Расчетно-графическая работа - p-n переход - файл n1.doc

Расчетно-графическая работа - p-n переход
скачать (1892.7 kb.)
Доступные файлы (1):
n1.doc2170kb.29.05.2008 03:09скачать

n1.doc

Министерство образования Российской Федерации

Уфимский Государственный Авиационный Технический Университет

Кафедра промышленной электроники

Расчетно – графическая работа

на тему: «P-n переход»

Выполнил: студент группы ПЭ-230

Ахметдинов И.Т.

Проверил: проф. Шарфштейн А.Х.

Уфа 2008
Содержание
Материал из Википедии — свободной энциклопедии
1.1 Физика p — n-перехода…………………………………………………………………..3

1.2 Вольт-амперная характеристика………………………………………………………...4

1.3 Ёмкость p — n-перехода и частотные характеристики………………………………..5

1.4 Пробой p — n-перехода………………………………………………………………….6
Материал из учебного пособия «Физика твердого тела» Епифанов Г.И.
2.Полупроводниковые приборы................................................................................................7

2.1. Основные свойства полупроводников..............................................................................7

2.2. Примесные полупроводники............................................................................................10

2.3. P-n переход..........................................................................................................................13

2.4. Типы диодов.......................................................................................................................15

2.5. Биполярные транзисторы..................................................................................................21

2.6. Характеристики и параметры биполярных транзисторов............................................ 23

2.7. Полевые транзисторы........................................................................................................28

Перечень использованных терминов и понятий.....................................................................31
Расчетно-графическая часть……………………………………………………32


1. Материал из Википедии — свободной энциклопедии (http://ru.wikipedia.org/wiki/P_—_n-переход)
P – n переход

p — n-перехо́д, или электронно-дырочный переход — разновидность гомопереходов, область полупроводника, в которой имеет место пространственное изменение типа проводимости от электронной n к дырочной p.

Электронно-дырочный переход может быть создан различными путями:

в объёме одного и того же полупроводникового материала, легированного в одной части донорной примесью (n-область), а в другой — акцепторной (p-область);

на границе двух различных полупроводников с разными типами проводимости.

Если p — n-переход получают вплавлением примесей в монокристаллический полупроводник, то переход от n- к р-области происходит скачком (резкий переход). Если используется диффузия примесей, то образуется плавный переход.
Физика p — n-перехода



При контакте двух областей n- и p- типа из-за градиента концентрации носителей заряда возникает диффузия последних в области с противоположным типом электропроводности. В p-области вблизи контакта после диффузии из неё дырок остаются нескомпенсированные ионизированные акцепторы (отрицательные неподвижные заряды), а в n-области — нескомпенсированные ионизированные доноры (положительные неподвижные заряды). Образуется область пространствееного заряда (ОПЗ), состоящая из двух разноимённо заряженных слоёв. Между нескомпенсированными разноимёнными зарядами ионизированных примесей возникает электрическое поле, направленное от n-области к p-области и называемое диффузионным электрическим полем. Данное поле препятствует дальнейшей диффузии основных носителей через контакт — устанавливается равновесное состояние (при этом есть небольшой ток основных носителей из-за диффузии, и ток неосновных носителей под действием контактного поля. Эти токи компенсируют друг друга). Между n- и p-областями при этом существует разность потенциалов, называемая контактной разностью потенциалов. Потенциал n-области положителен по отношению к потенциалу p-области. Обычно контактная разность потенциалов в данном случае составляет десятые доли вольта.

Внешнее электрическое поле изменяет высоту барьера и нарушает равновесие потоков носителей тока через барьер. Если положительный потенциал приложен к p-области, то потенциальный барьер понижается (прямое смещение), а ОПЗ сужается. В этом случае с ростом приложенного напряжения экспоненциально возрастает число основных носителей, способных преодолеть барьер. Как только эти носители миновали p — n-переход, они становятся неосновными. Поэтому концентрация неосновных носителей по обе стороны перехода увеличивается (инжекция неосновных носителей). Одновременно в p- и n-областях через контакты входят равные количества основных носителей, вызывающих компенсацию зарядов инжектированных носителей. В результате возрастает скорость рекомбинации и появляется отличный от нуля ток через переход, который с ростом напряжения экспоненциально возрастает.

Приложение отрицательного потенциала к p-области (обратное смещение) приводит к повышению потенциального барьера. Диффузия основных носителей через переход становится пренебрежимо малой. В то же время потоки неосновных носителей не изменяются (для них барьера не существует). Неосновные носители заряда втягиваются электрическим полем в p — n-переход и проходят через него в соседнюю область (экстракция неосновных носителей). Потоки неосновных носителей определяются скоростью тепловой генерации электронно-дырочных пар. Эти пары диффундируют к барьеру и разделяются его полем, в результате чего через p — n-переход течёт ток Is (ток насыщения), который обычно мал и почти не зависит от напряжения. Таким образом, вольт-амперная характеристика p — n-перехода обладает резко выраженной нелинейностью. При изменении знака U значение тока через переход может изменяться в 10^5 — 10^6 раз. Благодаря этому p — n-переход может использоваться для выпрямления переменных токов (диод).
Вольт-амперная характеристика


Чтобы вывести зависимость величины тока через p — n-переход от внешнего смещающего напряжения V, мы должны рассмотреть отдельно электронные и дырочные токи. В дальнейшем будем обозначать символом J плотность потока частиц, а символом j — плотность электрического тока; тогда je = ?eJe, jh = eJh.

При V = 0 как Je, так и Jh обращаются в нуль. Это означает, конечно, не отсутствие движения отдельных носителей через переход, а только то, что в обоих направлениях движутся равные количества электронов (или дырок). При V ? 0 баланс нарушается. Рассмотрим, например, дырочный ток через обеднённый слой. Он включает следующие две компоненты:

Ток генерации, то есть дырочный ток, текущий из n-области в p-область перехода. Как видно из названия, этот ток обусловлен дырками, генерируемыми непосредственно в n-области обеднённого слоя при тепловом возбуждении электронов с уровней валентной зоны. Хотя концентрация таких дырок (неосновных носителей) в n-области чрезвычайно мала по сравнению с концентрацией электронов (основных носителей), они играют важную роль в переносе тока через переход. Это происходит потому, что каждая дырка, попадающая в обеднённый слой, тут же перебрасывается в p-область под действием сильного электрического поля, которое имеется внутри слоя. В результате величина возникающего тока генерации не зависит от значения изменения потенциала в обеднённом слое, поскольку любая дырка, оказавшаяся в слое, перебрасывается из n-области в p-область.

Ток рекомбинации, то есть дырочный ток, текущий из p-области в n-область. Электрическое поле в обеднённом слое препятствует этому току, и только те дырки, которые попадают на границу обеднённого слоя, имея достаточную кинетическую энергию, чтобы преодолеть потенциальный барьер, вносят вклад в ток рекомбинации. Число таких дырок пропорционально e?e?Ф/kT и, следовательно,

В отличие от тока генерации, ток рекомбинации чрезвычайно чувствителен к величине приложенного напряжения V. Мы можем сравнить величины этих двух токов, заметив, что при V = 0 суммарный ток через переход отсутствует: Jhrec(V = 0) = Jhgen Из этого следует, что Jhrec = JhgeneeV/kT. Полный дырочный ток, текущий из p-области в n-область, представляет собой разность между токами рекомбинации и генерации:

Jh = Jhrec ? Jhgen = Jhgen(eeV/kT ? 1).

Аналогичное рассмотрение применимо к компонентам электронного тока с тем только изменением, что токи генерации и рекомбинации электронов направлены противоположно соответствующим дырочным токам. Поскольку электроны имеют противоположный заряд, электрические токи генерации и рекомбинации электронов совпадают по направлению с электрическими токами генерации и рекомбинации дырок. Поэтому полная плотность электрического тока есть j = e(Jhgen + Jegen)(eeV/kT ? 1).
Ёмкость p — n-перехода и частотные характеристики

p — n-переход можно рассматривать как плоский конденсатор, обкладками которого служат области n- и p-типа вне перехода, а изолятором является область объемного заряда, обеднённая носителями заряда и имеющая большое сопротивление. Такая ёмкость называется барьерной. Она зависит от внешнего приложенного напряжения, поскольку внешнее напряжение меняет пространственный заряд. Действительно, повышение потенциального барьера при обратном смещении означает увеличение разности потенциалов между n- и p-областями полупроводника, и, отсюда, увеличение их объёмных зарядов. Поскольку объёмные заряды неподвижны и связаны с ионами доноров и акцепторов, увеличение объёмного заряда может быть обусловлено только расширением его области и, следовательно, уменьшением электрической ёмкости перехода. В зависимости от площади перехода, концентрации легирующей примеси и обратного напряжения барьерная емкость может принимать значения от единиц до сотен пикофарад. Барьерная ёмкость проявляется при обратном напряжении; при прямом напряжении она шунтируется малым сопротивлением p — n-перехода. За счёт барьерной ёмкости работают варикапы.

Кроме барьерной ёмкости p — n-переход обладает так называемой диффузионной ёмкостью. Диффузионная ёмкость связана с процессами накопления и рассасывания неравновесного заряда в базе и характеризует инерционность движения неравновесных зарядов в области базы. Диффузионная ёмкость обусловлена тем, что увеличение напряжения на p — n-переходе приводит к увеличению концентрации основных и неосновных носителей, то есть к изменению заряда. Величина диффузионной ёмкости пропорциональна току через p — n-переход. При подаче прямого смещения значение диффузионной ёмкости может достигать десятков тысяч пикофарад.

Суммарная ёмкость p — n-перехода определяется суммой барьерной и диффузионной ёмкостей. Эквивалентная схема p — n-перехода на переменном токе представлена на рисунке. На эквивалентной схеме параллельно дифференциальному сопротивлению p — n-перехода Rа включены диффузионная ёмкость Cд и барьерная ёмкость Сб; последовательно с ними включено объёмное сопротивление базы r. С ростом частоты переменного напряжения, поданного на p — n-переход, емкостные свойства проявляются все сильнее, Rа шунтируется ёмкостным сопротивлением, и общее сопротивление p — n-перехода определяется объёмным сопротивлением базы. Таким образом, на высоких частотах p — n-переход теряет свои нелинейные свойства.
Пробой p — n-перехода

Пробой диода — это явление резкого увеличения обратного тока через диод при достижении обратным напряжением некоторого критического для данного диода значения. В зависимости от физических явлений, приводящих к пробою, различают лавинный, туннельный, поверхостный и тепловой пробои.

Лавинный пробой (ударная ионизация) является наиболее важным механизмом пробоя p — n-перехода. Напряжение лавинного пробоя определяет верхний предел обратного напряжения большинства диодов. Пробой связан с образованием лавины носителей заряда под действием сильного электрического поля, при котором носители приобретают энергии, достаточные для образования новых электронно-дырочных пар в результате ударной ионизации атомов полупроводника.

Туннельным пробоем электронно-дырочного перехода называют электрический пробой перехода, вызванный квантовомеханическим туннелированием носителей заряда сквозь запрещённую зону полупроводника без изменения их энергии. Туннелирование электронов возможно при условии, если ширина потенциального барьера, который необходимо преодолеть электронам, достаточно мала. При одной и той же ширине запрещённой зоны (для одного и того же материала) ширина потенциального барьера определяется напряжённостью электрического поля, то есть наклоном энергетических уровней и зон. Следовательно, условия для туннелирования возникают только при определённой напряжённости электрического поля или при определённом напряжении на электронно-дырочном переходе — при пробивном напряжении. Значение этой критической напряжённости электрического поля составляет примерно 8∙105 В/см для кремниевых переходов и 3∙105 В/см — для германиевых. Так как вероятность туннелирования очень сильно зависит от напряжённости электрического поля, то внешне туннельный эффект проявляется как пробой диода.

Поверхостный пробой (ток утечки). Реальные p-n-переходы имеют участки, выходящие на поверхность полупроводника. Вследствие возможного загрязнения и наличия поверхостных зарядов между p- и n- областями могут образовываться проводящие пленки и проводящие каналы, по которым идет ток утечки Iут. Этот ток увеличивается с ростом обратного напряжения и может привысить тепловой ток I0 и ток генерации Iген. Ток Iут слабо зависит от температуры. Для уменьшения Iут применяют защитные пленочные покрытия.

Тепловой пробой — это пробой, развитие которого обусловлено выделением в выпрямляющем электрическом переходе тепла вследствие прохождения тока через переход. При подаче обратного напряжения практически всё оно падает на p — n-переходе, через который идёт, хотя и небольшой, обратный ток. Выделяющаяся мощность вызывает разогрев p — n-перехода и прилегающих к нему областей полупроводника. При недостаточном теплоотводе эта мощность вызывает дальнейшее увеличение тока, что приводит к пробою. Тепловой пробой, в отличие от предыдущих, необратим.

2. Материал из учебного пособия «Физика твердого тела» Епифанов Г.И.
2. Полупроводниковые приборы.

В настоящее время наиболее распространёнными электронными приборами являются приборы, выполненные на основе полупроводниковых материалов. Для понимания принципов их работы необходимо знать свойства и особенности полупроводников.

2.1. Основные свойства полупроводников.

Вещества, находящиеся в твёрдом состоянии, делятся на три группы: металлы, полупроводники и изоляторы. Известно, что проводимость и сопротивление металлов и изоляторов сильно отличаются друг от друга. При температуре T=300oК проводимость металла может быть больше проводимости изолятора в 1025 раз. Проводимость проводников занимает среднее положение между проводимостью металлов и изоляторов. Именно поэтому эти вещества названы полупроводниками.

Названное отличие трёх типов твёрдых веществ является лишь количественным, описывающим лишь одно свойство вещества – электропроводность. Для более детального понимания свойств полупроводников необходимо иметь представление об их внутренней структуре. Полупроводниковые материалы бывают кристаллическими и аморфными. В электронике в настоящее время используют лишь полупроводники, имеющие кристаллическую структуру.

Кристаллическая структура характеризуется тем, что в расположении атомов или молекул проявляется некоторая закономерность хотя бы в микроскопических участках. Атомы или молекулы образуют кристаллическую решётку, а определённое их сочетание, называемое элементарной ячейкой, повторяется в некоторых направления. Объём полупроводника, в котором расположение атомов находится в строгом порядке и последовательности, называется монокристаллом. Основные свойства полупроводниковых проборов получаются именно при использовании монокристаллов. Однако без применения специальных технологий кристаллический полупроводниковый материал состоит лишь из отдельных микроскопических монокристаллов, расположенных хаотически. Такие полупроводниковые материалы называют поликристаллическими.

В соответствии с принципом запрета Паули в изолированном атоме на одном энергетическом уровне могут находиться всего два электрона, обладающих разными спинами. При соединении атомов в твёрдое тело разрешённые энергетические уровни расщепляются в разрешённые энергетические зоны, что обусловлено влиянием одних атомов на другие.

Превращение разрешённых энергетических уровней отдельных атомов при сокращении межатомных расстояний показано на рис.2.1, где W – энергия, а d – межатомные состояния.



Рис.2.1.Превращение разрешённых энергетических уровней отдельного атома в разрешённые энергетические зоны твёрдого тела.

Основные электрофизические свойства твёрдых тел зависят от расположения и заполнения электронами верхних разрешённых энергетических зон (рис.2.2).



Рис.2.2.Зонная структура при Т=0оК.

а – металла, б – проводника, в – диэлектрика.

Самая верхняя зона называется зоной проводимости, ниже её расположена разрешённая зона, называемая валентной. Между ними находится запрещённая зона. При Т=0о в металле зона проводимости не полностью заполнена электронами. Поэтому при приложении к металлу при Т=0о электрического поля электроны могут переходить на более высокий уровень, т.е. могут приобретать дополнительную энергию, а, следовательно, по материалу может протекать электрический ток.

В полупроводниках и изоляторах при Т=0о валентные зоны полностью заполнены электронами, а в зоне проводимости электронов нет. Поэтому при Т=0о в полупроводниках и изоляторах электрического тока при приложении электрического поля не возникает. Полупроводники и изоляторы отличаются друг от друга только шириной запрещённой зоны. У изоляторов она шире, чем у полупроводников. Для используемых в настоящее время в электронике полупроводниковых материалов ширина запрещённой зоны меньше 1,5 эв.

Существенная разница между металлами, с одной стороны, и полупроводниками и изоляторами, с другой стороны, проявляется и при повышении температуры. В металлах при повышении температуры сопротивление электрическому току возрастает, что обусловлено столкновением движущихся электронов с колеблющимися узлами кристаллической решётки. Так как амплитуда колебания узлов решётки повышается с ростом температуры, вероятность столкновения электронов с ними увеличивается, сопротивление электрическому току возрастает.

Совсем другие процессы доминируют в полупроводниках и изоляторах. Согласно квантовой теории вероятность p нахождения электрона на том или ином уровне определяется функцией Ферми-Дирака (рис.2.3). При Т=0о все электроны находятся в валентной зоне. При Т1>0 появляется вероятность нахождения электронов в зоне проводимости. При Т21 эта вероятность увеличивается. Таким образом, с повышением температуры количество электронов в зоне проводимости увеличивается, т.е. электропроводность материала возрастает, а сопротивление соответственно уменьшается (увеличение числа носителей электрического тока с повышением температуры в гораздо большей степени действует на электропроводность материала, чем увеличение амплитуды колебаний узлов кристаллической решётки). Из приведённых функций на рис.2.3 очевидно, что чем шире запрещённая зона, тем меньшая вероятность нахождения электронов в зоне проводимости, т.е. тем меньшая электропроводимость материала. Именно поэтому изоляторы имеют большее сопротивление, чем полупроводники.



Рис.2.3.Функция Ферми-Дирака.

Функции Ферми-Дирака при любой температуре пересекаются при одной и той же величине энергии, при которой вероятность нахождения электрона равна Ѕ. Этот энергетический уровень называется уровнем Ферми.

При переходе электрона из валентной зоны в зону проводимости в валентной зоне образуется дырка (дырка – отсутствие электрона). Этот процесс называется генерацией носителей заряда. При обратном переходе происходит рекомбинация носителей, т.е. их взаимное уничтожение. При определённой температуре эти процессы находятся в термодинамическом равновесии.
2.2. Примесные полупроводники.

Полупроводниковый материал, состоящий из атомов одного элемента, называется собственным полупроводником. Для того чтобы на его основе можно было изготовить полупроводниковые приборы в него необходимо ввести примеси, представляющие собой элементы другой группы таблицы Менделеева. Например, в кремний, являющийся элементом IV группы таблицы Менделеева, вводят атомы элементов III и V групп. При этом образуются примесные полупроводники с электронной и дырочной проводимостью. Именно на их основе и изготовляются полупроводниковые приборы. Рассмотрим процесс создания примесных полупроводников более подробно.

Каждый атом кремния, как и любой другой атом IV группы таблицы Менделеева, имеет на внешней оболочке 4 электрона. Известно, что для построения устойчивой молекулярной структуры необходимо, чтобы на внешнем электронном уровне находилось 8 электронов. В кристаллической структуре кремния каждые два соседних атома имеют два общих электрона. В кристалле каждый атом кремния окружается четырьмя другими

4

атомами, имеющими общие электроны с центральным атомом. При этом общее число электронов на внешней оболочке каждого атома получается равным 8. Такая система связей называется ковалентной связью, и она создаёт устойчивую кристаллическую структуру. Схематично такую структуру можно изобразить так, как показано на рис.2.4. Атомы кремния создают регулярную кристаллическую структуру, а каждая линия между атомами означает наличие общего электрона, который вращается по эллипсу, охватывающему два соседних атома.

Предположим, что в кремний введена примесь в виде относительно небольшого числа атомов элементов V группы таблицы Менделеева. Эти атомы замещают атомы кремния в некоторых узлах кристаллической решётки. Но атомы элементов V группы таблицы Менделеева имеют на внешней оболочке 5 электронов. Четыре из них образуют ковалентную связь с соседними атомами кремния, а один оказывается свободным и не связанным с атомом примеси. Именно этот электрон может свободно перемещаться по материалу под действием электрического поля. Свободные электроны атомов примеси V группы таблицы Менделеев создают в примесном кремниевом полупроводнике электронную проводимость. Примесь, создающая такую проводимость, называется донорной примесью, а образующийся при её введении примесный полупроводник называется n-полупроводником (буква n обозначает электроны, от английского слова negative - отрицательный).



Рис.2.4. Схематическое изображение кристаллической решётки кремния.

Другая ситуация создается, если в кремний вводится примесь в виде относительно небольшого числа атомов элементов III группы таблицы Менделеева. Эти атомы также замещают атомы кремния в узлах кристаллической решётки. Для создания устойчивой ковалентной связи каждый атом примеси, имеющей только три электрона на внешней оболочке, заимствует один из электронов с внешней оболочки какого-либо соседнего атома кремния. Таким образом, в этом атоме кремния не будет доставать одного электрона. Отсутствие одного электрона на внешней оболочке одного из атомов кремния называется дыркой, обозначаемой латинской буквой p (от английского слова pozitive – положительный). Дырка, как и свободный электрон в n-полупроводнике, может свободно перемещаться в материале. Действительно, атом кремния, на внешней оболочке которого отсутствует один электрон, может позаимствовать этот электрон с внешней оболочки другого соседнего атома. Это эквивалентно движению по полупроводнику дырки. Такое движение дырки будет хаотическим. Но под влиянием электрического поля дырки могут дрейфовать в направлении электрического поля. Проводимость, возникающую при этом, называют дырочной проводимостью. Примесь, создающую дырочную проводимость, называют акцепторной примесью, а примесный полупроводник, имеющий дырочную проводимость, называют полупроводником p-типа.

Понять сущьность электронной и дырочной проводимости можно легко при расмотрении энергетических иаграмм примесных полупроводиков. При введении доннорной примеси, энергетические уровни электронов атомов примеси, располагаются в запрещённой зоне вблизи зоны проводимости (рис.2.5). При Т=0 все эти уровни заняты внешними электронами примеси, но даже при незначительной положительной температуре внешние электроны примеси перемещаются в зону проводимости. Именно эти электроны, находящиеся в зоне проводимости, создают электронную проводимость. При этом следует отметить, что уровень Ферми в полупроводнике n-типа смешается в сторону зоны проводимости.



Рис.2.5. Энергетическая диаграмма n-проводника

Введение в полупроводник акцепторной примеси создаёт вблизи валентной зоны разрешенные энергетические уровни электронов примеси. При Т=0 эти уровни полностью свободны. Однако при Т>0 эти уровни заполняются за счёт перемещения электронов из валентной зоны. При этом в валентной зоне образуются дырки, а их перемещение под действием электрического поля создаёт дырочный ток. Уровень Ферми в полупроводнике с акцепторной примесью перемещается в сторону валентной зоны (рис.2.6).



Рис.2.6. Энергетическая диаграмма р-проводника
2.3. P-n переход.

На осове специальных технологий соединения примесных полуроводников р и n

типов можно создать р-n переход, являющийся основой многих электронных приборов.

Предположим, что удалось соединить два примесных полупроводника n и p-типов. В этом случае по законам диффузии должно начаться движение электронов из области n,

где их концентрация велика, в область p, где их концентрация мала. Одновременно должна происходить диффузия дырок из области p в область n. Этот диффузионный процесс, встречного движения электронов и дырок, называется диффузионным током.

Электроны, попадая в область p, рекомбинируют (взаимно уничтожаются) с дырками, которые в свою очередь рекомбинируют в области n с электронами. Процесс диффузии приводит к тому, что в зоне p-n перехода со стороны n-полупроводника образуется некоторое количество некомпенсированных электронами положительных ионов примеси, а со стороны p-полупроводника некоторое количество некомпенсированных дырками отрицательных ионов примеси (рис.2.7). Некомпенсированные заряды положительных и отрицательных ионов приведут к возникновению электрического поля, которое вызовет обратное диффузионному движение электронов и дырок. Возникнет дрейфовый ток, направленный на встречу диффузионному току. При условии равновесия, те. в случае, если к р-n переходу не приложено внешнее электрическое поле, дрейфовый ток точно равен диффузионному: iдрейф=iдиф., где iдрейф – дрейфовый ток, iдиф. –диффузионный ток.



Рис.2.7. Схематическая структура р-n перехода в равновесном состоянии.

Энергетическая диаграмма p-n перехода в равновесном состоянии приведена на рис.2.8. Диаграмма строится из условия, что уровень Ферми (уровень, на котором вероятность нахождения электрона равна Ѕ) по всей длине полупроводника остаётся неизменным. Очевидно, что из-за несовпадения уровня Ферми в полупроводниках p и n типов возникает перепад энергетических уровней, называемый потенциальным барьером. Именно потенциальный барьер уравновешивает диффузионный и дрейфовый токи в p-n переходе, находящемся в равновесном состоянии.



Рис.2.8. Энергетическая схема p-n проводника в равновесном состоянии.


При присоединении к p-n переходу источника э.д.с. ток либо потечёт через p-n переход, либо ток будет практически отсутствовать. Все зависит от полярности приложенного напряжения. При присоединении к p-n переходу э.д.с. E, как показано на рис.2.9а, электроны из n-области будут притягиваться положительным напряжением источника э.д.с., а дырки из р-области будут притягиваться отрицательным напряжением источника э.д.с. В этом случае потенциальный барьер снижается и через p-n переход течёт ток. При этом считается, что p-n переход смещён в прямом направлении. При присоединении к p-n переходу э.д.с. Е, как показано на рис.2.9б, дырки из р-области будут отталкиваться положительным напряжением э.д.с., а электроны из n-области будут отталкиваться отрицательным напряжением. В этом случае потенциальный барьер повышается, а ток практически равен нулю. Считается, что при этом р-n переход смещён в обратном направлении.

Рис.2.9. P-n переход смещенный в прямом а) и обратном б) направлении.
Анализ процессов происходящих в p-n переходе при присоединении к нему

источника э.д.с. даёт следующую зависимость тока от приложенного напряжения



Ток p-n перехода, смещённого в обратном направлении, обусловлен движением

через p-n переход неосновных носителей. Неосновными носителями в n-полупроводнике

являются дырки, а в p-полупроводнике – электроны. Наличие неосновных носителей в

примесном кремниевом полупроводнике обусловлено собственной проводимостью

кремния, поскольку, как уже указывалось, при Т>0 в собственном полупроводнике в зоне

проводимости появляются электроны, переходящие из валентной зоны. В валентной зоне

возникают соответственно дырки, причём их количество в собственном полупроводнике

точно равно количеству электронов в зоне проводимости. Для неосновных носителей

обратное напряжение на p-n переходе является напряжением, способствующим их

движению через p-n переход. При сравнительно малых отрицательных напряжениях на p-



него проходят. Поскольку при определённой температуре количество электронов и дырок,

попадающих в зону p-n перехода, постоянно, обратный ток p-n перехода при достаточно

больших отрицательных напряжениях на p-n переходе стремится к постоянной величине

равной . Величина в значительной степени зависит от температуры: с её ростом

количество неосновных носителей увеличивается, т.е. растёт.





Типы диодов.























Биполярные транзисторы.













Характеристики и параметры биполярных транзисторов.


























Полевые транзисторы.






















РАСЧЁТНО-ГРАФИЧЕСКАЯ ЧАСТЬ


Дан металлический шар радиуса а. Он окружён оболочкой из диэлектрика, внешняя поверхность которой сфера радиуса R, всё остальное — вакуум. Относительная диэлектрическая проницаемость ?, заряд шара q. Построить зависимости D(x), E(x), U(x) и проанализировать их особенности в областях 1, 2, 3 и в пограничной точке Р. Построить картины линий поля вектора Е и D в трёх областях. Построить зависимость плотности распределения энергий функций для трёх областей. Изменить радиус R так, чтобы количество энергии, заключённой во всём слое диэлектрика, и количество энергии, заключённой в окружности пространства, были одинаковы.

Найти значение величин D, E и U в нескольких точках, по оси Х, если задан не заряд q на шаре, а потенциал на нём равный 1000 В.



Дано: а=25см; R=35см; ?=3; q=0,5 ∙ 10–10 Кл.

Решение:

  1. Определяем зависимость напряжённости электрического поля для всех трёх областей:

при x

E1=0;

при a

;

Таблица 1

x

0,25

0,26

0,27

0,28

0,29

0,3

0,31

0,32

0,33

0,34

0,35

Е,В/м

2,4

2,22

2,07

1,91

1,78

1,67

1,56

1,46

1,38

1,3

1,22

при x>R

;

Таблица 2

x

0,35

0,4

0,45

0,5

0,55

0,6

0,65

0,7

0,75

0,8

0,85

Е,В/м

3,67

2,81

2,22

1,8

1,49

1,25

1,06

0,92

0,8

0,7

0,62



  1. Определяем зависимость электрического смещения от координат для всех областей:



при x

D1=0

при a

, или ;

Таблица 3

x

0,25

0,26

0,27

0,28

0,29

0,3

0,31

0,32

0,33

0,34

0,35

D,нКл/

0,064

0,058

0,055

0,05

0,047

0,044

0,041

0,039

0,037

0,034

0,032



при x>R

, или

Таблица 4

x

0,35

0,4

0,45

0,5

0,55

0,6

0,65

0,7

0,75

0,8

0,85

D,нКл/

0,032

0,025

0,02

0,016

0,013

0,011

0,009

0,008

0,007

0,006

0,006



  1. Определяем зависимость потенциала от координат для всех областей:

x

?1=const ?1=1,8 В.

a



Таблица 5

x

0,25

0,26

0,27

0,28

0,29

0,3

0,31

0,32

0,33

0,34

0,35

U,B

0,6

0,58

0,56

0,54

0,52

0,5

0,48

0,47

0,45

0,44

0,43



x>R



Таблица 6

x

0,35

0,4

0,45

0,5

0,55

0,6

0,65

0,7

0,75

0,8

0,85

U,B

1,29

1,12

1

0.9

0,8

0,75

0,69

0,64

0,6

0,56

0,53



  1. Определяем зависимость плотности распределения энергии от координат для всех областей:



x

?1=0

a

Таблица 7

x

0,25

0,26

0,27

0,28

0,29

0,3

0,31

0,32

0,33

0,34

0,35

W,нДж

0,076

0,07

0,056

0,049

0,042

0,037

0,032

0,028

0,025

0,022

0,02



  1. Нахождение радиуса R такого, что количество энергии, заключённой во всём слое диэлектрика и количество энергии, заключённой в окружности пространства, были одинаковы.









Решая совместно, находим:

R=1 м

  1. Найдём значения величин D, E, U при ?(a)=1000 В.

x<0

D=0 E=0 ?=1000 В



a





















x>R



















Графики

















Напряжённость электрического поля



Вектор электрического смещения




Учебный материал
© bib.convdocs.org
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации