Тепловой пробой.

Связан с разогревом перехода при прохождении обратного тока в условиях, когда тепловыделение не компенсируется теплоотводом. Обратный ток резко возрастает с температурой. Это значительно уменьшает энергию ионизации атомов, что в свою очередь вызывает увеличение тока. При увеличении температуры больше ^Ткр, подобный лавинному полупроводник выгорает. Отличительным свойством теплового пробоя является наличие участка с отрицательным дифференциальным сопротивлением (см. рис.)

9.Диффузионная емкость

Всякий p-n-переход шунтируется емкостью С_n явл-ся суммой емкостей:C_n=С_диф +С_бар, где С_бар - барьерная емкость, обусловленная наличием в области объемного заряда p-n-перехода ионизир-ных примес атомов, заряд кот не скомпенсирован основ носителями; С_диф -диффуз емкость, связ-ная с инерционностью установления распред-я конц-ции неравновесных нз внутри p и n – областей структуры.

С_диф ключена параллельно С_бар и следствием её наличия в общем случае служит изменение прямого тока и как следствие изменение вел-ны объемного заряда неравновесных эл-нов и дырок. С_диф как правило имеет порядок от нескольких сотен до неск тысяч пФ, поэтому при прямом напряж емкость p-n-перехода определяется С_диф, а при обратном - С_бар.

По мере прямого тока С_диф превышает знач С_бар. Носители заряда, инжектируемые p-n-переходом распространяются в p и n – областях, подчиняясь законам диффузии. Вследствие рекомбинации концентрация этих носителей, по мере диффузии вглубь полупроводниковой структуры убывает, причем глубина проникновения имеет порядок диффузионной длины L. Этот процесс приводит к накоплению неравновесных нз вблизи p-n-перехода. Причем заряд этих носителей пропорционален току через p-n-переход, однако из-за сравнительно медленного характера диффузии и рекомбинации неравновесных нз он не может мгновенно изменится с изменением тока. Инерционность зарядов опис-тся t жизни инжектируемых эл-нов и дырок и обуславливает емкостной характер реакции p-n-перехода на всякое изменение прямого тока это явление опис-ся эквивалентной С_диф p-n- перехода, которая при достаточной протяженности p и n областей п/п структуры, превышающей L на низких частотах описывается выражением:

, где N_p и P_n - концентрация неосновных равновесных электронов и дырок в p и n – областях перехода и - диффузионные длины электронов и дырок в тех же областях. При повышении частоты уменьшается и 0 на частотах, период которых значительно меньше времени жизни неосновных носителей заряда τ_n и τ_{p .}

10. Барьерная ёмкость

При обратном смещении на p-n переходе электроны n области и дырки p области уходят от границы раздела n и p областей в направлении контакта, оставляя за собой нескомпенсированные и неподвижные ионы акцепторов и доноров. Это приводит к расширению области пространственного заряда p-n перехода. Таким образом, толщина обеднённого слоя увеличивается. Если представить эту область диэлектриком, а омические контакты представить обкладками этого диэлектрика, то обратно смещённый p-n переход можно моделировать плоским конденсатором, ёмкость которого описывается выражением: , где S – площадь p-n перехода; d – ширина обеднённой области. Таким образом, если d изменится, то изменится и ёмкость. Поскольку ёмкость p-n перехода (обратно смещённого) определяется концентрацией примесных атомов n и p областей, то её величина должна определяться выражением: 1) для резких p-n переходов - , где φ₀ – контактная разность потенциалов в исходном состоянии без внешнего напряжения; U – величина внешнего напряжения (на границах p-n перехода); - исходная концентрация p области, в которой и изготовлен сплавной контакт (n область).

2) для плавных p-n переходов с линейным распределением примесных атомов - , где - градиент концентрации примеси.

Барьерная ёмкость увеличивается с уровнем легирования n и p областей. Барьерные ёмкости используются в качестве подстроечных конденсаторов для регулировки частотных свойств LC-контуров или в качестве переходных, соединяющих ёмкостей (регулировка частоты и амплитуды входного сигнала).

11.ВАХ p-n перехода

В зав-ти от усл-й прохождения нз обл-ти пространственного заряда p-n перехода процесс рассм-т в приближении теорий тонкого или толстого перехода. В теории тонкого перехода(диодн теория) вып-ся d << L_Д (диффузионная длина – расст, на кот конц-ция своб нз в е-раз).Поэтому нз проходят ОПЗ без взаим-вия с крист решеткой.В теории толстого перехода(диффуз теория), вып-ся нер-во d >> L_Д , поэтому прохождение нз ч/з ОПЗ в этом случае связанно с процессом взаимод-я их с крист решеткой.Нетрудно увидеть,что он формирует 4 тока, 2 из кот формир-ся процессом диффузии, а след-е 2 эл полем.Поэтому рас-м только диодную теорию.Ее сущ-е опред-т:1)рекомбинацией и генерацией своб нз в области D пренебрегаем2)Внешне напряж полностью сосредоточено на p-n переходе.3) Движение носителей заряда-одномерное.

П ри прямом смещении возник градиент конц-ции СНЗ.Это приводит к перемещению эл-в и дырок.Хар-р этого перемещения опис-ся коэфми диф-зии и .Учитыва градиент конц-ции: Диффер-ем: Ан-но для дырок: При прям смещении справед рав-во:

По мере диффуз перемещения основных нз, в глубь n и p-обл-й их конц-ция и градиент конц-ции из-за непрер рекомбинации понижают диффуз сост-щие потоков ( ). диффузионных сост-щих компен-ся дрейф сост-щих потоков основных нз. При обратном смещении поток основных нз, способных преодолеть потенц барьер

резко , уже при напряж > –0.1 В, диффуз потоком осн-х

н з можно пренебречь.По аналогии обрат ток: В общем виде выражение для ВАХ p-n перехода: Где -тепловой ток.Рав-во (75) описывает ВАХ идеал-го p-n перехода

П осле преобраз-я (76) получим:

Из (77) => что для получения

мин знач обр-х токов в диоде необходимо уд сопр-е,т.е. уровень легирования n и p областей.. Тепловой ток обратно пропорционален ширине запрещенной зонs