Измерение мощности в трехфазных цепях 2 страница

В результате электроны не скапливаются на от­дельных энергетических уровнях, а равномерно запол­няют разрешенные энергетические зоны, начиная с нижних.

Верхнюю из заполненных энергетических зон при­нято называть валентной, так как ее электроны способны взаимодействовать с соседними атомами, обеспечивая молекулярные связи.

Разрешенные энергетические зоны, располагающи­еся ниже валентной, всегда заполнены электронами полностью. Валентная зона может быть заполнена полностью или частично. Например, в кристалле нат­рия валентная зона заполнена наполовину.

Вернемся к процессу возникновения электричес­кого тока. Под действием напряжений в электриче­ских схемах электроны, разгоняясь на расстоянии, равном длине свободного пробега, способны приоб­рести дополнительную энергию порядка Ю^- эВ. Такой энергии с избытком достаточно для перехода электрона с одного подуровня энергетической зоны на другой, и если валентная энергетическая зона имеет свободные (незаполненные) энергетические подуровни, то электроны действительно переходят на них, обра­зуя электрический ток.

Эти рассуждения подтверждаются тем фактом, что все кристаллы сне полностью занятой ва­лентной зоной являются проводниками элект­рического тока.

Кристаллы, у которых валентная зона запол­нена электронами полностью, а в следующей по порядку более высокой разрешенной энергетической зоне электронов нет, неэлектропроводны и представ­ляют собой идеальные изоляторы. Действи­тельно, упорядоченное движение электронов к плюсу источника привело бы к увеличению их энергии и к переходу на более высокие подуровни. Но в силу принципа Паули это невозможно, так как все подуров­ни валентной зоны заняты, на каждом из них уже раз­местились два электрона.

Разрешенная энергетическая зона, расположенная непосредственно над валентной зоной, называется зоной проводимости. Она совершенно лишена электронов только при температуре Т = 0 К. С повы­шением температуры тепловая энергия атомов крис­таллов возрастает, что приводит к их возбуждению. При этом часть электронов валентной зоны перебра­сывается в зону проводимости. Кристалл приобретает свойства проводника, так как, во-первых, освобож­дается часть разрешенных энергетических подуров­ней в валентной зоне и, во-вторых, электроны, попав­шие в зону проводимости, получают возможность перемещаться с одного подуровня на другой.

Легко понять, что проводящие свойства кристалла зависят от ширины запрещенной зоны, разделяю­щей валентную зону и зону проводимости. Чем шире запрещенная зона, тем меньше (при заданной темпе­ратуре) количество электронов, которые проникнут в зону проводимости, тем меньше проводимость кри­сталла.

Кристаллы могут быть хорошими проводниками даже в том случае, когда валентная зона заполнена целиком, если она непосредственно примыкает к зоне проводимости или пересекается с ней (в результате размытия зон при образовании решетки). С увели­чением ширины запрещенной зоны кристаллы приоб­ретают свойства изоляторов. Средним значениям ширины запрещенной зоны соответствуют полупро­водниковые кристаллы (рис. 16.4,6).

Так как валентная зона и зона проводимости у кристаллических проводни­ков не разделены, электроны свободно переходят с одного разрешенного подуровня на другой, приобретая упорядо­ченную скорость под дейст­вием приложенного напря­жения (рис. 16.4, а). При этом с увеличением темпера­туры сопротивление провод­ника увеличивается вследст­вие уменьшения длины сво­бодного пробега электронов в кристалле.

У полупроводниковых кристаллов проводимость определяется прежде всего количеством электронов, преодолевших запрещенную зону и проникших в зону проводимости. Поэтому сопротивление полупро­водников уменьшается с увеличением температуры.

Кристаллы с удельным сопротивлением 10 — 10^-8 Ом-м относят к проводникам, а с сопротивле­нием 10⁸—10¹³ Ом∙м — к изоляторам (диэлектрикам). Удельное сопротивление полупроводников от 10^-5 до 10⁷ Ом∙м.

Оглавление

§ 11.4. ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

Вследствие малой ширины (1 эВ) запрещенной зоны полупроводника тепловые колебания атомов способны сообщить валентным электронам энергию, достаточную для перехода из заполненной валентной зоны в свободную зону проводимости. Каждый такой переход приводит к возникновению пары носителей заряда: свободного электрона в зоне проводимости и свободного энергетического состояния — дырки — в валентной зоне. Под действием приложенного к кристаллу напряжения электрон проводимости дви­жется «навстречу» электрическому полю, а электрон в валентной зоне занимает свободный уровень, осво­бождая свой уровень для другого электрона. Это мож­но рассматривать как движение положительного за­ряда (дырки) в направлении электрического поля.

Генерация пар свободных, т. е. способных пере­мещаться под действием приложенного напряжения, зарядов делает кристалл способным проводить элект­рический ток, а электропроводность такого кристалла называется собственной.

Одновременно с образованием пар носителей часть электронов из зоны проводимости спонтанно перехо­дит обратно в валентную зону, излучая кванты энергии. Этот процесс называется рекомбинацией пар. При постоянной температуре устанавливается динамическое равновесие, определяющее концентра­цию свободных электронов и дырок (при данной температуре).

Чем выше температура, тем выше концентрация свободных носителей заряда, тем больше собственная электропроводность кристалла.

При температуре О К пары носителей не образуют­ся и кристалл полностью теряет собственную элект­ропроводность. При этом электроны внутри кристалла хаотически движутся с большими скоростями (поряд­ка 10⁶ м/с), но на приложенное внешнее напряже­ние не реагируют.

До сих пор мы рассматривали кристаллы, имеющие идеальную структуру, которая в природных кристал­лах практически не встречается.

Реальные кристаллы содержат многочис­ленные дефекты кристаллической решетки: точечные, линейные, объемные и поверхностные. В местах нару­шения периодической структуры кристалла (внедре­ния атомов в междоузлия) энергия связи электронов с ядрами изменяется, в результате чего возникают новые энергетические уровни, которые могут выхо­дить за пределы валентной зоны и размещаться в запрещенной зоне вблизи зоны проводимости. Это облегчает переход электронов в зону проводимости.

Дефекты кристаллической решетки вызываются также примесями, "когда в структуру кристалла внед­ряются чужеродные атомы. Электроны примесных ато­мов образуют свои энергетические уровни, которые также располагаются в запрещенной энергетической зоне. Взаимодействие примесных атомов приводит к расщеплению примесных уровней в примесные энергетические зоны.

Переход носителей заряда в свободное состояние при наличии примесных уровней существенно облег­чается, так как сокращается участок запрещенной зоны, который электронам надо преодолеть. Прово­димость кристалла возрастает.

Электропроводность, возникающую за счет при­месных атомов, называют примесной. Характе­ром носителей зарядов и значением примесной элект­ропроводности можно управлять, подбирая состав и концентрацию примесей.

В современной технике для изготовления полупро­водниковых кристаллов используют элементы чет­вертой группы периоди­ческой системы Д. И. Мен­делеева германий и крем­ний, атомы которых имеют по четыре электрона на внешних валентных обо­лочках. Кристаллические решетки этих элементов строятся таким образом, что каждый атом связан с соседними двумя кова-лентными связями, что можно представить как движение двух электронов по одной орбите, охва­тывающей ядра двух соседних атомов (рис. 16.5).

В качестве регулирующих примесей, придающих кристаллам германия и кремния требуемые свойства, применяют либо пятивалентные элементы (сурьма, мышьяк, фосфор), либо трехвалентные (бор, индий, галлий, алюминий).

Количество атомов примеси обычно на несколько порядков меньше количества атомов основного эле­мента, так что на многие десятки тысяч атомов гер­мания или кремния приходится только один атом примеси.

На рис. 16.6 изображена кристаллическая решет­ка германия, в которую «внедрился» атом примеси — пятивалентный атом мышьяка. Четыре электрона валентной оболочки атома мышьяка образуют прочные ковалентные связи с четырьмя соседними атомами германия, а пятый, валентный, электрон мышьяка оказывается «лишним». Размер орбиты, по которой ₀н вращается вокруг ядра атома мышьяка, увели­чивается в десятки раз, а связь его с ядром резко уменьшается. Расчеты показывают, что в рассматри­ваемом случае энергия, необходимая для отрыва «лишнего» электрона от атома мышьяка (энергия перехода в зону проводимости), составляет примерно 0,05 эВ. Учитывая, что ширина запрещенной зоны германия несколько превышает 1 эВ, нетрудно по­нять, что энергетический уровень электрона мышьяка расположен рядом с зоной проводимости кристалла. При относительно большой концентрации примесных атомов мышьяка образуется примесная зона, которая может даже перекрыться с энергетической зоной про­водимости германия.

Энергетическая диаграмма кристаллического германия с достаточно высокой концентрацией примеси мышьяка изображена на рис. 16.7.

Так как примесная зона и зона проводимости размещаются рядом, а иногда и перекрываются, уже при небольших температурах значительная часть электронов примесной зоны переходит в зону прово­димости. При каждом таком переходе образуется пара носителей зарядов: электрон в зоне проводимости и дырка в примесной зоне. Предположим, что к крис­таллу приложено внешнее напряжение, обычно состав­ляющее несколько десятков вольт. Под действием этого напряжения положительно заряженные дырки, переходя с одного энергетического подуровня при­месной зоны на близко расположенный другой под­уровень, практически мгновенно «прижмутся» к дну примесной зоны. Дальнейшее движение дырок, связан­ное с увеличенным значением их энергии, будет не­возможным, так как они не смогут преодолеть широ­кую запрещенную зону. Что касается электронов, то они беспрепятственно движутся навстречу прило­женному напряжению, переходя в зоне проводимо­сти с одного энергетического подуровня на другой.

Таким образом, в рассмотренном случае прохож­дение тока через кристалл обеспечивается электро­нами. Электропроводность кристалла называется ^электронной, а примесь, поставляющая электроны

в зону проводимости,—д он op н ой. Пятивалентная донорная примесь в четырехвалентном кристалле создает электронную электропроводность.

Рассмотрим процессы, возникающие при легиро­вании четырехвалентного кристалла трехвалентной примесью.

На рис. 16.8 изображена кристаллическая решетка германия, в которую «внедрился» атом примеси трехвалентный атом индия. Три электрона внешней оболочки атома индия вступают в ковалентную связь с тремя соседними атомами кремния. При этом каж­дый электрон движется вместе с электроном сосед­него атома по орбите, охватывающей два соседних ядра. На четвертой орбите движется только один электрон (хотя в соответствии с принципом Паули их может быть два). Отсутствие другого электрона равноценно присутствию положительного заряда — дырки.

Под действием теплового (или иного) возбужде­ния электроны соседних орбит легко переходят на не­заполненную орбиту, что приводит к хаотическому (или упорядоченному) движению дырок. В рассмат­риваемом случае для перехода валентного электрона на незаполненную соседнюю орбиту требуется при­мерно 0,01 эВ. Поэтому энергетический уровень дырки размещается в непосредственной близости от валент­ной зоны кристалла. Взаимодействие атомов примеси приводит к тому, что энергетический уровень размы­вается в примесную зону (рис. 16.9).

Так как примесная и валентная зоны размещаются рядом, а иногда и перекрываются, уже при.неболь­ших температурах значительная часть электронов ва­лентной зоны переходит в примесную зону. При каж­дом таком переходе образуется пара носителей заря­дов: электрон в примесной и дырка в валентной зо­нах. Предположим, что к кристаллу приложено внеш­нее напряжение в несколько десятков вольт. Под дей­ствием этого напряжения электроны практически мгновенно «прижмутся» к потолку примесной зоны и потеряют способность проводить ток, соответствую­щий приложенному напряжению.

Что касается дырок, то они упорядоченно движут­ся по направлению приложенного напряжения, при­обретая добавочную энергию, соответствующую этому напряжению, и беспрепятственно переходя с одного на другой энергетический подуровень широкой ва­лентной зоны.

Таким образом, в рассмотренном случае прохож­дение тока через кристалл обеспечивается дырками. Электропроводность такого кристалла называется дырочной, а примесь, отбирающая электроны из валентной зоны,— акцепторной. Трехвалентная акцепторная примесь в четырехвалентном кристалле создает дырочную электропроводность.

Кристаллы с электронной электропроводностью, в которых электрический ток создается упорядо­ченным движением отрицательных зарядов, назы­ваются кристаллами типа n (от negative — отрицательный).

Кристаллы с дырочной электропроводностью, в которых электрический ток. создается упорядоченным Движением положительных зарядов, называются кристаллами типа р (от positive — положи­тельный).

Тепловое возбуждение электронов приводит к тому, что уже при нормальных температурах некото­рая часть электронов, находящихся у «потолка» ва­лентной зоны, преодолевает запрещенную зону.

Итак, наряду с основными носителями зарядов некоторую роль в создании электропровод­ности играют неосновные носители, количество которых существенно возрастает при загрязнении
кристалла посторонними примесями. В кристаллах п-типа основными носителями являются электроны, не-
основными — дырки. В кристаллах р-типа основные дырки, неосновные — электроны.

Оглавление

11.5. ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЙ ПЕРЕХОД

Изолированный кристалл n-типа электрически ней­трален, сумма положительных и отрицательных заря­дов в нем равна нулю. Количество атомов, лишивших­ся одного электрона и превратившихся в положитель­ные ионы, строго равно количеству оторвавшихся от атомов электронов. Чем выше температура, тем больше образуется свободных электронов. В частно­сти, при комнатной температуре практически все «лишние» электроны донорной пятивалентной примеси отрываются от атомов и движутся хаотически. Поло­жительные ионы находятся в узлах кристаллической решетки.

Также электрически нейтрален и изолированный кристалл р-типа. Однако в нем в хаотическом тепло­вом движении находятся дырки, а атомы акцепторной примеси, захватившие лишний электрон и превратив­шиеся в отрицательные ионы,— в узлах кристалличе­ской решетки.

Приведем кристаллы п- и р-типов в плотное сопри­косновение и рассмотрим процессы на границе раздела (рис. 16.10, а). На рисунке ионы обозначены кружка­ми, а свободные носители — знаками «-+-» и «—». Сразу после соприкосновения кристаллов начнется диффузия дырок из р-области в п-область и диффузия элек­тронов в обратном направле­нии. Встречаясь, электроны и дырки рекомбинируют, при этом вблизи граничной плоскости об­разуются два слоя: слева слой «обнаженных» отрицательных ионов, справа — слой «обна­женных» (некомпенсирован­ных) положительных ионов. Между двумя разноименно за­ряженными слоями возникает электрическое поле, напряжен­ность которого ξ препятствует диффузии дырок и электронов. Чем больше нескомпенсированных ионов, т. е. чем больше ширина «обнаженных» слоев, тем выше напряженность элек­трического поля. При некотором значении напряженности диффузионный ток прекратится. Этому значению напряженности соответствуют определенная контактная разность потенциалов (рис. 16.10, б) и определенная ширина слоя l, в котором рекомбинировали подвижные носители зарядов.

Эта общая картина требует некоторого уточнения. Выше говорилось о существовании в кристаллах не­основных носителей заряда. Под действием напряжен­ности ξ неосновные носители начнут дрейфовать навстречу диффундирующим зарядам, возникает дрейфовый ток, направленный навстречу току диффузии. Динамическое равновесие наступит при равенстве диффузионного и дрейфового токов, при этом слой l сильно обеднен свободными носителями-заряда, хотя и не лишен их полностью. С прибли­жением к плоскости раздела кристаллов обеднение слоя l носителями зарядов будет все более выражен­ным.

Ширина обедненного слоя связана с контактной разностью потенциалов, которая, в свою очередь, зависит от выбора материалов и концентрации при­месей. Чем выше контактная разность потенциалов Фк, тем шире обедненный слой l. У германия и кремния контактная разность потенциалов составляет десятые доли вольт, а ширина обедненного слоя — десятые и сотые доли микрометра.

Контактная разность потенциалов придает р-п-переходу свойство односторонней проводимо­сти, которое широко применяется в современной технике.

Обозначим через φ_к собственную контактную раз­ность потенциалов обедненного слоя. Если к р-п-пере­ходу подключить источник напряжения U, то разность потенциалов на границах контактного слоя кристаллов п- и р-типов изменится. Включение p-n-перехода в электрическую цепь, когда плюс источника подсоеди­нен к области р, а минус — к области п, называется прямым. Разность потенциалов контактного слоя в этом случае обозначим φ_к.п. Включение, при котором к области р подсоединен минус источника, а к области п — плюс, называется обратным. Соответствующую разность потенциалов обозначим φ_к.о (рис. 16.11).

Имея в виду, что сопротивление кристаллов невели­ко и все приложенное напряжение практически падает на обедненном слое, можем записать: φ_{к .п} = φ_к — U; φ_к.о =φ_к+U

Таким образом, при пря­мом включении р-я-перехода разность потенциалов на гра­ницах обедненного слоя (по­тенциальный барьер) умень­шается, а при обратном включении увеличивается. Уменьшение потенциаль­ного барьера приводит к возрастанию диффузионного тока и уменьшению встречного дрейфового тока. Результирующий ток (его называют прямым) совпадает с диффузионным.

Увеличение потенциального барьера приводит к уменьшению диффузионного тока и увеличению дрей­фового. Результирующий ток p-n-перехода и всей зам­кнутой цепи совпадает с дрейфовым током. Это ток называют обратным.

Напомним, что диффузионный ток создается основ­ными носителями зарядов, а дрейфовый — неосновны­ми. Так как концентрация основных носителей на несколько порядков выше концентрации неосновных, прямой ток в сотни и тысячи раз превышает обратный.

Таким образом, р-n-переход, включенный в прямом направлении, пропускает электрический ток, а вклю­ченный в обратном — не пропускает.

Чтобы уменьшить обратный ток, надо уменьшить количество неосновных носителей заряда. Это достига­ется уменьшением посторонних (не легирующих) при­месей и улучшением структуры кристалла (уменьше­нием числа дефектов кристаллической решетки).

Вентильные свойства р-n-перехода отображаются его вольт-амперной характеристикой, представляющей зависимость значения и направления тока от значения и полярности напряжения (рис. 16.12). При достижении обратным напряжением некоторого критического значения U_Kp обратный ток возрастает. Этот режим называется пробоем р-n-перехода.

С практической точки зрения целесообразно различать два вида пробоя: электрический и тепловой. Электрический пробой не опасен для р-n-перехода: при от­ключении источника обратного на­пряжения вентильные свойства электронно-дырочного перехода полностью восстанавливаются. Тепловой пробой приводит к разрушению кристалла и являет­ся аварийным режимом.

Электрический пробой вызывается совместным действием двух факторов: ударной ионизацией атомов и туннельным эффектом. Ударная ионизация возникает, когда под действием обратного напряжения электроны проводимости приобретают на расстоянии, равном длине свободного пробега, энер­гию, достаточную для отрыва других электронов при столкновении с атомами кристалла. При этом происхо­дит лавинообразное увеличение количества носителей заряда и ток возрастает.

Туннельный эффект выражается в том, что элек­трон с энергетического уровня области р проникает сквозь потенциальный барьер без потери энергии на такой же энергетический уровень области п. При уве­личении напряжения до U_кр вероятность таких перехо­дов возрастает, что и приводит к увеличению обрат­ного тока.

Туннельный эффект связан с волновыми свойства­ми электрона. Для электронов, у которых волна де Бройля соизмерима с размерами атомов, есть вероят­ность проникнуть сквозь стенку потенциального барье­ра (или потенциального ящика), если за барьером имеется уровень, энергия которого равна энергии ис­ходного уровня (нет запрещенной зоны). Коэффи­циент «прозрачности» барьеров зависит от многих фак­торов.

Тепловой пробой возникает при недостаточном охлаждении кристалла. В этом случае температура р-n-перехода повышается, что приводит к увеличению генерации носителей зарядов, увеличению тока и даль­нейшему повышению температуры. В конечном счете кристалл разрушается. Для борьбы с тепловым про­боем полупроводниковые приборы снабжаются устрой­ствами, повышающими теплоотдачу.

В области р-n-перехода нарушается равномерное-распределение носителей заряда в кристалле и образу­ется два объемных заряда разного знака. Зна­чения этих зарядов зависят от приложенного напря­жения. Эту зависимость характеризуют емкостью P-n-перехода (Q = CU), которая увеличивается с уве­личением прямого тока.

Электронно-дырочный переход составляет основу полупроводникового прибора.

Оглавление

11.6. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ДИОДЫ

Полупроводниковым диодом называют прибор с двумя выводами и одним электронно-дырочным пере­ходом. Различают точечные (рис. 16.13) и плоскостные (рис. 16.14) диоды. В стеклянном или металлическом корпусе 2 точечного диода крепится германиевый или кремниевый кристалл л-типа 3 площадью порядка I мм² и толщиной 0,5 мм, к которому прижимается стальная или бронзовая игла 4, легированная акцеп­торной присадкой. Прибор включается в схемы через выводы 1. В процессе формовки через контакт иглы с кристаллом пропускают мощные импульсы тока. При этом кончик иглы оплавляется и часть акцеп­торной примеси внедряется в кристалл. Вокруг иглы образуется микроскопическая (точечная) область с дырочной электропроводностью. На полусферической границе этой области с кристаллом л-типа возникает электронно-дырочный переход. Малая площадь р-n-перехода в точечном диоде обеспечивает ему минимальное значение межэлектрод­ной емкости.

Площадь р-n-перехода плоскостных диодов дости­гает десятков и сотен мм². Для получения таких площадей используют методы сплавления или диффу­зии. При методе сплавления на пластинку кристалла с донорной примесью помещают таблетку акцепторной примеси, которая расплавляется при нагреве в печи. Расплав частично проникает в кристалл и образует область р-типа, граничащую с массой кристалла. У этой границы возникает р-n-переход.

При изготовлении диода методом диффузии кри­сталл в донорной примесью помещают в газовую среду акцептора (кристалл с акцепторной примесью — в газовую среду донора) й выдерживают длительное время при заданной температуре. Диффундируя в поверхность кристалла, молекулы акцептора (или Донора) образуют область с типом электропроводно­сти, противоположным типу электропроводности кристалла.

Метод сплавления позволяет получить р-n-переход с резким изменением концентрации примеси. При ме­тоде диффузии концентрация примесных атомов в области р-n-перехода изменяется плавно.

Мощные плоскостные полупроводниковые диоды рассчитанные на большие токи, изготовляют в мас­сивных металлических корпусах, обеспечивающих по­глощение и отвод теплоты, выделяющейся в р-n-переходе. С помощью массивных шайб и гаек корпус диода плотно прижимается к монтажной металлической панели.

Основной характеристикой диода служит его вольт-амперная характеристика, вид которой совпа­дает с видом характеристики р-n-перехода (см. рис. 16.12). Вольт-амперная характеристика диода сущест­венно зависит от температуры окружающей среды, с повышением которой прямой ток диода при одном и том же напряжении может увеличиться в несколько раз. При заданном прямом токе с увеличением темпе­ратуры снижается прямое напряжение между элек­тродами диода.

Существенным образом влияет температура окру­жающей среды и на обратный ток, который тоже возрастает с увеличением температуры. При увели­чении температуры окружающей среды выше опреде­ленного значения уже при небольших обратных на­пряжениях развивается тепловой пробой р-n-перехода и диод выходит из строя. Работоспособность гер­маниевых диодов теряется при температуре около 70° С, а кремниевых — при 200° С. Высокая термиче­ская устойчивость кремния — важнейшее его преиму­щество по сравнению с другими полупроводниковыми материалами. Кремниевые диоды допускают плотность тока в прямом направлении 10 А/мм² и более, что позволяет изготовлять мощные полупроводниковые устройства с относительно небольшими массами и габаритами.

Одна из важных характеристик диода — пробив­ное обратное напряжение. Это напряжение зависит от ширины обедненного слоя и у современных плоскостных диодов равно сотням и тысячам вольт. Оно несколько увеличивается с повышением темпера­туры, не выходящим за пределы работоспособности диода.

Внутреннее сопротивление плоскостных диодов пря­мому току при номинальных режимах работы состав­ляет десятые доли ом, с повышением температуры оно уменьшается.

Применение полупроводниковых диодов в совре­менной технике весьма разнообразно. Рассмотрим наи­более характерные случаи.

Полупроводниковые диоды, предназначенные для выпрямления переменного тока, называются выпря­мительными. Плоскостные диоды малой и средней мощности широко используют в схемах питания радио­аппаратуры, в устройствах автоматики и вычисли­тельной техники. Диоды большой мощности исполь­зуют в силовых установках для питания тяговых элек­тродвигателей, привода станков и механизмов, обес­печения технологических процессов в химическом и металлургическом производствах.

Для характеристики выпрямительных свойств дио­дов вводится коэффициент выпрямления равный отношению прямого и обратного токов при одном и том же напряжении (например, 1 В). Чем выше коэффициент выпрямления, тем меньше потери и выше КПД выпрямителя

Диоды, предназначенные для работы в устройствах высокой и сверхвысокой частоты (ультракоротковол­новая и космическая радиосвязь, радиолокация, теле­измерительная техника и т. д.), называют высоко­частотными. СВЧ-диоды используются для моду­ляции и детектирования сверхвысокочастотных коле­баний в диапазоне сотен мегагерц, а также в каскадах преобразования частоты радиоприемных устройств. В качестве высокочастотных обычно применяют то­чечные диоды, емкость электронно-дырочного пере­хода в которых составляет сотые и десятые доли пикофарад.

Детекторные свойства СВЧ-диода, определяемые коэффициентом выпрямления, зависят от емкости р-л-перехода. Чем меньше эта емкость, тем больше коэффициент выпрямления.

Ранее установили, что ширина обедненного слоя и, следовательно, емкость электронно-дырочного пере­хода зависят от напряжения, приложенного в не­проводящем направлении. Такая зависимость дает возможность изменять емкость диода, варьируя об­ратное напряжение на нем. Диоды, применяемые в качестве конденсаторов с управляемой емкостью, на­зывают варикапами.

Наличие у диода критического обратного напряже­ния, при котором наступает электрический (не тепло­вой) пробой (см. рис. 16.12), позволяет использовать полупроводниковый диод в схемах стабилизации на­пряжения. Одна из возможных схем стабилизации представлена на рис. 16.15. Выходное напряжение схемы с большой степенью точности поддерживается на заданном уровне U_вых=const, равном критическому (пробивному) напряжению диода С_Т. Разница между входным и выходным напряжениями гасится на со­противлении R_г.

Если входное напряжение возрастает, то увеличи­вается и обратный ток диода, возрастает ток I и паде­ние напряжения на гасящем сопротивлении R_r. При­ращения напряжений ∆U_вх и ∆IR_r взаимно компенси­руются, а U_вых сохраняется на заданном уровне.

Диод, используемый для стабилизации напряже­ния, называется стабилитроном. Недостаток рас­смотренной схемы — зависимость пробивного напря­жения стабилитрона, а следовательно, и выходного напряжения U_вых от температуры. Эту зависимость можно существенно уменьшить, включив последова­тельно со стабилитроном компенсирующий диод в прямом направлении.

Для стабилизации малых напряжений (порядка 1 В) используют диод, включенный по той же схеме, но в прямом направлении. При этом для повышения степени стабильности выходного напряжения струк­туру электронно-дырочного перехода формируют так, чтобы вольт-амперная характеристика диода в прямом направлении по возможности круто поднималась вверх при возрастании напряжения стабилизации (рис. 16.16).

Дата добавления: 2017-01-13