Переходов электронов

ным потенциалом на конденсаторе. В коллекторной цепи протекает незначительный ток / Q Q, а потенциал коллектора равен UK- t/H . По мере разряда конденсатора потенциал базы повышается, и в момент времени ? j транзистор начинает открываться (прямой блокинг-процесс). Возникший в коллекторной цепи ток индуцирует в базовой обмотке ЭДС,способствующую дальнейшему нарастанию базового и коллекторного токов (положительная обратная связь). Прямой блокинг-процесс заканчивается переходом транзистора в режим насыщения (момент времени t^) и потерей управляющих свойств.

Элементы ТТЛ являются дальнейшим развитием ДТЛ. Входные диоды в схемах ТТЛ заменены многоэмиттерным транзистором, а функция диодов смещения выполняется коллекторным переходом транзистора. Изготовление многоэмиттерного транзистора ненамного сложнее изготовления обычного транзистора. Области базы и коллектора образуются для многоэмиттерного транзистора ( НО) аналогично обычному биполярному транзистору, и только на этапе последней (эмиттерной) диффузии создается не одна, а несколько областей эмиттера. Такой прибор компактнее, чем диодная сборка и два диода смещения, площадка кристалла уменьшается, что приводит к удешевлению •схемы.

Вычислим шунтирующее сопротивление, учитывая пороговое напряжение, обусловленное диодом и эмиттерным переходом транзистора:

Мощные высоковольтные транзисторы предназначены в первую очередь для работы в режиме переключения характеризующемся переходом транзистора из закрытого состояния с высоким обратным напряжением в открытое состояние с большим током коллектора. Этим определяются основные требования к высоковольтным транзисторам: высокое пробивное напряжение коллектор —эмиттер, большой ток коллектора, малое падение напряжения в открытом состоянии, малая длительность переходных процессов. По-

где 5фд — токовая чувствительность фотодиода, образованного эмиттерным переходом транзистора; р — коэффициент передачи тока базы транзистора.

После отпирания транзистора начинается стадия формирования фронта, которая завершается переходом транзистора в область насыщения. На этой стадии переходный процесс характеризуется временем задержки t3K (прошедшем с момента отпирания транзистора до момента возрастания выходного импульса на 0,1) и длительностью фронта /фр выходного импульса. Эти величины определяются приближенными формулами:

обусловленную переходом транзистора Т1 из режима насыщения в активную область.

зистора — она принимает новое значение 9„, после чего начинается накопление заряда в базе насыщенного транзистора. Внешне, на графиках коллекторного тока и напряжения, процесс накопления не отражается ( 3.91, г, д): по-прежнему коллекторный ток равен /кн, а напряжение на коллекторе — Um. Процесс накопления заряда условно можно выразить изменением «кажущегося» тока транзистора: кажущийся ток на этапе накопления увеличивается от IKa = E/RK до /Каж1 с постоянной времени 0„ (пунктир на 3.91, г). Через время tn « 36„ процесс накопления заряда закончится; в базе накоплен установившейся заряд дырок, соответствующий заданному значению отпирающего базового тока I6 — EjR6. Кроме того, с переходом транзистора в режим насыщения несколько изменяется напряжение и6 (/) на входе транзистора. Так как входная характеристика насыщенного транзистора — самая левая в семействе входных характеристик, то входное напряжение после перехода транзистора в насыщенный режим минимально и равно ?/би. Изменения остальных параметров, характеризующих состояние транзистора, пренебрежимо малы. Через время /н после включения транзистор окажется в статическом насыщенном режиме: iK (t) = /K1I; «кэ (0 = UKH « 0; ибэ (t) = и6я » 0; i6 (t) = ВДЙ.

Под действием эдс взаимоиндукции конденсатор С2 заряжается током базы насыщенного транзистора VT. Вершина импульса формируется в течение времени (интервал fa—Ы, пока ток заряда удерживает транзистор в насыщении. По мере заряда конденсатора ток базы уменьшается, транзистор выходит из насыщения и переходит в активный режим, т. е. начинает уменьшаться его коллекторный ток. Так происходит обратный бло-кинг-процесс, завершающийся в момент ^ лавинообразным переходом транзистора в режим отсечки. Этот процесс ускоряется эдс взаимоиндукции, полярность которой при уменьшении тока коллектора противоположна полярности при прямом блокинг-процессе.

цепи ( 5-2, б), обра рр и эмиттерным переходом транзистора VT1, и определяется сопротивлением резистора R\. С ростом входного напряжения ток линейно уменьшается, пока не будет достигнут порог переключения элемента (точка А на 5-8). На участке до точки В эмиттерный переход смещен в прямом направлении, а коллекторный заперт, транзисторы VT2, VT3 и VT5 заперты, a VT4 и диод VD5 открыты.

стей, однако при этом резко снижается помехоустойчивость и теплостойкость тиристора. По этой причине в запираемых тиристорах используют технологическую шунтировку только анодного перехода, так как он является эмиттерным переходом транзистора с наименьшими усилительными свойствами.

При обратном напряжении на р — n-переходе возрастает потенциальный барьер между р- и n-областью, поэтому уменьшается количество основных носителей, способных преодолеть этот барьер. Под действием электрического поля основные носители будут оттягиваться от приконтактных слоев в глубь полупроводника. В этом случае заполнение рекомбинационных ловушек электронами зоны проводимости уменьшается и одновременно ослабляется процесс рекомбинации. Число свободных центров рекомбинации возрастает, что увеличивает число переходов электронов из валентных связей в рекомбинационные центры и приводит к образованию дырок. Обратный переход (рекомбинация) электронов в валентную зону затрудняется, так как образовавшиеся дырки уносятся внешним электрическим полем за пределы области объемного заряда.

На зонной энергетической диаграмме это движение, сопровождаемое в общем случае взаимодействиями электрона с другими частицами и изменением его энергии, можно представить как хаотическое перемещение на свободные энергетические уровни, вниз или вверх — в зависимости от того, уменьшается или увеличивается энергия в процессе движения. Движение дырки в пространстве обусловлено конечной вероятностью замещения разорванной валентной связи в результате хаотических туннельных переходов электронов соседних атомов. Как это видно из 9-7, перемещение электронов последовательно от атома В к атому Б, затем к атому А и т. д. эквивалентно движению дырки в обратном

полупроводника и более высокие свободные уровни в зоне проводимости п-полупроводника. Увеличение площадей Sj и St значительно больше, чем возрастание площадей S2 и S3. Вследствие этого возможное число туннельных переходов электронов из р-полупроводника в и-полупро-водник оказывается значительно больше числа туннельных переходов в обратном направлении:

На зонной энергетической диаграмме это движение, сопровождаемое в общем случае взаимодействиями электрона с другими частицами и изменением его энергии, можно представить как хаотическое перемещение на свободные энергетические уровни, вниз или вверх — в зависимости от того, уменьшается или увеличивается энергия в процессе движения. Движение дырки в пространстве обусловлено конечной вероятностью замещения разорванной валентной связи в результате хаотических туннельных переходов электронов соседних атомов. Как это видно из 9-7, перемещение электронов последовательно от атома В к атому Б, затем к атому А и т. д. эквивалентно движению дырки в обратном

полупроводника и более высокие свободные уровни в зоне проводимости п-полупроводника. Увеличение площадей Sj и St значительно больше, чем возрастание площадей S2 и S3. Вследствие этого возможное число туннельных переходов электронов из р-полупроводника в и-полупро-водник оказывается значительно больше числа туннельных переходов в обратном направлении:

Рисунок 14.5 схематически иллюстрирует другой тип взаимодействия фотонного излучения с веществом — фотоэлектрический эффект, при котором фотон полностью передает свою энергию одному из электронов атомной оболочки. В результате этот электрон отрывается от атома и образуется ионная пара. При этом для замещения выбывшего электрона происходит один или несколько переходов электронов с других энергетических уровней атомной обо-

состояния движения, а избыток энергии может быть выделен в виде кванта света. Энергия такого кванта h^f^Eg. В непрямозонном полупроводнике переход электрона из Х-минимума сопровождается рассеянием избыточной части волнового вектора Д/с (см. 1.2, г), например, на колебаниях кристаллической решетки. Поскольку этот процесс требует дополнительных условий, то он и менее вероятен, а время жизни электронов в «непрямом» полупроводнике, как правило, много больше, чем в «прямом». Необходимость взаимодействия электронов с решеткой значительно уменьшает вероятность рассеяния избытка энергии электроном в виде фотона. Эта энергия выделяется безызлучательно и расходуется на нагревание решетки. Вероятность излучательных переходов электронов из зоны проводимости в валентную зону для прямозонных материалов может быть весьма велика, что используется при создании полупроводниковых светоизлучающих приборов (светодиодов и лазеров). Например, для GaAs и Al^Ga^As (х ^ 0.3) она может быть близка к 100 % при комнатной и более низких температурах. Это обстоятельство используется также при создании некоторых типов солнечных элементов и при разработке методик их исследований. Излучательная рекомбинация является фундаментальным механизмом, ограничивающим максимальный теоретический коэффициент полезного действия полупроводникового СЭ.

В таком /7-п-переходе на вырожденных полупроводниках может наблюдаться туннельный эффект — явление перехода электрона без изменения его энергии сквозь потенциальный барьер, высота которого превышает энергию электрона. При наличии узкого потенциального барьера с большой напряженностью поля и дозволенных энергетических уровней слева и справа от барьера как занятых электронами, так и свободных от них, вероятность туннельных переходов электронов достаточно велика.

Коэффициент усиления света а при прохождении его через полупроводник зависит соответственно от разности населенностей верхних и нижних уровней. Поскольку вероятности переходов электронов Г вверх и вниз равны, то можно записать a<—>hvTAN, где AN=N2—N1 —• разность населенностей верхних (дно зоны проводимости) и нижних (потолок валентной зоны) уровней. Очевидно, усиление будет, когда AiV>0.

вверх по отношению к ва-лентной зоне р-области. В этом случае заполненные уровни зоны проводимости я-области окажутся напротив свободных уровней валентной зоны р-области. Вероятность туннельных переходов электронов из п- в р-область увеличивается, а в обратном направлении