Полупроводниковый диод

Дата добавления: 2015-07-23; просмотров: 3140; Нарушение авторских прав

Кирпичев В.Ф.   МЕТОДИЧЕСКИЕ УКАЗАНИЯ К ЛАБОРАТОРНОЙ РАБОТЕ Полупроводниковый диод
		2006

Составитель - ст. преподаватель КИРПИЧЕВ В.Ф.

Данные методические указания являются вторым изданием аналогичных указаний к лабораторной работе «Полупроводниковый диод», выпущенным в 1983 году.

Одобрено к переизданию на заседании кафедры Автоматизированных информационных

и вычислительных систем

11.11.2006 г., протокол №3.

1. КРАТКИЕ ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ СВЕДЕНИЯ

1.1. Образование p-n перехода.

Основным элементом полупроводникового диода является электронно-дырочный р-n переход. р-n. переход представляет со­бой область полупроводника, внутри которой происходит изменение типа проводимости. В зависимости от характера изменения концентрации примесей р-n переходы разделяется на ступенчатые (резкие) и плавные. В резких переходах, получаемых обычно сплавлением, происходит скачкообразное изменение концентрации примеси. Они представляют собой частный случай более общего класса плавных переходов, изготавливаемых с помощью диффузии. Понятие резких р-n переходов является, в известной мере, приближенным, однако эти переходы хорошо отражают свойства многих реальных струк­тур и более просты для анализа. Поэтому в дальнейшем ступенчатым переходам уделено основное внимание.

Наиболее распространены несимметричные переходы, у которых концентрации примесей Na и Nd не одинаковы (рис. 1 а).

Поскольку концентрация дырок Рр в слое р значительно больше, чем исходная концентрация дырок Pn в слое n, часть дырок диффундирует из слоя р в слой n, рекомбинируя в нем с электронами. При этом в слое n уменьшится концентрация свободных электронов и "обнажатся" некомпенсированные положитель­ные заряды донорных атомов ( на рис.1б). Слева от границы "обнажатся" некомпенсированные отрицательные заряды акцепторных атомов ( на рис. 1б), от которых ушли дырки.

Рис. 1. Структура p-n перехода.

Движение дырок через переход под действием разности кон­центраций (градиента концентраций) представляет собой дырочную компоненту диффузионного тока. Аналогичные рассуждения действи­тельны для электронов n-слоя, которые частично диффундируют в слой р. Однако в несимметричном переходе, в котором n_n<<P_p, диффузия электронов в слой р малосущественна, поскольку разность концентраций n_n – n_p несравненно меньше разницы p_p – p_n, а именно этими разностями определяются градиенты концентраций и диффузионные токи.

Область образовавшихся пространственных зарядов (ионизиро­ванных атомов примесей) и есть область p-n перехода. Часто эту область называют обедненным или истощенным слоем, имея в виду резко пониженную концентрацию подвижных носителей в обеих ее частях. В большинстве случаев р-n переход можно идеализировать так, как показано на рис.1, т.е. полностью пренебречь наличием свободных носителей в переходе и считать границы перехода идеально резкими (рис. 1а, 1б). Такая идеализация упрощает решение многих задач.

Переход в целом нейтрален: отрицательный заряд (образованный ионизированными атомами акцепторной примеси ) в левой части равен положительному заряду (ионизированных атомов донорной примеси ) в правой части (рис. 1б). Однако плотности зарядов резко различны (из-за различия в концентрациях примесей). Поэтому различны и протяженности обедненных слоев: в слое с меньшей концентрацией примесей (в нашем случае в n-слое) область объемного заряда значительно шире (рис. 1в – равенство зарядов соответствует на рисунке равенству площадей фи­гур). Как говорят, несимметричный переход в сосредоточен в высокоомном слое.

Область перехода является наиболее высокоомной частью всей диодной структуры (с собственной, т.е. минимальной кон­центрацией носителей). Удельное сопротивление этой области на несколько порядков превышает удельные сопротивления электрически-нейтральных p- и n- областей, прилегающих к переходу (на рис. 1б по обе стороны от границ области объемного заряда около каждого неподвижного иона О изображен противоположный по знаку подвижный носитель)

Между р -и n- областями возникает электрическое поле, созданное двумя слоями объемных зарядов. На рис.2 показаны зонные диаграммы p-n перехода до и после воображаемого «соприкосновения слоев».

Как видим, единство уровня Ферми (потенциала φ_F на рис. 2б) приводит к искривлению зон в районе перехода. В результате образуется разность потенциалов (потенциальный барьер для основных носителей) и электрическое поле (вектор поля Е в нашем случае направлен справа налево). Для характеристики равновесного состояния перехода можно воспользоваться образной интерпретацией, уподобив электроны тяжелым шарикам , способным двигаться по дну зоны проводимости, а положительно заряженные дырки – легкими пузырьками (светлые шарики), всплывающим по наклонному потолку «жидкой» валентной зоны. Основная масса дырок р-слоя (основные носители) диффундирует слева направо (рис. 2в) в область перехода, но не может преодолеть потенциальный барьер и, проникнув в переход на некоторую глубину, «отражается» и возвращается в р-слой. Дырки же n-слоя (неосновные носители), независимо от энергии, беспрепятственно всплывают в р-слой (дрейфуют в поле перехода Е и представляют собой дырочную компоненту дрейфового тока).

Рис. 2. Зонные диаграммы слоев (а), p-n перехода (б), и схема движения носителей в переходе (в).

Этот поток уравновешивается встречным потоком достаточно энергичных дырок р-слоя, способных преодолеть барьер. Аналогич­ная ситуация имеет место и по отношению к электронам. Естественно, что глубина проникновения "отражаемых" носителей в пере­ход тем больше, чем выше их тепловая энергия.

Электрическое поле р-n перехода способствует перехо­ду неосновных носителей из одной области в другую - появлению дрейфового тока, направленного навстречу диффузионному. Таким образом, суммарные токи электронов и дырок складываются из дрейфовых и диффузионных составляющих и определяется следующими уравнениями:

(1)

[*] (2)

где q – заряд электрона;

, - подвижности электронов и дырок;

D_n, D_p - коэффициенты диффузии электронов и дырок;

n, p - концентрация электронов и дырок;

S - площадь р-n перехода.

Общий ток I складывается из тока электронов и тока дырок:

I = I_n + I_p; (3)

В состоянии равновесия, когда на p-n переход не подано напряжение, ток I равен нулю.

Образующийся в области перехода потенциальный барьер ха­рактеризуется контактной разностью потенциалов

(4)

где: p_р, n_n - концентрации основных, р_n, n_p - концентрации неосновных носителей заряда; - тепловой потенциал: φ = 0,025 В при Т = 300°К.

В диапазоне рабочих температур полупроводниковых приборов атомы доноров и акцепторов можно считать полностью ионизированными, поэтому концентрацию электронов в n-области можно счи­тать равной концентрации доноров n_n = N_d , а концентрацию ды­рок в области р - равной концентрации акцепторов р_р = N_α. В этом случае выражение для φ₀ можно представить в следующем виде

(5)

где n_i - концентрация носителей в собственном полупроводнике.

Из рис. 2б видно, что φ₀ = φ_Ер - φ_{En или} энергетическому интервалу между уровнями (потенциалами) Ферми до «соприкосновения» (рис. 2а).

Очевидно, что при прочих равных условиях равновесная высота по­тенциального барьера тем выше, чем меньше собственная концент­рация (т.е. чем больше ширина запрещенной зоны полупроводника). Подставляя (5) Nα = 10¹⁹ см^-3, N_d = 10¹⁶ см^-3 и значение n_i для кремния (см. табл. 1), получаем для комнатной температуры φ₀ = 33, φ_Т ≈ 0,83 В.

У германиевых переходов потенциальный барьер обычно не превышает 0,4В благодаря значительно большей собственной концент­рации n_i (см. табл. 1).

Отметим, что в равновесном состоянии кристалл в целом нейтрален, поэтому суммарный заряд ионов акцепторов в переход­ном слое равняется заряду ионов доноров. Поэтому обеднённый слой в высокоомной области (базе) шире обедненного слоя в низкоомной области (эмиттере) во столько раз, во сколько раз концентрация примесей в базе меньше концентрации в эмиттере, т.е. в N_α/N_d раз. Если подключить источник э.д.с U между р и n-слоями, то равновесие перехода нарушится и в цепи потечет ток. Выше уже подчеркивалось, что удельное сопротивление обеднен­ного слоя намного выше, чем удельные сопротивления нейтральных слоев. Поэтому, внешнее напряжение практически полностью падает на переходе, а, значит, изменение высоты потенциального барьера равно значению приложенной э.д.с. Когда е.д.с приложена плюсом к р-слою, высота барьера уменьшается, (рис. 3а)

φ ₌ φ₀ –U (6)

Напряжение такой полярности является прямым. При отрицательном
потенциале на р-слое высота барьера увеличивается (рис. 3б) и знак минус в формуле (6) следует изменить на плюс. Напряжение такой полярности является обратным. В дальнейшем прямые напряжения будем считать положительными, а обратные - отрицательными. Вместе с высотой потенциального барьера меняются его ширина и граничные концентрации носителей.

Рис. 3. Смещение перехода в прямом (а) и обратном (б) направлении.

При прямом смещении большее число дырок может диффунди­ровать в область n и большее число электронов будет диффун­дировать из n в р область. Напряжение смещения практически не оказывает влияния на движение неосновных носителей n_p и p_n (т.е. на дрейфовые токи). Толщина обеднённого слоя умень­шается и через переход идет большой прямой ток. С увеличением прямого смещения падение напряжения на переходном слое стремится к величине φ₀ (для германиевых переходов: φ₀ = 0,2 ÷ 0,4В, для кремниевых - φ₀ = 0,6 ÷ 0,8В) и в общем значении напряжения на диоде U заметную роль начинает играть падение напряжения на объемных сопротивлениях эмиттера и базы U_p и U_n.

При обратном смещении внешнее напряжение U также частью падает в областях р и n и в переходном слое, однако практи­чески все приложенное внешнее напряжение падает на р-n переходе. Таким образом, потенциальный барьер при обратном смещении возрастает до величины (φ₀ - U). Увеличение высоты потенциаль­ного барьера сопровождается резким уменьшением потока основных носителей заряда, способных преодолеть барьер (в раз). На потоке неосновных носителей (дырок, переходящих из области n в область р и электронов, переходящих из области р в область n) изменение потенциального барьера не сказывается. Интенсивность потока неосновных носителей заряда зависит только от скорости их генерации в прилегающих к переходному слою областях. Ширина обедненного слоя при обратном смещении увели­чивается, и через переход течет небольшой дрейфовый ток. Таким образом, р-n переход представляет собой нелинейный элемент, обладающий выпрямляющими свойствами: величина тока при обрат­ном смещении оказывается значительно меньше, чем при прямом.

1.2. Вольтамперная характеристика р-n перехода.

Вольтамперная характеристика идеального р-n перехода имеет следующий вид:

(7)

где I₀ - тепловой ток (ток насыщения).

Величина I₀ равна

(8)

где D_p, D_n - коэффициенты диффузии дырок и электронов; L_p, L_n - диффузионная длина дырок и электронов соответственно.

Формула (7) является одной ив важнейших в транзисторной электронике. Её начальный участок представлен на рис. 4 в относительных единицах.

Рис. 4 Вольтамперная характеристика идеализированного p-n перехода (диода).

Ток I₀, определяющий "масш­таб" ВАХ, называется тепловым током, поскольку он имеет теп­ловое происхождение, и сильно зависит от температуры.

1.3. Прямая ветвь ВАХ.

При напряжениях U>0 зависимость I(U) настолько крутая, что получить нужный ток, задавая напряжение, трудно: малейшее изменение напряжения вызывает существенное изменение тока.

Поэтому для р-n переходов характерен режим заданного пря­мого тока. Чтобы исследовать зависимость U(I), запишем ВАХ (I=I₀) следующей форме:

(9)

Для кремниевых диодов с их ничтожный тепловым током можно пользоваться выражением

(10)

Если диапазон и изменения прямых токов составляет до 2-х порядков и более, то прямое напряжение в этом диапазоне может меняться существенно. Однако на практике диапазон токов редко бывает таким широким. Тогда прямое напряжение в рабочем диапазоне меняется очень незначительно.

В нормальном токовом режиме напряжение на переходе можно счи­тать постоянным и рассматривать его как своего рода параметр открытого кремниевого перехода. Для этого параметра введем специальное обозначение U* и будем называть его напряжением открытого перехода. При комнатной температуре будем считать, что в нормальном режиме U* = 0.7В, а в микрорежиме U* = 0,5В. Если прямое напряжение всего на 0,1В (т.е. на 4 φ_Т) меньше напряжения U*, переход уже может считаться практически запертым, поскольку токи при таких напряжениях в десятки раз мень­ше номинальных. Поэтому условно можно назвать величину (U* - 0.1)В напряжением отпирания.

Напряжение отпирания хорошо видно на рис.5.

При меньших напряжениях, вплоть до нуля, кривая I(U) сливается с осью абсцисс, образуя так называемую "пятку" ВАХ.

Рис. 5 ВАХ идеализированных диодов (p-n переходов) при равной ширине запрещенной зоны.

Напряжение U* зависит от температуры при неизменном токе. Эта зависимость обусловлена состав­лявшими φ_Т и I₀ в формуле (9).

С ростом температуры прямое напряжение на переходе уменьшается (штриховые линии на рис.5), и может быть не 0,2В меньше но­минального. Важной особенностью идеальной ВАХ является обратная зависимость между прямым напряжением и тепловым током: чем меньше тепловой ток, тем больше прямое напряжение и наоборот. В связи с этим, в частности у германиевых переходов (у которых I₀ на 6 порядков больше, чем у кремниевых) прямое напряжение при прочих равных условиях на 0,35В меньше и составляет (в зависимости от режима) 0,25÷0,15В (рис. 5). При этом напряжение отпирания близко к нулю и параметр U* не имеет смысла (целесообразнее считать U*≈0).

. Одной из особенностей реальной ВАХ является омическое паде­ние напряжения в слое базы. Действительно, если базовый слой имеет достаточно большое сопротивление r_б, то внешнее напряжение, вообще говоря, не полностью падает на p-n переходе, а распределяется между ним и слоем базы. Тогда прямое напряжение вместо формулы (9) будет выражаться суммой

; (11)

Поскольку второе слагаемое (омическое падение) зависит от тока линейно, а первое – логарифмически, то при достаточно большом токе экспоненциальная ВАХ всегда вырождается – становится более пологой (рис. 6).

Рис. 6 Прямая вольтамперная характеристика p-n перехода.

Вырожденный участок в полулогарифмическом масштабе имеет другой наклон (рис. 7).

Рис. 7 Прямые характеристики реальных диодов – кремниевого и германиевого в полулогарифмическом масштабе. Цифры характеризуют наклон кривых (показатель степени экспоненты) в формуле (7).

Для оценки тока вырождения можно положить дифференциальное сопротивление идеального диода r_д, равным сопротивлению базы r_б. Тогда вырождение наступает при токе

; (12)

При токе вырождения падение напряжения в базе

; (13)

Сопротивление базы при малой площади перехода может составлять десятки и сотни Ом, так что вырождение ВАХ может наступать при сравнительно малых токах (0,2 ÷ 0,5) мА и менее. Сопротивление базы r_б обычно лежит в пределах от 1-2 Ом до 20-30 Ом. Оценим токи вырождения для диодов с сопротивлением базы r_б = 10 Ом r_б = 1 Ом.

Для первого диода получаем ток вырождения =2,5 мА, для второго (мощного диода) ток вырождения =25 мА. Это соответствует начальному участку характеристики (рис. 8).

Если прямое напряжение превышает величину , то высота потенциального барьера в переходе падает практически до нуля и ВАХ становится квазилинейной.

;

Этот участок ВАХ называют омическим. Строгая линейность не имеет места из-за модуляции сопротивления базы – увеличения ее проводимости благодаря концентрациям избыточных носителей при больших токах.[†]

Одним из важнейших параметров прямой ветви ВАХ является дифференциальное сопротивление перехода. Для начального (невырожденного) участка его легко получить из выражения (9)

; (14)

Физический смысл этого параметра становится ясным, если заменить дифференциалы и конечными приращениями, тогда

;

Значит, есть сопротивление для приращений тока , малых по сравнению с постоянной составляющей тока I, определяющей величину .

Типичным значением, которое полезно запомнить, является = 25 Ом, соответствующее току I = 1 мА. Следует подчеркнуть, что в микрорежиме сопротивление перехода резко возрастает. Так при токе I = 5 мкА получаем = 5 кОм.

Выражение для дифференциального сопротивления с учетом сопротивления базы может быть получено из выражения (11)

, или ; (15)

Сопротивление быстро уменьшается при увеличении прямого тока и, например, при токе I > 5÷10 мА составляет несколько Ом (рис. 8).

В нулевой точке (I = 0, U = 0) сопротивление . Вторым слагаемым можно пренебречь, т.к. оно много меньше первого, тогда:

; (16)

Измерив дифференциальное сопротивление диода в нулевой точке, можно оценить величину тока

; (17)

Например, при = 25 кОм = 1 мкА.

Рис. 8. Зависимость дифференциального сопротивления диода от прямого тока.

1.4. Обратная ветвь ВАХ.

Из формулы (7) видно, что при достаточно большом обратном напряжении (а именно, при |U| > ), величина обратного тока равна - и не зависит от напряжения. Таким образом, можно сказать, что тепловой ток определяет величину обратного тока для идеальной ВАХ. Как видно из (8), величина теплового тока тем больше, чем больше концентрация неосновных носителей, поэтому в соответствии с соотношениями

; ; ; (18)

для уменьшения теплового тока следует увеличивать концентрацию основных носителей в полупроводнике.

Эти же соотношения определяют сильную зависимость тока от
температуры и ширины запрещенной зоны полупроводника.

; ; (19)

Относительно небольшое различие в ширине запрещенной зоны германиевых и кремниевых переходов приводит к существенной разнице в собственных концентрациях (табл. 1), а вместе с ними и в концентрациях неосновных носителей. Поэтому тепловой ток кремниевых диодов значительно меньше, чем у германиевых, хотя полный обратный ток реальных кремниевых диодов значитель­но больше, чем .

Температурная зависимость теплового тока определяется величиной . Обычно функцию I₀ (T) характеризуют так называемой температурой удвоения Т*, т.е. приращением температуры, вызывающим удвоение теплового тока. Если известен тепловой ток при температуре Т₀, то при любой другой температуре Т его можно приближенно оценить из соотношения

; (20)

где .

Или более строго

; (21)

тогда

; (22)

В рассматриваемой идеализированной модели перехода предполагалось, что тепловой ток обусловлен только движением (дрейфом) через переход неосновных носителей, генерированных на расстоянии L_P в n-области и на расстояние L_n в p-области, откуда они диффундируют в область объемного заряда и уносятся полем в другой слой, где становятся основными носителями (рис. 9).

Рис. 9 Происхождение электронного и дырочного компонентов теплового тока.

+ Дырки (неосновные носители в области n).

- Электроны (неосновные носители в области p).

Реальный обратный ток перехода превышает величину , предсказанную выражением .

Причиной этого является, прежде всего, генерация электронно-дырочных пар в области обратно смещенного перехода. Составляющую обратного тока, обусловленную этим явлением, называют током термогенерации. Процессы генерации и рекомбинации носителей происходят во всех частях диода: как в нейтральных слоях n и p, так и в области n-перехода.

В равновесном состоянии скорости генерации и рекомбинации везде одинаковы, поэтому направленных потоков носителей нет. Когда к переходу приложено обратное напряжение, область перехода дополнительно обедняется носителями. Поэтому рекомбинация здесь замедляется, и процесс генерации оказывается неуравновешенным. Избыточные генерируемые носители уносятся электрическим полем в нейтральные слои: электроны в n-слой, дырки в p-слой. Эти токи и образуют ток термогенерации I_G (рис. 10).

Рис. 10. Происхождение тока термогенерации в переходе.

Ток термогенерации можно вычислить по формуле

; (23)

где – ширина перехода,

S – объем области, где генерируются носители.

Пусть, например, S = 0,01 см², = 1,25 мкм, τ = 4 мкс.

Тогда из формулы (23) для кремниевого диода получаем = 0,001 мкА. Это значение на 3÷4 порядка выше теплового тока . Для германиевого диода с теми же параметрами ток будет около 1 мкА, а тепловой ток будет такого же порядка.

Таким образом, при комнатной температуре в кремниевых диодах ток термогенерации является главным компонентом обратного тока. Кроме того, ток термогенерации зависит от обратного напряжения таким же образом, как и ширина перехода (рис. 11).

Рис. 11. Обратная характеристика кремниевого p-n перехода.

У германиевых диодов основным компонентом обратного тока при комнатной и повышенной температуре является тепловой ток. Ток термогенерации у них начинает играть роль лишь при отрицательной температуре, когда значение обратного тока делается вообще мало существенным.

В реальных диодах обратный ток оказывается больше суммы теплового и генерационного тока + , так как обратный ток включает в себя токи утечки , и канальные токи , которые обусловлены поверхностными эффектами.

Таким образом,

(24)

Ток утечки образуется на поверхности обедненного слоя. Канальный ток образуется из-за наличия вблизи поверхности кристалла поверхностных уровней энергии, что приводит к образованию инверсного слоя в одной из областей p-n перехода, увеличению площади p-n - перехода и, в конечном счете, к увеличению обратного тока.

При изготовлении полупроводниковых приборов специальной обработкой поверхности токи утечки и канальные токи могут быть уменьшены до пренебрежимо малых величин.

2. ЦЕЛЬ И СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Цель работы - исследовать характеристики и параметры гер­маниевых и кремниевых диодов.

В работе снимаются прямые и обратные вольтамперные характеристики диодов при комнатной и повышенной температурах.

Исследуется зависимость дифференциального сопротивления диодов от прямого тока.

Рассчитывается величина теплового тока I₀, температура удвоения обратного тока I*.

Оценивается сопротивление базы r_б и ток вырождения I_в.

Рис. 12. Схема 1 предназначена для снятия прямых характеристик диодов при комнатной и повышенной температурах.

Рис. 13. Схема 2 предназначена для снятия обратных характеристик диодов при комнатной и повышенной температурах.

Рис. 14. Схема 3 предназначена для измерения дифференциального сопротивления в нулевой точке (U = 0, I = 0) и снятия зависимости дифференциального сопротивления диода от прямого тока через диод.

В этой схеме от звукового генератора Г на диод и последовательно включенное сопротивление R4 подается небольшое переменное напряжение. По падению напряжения звуковой частоты на сопротив­лении R4 и величине этого сопротивления рассчитывается переменный ток через это сопротивление и последовательно соединенный с ним диод. Измеряя переменное напряжение на диоде измерителем ИН2 и зная переменный ток через него, рассчитывается дифференциальное сопротивление диода. Постоянный ток черев диод измеряется измерителем тока ИТ2.

4. ЗАДАНИЕ И МЕТОДИЧЕСКИЕ УКАЗАНИЯ К ВЫПОЛНЕНИЮ РАБОТЫ.

Записать паспортные данные исследуемых диодов. (Табл.2).

Зарисовать схемы 1и 2 и объяснить их.

Установить ручки управления и тумблеры на стенде в исходное состояние:

R1, R2, R3 – в крайнее левое положение.

Тумблер T1 - в положение "+", при этом на диод подается прямое смещение.

Тумблер Т2 - в положение 1, при этой измеритель постоянного нап­ряжения ИН 1 подключается параллельно диоду (реализуется схема 1).

Тумблер ТЗ - в положение Д1 - при этом подключается германиевый диод.

Тумблер Т4 - в положение "Выключено". (Питание термостата).

Включить тумблер «Сеть».

4.1. Снятие прямой ветви вольтамперной характеристика (схема 1).

4.1.1. Выбрать предел измерения измерителя тока (ИТ 1), исходя из максимально допустимого прямого тока черев диод. Выбрать предел измерения измерителя напряжения (ИН 1), исходя из наибольшего прямого падения напряжения на диоде.

4.1.2. Задаваясь прямым током через диод при помощи R1, R2, R3, снять прямые ветви характеристик диодов Д1 и Д2, пе­реключив их тумблером Т3. При снятии прямой ветви характе­ристики удобнее задавать ток через диод и отмечать соответ­ствующее значение напряжения.

4.2. Снятие обратной ветви вольтамперной характеристики (схема 2).

4.2.1. Установить R₁, R₂, R₃ в крайнее левое положение, ус­тановить предел измерения и полярность приборов ИН I и ИТ I, исходя из допустимого обратного напряжения и максимального обратного тока диода. Переключить тумблер T1 в положение "-". Переключить тумблер Т2 в положение "2", при этом реализуется схема 2.

4.2.2. Снять обратные характеристики диодов ДI и Д2, зада­ваясь напряжением на диоде с помощью R1, R 2, R3 и переключая диоды тумблером ТЗ.

4.3. Снятие обратных характеристик диодов при повышенной температуре (схема 2).

4.3.1. Включить тумблер Т4 "Питание термостата" с диодами и дать ему прогреться в течение 15 минут (температура в тер­мостате в стационарном режиме указана на его кожухе).

4.3.2. Снять обратные характеристики диодов Д1 и Д2 как указано в п. 4.2.

4.4. Снятие прямых характеристик диодов при повышенной температуре (схема 1).

4.4.1. При включенном питании термостата перевести R1, R2, R3 в крайнее левое положение. Тумблер T1 в положение “+”. Тумблер Т2 в положение I.

Установить пределы измерителя тока, ИТ I и измерителя напряжения ИН I для снятия прямой ветви характеристики.

4.4.2. Снять прямые характеристики диодов Д I и Д2 анало­гично п. 4.1.2.

4.5. Измерение дифференциального сопротивления диода при нулевом смещении (схема 3).

4.5.1. Установить R1, R2, R3 в крайнее левое положение. К гнездам Г1, Г2, ГЗ, Г4 подключить переходную плату. К гнездам переходной платы подключить звуковой генера­тор Г, измеритель постоянного тока через диод ИТ I (при выполнении данного измерения постоянный ток через диод равен нулю) и измеритель переменного напряжения ИН2.

4.5.2. Установить величину выходного сигнала с генератора Г (напряжение 25 мВ, частота 1 кГц). Подобрать величину сопротивления R4 так, чтобы показания измерителя напряжения ИН2 в 1-м и 2-м положениях тумблера Т2 были одного порядка.

4.5.3. Измерить с помощью ИН2 переменное напряжение на диоде Ũ1 в положении 1 тумблера Т2 и напряжение Ũ2 в положении 2 тумблера Т2 (на последовательно соединенных диоде и сопротивлении R4)

4.5.4. По падению напряжения (Ũ2 – Ũ1) на сопротивле­нии R4 вычислить переменный ток через диод

Вычислить дифференциальное сопротивление диода в нулевой точке.

4.5.5. Поменять диод (с помощью тумблера ТЗ). Подбирая для него величину сопротивления R4, проделать опе­рации, изложенные в п. 4.5.2 и 4.5.3.

Рассчитать дифференциальное сопротивление по методи­ке 4.5.4.

4.6. Снятие зависимости дифференциального сопротивления диода от прямого тока (схема 3).

4.6.1. Установить прямое напряжение на диоде, переключив тумблер T1 в положение "+"

4.6.2. Задаваясь постоянный током (по прибору ИТ1) через диод с помощью (R1, R2, R3 и подбирая сопротив­ление R4 по методике 4.5.2., измерить переменное напряжение Ũ2 в положении 2 тумблера Т2 и переменное напряжение Ũ1 в положении 1 тумблера Т2. Снять зависимость r_g = f(I) во всем диапазоне рабочих токов.

4.6.3. Повторить операции п. 4.6.2. со вторым диодом (переключив его тумблером ТЗ).

4.6.4. Вычислить дифференциальные сопротивления диодов Д1 и Д2 для всех значений постоянных токов че­рез диод.

5. ТРЕБОВАНИЯ К ОФОРМЛЕНИЮ ОТЧЕТА.

5.1. Отчет по работе должен содержать:

5.1.1. Паспортные данные исследуемых диодов.

5.1.2. Схемы испытаний диодов ( схемы 1 и 2 ).

5.1.3. Прямые характеристики германиевого и кремниевого диодов при нормальной и повышенной температурах (на одном гра­фике). Начальные участки характеристик (при нормальной температуре) изобразить на этих же координатных осях, но, с другим масштабом по осям токов и напряжений.

5.1.4. Обратные характеристики германиевого и кремниевого при­боров при нормальной и повышенной температурах (на одном графике).

5.1.5. Графики зависимости дифференциального сопротивления кремниевого и германиевого диодов от тока в нормальном режи­ме и в микрорежиме (на одних координатных осях, но с разным масштабом по осям токов и сопротивлений).

r_g = f (I_пр)

5.1.6. График зависимости

для германиевого диода, построенный на основании измере­ний п. 5.1.3. и вычисленного значения теплового тока (п. 5.1.7).

5.1.7. Величину тока I₀, вычисленную по формуле (17), ис­пользуя значение сопротивления в нулевой точке, рассчитанное по п. 4.5.4.для обоих типов диодов.

5.1.8. Величину температуры удвоения Т*, вычисленную по формулам (21) (22) при обратном напряжении 20 В для крем­ниевого и германиевого диодов.

5.1.9. Графики зависимости сопротивления r_б от прямого тока германиевого и кремниевого диодов в нормальном и микрорежиме.

r_б = f (Iпр)

Графики построить на основе графика зависимости r_д = f (Iпр) (п. 5.1.5) и формул (14), (15) пологая, что реаль­ный диод можно заменить эквивалентной схемой

5.1.10. Рассчитать ВАХ идеального германиевого диода при комнатной температуре по формуле (7), используя значение тока I₀, вычисленное в п. 5.1.7 и построить ее на графике п. 5.1.3.

5.1. 11. Оценить значения токов вырождения I_в для германиевого и кремниевого диодов:

а) используя графическое построение рис. 8;

б) используя формулу (12) и значение r_б, взятое из графика п. 5.1.9.
в) используя графическое построение рис. 7 и график (только для германиевого диода), сравнить полученные значения тока вырождения.

5.2. Весь отчет должен быть аккуратно выполнен на листах одного формата (210x297). Все графики должны быть начерчены на мил­лиметровой бумаге того же размера. На каждом графике необходимо указать тип исследуемого прибора и режим испытаний. Отчет должен быть сшит (скреплён).

ВОПРОСЫ ДЛЯ ПОДГОТОВКИ

6.1. Какова физическая причина возникновения области объемного заряда?

6.2. Какой знак имеет область объемного заряда в полупроводнике p-типа?

6.3. Какое направление имеет вектор поля в области объемного заряда?

6.4. Какое максимальное значение может иметь величина потенциального барьера для кремниевых и для германиевых диодов?

6.5. Укажите наиболее распространенную величину потенциального барьера для кремниевых и германиевых диодов и объясните, чем она определяется.

6.6. Что заставляет основные носители заряда двигаться через переход при прямом смещении и как называется этот процесс движения?

6.7. Из каких носителей состоит в основном прямой ток, если область n легирована значительно сильнее p-области?

6.8. Каково примерное соотношение между концентрациями основных носителей и концентрациями примесей при комнатной температуре в p и n-области?

6.9. Что заставляет неосновные носители двигаться через переход при обратном смещении и как называется этот процесс движения?

6.10. Из каких носителей состоит, в основном, обратный ток, если область n легирована значительно сильнее p-области и почему?

6.11. Как следует изменить концентрацию примесей чтобы, уменьшить тепловой ток и почему?

6.12. Чем объяснить быстрое увеличение теплового тока при относительно небольшом увеличении температуры?

6.13 Какова величина прямого напряжения на открытом кремниевом переходе?

6.14. Какие значения имеет дифференциальное сопротивление идеализированного p-n перехода при прямых токах 10мкА, 100мкА?

6.15. Какой вид имеет зависимость идеализированного p-n перехода?

6.16. Объясните влияние ширины запрещенной зоны: сказывается на виде вольтамперных (ВАХ) характеристик кремниевого и германиевого диодов при их сравнительном анализе?

6.17. Изобразите обратную ветвь ВАХ идеализированного и реального кремниевого перехода при повышенной температуре.

6.18. На какие параметры и свойства диода влияет ширина запрещенной зоны полупроводника?

7. ЛИТЕРАТУРА

7.1 Степаненко И.П. Основы теории транзисторов и транзисторных схем. М., энергия, 1977г.

7.2 Степаненко И.П. Основы микроэлектроники. Советское радио. М., 1980г.

7.3. Пасынков В.В. и др. Полупроводниковые приборы. М. Высшая школа.

Таблица 1.

Параметры Элемент		Ом*см			В
Ge
Si					1.12

Таблица 2.

Паспортные данные исследуемых приборов.

Методические указания

Кирпичев Валерий Федорович