Степаненко И. Основы теории транзисторов и транзисторных схем (1977) (1086783), страница 27
Текст из файла (страница 27)
В реальных пеРеходах шо < Е„, поэтомУ в фоРмУле(2-35) вместо отношении /.рб//.ло ОбычнО пишут /-рб/шо. Здесь приближение (весьма грубое, но зато и весьма наглядное) основано на том, что коэффициент при р,/ рб отличается от единипы не более чем в 2 — 3 раза, тогда как само отношение удельных сопротивлений редко превышаег 0,01. Лля значений рб — — 5 Ом.см и р, = 0,01 Ом.см получаем у = 0,998.
Как видим, дырочная составляющая тока в одностороннем р'-и переходе, действительно, является основной. Поэтому вторым слагаемым в (2-34) обычно пренебрегают. Тогда тепловой ток л б ог йэ ла в б) меньшем, чем в случае вакуумных и газоиаполненных диодов.
В связи с большой крутизной прямой ветви обычно удобнее задавать в качестве аргумента ток, а напряжение считать его функцией. Соответственно формулу (2-33) целесообразно преобразовать к следующему виду: (2-37) Вентильиые свойства любого диода выражены тем ярче, чем меньше ооратный ток при заданном обратном напряжении и чем меньше примое напряжение при заданном прямом токе. К сожалению, эти два требования в данном случае противоречивы. В самом деле, из формулы (2-37) видно, что изменение теплового тока, какими бы причинами оно не вьгзывалось, сопровождается изменением прямого напряжения в п р о т и в о п о л о ж н о м направлении.
Это хорошо видно из рис. 2-21, а, где разли- мд Х чие токов 1, обусловлено (б разницей в площадях переходов при прочих равных условиях. Важным следст- гг вием этой общей зависи- з мости является то, что прямые напряжения у кремниевых диодов заметно больше, хд) У чем у германиевых, поскольку тепловой ток у 4 первых иа несколько по- з а) 5 рядков меньше. Различие Рис. 2-2Ц Характеристики идеализирован- примых напряжениях ных диодов с разными илощадими нерехогерманневых и кремниевых дов (а) и разными тепловыми токами — гердиодов составляет обычно маниевого и кремниевого (б), 0,4 В (рис.
2-21,б) н сохраняется вплоть до таких малых токов (порядка нескольких (1 )о,), при которых у гермаииевых диодов напряжение уже практически равно нулю. В результате в этом диапазоне токов кремниевым диодам свойствен кажущийся сдв и г характеристики по оси напряжений на 0,4  — так называемая „пятка" (см. пунктирные кривые на рис. 2-21, б, для которых масштаб по оси ординат принят в 1000 раз меньшим, чем для сплошных). Характеристические сопротивления. Нелннейность характеристики диода удобно оценивать, сопоставляя его сопротивления в прямом и обратном направлениях. Как и для других нелинейных элементов, различают дифференциальмьгс сопротивления и сопротивления постоянному току.
Найдя производную от функции (2-37), легко представить дифференциальное сопротивление диода как функцию тока (рис. 2-22,а): %т грг и=-= — — —. бГ Г+ 7е (2-38) Приближенное выражение, разумеется, действительно только для прямой ветви при условии У э 1„. На обратной ветви сопротивление г„резко возрастает и при ! (/ ! ~ фг может считаться бесконечно большим. На прямой ветви сопротивление г„наоборот, быстро уменьшается и, например, при токе 7 > 5-:1О мА составляет несколько ом. При таком сопротивлении изменение прямого напряжения даже на 5 — 1О мВ приводит к значительным изменениям тока.
Поэтому задать примое напр я жение с целью получить нужный ток весьма трудно и для полупроводникового диода, работающего в прямом направлении, более характерен режим заданного т о к а. На это указывалось при выводе формулы (2-37). Часто прн расчете диодных схем пользутотся сопротивлениями постоянному току. Из формулы (2-37) получаем зависимость такого сопротивления от тока (рнс. 2-22, а): й, =-- = -- 1~~--+ 1). (2-39а) 1» Йз формулы (2-33) получаем зависимость этого же сопротивления от напряжения (рис.
2-22, о): о!э (2-39б) 1»(»о~ ' — д ' Отсюда следуе~, что на обратной ветви характеристики, когда. ! (/ 1,» фг, сопротивление Й„прямо пропорционально напряженщо: и! й„= с В нулевой точке (1 =- 0; (I =- О) сопротивления г„и К„как нетрудно убедиться, имеюг одно и то же значение: г»»=(7»» =у ° »гг (2-40) Например, при токе Р» = 1 мкА г»» = )т»» = 25 кОм. У кремниевых диодов, имеющих гораздо меньший ток (», сопротивление г,» = Й,» должно было бы составлять сотни мегаом. На самом деле оно меньше по причинам, изложенным в Э 2-6. В области прямых токов сопротивление Я, всегда больше сопротивления г„а в области обратных токов оио всегда меньше сопротивления г, (рис. 2-22). Обычно (если не делают специальных оговорок) под прямым сопротивлением диода )г» понимают сопротивление Й„ соответствующее н о м и н а л ь н о м у прямому току (или напряжению), указанному в справочнике.
Под обратным сопротивлением диода Й,» обычно подразумевают сопротивление К„при н о м и н а л ь н о м обратном напряжении диода. Необходимо подчеркнуть, что формулы (2-38) — (2-40) выведены на основе характеристики (2-33), которая не отражает всех свойств реального диода. Поэтому на практике значения сопротив- лений г и )! отличаются от значений, вычисленных по указанным «х с)юрмулам. Причины этих различий рассмотрекы в 2 2-6 и 2-6. 'йемпература перехода. Поскольку на переходе падает основная часть приложенного напряжения и выделяется основная мощность, температура перехода может заметно отли 2 чаться от температуры 3 ' ! 2 внешних электродов, кор- 2Е пуса диода и окружающей ла где=(« среды. , 62 Тепловой баланс в системе «диод — внешняя сре- ( ., яд«гела (е,,яд 2 (а (Е кд яда дар устанавливается че- й 'г д Ла рез некоторое время пос- рр где у !» ле включения диода и г д ! 2 2 е у -г е г 2 определяется теплопровод- а) 'а) костью отдельных элемеи- Рис.
2-22. Зависимость сопротивлений идеа. тои системы. Йля практи- лизированного диода — днф«реренцнального Чееких расчетов важио сопротивления г и сопротивле«п«я постоянЗНать связь между темпе- ному току»г — ст прямого тока (ц! и пря. ратурой перехода»г"„, ко- мо«о напряжения (бр торую трудно измерить непосредсгвенко, и температурой окружающей среды Т.„р, когорая обычно известна. Такая связь дается простым выражением Т䫄— Т«„р — — гг»«Р, (2- (!) где Рг — так называемое теплоьое сапрогллеленпе ('С)Вт), а Р = М ()) — мощность, выделяемая в переходе Тепловое сопротивлеиае, подобно электрическому, выражается форыулой г(г=- ..—, Л 3' где Л вЂ” удельная теплопроводность (играющая роль удельной проводимости)„ я ! и 3 — длина н площадь того слоя, через который протекает тепловой поток.
Количество таких слоев в реальных конструкциях полупроводниковых прнбо. рая достаточно велико, и они имеют весьма различные конфкгурации и удельные теплопроводности. Например, в диоде, помимо р- и и-слоев (с резко различнымн толгциной и площадью), имеются еще слой клея или припоя, крепящего кристалл Ч «вохгкез, сама «ножка», ыегаллическ»~е контакты и т.
д. Поэтому результирующее тепловое сопротивление диода является суммой сопротивлений отдельных сасне. Сколько-нибудь точный расчет теплового сопротивления невозможен; его, ийк правило, оценивают из эксперимента. Для маломощных приборов (50 — (00 мВт) с площадью крисТалла примерно ! мма характерны значения )тг = 600 —:800'СгВт, )(ли приборов средней мощности (примерно ! Вт) с соответственно большей площадью кристалла — значения Р, = 50= )50«С/Вт, Э'для мощных приборов ((Π— 20 Вт и бопее) — значения )сг = »ы 2-ь 5'С! Вт. Обычно полное тепловое сопротивление прибора разбивается на два слагаемых: тепловое сопротивление участка «переход †корпус» Лм и тепловое сопротивление участка «корпус †сре» Р„.
Последнее в решающей степени определяется способом теплоотвода и охлаждения (см. 5 4-11, рис. 4-34). В момент подачи прямого тока температура р-и перехода равна температуре окружающей среды и лишь постепенно повышается до установившегося значения, определяемого формулой (2-41).
Такая тепловая инерционность прибора обычно характеризуется постоянной времени нагревания или охлаждения ть Сам переходный процесс изменения температуры считается экспоненциальным: ЬТ (1) =ЬТ(со) (1 — е ~'г). Теплов я постоянная времени, как и тепловое сопротивление, является интегральным параметром: она складывается из постоянных времени отдельных слоев прибора. Лля каждого из слоев т,= С)сь где С вЂ” теплоемкосгь слоя. Выражение для теплоемкости С =ср)г показывает, чгоона, помимо удельной теплоемкости с и удельного веса р, пропорциональна объему слоя )т. Следовательно, можно наперед предсказать, что результирующая постоянная времени будет определяться наиболее массивным конструктивным элементом прибора — корпусом или (если он есть) охлаждающим радиатором (5 4-11).
Например, непосредственно дпя области р-и перехода постоянная времени для диодов средней мощности составляет 15 — 25 мс, а в целом (для диода в корпусе) — 4 — 8 с. При наличии радиатора постоянная времени возрастает до 100— 200 с и более. Заметим, что востовннан времени р-и перехода соизмерима с периодом сетевой частоты (20 мс). Вто значит, что при сегевой частоте температура перехода «не успевает следить» аа иамеиеиивми мгновенной мощности в нем. Последствия такой инерционности иногда существенны (см. 5 12-3). Более подробно вопросы теплового режима рассмотрены в (301. 2-6. ОБРАТНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РЕАЛЫЮГО ДИОДА Опыт показывает, что обратный ток диода не остается постоянным и равным 1а„как следует иэ формулы (2-33). Он всегда более илн менее значительно растет с увеличением обратного напряжения.
Но и при малых напряжениях обратный ток больше теплового, особенно у кремниевых диодов, у которых это превышение достигает 2 — 3 порядков. Главные причины отклонения реальной обратной характеристики от идеализированной заключаются в термогенерации носителей в области перехода, поверхностных утечках, а также в явлениях, которые при достаточно большом обратном напряжении приводят к пробою перехода. Таким образом, обратный ток диода состоит из нескольких компонентов, из которых прн выводе характеристики (2-33) мы познакомились лишь с одним — тепловым током. Однако и этот ток следует рассмотреть подробнее.
Тепловой ток. Используя в формуле (2-Збв) соотношения (1 16), (1-36) и (1-74), нетрудно представить тепловой ток в следующем виде." Ь тгх ре 1Ь+! )е Е р) где Ь = (х„1рр. Например, для германиевых и кремниевых диодов при ре — — 5 Ом.см, и = 5 мкс и 5 = 0,01 см' получим (1,)г, = = 6 мкА; (1е)м = 0,6 10 ' мкА, т. е. различие в токах 1, составляет около семи порядков. Малый тепловой ток кремниевых диодов является одним из нх важнейших преимуществ, хотя полный обратный ток Переход ,реальных кремниевых диодов, как будет д ! а видно ниже, значительно больше, чем 1,. ! ! Запишем формулу (2-34) в несколь- око иной форме.
Умножнм и разделим ! слагаемые в правой части на соответствующие диффузионные длины, положим В (гв/Е) = 1 н используем соотношение аФ11 1 ,(1-111). Тогда Рис. 2-23. Пронеховоиение влектронного и кирочного 1,1 (Я ) р1е + о (Яу.„) ~~, (2 42) компонентов теплового токе. те те Поскольку множители ров(те и пе,lт, суть скорости генерации дырок в базе и электронов в эмиттере (см. (1-43)), выражение (2-42) хюжно трактовать следующим образом: тепловой ток обусловлен еенераиией неосновных носителей в объемах 51., прилегающих к переходу, откуда эти носители диффуидируют в область потенциального барьера и уносятся полем в другой слой (рис. 2-23).
В равновесном Состоянии эти потоки компенсируются встречными потоками аналогичных носителей, име|ощих достаточную энергию, чтобы преодолеть потенциальный барьер. Особый интерес представляет температурная зависимость тепЛового тока. Если пренебречь электронной составляющей, то согласно выражению (2-Збв) тепловой ток зависит от температуры через параметры Р, т, ре. Из них главную роль играет равновесная 14онцантрация неосновных носителей ре .
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
