База отключена

Если эмиттер заземлен, а база отключена, то дырки, попадающие в область базы из коллекторного р-n-перехода при лавинном умножении, не могут выйти в общий вывод и накапливаются в базе. Это приводит к понижению высоты потенциального барьера эмиттерного перехода и дополнительной инжекции электронов в базу. Дополнительный поток электронов в коллекторном переходе вызывает дополнительные акты ударной ионизации, то есть вызывают дополнительное количество дырок, которые втягиваются в базу, и т.д.

С вязь пробоев 2-х видов:

U_КЭО – напряжение на коллекторе при пробое

Известно, что

Коэффициент передачи тока эмиттера .

В активном режиме работы БТ ( при U_КЭО=0), имеем .

При U_К=U_КЭО I_Б=0, а значит .

В

можно подставить _{, т.к. при} U_КЭО=0, тогда

Обычно для n-n-p-n транзисторов n берут равным 4.

Чаще для определения величины используют эмпирическое выражение

,

где .

Если после развития лавинного пробоя в коллекторном переходе не ограничивать ток пробоя, то это приведет к тепловой нестабильности, которая известна как вторичный пробой. ВАХ вторичного пробоя, как и любого теплового пробоя, имеет участок отрицательного дифференциального сопротивления.

30. Диффузионная ёмкость диода

Изменение накопленного заряда неосновных носителей в областях, прилегающих к ОПЗ, при прямом смещении может быть смоделировано с помощью диффузионной емкости C_D, так как в случае идеального диода неосновные носители двигаются через квазинейтральную область вследствие диффузии. Следовательно,

C0 = dQ/dU,

где Q — заряд, накопленный в квазинейтральных областях,

.

Если рассматриваем р⁺-n переход с длинной базой, то

p_n>>n_p и W_Б>> L_p и накопленный заряд в базе Q_Б

Подставляя в Q_Б значение p_n(x) = p_n(x) – p_n0, получим

;

Умножим и поделим правую часть выражения для C_D на p:

Полагая, что для р⁺-n перехода и что I >> I_sp, получим выражение для диффузионной емкости диода с длинной базой

Видно, что емкость пропорциональна величине тока и времени жизни неосновных носителей в базе.

Значение диффузионной емкости диода с тонкой базой получим, анализируя распределение концентрации неосновных носителей в n-базе (рис. 1 .19)

Рисунок 1.19– Распределение концентрации неосновных носитетей в тонкой n-базе при прямом смещении р⁺-n-перехода

Как и для предыдущего случая, полагаем, что p_n(x) >>n_p(x), и тогда

Q_Б = Q_Б0A

где Q_Б0 = q n_p(x) W_Б/2 — удельный заряд носителей, накопленных в базе.

Так как мы полагаем, что ток чисто диффузионный и I  I_p, то

Выражая из I p_n(x) и подставляя его значение Q_Б, получим

Зная, что , для С_D получим

где t_пp = W_Б²/2D_p — время пролета неосновных носителей через базу при отсутствии в нем электрического поля (или среднее время диффузии).

p+-n	n+-p

28. Барьер Шотки. Диод Шотки. Транзистор Шотки Барьер Шоттки

Чтобы построить правильную зонную диаграмму идеального перехода металл-полупроводник, находящегося в тепловом равновесии, нужно учитывать следующее:

– энергия вакуумного уровня E₀ должна быть изображена в виде непрерывной линии, так как величина E₀ представляет собой энергию "свободного" электрона и поэтому должна быть непрерывной однозначной функцией от положения в пространстве;

– сродство к электрону , так же как и ширина запрещенной зоны, есть свойство, связанное с кристаллической решеткой, поэтому для заданного материала постоянно;

– в полупроводнике E_c и  постоянны, а E₀ непрерывна.

Исходя из этих факторов изобразим зонную диаграмму для системы металл - полупроводник (рис. 2 .20) для полупроводника n-типа, работа выхода из которого меньше, чем из металла.

Если слой обогащенный, то на нём не падает напряжение и контакт не выпрямляющий и он не определяет ток.

Рисунок 2.20– Энергетические зонные диаграммы Шоттки:

а – идеализированная равновесная зонная диаграмма для выпрямляющего контакта металл - полупроводник (барьер Шоттки);

б – расположение заряда для равновесного состояния;

в – распределение поля для равновесного состояния;

г – зонная диаграмма при смещении в прямом направлении;

д – зонная диаграмма при смещении в обратном направлении

На границе раздела (рис. 2 .20, а) наблюдается скачок разрешенных энергетических состояний , называемый барьером Шоттки, который равен

.

Этот скачок разрешенных энергетических состояний был назван барьером Шоттки, так как впервые В.Шоттки в 1983 г. вывел аналитическое выражение для ВАХ перехода металл - полупроводник, предполагая, что толщина области пространственного заряда x_d по крайней мере в несколько раз превосходит среднюю длину свободного пробега электронов, а напряженность поля меньше той, при которой происходит насыщение дрейфовой скорости.

Из-за различия величин работы выхода электронов из металла и полупроводника наблюдается обмен зарядами (часть электронов у границы раздела из полупроводника переходит в металл). Примем условия так называемого приближения обеднения, а именно:

– концентрация свободных дырок чрезвычайно мала, и ее можно не принимать во внимание;

–на участке от границы раздела до плоскости x = x_d концентрация электронов много меньше концентрации доноров;

– за пределами x = x_d концентрация доноров N_d = n.

В таком случае напряжение, падающее на области пространственного заряда, будет равно взятой со знаком "минус" площади ограниченной кривой, показанной на рис. 2 .20, в:

E_max = /2εεo,

где в соответствии с законом Гаусса

E_max = /εεo.

Свойство выпрямления контакта может быть нарушено, если при подаче обратного напряжения электроны из металла в полупроводник смогут проходить за счет туннелирования (рис. 2 .20, д, ток I_т). Это накладывает ограничение на концентрацию примеси в полупроводнике.