавинообразен процес
води до псяйата във входната голтамперна характеристика на
участък II с отрицателно диференциално съпротивление. Тази
характеристика е подобна на характеристиката на тунелен^диод
Обаче за разлика от тунелния диод
тук стабилната работа в участъка с
отрицателно съпротивление е въз-
можна само при условие, че е вклю-
чено достатъчно голямо товарно съ-
противление.
Двубазовите диоди намират при-
ложение в импулсните схеми (мулти-
виэратори, тригери и други превключ-
ващи схеми). Техен недостатък е
малката скорост на превключване и
голямата консумирана мощност. По-
ради това двубазовите диоди имат
ограничено производство и прило-
жение.
Спесисторите са полупроводни-
кови прибори също с един р—п-
преход. Понякога се наричат пэлу-
проводникови прибори с обеднен слой.
На фиг. 5.31 а е показан спесистор и
захранващите го вериги. Голямото
обратно напрежение Up—n, приложено
на р—/z-прехода, създава запиращ
слой с голяма ширина I и със силно
електрическо поле в него. Металиче-
ският контакт (инжектор) инжектира
електрони в запиращия слой, които
под действието на силното електри-
ческо поле се движат бързо в /г-слоя
към омическия контакт. Условието
за наличност на инжекция е напре-
жение го Ц\ на инжектора да бъде
по-малко от това, което съществува
в даде.ата точка при отсъствие на
инжектор. С други думи, инжекторът
трябва да има отрицателен потенциал
спрямо потенциала на точката, в коя-
то се опира. Токовите носители се инжектират навътре в запи-
ращия слой и следователно движението им става в силно ускоря-
ващо пэле. Това значително съкращава времето на движение на
токовите носители и следователно увеличава граничната честота
на прибора. Спесисторът се отличава с голямо входно и голямо
изходно съпротивление.
229'
На фиг. 5.31 б е показана модификация на спесистор— спе-
систор-тетрод. Четвъртият електрод се нарича модулятор. Той
осъществява контакт с / - :ип полупроводник. Обикнозено модула-
торът се намира под отрицатели© или малко положително напре-
жение. Кел.сото по близо се намира модулаторът до инжектора,
толкова по-силяо ще бъде неговото управляващо действие върху
инжектираните електрони. Входното съпротивление на спесистора
е голямо. Оказва се, че то е най-малко, ко.ато напрежението на
кодулатора е положително. Но дори при малки полокителни
I апрежения на модулятора входното съпротивление на спесисто-
ра е все още достатъчяо голямо (2—20 kQ).
При спесистора има малки възможности да бъде увеличена
граничната му честота в сравнение с тази на обикновелия пло-
скостей транзистор. Причините за това са, че силлото електри-
ческо поле се локализира в малък обем и в крайните части на
областта на пространственна заряд отсъствува. Освен това при
високи честоти големият капацитет на р—я-прехода може да
даде практически на късо изхода и входа. Поради тези причини
спесисторът не е намерил приложение.
5.7. ЧЕТИРИСЛОЙНИ (р—п—р—п) ПОЛУПРОВОДНИКОВИ ПРИБСРИ
Това са полупроводникови прибори с четирислойна структу
ра и три р—я-прехода. В зависимост от броя на външниге изво
ди те биват:
— динистори — двуелектродни прибори;
— тиристора— триелектродни прибори;
— бинистора — четиряелектродни прибори.
Четирислойната структура р—п—р—п (п—р—п—р) може да
се получи само чрез ди фузия (фиг. 5.32 а) или чрез съчетание
на метода на дифузид и сплазлия метод (фиг. 5.32 б, в, г). За
основа се използува тъяка силидиева пластилка с и-тип или р-
тип проводимост. Мэже да се изпэлзузз и германиева пластинка,
но приберите се получават с по-лошл характеристики в сравне-
ние със силициевите.
Динистори
На фиг. 5.33 а е показан четирислоен диод (дилистор), кой-
то представлява четирислойна структура с два електрода. При
подаване на динистора на напрежение Ua с показания поляритет
крайните два прехода и //3, наречени емитерни, са евързана
право, а средният П2, наречен колекторен — обратно. Крайните
230
р- и /z-области се наричат съответно анод и катод, а вътреш-
ните две области се наричат бази. Четирислойната структура
р—п—р—п може да се представи във вид на два транзистора
р—п—р и п—р— п с две колекторио-базози връзки (фиг. 5.33 б).
п (дифузия)
р (дифузия)
п (изходна)
р(дифузия)
а)
—(р(спмдядане))~
п (дифузия)
р (дифузия)____
п (изходи а)
&Г
^Ф(р(йлла8я6анё^-у
п(дифузия)
р(изходна)
п(дифузия)
6)
- УрфитвяВане^.—
п(дифузия)
р(изходна)
—(р(сплабяВане()—
г)
Фиг. 5.32
Фиг. 5.33
Нека да разгледаме физическите пронеси и закономерности,
конто определят волтамперната характеристика на динистора
А =/ (77, ) (фиг. 5.34). На характеристиката могат да се отбеле-
жат четири основни области:
231
— облает I — на анода се подана положително напреже-
ние Ua . Неговата стойност може да достигне в някои типове
прибори хиляда и повече волта;
— облает 7/—в тази облает динисторът има отрицателно
диференциално съпротивление (в тази облает динисторът работи
нестабилно); ,
— облает III—напрежението на анода U& е положително
и не превишава 1—2 V. При тона токът 7а при някои типове
динистори може да достигне десетки и стотици ампери; ?
— облает 71/ — на анода е подадено отрицателно нкпреже-
ние, което в някои типове прибори може да достигне няколко
хиляди волта. При това токът е много малък — от поряДъка на
микроампери. При по-нататъшното увеличаване на отрицателното
напрежение Ut настъпва пробив. . '
Понеже при положително анодно напрежение колекторният
преход работи в обратно свързване, почти цялото напрежение
Ua нада върху него. Затова при големи стойности на U,e необ-
ходимо да се отчитат пронесите на лавинно разможение на токо-
вите носители в този преход. Нека' да приемем един и същи
коефициент на лавинно умножение за електроните и дупките и
да означим с а, и а3 интегралните коефициенти на предаване на
тока на съставните транзистори Т\ и Т2 от модела на динистора
(фиг. 5.33 б). Това са коефициентите на предаване на тока на
емитерните преходи П2 и 772. Тогава за тока през колекторния
преход //2 може да се запише
12—(л^1^-\-а.31^-\-1со) 7И.
I
232
Тъй като токовете през трите прехода са равни /, =/а=/а =
=/а, за тока във външната верига от горния израз се по-,
лучава
М1Со
1 - а М
където «=а1+а3 е сумата от
коефициентите на предаване
на тока на двата съставни
транзистора от модела на ди-
нистора на фиг. 5.33 б. (5-5)
дава ВАХ на динистора в
неявен вид. От това уравне-
ние може да се получи волт-
амперната характеристика на
динистора, като се използува
зависимостта.(2-38) на коефи-
циента на лавилно умноже-
ние М от колекторното на-
прежение (в случая това е
п_____________
иа = .
напрежението (Ja). Тя има вида
(5-6)
а
Волтамперната характеристика на динистора е подобна не
характеристика на лавинен транзистор в схема ОЕ. При динН-
сторите обаче напрежението в областта IH е значително по-малА
ко, отколкото при лавинния транзистор и почти не зависи от тока,
Друго преимущество на динисторите е, че те работят без пред-
варително зададено напрежение на базата за разлика от Лавин-
ните транзистори, при конто това напрежение е необходимо;
Областта 1 на волтамперната характеристика се характеризи-
ра с много малък ток през емитерните преходи Пх и /73. Сле-
дователно и коефициентите «, и «3 са много малки, тяхната сума
а,+ог3<^1 и може да се приеме а=ь=0. Огвен това коефициентът
7Й=1 (все още липсва лавинно умножение на токовите носители
в колекторния преход). От (5-5) при отчитане на горните условия
се получава, че токът /а е равен на обратния колекторен ток на
колекторния преход (/а «=а/Со). В тази облает от характеристик
ката диференциалното съпротивление е много голямо (динисторът
е запушен). При увеличаване на напрежението Ua токът /а на-
растив. Близо до точкага А се наблюдава рязко увеличаване на
тока /а при малко увеличаване на положителкото напрежение
/7а . В тази облает силно нарастват коефициентите на предаване
а, и а3. Възниква лавинно умножение на токовите носители в
колекторния преход. Коефициентът М става по-голям от единица.
ZT АИЧН4 \
I БИБЛИОТЕКА)
233
Областта I завършча в точка А, където диференциалното ст про-
тивление става равно на нула, след което то е отризателно (об-
лает II). В точката А динисторът се отпушва. Напрежението и
токът в тази точка се наричат напрежение на включване
С/Вкя и ток на включване /вкл. Условието за включване на
дипиъгора се получава от израза (5-5) и е
«АЫ. (5-7)
Известно е, че коефициентът а зависи от емитерния ток и на-
paciBa с неювото увеличаване (фиг. 5.35). От друга страна, а =
= а +а3 H&pav тва и при увеличаване на напрежението на колектор-
ния преход /72 поради ефекта на модулация на базите на еми-
терните преходи /?! и /7Я. Сумарният коефициент а в областта
II се стреми да расте с увеличаване на протичащия ток. Но в
тази облает вииаги е изпълиено условието (5-7). Това условие се
запазва въпреки увеличаването на а поради тсва, че коефициен-
тът /И намалява. Намаляването му е свързано с намаляване на
напрежението върху колекторния преход (респ. върху целия
динис тор).
Падът на напрежение върху колекторния преход намалява
до точката В, където дояива такава стойност (стойност нула),
че колекторният преход се отпушва. В тази точка настъпва об-
ратно превключване на динигтора, наречено изключване. То-
кът и напрежението в точката В се наричат ток на изключ-
ване 1пк, и напрежение на изключване U„3KJI. По-ната-
тък с увеличаване на тока почти не се изменя напрежението
върху дитистора (облает III). В тази с бласт трите прехода са
право сзър<ани и динисторът е дълбоко паситен.
При отрицателно напрежение (облает IV) преходите Пу и Па
са образно свързани, преходът /72 — право. Динисгорът в този
случай е еквивалентен на два последователно свързани транзисто-
ра (р—п—р и п—р—г.) с озворени бази (/в =0.) Токът, който
протича, е обратният колекторен ток Гсо на еквивалентните тран-
зистори и е много малък.
От казаното дотук се вижда, че динисторът може да се
намира в дне състояния на устойчиво равновесие: в облагтта I
с малък ток и юлямо напреъение и в областта III с голям ток
и мзлък пад на напрев ение. Затова динисторът може да се из-
.по.ззува като ключ: отворен (облает I) и затворен (облает III).
За преминаване на динисюра от едно състояние в друго се из-
ползува изменение на захранвашото анодно напрежение. Областта
II с отрчцазелно диференциално съпрогивление е нестабилна и
приборът бързо минава от т. А в т. В.
Характеристики и параметри на динисторите. Основ-
ната характеристика на динистора е кече подробно раз леданата
вдлтамперна характеристика, която в неявен вид се дава с
234
уравнение (5-5), а в явен вид — с (5-6). Основните параметри на
динистора са (фиг. 5.34):
/. Напрежение на включчане UBK„. Това е максималното
право напрежение на динистора, при което диференциалното му
съпротивление гд —0 (точка А). За различните типове динистори
това напрежение е от порядъка десетки до няколко хиляди тол!а.
2, Ток на включване 1тл .Тева е максималният ток в права
посока при запушено състояние в точка га А. при който дифе-
ренциалното съпротивление на динистора става равно на нула.
3. Напрежение на изключване Нкзкл . Това е минималното
право напрежение на динистора в оглушено състояние при усло-
вие, че диференциалното съпротивление на динистора е нула
(точка В). Напрежението на изключване е сума от напреженията
на емитернит преходи /7, и 77я„ тъй като напрежението на ко-
лекторния преход в тази точка е нула. Обикновено това напре-
жение е от порядъка на няколко десети от волта за германиеви
динистори и от 0,5 до 1 V за силициеви динистори.
4. Ток на игкиочване Това е минималният ток на ди-
нистрра при право напряжение и в отпущено състояние при усло-
вие, че диференциалното съпротивление на динистора е нула
(точка В). Ако във формула (5-6) положим Ua =0 (в точка В
колекторният преход преминава в право свързване), за този ток
се получава /изкл = -^~- . В частей случай, когато a^aj, токът
/«эм се определи при условие «, = 0,5, като се използува тази
формула. Обикновено този ток зависи от площта на преходите.
5. Максима <ен ток 1Я тах. Това е максималният ток, който
може да протича през динистора без опасност от необрэтими
изменения в него (топлинен пробив). В зависимост от типа на
динистора този ток може да достигне до няколко стотици ампера.
6. Остатъчно напрежение Uott. Това е падът на навр.и ение
върху динистора в о тушено състояние при условие, че токът
през него е равен на мак.-имално допустимая тск /атах. Това та-
прежение е по-голямо от напрежението на изклкч<ане Нвзкл.
7. Ток на утечката /ут. Това е токът в права посска при
изключено състояние на динистора, който съотвегствува на на-
прежението 5/праг, след което напрежение започва ударна йониза-
ция в колекторния преход.
8. Обратен ток на утечката /утО5р. Това е токът в обрат-
на посока при отрицателно напрежение Uv6pmax- При напрежение,
по-голямо от t7o6pmax, настъпва пробив в динистора.
9, Време на включване 1ВКЛ и време на изключване
Времето на включване е интервалът от време от момента на по-
даване на управляващия отпушващ импулс до момента, в който
токът през динистора достигне 0,9 от зададеното максимално
значение. Времето на изключване е интервалът от време от мо-
мента на подаване на запушващия импулс до момента на греми-
235
наването на динистора в запушено състояние. Тези времена се
определят от преходните пронеси в р—п—р—п струьтурата, кон-
то са много сложни. Както и при травзисторите, тези времена'
зависят от времето за натрупване и разсейване на ивжектираните
токови носители в базите и от
капацитетите на р—л-преходите.
Времето на изключване /изкл ви-
наги е по-голямо от времето на
включване /вкл. По бързодействие
динисторите отстъпват на пре-
включваеците диоди с един пре-
ход. Най-добрите динистори
имат време на включване 0,1—
0,5 pS, а времето на изключване е по-малко от 6 pS.
Съществуват два типа характеристики на динистора:
— твърда характеристика, при ксято динисторът преминава
в отпущено състояние всеки път при едно и също напреже-
ние
— мека характеристика, при която динисторът преминава в
отпущено състояние при различии напрежения на включване,
конто образуват облает на включване.
За да получим твърда характеристика, е необходимо да има-
ме рязка зависимост на коефициента а От напрежението и тока на
динистора. В силициевите динистори зависимостта на а на Всеки от
със гавните транзистори от съответния емитерен ток (това е токът
през динистора) е много по-силно изразена в сравнение с гер-
маниевите линистори. Поради това в силициевите динистори за-
висимостта на сумарния коефициент а-ра3 от тока през дини-
стора е много по-рязко изразена.
За получаване на по-силна завйсимост на коефициента а от
протичащия ток през динистора в областта на малките токове и
следователно за получаване на твърда характеристика емитерният
преход може да се шунтира с малко съпротивление. На фиг. 5.36
е показана структура на динистср с шунтиран емитерен преход.
Тук .един от емитерните преходи (Z7,) е шунтиран с обемното съпро-
тивление на база га. Такова шунтиране осигурява намаляване на
коефициента на предаване и,, а оттам и на сумарния коефици-
ент а = «|+а3 при малки напрежения на динистора. При големи
напрежения на динистора се намалява съпротивлението на р—п-
прехода ГЦ и почти целият ток преминага през него. Това води
до рязко увеличаване на коефициента ка предаване а,, а оттам и
на сумарния коефициент а = а,+<х3. По този начин се осигуряват
малки стойности на коефициента х при малки напрежения на
динистора. В противен случай още при много малки стойности
на напрежението на динистора може да се изпълни условието
за превключване (5-5) и то да настъпи. За намаляване на втория
коефициент а3 базата на втория емитерен преход Пя се прави
236
доста по-гйирока в сравнение с дифузната дължина на неоснов-
ните токоги носители.
Освен наличяостта на твърда характеристика друго преиму-
щество на силициевите динистори е малката стойност на обратния
гок /со. Това осигуряза по-малка мощност на разсейване в ди-
нистора при запушено състояние. При силициевите динистори
напрежението на включване е по-голямо в сравнение с германие-
вите. Ето защо динисторите се правят само от силиций. Недо-
статък на силициевите динистори е по-голямото остатъчно на-
прежение Umc, тъй като падът на напрежение върху отпушените
преходи е по-голям. Следователно силициевите динистори имат
влошени параметри в отпущено състояние.
Динисторите се използуват за превключване на вериги под
действието на управляващи импулси. Наличността на участък с
отрицателно диференциално съпротивление във волгамперната
характеристика позволява използуванетолна динистора в релакса-
ционнните генератори.
Тиристори
Тиристорите представляват полупроводникови прибори с
четирислойна структура, конто имат три електрода. Два от елек-
тродите с а изведени от двете край-
ни области р и п и представляват
съответно анодът и катодът
на тиристора. Третият електрод се
извежда от една от базите (напри-
мер p-слоя) и се нарича упра-
вляващ електрод. Четири-
слойната структура р—п—р—п на
тиристора със съответните изводи
на електродите е показана на фиг.
5.37. Очевидно е, че тиристорът
се отличава от динистора с налич-
ността на трети електрод—упра-
вляващия електрод.
Работ^та на тиристора се обя-
снява със зависимостта на коефи-
циента на предаване а от тока
през тиристора. Нека на jправди-
ва щия електрод се подаде малко
положително напрежение по отно-
шение на катода. Тогава от еми-
гера п на р—/г-прехода /73 започ-
токови носители — електрони в
ва инжекция на неосновни
базата. Това довежда до увеличаване на емитерния ток на екви-
237
валентная съставен транзистор 7\, а оттам и на коефициента на
усилване а3. Увеличаването на дава възможност условието за
превключЕане на тиристора /И(Х|+а3)=1 да се изпълни при по-
малко акодно напрежение. По този начин увеличаването на управ-
ляващия ток на базата води до увеличаване на коефициента а3
и намаляване на напрежението на включване аекл. За да се нама-
ли стойността на управляващия ток на базата, който е рекомби-
национен ток, е необходимо базата да се направо тънка. Това
довежда до увеличаване на коефициента а3 и намаляване на на-
прежението на включване.
Може да се намери изразът за тока /8 през тиристора. Той
има вида
<5-8»
където а - txi +а3.
Ако базата п се избере достатъчно по-дебела в сравнение с
багата р, от конто е изведен управляващият електрод (wp <§xi>n ),
може да се счита, че ах<<1, а «3^1. Тогава
/а =Л1 • (5-9)
1 —М а3
От този израз се вижда, че юкьг през тиристора расте мно-
го бързо с увеличаването на управляващия ток /у на базата р.
Това се дължи на факта, че коефициентът а3 зависи от сумата
на токовете Za -Г/у, Т. е. от /у , и бързо расте с неговото увели-
чаване И в този случай определящо е сумарното значение на
коефициента на усилване по ток
а-а,+а3. Наличността на уп-
“1а равляващ ток на базата по
принцип не изменя същността на
процесите, определящи волтам-
перната характеристика на ди-
1у >1у >Гу нистора. Изменят се обаче пара-
I 3 г ' метрите, характеризиращи свой-
/ стЕат-а на прибора.
/ 1уз~1изг1р. Характеристики и пара-
(к метр и на тиристора:
1- Семейство волтаяпер-
; <С-1 „ ни характеристики .'a-f(Ua)
FT" при y = const. На фиг. 5.38 е
а показано семейството волтам-
Фиг. 5.38 перни характеристики на тири-
стора, получени при различии
стойности на управляващия ток /у. Характеристиката за /у =0
не се отличава от характеристиката на динистора. При увелича-
ване на управляващия ток Zy напрежението на включване нама-
238
лява и характеристиките се изместваг наляво. .Гействитслно с
увеличаване на управлявапия ток /у расте коефициентът а3, а
оттам и сумарният коефициент При това положение
отпушването (включването) на тиристора ще стане при по-нис-
ко напрежение £/вкл, понеже усл< вието (a, + ajM=l ще се из
пълни за по-ниско напрежение Ua.
При ток на управляващия електрод /у =/„ п> изчезва участъ-
кът с отрицателно вътрешно съпротивление. В този случай още
при много малък ток /а сумарната стсй.юст на коефициента к
е достатъчно гол яма и тиристорът се включва, като направо пре-
минава в наситеко състояние (право евързгане на трите прехода).
2. Пускоса характеристика UBKn~ f(Jy ) (фиг. 5.39). Анало-
гично на тиратрона, при тиристора може да се дефинира пускева
характер! с гика. Тя дава зависимостта на напрежтнтето на включ-
ване от тока на управляващия електрод. Тази характеристика
може да се получи от семейството вслтамперьи характеристики
/а = /(й/а ) при /у = const. За всяка характеристика (при опреде-
лен лправлтващ ток /у ) се отчитат напреженията на включване
и се построява зависимостта UVKa-f(/y ).
Основните параметри на тиристора са анологични на тези на
динистора, но тук се дефинират и нови параметри, конто са ха-
рактерна само за тиристора:
1. Напрежение на включване Нккл. Това е правоте напреже-
ние, при което тиристорът се отпушва и неговото диферегцтално
съпротивление става равно на нула, при условие, че управлява-
щият ток /у =0 (отворена верига на управляващия електрод). За
различимте типове тиристори напрежението на включване е раз-
лично— от 10 до 1000 V и повече.
2. ’ Тс к на включкане /„кл. Това е токът в права посока, при
който тиристорът преминава в стпушено състояние, при условие,
че диференциалното му съпротивление става нула и при отворена
вгрига на j правляващия електрод (/у =0).
239
3. Управляващ ток на.включване /увкл. Това е най-малкият
ток в управляващата верига Ц, който осигурява отпушване на
тиристора при дадено напрежение Щ. На този ток /у вкл съответ-
ствува някакво отпушващо напрежение £/увкл, което е необходи-
мо да се приложи между управляващия електрЬд и катода.
4. Време на включване 1ЛКП. Това е времето от момента на
подаване на отпушващия управляващ импулс до момента, в който
токът през тиристора нараства до 0,9 от зададената максимална
стойност.
5. Време на изключване /изка . Това е времето от момента
на подаване на запушващия управляващ импулс до момента на
пълното преминаване на тиристора в запушено състояние. Време-
те на изключване може да достигне десетки микросекунди. То
зрвиси от геометрията на тиристора и от времето на живот на
неосновните токови носители в базовите области.
Както при всички полупроводникови прибори, така и при ти-
ристорите и динистнрите се наблюдава силна температурна зависи-
мост на параметрите. С повишаване на температурата:
— силно н?раства параметърът 1тп и големината на тока при
включено състояние;
— напрежението на включване ивкл намалява;
— намалява се токът /у вкл и напрежението СЦ вкл;
— намалява се токът на изключване /,13КЛ ;
— увеличава се време i о на изключване /ИЗКЛ .
Симетрични динистори и тиристори
Разновидности на динистора и тиристора са динисторът и ти-
ристорът със симетрична волтамперна характери-
стика. Струнтурата на симетричен динистор е показана на
фиг. 5.40 я, а съответните характеристики — на фиг. 5.40 б. В пла-
стинка от монокристален силиций по метода па 'дифузията или
по дифузно-сплавния метод се получава структура от пет обла-
сти, конто образуват р — и-прехода. Крайните преходи ГЦ и /74
са шунтирани от обемните съпротивления на базите рх и р2. Да
предположим, че на такъв динистор е подадено напрежение, като
положителният полюс на източника е свързан към областта nj, а
отрицателният — към областта п3. В такъв случай преходът /74
се оказва включен обратно, а /74— право. Преходът //, се шун-
тира с относително ниско обемно съпротивление на областта р2.
Следователно остава да действува четирислойната структура от
типа р — п—р — п с трите прехода ГЦ, Пв и ГЦ. Емитерни пре-
ходи са ГЦ и /74, а ГЦ е колекторен преход. При смяна на по-
ляритета на външното напрежение, запушен и шунтиран с обем-
ното съпротивление на областта р2, се оказва преходът /74. То-
240
гава остава да действува структурата п — р — п—р с трите прехода
/7„ П2 и /73, като емитерни са преходите 77, и П-,, а /72 е колек-
торен преход. Характеристиките на тази структура са показани
в третий квадрант на фиг. 5.40 б.
Фиг. 5.40
По такъв начин симетричният динистор може да се предста-
ви като паралелно включени два тиристора п—р —п—р up —
п—р — п, конто взаимно се шунтират. Ако преходите Z7, и 774 и
/72 и 773 се направят с еднакви електрически парамори и се осъ-
ществи геометрична симетрия на структурата по отношение на
центъра на средната облает пъ може да се получи напълно си-
метрична волтамперна характеристика на прибора.
Ако се направи извод от една от базите р± или ръ ще се по-
получи симетричен тиристор.
Бинистори
Бинисторите са управляеми прибори с четирислойна структу-
ра р — п — р — п, при конто има изводи от четирите области. Че-
16 Полупроводникови прибори
241
тирите електрода са анод, катод и два управляващи електрода
(изводи от двете бази).
Волтамперната характеристика на бинистора е аналогична на
тази на динистора и тиристора. Динисторът и тиристорът са ча-
стей случай на бинистор, при който отсъетвува един (при тири-
стора) или два (при динистора) управляващи елект[ота.
Наличността на втори управляващ електрод позволява да се
изместват характеристиките и да се изменя в определени граници
техният вид.
242
ГЛАВА ШЕСТА
ДРУГИ ПОЛУПРОВОДНИКОВИ ПРИБОРИ
6.1. ФОТОЕЛЕКТРОННИ ПОЛУПРОВОДНИКОВИ ПРИБОРИ
Фотоелектронните полупроводникови прибори са полупровод-
никови прибори, които реагират на светлината и преобразуват свет-
линната енергия в електрическа. При тях се използува вътреш-
ният и вентнлният фотоефект, разгледани в глава I. Вътреш-
ният фотоефект представлява генериране на токови носители
и увеличаване на електропроводимостта на полупроводника под
действието на лъчиста енергия. Създадената по този начин про-
водимост се нарича фотопровод и мост. Приборите, които из-
ползуват този ефект, се наричат фоторезистор и. Вентил-
ният фотоефект се проявява при облъчване на р — п-преходи
с лъчиста енергия. Приборите, при които се използува този ефект,
са фотодиодите, фототранзисторите и фотоеле-
м е н т и т е.
Фоторези стори
Действието на фоторезисторите се основана на вътрешния
фотоефект, при който проводимостта на полупроводниците се уве-
личава при облъчването им с лъчиста енергия. Това увеличаване
на проводимостта се дължи на отделянего (генерирането) на до-
пълнителни токови носители в обема на полупроводника. Като
светлочуствителни материали се използуват селен и сулфиди на
талия, олоеото, бисмута и кадмия.
На фиг. 6.1 е показано принципното устройство на фоторези-
сторите. Светлочувствителният полупроводников материал 1 с де-
белина на 1 pm се нанася на стъклена плоча 2. Върху светлочув-
ствителния слой се осъществяват контакти за двата електрода 3.
Обикновено фоторезисторите се поставят в пластмасов корпус, а
светлочувствителната повърхност се покрива с лак.
Характеристики и параметри на фоторезисторите:
1. Съпротивление на тъмно RT и ток. на тъмно /т. Това
са съответно съпротивлението и токът на фоторезистора при лип-
са на светлина, т. е. когато светлинният поток /?=0. Съпротивле-
нието на тъмно е от порядъка на няколко мегаома (107—10й ома)
243
и следователно токът на тъмно ZT единого малък (например
0,1 mA при напрежение на токоизточзика 100 V).
2. С^епшнча характеристика. Предстазлява зависимостта
на тока /ф от светлинния поток F, т. е. /ф —f(F) при напрежение
на захранващия източник U= const. Тази зависимост е нелинейна
и се дава с израза
/ф=и'^"- (б-1)
Светлинната характеристика е показана на фиг. 6.2.
3. Диференциална чувствателност на фоторезистора k$.
Представлява изменението на тока във външната верига /ф при
изменение на светлинния поток F с единица при условие, че напре-
жението на токоизточника 6/=const. Следователно чувствителност-
та е стръмността на светлинната характеристика:
af<t> , z _ feo
dF &F
(6-2)
От тази формула се вижда, че чувствителността е най-голяма
при минимален светлинен поток. Това се вижда и от хода на свет-
линнага характеристика, която е най-стръмна в началото. Чувст-
вигелногтта на фоторезисторите зависи от типа на използувания
свеглэчувствирлен полупрозодников материал. За селеновите фото-
резистори тя е от порядъка на 100 , за фоторезисторите от
талиев сулфлд 10000 а при тези от кадмиев сулфид — най-
, о А
голяма 1.2 .
4. Интегрална ч.увствителност Ко. Определи се като отно-
шение на фототока /ф и светлинния поток F:
К.- '* =А-=2Лф. (6-3)
244
5. Спектрална характеристика. Дава в грефичен гид зави-
симостта на чувствителността на фотсрезистора към различните
честоти от светлинния спектър (съответно дължина на вълната им
k
).). Обикновено се дава зависимостта на отношението--^— от дъл-
«Ф
Фиг 6.3
жината на вълната в процента, където е чувствителността при
дадена дължина на вълната, а Лф е максималната чувствителност.
Спектралното разпределение на чу ветвител! остта загиси от
типа на използувания полупроводников материал. На фиг. 6.3 са
показани спектрални характеристики на фоторезистори от селен
(крива У), талиев телурид (крива 2), на съветските фоторезистори
ФС-Б2 (крива 5) и ФС-Al (крива -У). Вижла се, че максималната
чувствителност на различните фоторезистори е различна, като за
никои лежи в областта на инфрачервените лъчи.
6. Времеконстанта т Хврактеризира инертаостта на фото-
резистора, т. е. сксрсстта на реакция на фоторезистора при изме-
нение на светлинния поток. Зази инертнсст се проявява в след
ното явление. При осветяване на фоторезистора токът не достнга
веднага своята максимална стойност, а след определен интервал
от време. При прекратяване на светлинния поток тскът намалява
постепенно по експоненциален закон ^фиг. 6.4). Времето, за кое-
то токът /ф спада до 0,63 /фиах(^ пъти). се нарича времексн-
станта т. При съгременните фоторезистори тя има стойност от
1С0 до 4.10-2 its. Времеконстантата т се определи от времето
на живот на неравновесните токови носители и е евързана с чув-
ствите.тността при бързи изменении на светлинния лоток. Чувст-
вителността зависи от честотата на светлинния поток, като нама-
лява с увеличаване на честотата, с която той е модулиран.
7. Честотна характеристика. Дава зависимостта на отно-
4/
шението -г—, където k/ е чувствителността при дадена честота f
йф
245
a k$ — максималната чувствителност (фиг. 6.5). Вижда се, че да-
же при много ниски честоти чувствителността на фоторезистора
намалява. За сова фоторезисторите се използуват най^често като фо-
торелета и са малко приложими при оптичния звукозаписв киното.
Фиг. 6.4
Фоторезисторите могат да се изготвят по различии мето ди:
— чрез пресоване и спичане' на прахообрэзен полупроводни-
ков материал (поликристалнн полупроводникови материали);
— по метода на вакуумното изпаряване или химического на-
слояване на полупроводниковая материал върху изолационна под-*
ложка (например стъкло);
— чрез използуване на пластинка от полупроводников монокри-
стгл (в означението на такива фоторезистори има буква М, напри-
мер ФСК-4-1— фоторезистор от монокристален кадмиев сулфид).
Корпусът на фоторезисторите може да бъде пластмасов или
те се херметизират в стъклен балон
246
Фотодиода и фотоелементи
В глава II беше показано, че обратният ток на р— л-прехода
се определя от концентрацията на неосновните токови носители в
областта на р— /7-прехода. Облъчването на р — л-прехода с лъ-
чиста енергия предизвиква
генерация на токови носители
в запиращия слой и неутрал-
ните области на р — л-пре-
хода. Концентрацията на не-
исновните и основните токо-
ви носители се увеличава и
води до рячко увеличаване
на обратния ток в р — л-пре-
хода при прилагане на обрат-
но напрежение.
Волтамперната характе-
ристика на р — л-прехода при
въздействие на светлинен по-
ток се дава от .уравнение™
(и \
ф
е Т -1/-/ф.
(6-4)
В този израз първото събираемо е токът през р — л-прехода
яри отсъствие на облъчване, а второго — /ф— фототокът, създа-
ден от генерираните от светлината токови носители.
На фиг. 6.6 са показани волтамперните характеристики, по-
лучени оч горната зависимост при различии светлинни потоци F.
При отсъствие на светлина (77=0) волтамперната характеристика
представлява известната характеристика на р — л-преход, която
минава през началото на координатпата система. Токът, който
протича в този случай, е токът на насищане 70. При увеличаване на
светлинния поток характеристиките се изместват по ординатната
ос на интервади /ф. Те са неравномерно изместени една спря-
мо друга, поради нелинейната зависимост на фототока /ф от свет-
линния поток F. В много практически случаи се приема, че тази
зависимост е линейна и се получава равномерно изместване на ха-
рактеристиките една спрямо друга.
Характеристиките в третия квадрант съответствуват на режим
на работа на р — л-прехода като фотодиод (обратно свързване
на р— л-прехода). Характеристиките в четвъртия квадрант съот-
ветствуват на режима на генериране на фото- е. д. н. на р — п~
прехода. В този режим работят фотоелементите (без вън-
шен захранващ източник). Фото- е. д. н. се създава в резултат на
натрупване на дупки в //-областта и електрони в л-областта под
действието на облъчване. Това нарастване на концентрацията на
247
*
тези токови носители не продължава безкрайно. Едновременно с
нарастването на концентрацията на дупки в /?-областта и елек-
трони в л-областта се понижава потенциалната бариера с големи-
ната на фото е. д. н. Започва дифузия на токовите носители през
р— л-прехода до настъпване на динамично равновесие. При включ
ване на товарно съпротивление към външните изводи на та"
къв фотоелемент през него ще протече ток.
Точкиге на пресичане на характеристиките с ординатната ос
съответствуват на режим на късо съединение (/?т =0), а точките
на пресичане с абсцисната ос — на режим напразенход (/?г =оо).
От (6-4) при 7=0 намираме напрежението на празен ход
(6-5)
\ zo /
Това напрежение не може да превиши ширината на забра-
нената зона. Напрежението (7ПХ на празен ход е около 1 V.
Фотодиодите работят при обратно свързване на р — л-прехо-
да. Възможни са две структури на фотодиодите:
— фотодиоди с плоскост на р — л-прехода, успоредна на по-
соката на светлинните лъчи (фиг. 6.7 л);
— фотодиоди с плоскост нар — л-прехода, перпендикулярна на
посоката на светлинните лъчи. Тогава областта, която се облъчва
(в случая /г), се прави тънка и прозрачна за светлинните лъчи. Та-
зи конструкция е намерила по-широко приложение, защото дио-
дите се получават с висока ефективност (фиг. 6.7 б).
При производството иа фотодиодите се използува както сплав-
ният, така и дифузният метод. Като полупроводников материал
може да се използува германий или силиций.
Характеристики и параметри на фотодиодите:
1. Волтамперна характеристика. 11ока1анае на фиг. 6.8 6t
а схемата на включване — на фиг. 6.8 а. В семейството характе-
ристики е прекарана и товарната права. При отсъствие на свет-
линен поток (77=0) във вершата протича малкият обратен ток на
248
токът през р— п-
напрежение пада
диода и цялото външно напрежение пада върху диода„ Този ток
е от порядъка на 2 р.А за силициеви и 15—20 рА за германиеви
фотодиоди. При наличност на светлинен поток
прехода нараства, като при това почти цялото
върху товарното съпротивление.
\\
а)
2. Коефициент на фоточувствителност k<p. Има същият
смисъл, както при фоторезисторите, и се дава с израза
, _ mA
Лф ~ Та?- ’ ~ьГ *
3. Светлинна характеристика. При фотодиодите тази ха-
рактеристика се счита за линейна до сравнително висока стойност
на светлинния поток и се дава с уравнение™
J*=KOF,
където Ко е интегралната фоточувствителност на фотодиода.
4. Интегрална фотсчувстаителнсст Ко. Не зависи от на-
прежението (за разлика от фоторезисторите) поради това, че
фотодиодът работи в режим на насищане на фототока.
5. Прагова. чувствителнсст. Това е мгнималвият светлинен
поток, при който във външната верига се забелязва изменение на
тока, което се различава на фона на собствените шумове.
6. Спектрални характеристики. За германиеви и силицие-
ви фотодиоди спектралните характеристики са показани на
фиг. 6.9 — крива I е за германиев фотодиод, а крива 2 — за си-
лициев.
Честотните свойства на фотодиодите се определят не от вре-
мето на живот на неравновесните токови носители, а от времето
'249
за'дифузията' им до р — /z-прехода. Чесютнизе свойства на ди-
фузните фотодиоди са значигелно по-добри от честотните свойст-
’ва па сплавните. При дифузните фотодиоди работната честота
може да достигне до 10 MHz и повече.
Фотодиодите имат голямо приложение, като покриват област-
та'на приложение на фоторезисторите, но имат значителни пре-
имущества пред тях. Едно от тези е, че те са високочестотни.
Фо'одиодите се използуват в измервагелната техника и автома-
тиката кйто фотолреобразуватели, като приемници на светлинни
излъчвания и др.
Фотоелементите могат да бъдат силициеви и селенови, Уст-
рсйството на ^дин силициев фстоелемент е показано на фиг. 6.10.
Силицие! ите фотоелементи се изготвят по дифузния метод. В
пластинка монокристален /г-силиций с дебелина 1 цт чрез дифу-
зия на бор от газова среда се получава тънък прозрачен слой с
р-тип проводимост с дебелина 2,5 pm. На границата между две-
те области се получава р — л-преход. Напрежението на празен ход
е около 0,5—0,55 V, а при режим на късо съединение (/?т — 0)
плътността на тока, който протича през диода, достига до 20—
25 При номинален товар напрежението спада до 0,35—0,4 V, а
плътността на тока сгава 15—20 m 2 . За увеличаване на полу-
чената мощност се свързват в батерия голям брой силициеви фо-
тоелементи, коиго образуват така наречената слънчева ба-
терия.
Поликристалните селенови фотоелементи се изготвят по тех-
нология, аналогична на тази за изготвяне на селеновите изправи-
тели. Разликата се състои в нанасянето наелек!рода към свегло-
чувствителния слой на фотоелемента. Това обикновено е тънък
полупрозрачен слой метал (злато).
250
Фотоелементите се поставят в корпус за защита от въчшно
въздействие, като свэтлочувствителната повьрхност се покрива в
тънък прозрачен лак.
Характеристики и параметри на
1. Спектрална характеристи-
ка. Тя дава зависимостта на тока
на късо съединение на фотоелемента
от дължиназа на вълпата на па.та-
щата светлина. Спектралната харак-
теристика на силициевите фотолемен-
ти е същата като на силициевите
фотодиоди. Селеновите фотоелементи
имат спектрална чувствителност в
областта на видимия диапазон на
светлината, като формата на спек-
тралната характеристика е близка
фотоелементите:
до кривата на спекфалната чувствителност на чозешкото око.
Ето зато селеновиie фотоелементи се изпотзуват като фотометри.
2. Свет шьна характеристика. Тя е линейна за малки ин-
гензивногти hi светлинния поток, а при големи потоци линейност-
та се нарушава. Нарушаеането на линейността на све глинната
характерисзика се наблюдава и в случайте, когато във веригата
на фотоелемента се включи товар.
3. 'Коефициент на поле то действие. Той характеризира
ефективностга на фотоелемента и представлява отношението на
мощността, отдавала в изходн 1 та верига (електрическа мощност),
към мощно :тта на падащата светлина (свеглинна мощност). При
силициевите фотоелементи когфицчентът на полезно действие е
10—12'Уо, а при селенови ге само О,2Уо.
Силициевите фотоелементи нзмират приложение като изгочни-
ци на зехранване на косм тески обекти, а селеновите — като дат-
чици във фогоме трите, експо.чометрите и др.
Фототранзи стори
Фотодиодите и фоторезисторите са фотоелектронни прибори,
при конто фототокът не се усилва. За разлика от тях фототран-
зисторът е активен елемент, т. е. освен че преобразува светлин-
ната енергия в електрическа, усилва фототока. Конструктивно
фототранзисторът представлява полупроводникова моиокристална
пластинка, в която са получени редуващи се области с р- и 77-
тип проводи лост (/> — п—р и п—р-—п), като базовата облает
може да се облъчва със светлина.
Да разгледаме режима на работа на фототранзистора, вклю-
чен по схема с отворена база (/«—0). Схемата е показала на
фиг. 6.11 а. Когато транзисторы не е облъчгн със сзетлинен пэ-
251
ток, през него протича така нареченият ток на тъмно /ст. Това
е токът /*0 (обратният колекторен ток при схема ОЕ), тъй като
веригата на базата е отворена.
=d+₽)/со.
>со -(t*/3) I с0
Фиг. 6.11
При облъчване на базовата облает със светлина в нея се
получава неравновесна концентрация от токови носители (електро-
ни и Д5пки). Тези токови носители, които са неосновни за базата
(например дупки за /г-базата), започват да се движат към колек-
тора и преминават в колекторната облает. Те обуславят колек-
торния фототок /ф. Основните токови носители (електроните)
остават в базата. С увеличаване на концентрацията на електро-
ните в базата се намалява височината на потенциалната бариера
в емитерния преход. Това довежда до увеличаване на инжекти-
раните неосновни токови носители от емитера в базата, които,
движейки се дифузно, достигат до колектора и увсличават него-
вия ток /с. По този начин генерацията на неравновесии токови
носители в базата под въздействието на светлинния поток се явя-
ва причина за усилване на фототока на колекторния преход. Той
се дава с израза
7с = 1^-/ф = р/ф, (6-6)
където /с е усиленият фототок, а е фототокът па колектор-
ния преход, пропорционален на светлинния пот<к.
На фиг. 6.116 са показани семейството вол тамперзи характе-
ристики на фо.тотранзистора при различии стойности на светлин-
ния поток F.
Чу вствителността на фототранзисторите се определи от
фоточ} ветвителността на колекторния преход и от коефициента
252
на предаване по ток на транзистора р. Наличността на усилване
позволява да се получи интегрална чувствителност, достигаща
(А \
за ФТ-1 е 0,17 — щр) • Спек-
тралната характеристика на фототранзисторите е аналогична на
тази на фотодиодите.
Отначало фототранзисторите са били използувани само при
схема със свободна база. Ето защо в никои конструкции отсъ-
ствува извод за базата. Изводът на базата на фототрапзистора
(например ФТ-1) се използува за получаване на линейна характе-
ристика при измерЕЭне на малки светлинни сигнали и за компен-
сация на външни въздействия. Това се постига чрез подаване на
напрежение на базата. По този начин може да се компенсират и
температурните изменения на параметрите на фототранзистора.
Фототиристор и
Принципът на действие на фототиристорите се различава от
принципа на действие на обикновените тиристори по това, че вме-
сто с електрически управляващ сигнал превключването на тири-
стора се извършва със светлинен управляващ сигнал. Затова в
конструкцията на фототиристора е необходимо да съществува
възможност за облъчване на една от базите на структурата р~
п — р — п (п—р — п — р) със светлина. Под действие на свет-
линния поток се създава добавъчна неравновесна концентрация
от електрони и дупки в облъчената база, което довежда до на-
маляване на потенциалната бариера на р — /z-преходите и до пре-
включване на тиристора от запушено в отпущено състоявиг.
Наличността на трети извод от една от базите позволява да
се^получи температурка компенсация. Освен това може наново
да ’се превключи фототиристорът в запушено състояние чрез по-
даване на електрически управляващ импулс с подходящ поляри-
тет на тази база.
Фототиристорите се използуват като мощни пол) проводнико-
ви'релета, управлявани със светлинен поток и с възможност за
изменение на изходната мощност в широки граници. Те могат да
се^използуват като запомнящи елементи в оптоелектронните схеми.
Корпускулярно-преобразувателни полупроводникови
прибори
Дотук разгледаните фотоелектронни прибори реагират на
електромагнитни излъчвания и служат за преобразуване на елек-
тромагнитни излъчвания от оптическия диапазон. Корпускулярло-
преобразувателните полупроводникови прибори преобразуват енер-
гията на частици с висока енергия в електрическа.
253
Да видим кекъв е механизмът на въздействие на тези ча-
стици върху пол} проводника. Когато попадиат в кристала на по-
лз проводника, тези частици iyfsT постепенно енергията си. С от-
делената ст вея енергия всяка една частица може да предизвика
генерация на голям брей двойки „елек-
трон— д) пка“. Особеното тук е, че елек-
трони могат да преминат не само от
горните енергийни нива на валентната
зона в долните нива на зоната на про-
водимостта. Поради голямата енергия,
която освобождават частицгпе, е въз-
можно преминаване на електрони от
по-долните енергийни нива на валент-
ната зона и другите запълнени зони в
най-горните нива на зоната на прово-
димостта и другите свсбодни зони
(фиг. 6.12). Това възбудено състояние
на атомите на пол)проводника се за-
пазва за кратко време (10*1?s). Елек-
троните се стремят да запълнят всички
долни вига на зоната на проводимост-
та, а д)пките -всички горни пива на
Фиг. 6.12 валентната зона. При този процес се
отдели допълнителна енергия, която во-
ди до генериран^ на огце повече електрони и Д)пки. Например
при силиция от енергия 3,5 eV се генерира една двойка елек-
трон— дупка. Като сейма пред вид, че една тежка частица (на-
пример р частица) притежава енергия от порядъка на няколко
милиона електрон-волта,може да се види какво огромно количе-
ство двойки „електрон — дупка“ е възможно да се отделят под
нейно въздействие.
Броячи нд частици и дозиметри
Това са полупроводникови прибори, конто изменят проводи-
мостта си при облъчване с радиоактивни частици. За броя на
частиците и интензивността на излъчването може да се съди по
степента на изменение на проводимостта на полупроводника.
Материалите, от конто се изготвят броячите на частици и
дозиметрите за у-излъчвания и рентгенови лъчи, са кадмиев сул-
фид, диамант и др. Голямо разпространение са получили сили-
циевите броячи с р— п- преход и повърхностнс-бариерЕите броячи.
При силициевите броячи с р — я-преход за получаване на р — п-
прехода се използува дифузният метод. Конструктивного им
оформление е показано на фиг. 6.13. ПЪвърхностно-бариерните
254
броячи се изгогвят, като върху кристала от силиций се нанася
слой от злато. И двата типа броячи работяг, като им се подава
обратно напрежение. Изменение™ на обратния ток зависитот^ин-
тензивността на излъчването и броя на частиците.
Атомни слектроелементи
При тези прибори се използува ефектът “на генерация на
е. д. н. в р— /г-прехода при облъчвазето му с частици с висока
енергия. Радиоактивните частици (например р-частици) с висока
енергия предизвикват генерация на двойки „електрон — дупка" в
р- /г-прехода и в него се генерира е д. н., следователно енер-
гията на р частиците (слаб поток от р-частици с голяма енергия)
се пресбраз)ва в електрическа енергия (голям поток от електро-
ни с малка енергия). Това е един от пътищата sa директно пре-
образуване на ктомната енергия в електрическа.
Устройство™ на атомния електроелемект е показано на
фиг. 6.14. Тези елементи притежават съществен недостатък — под
въздействие на облъчването се нарушава структурата на кристал-
ната решетка и се влошават свойствата на атомния елемент (той
старее). Както е известно, времето на живот на двойката „елек-
трон— д)пка“ силно зависи от дефектитев кристалната решетка.
Тези дефекта особено силно се проявяват, когато енергията на
П -Si
Фиг. 6.13
Фиг. 6.14
р-частиците превиши някаква стойност. Чрез поставянето на слой,
поглъшащ материал между източника на излъчване и // — л-пре-
хода, може да се намали или да не се допуске нарушаването на
структурата на кристалната решетка.
АИЧНА 255
Г» аиотека]
6.2. ТЕРМИСТОРИ И ГЕРМ ('-ЕЛЕКТРИЧЕСКИ ПОЛУПРОВОДНИКОВИ
ПРИБОРИ. ТЕРМИСТОРИ
В широк смисъл на думата термисторите са полупроводни-
кови резистори с голям температурен коефициент на съпротивле-
нието (TRR), т. е. тяхното съпротивление значително се изменя
при изменение на температурата. Най-широко разпростраяение са
получили термисторите с отрицателен TKR. Затова в тесен сми-
съл на думата под термистори се разбират полупроводнико-
вите резистори с отрицателен TKR. Полупроводниковите ре-
зистори с положителен TKR се наричат позистор и.
Намаляването на съпротивлението на полупроводника може
да бъде предизвикано от различии причини — от увеличаване на
концентрацията на токовите носители, увеличаване на тяхната
подвижност и от така наречените фазови изменения. Увеличаване-
то на концентрацията на токовите носители е причина за отрнца-
телния TKR при следните полупроводници: германий, силиций,
силициев карбид, съединения от типа А,п Bv. При тези полупро-
водници отрицателният температурен коефициент се наблюдава
до температури, при които примесите не са изцяло йонизирани,
или ако преобладава собствената проводимост. Зависимостта на
съпротивлението на полупроводника от температурата се дава с
експоненциалната зависимост
л
Rt = Ае т , (6-7)
където В е коефициент на температурната чувствителност. Той
зависи от полупроводниковия материал и е пропорционален на
ширината на забранената зона. А е константа, която зависи от
материала и размерите на термистора.
Увеличаването на подвижността на токовите носители при
увеличаване на температурата е причина за намаляване на съпро-
тивлението па полупроводника при значителпа част от произвеж-
даните термистори. Това са термистори, изготвени от поликри-
стални окисни полупроводници (окиси на метали от групата на
титана). В тези полупроводници концентрацията на токови носи-
тели (електрони и дупки) може да се счита за постоянна в тем-
пературния диапазон на работа на термисторите. Подвижността
на токовите носители в окисните полупроводници обаче е писка
и расте по експоненциален закон при увеличаване на температу-
рата. В резултат на това съпротивлението на термистора намаля-
ва при увеличаване на температурата. Зависимостта на съпротив-
лението на термисторите от този тип от температурата се дава
със същата зависимост (6-7). Коефициентът на температурна чув-
ствителност В в този случай характеризира изменението на под-
вижността на токовите носители.
Термисторите, при които се извършват фазови изменения (из-
256
менения на състоянието), са изготвени от окисите на ванадия.
При температурите на така наречените фазови изменения (68°С и
— 110°С) тези окиси увеличават проводимостта си с няколко по-
рядъка. Тези полупроводникови материали се използуват за из-
готвяне на термистори с голям TKR.
В зависимост от режима на работа термисторите се разделят
па следните пэт групи:
1. Термистори, които реагират на изменението на температу-
рата на околната среда.
2. Термистори, които реагират на прякото загряване от пре-
минавашия през тях ток.
3. Термистори, които реагират на прякото загряване при из-
менение на условията за гоплоотвеждане в околната среда.
4. Термистори, които реагират на косвеното загряване с ток,
протичащ през отделна отоплителна намотка.
5. Термистори, които реагират на действието на електромаг-
нитно излъчване. Използуват се в схеми за измерване на енер-
гията на дадено излъчване-—т. нар. болометр и.
Термисторите от първата трупа трябва да работят в такъв
режим, че изменението на съпротивлението им от протичащия
през тях ток да бъде много малко и да може да се компенсира
схемно. Обратно, при термисторите с пряко загрягане изменение-
то на съпротивлението под влияние на мощността, постъпваща
отвън, трябва да бъде пренебрежимо малко в сравнение със съ-
ответното изменение на съпротивлението от протичащия през тях
ток. При термисторите, които реагират на измененията на усло-
вията за топлоотвеждане, се появява гака нареченият ре леей
ефект, който позволява използуването им в редица схеми на
автоматиката. С помбщта на термисторите от четвъртата трупа
се осъществява регулиране в електрическата верига за сметка на
постъпващата към термистора топлина от отоплителната намотка.
Това дава възможност да се сведе до минимум влиянието на
всички останали топлинни въздействия. Термисторите от петата
трупа могат да работят в схеми (болометри), които позволяват
да се различи радиационният сигнал на фона на външните тем-
пературни флуктуации. Болометрите се състоят от два термисто-
ра. Единият е активен, тъй като е подложен пряко на измерва-
ното излъчване (например нагрява се вследствие на електромаг-
нитно излъчване от видимия и инфрачервения спектър на светли-
на). Вторият термистор е компенсиращ — компенсира изменението
на температурата на околната среда. /
Основни характеристики и параметри на термисторите с
пряко загряване. Към термисторите с пряко загряване спадат
тези от първа, втора и трета трупа. При тях съпротивлението се
изменя или при изменение на температурата на околната среда,
или под влияние на топлината, която се отдела в тях от преми-
наващия през тях ток.
17 Полупроводникови прибори
257
1. Температурна характеристика. Дата зависимостта на
съпротитлението на термистора от температурата и се изразява
с (6-7).
2. Номикално съпротивление Рс. Това е съпротивлението
на термистора при определена температура То на сколеата сре-
да (обикновено това е приетата стайна температура 25°С). За ни-
кои термистора (ЬВТ-14, СТ-1-18, СТ-1-19) номиналното съпро-
тивление се дава при температура То — 1ЕО°С. Номиналното съ-
противление на произвежланите термист ори се движи от няколко
ома до няколко стотици килоома.
За номиналист о съпротивление Ro при стайна температура
от (6-7) се получава
в
R^Ae° (6-8)
От този израз се определя А н като се замести в (6-7), се по-
лучава
г —г
Я _о__
Б Т Т
R? = Roe ° . (6-9)
На фиг. 6.15 е дадена температурната характеристика (/) на
термистор с А'о — 1320 й и за сравнение е дадена температурна-
та характеристика на линеен резистор от мед (//) с го — ЕСОЙ.
От фи1 урата се вижда, че температурната характеристика на ли-
нейная елемент е линейна и съпротивлението му расте1 при уве-
Фиг. 6.15
личаване на темпера урата. Тем-
пературната характеристика на
термистора е експоненциална,
като съпротивлението му нама-
лява по експоненциален закон.
3. Ксефициенпг на темпе-
рит) рна чувствителност. В.
Това е коефициентът в показа-
теля на експоненциалняя член
в (6-7). Този коефициент зависи
от свойствата на материала и
практически е постоянен за ла-
ден термистор в работния тем-
пературен диапазон.
Коефициентите А и В в
(6-7) могат да се определят по
следния начин. За даден термистор при две различии темпера-
тур Tj и 72 се измерват съответно съпротивленията /?| и R? на
термистора. Коефициент ите А и В се определят по формулите:
258
, . T, In А?, — Т.. In АЦ
In A — -1------,---v------,
г T . Bl
ly /2 In p
В =± ----r-T-^ (6-10)
‘it— '1
4. Tемпературен коефициент на съпротивлението на тер-
мистора TKR. Той изразява относителното изменение на съпро-
тивлението на термистора при изменение на температурата с 1°:
1 dR I д/?,
АГ’ °C-1- (6-11)
Като се използуват изразите (6-7) и (6-11), се получава зависи-
мостта на температурния коефициент от температурата
TKR'- - В.Л -
(6-12)
Вижда се, че коефипиентът BRR зависи силно от температура-
та. Затова неговата стойност се даьа за определена температура.
За различните типове термистори при стайна температура TKR
се движи в граници от 0,6.10-2 до б.Ю-2 °C-1.
5. Коефициент на разсейване Н. Изразява се числено с мощ-
ността, разсейвана върху термистора при разлика един градус
между температурата на термистора и околната среда. Коефи-
циентът на разсейване може да се определи от волтамперната
характеристика и топлинната характеристика на термистора.
6. Статична волтамперна характеристика на термисто-
ра. Дава зависимостта на пада на напрежение върху термистора
от протичация през него ток
при условие, че съществува топ-
линно равновесие между терми-
стора и околната среда. В за-
висимост от типа си и влияние-
то на различните физически фак-
тори термисторите имат три ос-
новни вида волтамперни харак-
теристики (фиг. 6.16).
Волтампзрната характери-
стика на термистора има вина-
ги нелинеен характер. Нелиней-
ността се дължи на нелинейност-
та натемпературната характеристика^ =f(T). Падът на напреже-
нието U върху термистора е пропорционален на съпротивлението RT
и на протичащия през термистора ток I. Температурата от своя
страна е пропорционална на протичащия през термистора ток. От
259
гона се определи нелинейният характер на волтамперната харак-
теристика U—f (I). Линейността на характеристиките при малки
напрежения и токове (в началния участък) се обяснява с обсто-
ятелството, че отделената върху термистора мощност е недоста-
тъчна за съществено изменение на температурата. При увелича-
ване на тока прёз термистора отделяиага върху него мощност се
увеличава, като се повишава температурата му. Тогава съпротив-
лението на термистора се определи в съответствие с (6-7). В то-
зи израз температурата Т представлява резултатната температура,
т. е. температурата на околната среда и температурата вследст-
вие на огделената разсейвана мощност от термистора. При тези
температуря съпротивлението на термистора се намалява в сьОт-
ветствие с (6-7) и линейността на волтамперната характеристика
се нарушава. При термисторите със статична волтамперна харак-
теристика от първия тип (/) с увеличаването на тока се увелича-
ва и напрежението по целия участък на волтамперната характе-
ристика. Термистора с такъв тип волтамперна характеристика се
използуват в измервателните схеми и в стабилизаторите на на-
прежение пэ мостова схема. При термисторите с характеристика
от втория тип (//) при изменение на тока в сравяително широки
граници (участък В) напрежението върху термистора остава поч-
ти постоянно. Тези термистори могат да се използуват за стаби-
лизация на напрежение. Във волтамперната характеристика от
тре.’ия тип (///) се наблюдава падащ участък (участък С), т. е.
намаляване на напрежението при увеличаване на протичащия през
термистора ток. Обихновено такъв участък кмат термисторите с
голяма температуряа чувствигелност. Участъкът С се характери-
зира с отрицателно вътрешно съпротивление и в някои схеми
той е работният участък на термистора. Термисторите с такава
волтамперна характеристика се използуват в различии схеми за
автоматично управление.
Тази класификация на характеристиките има условен харак-
тер. В зависимост от влиянието на различии фактори някои тер-
мистори могат да имат и трите типа волтамперяи характеристи-
ки. Освен това при различал налили на свързване на термистор
с линеен резистор могат да се получат характеристики от първи,
втори и трети тип независимо от това, какъз е типът на волт-
амперната характеристика на самим термистор.
Волтамперната характерicгика на термистора се определи от
съпротивлението на термистора, коефициента на температурка
чувствигелност В, коефид тента на разеейза.те Н и температурата
на околната среда. Доказва се, че характеристика с максимум
(трети тип) се получава, когато термисторът отговаря на усло-
вието
В>4 То. (6-13 >
260
Необходимо е константата В да бъде голям?, ако е нужно
термисторът да работи в среда с висока температура Т&
7. Максимално допустима температура Тт^. Това е тем-
пературата, при която все още не настъпват необратими измене-
ния на параметрите и характеристиките на термистора.
8. Максимално дсп\ стима мощност на раза Иване Ppa3 max.
Това е мощността, при която термистсрът, работещ в среда с
температура 20°С, се нагрява от преминаващия ток до максимал-
ната температура Tmai. Превишаването на тази мощност води до
превишаване на максимално допустимата температура и до необ-
ратими изменения в термистсра.
9. Коефициент на енергиина чувствителност G. Изразява
се числено с мощността, която е необходимо да се разсее върху
термистора, за да се намали неговото съпротивление с 1 % от
номиналната му стойност. Този коефициент зависи право пропор-
ционално от коефициента на разсейване Н и обратно пропорцио-
нално от температурния коефициент — TKR-.
G== • (6-14)
Коефициентъ! G зависи от режима па работа на термистора
и е различен за всяка точка от волтамперната характеристика.
10. Времеконстанта т. Това е времето, за което темпера-
турата на термистора ще се намали е пъти при дадено измене-
ние на температурата на околната среда. Времеконстантата т ха-
рактеризира топлинната инертност на термистора. За различните
типове термистори времеконстантата т се движи от 0,5 до 140 s.
Параметри и характеристики на термистори с косвено на-
гряване. Разгледапите дотук параметри и характеристики се от-
насят за термисторите с пряко (непосредствено) загряване. Освен
тях съществуват зермистсри с косвено загряване, при конто има
две топлинно свтрзваьи, но електрически разделени вериги
управляваща (верига на подг[язане или отоплителна верига)
и управляв ан а (верига на термистора). Това са елементи с
двойно управление, което значително разширява областта на тях-
ното приложение в телемеханиката за регулиране от разстояние.
На фиг. 6.17 а са показани два термистора с косвено загряване—'
единит е с външен натревател, а другият— с вътрешен. С 1 са
означсни изводите на нагревателя, а с 2 — на термистора.
По-важните характеристики на тези термистори са:
1. /?т = f (/т ) при //= const — зависимост на съпротивление-
то на термистора от тока в управляваната-верига (през термисто-
ра) при постоянен отоплителен ток (мощност) (фиг. 6.17 б).
2. Rt —f {If) при /т = const — зависимост на съпротивлението на
термистора от отоплителния ток при постоянен ток в управлява-
ната верша /7 (фиг. 6.17 в).
261
3. UT —f (А) при /у—const вол тамперна характеристика
при постоянен ток // и температура на околната среда То
(фиг. 6.17 г).
4, Д’.,. —f (67,) при If = const — зависимост на съпротивление-
то от напрежение ю в управляваната верига (на термистора) при
постоянен отоплителен ток lf (мощност),
Опитното определение на ветки тези характеристики е мно-
го трудно, но те могат да се получат чрез съответни начисления
от семейството волтамперни характеристики.
Термисторите намират приложение за измерване на темпера-
тури, за топлинна защита на машини, за температурка стабилиза-
ция, за стабилизация на работната точка в транзисторните схе-
ми и др.
Позистори
Позисторите се изготвят най-често от поликристални полу-
проводникови материали. Използува се бзриев титанат (диелек-
трик) с примеси от редки метали (например лантан и церий).
262
Специфичного съпротивление на този материал е малко (0,1 до
1 Lem) Произвеждат се и моно сристални позистори, за които
се използува монокристален германий, силиций и други потупро-
водникови материали. Всички тези материали проявяват аномалия
в температурната зависимост на съпротивлението си — специфичного
им съпротивление се увеличава с няколко порядъка в тесен тем-
пературен диапазон.
Основните характеристики на позисторите са:
1. Температурна характеристика. Показана е на фиг. 6.18
за позистора СТ5-1. Вижда се, че до температура около ЮО’С
съпротивлението на позистора намалява, както при термисторите
с отрицателен TKR. След тази температура се наолюцава рязко
увеличаване на съпротивлението при увеличаване на температура-
та (TKR е положителен). Това е работната облает на позисторите.
Позисторите се отличават от термисторите с отрицателен
Т/С? по това, че съпротивлението им зависи не само о г темпе-
ратурата, но и от приложеното напрежение.
2. Статична волтамперна характеристика. На фиг. 6.19 е
показана статичната волтамперна характеристика на позистора
СТ5-1. От нея се вижда, че участъкът 2 е с отрицателно дифе-
ренциално съпротивление.
Позисторите се използуват в различии области на техниката—•
за измерване на температури, за ограничаване и стабилизация на
тока в електрическите схеми и за температурна компенсация в
транзисторните схеми.
Термоелектрически явления в полупроводниците
и термоелектрически полупроводникови прибори
Ефект на Зеебек. В краища та на контактна двойка различ.
ни метали (термоелемент) при наличност на температурна разли.
ка между двата й края се появява е. д. н., наречено термо.
263
е. д. н. Това явление се нарича ефект на Зеебек. Полученото в
резултат на този ефект термо-е. д. н. зависи от разликата в
температурата между студения (7'студ) и горещия (Г.ор) край на
контакгната двойка и от материала на термоелемента, като може
да се даде с израза
U = аг ( Т, ор—7'стул ). (6-15)
Коефициентът на термо- е. д. н. ат зависи от материала на
термоелемента. Той представлява термо-е. д. н., което се полу-,
чава при температурна разлика на студения и горещия край 1сС,
При металите, където за пръв път е бил наблюдаван този ефект
аг е мною малък и следователно полученото термо- е. д. н. е
малко. Този ефект е намирал приложение дълго време само в ме-
талните термодвойки. При полупроводниците «г е значително по-
голям в сравнение с този при металите. Например за СиаО той
достига 12С0 —’
Да разгледаме механизма на възникване на термо- е. д. н.
в полупроводник с л-тип проводимост. Ако се създаде разлика в
температурите в краищата на полупроводника, на горещия край
се наолюдава увеличаване на концентрацията на елек фоните. За-
почва дифузия на електрони от горещата в студената облает на
полупроводника. В резултат на това в горещата облает се създа-
ва положителен обемен заряд, а в студената — отрицателен. Въз-
никването на обемни заряди в противоположен знак в краищата
на полупроводника предизвиква появата на вътрешно електриче-
ско поле, което се явява спиращо за електроните, движещи се ди-
фузно от горещата зона към студената. Техният брой започва да
намалява, докато настъпи равновесие. Съответствуващото на то-
ва състояние е. д. н. в краищата на полупроводника представля-
Фиг. 6.20
ва термо- е. д. н. за дадената температура.
Знакът за коефициента «т зависи от
типа на полупроводника. При zz-тип полу-
проводник ат е отрицаталещ (горещият
край се зарежда положително, а студе-
ният—отрицателно). При p-тип полупро-
водник коефициентът ат е положителен
(горещият край съответствува на отрица-
телния полюс).
На фиг. 6.20 е показана схема на тер-
моелектрическа верига, състоягса се от
два клона — полупроводник л-тип (2) и
полупроводник/7-тип (/), съединени с елек-
трод (3). При нафиЕане на техгия кон-
такт (електрода 3) до температура Т сту-
деният край на л-тип полупроводника се зарежда отрицателно,
а студеният край на/7_тип полупроводника — положително спрямо
горещия краи с температура Т. Разликата между потенциалите
264
на студенте краища ще бъде равна'на сумата от”термо-е.
д. н., конто възникват на краищата на двага типа полупро-
водника. I- __«Ч I
Ефект на Пелтие. Това е обратно явление на ефекта на Зе-!
бек и се състои в това, че при протичане на ток през контактна
двойка от различии проводници в мястото на контакта се отдели
или поглъща някакво количество топлина Q„. Това количество
топлина е пропорционално на тока през контакта и се дава с
израза
Q„ =П1, (6-16)
където П е коефициентът на Пелтие.
Ефектът на Пелтие в металите е много слаб. Механизмът му
се обяснява с това, че в различните метали кинетичната енергия
на електроните е различна. Ако посоката на тока през контакт-
ната двойка е такава, че електроните с по-голяма енергия преми-
нават в метала с по-малка енергия, в мястото на контакта се отдели
топлина и температурата му се повишава до Т2 (7'2>7'О). Обрат-
но, ако посоката на тока е такава, че електроните с по-малка
енергия преминават в метала с по-голяма енергия на електроните,
в мястото на контакта се поглъща топлина и той се охлажда,
като температурата му се понижава до температурата 7\ (7\< То\
На фиг. 6.21 е показана верига от два контакта от два различии
метала А и В. Ако енергията на електроните в А е по-голяма от
тази в В, при показаната посока на тока в контактите АВ и В А въз-
никва температурка разлика АГ = Т2—Т\. При смяна па посоката на
тока знакът на температурната разлика се променя.
Коефициентите ат и П са свързани със съотношението
/7Т ==ат Т.
(6-17)
Т,<Т
Фиг. 6.21
Ефектът на Пелтие е силно изразен на границата. на контак-
та на два полупроводника — от p-тип и я-тип. На фиг. 6.22 са
показани два контакта между р-тип
и я-тип полупроводници и съответ-
ната зонна диаграма. Да разгле-
даме първо явленията в контакт 2.
При показания поляритет на в цнш-
ния източник на напрежение
р—п- преходът 2 е право свързан.
Разликата в енергията на токовите
носители от двете страни на кон-
такта е много голяма. Основните
токови носители в двете области се
движат в посока към контакта, като посоката им на движение е пока-
зана със стрелки. Електроните отя-областта и дупките от р-областта
при движението си рекомбинират помежду си. В резултат на ре-
265
комбинацията се отдела енергия в мястото на контакта и темпе-
ратурата mv се повишава на 7'2>ГО. Сега да разгледаме явления-
та в контакт /. При показания поляритет на външния източник
на напрежение р—/z-преходът 1 е обратно свързан. Електроните от
л-областта и дупките от /?-област-
та се движат в посока навън от
контакта към неутралните области
п и р. Наблюдава се екстракция
на тези токови носители. Тъй като
ширината на запиращия слой гри
обратно свързване на/? — п-прехо-
да е голяма, в него се наблюдава
процес на интензивна термогенера-
ция на двойки „електрон — дупка".
Вътрешното електрическо поле е
ускоряващо за тези токови носи-
тели и също ги изтласква навън
от контакта. Термогенерацията се
осъществява за сметка на енергия-
та на кристалната решетка. В ре-
зултат се наблюдава охлаждане на
контакта I до температура 7\ То.
Термогенератори и техните характеристики. Термоелектри-
ческите генератори (термогенераторите или термоелементите), ос-
новани на ефекта на Зеебек, прю5разуват топлинната енергия в
електрическа. Най-важната характеристика на термогенераторите
е техният коефициент на полезно действие. Коефидиенгът на
полезно действие на термогенератор г е отношението на полезна-
та мощност в товара Рт към сума га Q? от топлинната мощност,
И1разходвана на горещия край и топлинната мощност, която се
предана от горещия към студения край вследствие на топлопро-
водимостта:
Рг
Коефициентът на полезно действие зависи:
— от разликата на температурите 77Ор и 7'студ и е толкова по
голям, колкото е по-голяма тази разлика. Той се определя от ве-
личината коефициент на еф>ективност на термоелемента-,
— от свойствата на материала на термоелемента;
— от отношението на товарното съпротивление към съпро-
тивлението на термоелемента.
Материалите, от конто се изготвят термоелементите, трябва
да имат голяма стойност на коефициента на ефективност и да
издържат ръзможно най-висока темгература на горещия край.
Ефективността на металните термоелемента е много ниска, а при
А
266
диелектриците е почти равна на нула. При полупроводниците
ефективността е много висока.
Коефициентът на термо-е. д. н. за повечето термоелементи
е 0,3 — 0,5 Тъй като разликата Лор—Т„ул не е по-голяма
от 300—600°К, от термоелемента мо-
же да се получи термо-е. д. н. 0,15—
0,3 V при коефициент на полезно
действие до 10%.
За да се получи голяма мощност
и за да се увеличи термо- е. д. н. на •
термогенератора, се използуват па-
ралелно или последозателно свър-
зани няколко термоелемента — така
наречените термобатерии. На-
пример съветският термогенератор
ТГК-10 има коефициент на полезно
действие 3—3,5 °/0, горещият му край
се нагрява до 450°С, а студеният има
температура до — 10УС
Неговото термо- е. д. н. е от порядъка на IV прч ток през
товара до 20 А. Тези термогенерагора могат да се използуват за
захранване на радиоприемници и радиэлредаватели.
Като полупроводникови матерлали за термоелементи, работе-
щи при ниски температури, се използуват: за л-тип — твър-
дият разтвор на Bi2Te3— Bi2Se., а за /г-тип —- твърдият
разтвор на Bi2Te3 — Sb2Te3. Сплав Bi—Sb с л-тип проводимост
е също нискотемпературен полупроводников материал с висока
ефективност. Основните полупроводникови материали за термо-
елементи, работещи при средни температури (600—950°Ю, са
SbSe, РЬТе и др. Към полупроводниковите материали, който се
използуват за термоелементи, работещи при високи температури
(по-високи от 950°К), се поставят много високи изчсквания. Из-
ползуват се твърди разтвори на силиций — германий.
Тер м о ел «ктр л чески хладилници. Термоелектрическите хла-
дилници използуват ефекта на Пелтие. Температурата на тер-
моелемента при протичане на ток през него се определя от
топлинния баланс на топлината на Пелтие и джауловата топ-
лина (топлината, която се отделя от протичащия през контак-
та ток). Можем да считаме, че цялото напрежение пада на
мястото на контакта (съпрогивлениего на р- и п-обтастите се
пренебрегва). Ако то има съпротивление /?, джауловата топлина,
I
отделяна върху него, ще бъде QA R-
Сумата от топлината на Пелтие и джауловата топлина е
/7Г+4- R
На фиг. 6.23 е показана зависимостта на сумарната топлина Q
267
отделяна в термоелемента, от протича ния в термоелемента
ток (3), като са показани и зависимостите на джауловата тепли-
на (/) и тази на Пелтие (2). Ст фиг^рата се вижда, че съществу-
ва един оптимален ток iopt, при който се отнема най-голяма топ-
лива от термоелемента и следователно температурата му е най-
ниска. Този ток е
Полупроводниковите термоелектрически хладилници намират
голямо приложение за охлаждане на малки обеми: в микрохла-
дилници замедицински цели, автомобилни хладилници, термоста-
та и др.
268
Приложение 1
Параметри на мо:цчи съветски стлавни транзистори
Параметри 1 YT^LO LO О См См , U I 1 1 см in со ООО
<4 1 > — 0,2-1,8 5 и—ег
уш ОО—О 1111 to О ю см —< сло «О О О ООО
«ХЕШ Э V / 5 1 5 12 0,5 12
% ОС W 1О . см СМ со 1 о —
«ХЕШ э м и</ о о о о. о см — со io
л miu о о о о о -СО Ь- Ш СС о 1 1 1 г ш Ю о 'О СО со со
см 5-40 20-40 10 5-10
/ kHz а 9 150-700 100-200 100 50-200 50
Структур» С К С С S 1 1 1 1 1 a, ct а, ч
ч в 4S та с та s s та та s s I я s а ей сз w и S3 s s s s g С. С. Си ч Ct (U <и си s <Ц
Тип П4АЭ-П4ДЭ П201Э-П203Э П210Б-П2ЮВ П302 —П304 ГТ701А
269
Приложение 2
Параметри на средномощки и мощни съветски лифузионни транзистори
Тип Материал | Структура 11араметри
N X S ч? А21£ LB max, V Р W С max. ОС W / А С max, 1 1 'со, яА S, pF о. и” и V СВ нас, v
ПбО'И—П602АИ германий \p-n-p 20 - 3( 20-200 25-30 3 15 0 05-0,2 80—170 2510 0 9-2,0
КТ601А силиций \п-р— п 7-40 — 100 0,5 0,0,3 0,025 3-15
КТ602А—КТ602Г силиций 1 п—р—п 150 15-80 80-120 2,8 45 <,075 0,07 4 25
• *605—ПбОНА 1ерманий р—п—р 30 20-120 35-45 3 15 2 130 20> 0
П701 —Г1701А силиций \n-p-n 7,5 10-60 40—60 10 10 0,5 0,015 50—150 7
П7О2—П702А силиций п-р—п 4 10-25 60 40 2,5 2 5 2,5—4,0 2
КТ801А—KT8D1 Б силиций п—р—п 10 13-110 80 5 20 2 0,001—10 250—500
КТ8024 — 1С1802Б германий п-р—п 10—45 15-35 150 50 2,5 0,3 1—60 1 5
ГТ804А- ГТ804Б германий р—п—р 10 20-150 100-190 15 2 0,8 0,4-11' <>,15-0,4 5
КТбОэА—КТ805Б силиций ( п—р—п 20-45 15-35 135-160 33 3,3 5 1-10 — —
Приложение 3 Параметри на български силипиеви плаварви и влаварвс-епитаксиални транзистори
' ’ ~ ’ 1 271 Тип Структура | ixtvo е п>
V СВ яа«, V тах » mA гл lx , mV 'со, ПА (при l/CB=<OV) "не , (л. ах) 1 /т ("in), i mHz t (max), t ккл изкл nS 1 (wax), nS VСЕ нас (miл), V
2Т6602 2Т6632 2Т:-6('3 2Т3633 2Т3303 2ТЗЗЗЗ 2Т3401 2Т 3402 2Т3422 213 01 2Т-502 КТ3501 2’13671 2Т3672 213673 2Т3531 2Т3532 2Т3771 2Т6551 2Т6552 2T6S21 2Т3841 п - р—п П—р—п п-р—П П-р—п п-р—п п- р—п п -р—п п-р—и п-р- п п- р-п п~ р—п п-р-п п—р—п п—р—п п—р—п п—р—п п—р—п п-р—п п—р—п п—р—п р—п—р р—п—р 20 20 20 20 20 20 20 20 20 20 20 15 25 25 25 120 100 40 60 60 -60 -15 3f 0 360 1,с0 150 10 10 10 10 10 150 , 150 150 100 100 63 30 30 40 800 800 -500 —200 350 350 250 250 30 30 30 30 30 250 250 250 15) 150 60 250 250 220 600 600 ! 6 0 | 3)0 50 50 50 50 50 50 50 50 50 50 50 2<0 20 20 20 1' 0 (67са=80 \) 100 (67св=8О V) 10 (Усв~20 V) 50 (6/св = 4О V) 50 (6/св-40 V) 50 (Усв=40 V) ~5 200 250 20J 250 200 250 200 200 160 500 5С0 180 180 300 250 250 250 зоо з, 0 300 360 3(0 300 63 60 60 120 120 2t 0 био 600 603 120 120 100 200 70 60 300 II | 1 1 I | 1 1 со 1 1 I I 1 1 gggSSS 60 250 to 25.0 60 2.0 23 —л 0,7 0,5 0.7 0,1 0,7 0,3 0,4 0,4 0,4 3 3 1,6 1,5 1,5 0,4
ЛИТЕРАТУРА
1. Атанасов, А., Н. Кунев. Справочник по транзистори и диоди.
С.. Техника, 1968.
2. Боянов, Й. Електронни и полупроводникови прибори. С, Техника, 1965.
3. В и н о г р а д о в, Ю. В. Основы электронной и полупроводниковой тех-
ники, М„ Энергия, 1972.
4. Д о н е в с к а, Л. Варистори и термистори. С., Техника, 1969.
5. Д о н е в с к а, Л., Р. Д о й ч и н о в а, Ръководство за лаборатории уп-
ражнения по електронни и полупроводникови прибори С, 1972.
6. пасынков, В. В., Л. К. Ч и р к и н и А. Д. Шинков. Полупровод-
никовые приборы. Высшая школа, 1973.
7. Степаненко, И. П. Основы теории транзисторов и транзисторных
схем. М , Энергия, 1973.
8. С т у п е л ь м а н, В. Ш., Филаретов, Полупроводниковые прибо-
ры, 1973. ,
272
СЪДЪРЖАНИЕ
Глава п ъ р в а
Физика на полупроводниците
I. 1. Класификация на твърдите тела по електропроводимост .......... 3
1. 2. Структура на полупроводниците................. . • . 3
1. 3. Основи на зонната теория...................................... 5
1. 4. Зонни диаграми на метали, полупроводници и диелектрици ... . 7
1. 5. Собствена елсктропроводимост иа полупроводника................ 9
1. 6. Примесеиа електропроводимост иа полупроводника............... 11
1. 7. Влияние на лъчистата енергия върху проводимостта............. 14
1. 8. Полупроводникови материали................................... 15
1. 9. Методи за очистване иа полупроводниковите материали......... 17
1.10. Закони за разпределение на токовите носители в зените на полу-
проводника ......................................................... 20
1.11. Специфична проводимост на полупроводниците................... 23
1.12. Рекомбинация и време на живот на токовите носители........... 24
1.13. Електрически ток в полупроводниците.......................... 27
Глава втора
Контактни явления в полупроводниците
2. 1. Р—п-преход в равновесно състояние. Видове преходи........... 29
2. 2. Р—n-преход в неравновесно състояние....................... 39
2. 3. Методи за получаване на р—«-преходи в полупроводниковите прибори 47
2. 4. Волтамперна характеристика на идеализиран р— и-преход....... 54
2. 5. Волтамперна характеристика на реален р—/г-преход . . •...... 63
2. 6. Капацитети на р— п-прехода. Варикапи................• . . . 69
2. 7. Пробиви в р—п-прехода...................................... 74
2. 8. Контакт метал—полупроводник’................................ 82
JS Полунрсшэдншчивп мриборп
273
Глава трета
Полупроводникови диоди
3. 1 Предназначение и класификация на полупроводниковите диоди .... 90
3. 2. Ервивалентна схема и параметри на диода . . . •............. 93
3. 3. Изправителни диоди........................................ 97
3. 4. Импулсни диоди.............................................. 106
3. 5. Свръхвисокочестотни (СВЧ) диоди ............................ 110
3. 6. Силициеви стабилитрони и стабистори........................ 113
3. 7. Тунелни диоди. Обърнати диоди . . .....................• 117
Глава четвърта
Транзистори
4. 1. Устройство и основни процеси в плоскостния 1ранзистор....... 124
4. 2. Физически параметри на транзистора ....................... 132
4. 3. Зависимост на физическиге параметри oi температурата и посюянно-
токовия режим..................................................... 136
4. 4. Основни схеми на свързване на транзистора.................. 138
4. 5. Статични характеристики на транзистора ... .............. 144
4. 6. Физически еквивалентни схеми на транзистора................ 153
4. 7. Параметри на транзистора като четириполюсник............... 157
4. 8. Графично определяне на /7-параметрите на транзистора от статич-
ните характеристики................................................ 172
4. 9. Честотни свойства на транзисторите......................... 177
4.10. Максимално допустими параметри и граничил режими на работа на
транзистора........................................................ 155
4.11. Динамичен режим на работа на транзистора. Динамични параметри и
динамични характеристики в линеен режим. Ключов режим.............. 188
4.12. Шумове в транзисторите.................................. • • 19(l
Глава пета
Видове транзистори
5. 1. Мотцни (силови) транзистори..................................202
!>. 2. Високочестотни транзистори..................................204
5. 3. Лавинни транзистори.......................................
5. 4. Полупроводников „тетрод- . . . ...........................216
5. 5. Полеви транзистори................... . . ................. 217
274
.5 6. Еднопреходни транзистори (двубазови диоди). Спесистори
5. 7. Четирислойна (р—п—р—п) полупроводникови прибори . .
228
230
Глава шеста
Други полупровооникови прибори
6. 1. Фотоелектроиии полупроводникови прибори................ 243
6. 2. Термистори и термоелектрически полупроводникови прибори. Термистори 256
Литература ............................................. 272
Съдържание.............................................. 273
♦
175
ПОЛУПРОВОДНИКОВИ ПРИБОРИ
УЧЕБНИК ЗА ТЕХНИКУМИТЕ ПО ЕЛЕКТРОТЕХНИКА, СПЕЦИАЛНОСТ
.ЕЛЕКТРОННА ТЕХНИКА", ПРОФИЛ „ПОЛУПРОВОДНИКОВА ТЕХНИКА"
к. т. н. инж. ЛИЛА АНДРЕЕВА ДОНЕВСКА
к. т. н. инж. РОСИЦА ЙОРДАНОВА ДОЙЧИНОВА
Рецензента к. т.
стов Иванов
3708010411
№ 69—76
н. инж. Атанас Иванов Шишков
.Поредност на изданието Първо Лит.
инж. Ц е н о X р и-
груна 1-3 Тематичен
Издатслски № 8527 Научен редактор инж. Илия А. Иванов
Художник Филип М а л е е в Худ. редактор Мария Димитрова Техни-
чески редактор Тушка Мос ко в с к а Корехтор Мери ян а Тот ев а
Дадена за набор на 15. II. 1976 г. Подписана за печатна 10. V. 1976 г. Излязла от
печат м. май 1976 г. Формат 60/90/16 Печатни коли 17,25 Издателски коли 17,25
Тираж 2066 Цена 0,68 лв.
S-ьржавно издателство .Техника" — София, бул. .Руски“ № 6
’ържавна нечатница „Г. Димитров" Шумен, пор. № 400
Qiooo см