Материалы III семестра / Teoria_elektrichesky_tsepey_Neyman_2ch

ние напряжения выпрямительных установок, а также решить при помощи ионных приборов значительно более сложную и важную задачу преобразования переменного тока в постоянный.

19.8. Управляемые нелинейные элементы. Трехэлектродная электронная лампа

В отличие от ионных приборов, в трехэлектродных электронных лампах сетка обладает полным управлением (рис. 19.24). Ток в цепи сетки в нормальных режимах значительно меньше тока в цепи анода. Поэтому током в цепи сетки будем пренебрегать. Анодный ток ià определяется совместным действием анодного uà и сеточного uñ напряжений: ià = F(uà, uñ). Характер зависимости тока ià от напряжений uà è uc приведен на рис. 19.25. Кривые на рис. 19.25, носящие название а н о д н о - с е т о ч н ы х х а р а к т е р и с т и к, выражают изменение анодного тока ià при изменении сеточного напряжения uñ для различных постоянных значе- ний анодного напряжения: ià = F(uñ) ïðè uà = const. Из рис. 19.25 видно, что зависимости ià = F(uñ) являются нелинейными при больших изменениях сеточного напряжения. Однако они имеют значительные прямолинейные участки, закан- чивающиеся с одной стороны переходом к току насыщения is и с другой стороны — переходом к нулевому значению тока.

Приращение тока ià определяется приращениями обоих напряжении uà è uñ и равно

с т и к и лампы. Величина S определяется с учетом масштабов тангенсом угла наклона касательной к характеристике в данной точке.

Кроме параметров Râí è S лампы, вводят еще два зависящих от них параметра. Пусть приращения dua è duñ подобраны так, что ток ià не меняется, т. е. dia 0 и, следовательно,

Глава 19. Элементы нелинейных электрических цепей, их характеристики и параметры 345

Обозначив =(p) –SUñ(p) è I(p) –Ià(p), запишем уравнение в виде =(p) GâíU a (p) I(p).

Величину =(p) –SUñ(p) будем рассматривать как ток з а в и с и м о г о и с -

ò î ÷ í è ê à ò î ê à, òàê êàê =(p) зависит от Uñ(p). Величину GâíU(p) при этом будем рассматривать как ток через внутреннюю проводимость Gâí этого источника

тока. Величина I(p) является током, идущим от источника к приемнику. Соответственно, эквивалентная схема электронной лампы (рис. 19.26, à) получает вид, показанный на рис. 19.26, á. На эквивалентной схеме принято изображать также входные зажимы 1–0 в цепи сетки. Выходными являются зажимы 2–0 в анодной цепи.

Ðèñ. 19.26

Заменяя источник тока эквивалентным источником ЭДС, получаем ЭДС этого

источника равной E(p) =(p) S

Gâí Gâí

тивление равным Râí 1/Gâí. Соответственно, схема, эквивалентная электронной лампе, может быть представлена также в виде, изображенном на рис. 19.26, â.

Таким образом, передаточная функция четырехполюсника от зажимов 1–0 к зажимам 2–0, представляющая собой коэффициент усиления напряжения,

Обычно заметно больше единицы, и при заданном Râí величину R âûáè-

Râí R; ïðè

R

включена в прямом (способствующем прохождению прямого тока) направлении. Напряжение же Uê батареи, включенной между базой и коллектором, увеличивает потенциальный барьер в ï–p-переходе от области базы к области коллектора, так как эта батарея включена в обратном (запирающем) направлении. Распределение потенциала, которое при этом устанавливается в районе переходов вдоль триода, показано внизу на рис. 19.29. Снижение потенциального барьера между эмиттерной областью и областью базы вызывает движение дырок из области эмиттера в область базы (в область ï). Ввиду весьма малой толщины слоя ï германия (порядка сотых миллиметра) почти все дырки, прошедшие в этот слой из области эмиттера, продрейфуют через всю толщину

слоя до следующего n–p-перехода и свободно пройдут через этот переход в область коллектора, так как электри- ческое поле в этом переходе не препят-

ствует, а, наоборот, способствует движению дырок слева направо. Этому движению дырок способствует и напряжение батареи, включенной между базой и коллектором.

Все же будет происходить рекомбинация в слое n некоторого числа дырок со свободными электронами этого слоя, что приведет к небольшому снижению тока в коллекторе по сравнению с током в эмиттере вследствие ответвления небольшой части тока эмиттера в базу. Кроме того, должен протекать электронный ток из области базы в область эмиттера, но при правильном конструировании триода этот ток значительно меньше тока, обусловленного движением дырок. Этот электронный ток создает дополнительную составляющую тока через базу и, соответственно, несколько увеличивает ток в эмиттере.

Существенное значение имеет характер зависимости тока в коллекторе от напряжения в цепи коллектора при заданном токе эмиттера. При увеличении напряжения сначала ток в коллекторе быстро возрастает (рис. 19.30), а затем наступает как бы истощение носителей тока в области коллектора, так как поступление их из эмиттера через ð–ï- è n–p-переходы ограничено током эмиттера, зависящим от значения потенциального барьера между эмиттером и базой (см. рис. 19.29). Соответственно, несмотря на значительное возрастание напряжения в цепи коллектора, ток в коллекторе увеличивается очень медленно, и, следовательно, сопротивление области коллектора резко возрастает, достигая весьма большого

значения. Обычно напряжение Uê батареи в цепи коллектора принимается достаточно большим, порядка нескольких десятков вольт, и, соответственно, сопротивление области коллектора достигает сотен тысяч и даже нескольких миллионов ом. Такой же порядок

348 Часть 3. Теория нелинейных электрических и магнитных цепей

имеет и сопротивление Rïð приемника во внешней цепи коллектора. Так как зна- чение потенциального барьера между эмиттером и базой имеет порядок одного вольта и сопротивление области эмиттера по сравнению с сопротивлением области коллектора незначительно, то в цепи эмиттера требуется незначительное напряжение Uý батареи.

Предположим теперь, что в цепи эмиттера действует источник переменного напряжения u1 с малой амплитудой и с внутренним сопротивлением r2, малым по сравнению с сопротивлением области коллектора (см. рис. 19.29). Это напряжение изменяет значение потенциального барьера между областью эмиттера и областью базы и сильно влияет на значение тока, проходящего из эмиттера через область базы в цепь коллектора. Так как ток в цепи коллектора лишь немного меньше тока в цепи эмиттера, а сопротивление в цепи коллектора весьма велико, то на зажимах приемника возникает переменное напряжение è2, значительно превышающее напряжение è1. Таким образом, триод работает как усилитель напряжения. Коэффициент усиления напряжения u u2/u1 получается порядка десятков. Коэффициент же усиления тока, согласно вышеизложенному, получа- ется несколько меньше единицы, т. е. i i2 /i1 < 1, причем и i2, è i1 — переменные составляющие токов в цепях коллектора и эмиттера. Соответственно коэффициент усиления мощности p u i несколько меньше u.

Большее усиление мощности можно получить, если включить источник пер-

вичного переменного напряжения u в цепь базы, как это показано штриховыми

1

линиями на рис. 19.29. Очевидно, что источник будет так же эффективно изменять значение потенциального барьера между областью эмиттера и областью базы и сильно влиять на значение тока в цепи коллектора, так что коэффициент усиления напряжения u получается также большим. Но так как ток в цепи базы весьма мал по сравнению с током в цепи коллектора, то значительным получается также коэффициент усиления тока i, а соответственно, и коэффициент усиления мощности p u i оказывается при этом больше, чем в случае включения первичного источника напряжения è1 в цепь эмиттера.

Наряду с рассмотренными биполярными триодами распространение нашли полевые, или униполярные триоды, в которых используется не два перехода между полупроводниками различного типа (см. рис. 19.28), а один ( p–n ëèáî n–p) переход.

Рассмотрим принцип действия полевого триода с p–n-переходом. На рис. 19.31 схематически изображен такой триод, в котором p–n-переход осуществлен на части нижней поверхности полупроводника òèïà n путем нанесения тонкого слоя полупро-

водника типа p.

Присоединение триода к внешней цепи осуществляется через металлические электроды, называемые истоком (и), затвором (з) и стоком (с).

Через полупроводник типа n протекает ток от стока к истоку, и эта часть устройства называется каналом.

Как следует из изложенного в § 19.6, при отсутствии внешних источников в зоне p–n перехода создается избыточный заряд, электрическое поле которого

350 Часть 3. Теория нелинейных электрических и магнитных цепей

лении. На рис. 19.34 изображены три возможные схемы включения триода: a —

ñобщей для входных и выходных зажимов базой, á — с общим эмиттером и â —

ñобщим коллектором. Во всех случаях один из входных зажимов соединен с базой, и во всех случаях один из выходных зажимов соединен с коллектором.

Ðèñ. 19.33

Ðèñ. 19.34

Математическое описание процессов, происходящих в полупроводниковом триоде, может быть произведено относительно различных физических величин. Такими величинами могут быть заряды, токи и напряжения. В соответствии с математическим описанием будут различны и математические модели триода, и эквивалентные схемы.

В полупроводниковом триоде p–ï- è n–p-переходы аналогичны двум диодам, соединенным, как это показано на рис. 19.33, á. На этом рисунке параллельно к двум эквивалентным схемам диодов, представляющим процессы только в переходах эмиттер—база и коллектор—база, присоединены также и два источника тока, один из которых учитывает процесс проникновения части носителей из эмиттерной зоны сквозь базу в коллекторную ( N iýá), другой — аналогичное проникновение части коллекторного обратного тока в эмиттерную зону ( I iêá). Величину N называют коэффициентом усиления по току в прямой активной области (эмиттерный переход смещен в прямом направлении, а коллекторный —

âобратном). Величину I называют коэффициентом усиления по току для схемы с общей базой в инверсной активной области (эмиттерный переход смещен

âобратном направлении, а коллекторный — в прямом). При анализе процессов

âполупроводниковых диодах было отмечено, что распределение заряда в полупроводниковом материале зависит от времени и пространственной координаты.

В связи с этим коэффициенты N è I оказываются сложными функциями комплексной частоты, т. е. зависящими от времени функциями. Это обстоятельство является большим недостатком рассматриваемой эквивалентной схемы, известной под названием схемы Эберса—Молла. В целом, приведенная на рис. 19.33, á эквивалентная схема, приближенно представляющая процессы в триоде по частоте, может описать процессы в широком диапазоне изменения токов и напряжений и поэтому пригодна для расчета цепей при любых (больших и малых) изменениях токов и напряжений.

Во многих устройствах полупроводниковый триод используется в режиме «малого сигнала», когда при больших постоянных токах и напряжениях происходят относительно малые изменения некоторых входных и выходных величин. Для анализа таких процессов целесообразно составлять эквивалентные схемы, пригодные для анализа режима «малого сигнала».

Для токов и напряжений схемы (рис. 19.33, á) имеем

Пусть iý iý0 + iý, iê iê0 + iê; uý uý0 + uý; uê uê0 + uê. Разложим все функции в ряд по малому параметру u и ограничимся в этом ряде только членами

первого порядка малости. Тогда

Следовательно, эквивалентная схема для малосигнального режима будет иметь вид, представленный на рис. 19.33, â. В этой схеме параметры всех элементов линейны относительно малых сигналов, однако зависят нелинейно от uý è uê.

В эквивалентных схемах диода и триода не учтены падения напряжения, которые имеют место при протекании токов в самом полупроводнике: в зоне

352 Часть 3. Теория нелинейных электрических и магнитных цепей

эмиттера, в зоне базы и в зоне коллектора. Сопротивления, учитывающие эти падения напряжения, должны быть включены последовательно к каждому из зажимов. С учетом этих сопротивлений, например, малосигнальная эквивалентная схема будет иметь вид, показанный на рис. 19.33, ã.

Рассмотрим расчет малосигнального режима при низких частотах (токами в конденсаторах пренебрегаем), когда эмиттерный переход смещен в прямом направлении (переход открыт), а коллекторный — в обрат-

усиление как тока, так и напряжения. Поэтому рассмотрим расчет именно этой схемы, обозначая все токи и напряжения малыми буквами и имея в виду, что все эти величины являются малыми сигналами.

Коэффициент усиления по току ki iïð /iá, коэффициент усиления по напря-

жению ku uïð /u1 и, соответственно, kp pïð /p1 ku ki.

Применим метод контурных токов; для этого источник тока преобразуем в источник ЭДС (рис. 19.36). Имеем

Можно заметить, что если зависимый источник e представить в виде падения