лекции прохоров

Теоретичний аналіз ВАХ діода позволяє одержати запис її в аналітичній формі:

ϕT – тепловий потенціал.

При U = 0 згідно співвідношення Ia= 0. У разі прикладення прямої напруги одиницею можна нехтувати і залежність матиме експоненціальний характер. У разі зворотної напруги можна не враховувати достатньо малу величину eU /ϕТ і тоді Ia = Ib = -Is.

В представленому аналізі, що дозволяє пояснити принци дії напівпровідникового діода, не враховувалися деякі чинники, що відображаються на його реальній вольт-амперній характеристиці.

На пряму гілку ВАХ діода оказує вплив об’ємний опір шарів р-n- структури (особливо при великих струмах), що збільшує падіння напруги Ua на діоді.

На зворотну вітку ВАХ діода роблять вплив: а) струм витоку через поверхню p-n-переходу;

б) генерація носіїв заряду, яка є причиною можливого пробою p-n- переходу.

Обидва фактори призводять до того, що зворотна вітка діода приймає вигляд, зображений на рисунку 2.7.

5

I b

Рисунок 2.7

Ділянка 3-5 – різке зростання зворотного струму, що характеризує пробій p-n-переходу.

Розрізняють електричний пробій і тепловий пробій.

Електричний пробій, у свою чергу, може бути лавинним і тунельним. Лавинний пробій обумовлений лавинним зростанням носіїв в p-n-переході

врезультаті ударної іонізації атомів кристалічних решіток неосновними носіями заряду, що поступають в p-n-перехід при дії зворотної напруги. Для розвитку цього процесу носіям заряду необхідно надати енергію, достатню для відриву валентних електронів. При цьому додаткові пари носіїв заряду, що прискорюються полем, при зіткненні з атомами також створюють додаткові носії заряду. Описаний процес носить лавинний характер. Лавинний пробій виникає

вшироких p-n-переходах, де при русі під дією електричного поля носії заряду, зустрічаючись з великою кількістю атомів кристала, в проміжку між зіткненнями набувають достатню енергію для їх іонізації.

При тунельному пробої відрив валентних електронів від атомів кристалічних решіток під дією сильного електричного поля. Цей пробій розвивається

32

у вузьких p-n-переходах, де при порівняно невеликій зворотній напрузі є висока напруженість поля.

Лавинний і тунельний пробої супроводжується появою майже вертикальної ділянки 3-4 і є оборотними процесами. Це означає, що вони не приводять до пошкодження діода і при зниженні напруги його властивості зберігаються.

Тепловий пробій виникає за рахунок інтенсивної термогенерації носіїв в p- n-переході при неприпустимому підвищенні температури. Процес носить лавиноподібний характер і розвивається локально. Лавиноподібний розвиток теплового пробою обумовлюється тим, що збільшення числа носіїв заряду за рахунок підвищення температури викликає збільшення зворотного струму і, отже, ще більше розігрівання ділянки p-n-переходу. Процес закінчується розплавленням цієї ділянки і виходом приладу з ладу. Тепловий пробій може відбутися в результаті перегріву ділянки p-n-переходу унаслідок протікання великого зворотного струму при лавинному або тунельному пробої (ділянка 4-5 на рис.2.7). Зростає вірогідність теплового пробою при загальному перегріві p-n-переходу зважаючи на погіршення умов тепловідведення. В цьому випадку він може відбутися при меншій напрузі, минувши стадії лавинного або тунельного пробою. З метою виключення пробою величину допустимої зворотної напруги встановлюють на рівні (0,5 – 0,8 Uпр).

2.3 Ємності p-n-переходу

через p-n-перехід унаслідок зміни об'ємних зарядів (а отже, ширини p-n- переходу) при зміні напруги на переході і визначається співвідношенням (2.9) :

Величина бар'єрної ємності залежить від площі p-n-переходу і може складати десятки і сотні пікофарад. Бар'єрна ємність зростає із зменшенням товщини p-n-переходу, тобто при зниженні зворотної напруги. Вона вище при прямих напругах, ніж при зворотних. Залежність бар'єрної ємності p-n-переходу від зворотної напруги використовується у варикапах (параметричних діодах), вживаних як конденсатори змінної ємності, керовані напругою.

На відміну від бар'єрної ємності, визначуваною шириною області об'ємного заряду p-n-переходу, дифузійна ємність обумовлюється зміною сумарних зарядів нерівноважних електронів і дірок відповідно ліворуч і праворуч від p-n- переходу в результаті зміни напруги на ньому. Оскільки ці заряди створюються за рахунок дифузії (інжекції) носіїв через p-n-перехід, дифузійну ємність слід враховувати при прямій напрузі зміщення. В несиметричних p-n-переходах, для яких pp >> nn, дифузійна ємність визначається переважно сумарним зарядом нерівноважних дірок в n-шарі, величина якого змінюється при зміні прямої напруги. Величина дифузійної ємності залежить від прямого струму, що протікає через p-n-перехід, і може складати сотні і тисячі пікофарад, тобто вона суттєво більше за бар'єрну ємність. Таким чином, при прямих напругах зміщення ємність p-n-переходу визначається в основному дифузійною ємністю, а при зворотних напругах, коли дифузійна ємність рівна нулю, - бар'єрною ємністю.

На рис. 2.8 показана залежність бар'єрної і дифузійної ємностей p-n- переходу від напруги (а), а також його еквівалентна схема (б).

34

U

Рисунок 2.8

2.4Перехідні процеси в p-n-переході

При різкій зміні струму через p-n-перехід напруга на ньому встановлюється протягом певного часу. Такий перехідний процес обумовлений інерційністю явищ, що протікають в p-n-переході при перемиканні. Розрізняють перехідні процеси включення, перемикання діода з прямого напряму в зворотний і виключення діода. Інерційність процесів, що протікають, пов'язана з накопиченням і розсмоктуванням неосновних носіїв заряду в базі діода, а також перезарядом бар'єрної ємності p-n-переходу.

Розглянемо p-n-перехід, представлений у вигляді еквівалентної схеми (рис. 2.9), на який через зовнішній резистор R від генератора імпульсів подається напруга Uг .

Встановлення прямої напруги. Нехай у момент часу t1 напруга генератора стрибком змінюється від 0 до Uг. На p-n-переході з'являється пряма напруга U(t), яка прагне сталого значення Uпр, відповідному ВАХ. Струм, що протікає через перехід, I = (Uг – U (t)) ⁄R. Припустимо, що Uг >>Uпр >U(t), тоді p- n-перехід не впливає на силу струму і струм також змінюється стрибкоподіб-

35

напруга, досягнувши максимуму Uмакс=Uпер+Iпр·rб, далі зменшується до сталого значення Uпр, відповідного меншому опору бази rб': Uпр = Uпер + Iпр· rб'. Процеси модуляції опору бази, а разом з ним і встановлення прямої напруги завершуються за час рівний ефективному часу життя неосновних носіїв у базі.

Uг, I

0

U

∆UБ

∆U1

Uмакс

Uпр

0

t

в)

Рисунок 2.10

При виключенні імпульсу струму у момент часу t2 напруга на омічному опорі бази міняється на величину ∆UБ = Iпр· rб' , де rб' - значення модульованого опору бази. На таку ж величину зменшується напруга на діоді. Практично лінійне зменшення післяінжекційної напруги при t > t2 визначається процесами рекомбінації дірок в базі і розрядом бар'єрної ємності p-n-переходу.

37

Відновлення зворотного опору. Нехай у момент часу t1 напруга генератора змінюється з прямої на зворотну (рис. 2.11 а), що викликає стрибок струму

∆I = (UГ1 - UГ2 ) ⁄R.

UГ

в)

Рисунок 2.11

Через p-n-перехід тепер протікає зворотний струм Iзв макс= UГ2 ⁄R (рис. 2.11 б), який у багато разів перевищує тепловий струм. Струм Iзв, пов'язаний з рухом надлишкових неосновних носіїв, накопичених в базі при протіканні прямого струму. При t > t1 інжектовані раніше в базу носії переходять назад в емітер; поки ці носії не покинуть базу, зворотний струм, створюваний ними буде великим. Скачку струму ∆I відповідає скачок напруги на опорі бази, рівний ∆U2 =

∆I · rб (рис. 2.11 в).

Подальший перехідний процес розділяють на стадію високої зворотної провідності (інтервал t1 < t < t2) і стадію відновлення зворотного опору (інтер-

вал t2 < t < t3). На першій стадії напруга на переході зберігається прямою, оскільки в базі у межі переходу існує надлишкова концентрація неосновних

38

носіїв. Зворотний струм при UГ2 >> Uпр постійний і має велике значення Iзв макс=UГ2 ⁄ R, відповідно велика зворотна провідність. Відбувається виведення (розсмоктування) накопичених в базі неосновних носіїв унаслідок переходу їх в емітер і рекомбінації. Тривалість першої стадії (час розсмоктування) tроз=τБ ·ln(1+Iпр /Iзв макс). Вона знижується при збільшенні струму Iзв макс і зменшенні ефективного часу життя неосновних носіїв в базі. Зокрема, для Iпр / Iзв макс=1,7 маємо t2 = τБ.

Повільне пониження напруги протягом першої стадії можна трактувати також як процес розряду дифузійної ємності більшої величини. Після зниження прямої напруги на декілька ϕТ дифузійна ємність різко зменшується і напруга в самому кінці цієї стадії швидко знижується до нуля.

На стадії відновлення зворотного опору зворотний струм зменшується, опір p-n-переходу зростає, а напруга стає негативною і прагне -UГ2 . Струм в цей час обумовлений не тільки переходом надлишкових неосновних носіїв, що залишилися, з бази в емітер, але і перезарядкою бар'єрної ємності. При великому зворотному струмі (малий R) ємність перезаряджається швидко, при малому зворотному струмі (великий R) перехідний процес затягується, в останньому випадку його тривалість пропорційна RCбар . Прийнято вважати, що стадія відновлення зворотного опору закінчується, коли струм зменшується до 0,1 Iпр (момент t3).

Для зменшення тривалості перехідних процесів необхідно знижувати ба- р'єрну і дифузійну ємності (час життя неосновних носіїв в базі).

2.5 Частотні властивості діодів з p-n-переходом

Найбільш часто діоди з p-n-переходом використовують для випрямляння, детектування, модуляції напруги синусоїдальної форми.

Розглянемо поведінку p-n-переходу при дії на нього синусоїдального струму або напруги різної частоти. Подамо на вхід напругу UГ = UГ макс ·sin ωt. Перехідні процеси в p-n-переході протікають протягом часу порядку життя дірок в n-базі діода.

39

На низькій частоті, коли ωτБ << 1 (или Т >> τБ), для кожного моменту часу зміни синусоїдальної напруги перехідні процеси, пов'язані з рекомбінацією, встигають встановитися. Такий режим називають квазістаціонарним. Форма струму через діод, виявляється несинусоїдальною (рис. 2.12). Струм діода протікає практично тільки в першому напівперіоді. Значення випрямленого струму рівне середньому значенню струму за період Т .

i

Т

Рисунок 2.12

бінує, а частина, що створює сплеск зворотного струму (рис.2.13), найбільш миттєве значення якого Iзв макс , йде в p-область. Інтервал часу між моментом Т/2 і моментом t1 називається часом запізнювання зворотної напруги tзп оскільки протягом цього інтервалу полярність напруги діода відповідає прямому на-

пряму. Значення tзп ≈ 0,5τБ . Далі зворотний струм спадає, прагнучи свого стаціонарного значення. Умовне закінчення фази спаду встановлюють по заданому рівню зворотного струму, наприклад 0,25Iзв макс.

40