Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

книги из ГПНТБ / Челноков В.Е. Физические основы работы силовых полупроводниковых приборов

.pdf

Скачиваний:

Добавлен:

24.10.2023

Размер:

9.71 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 1112 / 2912 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 > Следующая >>>

Из (5-59) следует, что поле Вебстера начинает ска зываться на движении неосновных носителей'при пере

ходе к	высокому уровню инжекции. В	пределе, при
р > М д ,	наличие поля приводит к удвоению	коэффициен

та диффузии и соответствующему увеличению коэффи циента переноса. В общем случае можно считать, что диффузия происходит с эффективным коэффициентом

диффузии,	равным:
	/ 1 +	Y		(5-60)
Рассмотренный эффект имеет место лишь в случае
тонких базовых областей, т. е. когда w/L<^\.			В	случае,
когда в трехслойной структуре выполняется			соотноше
ние a y / L > l	и базовый ток поступает	в нее	через кол
лекторный р-я-переход, как это имеет		место	в	прибо
рах, использующих р-п-р-п-структуры,		равенство		(5-57)
не выполняется и изменение эффективного коэффициен
та диффузии носит иной характер.
Действительно, в этом случае для		базовой		я-обла

сти p-n-p-структуры вместо (5-57) и								(5-59) следует за- .
писать:
	Ip	=	qp>ppE		—	q D	p ^	;		(5-61)
	J n	=	q^nnEJrqDn^\							(5-62)
откуда			/ =	/ „ +		' p .				(5-63)
откуда
' • =	г		p\	—	т	-	г	1	^	( 5 - 6 4 >
где b = \|xn /jip — отношение				подвижностей					электронов и
дырок.

Из (5-64) следует, что при низких уровнях инжекции •Орофф — D p ,

•а при высоких уровнях инжекции |я~р^>/Уд |

0 p a t o = 0 p - 5 q r r

(5-65)

ПО

Из (5-65)	следует1,	что	если [b=i, т.		е. в полупровод
нике	то £>ЭфФ =	-Ор,	если	же 6 > 1	, т. е. ц п » Ц р , то
А)фФ = 2£>Р.	Для кремния, у			которого	6 = 2,4, А»фф =

=1,41 D p .

Вслучае n-p-л-структуры для электронного тока, ин

жектированного в базу, из (5-61) — (5-63) следует:

г	l b n	1 ? Р " ( ' + У )			дп
	—7—6^V"i			т—лГ'		( 5 " ь ь )
	+ Т)		1 +	т
откуда находим, ,что при		низких	уровнях		инжекции
а при высоких уровнях инжекции
	£ > „ э Ф ф = 2 0 п / ( 6		+	1).		(5-67)
Из (5-67) следует, что		если 6 = 1, то ОпЭфф = Оп,				если
же 6 > - 1 , то	£>пэфф = 2£>р.	Таким	образом,		в л-р-я-струк-

туре в отличие от р-я-р-структуры при переходе к высоко му уровню инжекции происходит не увеличение эффек тивного * коэффициента диффузии, а его уменьшение. Физически это обусловлено, как и выше, тем, что более тяжелые, а потому менее подвижные неравновесные дырки тормозят движение неравновесных электронов, инжектированных в базу. Изменение эффективного ко эффициента диффузии во всех случаях приводит к соот ветствующему изменению эффективной диффузионной длины. Так, при высоких уровнях инжекции эффектив

ная диффузионная длина			в р-л-р-структуре равна:
					(5-68)
где
а эффективная	диффузионная длина			в	я-р-я-структуре
равна:
	L n	d =	L n 1 / 2 / ( 6 + 1 ) ,		(5-69)
где L n = ~\/~Dnin\ i n		р — в	обоих случаях		время жизни
неравновесных	носителей		при высоком	уровне инжекции.

Экспериментальная зависимость коэффициента пере* Дачи кремниевой р-п-р-структуры от тока эмиттера пред ставлена на рис. 5-7. Характеристику можно разбить на три участка: 1) участок нарастания коэффициента пере

дачи, обусловленный существованием						рекомбинационно-
генерационной			составляющей эмиттерного тока;							2) уча-
	^			сток	постоянства				коэффици-
* г		-		ента	передачи			(здесь			над
				всеми	другими			процессами
0,5 [- /				превалирует			диффузионный
				механизм		переноса					тока);
				3) участок снижения коэф-
n	г7	Q	. ,	фициента		передачи,				обу-
Рис. 5-7. Зависимость коэффи-				^		„	r		'		J
циента		передачи	кремниевой	словленный			возникновением
р-я-р-структуры от тока эмит-				электрических полей в обла-
т е Р а -				стях p-n-p-структуры. Пло
				скостные триоды				чаще			всего
работают в режимах, соответствующих второму										и треть
ему	участкам.
Существование зависимости коэффициента									передачи

от тока требует введения дополнительных понятий. Бу

дем называть	коэффициент усиления р-я-р-структуры
в схеме с общей	базой, определяемый	отношением'
	хх = /рк//э ,	(5-70)

интегральным коэффициентом передачи. Здесь 1рк — ток неосновных носителей, инжектированных эмиттером и достигших коллектора; / э — полный ток эмиттерного р-п- перехода.

Соответственно будем называть дифференциальным коэффициентом передачи величину

		й	(5-71)
		dl,
Выражая из (5-70)	/ р к и дифференцируя		обе части
полученного равенства	по 1Э, получаем:
d/цк	+I	г da	(5-72)
следовательно,
а* = а +		1 э ^ - .	(5-73)

Из этого равенства следует, что определенные выше интегральный и дифференциальный коэффициенты пере-

112

дачи совпадают лишь в Том случае, если да не зависит" от тока. Интегральный коэффициент передачи можно вы разить через дифференциальный коэффициент передачи:

(5-74)

Из (5-73) следует, что в области малых токов эмит тера, где а представляет возрастающую функцию,

а*>\а.

5-5. КЛЮЧЕВОЙ РЕЖИМ РАБОТЫ р-/г-р-СТРУКТУРЫ

Исследование статических коллекторных характери стик (рис. 5-3 и 5-4) в зависимости от величины входно го тока показывает, что имеются три различные области,

определяющие	три режима работы р-я-р-структуры:
а) область	отсечки I, где входной сигнал либо ра

вен нулю, либо имеет отрицательное значение по отно

шению к переходу эмиттер — база;
б)	активная	область I I , характеризующаяся		тем, что
триод	обладает	усилительными	свойствами;
в)	область насыщения I I I ,		где коллекторный ток име
ет максимальное значение, близкое к EK/RB и не				завися

щее от изменений входного тока, который при этом дол жен быть не меньше определенной величины, обеспечи вающей насыщение структуры при данной величине со противления нагрузки.

Режим работы,	при котором структура	находится
в установившемся	состоянии, либо в области	отсечки,

либо в области насыщения, называется ключевым режи мом. Для работы в этом режиме наиболее часто исполь зуется включение р-я-р-структуры в схеме с общим эмит тером, которое в основном мы будем рассматривать. Поскольку к активной области и области отсечки приме нимы результаты, полученные ранее, основное внимание уделим рассмотрению процессов, протекающих в р-я-р- структуре в режиме насыщения.

Как следует из рис. 5-3 и 5-4, режим насыщения ха рактеризуется тем, что оба перехода, эмиттерный и кол лекторный, смещены в прямом направлении. При этом необходимо помнить, что хотя коллекторный переход смещен в прямом направлении, напряженность электри-

8—44

113

ческого поля объемного заряда коллекторного перехода сохраняет то же направление, что и при его обратном смещении, т. е. коллекторный переход сохраняет способ ность переноса своим полем неосновных носителей, при ходящих к нему со стороны базовой области. Концентра ции избыточных носителей в базе повышены по сравнению с активным режимом. Распределение неосновных носите


	лей	в базе		р-п-р-структуры,
	работающей			в режиме насы
	щения,		представлено				на
	рис. 5-8. Штриховой линией
	показано		распределение				ды
	рок	при	работе		структуры
	в активном			режиме,		когда
	через цепь			коллектора			про
	текает тот же ток, что						и в
	первом случае. Действитель
	но, в обоих случаях имеется
Рис. 5-8. Распределение не	одинаковый			градиент			кон
	центрации дырок,				обеспечи
основных носителей в базе	вающий одинаковый					диффу
р-п-р-структуры.	зионный ток. Ток				базы,		при

котором реализуется-распределение, показанное штрихо вой линией, называют граничным. Его можно определить из соотношения

	1К~В1§,		(5-75)
где В— коэффициент усиления р-я-р-структуры			в схеме
с общим	эмиттером.
Легко	убедиться, что когда h>lJB	= I ^ . r v ,	структура

находится в режиме насыщения, а когда /б</б.гр, струк тура выходит в активный режим работы.

Выражения для токов, протекающих в р-га-р-струк- туре триода, находящегося в режиме насыщения, мож но получить, решая уравнение непрерывности при гра ничных условиях, соответствующих данному режиму. Тем не менее, для расширения аппарата анализа струк тур с р-п-переходами воспользуемся упрощенным мето дом анализа триода в режиме насыщения, описанным Моллом [Л. 5-4], который предложил рассматривать существующее распределение дырок насыщенной- р-п-р- структуры как результат наложения двух режимов — прямого и инверсного. Под прямым включением р-п-р- структуры понимается нормальный режим работы, под

114

инверсным — режим, когда коллектор инжектирует не основные носители, т. е. выполняет функции эмиттера, а эмиттер их собирает, т. е. выполняет функции коллек тора. Коэффициент передачи эмиттерного тока для ин

версного включения а* в реаль

ных р-я-р-структурах, как пра

вило,

меньше

нормального

коэффициента

передачи.

Ри

сунок 5-9 поясняет, каким об

разом

распределение

неоснов

ных носителей в базе насыщен

ной р-я-р-структуры

может

быть представлено в виде су

перпозиции

двух активных

ре

жимов — нормального

ин

версного.

этом

случае

то

ки

коллектора

эмиттера

Рис. 5-9. Представление

ре

имеют

по

две

составляющих,

жима

насыщения

р-п-р-

одна

из

которых

обусловлена

структуры

виде суперпо

напряжением

на

рассматри

зиции

двух

активных

ре

ваемом

переходе,

другая —

жимов.

влиянием

соседнего

перехода,

т. е.

(5-76)

Для определения обратных токов эмиттерного и кол

лекторного переходов

(Ли и /02)

перепишем

(5-76) в виде

h =

( 1 — a a i ) I i +

a.iIK;

/к = — (1 —сю,) h +

а/э .

Обозначив

через 1т

ток коллектора

при / э = 0 и через

/.,э

ток эмиттера

при / к = 0,

получим:

A>i = 's3,/(1 — ааг );

Л>.= — W 0

—ави

зная

обратные

токи и

предполагая

справедливой

за-

висимость

qU/kT

1).

получаем

выражения

для

инжекционных

составляющих

токов

эмиттера

коллектора:

— аа.

1);

qUjkT

(е

- 1 ) .

115

Наконец, токи эмиттера и коллектора, определяемые уравнениями (5-76), можно теперь выразить через на пряжения на переходах

' » = г ^ , ^ ' , Г - ' ) + Й ^ ( ^ - 1 ) ; (5-77)

Уравнения (5-77) и (5-78) задают в параметрическом виде вольт-амперные характеристики р-п-р-структуры при работе транзистора в любой из трех областей. При этом необходимо помнить, что они получены без учета омических сопротивлений базы, эмиттера и коллектора.

5-6. ПЕРЕХОДНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ р-н-р-СТРУКТУРЫ

ПРИ РАБОТЕ В АКТИВНОМ РЕЖИМЕ

Расчет переходных процессов в р-я-р-структурах в общем случае сводится к решению нелинейных урав нений, что не позволяет получить универсальную харак теристику, годную для различных режимов работы. По этому в дальнейшем ограничимся рассмотрением таких условий работы структуры, при которых допустима аппроксимация ее в виде линейной системы. Эти усло вия были отмечены в предыдущих параграфах при рас смотрении статических характеристик.

Под переходной характеристикой р-я-р-структуры по току принято понимать изменение выходного тока во времени при подаче в начальный момент на вход струк туры единичной ступеньки тока. Теоретическому и экс


периментальному	анализу	переходных характеристик
структур триодов	посвящено	значительное количество
работ [Л. 5-5—Л.	5-7], в которых эта проблема		сводится
к анализу нестационарных процессов в базовой			области

р-я-р-структуры. При этом считается, что нестационар ные процессы в переходах играют пренебрежимо малую роль. Однако, как показывают исследования [Л. 5-8], при малых входных токах в схеме с общей базой проис ходит увеличение времени переходного процесса, обу словленное влиянием постоянной заряда эмиттерного перехода гэ , Сэ . Ясно, что в данном случае учет неста ционарных процессов в p-n-переходах необходим. Мы также ограничимся рассмотрением нестационарных про цессов только в базовой области плоскостного триода. 116

Включение p-n-p-структуры по схеме с общей базой

Анализ нестационарного процесса будем проводить при обычных допущениях теории плоскостных триодов. Электрическое поле в базах считаем отсутствующим, уровень инжекции — малым. В одномерном приближе нии для определения токов через p-n-p-структуру необ ходимо решить уравнение (5-17)

	дР	^Рп — р					\п^Е
	dt		ъ		" Г п р и
граничные условия на эмиттерном и коллекторном
переходах, т. е. при		х — 0		и	x=w,		когда		в	эмиттерной
цепи протекает ступенька				дырочного				тока	/3 p=YA>>		за
пишем в следующем		виде:
др
дх
Начальное значение избыточной концентрации дырок
во всей базе равно нулю,				т. е. рп—р(х,				0 ) = 0 .
Обозначая р—р{х,		t)=Ap				и	преобразуя			уравнение
(5-17) по Лапласу, получаем:
	д*	(Ар)			1Ар	= 0 ,				(5-8°)
где	дХ*			L	2 (	s )
где
Lv{s)	=	- ^		=	,	Lv~yDz.				(5-81)
Общее решение (5-80) запишем в виде
Ар (х,	s) =	A/,L>			{S)	+ А-11'		( S ) .		(5-82)
Используя граничные				условия (5-82), получаем сле
дующие выражения для			коэффициентов Л4						и Л2 :
		,			,	, >	—wIL	(s)
	qDp			wlLp(s)			-wins)		>		\o-oo)
А	-	I ' j	l		Lp(s)e°"L*{S)					/5	8 4 ч
^	—	qDp	w/Lp		(s) +		e-wfLp	(s)	•	W	° ^

Поскольку нас интересует переходная характеристи ка, определим выражение для изображения коллектор-

117

ного тока, продифференцировав по х (5-83), умножив результат на — g D P и положив x = w:

= у / э

sech

L P (si

(5-85)

Деля

IK(s)

на

ток

/ я

подставляя

значение

L p

( s ) ,

найдем изображение

коэффициента передачи

а:

• а/

а (s) =

[ seen

1 - р

о>хр^.

0,8

(5-86)

Из (5-86), положив s =

0,6

'//

легко

получить

статическое

значение

коэффициента

пе

редачи:

0,2

а =

у sech (до/Lp). (5-87)

Раскладывая

выражение

(5-85)

ряд

ограничи

ваясь двумя первыми члена

0,/

0,2

0,3

лснсек

ми, с учетом

соотношения

-0,2 / П

г,

/ w '

Рис.1 5-10.

Переходные харак

получаем:

теристики

p-n-p-структуры с

общей

базой,

соответствую

(5)

(5-88)

щие

выражениям

(5-87) —

кривая

(5-92) —кривая 2 и

где

(5-90) — кривая 3.

Оригиналом изображения (5-88) является

переход

ная

характеристика

коэффициента

а,

имеющая

вид

обычной

экспоненциальной

функции:

а(/) =

а0 (1

(5-90)

Отметим, что т а савно усредненному времени проле та дырками базовой области р-я-р-структуры при диф фузионном процессе переноса тока:

				(5-91)
На	рис.	5-10	представлены	строгое / и приближен
ное 3	решения,		соответствующие выражению (5-90).
Сравнение		кривых показывает,		что приближенное реше-

118

нйе не учитывает задержки выходного сигнала. Более точную, чем (5-90), формулу для a(t) можно написать в виде

t—t.

		a (t) = 0	при	0 <	/ <	tz,	(5-92)
где	t3 — время	запаздывания		или	задержки		коллектор
ного	тока.
Величину 4		получим,	разложив			(5-86)	на простые

дроби. Оригинал двух первых членов разложения имеет следующий вид:

	Л*£2	\ t
-	_ Р	+1 )	—
« ( 0 = « e - ^ r J L ^ e	V	'	.	(5-93)

Приравняв (5-93) к нулю и решив полученное урав нение относительно t, определим момент времени, соот ветствующий пересечению кривой а(/) оси ординат, с достаточной точностью равный задержке коллектор ного тока:

где

(5-95)

4ш# + 1

(5-96)

Отметим, что . величина %а, полученная разложением гиперболического секанса [см. (5-95)], несколько превы шает значение ха , полученное разло кением гипербэличе - ского косинуса [см. (5-91)].

119

<<< < Предыдущая 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 1112 / 2912 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 > Следующая >>>

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ