Сдам Сам

ПОЛЕЗНОЕ


КАТЕГОРИИ







Реальная вольтамперная характеристика p-n перехода





 

При выводе уравнения (1.37) не учитывались такие явле­ния, как термогенерация носителей в запирающем слое перехода, поверхностные утечки тока, падение напряже­ния на сопротивлении нейтральных областей полупровод­ника, а также явления пробоя при определенных обрат­ных напряжениях. Поэтому экспериментальная вольтам­перная характеристика p-n перехода (кривая 2 на рис. 1.11) отличается от теоретической (кривая 1).

При обратном включе­нии p-n перехода отли­чия обусловлены генера­цией носителей зарядов и пробоем p-n перехода. Количество генерируемых носителей пропорциональ­но объему запирающего слоя, который зависит от ширины p-n перехода. По­скольку ширина запираю­щего слоя пропорциональ­на , ток генерации будет расти при увеличе­нии обратного напряже­ния. Поэтому на реальной характеристике при увеличении обратного напряжения до определенного значения наблюдается небольшой рост об­ратного тока. Возрастанию обратного тока способствуют также токи утечки.

При некотором обратном напряжении наблюдается рез­кое возрастание обратного тока. Это явление называют пробоем p-n перехода. Существуют три вида пробоя: тун­нельный, лавинный и тепловой. Туннельный и лавинный пробои представляют собой разновидности электрическо­го пробоя

Рисунок 1.11 Отличие реальной вольтамперной характеристики p-n перехода

от теоретической.

 

и связаны с увеличением напряженности элек­трического поля в переходе. Тепловой пробой определяет­ся перегревом перехода.

Туннельный пробой обусловлен прямым переходом элек­тронов из валентной зоны одного полупроводника в зону проводимости другого, что становится возможным, если напряженность электрического поля в p-n переходе из кремния достигает значения 4×105 В/см, а из германия -2×105 В/см. Такая большая напряженность электричес­кого поля возможна при высокой концентрации примесей в p- и n-областях, когда толщина p-n перехода становит­ся весьма малой (см. формулу (1.31)). Под действием силь­ного электрического поля валентные электроны вырыва­ются из связей. При этом образуются парные заряды электрон-дырка, увеличивающие обратный ток через переход. На рис. 1.10 кривая 5 представляет собой обратную ветвь вольт-амперной характеристики перехода, соответствую­щую туннельному пробою.



В широких p-n переходах, образованных полупровод­никами с меньшей концентрацией примесей, вероятность туннельного просачивания электронов уменьшается и бо­лее вероятным становится лавинный пробой. Он возника­ет тогда, когда длина свободного пробега электрона в по­лупроводнике значительно меньше толщины p-n перехода. Если за время свободного пробега электроны приобретают кинетическую энергию, достаточную для ионизации атомов в p-n переходе, наступает ударная ионизация, со­провождающаяся лавинным размножением носителей заря­дов. Образовавшиеся в результате ударной ионизации сво­бодные носители зарядов увеличивают обратный ток пере­хода. Увеличение обратного тока характеризуется коэф­фициентом лавинного умножения М:

, (1.40)

где UПРОБ - напряжение начала пробоя; m зависит от ма­териала полупроводника. На рис 1.11 лавинному пробою соответствует кривая 4.

Тепловой пробой обусловлен значительным ростом ко­личества носителей зарядов в p-n переходе за счет нару­шения теплового режима. Подводимая к p-n переходу мощность Рподв = IобрUобр расходуется на его нагрев.

Выделяющаяся в запирающем слое теплота отводится преимущественно за счет теплопроводности. Отводимая от p-n перехода мощность Ротв пропорциональна разно­сти температур перехода Tпер и окружающей среды Токр:

,

где Rт - тепловое сопротивление, 0К/Вт, определяющее перепад температур, необходимый для отвода 1 Вт мощнос­ти от p-n перехода в окружающую среду.

При плохих условиях отвода теплоты от перехода воз­можен его разогрев до температуры, при которой происхо­дит тепловая ионизация атомов. Образующиеся при этом носители заряда увеличивают обратный ток, что приводит к дальнейшему разогреву перехода. В результате такого нарастающего процесса p-n переход недопустимо разогре­вается и возникает тепловой пробой, характеризующийся разрушением кристалла (кривая 3).

Увеличение числа носителей зарядов при нагреве p-n перехода приводит к уменьшению его сопротивления и выделяемого на нем напряжения. Вследствие этого на об­ратной ветви вольтамперной характеристики при тепло­вом пробое появляется участок с отрицательным диффе­ренциальным сопротивлением (участок АВ на рис. 1.11).

Отличия реальной характеристики от теоретической на прямой ветви, в основном, обусловлены распределенным (объёмным) сопротивлением электронной и дырочной областей r1 за пределами запираю­щего слоя (рисунок 1.12).

Если сопротивление запирающего слоя обозначить rд, то кристалл полупроводника с запирающим слоем можно представить в виде последовательного соединения рези­сторов rд и r1.

При прохождении тока IПР на сопротивлении r1 падает часть напряжения внешнего источника и на запирающем слое действует напряжение UПЕР = UПР – IПР×r1. Уравнение вольтамперной характеристики в этом случае может быть записано в следующем неявном виде:

.

Рисунок 1.12 Упрощенная эквивалентная схема p-n перехода с распределенным сопротивлением полупроводника.

 

Поскольку UПЕР < UПР реальная характеристика идет ниже теоретической. Когда напряжение на запирающем слое становится равным контактной разности потенциа­лов, запирающий слой исчезает, и дальнейшее увеличение тока ограничивается распределенным сопротивлением по­лупроводников p- и n-типа. Таким образом, в точке С при UПР = UК вольтамперная характеристика переходит в пря­мую линию.

 

Емкости p-n перехода

 

Изменение внешнего напряжения dU на p-n переходе приводит к изменению накопленного в нем заряда dQ. По­этому p-n переход ведет себя подобно конденсатору, ем­кость которого С = dQ/ dU.

В зависимости от физической природы изменяющегося заряда различают емкости барьерную (зарядную) и диф­фузионную.

Барьерная (зарядная) емкость определяется измене­нием нескомпенсированного заряда ионов при изменении ширины запирающего слоя под воздействием внешнего обратного напряжения. Поэтому идеальный электронно-дырочный переход можно рассматривать как плоский кон­денсатор, емкость которого определяется соотношением

, (1.41)

где П, d - соответственно площадь и толщина p-n перехода.

Из соотношений (1.41) и (1.31) следует

.

В общем случае зависимость зарядной емкости от при­ложенного к p-n переходу обратного напряжения выра­жается формулой

,

где C0 — емкость p-n перехода при UОБР = 0; g - коэффици­ент, зависящий от типа p-n перехода (для резких p-n переходов g = 1/2, а для плавных g = 1/3).

Барьерная емкость увеличивается с ростом NА и NД, а также с уменьшением обратного напряжения. Характер зависимости СБАР = f(UОБР) показан на рис. 1.13,а.

Рассмотрим диффузионную емкость. При увеличении внешнего напряжения, приложенного к p-n переходу в прямом направлении, растет концентрация инжектирован­ных носителей вблизи границ перехода, что приводит к изменению количества заря­да, обусловленного неосновны­ми носителями в p- и n-областях. Это можно рассмат­ривать как проявление неко­торой емкости. Поскольку она зависит от изменения диффузионной составляю­щей тока, ее называют диф­фузионной. Диффузионная емкость представляет собой отношение приращения инжекционного заряда dQинж к вызвавшему его изменению напряжения dUпр, т. е. . Воспользовавшись уравнением (1.30), можно опреде­лить заряд инжектированных носителей, например дырок в n-области:

.

 

а) б)

Рисунок 1.13 Зависимость барьерной (а) и диффузионной (б) емкостей p-n перехода от напряжения.

 

.

Тогда диффузионная емкость, обусловленная изменением общего заряда неравновесных дырок в n-области, опреде­лится по формуле

.

Аналогично для диффузионной емкости, обусловленной инжекцией электронов в p-область,

.

Рисунок 1.13 Эквивалентная схема p-n перехода.

 

Общая диффузионная емкость

.

Зависимость ёмкости от прямого напряжения на p-n переходе показана на рисунке 1.13, б.

Полная емкость p-n перехода определяется сум­мой зарядной и диффузи­онной емкостей:

.

При включении p-n перехода в прямом направ­лении преобладает диффу­зионная емкость, а при включении в обратном на­правлении - зарядная.

На рис. 1.14 приведена эквивалентная схема p-n перехода по переменному току. Схема содержит дифферен­циальное сопротивление p-n перехода rД, диффузионную емкость СДИФ, барьерную емкость СБАР и сопротивление объ­ема p- и n-областей r1. На основании уравнения (1.37) можно записать:

.

Если при прямом включении p-n перехода Uпр >> jт, то:

; .

При комнатной температуре ; (1.42)

(в соотношении (1.42) значение тока подставляется в ам­перах). Сопротивление утечки rУТ учитывает возможность прохождения тока по поверхности кристалла из-за несо­вершенства его структуры. При прямом включении p-n перехода СБАР << СДИФ, дифференциальное сопротивление rД ПР мало и соизмеримо с r1, поэтому эквивалентная схе­ма принимает вид, показанный на рис. 1.15, а.

а) б)

Рисунок 1.15 Упрощенные эквивалентные схемы p-n перехода.

 

При обратном смещении rД ОБР >> r1, СБАР >> СДИФ и эк­вивалентная схема имеет вид, показанный на рис. 1.15, б.

 









ЧТО ПРОИСХОДИТ, КОГДА МЫ ССОРИМСЯ Не понимая различий, существующих между мужчинами и женщинами, очень легко довести дело до ссоры...

ЧТО ТАКОЕ УВЕРЕННОЕ ПОВЕДЕНИЕ В МЕЖЛИЧНОСТНЫХ ОТНОШЕНИЯХ? Исторически существует три основных модели различий, существующих между...

ЧТО ПРОИСХОДИТ ВО ВЗРОСЛОЙ ЖИЗНИ? Если вы все еще «неправильно» связаны с матерью, вы избегаете отделения и независимого взрослого существования...

Конфликты в семейной жизни. Как это изменить? Редкий брак и взаимоотношения существуют без конфликтов и напряженности. Через это проходят все...





Не нашли то, что искали? Воспользуйтесь поиском гугл на сайте:


©2015- 2021 zdamsam.ru Размещенные материалы защищены законодательством РФ.