Раздел 7. Принцип действия, основные параметры и устройство полупроводниковых приборов

1. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ПРИБОРОВ

Из курса электротехники известно, что провести резкую грань между проводниками и диэлектриками нельзя. Подавляющее большинство неорганических веществ по своим электрическим свойствам отличается и от проводников и от диэлектриков, но в то же время в какой-то степени обладает характерными особенностями как тех, так и других. Вещества, занимающие такое промежуточное положение, называются полупроводниками.

На протяжении многих лет полупроводники не находили практического применения, и только последние 50 лет их начали широко использовать в технике. За этот короткий срок были созданы сначала полупроводниковые выпрямители, а затем усилители, представляющие собой малогабаритные и весьма надежные устройства. Полупроводнико­вые приборы теперь выполняют все технические задачи, которые ранее осуществлялись электронными лампами и ионными приборами. Они получили весьма широкое распространение на подвижном составе, тяговых подстанциях, а также в устройствах автоматики, телемеханики и связи, в электронных вычислительных машинах, измерительных прибо­рах и радиоаппаратуре.

Энергетические уровни электронов. Атомы всех веществ состоят из ядра, вокруг которого по замкнутым орбитам движутся электроны. Электроны могут двигаться вокруг ядра только по строго определен­ным, или, как их принято называть, разрешенным, орбитам. Электроны располагаются вокруг ядра несколькими слоями (оболочками) на очень большом по сравнению со своими размерами расстоянии; эти оболочки обозначают латинскими буквами К, L, М, N и т. д. (рис. 1). Согласно современным представлениям каждый из имеющихся в атоме электро­нов стремится занять одну из ближайших к ядру разрешенных орбит, остальные возможные орбиты пустуют,

Электрон, вращающийся на самой близкой к ядру орбите, обладает минимальной энергией, а вращающийся на самой удаленной орбите, — максимальной (точно так же, как вращающийся маховик малого диа­метра может запасти значительно меньше энергии, чем маховик большо­го диаметра). Следовательно, переход электрона с одной орбиты на дру­гую связан с изменением его энергетического уровня. Чтобы перевести электрон на самую удаленную от ядра орбиту и тем самым увеличить его энергию, т. е. поднять электрон на более высокий энергетический уровень, нужно затратить (получив откуда-то извне) требуемое коли­чество энергии. Чтобы опустить электрон на более низкий энергетический уровень, нужно отдать (излучить) в окружающее пространство либо передать другому атому или какой-то частице высвобождающуюся
вследствие такого перехода энергию, составляющую разность между высокими низким уровнями энергии.

Электрон, получивший дополнительную энергию, называется воз­бужденным. Энергия возбуждения поглощается и выделяется опре­деленными порциями — квантами энергии. При получении кванта энер­гии электрон может перейти с одной разрешенной орбиты на другую, более удаленную от ядра. При обратном прыжке электрона с более удаленной орбиты на более близкую его энергия уменьшается и излу­чается в виде кванта световой энергии — фотона.

Электроны, расположенные на внешней оболочке атомов, назы­ваются валентными. Они связаны с ядром слабее, чем электроны, распо­ложенные на более близких к нему орбитах.

При сравнительно небольшом возбуждении валентные электроны кратковременно переходят на более удаленную орбиту, а затем вновь перескакивают на прежнюю, более близкую к ядру. Однако при силь­ном возбуждении эти электроны могут совершенно оторваться от ядра и стать свободными. При этом нарушается электрическое равновесие между положительными зарядами ядра и отрицательными зарядами электронов, и атом становится ионизированным.

Зонная теория проводимости твердых тел. Втвердом кристалличес­ком теле, состоящем из многих атомов, электрические и магнитные поля отдельных атомов оказывают влияние друг на друга, вследствие чего каждый энергетический уровень атома расщепляется на несколько близ­ких уровней. Эти уровни образуют как бы полосу или разрешенную энергетическую зону для атомов данного вещества. В свою очередь такие зоны отделяются друг от друга промежутками — уровнями энергии, в которых электроны находиться не могут. Эти промежутки назы­ваются запрещенными зонами.

Ширина запрещенной зоны определяется энергией, необходимой для перевода одного электрона с низшего разрешенного уровня на высший; измеряется эта энергия в электрон-вольтах (эВ). Зону разрешенных энергетических уровней, в которой находятся валентные электроны (обладающие наибольшей энергией), обычно называют нормальной, или валентной зоной (рис. 2). Зона энергетических уровней, которые имеют возбужденные электроны, участвующие в процессе проводи­мости, называется зоной проводимости. Следовательно, электропроводимость того или иного твердого вещества определяется шириной запрещенной зоны. Иными словами, она зависит от энергии, которую нужно сообщить валентным электронам для того, чтобы они могли перейти со своего нормального энергетического уровня на высший энергетический уровень, соответствующий зоне проводимости. На этом уровне электроны уже теряют связь с ядром атома и становятся свобод­ными, способными под влиянием внешнего электрического поля передвигаться между атомами вещества. Очевидно, что электроны, располо­женные ближе к ядру атома, чем валентные, имеют меньшие энергети­ческие уровни и не участвуют в создании электропроводности. Такая энергетическая структура твердых кристаллических тел позволяет объяснить физическую сущность разделения их на проводники, полу­проводники и диэлектрики.

В диэлектрике (изоляторе) валентная зона и зона проводимости разделены широкой запрещенной зоной (рис. 2, а). Чтобы электрон смог преодолеть ее, надо затратить значительную энергию. Однако при попытке сообщить ее электрону произойдет пробой диэлектрика, т. е. непоправимое разрушение его кристаллической структуры. Следовате­льно, диэлектрические свойства твердых веществ определяются малым числом электронов, которые имеются в зоне проводимости при обыч­ной комнатной температуре.

В проводниках (металлах) запрещенной зоны нет, зона проводимости, и зона валентных электронов перекрывают друг друга (рис. 2, б). Поэтому и при обычных температурах электроны могут легко перехо­дить из одной зоны в другую и участвовать в процессе электропроводности. Число электронов в зоне проводимости велико, чем и объясня­ются хорошие электропроводящие свойства металлов (проводников). В полупроводниках (рис. 2, в) ширина запрещенной зоны невелика. И уже при комнатной температуре под действием тепловой энергии некоторая часть электронов попадает по своим энергетическим состоя­ниям в зону проводимости. Однако число таких электронов меньше, чем в металлах, да и для преодоления зоны запрещенных уровней необхо­димо затратить некоторую энергию. Поэтому электропроводность полу­проводников меньше, чем у металлов.

Таким образом, исходя из зонной теории, можно сделать вывод, что резкую грань между диэлектриками и полупроводниками провести нельзя. Условно можно лишь следующим образом классифицировать вещества по проводимости. Если ширина запрещенной зоны не превос­ходит 2—3 эВ, то такое вещество относится к классу полупроводни­ков, если же ширина запрещенной зоны больше 3 эВ, вещество является изолятором.

Наличие в полупроводнике при обычных условиях некоторого чис­ла свободных электронов, оторвавшихся от атомов в следствие теплово­го движения, делает их похожими на металлы. Однако между металлами и полупроводниками имеется большое различие: как бы сильно ни был охлажден металл, в нем всегда останутся свободные электроны. В полу­проводниках же при низких температурах энергия теплового движения частиц становится недостаточной для того, чтобы электроны могли прео­долеть запрещенную зону, т. е. оторваться от своих атомов. Поэтому при охлаждении полупроводники резко уменьшают способность прово­дить ток.

Вблизи абсолютного нуля полупроводник будет обладать свойства­ми изолятора, так как все его электроны остаются на энергетических Уровнях валентной зоны и не могут перейти в зону проводимости. По ме­ре нагревания полупроводника энергия его электронов будет увеличи­ваться, и при некотором значении температуры часть их сможет перейти в зону проводимости. При еще большем повышении температуры или при приложении извне электрического поля определенного направления электроны порвут связь с ядром атома и будут свободно переходить из валентной зоны в зону проводимости. Если еще больше повысить темпе­ратуру, то полупроводник станет проводником.

Таким образом, при обычных условиях электропроводность полу­проводников в миллионы раз меньше электропроводности металлов, но в миллионы раз больше электропроводности изоляторов. Однако если охладить полупроводник до низкой температуры, то он становится хорошим изолятором, а если сильно нагреть или осветить его, он будет таким же хорошим проводником, как и металл.

Электропроводность в полупроводниках может возникать не только под влиянием теплового движения его частиц, но также и при воздейст­вии лучей света; в этом случае энергия, которую несет с собой луч света, обеспечивает отрыв слабо связанных электронов от своих атомов.

Важной особенностью полупроводников является то, что их электро­проводность сильно зависит от наличия незначительных примесей. При­меси в металлах и полупроводниках по-разному действуют на их элект­рические свойства. Если в металл попадают посторонние примеси, то они вносят в его кристаллическую решетку неоднородности. При этом учащаются столкновения электронов с узлами кристаллической решетки, что приводит к возрастанию электрического сопротивления. Число же свободных электронов в результате введения примесей практически не увеличивается.

В полупроводниках примеси также искажают кристаллическую решетку, и казалось бы, должны увеличивать сопротивление, однако при­меси одновременно сильно увеличивают число носителей электричества. Поэтому электропроводность полупроводников при введении определенных примесей существенно возрастает.

Электронная и дырочная проводимости. Для изготовления полу­проводниковых приборов используют главным образом германий и кремний. Ведутся также работы по применению более сложных полу­проводниковых материалов: арсенида галлия, фосфида галлия, карби­да кремния, фосфида индия и др.

Все эти материалы имеют кристаллическое строение, для которого характерно закономерное и упорядоченное расположение атомов в пространстве. Атомы в кристаллах размещены на одинаковых расстоя­ниях друг от друга, образуя кристаллическую решетку (рис. 3, а). Меж­ду атомами кристаллической решетки существуют связи, образуемые внешними (валентными) электронами, которые взаимодействуют не только с ядром своего атома, но и с ядрами соседних атомов.

В кристаллах германия и кремния, имеющих на внешней оболочке четыре валентных электрона, связь между двумя соседними атомами осуществляется двумя валентными электронами — по одному от каждо­го атома. При сближении этих атомов каждый из валентных электронов вступает в связь с атомом-соседом и все четыре электрона оказываются связанными, образуя элементарную ячейку кристалла (рис. 3, б). В та­кой ячейке в каждой паре атомов кремния или германия два электрона становятся общими, т. е. их орбиты охватывают ядра обоих атомов. Подобная связь носит название двойной электронной, или ковалентной.

На упрощенной схеме кристаллической решетки кремния или герма­ния (рис. 4, а) электронные связи между атомами условно показаны в виде двух сцепившихся рук. При такой структуре кристаллическая ре­шётка прочна; в ней нет свободных электронов, вследствие чего подоб­ный кристалл обладает свойствами диэлектрика. Однако прочность крис­таллической решетки может быть нарушена нагреванием, освещением или каким-нибудь другим способом. При нарушении прочности один или несколько электронов окажутся выбитыми из своих связей (рис. 4, б) и начнут беспорядочно перемещаться в объеме кристалла.

В том месте кристаллической решетки, откуда ушел электрон, образуется пустое, ничем не заполненное место, получившее название дырка. При образовании дырки в атоме создается излишек положите­льного электричества, поэтому дырка может быть представлена как положительный заряд, равный заряду электрона.

Таким образом, при выходе электронов из кристаллической решет­ки полупроводника образуются два вида носителей электрических за­рядов: электроны (носители отрицательного электричества) и дырки (носители положительного электричества).

Освобожденные электроны, двигаясь в основном хаотично, все же имеют тенденцию перемещаться в направлении меньшей их концентра­ции, т. е. они стремятся распределиться равномерно по всему объему кристалла. Такое самопроизвольное выравнивание концентрации носи­телей заряда называется диффузией. Перемещаясь по кристаллу, элект­рон может встретить дырку и снова лишиться свободы, восстановив утраченную связь с атомом. Такое восстановление утраченных связей называется рекомбинацией.

При наличии электрического поля хаотическое перемещение носи­телей зарядов в полупроводниках прекращается. Электроны начинают перемещаться в направлении положительного полюса, создавая элект­рический ток. Ближайший к положительному полюсу электрон, выр­вавшись из своей связи, создает дырку, которая мгновенно занима­ется электроном следующего соседнего атома (рис. 5, а). Создавшаяся дырка в этом соседнем атоме занимается электроном третьего атома и т. д. Таким образом, дырки как бы перемещаются ("дрейфуют") в кристаллической решетке в направлении, противоположном движению электронов. В последней фазе этого перемещения электрон, поступаю­щий из источника тока, заполняет ближайшую к отрицательному полю­су дырку; одновременно другой электрон покидает ближайший к положительному полюсу атом, на его месте возникает новая дырка, которая опять начинает перемещаться к отрицательному полюсу.

Подобное явление может произойти, например, со свободным мес­том в театральном зале. Предположим, зритель, сидящий в первом ряду, по каким-либо причинам покидает свое место. Тогда зритель, сидящий во втором ряду, чтобы лучше видеть, займет освободившееся место первого ряда, свободное место второго ряда займет зритель третьего ряда и т. д. (рис. 5, б). В этом случае движение зрителей (электронов) вызвало перемещение свободного места (дырки) в противоположном направле­нии с первого ряда в последний, хотя пустые стулья (дырки - места образования положительных зарядов), все время оставались неподвиж­ными. Дырка — понятие чисто условное, это не настоящая частица; в ней нет ни заряда, ни массы. Понятием дырка пользуются лишь для удобст­ва, чтобы избежать сложных и громоздких рассуждений о движении элек­тронов, связанных с атомами кристаллической решетки. В действитель­ности в полупроводниках электрический ток создается только движе­нием электронов, но электронов как бы двух сортов: свободных (так же, как и в металлах) и некоторой частью валентных электронов, перескакивающих от одного узла кристаллической решетки к другому; это перемещение валентных электронов условно представляют как движение положительно заряженных дырок.

Принято считать, что электрический ток в полупроводниках имеет две составляющие: электронную, обусловленную перемещением свобод­ных электронов в зоне проводимости, и дырочную, обусловленную перемещением электронов в валентной зоне, где они движутся от одной дырки к другой. Эту дырочную проводимость рассматривают как резу­льтат перемещения положительно заряженных дырок в направлении, противоположном движению электронов.

В идеально чистом кристалле кремния или германия при разры­ве электронных связей в одно и то же время возникает электрон и дыр­ка, поэтому число образовавшихся дырок будет равно числу свобод­ных электронов. Одновременно с образованием пар электрон — дырка происходит и их рекомбинация. В результате этого при данной темпера­туре число электронов и дырок остается неизменным. При воздействии на идеально чистый кристалл электрического поля электроны и дырки будут совместно принимать участие в образовании электрического тока, обеспечивая перемещение положительных и отрицательных зарядов в противоположных направлениях. Такая проводимость, при которой нет избыточных положительных или отрицательных зарядов, называ­ется собственной проводимостью полупроводника. Собственная про­водимость полупроводников сравнительно невелика и при обычных температурах она не может обеспечить прохождение больших токов.

Например, в чистом германии при температуре 20 °С содержится около двух свободных электронов и дырок на 10 млрд. атомов, а в чистом кремнии — всего одна пара электрон — дырка на 1 тыс. млрд. атомов. В 1 см³ германия число этих носителей электричества состав­ляет около 2·10¹² (2 тыс. млрд.), в то время как в меди при указанных условиях в 1 см³ содержится около 10²² свободных электронов (в 5 млрд. раз больше). Как известно, для того, чтобы обеспечить проте­кание тока 1 А, требуется пропускать по проводу каждую секунду 6,3·10¹⁸ электронов. Следовательно, из-за сравнительно небольшого числа носителей электричества электропроводность чистых полупроводников будет в. миллиарды раз меньше, чем металлов.

Примесная проводимость. В кристалле полупроводника можно соз­дать искусственным путем такие условия, при которых число электронов не будет равно числу дырок и, следовательно, электропроводность его будет вызываться движением электрических зарядов преимущественно какого-либо одного знака: либо электронов, либо дырок. При этом проводимость полупроводника резко возрастает. Получение в полупро­воднике избыточного числа положительных или отрицательных носите­лей электричества обеспечивают введением в него соответствующих примесей.

Рассмотрим это на двух конкретных примерах. Если в кристалл кремния или германия ввести атомы химических элементов пятой груп­пы таблицы Менделеева, у которых на внешней оболочке имеется пять валентных электронов (например, атомы сурьмы, мышьяка, фосфора и др.), то внутренняя структура кристалла несколько изменится (рис. 6, а) Атом сурьмы (Sb), занимая в кристаллической решетке место одного из атомов кремния (Si).образует четырьмя электронами 1-4 элект­ронные связи с четырьмя соседними атомами кремния. Пятый же электрон атома сурьмы 5 окажется свободным — лишним. Оставшись без своей связи, он легко может оторваться от атома сурьмы под действием теплового движения, даже при комнатной температуре. Например, в идеально чистом кристалле кремния ширина запрещенной зоны составляет 1,1 эВ (рис. 6, б). При введении же в него примеси сурьмы ширина запрещен­ной зоны для несвязанных электронов примеси уменьшается до 0,01 эВ. Следовательно, такие электроны легко переходят через запрещенную зону в зону проводимости. Практически энергии теплового движения достаточно, чтобы каждый атом сурьмы даже при низких температурах лишился своего лишнего (пятого) электрона; все эти электроны стано­вятся свободными и сильно увеличивают электропроводность полупро­водника.

Примеси, увеличивающие число свободных электронов в полупро­воднике, называют донорными примесями (донор - поставщик). В полупроводниках с донорной примесью, как и в чистых полупровод­никах, постоянно возникают также пары электрон — дырка. Однако основными носителями электричества будут в них, очевидно, электро­ны, так как число их значительно больше числа дырок, образующихся благодаря собственной электропроводимости германия или кремния. Дыр­ки же являются неосновными носителями электричества. Обусловленная ими проводимость при нормальной температуре будет во много раз меньше проводимости, созданной электронами примеси.

Если вместо сурьмы ввести в кристаллическую решетку кремния или германия атомы элементов третьей группы таблицы Менделеева, имеющих три валентных электрона, например атомы индия In, то для полной их связи с соседними атомами не хватит одного электрона, в результате в кристаллической решетке образуется дырка (рис. 7, а).

Эта дырка долго существовать не будет и легко заполнится электроном, освободившимся из-за разрыва какой-либо соседней связи, т. е. из-за образования дырки в другом месте. Число дырок из-за наличия атома примеси будет превосходить число свободных электронов. Поэтому основными носителями тока здесь будут дырки, а электроны, возни­кающие благодаря собственной проводимости полупроводника, будут неосновными носителями.

Примеси, создающие в полупроводнике дырочную проводимость, называются акцепторными (акцептировать — захватывать). Атомы акцепторных примесей создают добавочные свободные энергетические уровни, расположённые ближе к валентной зоне, чем уровни зоны прово­димости идеального полупроводника.

При введении в чистый полупроводник акцепторной примеси пере­вод электронов полупроводника из валентной зоны на энергетический уровень примеси требует затраты значительно меньшей энергии, чем пе­ревод их в собственную зону проводимости. Например, в кристалле кремния с примесью атомов индия энергия, необходимая для перевода валентных электронов кремния на уровень примеси, составляет около 0,01 эВ вместо 1,1 эВ, потребных для перевода их через запрещенную зону (рис. 7, б). Поэтому даже при низких температурах электроны ва­лентной зоны будут легко переходить на уровни примеси, а не в зону проводимости, освобождая в валентной зоне свободные места. В резу­льтате в валентной зоне полупроводника возникает большое количество дырок, а число электронов в зоне проводимости заметно не увеличива­ется.

Проводимость, обусловленная присутствием атомов другого веще­ства, называется примесной проводимостью. Концентрация таких приме­сей обычно ничтожно мала: один атом примеси приходится приблизите­льно на 10 млн. атомов полупроводника, вследствие чего общая струк­тура его кристаллической решетки в основном сохраняется неизменной. Однако прибавление к чистому полупроводнику даже такого незначи­тельного количества донорной или акцепторной примеси может повы­сить его проводимость в сотни тысяч и даже в миллион раз.

Примесная проводимость, образованная лишними электронами, на­зывается электронной проводимостью, или проводимостью типа п (от первой буквы слова negative - отрицательный). Если же эта проводи­мость обусловлена не занятыми электронами связей (дырок), то она называется дырочной проводимостью, или проводимостью типа р (от первой буквы слова positive — положительный).

Полупроводники, обладающие проводимостью типа и, называются отрицательными, или полупроводниками типа и, а имеющие проводи­мость типа р - положительными, или полупроводниками типа р. Полу­проводник, в котором имеется только собственная проводимость, на­зывается полупроводником типа i (от слова intrinsic - чистый, беспри­месный).

Электрический ток в полупроводниках. При включении полупро­водника типа п в цепь электрического тока в проводах, соединяющих по­лупроводник с источником тока, так же, как и в самом полупроводни­ке, движутся свободные электроны (рис. 8, а). При включении полупроводника типа р в соединительных проводах по-прежнему движутся свободные электроны, а внутри полупроводника в основном перемеща­ются дырки (рис. 8, б). Когда дырки достигают отрицательного полюса, они заполняются (рекомбинируют) электронами, подошедшими к этому полюсу по соединительному проводу от источника тока: Электроны же, покидающие полупроводник, направляются к положительному полюсу и по второму соединительному проводу к источнику тока.

Хотя в реальных полупроводниках типов п и р электропроводи­мость обусловлена главным образом носителями электричества, созда­ваемыми благодаря примесям, в них имеется также и небольшое число неосновных носителей, обусловленных образованием пар электрон — дырка в материале самого полупроводника. Следовательно, полный ток в реальном полупроводнике является суммой электронного и ды­рочного токов. В полупроводнике типа п основным током будет элект­ронный, т. е. I ≈ I_n, а неосновным – дырочный, причем электроны и дырки движутся навстречу друг другу.

В полупроводнике типа р основным током является дырочный, т.е. I ≈ I_p а неосновным — электронный (на рис. 8, а и б показано только движение основных носителей электричества).

В идеальном полупроводнике без посторонних примесей электричес­кий ток образуется в результате движения равного числа электронов и дырок (рис. 8, в), т. е. I = I_n + I_p причем каждая составляющая этого тока значительно меньше, чем в полупроводниках с электронной или дырочной проводимостью.

Принцип действия полупроводниковых диодов. В полупроводнике типа и основными носителями электричества являются электроны, а в полупроводнике типа р — дырки.

При соединении двух пластинок кремния и германия, одна из кото­рых обладает проводимостью п, другая — р, электроны из полупровод­ника типа п будут стремиться проникнуть (диффундировать) в полупро­водник типа р (рис. 9, а), т.е. в область, где имеется недостаток электро­нов. В результате полупроводник типа п теряет часть электронов и за­ряжается положительно. На границе раздела у него образуется слой положительно заряженных ионов (рис. 9, б). Аналогично дырки будут переходить из полупроводника типа р в полупроводник типа и, вследствие чего на границе раздела в полупроводнике типа р образуется слой отрицательно заряженных ионов. Благодаря такому скоплению прост­ранственных электрических зарядов разных знаков в месте соприкосно­вения двух полупроводников возникает электрическое поле, которое имеет определенную напряженность Е _пери создает между двумя полу­проводниками некоторую разность потенциалов U _пер. Это поле препя­тствует дальнейшему переходу (диффузии) основных носителей элект­ричества из одного полупроводника в другой, т. е. образует своеобразный барьер, называемый потенциальным.

Разность потенциалов Δφ = U _пер на границе между слоями двух полупроводников характеризует высоту потенциального барьера; чем больше U _пер, тем труднее преодолеть потенциальный барьер основным носителям электричества. Большая часть электронов, движущихся из полупроводника типа п в полупроводник типа р, натолкнувшись на потенциальный барьер, тормозится и возвращается обратно в полупровод­ник типа п (рис. 9, в). То же самое происходит с дырками при их дви­жении из полупроводника типа р в полупроводник типа и (они возвра­щаются в полупроводник типа р). Только отдельные основные носите­ли, имеющие большую энергию, пробиваются через тормозящее поле в соседнюю область, образуя диффузионный ток через переход. Таким образом, на границе двух полупроводников с разным типом проводи­мости создается электронно-дырочный переход, обладающий повышен­ным сопротивлением для основных носителей электричества. Его элект­рическое поле всегда направлено от полупроводника типа п к полупроводнику типа р.

Если же увеличить внешнее электрическое поле и, следовательно, энергию электронов и дырок, то они смогут преодолеть потенциальный барьер.

Для неосновных носителей электричества (дырок в полупроводни­ке типа п и электронов в полупроводнике типа р), которые обусловле­ны собственной проводимостью проводника, а не примесями, электри­ческое поле в электронно-дырочном переходе будет уже не тормозя­щим, а ускоряющим. Поэтому любой электрон легко переходит из полупроводника типа р в полупроводник типа п и любая дырка также легко перемещается из полупроводника типа п в полупроводник типа р. Перемещение этих неосновных носителей под действием электрического поля электронно-дырочного перехода создает дрейфовый ток, или ток проводимости. Диффузионный ток и ток проводимости проходят через электронно-дырочный переход навстречу друг другу. При отсутствии внешнего электрического поля эти два тока взаимно уравновешива­ются и общий ток через переход равен нулю.

Если полупроводник типа р соединить с отрицательным полюсом источника тока (рис. 10, а), а положительный его полюс соединить с полупроводником типа и, то электроны, находящиеся в большом количестве в полупроводнике типа и, устремятся к положительному по­люсу, а дырки, находящиеся в полупроводнике типа р, — к отрицате­льному. Движение этих носителей электричества создает кратковремен­ный ток, аналогичный току, возникающему при заряде конденсатора. По мере протекания тока полупроводник типа п заряжается положи­тельно (из него уходят отрицательные электроны), а полупроводник типа р - отрицательно (из него уходят положительные дырки), вслед­ствие чего будет возрастать разность потенциалов между указанными полупроводниками. Когда разность потенциалов между ними станет рав­ной внешнему напряжению U _вн источника тока, уход электронов и ды­рок из полупроводников типов п и р к источнику тока прекратится и система из двух рассматриваемых полупроводников будет вести себя, подобно заряженному конденсатору. При этом в электронно-дырочном переходе будет действовать суммарное наложение U _пер+ U _вни потен­циальный барьер (рис. 10, б) сильно возрастет (внешнее поле, создавае­мое источником тока, будет усиливать внутреннее поле в электронно-дырочном переходе).

При таких условиях число основных носителей электричества, ко­торые могут преодолеть увеличенный потенциальный барьер, будет неве­лико и диффузионный ток I_диф резко уменьшится. Кроме того, из-за смещения электронов к отрицательному полюсу, а дырок к положитель­ному возрастает ширина электронно-дырочного перехода (истощенного слоя), что приводит к увеличению его внутреннего сопротивления. Это способствует еще большему уменьшению диффузионного тока.

Уже при внешнем напряжении 0,5—1 В и полярности приложенного напряжения, показанной на рис. 10, б, тормозящие силы суммарного электрического поля оказываются настолько большими, что практически поток основных носителей электричества исчезает, диффузион­ный ток падает до нуля и через электронно-дырочной переход протекает только ток проводимости I_пров обусловленный неосновными носите­лями. Но так как число их во много раз меньше, чем число основных но­сителей, ток проводимости будет очень мал. Следовательно, сопротив­ление электронно-дырочного перехода будет в этом случае очень вели­ко. Напряжение, поданное на электронно-дырочный переход при подклю­чении его по схеме, показанной на рис. 10, а и б, называют запирающим, или обратным (п — плюс; р — минус). Протекающий при этом по цепи ток называют обратным током I_обр, или током запирания, В общем случае I_обр = I_пров - I_диф.

При противоположном включении источника (рис. 11, а) внешнее электрическое поле будет помогать основным носителям электричест­ва диффундировать через электронно-дырочный переход, так как оно будет ослаблять действие электрического поля в этом переходе. При этом потенциальный барьер сильно уменьшится и будет равен разности напряжений U _пер- U _вн(рис. 11,б ); уменьшается также и ширина истощенного слоя. Диффузионный ток I_диф резко возрастает и будет

во много раз превышать ток проводимости I_пров. Следовательно, сопро­тивление электронно-дырочного перехода в этом случае резко умень­шается.

Если внешнее напряжение U _вн будет больше напряжения U _пер, то потенциальный барьер в электронно-дырочном переходе будет вообще отсутствовать, и ток через переход будет ограничиваться только внутрен­ним сопротивлением самих полупроводников и внешним сопротивлени­ем электрической цепи, в которую они включены.

Показанное на рис. 11, а и б включение электронно-дырочного пере­хода (n - минус; р - плюс) называют прямым; ему соответствуют понятия прямой ток и прямое напряжение. В общем случае I_пр = I_диф - I_пров

Измерение высоты потенциального барьера при подаче на него напря­жения и ширины электронно-дырочного перехода часто характеризуют понятием «смещение перехода». При подаче на переход прямого напря­жения он смещается в прямом направлении (ширина его уменьшается), при подаче обратного напряжения — в обратном направлении (ширина увеличивается).

Таким образом, система из двух полупроводников с проводимостью разного типа имеет способность пропускать ток в одном направлении и препятствовать его прохождению в другом. Иначе говоря, она обладает односторонней проводимостью, т. е. может быть использована в качестве электрического вентиля. При подаче на такой вентиль прямого напряже­ния он будет открыт. Сопротивление его в этом случае мало, поэтому он может пропускать большие токи при малом падении напряжения. При подаче обратного (запирающего) напряжения сопротивление его будет велико, поэтому через вентиль будет протекать малый ток даже при больших напряжениях. В настоящее время наибольшее распространение получили два вида полупроводниковых вентилей: кремниевые и герма­ниевые. На основе вентильных свойств р - n -перехода созданы различ­ные полупроводниковые приборы — диоды, транзисторы, динисторы, тиристоры и симисторы.

Все эти приборы отличаются друг от друга только числом р - n -переходов (например, диод имеет один р - n -переход, транзистор - два) и некоторыми технологическими особенностями их производства. Их условные обозначения приведены в табл. 1.

2. ОСНОВНЫЕ ПАРАМЕТРЫ ДИОДОВ

Вольт-амперная характеристика диода. Наиболее полное представле­ние о работе полупроводниковых диодов при стационарном режиме дает вольт-амперная характеристика (рис. 12), т. е. графическая зависимость тока, проходящего через диод, от приложенного к нему напряжения. Вид вольт-амперной характеристики определяется в основном свойства­ми электронно-дырочного перехода. При включении диода в прямом, т. е. проводящем, направлении (правый верхний квадрант) вольт-ампер­ная характеристика имеет круто восходящий участок. При изменении тока, проходящего через диод, падение напряжения в нем при таком включении изменяется мало и при номинальном токе составляет для диодов различных типов от 0,3 до 3 В. Следовательно, оно значительно меньше, чем в ртутных вентилях, что обусловливает более высокий к.п.д. полупроводниковых выпрямителей.

При включении диода в обратном, т. е. в непроводящем, направле­нии через него протекает малый обратный ток (единицы или десятки миллиампер). Этот ток мало изменяется при возрастании обратного напряжения. Однако при достижении обратным напряжением некоторого максимального значения U_проб (напряжения пробоя) обратный ток резко возрастает. В этом случае происходит электрический пробой дио­да, т. е, пробой его электронно-дырочного перехода.

Для большей наглядности прямую и обратную ветви вольт-амперной характеристики обычно строят в разных масштабах (прямой ток в ампе­рах, а обратный — в миллиамперах, прямое падение напряжения в долях вольта, а обратное напряжение — в вольтах).

Вольт-амперную характеристику диода упрощенно можно рассматри­вать состоящей из трех областей: области насыщения 2 и двух областей пробоя 1 и 3. В области насыщения ток, проходящий через диод, очень мал и практически не зависит от напряжения, его называют током насыщения I_нас. У диодов ток насыщения равен обратному току I_обр. В двух областях пробоя (в прямом и обратном направлениях) ток через диод нарастает очень быстро при повышении положительного или отри­цательного напряжения. Ток насыщения создается теми носителями электричества, которые при данной температуре способны преодолеть потенциальный барьер. При включении диода в прямом направлении пробой происходит, когда приложенное напряжение превышает некото­рое напряжение отсечки U₀ (или пороговое напряжение), при включении в обратном направлении, когда приложенное напряжение больше U_проб. При прямом включении наименьшее падение напряжения при одинаковом токе имеют германиевые диоды и наибольшее — кремниевые. Одна­ко обратный ток в кремниевых диодах в сотни раз меньше, чем в гер­маниевых, и в тысячу раз меньше, чем в селеновых. Кроме того, крем­ниевые вентили могут работать при значительно большем обратном на­пряжении, чем германиевые и особенно селеновые диоды, и при более высокой температуре.

Вольт-амперная характеристика диода может быть использована для определения его основных параметров. По прямой ветви можно определить падение напряжения в диоде при номинальном токе, по обратной ветви — максимально допустимое обратное напряжение и обратный ток при этом напряжении.

В ряде случаев в паспортных данных на полупроводниковые диоды, рассчитанные на различные токи, не приводится их вольт-амперная ха­рактеристика, а указываются только отдельные точки этой характерис­тики: прямое падение напряжения при определенном токе (обычно номинальном), обратный ток при определенном обратном напряжении (обычно при максимально допустимом напряжении),

Предельный ток. Предельным называют ток, который может быть длительно пропущен через полупроводниковый диод, определяемый допустимой температурой его структуры (для кремния 140 °С) и усло­виями охлаждения. При включении диода в прямом направлении потери мощности ΔР = I_прU_пр определяются прямым током I_пр и падением напряжения в его структуре U_пр. Эти потери называют мощностью рассеяния; она выделяется в виде тепла, которое необходимо отводить от диода. Чем больше ток, тем сильнее нагревается диод. Если мощность ΔР мала, то выделяющееся тепло равномерно рассеивается по всей массе диода и температура р - n -перехода возрастает незначительно. Но если мощность рассеяния велика, то возникает недопустимый нагрев структуры и диод выходит из строя. Поэтому для каждого полупровод­никового диода существует предельный ток продолжительного режима. Согласно стандартам этот ток представляет собой максимально допус­тимое среднее за период значение I_пр выпрямленного тока i в однофазной однополупериодной схеме (рис. 13, а) при частоте 50 Гц и работе на активную нагрузку R, который может продолжительно протекать через диод V, не вызывая его недопустимого нагрева и необратимого изме­нения характеристик. При нагрузке диода предельным током перегрузки недопустимы.

Отечественная промышленность выпускает полупроводниковые дио­ды на токи от нескольких миллиампер до нескольких тысяч ампер.

На силовые кремниевые полупроводниковые диоды установлена следующая шкала предельных токов; 10, 12,5, 16, 20, 25, 40, 50, 63, 80, 100, 125, 160, 200, 250, 320, 400, 500, 630, 800, 1000, 1250, 1600, 2000, 2500 А. Предельный ток записывают в маркировке диода, например диоды В200 имеют предельный ток 200 А, В320 - 320 А.

Ток, который можно безопасно пропустить через диод, всегда ниже предельного. Чтобы его увеличить, стремятся повысить интенсивность охлаждения диодов. Для этого их снабжают охладителями, способ­ствующими отводу тепла в окружающую среду, обдувают их потоком воздуха, охлаждают водой или маслом.

Перегрузочная способность. Нагрев структуры диода при прохож­дении тока определяется потерями мощности, временем протекания тока и начальной температурой структуры, предшествующей пере­грузке.

При кратковременных перегрузках выделяющаяся в структуре энергия сравнительно быстро распространяется по всей массе полупро­водника и температура его не успевает значительно возрасти. При увели­чении же продолжительности прохождения тока эта энергия не может быстро рассеяться и структура полупроводника сильно нагревается. Следовательно, чем выше ток перегрузки, тем меньшее время он должен проходить через полупроводниковый диод. Например, для диодов В200 и В320 можно допустить перегрузку на 25 % в течение 30 с, двойную - в течение 1 с.

Перегрузочную способность диодов часто определяют по ампер-секундной характеристике (рис. 14). Эта характеристика представляет собой зависимость степени перегрузки (отношения максимального тока I _max, проходящего через диод, к номинальному I _ном) от времени проте­кания максимального тока I _max, в течение которого температура струк­туры достигает максимально допустимого значения.

Для предохранения структуры диода от недопустимого нагрева при кратковременных перегрузках необходимо, чтобы охладитель наряду с развитой охлаждающей поверхностью и хорошей теплопроводностью имел бы еще достаточно большую теплоемкость. В силовых диодах для этой цели применяют довольно массивные охладители из меди или си­лумина (алюминиевый сплав).

Перегрузочная способность диодов в аварийном режиме характери­зуется одиночным допустимым значением импульса ударного тока сину­соидальной формы I _уд продолжительностью 10 мс при заданной началь­ной температуре структуры, соответствующей предельному току. После прохождения такого импульса обратное напряжение к диоду не должно прикладываться. Для диода В320, например, допускается перегрузка одиночным импульсом 6500 А при температуре структуры 140 °С.

Поскольку количество тепла, выделяемого при прохождении импу­льса аварийного тока, согласно закону Джоуля — Ленца пропорциональ­но квадрату этого тока и времени его прохождения, то в технических данных силовых диодов обычно приводится значение площади S (см. рис. 13, б) равнобедренного треугольника с высотой I _уд² и основанием 10 мс. Этот параметр называют джоулевым интегралом. Так, для диода В320 этот параметр составляет 255 000 А²·с при температуре структуры 25° С.

Номинальное напряжение. Напряжение, подаваемое на диод, не должно превосходить некоторого максимального значения U _проб (см. рис. 12), при котором происходит пробой электронно-дырочного пе­рехода. Различают четыре разновид­ности пробоя: зеннеровский, лавинный, тепловой и поверхностный.

Зеннеровский пробой возни­кает при высоких значениях напря­женности электрического поля в электронно-дырочном переходе (обычно свыше 7 · 10⁵ В/см). Под действием такого сильного электрического поля электроны по­лупроводника могут вырываться из своих связей с атомами в крис­таллической решетке, вследствие чего образуется большое число пар электрон — дырка. При этом резко увеличивается число неосновных носителей электричества и возрастает создаваемый ими обрат­ный ток через переход. Этот процесс называется эффектом Зеннера; он аналогичен холодной эмиссии электронов из металла под действием сильного электрического поля.

Лавинный пробой возникает при значительно меньших напряженностях электрического поля в переходе и является следствием ударной ионизации атомов полупроводника. При определенных значениях напря­женности поля энергия неосновных носителей электричества, движущих­ся через переход, оказывается достаточной для того, чтобы при столкно­вении их с атомами кристаллической решетки происходил разрыв ва­лентных связей этих атомов со своими электронами. В результате удар­ной ионизации появляются новые свободные электроны и дырки, кото­рые в свою очередь разгоняются полем и создают всевозрастающее число носителей электричества. Этот процесс носит лавинообразный характер и приводит к значительному возрастанию обратного тока через переход. Лавинный пробой происходит обычно в приборах с широким электрон­но-дырочным переходом, при прохождении которого неосновные носи­тели успевают приобрести достаточно высокую скорость.

Тепловой пробой возникает при значительно более низких обратных напряжениях, когда не обеспечивается необходимый отвод тепла от электронно-дырочного перехода. В этом случае переход может нагреться до такой температуры, при которой возможен разрыв валентных связей атомов кристаллической решетки со своими электронами за счет тепло­вой энергии. Это приводит к увеличению числа неосновных носителей, возрастанию обратного тока через переход и, как следствие, к еще боль­шему нагреву и дальнейшему росту тока. Тепловой пробой обычно происходит при значительных перегрузках. Однако при плохом отводе тепла он возникает даже при небольших токах нагрузки и малых обрат­ных напряжениях.

Неоднородность кристаллической структуры диода способствует возникновению теплового пробоя, так как в результате этого прямой ток распределяется неравномерно по площади электронно-дырочного перехода, вызывая местный недопустимый нагрев.

Поверхностный пробой является следствием неудовлетворительного состояния поверхности диода. В реальных условиях пробой диода возни­кает в результате одновременного действия нескольких факторов. При пробое электронно-дырочный переход теряет свои вентильные свойства: сопротивление его резко падает, а обратный ток сильно возрастает. В нелавинных диодах пробой электронно-дырочного перехода приводит к выходу их из строя из-за резкого повышения температуры. Для каждо­го диода существует определенное номинальное обратное напряжение U _обр при котором он может работать длительное время без опасности пробоя.

Кремниевые диоды имеют значительно большее пробивное напряже­ние, чем германиевые, и могут, поэтому работать при больших номиналь­ных обратных напряжениях. Объясняется это тем, что в кремнии для разрыва валентной связи между атомами и образования пары электрон — дырка требуется затратить примерно в 1,5 раза большую энергию, чем в германии. Следовательно, для того чтобы в кремниевых вентилях неос­новные носители электричества могли накопить энергию, достаточную для разрыва этих связей и образования лавинного пробоя, требуется приложить соответственно большее обратное напряжение.

При пробое в результате приложения обратного напряжения диод выходит из строя даже тогда, когда рассеянная в нем мощность в сотни раз меньше той мощности, которую он выдерживает без всякого вреда при протекании тока в прямом направлении. Это объясняется тем, что при подаче прямого напряжения электрическое сопротивление р-п- перехода распределяется более или менее равномерно по всей его площа­ди, что приводит к равномерному распределению в нем тока и равно­мерному выделению тепла. При обратном же напряжении ток сосредото­чивается только в отдельных точках перехода - в местах, где в крис­таллической решетке имеются структурные дефекты (дислокации). В результате обратный ток проходит не по всей площади перехода, а по отдельным микроканалам (микроплазмам), в которых и происходит выделение всего образовавшегося тепла. Поэтому диод пробивается при мощности рассеяния в сотни раз меньше той, которую он мог бы выдер­жать при равномерном распределении обратного тока. В выпрямитель­ных установках, работающих при высоких напряжениях, это обстоя­тельство заставляет принимать специальные меры для предотвращения пробоя диодов. Однако существуют и такие диоды, для которых про­бой не представляет опасности, так как после пробоя они полностью сохраняют свои вентильные свойства. Эти диоды называются лавинными.

Лавинные диоды нашли широкое применение на электрическом подвиж­ном составе (э.п.с).

Имеются также диоды, для которых режим пробоя является норма­льным рабочим режимом. Их называют стабилитронами, или опорными диодами. Значение обратного тока в этих диодах в режиме пробоя выби­рают таким, чтобы не происходило недопустимого местного нагрева структуры.

В реальных сетях, питающих выпрямительные установки, форма напряжения отличается от синусоидальной (рис. 15), поскольку на не­го влияют различные коммутационные процессы. Такое несинусоидаль­ное напряжение характеризуется повторяющимся амплитудным значе­нием 1 и неповторяющимся 2. Значение повторяющегося напряжения определяется коммутационными процессами в самом преобразователе. Неповторяющиеся напряжения возникают в результате коммутационных процессов, протекающих в электрооборудовании, питающемся от той же сети, к которой подклю­чена выпрямительная установка. Так, например, в момент отключения индуктивных цепей автоматическим выключателем может возникнуть разовое неповторяющееся напряжение. Все повышения напряжения выше значения амплитуды питающего напряжения могут вызвать уве­личение обратного тока и, как следствие пробой р - n -перехода.

Для полупроводниковых приборов (диодов и тиристоров) норми­руется также значение рекомендованного рабочего напряжения синусои­дальной формы 3, которое ниже значений повторяющегося и неповто­ряющегося напряжений (составляет примерно 65 % от него).

Полупроводниковый диод выбирают так, чтобы амплитуда синусои­дального питающего напряжения не превосходила значения рекомендо­ванного рабочего напряжения.

В зависимости от допустимого повторяющегося напряжения диоды и тиристоры подразделяются на ряд классов; классы обозначаются циф­рами 1, 3, 5 и т. д.

Класс вентиля определяет число сотен волы повторяющегося напря­жения. Например, диод класса 8 рассчитан на 800 В повторяющегося напряжения, диод класса 12 — на 1200 В. Повторяющееся обратное на­пряжение меньше напряжения U _проб, соответствующего началу загиба

обратной ветви вольт-амперной характеристики (это напряжение прикла­дывают к диодам только при их испытаниях). Обычно повторяющееся обратное напряжение для нелавинных диодов составляет 0,5 U _проб, a для лавинных - 0,8 U _проб.

Максимальный обратный ток. Амплитудным значением обратного тока называют ток, протекающий через диод в обратном (запирающем) направлении при приложении к нему повторяющегося напряжения. Этот ток зависит от класса диода и его типа (предельного тока). Максималь­ный обратный ток при наибольшей температуре для диодов, применяе­мых на э.п.с., не должен превышать 12 мА, а для тиристоров - 40 мА. Для лавинных диодов ограничивается также допустимая энергия импу­льса обратного тока, которая не должна превышать 1 Дж при длительности 100 мкс и частоте подачи импульсов 0,3 Гц.

Германиевые диоды при прочих равных условиях имеют значительно более высокое значение обратного тока. Меньшее значение обратного тока в кремниевых диодах объясняется тем, что из-за большей энергии, требуемой для образования пары электрон — дырка, число неосновных носителей электричества в кремнии (при одинаковой температуре) меньше, чем в германии. Следовательно, меньше будет и концентрация неосновных носителей, определяющая обратный ток. По этой причине кремниевые вентили имеют лучшие вентильные свойства, чем герма­ниевые.

Прямое падение напряжения. За номинальное значение падения напряжения принимают амплитуду прямого падения напряжения на диоде при прохождении импульса тока, равного 3,14 значения предельно­го тока (амплитуда тока в однофазной однополупериодной схеме по­казана на рис. 13) и температуре полупроводниковой структуры 25 °С. Для силовых кремниевых диодов это напряжение не превышает 1,07— 1,8 В в зависимости от типа вентиля. Диоды, применяемые для паралле­льного включения (например, преобразователей электровозов), марки­руют также на группы по прямому значению падения напряжения ΔU. При замене поврежденного диода обязательно устанавливают диод той же группы.

Прямое и обратное сопротивления. Полупроводниковый диод представляет собой нелинейное сопротивление, которое зависит от при­ложенного напряжения и проходящего по вентилю тока. Поэтому следу­ет различать его статическое и динамическое сопротивления.

Статическое сопротивление характеризует сопротивление диода постоянному току. Оно равно отношению напряжения, приложенного к диоду, к протекающему по нему току при некотором заданном режи­ме (при неизменном токе). Прямое сопротивление R_пр = U_пр /I_пр = tga α может быть определено из вольт-амперной характеристики по наклону прямой ОА, соединяющей точку О начала координат с точкой А, соответствующей заданному режиму работы вентиля при прямом вклю­чении (рис. 16, а).

Динамическое сопротивление характеризует свойства диода по отношению к малым приращениям или к переменным составляющим, наложенным на относительно большие постоянные токи или напряже­ния, и может резко отличаться от сопротивлений постоянному току. Прямое динамическое сопротивление равно отношению приращения напряжения ΔU _пр, приложенного к диоду, к приращению тока Δ I _пр, т.е.

R_д.пр = ΔU_пр / ΔI_пр

Из вольт-амперной характеристики динамическое сопротивление определяют по наклону касательной в данной точке А, соответствующей некоторому заданному режиму работы диода (рис. 16, б). Статическое
и динамическое сопротивления диода сильно зависят от режима его ра­
боты. При увеличении прямого напряжения эти сопротивления умень­шаются, при увеличении обратного напряжения возрастают. Обычно R_д.пр определяют по углу наклона идеализированной характеристики (см. рис. 12) — прямой 4, проходящей через две точки с ординатами, равными 1,57Δ I _пр и 4,71Δ I _пр, и пересекающей ось напряжения в точке, соответствующей U ₀. Напряжение U ₀ называют пороговым: для различ­ных типов приборов оно составляет от 0,8 до 1,5 В.

Для диодов, работающих в импульсном режиме, в паспортных дан­ных указывают также прямое импульсное сопротивление - отношение максимального всплеска прямого напряжения к вызывающему его импульсу тока. Импульсное сопротивление может заметно превышать статическое сопротивление.

Температурный режим. Свойства р - n -перехода существенно зави­сят от температуры. Проводимость его в прямом направлении получает­ся достаточно высокой даже при низких температурах (-60 ° С), так как для отрыва валентных электронов основного полупроводника и элект­ронов-примесей от их атомов требуется сравнительно небольшая энергия.

При повышении температуры увеличиваются тепловые колебания электронов основного полупроводника и некоторые из них отрываются от своих атомов в кристаллической решетке. Поэтому в полупроводни­ке увеличивается число образующихся пар электрон — дырка, повыша­ется концентрация неосновных носителей электричества, отданных ато­мами основного полупроводника, и соответственно снижается концентрация носителей, обусловленных наличием атомов примесей. Следовате­льно, чем выше температура, тем сильнее проявляется собственная проводимость полупроводника и тем меньше сказывается примесная проводимость. В результате концентрация электронов и дырок по обе стороны от места контакта двух полупроводников типов п и р выравнивается, электрическое поле в этом месте исчезает и р - n -лереход при высоких температурах теряет свои выпрямляющие свойства. Для герма­ниевых диодов верхний температурный предел, при котором они перес­тают нормально работать, составляет 70-90 °С. У кремниевых диодов для отрыва валентного электрона от атома кремния требуется большая энергия, поэтому они могут работать при температуре 125-140 °С.

В температурном диапазоне, где возможна нормальная работа полу­проводниковых диодов, все их характеристики существенно зависят от температуры. Например, ток проводимости, который определяет значе­ние обратного тока, проходящего через диод, сильно зависит от числа неосновных носителей, обусловленных электронами и дырками основно­го полупроводника. Так как число их растет с увеличением температуры, то соответственно возрастает и обратный ток диода. Прямой ток диода при повышении температуры также возрастает, что обусловливает умень­шение падения напряжения в диоде при заданном токе (сопротивление диода в прямом направлении уменьшается с ростом температуры).

Так как при повышении температуры ухудшается отвод тепла от р - n -перехода и возрастает обратный ток, в этом случае необходимо снижать допустимые значения номинального (прямого) тока диода и обратного напряжения.

Частотные характеристики. Эффективность работы полупроводни­ковых приборов в цепях переменного тока зависит в значительной степе­ни от их емкости. Электронно-дырочный переход обладает определенной емкостью, которая зависит от площади перехода, диэлектрической проницаемости полупроводника и концентрации в нем носителей электри­чества.

При работе на высоких частотах емкостное сопротивление уменьша­ется и обратный ток может пройти через емкость р - n -перехода, несмот­ря на его большое активное сопротивление. Это нарушает нормальную работу прибора, так как переход теряет свое свойство односторонней проводимости. Поэтому для работы при высоких частотах используют полупроводниковые приборы, у которых площадь р - n -перехода незна­чительна и собственная емкость мала.

В паспортных данных на выпрямительные диоды и силовые ти­ристоры обычно указывают наивысшую рабочую частоту, при которой может работать диод. Силовые диоды, применяемые на э.п.с. рассчитаны на работу в цепях с частотой до 500 Гц. Иногда указывается емкость диода (проходная емкость) или же выпрямленный ток на высокой час­тоте.

При работе диодов в цепях с импульсными токами электрический заряд, накопленный в диоде, исчезает не сразу после выключения прямо­го тока. Это приводит к тому, что большое обратное сопротивление диод также приобретает не мгновенно после подачи на него обратного напря­жения. В паспортных данных на некоторые диоды и тиристоры указыва­ют так называемое время восстановления — время от момента переклю­чения напряжения с прямого на обратное, по истечении которого обрат­ный ток уменьшается до определенного значения. Время восстановления для силовых кремниевых тиристоров составляет 70—250 мкс, для быстродействующих тиристоров — от 20 до 50 мкс.

Для работы в цепях с повышенной.частотой до 100 кГц выпускают специальные частотные диоды (вентили высокочастотные — ВЧ). Благо­даря специальной технологии изготовления время запирания этих дио­дов составляет около 1 мкс, а p - n -переход обладает малой емкостью.

3. УСТРОЙСТВО ДИОДОВ

Способы получения электронно-дырочного перехода. Для создания р - n -перехода в полупроводниковых приборах наибольшее распростране­ние получили два метода: сплавной и диффузионный.

Сплавной метод заключается в сплавлении полупроводника типа п с помещенной на его поверхности таблеткой из акцепторной примеси или полупроводника типа р с таблеткой донорной примеси. Для этого из кристаллического полупроводника (германия или кремния) нареза­ют тонкие пластинки, которые тщательно полируют и протравливают. Промытые и высушенные пластинки закладывают вместе с таблеткой из примесного вещества в специальные кассеты, которые загружают в вакуумную или водородную печь и нагревают до температуры 500— 550 °С. Температуру нагрева выбирают таким образом, чтобы прилежа­щий к таблетке слой полупроводника растворялся в расплавленном материале примеси. При охлаждении полупроводник рекристаллизуется, захватывая примеси, в результате чего изменяется тип его прово­димости. Поэтому на границе между исходным и рекристаллизованным полупроводником образуется р - n -переход.

При изготовлении германиевых диодов пластинку из германия сплавляют с таблеткой индия, при изготовлении кремниевых диодов пластинку кремния сплавляют с таблеткой алюминия (фольгой из алю­миниевого сплава). Процесс получения р - n -перехода по сплавной техно­логии обычно совмещается с выполнением других операций, необходи­мых для изготовления диода: приплавлением контактов для отвода тока от пластинки из полупроводника, выводов и пр.

Диоды, рассчитанные на малые токи, изготовляют по микросплав­ной технологии. В этом случае на поверхность пластинки из полупровод­ника наносят электролитическим путем тонкую пленку примесного вещества, а затем вплавляют эту примесь в полупроводниковый мате­риал.

При диффузионном методе создания р - n -перехода пластинки из гер­мания или кремния вместе с некоторым количеством примесного мате­риала загружают в ампулы, из которых предварительно откачивают воз­дух. После загрузки ампулы помещают в печь. При повышенной темпе­ратуре внутри ампул создается давление паров примесного материала и атомы примеси начинают диффундировать (внедряться) в полупро­водник. В результате такой обработки вблизи поверхности полупровод­никовой пластинки создается слой с высокой концентрацией атомов примеси, что приводит к изменению типа проводимости основного полупроводника. Между этим слоем и массой основного полупроводни­ка образуется р - n -переход. Дозируя содержание примесей внутри ампулы и продолжительность пребывания ее в печи, можно точно отрегулиро­вать глубину проникновения примесных атомов в материал полупровод­ника. Достоинством диффузионного метода является плавное распреде­ление примесей и однородность р - n -перехода по всей его плоскости. Это позволяет повысить допустимое обратное напряжение и исключает возможность местных недопустимых нагревов при прохождении прямо­го тока. Однотипные диоды, получаемые диффузионным методом, име­ют меньший технологический разброс электрических параметров. Дос­тоинствами сплавного метода является простота выполнения, возмож­ность совмещения нескольких технологических операций при изготовле­нии диода и получение более резких р-п -переходов.

В настоящее время оба метода находят применение. Однако для изготовления мощных диодов преимущественное распространение полу­чил диффузионный метод.

Конструктивное исполнение. Промышленностью выпускается боль­шой ассортимент германиевых и кремниевых диодов.

Существуют диоды выпрямительные, универсального назначения, опорные, импульсные и др.

Кремниевые диоды могут работать при более высоких температурах, чем германиевые (+125 °С и выше); они имеют более высокое обратное напряжение и меньшие обратные токи. Недостатком их является неско­лько большее сопротивление при включении в прямом направлении, а следовательно, большие падения напряжения и потери мощности.

В зависимости от конструктивного исполнения р - n -перехода разли­чают два типа германиевых и кремниевых диодов: плоскостной и точеч­ный.

В точечном диоде р - n -переход образуется в точке касания пластины из полупроводника с острием тонкой металлической иглы (рис. 17, а), при этом прямое направление соответствует прохождению тока от метал­лической