ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 06.04.2021
Просмотров: 619
Скачиваний: 2
46
РАБОТА
№
8
ИССЛЕДОВАНИЕ
ВОЛЬТАМПЕРНЫХ
ХАРАКТЕРИСТИК
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ
ДИОДОВ
Приборы
и
принадлежности
:
набор
диодов
,
вольтметр
,
миллиампер
-
метр
,
шунт
,
выпрямитель
с
фильтром
,
реостат
,
переключатель
полярности
напряжения
(
коммутатор
).
Краткая
теория
Проводники
имеют
удельное
сопротивление
порядка
10
–7
Ом
·
м
(
и
меньше
),
диэлектрики
–
порядка
10
8
Ом
·
м
(
и
больше
).
Удельное
сопро
-
тивление
большинства
веществ
лежит
между
указанными
пределами
.
Эти
вещества
называются
полупроводниками
.
Типичными
их
представителями
являются
кремний
,
германий
,
селен
,
теллур
и
некоторые
другие
.
Как
и
у
металлов
,
проводимость
твердых
полупроводников
обуслов
-
лена
перемещением
электронов
.
Однако
условия
перемещения
электронов
в
металлах
и
полупроводниках
существенно
различаются
.
Рассмотрим
причины
электрофизических
особенностей
полупроводников
,
прибегая
к
некоторым
упрощенным
представлениям
зонной
теории
твердого
тела
.
Как
известно
,
электроны
свободного
атома
,
находящегося
в
свободном
состоя
-
нии
,
имеют
определенные
дискретные
зна
-
чения
энергии
(
уровни
1
и
2,
рис
. 1
а
).
Чем
дальше
удалена
от
ядра
оболочка
,
в
которой
находится
движущийся
вокруг
ядра
элек
-
трон
,
тем
выше
уровень
энергии
последнего
.
В
изолированном
атоме
одинаковые
значения
энергии
могут
иметь
только
два
электрона
или
,
как
принято
говорить
,
на
каждом
из
энергетических
уровней
может
находиться
не
более
двух
электронов
(
уровень
1,
рис
. 1
а
).
Электрон
переходит
с
нижнего
энергетического
уровня
на
более
вы
-
сокий
,
если
ему
сообщается
энергия
,
равная
разности
энергий
между
этими
уровнями
(
уровень
2,
рис
. 1
а
).
При
образовании
кристалла
из
N
одинаковых
атомов
,
расположен
-
ных
друг
от
друга
на
близких
расстояниях
,
благодаря
взаимному
влиянию
полей
соседних
атомов
,
каждый
энергетический
уровень
атома
«
расщепля
-
ется
»
на
N
различных
уровней
,
близких
по
величине
энергии
.
На
каждом
из
уровней
кристалла
также
может
находиться
по
два
электрона
.
Таким
образом
,
в
твердом
теле
из
одинаковых
уровней
энергии
отдельных
атомов
образуется
энергетическая
зона
,
имеющая
N
различных
,
близко
располо
-
женных
друг
от
друга
уровней
(
зона
3,
рис
. 1
б
).
Так
как
система
(
твердое
тело
)
в
устойчивом
состоянии
должна
обладать
минимумом
потенциаль
-
Е
(
энер
гия
)
1
5
4
3
2
а
)
б
)
·
·
·
·
·
·
·
·
·
·
Рис
. 1
47
ной
энергии
,
то
вся
эта
зона
(
и
все
уровни
энергий
внутри
нее
)
оказывают
-
ся
заполненными
электронами
.
Эта
зона
носит
название
заполненной
зоны
.
Для
твердого
тела
,
кроме
заполненной
зоны
,
выделяют
зону
уровней
возбуждения
или
свободную
зону
(
зона
5,
рис
. 1
б
),
разделенную
энергети
-
ческим
барьером
для
запрещенной
зоны
(
зона
4,
рис
. 1
б
).
В
пределах
этого
барьера
находятся
уровни
энергии
,
на
которых
не
могут
находиться
элек
-
троны
.
Зона
уровней
возбуждения
содержит
уровни
со
значительно
более
высокими
энергиями
,
чем
уровни
заполненной
зоны
.
В
этой
зоне
уровни
энергии
расположены
близко
друг
к
другу
и
практически
можно
считать
,
что
электрон
,
попавший
в
эту
зону
,
может
изменять
свою
энергию
непре
-
рывным
образом
,
а
следовательно
,
перемещаться
в
кристалле
под
действи
-
ем
внешнего
электрического
поля
.
Таким
образом
,
при
сообщении
электронам
заполненной
зоны
до
-
полнительной
энергии
,
достаточной
для
перевода
их
через
энергетический
барьер
на
уровни
зоны
возбуждения
,
твердые
тела
становятся
проводящими
.
Величина
этой
дополнительной
энергии
должна
быть
по
крайней
мере
равна
ширине
энергетического
барьера
.
Следует
отметить
,
что
у
электронов
,
наиболее
близко
расположен
-
ных
к
ядру
атома
,
связь
с
ядром
столь
велика
,
что
они
не
могут
участво
-
вать
в
создании
электропроводности
.
Лишь
валентные
электроны
,
наибо
-
лее
удаленные
от
ядра
,
обладающие
также
наибольшими
энергиями
,
могут
участвовать
в
токе
проводимости
.
У
металлов
заполненная
и
свободная
зоны
непосредственно
примы
-
кают
друг
к
другу
,
а
в
некоторых
случаях
эти
зоны
взаимно
перекрываются
.
Поэтому
электрон
может
перейти
из
первой
зоны
во
вторую
,
получив
из
-
вне
очень
небольшую
добавочную
энергию
.
У
диэлектриков
ширина
энергетического
барьера
соответствует
энергиям
2–10
эВ
и
для
перехода
электрона
из
заполненной
зоны
в
свобод
-
ную
зону
необходимы
очень
сильные
электрические
поля
или
высокие
температуры
.
Идеальные
полупроводники
,
в
материале
которых
нет
примесей
,
ха
-
рактеризуются
наличием
энергетического
барьера
,
наибольшая
ширина
которого
значительно
мень
-
ше
,
чем
у
диэлектриков
,
и
составляет
1–1,5
эВ
.
Проводимость
,
создаваемая
в
химически
чистом
полупроводнике
,
называется
«
собствен
-
ной
»
проводимостью
,
так
как
является
свойст
-
вом
химически
чистого
вещества
.
Все
примесные
полупроводники
по
характеру
проводимости
де
-
лятся
на
два
вида
: n-
типа
и
p-
типа
в
–
зависимо
-
сти
от
валентности
примеси
.
Рассмотрим
два
примера
.
а
)
Рис
. 2
б
)
Е
(
энер
гия
)
Е
(
энер
гия
)
48
Пусть
в
кристалле
германия
имеется
в
виде
примеси
атом
сурьмы
.
Атом
германия
четырехвалентен
и
имеет
на
внешней
электронной
оболоч
-
ке
четыре
электрона
.
Валентность
сурьмы
равна
пяти
.
Поэтому
замена
атома
германия
атомом
сурьмы
приводит
к
появлению
избыточного
элек
-
трона
.
Таким
образом
,
атомы
сурьмы
добавляют
в
решетку
германия
избы
-
точные
электроны
.
Полупроводники
,
проводимость
которых
обусловлена
избыточными
электронами
,
называются
полупроводниками
n-
типа
.
Примесные
атомы
с
валентностью
,
превышающей
валентность
ато
-
мов
решетки
,
называются
донорными
(
донорами
).
С
точки
зрения
зонной
теории
,
энергетические
уровни
валентных
электронов
таких
примесей
ле
-
жат
в
запрещенной
зоне
вблизи
нижнего
края
зоны
проводимости
(
пунк
-
тирный
уровень
рис
. 2
а
).
Примером
полупроводников
с
проводимостью
иного
типа
может
служить
тот
же
кристалл
германия
,
но
с
примесью
бора
.
Атом
бора
трех
-
валентен
.
Вследствие
структуры
кристаллической
решетки
германия
,
обу
-
словленной
четырьмя
валентными
связями
,
атом
бора
захватывает
один
электрон
у
соседнего
атома
германия
.
Последний
,
в
свою
очередь
,
может
захватить
электрон
у
другого
атома
германия
и
т
.
д
.
Такое
последователь
-
ное
«
перескакивание
»
электронов
,
очевидно
,
эквивалентно
движению
в
противоположную
сторону
положительного
заряда
,
равного
по
величине
заряду
электрона
.
Дело
обстоит
так
,
будто
перемещается
«
место
электрона
» –
положительно
заря
-
женная
«
дырка
».
Полупроводни
-
ки
,
проводимость
которых
вызы
-
вается
наличием
«
дырок
» («
ды
-
рочная
»
проводимость
),
называ
-
ются
полупроводниками
p-
типа
.
Примесные
атомы
,
валентность
которых
меньше
валентности
ато
-
мов
кристалла
,
называются
акцеп
-
торными
(
акцепторами
),
т
.
к
.
они
захватывают
электроны
.
С
точки
зрения
зонной
теории
,
первые
свободные
энергетические
уровни
примесных
атомов
лежат
в
запре
-
щенной
зоне
полупроводника
вблизи
верхнего
края
заполненной
(
валентной
)
зоны
(
пунктирный
уровень
рис
. 2
б
).
Электроны
из
валентной
зоны
,
попадая
на
эти
уровни
,
дают
возможность
остав
-
шимся
электронам
поочередно
из
-
а
)
б
)
в
)
Рис
. 3
49
менять
свою
энергию
на
малое
значение
,
что
и
обуславливает
дырочную
проводимость
.
В
практическом
отношении
важно
рассмотреть
,
какие
явления
про
-
исходят
в
зоне
контакта
двух
полупроводников
различного
типа
проводи
-
мости
–
электронного
(n)
и
дырочного
(p).
Так
как
в
первом
из
них
велика
концентрация
свободных
электронов
,
а
во
втором
–
дырок
,
то
через
поверхность
соприкосновения
полупровод
-
ников
происходит
диффузия
свободных
электронов
из
электронного
полу
-
проводника
в
дырочный
(n – p)
и
диффузия
дырок
в
противоположном
на
-
правлении
(p – n).
Следует
отметить
,
что
перемещение
дырок
в
направлении
p – n
озна
-
чает
в
действительности
перемещение
связанных
электронов
в
направле
-
нии
n – p.
В
результате
пограничный
слой
со
стороны
p-
полупроводника
заряжается
отрицательно
,
а
со
стороны
n-
полупроводника
–
положительно
,
т
.
е
.
в
зоне
контакта
образуется
«
двойной
электрический
слой
»
с
разностью
потенциалов
U
к
(
рис
. 3
а
).
Эта
контактная
разность
потенциалов
U
к
препят
-
ствует
дальнейшей
диффузии
,
т
.
е
.
переходу
электронов
направо
через
контакт
,
а
дырок
–
налево
через
контакт
.
И
только
очень
редкие
электроны
и
дырки
,
обладающие
большой
энергией
,
могут
проникать
через
этот
барьер
.
Около
контакта
создается
слой
,
обедненный
основными
носителями
и
по
-
этому
обладающий
повышенным
сопротивлением
.
Такой
слой
называется
запирающим
слоем
.
Если
теперь
к
имеющейся
системе
подключить
внешнюю
батарею
с
напряжением
U,
то
в
зависимости
от
полярности
ее
включения
ток
во
внешней
цепи
будет
резко
изменяться
.
В
одном
случае
поле
от
внешнего
источника
будет
усиливать
поле
от
собственной
контактной
разности
по
-
тенциалов
и
еще
более
препятствовать
прохождению
основных
носителей
через
контакт
(
рис
. 3
б
).
Однако
ток
во
внешней
цепи
все
-
таки
будет
на
-
блюдаться
.
Он
обусловлен
прохождением
через
контакт
неосновных
носи
-
телей
,
для
которых
собственное
и
приложенное
электрические
поля
явля
-
ются
ускоряющими
.
Этот
ток
носит
название
обратного
тока
I
обр
,
и
его
ве
-
личина
практически
очень
мала
.
Если
же
изменить
полярность
батареи
на
об
-
ратную
,
то
электрическое
поле
от
внешнего
источни
-
ка
будет
направлено
навстречу
внутреннему
и
вызо
-
вет
движение
основных
носителей
к
месту
контакта
.
Запирающий
слой
начнет
заполняться
основными
носителями
,
его
сопротивление
будет
падать
и
при
некотором
значении
U
может
практически
исчезнуть
.
Через
внешнюю
цепь
пойдет
ток
I
пр
(
рис
. 3
в
).
В
пря
-
мом
направлении
даже
незначительного
напряжения
оказывается
достаточно
,
чтобы
преодолеть
внутрен
-
нюю
контактную
разность
потенциалов
.
А
U
J
А
Б
U
J
Б
Рис
. 4
О
50
Исходя
из
сказанного
,
следует
,
что
электронно
-
дырочный
переход
обладает
ярко
выраженной
односторонней
проводимостью
.
Если
внешнюю
батарею
заменить
источником
переменного
тока
,
то
в
течение
одного
по
-
лупериода
будет
наблюдаться
значительный
ток
,
в
течение
другого
–
очень
малый
,
т
.
е
.
система
будет
служить
выпрямителем
(
полупроводниковым
диодом
).
Кривая
зависимости
тока
I
от
напряжения
U,
приложенного
к
полупроводниковому
диоду
,
называется
его
вольтамперной
характеристи
-
кой
(
рис
. 4).
Ветвь
кривой
ОА
соответствует
прямому
току
,
ветвь
ОБ
–
сла
-
бому
обратному
току
собственной
проводимости
полупроводников
.
В
электрорадиотехнике
наиболее
распространены
медно
-
закисные
,
селе
-
новые
,
германиевые
и
кремниевые
диоды
.
Свойства
полупроводниковых
выпрямителей
характеризуются
коэффициентом
выпрямления
α
,
который
равен
отношению
прямого
тока
I
пр
к
обратному
I
обр
измеренных
при
оди
-
наковых
по
величине
прямом
и
обратном
напряжениях
.
Выполнение
работы
1.
Составить
таблицу
технических
данных
приборов
.
2.
Собрать
схему
,
приведенную
на
рис
. 5.
В
данной
схеме
исследуемые
диоды
соединены
последовательно
и
имеют
независимые
отводы
.
Цепь
питается
от
выпрямителя
на
25
В
с
фильтром
,
и
это
напряжение
подается
на
реостат
R
,
который
включается
как
потенциометр
(
делитель
напряжения
).
Напряжение
на
выходе
потенциометра
измеряется
многопредельным
вольтметром
V
.
Ток
в
цепи
измеряется
миллиамперметром
mA
,
параллельно
которо
-
му
с
помощью
тумблера
T
предусмотрено
включение
шунта
Ш
.
Благодаря
этому
возможно
измерение
силы
тока
в
пределах
0–7,5 mA (
без
шунта
)
и
0–75 mA (
с
шунтом
).
Для
изменения
знака
полярности
подаваемого
напряжения
на
диоды
служит
коммутатор
К
,
который
работает
следующим
образом
.
Рис
. 5
вы
прями
те
ль