Свойства p n перехода потенциальный барьер. Электронно-дырочный переход

При использовании p-n-перехода в реальных полупроводниковых приборах к нему может быть приложено внешнее напряжение. Величина и полярность этого напряжения определяют поведение перехода и проходящий через него электрический ток. Если положительный полюс источника питания подключается к p -области, а отрицательный – к n -области, то включение p-n -перехода называют прямым. При изменении указанной полярности включение p-n -перехода называют обратным.

При прямом включении p-n -перехода внешнее напряжение создает в переходе поле, которое противоположно по направлению внутреннему диффузионному полю, рисунок 2. Напряженность результирующего поля падает, что сопровождается сужением запирающего слоя. В результате этого большое количество основных носителей зарядов получает возможность диффузионно переходить в соседнюю область (ток дрейфа при этом не изменяется, поскольку он зависит от количества неосновных носителей, появляющихся на границах перехода), т.е. через переход будет протекать результирующий ток, определяемый в основном диффузионной составляющей. Диффузионный ток зависит от высоты потенциального барьера и по мере его снижения увеличивается экспоненциально.

Повышенная диффузия носителей зарядов через переход приводит к повышению концентрации дырок в области n -типа и электронов в области p -типа. Такое повышение концентрации неосновных носителей вследствие влияния внешнего напряжения, приложенного к переходу, называется инжекцией неосновных носителей. Неравновесные неосновные носители диффундируют вглубь полупроводника и нарушают его электронейтральность. Восстановление нейтрального состояния полупроводника происходит за счет поступления носителей зарядов от внешнего источника. Это является причиной возникновения тока во внешней цепи, называемого прямым.

При включении p-n -перехода в обратном направлении внешнее обратное напряжение создает электрическое поле, совпадающее по направлению с диффузионным, что приводит к росту потенциального барьера и увеличению ширины запирающего слоя, рисунок 3. Все это уменьшает диффузионные токи основных носителей. Для неосновных носителей поле в p-n -переходе остается ускоряющим, и поэтому дрейфовый ток не изменяется.

Таким образом, через переход будет протекать результирующий ток, определяемый в основном током дрейфа неосновных носителей. Поскольку количество дрейфующих неосновных носителей не зависит от приложенного напряжения (оно влияет только на их скорость), то при увеличении обратного напряжения ток через переход стремится к предельному значению I S , которое называется током насыщения. Чем больше концентрация примесей доноров и акцепторов, тем меньше ток насыщения, а с увеличением температуры ток насыщения растет по экспоненциальному закону.

1.3. Вольт-амперная характеристика p-n-перехода

Зависимость тока через p-n -переход от приложенного к нему напряженияI = f (U ) называют вольтамперной характеристикойp-n -перехода, рисунок 4.

Вольтамперная характеристика электронно-дырочного перехода описывается уравнением Эберса-Молла :

, (1)

где I – ток через переход при напряженииU ;

I S – ток насыщения, создаваемый неосновными носителями заряда.I S называется также тепловым током, так как концентрация неосновных носителей зависит от температуры;

q e – заряд электрона;

k – постоянная Больцмана;

Т – абсолютная температура;

– температурный потенциал перехода, примерно равный при комнатной температуре 0,025 В = 25 мВ.

Если р-n -переход включен в прямом направлении, напряжениеU берут со знаком плюс, если в обратном – со знаком минус.

При прямом приложенном напряжении
можно пренебречь единицей по сравнению со слагаемым
, и ВАХ будет иметь чисто экспоненциальный характер.

При обратном (отрицательном) напряжении
слагаемым
можно пренебречь по сравнению с единицей, и ток оказывается равным
.

Однако уравнение Эберса-Молла весьма приблизительно совпадает с реальными вольтамперными характеристиками, так как не учитывает целого ряда физических процессов, происходящих в полупроводниках. К таким процессам относятся: генерация и рекомбинация носителей в запирающем слое, поверхностные токи утечки, падение напряжения на сопротивлении нейтральных областей, явления теплового, лавинного и туннельного пробоев.

Если ток, протекающий через переход, незначителен, то падением напряжения на сопротивлении нейтральных областей можно пренебречь. Однако при увеличении тока этот процесс оказывает все большее влияние на ВАХ прибора, т.е. его реальная характеристика идет под меньшим углом и вырождается в прямую линию, когда напряжение на запирающем слое становится равным контактной разности потенциалов.

При некотором обратном напряжении наблюдается резкое возрастание обратного тока. Это явление называют пробоем перехода. Существует три вида пробоев: туннельный, лавинный и тепловой. Туннельный и лавинный пробои представляют собой разновидности электрического пробоя и связаны с увеличением напряженности электрического поля в переходе. Тепловой пробой определяется перегревом перехода.

Туннельный эффект (эффект Зенера) заключается в прямом переходе валентных электронов из одного полупроводника в другой (где они уже будут являться свободными носителями заряда), что становится возможным при высокой напряженности электрического поля на переходе. Такая большая напряженность электрического поля на переходе может быть достигнута при высокой концентрации примесей в p - иn -областях, когда толщина перехода становится очень маленькой.

В широких p-n -переходах, образованных полупроводниками со средней либо малой концентрациями примесей, вероятность туннельного просачивания электронов уменьшается и более вероятным становится лавинный пробой.

Лавинный пробой возникает, когда длина свободного пробега электрона в полупроводнике значительно меньше толщины перехода. Если за время свободного пробега электроны накапливают кинетическую энергию, достаточную для ионизации атомов в переходе, то наступает ударная ионизация, сопровождающаяся лавинным размножением носителей зарядов. Образовавшиеся в результате ударной ионизации свободные носители зарядов увеличивают обратный ток перехода.

Тепловой пробой обусловлен значительным ростом количества носителей зарядов в p-n -переходе за счет нарушения теплового режима. Подводимая к переходу мощностьP обр =I обр U обр расходуется на его нагрев. Выделяющаяся в запирающем слое теплота отводится преимущественно за счет теплопроводности кристаллической решетки. При плохих условиях отвода теплоты от перехода, а также при повышении обратного напряжения на переходе выше критического значения, возможен его разогрев до температуры, при которой происходит тепловая ионизация атомов. Образующиеся при этом носители зарядов увеличивают обратный ток через переход, что приводит к его дальнейшему разогреву. В результате такого нарастающего процесса переход недопустимо разогревается и возникает тепловой пробой, характеризующийся разрушением кристалла.

Увеличение числа носителей зарядов при нагреве перехода приводит к уменьшению его сопротивления и выделяемого на нем напряжения. Вследствие этого на обратной ветви ВАХ при тепловом пробое появляется участок с отрицательным дифференциальным сопротивлением.

- это область, которая разделяет поверхности электронной и дырочной проводимости в монокристалле.

Электронно-дырочный переход изготавливают в едином монокристалле, в котором получена достаточно резкая граница между областями электронной и дырочной проводимостей.

На рисунке изображены две граничащие области полупроводника, одна из которых содержит донорную примесь (область электронной, то есть n-проводимости), а другая акцепторную примесь (область дырочной проводимости, то есть p-проводимости). Чтобы понять как формируется тот или иной тип полупроводника, рекомендуем прочесть статью - Примесные полупроводники .

При отсутствии приложенного напряжения наблюдается диффузия основных носителей зарядов из одной области в другую. Так как электроны это основные носители заряда, и в области n их концентрация больше они диффундируют в p-область заряжая отрицательно приграничный слой этой области. Но уходя со своего места электроны создают вакантные места – дырки, тем самым заряжая приграничный слой n-области положительно. Таким образом, через достаточно короткий промежуток времени с обеих сторон поверхности раздела образуются противоположные по знаку пространственные заряды.

Электрическое поле, создаваемое пространственными зарядами, препятствует дальнейшей диффузии дырок и электронов. Возникает так называемый потенциальный барьер , высота которого характеризуется разностью потенциалов в пограничном слое.

Электронно-дырочный переход, во внешнем исполнении реализуется в виде полупроводникового диода .

Если к электронно-дырочному переходу приложить внешнее напряжение так, что к области с электронной проводимостью подключён отрицательный полюс источника, а к области с дырочной проводимостью – положительный, то направление напряжения внешнего источника будет противоположно по знаку электрическому полю p-n перехода, это вызовет увеличение тока через p-n переход. Возникнет прямой ток, который будет вызван движение основных носителей зарядов, в нашем случае это движение дырок из p области в n, и движение электронов из n области в p. Следует знать, что дырки движутся противоположно движению электронов, поэтому на самом деле, ток течет в одну сторону. Такое подключение называют прямым . На вольт-амперной характеристике такому подключению будет соответствовать часть графика в первом квандранте.

Но если изменить полярность приложенного к p-n переходу напряжения на противоположное, то электроны из пограничного слоя начнут движение от границы раздела к положительному полюсу источника, а дырки к отрицательному. Следовательно, свободные электроны и дырки будут отдаляться от пограничного слоя, создавая тем самым прослойку, в которой практически отсутствуют носители зарядов. В результате ток в p-n переходе снижается в десятки тысяч раз, его можно считать приближённо равным нулю. Возникает обратный ток , который образован не основными носителями заряда.Такое подключение называют обратным . На вольт-амперной характеристике такому подключению будет соответствовать часть графика в третьем квандранте.

Вольт-амперная характеристика

При прямом подключении электронно-дырочного перехода, ток возрастает с увеличением напряжения. При обратном подключении ток достигает значения I нас, называемое током насыщения. Если продолжать увеличивать напряжение при обратном включении, то может настать пробой диода. Это свойство также используется в различных стабилитронах и т.д.

Свойства p-n перехода широко применяются в электронике, а именно в диодах, транзисторах и других полупроводниках.

p-n (пэ-эн) переход — область пространства на стыке двух полупроводников p- и n-типа, в которой происходит переход от одного типа проводимости к другому, такой переход ещё называют электронно — дырочным переходом.

Всего есть два типа полупроводников это p и n типа. В n — типе основными носителями заряда являются электроны , а в p — типе основными — положительно заряженные дырки. Положительная дырка возникает после отрыва электрона от атома и на месте него образуется положительная дырка.

Что бы разобраться как работает p-n переход надо изучить его составляющие то есть полупроводник p — типа и n — типа.

Полупроводники p и n типа изго­тавливаются на основе монокристаллического кремния, имеющего очень высокую степень чистоты, поэтому малейшие примеси (менее 0,001%) су­щественным образом изменяют его электрофизические свойства.

В полупроводнике n типа основными носителями заряда являются электроны . Для получения их используютдонорные примеси, которые вводятся в кремний, — фосфор, сурьма, мышьяк.

В полупроводнике p типа основными носителями заряда являются положительно заряженные дырки . Для получения их используют акцепторные примеси — алюминий, бор.

Полупроводник n — типа (электронной проводимости)

Примесный атом фосфора обычно замещает основной атом в узлах кри­сталлической решетки. При этом четыре валентных электрона атома фосфора вступают в связь с четырьмя валентными электронами соседних четырех атомов кремния, образуя устойчивую оболочку из восьми электронов. Пятый валентный электрон атома фосфора оказывается слабо связанным со своим атомом и под действием внешних сил (тепловые колебания решетки, внешнее электрическое поле) легко становится свободным, создавая повышенную концентрацию свободных электронов . Кристалл приобретает электронную проводимость или проводимость n-типа . При этом атом фосфора, лишенный электрона, жестко связан с кристаллической решеткой кремния положи­тельным зарядом, а электрон является подвижным отрицательным зарядом. При отсутствии действия внешних сил они компенсируют друг друга, т. е. в кремнии n-типа количество свободных электронов проводимости опреде­ляется количеством введенных донорных атомов примеси.

Полупроводник p — типа (дырочной проводимости)

Атом алюминия, имеющий только три валентных электрона, не может самостоятельно создать устойчивую восьмиэлектронную оболочку с соседними атомами кремния, так как для этого ему необходим еще один электрон, который он отбирает у одного из атомов кремния, находящегося поблизости. Атом кремния, лишенный электрона, имеет положительный заряд и, так как он может захватить электрон соседнего атома кремния, его можно считать подвижным положительным зарядом, не связанным с кристаллической решеткой, называемым дыркой. Атом алюминия, захвативший электрон, становится отрицательно заряженным центром, жестко связанным с кристал­лической решеткой. Электропроводность такого полупроводника обусловлена движением дырок , поэтому он называется дырочным полупроводни­ком р-типа . Концентрация дырок соответствует количеству введенных атомов акцепторной примеси.

Электрические переходы

Электрическим переходом в полупроводнике называется граничный слой между двумя областями, физические характеристики которых имеют существенные физические различия.

Различают следующие виды электрических переходов:

§ электронно-дырочный , или p–n-переход – переход между двумя областями полупроводника, имеющими разный тип электропроводности;

§ переходы между двумя областями, если одна из них является металлом, а другая полупроводником p- или n- типа (переход металл – полупроводник );

§ переходы между двумя областями с одним типом электропроводности, отличающиеся значением концентрации примесей;

§ переходы между двумя полупроводниковыми материалами с различной шириной запрещенной зоны (гетеропереходы ).

Работа целого ряда полупроводниковых приборов (диодов, транзисторов, тиристоров и др.) основана на явлениях, возникающих в контакте между полупроводниками с разными типами проводимости.

Граница между двумя областями монокристалла полупроводника, одна из которых имеет электропроводность типа p , а другая – типа n называется электронно-дырочным переходом. Концентрации основных носителей заряда в областях p и n могут быть равными или существенно отличаться. P–n -переход, у которого концентрации дырок и электронов практически равны N p N n , называют симметричным. Если концентрации основных носителей заряда различны (N p >> N n или N p << N n) и отличаются в 100…1000 раз, то такие переходы называют несимметричными .

Несимметричные p–n -переходы используются шире, чем симметричные, поэтому в дальнейшем будем рассматривать только их.

Рассмотрим монокристалл полупроводника (рис. 1.12), в котором, с одной стороны, введена акцепторная примесь, обусловившая возникновение здесь

электропроводности типа p , а с другой стороны, введена донорная примесь, благодаря которой там возникла электропроводность типа n . Каждому подвижному положительному носителю заряда в области p (дырке) соответствует отрицательно заряженный ион акцепторной примеси, но неподвижный, находящийся в узле кристаллической решетки, а в области n каждому свободному электрону соответствует положительно заряженный ион донорной примеси, в результате чего весь монокристалл остается электрически нейтральным.

Свободные носители электрических зарядов под действием градиента концентрации начинают перемещаться из мест с большой концентрацией в места с меньшей концентрацией. Так, дырки будут диффундировать из области p в область n , а электроны, наоборот, из области n в область p . Это направленное навстречу друг другу перемещение электрических зарядов образует диффузионный ток p–n -перехода. Но как только дырка из области p перейдет в область n , она оказывается в окружении электронов, являющихся основными носителями электрических зарядов в области n . Поэтому велика вероятность того, что какой-либо электрон заполнит свободный уровень и произойдет явление рекомбинации, в результате которой не будет ни дырки, ни электрона, а останется электрически нейтральный атом полупроводника. Но если раньше положительный электрический заряд каждой дырки компенсировался отрицательным зарядом иона акцепторной примеси в области p , а заряд электрона – положительным зарядом иона донорной примеси в области n , то после рекомбинации дырки и электрона электрические заряды неподвижных ионов примесей, породивших эту дырку и электрон, остались не скомпенсированными. И в первую очередь не скомпенсированные заряды ионов примесей проявляют себя вблизи границы раздела (рис. 1.13), где образуется слой пространственных зарядов, разделенных узким промежутком . Между этими зарядами возникает электрическое поле с напряжённостью E , которое называют полем потенциального барьера, а разность потенциалов на границе раздела двух зон, обуславливающих это поле, называют контактной разностью потенциалов
Это электрическое поле начинает действовать на подвижные носители электрических зарядов. Так, дырки в области p – основные носители, попадая в зону действия этого поля, испытывают со стороны него тормозящее, отталкивающее действие и, перемещаясь вдоль силовых линий этого поля, будут вытолкнуты вглубь области p . Аналогично, электроны из области n , попадая в зону действия поля потенциального барьера, будут вытолкнуты им вглубь области n . Таким образом, в узкой области , где действует поле потенциального барьера, образуется слой, где практически отсутствуют свободные носители электрических зарядов и вследствие этого обладающий высоким сопротивлением. Это так называемый запирающий слой.

Если же в области p вблизи границы раздела каким-либо образом окажется свободный электрон, являющийся неосновным носителем для этой области, то он со стороны электрического поля потенциального барьера будет испытывать ускоряющее воздействие, вследствие чего этот электрон будет переброшен через границу раздела в область n , где он будет являться основным носителем. Аналогично, если в области n появится неосновной носитель – дырка, то под действием поля потенциального барьера она будет переброшена в область p , где она будет уже основным носителем. Движение неосновных носителей через p–n -переход под действием электрического поля потенциального барьера обусловливает составляющую дрейфового тока.

При отсутствии внешнего электрического поля устанавливается динамическое равновесие между потоками основных и неосновных носителей электрических зарядов. То есть между диффузионной и дрейфовой составляющими тока p–n -перехода, потому что эти составляющие направлены навстречу друг другу.

Потенциальная диаграмма p–n -перехода изображена на рис. 1.13, причем за нулевой потенциал принят потенциал на границе раздела областей. Контактная разность потенциалов образует на границе раздела потенциальный барьер с высотой . На диаграмме изображен потенциальный барьер для электронов, стремящихся за счет диффузии перемещаться справа налево (из области n в область p ). Если отложить вверх положительный потенциал, то можно получить изображение потенциального барьера для дырок, диффундирующих слева направо (из области p в область n ).

При отсутствии внешнего электрического поля и при условии динамического равновесия в кристалле полупроводника устанавливается единый уровень Ферми для обеих областей проводимости.

Однако поскольку в полупроводниках p -типа уровень Ферми

смещается к потолку валентной зоны , а в полупроводниках n -типа –

Ко дну зоны проводимости , то на ширине p–n -перехода диаграмма энергетических зон (рис. 1.14) искривляется и образуется потенциальный барьер:

где –энергетический барьер, который необходимо преодолеть электрону в области n , чтобы он мог перейти в область p , или аналогично для дырки в области p , чтобы она могла перейти в область n .

Высота потенциального барьера зависит от концентрации примесей, так как при ее изменении изменяется уровень Ферми, смещаясь от середины запрещенной зоны к верхней или нижней ее границе.

1.7.2. Вентильное свойство p–n-перехода

P–n -переход, обладает свойством изменять свое электрическое сопротивление в зависимости от направления, протекающего через него тока. Это свойство называется вентильным , а прибор, обладающий таким свойством, называется электрическим вентилем .

Рассмотрим p–n -переход, к которому подключен внешний источник напряжения Uвн с полярностью, указанной на рис. 1.15, « +» к области p -типа, «–» к области n -типа. Такое подключение называют прямым включением p–n -перехода (или прямым смещением p–n-перехода ). Тогда напряженность электрического поля внешнего источника E вн будет направлена навстречу напряженности поля потенциального барьера E и, следовательно, приведет к снижению результирующей напряженности E рез:

E рез = E - E вн , (1.14).

Это приведет, в свою очередь, к снижению высоты потенциального барьера и увеличению количества основных носителей, диффундирующих через границу раздела в соседнюю область, которые образуют так называемый прямой ток p–n -перехода. При этом вследствие уменьшения тормозящего, отталкивающего действия поля потенциального барьера на основные носители, ширина запирающего слоя уменьшается ( ’< ) и, соответственно, уменьшается его сопротивление.

По мере увеличения внешнего напряжения прямой ток p–n -перехода возрастает. Основные носители после перехода границы раздела становятся неосновными в противоположной области полупроводника и, углубившись в нее, рекомбинируют с основными носителями этой области. Но, пока подключен внешний источник, ток через переход поддерживается непрерывным поступлением электронов из внешней цепи в n -область и уходом их из p -области во внешнюю цепь, благодаря чему восстанавливается концентрация дырок в p -области.

Введение носителей заряда через p–n -переход при понижении высоты потенциального барьера в область полупроводника, где эти носители являются неосновными, называют инжекцией носителей заряда .

При протекании прямого тока из дырочной области р в электронную область n инжектируются дырки, а из электронной области в дырочную – электроны.

Инжектирующий слой с относительно малым удельным сопротивлением называют эмиттером ; слой, в который происходит инжекция неосновных для него носителей заряда, -базой .

На рис. 1.16 изображена зонная энергетическая диаграмма, соответствующая прямому смещению p–n -перехода.

Если к р-n -переходу подключить внешний источник с противоположной полярностью «–» к области p -типа, «+» к области n -типа (рис. 1.17), то такое подключение называют обратным включением p–n-перехода (или обратным смещением p–n-перехода ).

В данном случае напряженность электрического поля этого источника E вн будет направлена в ту же сторону, что и напряженность электрического поля E потенциального барьера; высота потенциального барьера возрастает, а ток диффузии основных носителей практически становится равным нулю. Из-за усиления тормозящего, отталкивающего действия суммарного электрического поля на основные носители заряда ширина запирающего слоя увеличивается ( > ), а его сопротивление резко возрастает.

Теперь через р–n -переход будет протекать очень маленький ток, обусловленный перебросом суммарным электрическим полем на границе раздела, основных носителей, возникающих под действием различных ионизирующих факторов, в основном теплового характера. Процесс переброса неосновных носителей заряда называется экстракцией . Этот ток имеет дрейфовую природу и называется обратным током р–n-перехода .

На рис. 1.18 изображена зонная энергетическая диаграмма, соответствующая обратному смещению p–n - перехода.

Выводы:

1. P–n -переход образуется на границе p - и n -областей, созданных в монокристалле полупроводника.

2. В результате диффузии в p–n -переходе возникает электрическое поле - потенциальный барьер, препятствующий выравниванию концентраций основных носителей заряда в соседних областях.

3. При отсутствии внешнего напряжения U вн в p–n -переходе устанавливается динамическое равновесие: диффузионный ток становится равным по величине дрейфовому току, образованному неосновными носителями заряда, в результате чего ток через p–n -переход становится равным нулю.

4. При прямом смещении p–n -перехода потенциальный барьер понижается и через переход протекает относительно большой диффузионный ток.

5. При обратном смещении p–n -перехода потенциальный барьер повышается, диффузионный ток уменьшается до нуля и через переход протекает малый по величине дрейфовый ток. Это говорит о том, что p–n -переход обладает односторонней проводимостью. Данное свойство широко используется для выпрямления переменных токов.

6. Ширина p–n -перехода зависит: от концентраций примеси в p - и n -областях, от знака и величины приложенного внешнего напряжения U вн. При увеличении концентрации примесей ширина p–n -перехода уменьшается и наоборот. С увеличением прямого напряжения ширина p–n -перехода уменьшается. При увеличении обратного напряжения ширина p–n -перехода увеличивается.

1.7.3. Вольт-амперная характеристика р–n-перехода

Вольт-амперная характеристика p–n -перехода – это зависимость тока через p–n -переход от величины приложенного к нему напряжения. Ее рассчитывают исходя из предположения, что электрическое поле вне обедненного слоя отсутствует, т.е. все напряжение приложено к p–n -переходу. Общий ток через p–n -переход определяется суммой четырех слагаемых:

где электронный ток дрейфа;

Дырочный ток дрейфа;

Электронный ток диффузии;

Дырочный ток диффузии; концентрация электронов, инжектированных в р - область;

Концентрация дырок, инжектированных в n - область.

При этом концентрации неосновных носителей n p0 и p n0 зависят от концентрации примесей N p и N n следующим образом:

где n i , p i – собственные концентрации носителей зарядов (без примеси) электронов и дырок соответственно.

Скорость диффузии носителей заряда υ n, p диф можно допустить близкой к их скорости дрейфа υ n, p др в слабом электрическом поле при небольших отклонениях от условий равновесия. В этом случае для условий равновесия выполняются следующие равенства:

υ p диф = υ p др = υ p , υ n диф = υ n др = υ n .

Тогда выражение (1.15) можно записать в виде:

, (1.16).

Обратный ток можно выразить следующим образом:

где D n, p – коэффициент диффузии дырок или электронов;

L n, p – диффузионная длина дырок или электронов. Так как параметры D n, p , p n0 , n p0 , L n , p = зависят от температуры, то обратный ток чаще называют тепловым током .

При прямом напряжении внешнего источника (U вн > 0) экспоненциальный член в выражении (1.16) быстро возрастает, что приводит к быстрому росту прямого тока, который, как уже было отмечено, в основном определяется диффузионной составляющей.

При обратном напряжении внешнего источника

() экспоненциальный член много меньше единицы и ток р–n -перехода практически равен обратному току , определяемому, в основном, дрейфовой составляющей. Вид этой зависимости представлен на рис. 1.19. Первый квадрант соответствует участку прямой ветви вольт-амперной характеристики, а третий квадрант – обратной ветви. При увеличении прямого напряжения ток р–n -перехода в прямом направлении вначале возрастает относительно медленно, а затем начинается участок быстрого нарастания прямого тока, что приводит к дополнительному нагреванию полупроводниковой структуры. Если количество выделяемого при этом тепла будет превышать количество тепла, отводимого от полупроводникового кристалла либо естественным путем, либо с помощью

специальных устройств охлаждения, то могут произойти в полупроводниковой структуре необратимые изменения вплоть до разрушения кристаллической решетки. Поэтому прямой ток р–n -перехода необходимо ограничивать на безопасном уровне, исключающем перегрев полупроводниковой структуры. Для этого необходимо использовать ограничительное сопротивление последовательно подключенное с p–n -переходом.

При увеличении обратного напряжения, приложенного к р–n -переходу, обратный ток изменяется незначительно, так как дрейфовая составляющая тока, являющаяся превалирующей при обратном включении, зависит в основном от температуры кристалла, а увеличение обратного напряжения приводит лишь к увеличению скорости дрейфа неосновных носителей без изменения их количества. Такое положение будет сохраняться до величины обратного напряжения, при котором начинается интенсивный рост обратного тока – так называемый пробой р–n-перехода .

1.7.4. Виды пробоев p–n-перехода

Возможны обратимые и необратимые пробои. Обратимый пробой – это пробой, после которого p–n -переход сохраняет работоспособность. Необратимый пробой ведет к разрушению структуры полупроводника.

Существуют четыре типа пробоя: лавинный, туннельный, тепловой и поверхностный. Лавинный и туннельный пробои объединятся под названием – электрический пробой , который является обратимым. К необратимым относят тепловой и поверхностный.

Лавинный пробой свойственен полупроводникам, со значительной толщиной р–n -перехода, образованных слаболегированными полупроводниками. При этом ширина обедненного слоя гораздо больше диффузионной длины носителей. Пробой происходит под действием сильного электрического поля с напряженностью Е (8…12) , .В лавинном пробое основная роль принадлежит неосновным носителям, образующимся под действием тепла в р–n -переходе.

Эти носители испытывают со стороны электрического поля р–n -перехода ускоряющее действие и начинают ускоренно двигаться вдоль силовых линий этого поля. При определенной величине напряженности неосновные носители заряда на длине свободного пробега l (рис. 1.20) могут разогнаться до такой скорости, что их кинетической энергии может оказаться достаточно, чтобы при очередном соударении с атомом полупроводника ионизировать его, т.е. «выбить» один из его валентных электронов и перебросить его в зону проводимости, образовав при этом пару «электрон – дырка». Образовавшиеся носители тоже начнут разгоняться в электрическом поле, сталкиваться с другими нейтральными атомами, и процесс, таким образом, будет лавинообразно нарастать. При этом происходит резкий рост обратного тока при практически неизменном обратном напряжении.

Параметром, характеризующим лавинный пробой, является коэффициент лавинного умножения M , определяемый как количество актов лавинного умножения в области сильного электрического поля. Величина обратного тока после лавинного умножения будет равна:

где – начальный ток; U – приложенное напряжение; U п – напряжение лавинного пробоя; n – коэффициент, равный 3 для Ge , 5 для Si .

Туннельный пробой происходит в очень тонких р–n -переходах, что возможно при очень высокой концентрации примесей N 10 19 см -3 , когда ширина перехода становится малой (порядка 0,01 мкм) и при небольших значениях обратного напряжения (несколько вольт), когда возникает большой градиент электрического поля. Высокое значение напряженности электрического поля, воздействуя на атомы кристаллической решетки, повышает энергию валентных электронов и приводит к их туннельному «просачиванию» сквозь «тонкий» энергетический барьер (рис. 1.21) из валентной зоны p -области в зону проводимости n -области. Причем «просачивание» происходит без изменения энергии носителей заряда. Для туннельного пробоя также характерен резкий рост обратного тока при практически неизменном обратном напряжении.

Если обратный ток при обоих видах электрического пробоя не превысит максимально допустимого значения, при котором произойдет пере-

грев и разрушение кристаллической структуры полупроводника, то они являются обратимыми и могут быть воспроизведены многократно.

Тепловым называется пробой р–n- перехода, обусловленный ростом количества носителей заряда при повышении температуры кристалла. С увеличением обратного напряжения и тока возрастает тепловая мощность, выделяющаяся в р–n -переходе, и, соответственно, температура кристаллической структуры. Под действием тепла усиливаются колебания атомов кристалла и ослабевает связь валентных электронов с ними, возрастает вероятность перехода их в зону проводимости и образования дополнительных пар носителей «электрон – дырка». Если электрическая мощность в р–n -переходе превысит максимально допустимое значение, то процесс термогенерации лавинообразно нарастает, в кристалле происходит необратимая перестройка структуры и р-n -переход разрушается.

Для предотвращения теплового пробоя необходимо выполнение условия

где - максимально допустимая мощность рассеяния р-n -перехода.

Поверхностный пробой . Распределение напряженности электрического поля в р–n -переходе может существенно изменить заряды, имеющиеся на поверхности полупроводника. Поверхностный заряд может привести к увеличению или уменьшению толщины перехода, в результате чего на поверхности перехода может наступить пробой при напряженности поля, меньшей той, которая необходима для возникновения пробоя в толще полупроводника. Это явление называют поверхностным пробоем . Большую роль при возникновении поверхностного пробоя играют диэлектрические свойства среды, граничащей с поверхностью полупроводника. Для снижения вероятности поверхностного пробоя применяют специальные защитные покрытия с высокой диэлектрической постоянной.

1.7.5. Ёмкость р–n -перехода

Изменение внешнего напряжения на p–n -переходе приводит к изменению ширины обедненного слоя и, соответственно, накопленного в нем электрического заряда (это также обусловлено изменением концентрации инжектированных носителей заряда вблизи перехода). Исходя их этого p–n -переход ведет себя подобно конденсатору, ёмкость которого определяется как отношение изменения накопленного в p–n -переходе заряда к обусловившему это изменение приложенному внешнему напряжению.

Различают барьерную (или зарядную) и диффузионную ёмкость р-n -перехода.

Барьерная ёмкость соответствует обратновключенному p–n -переходу, который рассматривается как обычный конденсатор, где пластинами являются границы обедненного слоя, а сам обедненный слой служит несовершенным диэлектриком с увеличенными диэлектрическими потерями:

где относительная диэлектрическая проницаемость полупроводникового материала; – электрическая постоянная (); S – площадь p–n -перехода; – ширина обеднённого слоя.

Барьерная ёмкость возрастает при увеличении площади p–n -перехода и диэлектрической проницаемости полупроводника и уменьшении ширины обедённого слоя. В зависимости от площади перехода С бар может быть от единиц до сотен пикофарад.

Особенностью барьерной ёмкости является то, что она является нелинейной ёмкостью. При возрастании обратного напряжения ширина перехода увеличивается и ёмкость С бар уменьшается. Характер зависимости С бар = f (U обр) показывает график на рис. 1.22. Как видно, под влиянием U проб ёмкость С бар изменяется в несколько раз.

Диффузионная ёмкость характеризует накопление подвижных носителей заряда в n - и p -областях при прямом напряжении на переходе. Она практически существует только при прямом напряжении, когда носители заряда диффундируют (инжектируют) в большом количестве через пониженный потенциальный барьер и, не успев рекомбинировать, накапливаются в n - и p -областях. Каждому значению прямого напряжения соответствуют определенные значения двух разноименных зарядов + Q диф и -Q диф , накопленных в n - и p -областях за счет диффузии носителей через переход. Ёмкость С диф представляет собой отношение зарядов к разности потенциалов:

С увеличением U пр прямой ток растет быстрее, чем напряжение, т.к. вольт-амперная характеристика для прямого тока имеет нелинейный вид, поэтому Q диф растет быстрее, чем U пр и С диф увеличивается.

Диффузионная ёмкость значительно больше барьерной, но использовать ее не удается, т.к. она оказывается шунтированной малым прямым сопротивлением p–n -перехода. Численные оценки величины диффузионной ёмкости показывают, что ее значение доходит до нескольких единиц микрофарад.

Таким образом, р–n -переход можно использовать в качестве конденсатора переменной ёмкости,

управляемого величиной и знаком приложенного напряжения.

1.7.6. Контакт «металл – полупроводник»

В современных полупроводниковых приборах помимо контактов с p–n -переходом применяются контакты «металл – полупроводник».

Контакт «металл – полупроводник» возникает в месте соприкосновения полупроводникового кристалла n - или р -типа проводимости с металлами. Происходящие при этом процессы определяются соотношением работ выхода электрона из металла и из полупроводника . Под работой выхода электрона понимают энергию, необходимую для переноса электрона с уровня Ферми на энергетический уровень свободного электрона. Чем меньше работа выхода, тем больше электронов может выйти из данного тела.

В результате диффузии электронов и перераспределения зарядов нарушается электрическая нейтральность прилегающих к границе раздела областей, возникает контактное электрическое поле и контактная разность потенциалов:

. (1.21)

Переходный слой, в котором существует контактное электрическое поле при контакте «металл –полупроводник», называется переходом Шоттки , по имени немецкого ученого В. Шоттки, который первый получил основные математические соотношения для электрических характеристик таких переходов.

Контактное электрическое поле на переходе Шоттки сосредоточено практически в полупроводнике, так как концентрация носителей заряда в металле значительно больше концентрации носителей заряда в полупроводнике. Перераспределение электронов в металле происходит в очень тонком слое, сравнимом с межатомным расстоянием.

В зависимости от типа электропроводности полупроводника и соотношения работ выхода в кристалле может возникать обеднённый, инверсный или обогащённый слой носителями электрических

1. < , полупроводник n -типа (рис. 1.23, а). В данном случае будет преобладать выход электронов из металла (M ) в полупроводник, поэтому в слое полупроводника около границы раздела накапливаются основные носители (электроны), и этот слой становится обогащенным, т.е. имеющим повышенную концентрацию электронов. Сопротивление этого слоя будет малым при любой полярности приложенного напряжения, и, следовательно, такой переход не обладает выпрямляющим свойством. Его иначе называют невыпрямляющим переходом.

2. < , полупроводник p -типа (рис. 1.23, б). В этом случае будет преобладать выход электронов из полупроводника в металл, при этом в приграничном слое также образуется область, обогащенная основными носителями заряда (дырками), имеющая малое сопротивление. Такой переход также не обладает выпрямляющим свойством.

3. , полупроводник n-типа (рис. 1.24, а). При таких условиях электроны будут переходить главным образом из полупроводника в металл и в приграничном слое полупроводника образуется область, обедненная основными носителями заряда и имеющая большое сопротивление. Здесь создается сравнительно высокий потенциальный барьер, высота которого будет существенно зависеть от полярности приложенного напряжения. Если , то возможно образование инверсного слоя (p -типа). Такой контакт обладает выпрямляющим свойством.

4. , полупроводник p -типа (рис. 1.24, б). Контакт, образованный при таких условиях обладает выпрямляющим свойством, как и предыдущий.

Отличительной особенностью контакта «металл – полупроводник» является то, что в отличие от обычного p–n -перехода здесь высота потенциального барьера для электронов и дырок разная. В результате такие контакты могут быть при определенных условиях неинжектирующими, т.е. при протекании прямого тока через контакт в полупроводниковую область не будут инжектироваться неосновные носители, что очень важно для высокочастотных и импульсных полупроводниковых приборов.

Полупроводниковые диоды

Электронно-дырочным пере­ходом называют тонкий слой между двумя частями полупроводникового кристалла, в котором одна часть имеет электронную, а другая -дырочную электропроводность.

Технологический процесс создания электронно-дырочного перехода может быть раз­личным: сплавление (сплавные диоды), диффузия одного вещества в другое (диф­фузионные диоды), эпитаксия - ориентированный рост одного кристалла на поверхности другого (эпитаксиальные диоды) и др. По конструкции электронно-дырочные перехо­ды могут быть симметричными и несимметричными, резкими и плавными, плоско­стными и точечными и др. Однако для всех типов переходов основным свойством является несимметричная электропроводность, при которой в одном направлении кристалл пропускает ток, а в другом - не пропускает.

Устройство электронно-дырочного перехода показано на рис. 2.1а. Одна часть этого перехода легирована донорной примесью и имеет электронную прово­димость (N-область). Другая часть, легированная акцепторной примесью, имеет дырочную проводимость (Р-область). Концентрация электронов в одной части и концентрация дырок в другой существенно различаются. Кроме того, в обеих частях имеется небольшая концентрация неосновных носителей.

Электроны в N-области стремятся проникнуть в Р-область, где концентрация электронов значительно ниже. Аналогично, дырки из Р-области перемещаются в N-область. В результате встречного движения противоположных зарядов возни­кает так называемый диффузионный ток. Электроны и дырки, перейдя через гра­ницу раздела, оставляют после себя противоположные заряды, которые препят­ствуют дальнейшему прохождению диффузионного тока. В результате на границе устанавливается динамическое равновесие и при замыкании N- и Р-областей ток в цепи не протекает. Распределение плотности объемного заряда в переходе при­ведено на рис. 2.1 б.

При этом внутри кристалла на границе раздела возникает собственное элект­рическое поле E собств, направление которого показано на рис. 2.1. Напряженность этого поля максимальна на границе раздела, где происходит скачкообразное из­менение знака объемного заряда. На некотором удалении от границы раздела объемный заряд отсутствует и полупроводник является нейтральным.

Высота потенциального барьера на p-n-переходе определяется контактной разностью потенциалов N- и Р-областей. Контактная разность потенциалов, в свою очередь, зависит от концентрации примесей в этих областях:

где j T = kT/q - тепловой потенциал,

N n и Р р - концентрации электронов и ды­рок n - и p - областях,

n i , - концентра­ция носителей зарядов в нелегирован­ном полупроводнике.

Контактная разность потенциалов для германия имеет значение 0,6... 0,7 В, а для кремния - 0,9... 1,2 В. Высоту потенциального барьера можно изменять приложени­ем внешнего напряжения к р-п- переходу. Если внешнее напряжение создает в p-n-переходе поле, кото­рое совпадает с внутренним, то вы­сота потенциального барьера увели­чивается, при обратной полярности приложенного напряжения высота потенциального барьера уменьшает­ся.

Рис. 2.1. Резкий р-n- переход и распределение объемного заряда в нем

Если приложенное напряжение равно контактной разности потенциалов, то потенциальный барьер исчезает пол­ностью

Вольт-амперная характеристика p-n -перехода представляет собой зависимость тока через переход при изменении на нем значения и полярности приложенного напряжения. Если приложенное напряжение снижает потенциальный барьер, то оно называется прямым, а если повышает его - обратным.

Приложение прямого и обратного напряжения к p-n-переходу показано на рис. 2.2.

Обратный ток в p-n-переходе вызывается неосновными носителями одной из областей, которые, дрейфуя в электрическом поле области объемного заряда, попа­дают в область, где они уже являются основными носителями. Так как концентра­ция основных носителей существенно превышает концентрацию неосновных, то появление незначительного дополнительного количества основных носителей прак­тически не изменит равновесного состояния полупроводника. Таким образом, об­ратный ток зависит только от количества неосновных носителей, появляющихся на границах области объемного заряда. Внешнее приложенное напряжение определяет скорость перемещения этих носителей из одной области в другую, но не число носителей, проходящих через переход в единицу времени. Следовательно, обратный ток через переход является током проводимости и не зависит от высоты потенци­ального барьера, т. е. он остается постоянным при изменении обратного напряже­ния на переходе.

Этот ток называется током насыщения и обозначается

I обр = I S .

При прямом смещении р-n-перехода появляется (диффузионный) ток, вызванный диффузией основных носителей, преодолевающих потенциальный барьер.

Пройдя p-n-переход, эти носители попадают в область полупроводника, для которой они являются неосновными носителя­ми. Концентрация неосновных носителей при этом может су­щественно возрасти по сравнению с равновесной концентрацией. Та­кое явление носит название инжекции носителей.

Таким образом, при проте­кании прямого тока через пере­ход из электронной области в дырочную будет происходить инжекция электронов, а из ды­рочной области будет происхо­дить инжекция дырок. Диффузи­онный ток зависит от высоты потенциального барьера и по мере его снижения увеличивает­ся экспоненциально:

где U - напряжение на p-n-переходе.

Рис 2 Приложение обратного (а) и прямого (б) напряжений к р-n-переходу

Кроме диффузионного тока прямой ток содержит ток проводимости, про­текающий в противоположном направлении, поэтому полный ток при прямом смещении p-n-перехода будет равен разности диффузионного тока (2.2) и тока проводимости:

Уравнение (2.3) называется уравнением Эберса - Молла, а соответствующая ему вольт-амперная характеристика р-n-перехода приведена на рис. 2.3. Поскольку при T=300К тепловой потенциал j т =25мВ, то уже при U = 0,1 В можно считать, что

Дифференциальное сопротивление p-n-перехода можно определить, воспользовав­шись формулой (2.3):

откуда получаем

Так, например, при токе I = 1А и j Т = 25 мВ дифференциальное сопротивление пере­хода равно 25 мОм.

Предельное значение напряжения на p-n-переходе при прямом смещении не превышает контактной разно­сти потенциалов y к. Обрат­ное напряжение ограничива­ется пробоем p-n-перехода. Пробой p-n-перехода возни­кает за счет лавинного раз­множения неосновных носи­телей и называется лавинным пробоем. При лавинном про­бое p-n-перехода ток через переход ограничивается лишь сопротивлением питающей р-п-переход электрической цепи (рис. 2.3).

Полупроводниковый р-п-переход, имеет емкость, ко­торая в общем случае опре­деляется как отношение при­ращения заряда на переходе к приращению падения на­пряжения на нем, т. е.

C=dq/du .

Рис. 2.3. Вольт-амперная характеристика р-n-перехода

Емкость перехода зависит от значения и полярности внешнего приложенного напряжения. При обратном напряжении на переходе эта емкость называется барьерной и оп­ределяется по формуле

где y К - контактная разность потен­циалов,

U - обратное напряжение на переходе,

С 6ар (0) - значение барьерной емкости при U=0, которое зависит от площади p-n-перехода и свойств полу­проводникового кристалла.

Зависи­мость барьерной емкости от приложен­ного напряжения приведена на рис. 2.4. Теоретически барьерная емкость существует и при прямом напряжении на p-n-переходе, однако она шунтиру­ется низким дифференциальным со­противлением r диф.

Рис. 2.4 Зависимость барьерной емкости от напряжения на p-n-переходе

При прямом смеще­нии p-n-перехода значительно большее влияние оказывает диффузионная емкость, которая зависит от значения прямо­го тока I и времени жизни неосновных носителей t р. Эта емкость не связана с током смещения, но дает такой же сдвиг фазы между напряжением и током, что и обычная емкость. Значение диффузионной емкости можно определить по формуле

Полная емкость перехода при прямом смещении определяется суммой барьер­ной и диффузионной емкостей

При обратном смещении перехода диффузионная емкость отсуствует и полная емкость состоит только из барьерной емкости.

Полупроводниковым диодом называют прибор, который имеет два вывода и содержит один (или несколько) p-n-переходов. Все полупроводниковые диоды можно разделить на две группы: выпрямительные и специальные. Выпрямитель­ные диоды, как следует из самого названия, предназначены для выпрямления пе­ременного тока. В зависимости от частоты и формы переменного напряжения они делятся на высокочастотные, низкочастотные и импульсные. Специальные типы полупроводниковых диодов используют различные свойства р-n-переходов; явле­ние пробоя, барьерную емкость, наличие участков с отрицательным сопротивле­нием и др.

Конструктивно выпрямительные диоды делятся на плоскостные и точечные, а по технологии изготовления на сплавные, диффузионные и эпитаксиальные. Плоскостные диоды благодаря большой площади ^-л-перехода используются для выпрямления больших токов. Точечные диоды имеют малую площадь перехода и, соответственно, предназначены для выпрямления малых токов. Для увеличения напряжения лавинного пробоя используются выпрямительные столбы, состоящие из ряда последовательно включенных диодов.

Выпрямительные диоды большой мощности называют силовыми. Материа­лом для таких диодов обычно служит кремний или арсенид галлия. Германий практически не применяется из-за сильной температурной зависимости обратного тока. Кремниевые сплавные диоды используются для выпрямления переменного тока с частотой до 5 кГц. Кремниевые диффузионные диоды могут работать на повышенной частоте, до 100 кГц. Кремниевые эпитаксиальные диоды с металли­ческой подложкой (с барьером Шотки) могут использоваться на частотах до 500 кГц. Арсенидгаллиевые диоды способны работать в диапазоне частот до не­скольких МГц.

При большом токе через p-n-переход значительное напряжение падает в объе­ме полупроводника, и пренебрегать им нельзя. С учетом выражения (2.4) вольт-амперная характеристика выпрямительного диода приобретает вид

где R - сопротивление объема полупроводникового кристалла, которое называ­ют последовательным сопротивлением.

Условное графическое обозначение полупроводникового диода приведено на рис. 2.5 а, а его структура на рис. 2.5 б. Электрод диода у подключенный к области Р, называют анодом (по анологии с электровакуумным диодом), а электрод, под­ключенный к области N, - катодом. Статическая вольт-амперная характеристика диода показана на рис. 2.5 в.

Рис. 2.5. Условное обозначение полупроводникового диода (а), его структура (б) и вольт-амперная характеристика (в)

Силовые диоды обычно характеризуют набором статических и динамических параметров. К статическим параметрам диода относятся:

Падение напряжения U np на диоде при некотором значении прямого тока;

Обратный ток I о6р при некотором значении обратного напряжения;

Среднее значение прямого тока I пр ср;

Импульсное обратное напряжение U о6ри.

К динамическим параметрам диода относятся его временные или частотные характеристики. К таким параметрам относятся:

Время восстановления t вос обратного напряжения;

Время нарастания прямого тока I нар;

Предельная частота без снижения режимов диода f max .

Статические параметры можно установить по вольт-амперной характеристи­ке диода, которая приведена на рис. 2.5 в. Типовые значения статических парамет­ров силовых диодов приведены в табл. 2.1.

Таблица 2.1 Статические параметры силовых выпрямительных диодов

Время обратного восстановления диода t вост является основным параметром выпрямительных диодов, характеризующим их инерционные свойства. Оно опре­деляется при переключении диода с заданного прямого тока I пр на заданное об­ратное напряжение U о6р. Графики такого переключения приведены на рис. 26 б. Схема испытания, приведенная на рис. 26 б, представляет собой однополупериодный выпрямитель, работающий на резистивную нагрузку R H и питаемый от источ­ника напряжения прямоугольный формы.

Напряжение на входе схемы в момент времени?=0 скачком приобретает положительное значение U m . Из-за инерционности диффузионного процесса ток в диоде появляется не мгновенно, а нарастает в течение времени t m . Совместно с нарастанием тока в диоде снижается напряжение на диоде, которое после 4а Р становится равным £/ вр. В момент времени t t в цепи устанавливается стационар­ный режим, при котором ток диода i=I s ~U m /R B .

Такое положение сохраняется вплоть до момента времени t 2 , когда поляр­ность напряжения питания меняется на противоположную. Однако заряды, накопленные на границе ^-и-перехода, некоторое время поддерживают диод в открытом состоянии, но направление тока в диоде меняется на прбишополож-ное. По существу, происходит рассасывание зарядов на гранйке5" (рчмгерехода (т. е. разряд эквивалентной емкости). После интервала времени рассасывания /,„

начинается процесс выключения диода, т. е. процесс восстановления его запираю­щих свойств,

К моменту времени < 3 напряжение на диоде становится равным нулю, и в дальней­шем приобретает обратное значение. Процесс восстановления запирающих свойств диода продолжается до момента времени и, после чего диод оказывается запертым. К этому времени ток в диоде становится равным 1^, а напряжение достигает значения -U m . Таким образом, время t^ можно отсчитывать от перехода U a через нуль до дости­жения током диода значения 1^.

Рассмотрение процессов включения и выключения выпрямительного диода пока­зывает, что он не является идеальным вентилем и в определенных условиях обладает проводимостью в обратном направлении. Время рассасывания неосновных носителей в /?-и-переходе можно определить по формуле

где х р - время жизни неосновных носителей.

Время восстановления обратного напряжения на диоде можно оценить по приближенному выражению

Следует отметить, что при R a =0 (что соответствует работе диода на емкостную нагрузку) обратный ток через диод в момент его запирания может во много раз превы­шать ток нагрузки в стационарном режиме.

Из рассмотрения графиков рис. 2.6 а следует, что мощность потерь в диоде резко повышается при его включении и, особенно, при выключении. Следова­тельно, потери в диоде растут с повышением частоты выпрямленного напряже­ния. При работе диода на низкой частоте и гармонической форме напряжения питания импульсы тока большой амплитуды отсутствуют и потери в диоде резко снижаются.

При изменении температуры корпуса диода изменяются его параметры. Эта зави­симость должна учитываться при разработке аппаратуры. Наиболее сильно зависят от температуры прямое напряжение на диоде и его обратный ток. Температурный коэф­фициент напряжения (ТКН) на диоде имеет отрицательное значение, так как при уве­личении температуры напряжение на диоде уменьшается. Приближенно можно счи­тать, что ТКН U up =-2mB/K.

Обратный ток диода зависит от температуры корпуса еще сильнее и имеет положительный коэффициент. Так, при увеличении температуры на каждые 10°С обратный ток германиевых диодов увеличивается в 2 раза, а кремниевых - 2,5 раза.

Потери в выпрямительных диодах можно рассчитывать по формуле

где Р 11р - потери в диоде при прямом направлении тока, Р^ - потери в диоде при обратном токе, Р, к - потери в диоде на этапе обратного восстановления.

Рис. 2 6 Графики процессов отпирания и запирания диода (а) и схема испытания (б)

Приближенное значение потерь в прямом направлении можно рассчитать по фор­муле

где /„pep и {/„pq, - средние значения прямого тока и прямого напряжения на диоде. Аналогично можно рассчитать потери мощности при обратном токе:

И, наконец," потери на этапе обратного восстановления определяются по формуле

где/"- Частота "переменного напряжения.

После расчета мощности потерь в диоде следует определить температуру корпуса диода по формуле

где Г пмакс = 150°С - максимально допустимая температура кристалла диода, R nK - теп­ловое сопротивление переход-корпус диода (приводится в справочных данных на диод), Г к макс - максимально допустимая температура корпуса диода.

Диоды с барьером Шотки Для выпрямления малых напряжений высокой частоты широко используются диоды с барьером Шотки (ДШ). В этих диодах вместо р-и-перехода используется контакт металлической поверхности с полу­проводником. В месте контакта возникают обедненные носителями заряда слои полупроводника, которые называются запорными. Диоды с барьером Шотки отличаются от диодов с р-я-перехОдом по следующим параметрам:

Более низкое прямое падение напряжения;

Имеют более низкое обратное напряжение;

Более высокий ток утечки;

Почти полностью отсутствует заряд обратного восстановления.

Две основные характеристики делают эти диоды незаменимыми при проекти­ровании низковольтных высокочастотных выпрямителей: малое прямое падение напряжения и малое время восстановления обратного напряжения. Кроме того, отсутствие неосновных носителей, требующих времени на обратное восстановле­ние, означает физическое отсутствие потерь на переключение самого диода.

В диодах с барьером Шотки прямое падение напряжения является функцией обратного напряжения. Максимальное напряжение современных диодов Шотки составляет около 150В. При этом напряжении прямое напряжение ДШ меньше прямого напряжения диодов с р-и-переходом на 0,2...0,3В.

Преимущества диода Шотки становятся особенно заметными при выпрямле­нии малых напряжений. Например, 45-вольтный диод Шотки имеет прямое напряжение 0,4...0,6В, а при том же токе диод с />-л-переходом имеет падение напряжения 0,5...1,0В. При понижении обратного напряжения до 15В прямое напряжение уменьшается до 0,3...0,4В. В среднем применение диодов Шотки в выпрямителе позволяет уменьшить потери примерно на 10...15%. Максимальная рабочая частота ДШ превышает 200 кГц при токе до 30 А.

Похожая информация.