Закон степени трёх вторых — Википедия

Графическое представление закона степени трёх вторых

Зако́н сте́пени трёх вторы́х (закон Чайлда^[1], закон Чайлда — Ленгмюра, закон Чайлда — Ленгмюра — Богуславского, в немецком языке Schottky-Gleichung, уравнение Шоттки) в электровакуумной технике задаёт квазистатическую вольт-амперную характеристику идеального вакуумного диода — зависимость тока анода от напряжения между его катодом и анодом — в режиме пространственного заряда. В этом режиме, являющимся основным для приёмно-усилительных радиоламп, тормозящее действие пространственного заряда ограничивает ток катода до величины, существенно меньшей, чем предельно возможный ток эмиссии катода. В наиболее общей форме закон утверждает, что ток вакуумного диода I_a пропорционален напряжению U_a, возведённому в степень 3/2:

Ia=gUa3/2,{\displaystyle I_{a}=gU_{a}^{3/2},}

где g — постоянная (первеанс) данного диода, зависящая только от конфигурации и размеров его электродов.

Первую формулировку закона предложил в 1911 году Чайлд (англ.)^[2], впоследствии закон был уточнён и обобщён работавшими независимо друг от друга Ленгмюром (1913)^[3], Шоттки (1915) и Богуславским (1923). Закон, c оговорками, применяется и к лампам с управляющей сеткой (триоды, тетроды) и к электронно-лучевым приборам. Закон применим для области средних напряжений — от нескольких В до напряжений, при которых начинается переход в режим насыщения тока эмисии. Закон не применим к области отрицательных и малых положительных напряжений, к области перехода в режим насыщения и к самому режиму насыщения.

Эмиссионная характеристика диода с вольфрамовым катодом. Пунктир — ток эмиссии, сплошные линии — наблюдаемые токи анода для различных значений напряжения на аноде^[4]

При достаточно высоких температурах на границе металла и вакуума возникает явление термоэлектронной эмиссии. Вольфрамовый катод начинает испускать электроны при температуре около 1400° С^[5], оксидный катод — при температуре около 350° С^[6]. С дальнейшим ростом температуры ток эмиссии экспоненциально возрастает по закону Ричардсона — Дешмана. Максимальная практически достижимая плотность тока эмиссии вольфрамовых катодов достигает 15 А/см², оксидных катодов — 100 А/см^2[7][8].

При подаче на анод диода положительного (относительно катода) потенциала в межэлектродном пространстве диода возникает ускоряющее электроны в направлении к аноду электрическое поле. Можно предположить, что в этом поле все испущенные катодом электроны устремятся к аноду так, что ток анода будет равен току эмиссии, однако опыт это предположение опровергает. Оно справедливо только для относительно низких температур и малых плотностях тока эмиссии. При бо́льших температурах катода экспериментально наблюдаемый ток анода достигает насыщения и стабилизируется на постоянном уровне, не зависящем от температуры. С ростом анодного напряжения этот предельный ток монотонно и нелинейно возрастает^[9]. Наблюдаемое явление качественно объясняется влиянием пространственного заряда:

• Холодный катод вакуумной лампы не способен испускать электроны. В этом режиме вакуумный диод представляет собой обычный вакуумный конденсатор. Напряжённость электрического поля внутри такого конденсатора практически постоянна, а электрический потенциал между катодом и анодом в плоско-параллельной конфигурации изменяется по линейному закону. Одиночный электрон, попавший в такое поле, движется с постоянным ускорением, которое прямо пропорционально ускоряющему полю и, следовательно, напряжению на диоде
  [10].
• Нагретый катод начинает испускать электроны. При подаче на анод достаточно большого положительного напряжения все испущенные электроны испытывают ускорение в межэлектродном пространстве и движутся к аноду. Электроны, находящиеся в межэлектродном пространстве, образуют пространственный заряд, искажающий электрическое поле в конденсаторе. При малых токах эмиссии и малой концентрации электронов в межэлектродном вакууме влияние пространственного заряда незначительно: потенциал всех точек межэлектродного пространства снижается, но поле во всех точках остаётся ускоряющим, поэтому почти все испущенные катодом электроны достигают анода. Ток анода равен току эмиссии катода и не зависит от анодного напряжения ^[11].
• При дальнейшем разогреве катода пространственный заряд увеличивается настолько, что вблизи катода возникает потенциальная яма — область с потенциалом ниже, чем потенциал катода. Электроны, испущенные катодом испытывают отталкивание от области пространственного заряда и попадают в тормозящее поле. Электроны, покинувшие катод с достаточно большой скоростью (быстрые электроны), преодолевают потенциальную яму и продолжают путь к аноду. Другие, медленные, электроны возвращаются назад, на катод, поэтому ток анода оказывается существенно ниже тока эмиссии катода^[11]. Практические измерения показывают, что с ростом анодного напряжения ток анода монотонно и нелинейно возрастает.

Количественная зависимость тока, ограниченного пространственным зарядом, от анодного напряжения и описывается законом трёх вторых.

Решение для плоскопараллельного диода[править | править код]

Классическое решение Чайлда рассматривает идеальный плоскопараллельный диод с электродами бесконечной протяжённости, разделёнными зазором с шириной d. Координатная ось x, относительно которой решаются дифференциальные уравнения, проводится по нормали к поверхности катода, а начальная точка (x=0) устанавливается на границе катод-вакуум. Предполагается, что:

• поверхности катода и анода эквипотенциальны;
• температура катода достаточно высока для того, чтобы ток анода был ограничен пространственным зарядом, а не уровнем эмиссии катода;
• остаточное давление газа в межэлектродном пространстве достаточно низко, поэтому взаимодействием электронов с молекулами газа можно пренебречь;
• напряжённость электрического поля E(0) на границе катод-вакуум равна нулю;
• скорость электронов при пересечении границы катод-вакуум v(0) равна нулю^[12][13].

Последнее допущение — отказ от рассмотрения тепловой диффузии электронов в вакууме — наиболее важно. Именно оно позволяет заменить громоздкий, трудоёмкий расчёт простым аналитическим решением, но оно же делает это решение неприменимым в области малых положительных и отрицательных анодных напряжений, так, при нулевом напряжении на диоде в реальных приборах, ток анода не обращается в 0

[13].

В соответствии с теоремой Гаусса, пространственный заряд, заключённый в произвольно выбранном объёме межэлектродного пространства, пропорционален потоку вектора напряжённости электрического поля через замкнутую поверхность Z, ограничивающую этот объём. В объёме, ограниченном примыкающей к катоду призмой высотой x и площадью основания s, поток напряжённости через боковые поверхности равен нулю. Поток напряжённости через основание, примыкающее к катоду, также равен нулю в силу первого граничного условия. Поэтому поток вектора через поверхность призмы равен произведению напряжённости поля в точке

x на площадь основания призмы:

Q(x)=ε0∫ZE dZ=ε0E(x) s{\displaystyle Q(x)=\varepsilon _{0}{\int \limits _{Z}E\ dZ}=\varepsilon _{0}E(x)\ s} ^[14]

Одновременно, пространственный заряд в объёме призмы равен произведению тока анода I_a на время пролёта электрона от катода до плоскости, удалённой от катода на x:

Q(x)=Ia t(x){\displaystyle Q(x)=I_{a}\ {t(x)}}^[14]

поэтому напряжённость поля и ускорение электронов в любой точке x можно выразить через ток анода и время пролёта от катода до x:

E(x)=Ia t(x)ε0 s{\displaystyle E(x)={{I_{a}\ t(x)} \over {\varepsilon _{0}\ s}}}

d2 xdt2=eIa t(x)m ε0 s{\displaystyle {d^{2}\ x \over dt^{2}}={{eI_{a}\ t(x)} \over {m\ \varepsilon _{0}\ s}}},

где e и m — заряд и масса электрона,

ε₀ — диэлектрическая постоянная^[14].

Интегрирование последнего соотношения даёт зависимости координаты и скорости электрона от времени пролёта:

x(t)=16 e Iam ε0 s t3{\displaystyle x(t)={1 \over 6}\ {{e\ I_{a}} \over {m\ \varepsilon _{0}\ s}}\ t^{3}}

dxdt=12 e Iam ε0 s t2{\displaystyle {dx \over dt}={1 \over 2}\ {{e\ I_{a}} \over {m\ \varepsilon _{0}\ s}}\ t^{2}}^[15]

Сопоставив последнее уравнение с уравнением, связывающим кинетическую и потенциальную энергию

dxdt=2emU,{\displaystyle {dx \over dt}={\sqrt {2{e \over m}U}},}^[15]

можно вывести выражение для тока анода (формулу Чайлда)^[16].:

Ia=49 ε0 2em sd2 Ua32{\displaystyle I_{a}={4 \over 9}\ \varepsilon _{0}\ {\sqrt {2{e \over m}}}\ {s \over d^{2}}\ U_{a}^{3 \over 2}}

Ia=2,33 ⋅ 10−6 sd2 Ua32{\displaystyle I_{a}=2,33~{\cdot }~10^{-6}\ {s \over d^{2}}\ U_{a}^{3 \over 2}}^[14]

Решение для цилиндрического диода[править | править код]

Последнее уравнение выполняется и для цилиндрического диода (с катодом внутри и анодом снаружи) с тонким катодом (внутренний радиус анода r_a в десять и более раз превосходит внешний радиус катода r_к). В этом случае вместо межэлектродного расстояния d следует подставлять внутренний радиус анода r_a^[17].

Если внешний радиус катода не столь мал, то пренебрегать им уже нельзя. Для диодов с толстым катодом расчётная формула по Ленгмюру и Богуславскому принимает вид:

Ia=2,33 ⋅ 10−6 sara2 β2 Ua32,{\displaystyle I_{a}=2,33~{\cdot }~10^{-6}\ {s_{a} \over {r_{a}^{2}\ \beta ^{2}}}\ U_{a}^{3 \over 2},}

где поправочный коэффициент β2=(1−rkra)2{\displaystyle \beta ^{2}=\left(1-{r_{k} \over r_{a}}\right)^{2}}^[18]

Обобщённая формулировка[править | править код]

Закон справедлив для диодов с любой конфигурацией катода и анода и для любых температур катода, при которых возможна термоэлектронная эмиссия. В общем случае,

Ia=g Ua32,{\displaystyle I_{a}=g\ U_{a}^{3 \over 2},}^[19]

где g — постоянная (так называемый первеанс) данного диода, зависящая от конфигурации и геометрических размеров его электродов.

В простейшем анализе первеанс не зависит от тока накала и температуры катода, в реальных лампах он растёт с ростом температуры катода^[20].

Внутреннее сопротивление диода[править | править код]

Крутизна S вольт-амперной характеристики диода в произвольно выбранной рабочей точке пропорциональна квадратному корню анодного напряжения:

S=dIadUa=32 g Ua{\displaystyle S={dI_{a} \over dU_{a}}={3 \over 2}\ g\ {\sqrt {U_{a}}}}

а внутреннее сопротивление r_i обратно пропорционально ему:

ri=1/S=231g Ua{\displaystyle r_{i}=1/S={2 \over 3}{1 \over {g\ {\sqrt {U_{a}}}}}}^[21]

Частотные ограничения[править | править код]

Время пролёта электронов от катода до анода определяется соотношением

τ=3dVmax,{\displaystyle \tau ={3d \over V_{max}},} где конечная скорость электронов Vmax=2emUa{\displaystyle V_{max}={\sqrt {2{e \over m}U_{a}}}}.

В реальных диодах время пролёта измеряется единицами наносекунд^[22].

При подаче на анод переменного напряжения высокой частоты, период которого сопоставим с временем пролёта, фаза и величина анодного тока существенно меняются. Сдвиг фазы тока, или угол пролёта, составляет Θ=ω τ{\displaystyle \Theta =\omega \ \tau }, где ω{\displaystyle \omega } — угловая частота анодного напряжения. При угле пролёта Θ=π{\displaystyle \Theta =\pi } крутизна динамической ВАХ диода падает на 25 % от квазистатической крутизны, при Θ=2π{\displaystyle \Theta =2\pi } переменный ток прерывается. На практике предельный угол пролёта, выше которого использование диода нецелесообразно, приравнивается к π{\displaystyle \pi }, а граничная рабочая частота диода f_пр — к

f=12 τ{\displaystyle f={1 \over {2\ \tau }}}^[23]

В реальных схемах предельная рабочая частота может быть ещё ниже из-за влияния паразитной ёмкости диода и паразитных ёмкостей и индуктивностей монтажа. С ростом частоты в диоде могут возникать резонансные явления, поэтому рабочая частота диода f_р не должна превышать частоты его собственного резонанса f₀:

fp⩽f0=12πL Cac{\displaystyle f_{p}\leqslant f_{0}={1 \over {2\pi {\sqrt {L\ C_{ac}}}}}} ^[24]

При типичной индуктивности монтажа L в 0,01 мкГн^[24] и типичной ёмкости монтажа в 10 пФ резонансная частота составляет 500 МГц.

Закон трёх вторых для триода[править | править код]

В 1919 году М. А. Бонч-Бруевич предложил модель триода (в работах Бонч-Бруевича — «катодного реле»), в которой триод замещался эквивалентным диодом. Анодный ток в этой модели равнялся току эквивалентного диода, к которому приложено расчётное действующее напряжение — взвешенная сумма напряжений на аноде U_a и на сетке U_c:

Ia=gTc (Uc+D Ua)32{\displaystyle I_{a}=g_{Tc}\ {\left(U_{c}+D\ U_{a}\right)}^{3 \over 2}}, или

Ia=gTa (Ua+μ Uc)32{\displaystyle I_{a}=g_{Ta}\ {\left(U_{a}+\mu \ U_{c}\right)}^{3 \over 2}},

где μ{\displaystyle \mu } — коэффициент усиления триода по напряжению, а обратная ему D — проницаемость сетки.

Из формул следует, что вольт-амперные характеристики для различных U_c идентичны и отличаются только сдвигом вдоль оси напряжения. При запирающем сеточном напряжении Uc=−Ua/μ{\displaystyle U_{c}=-U_{a}/\mu } анодный ток прерывается. Характеристики реальных ламп в целом соответствуют теории, но их наклон и сдвиг непостоянны, а отсечка тока при запирающих напряжениях имеет плавный, «затянутый» характер^[25].

Пример. Низковольтный одноанодный кенотрон имеет эффективную длину анода l=40 мм, внешний радиус катода r_к=2 мм, внутренний радиус анода r_а=4 мм. Эффективная площадь оксидного катода s_к=5 см², эффективная площадь анода s_а=10 см². Расчётная межэлектродная ёмкость при холодном катоде С₀=2π ε₀ l ln(r_а/r_к)=1,5 пФ без учёта ёмкости монтажа. Рабочее напряжение накала выбрано так, чтобы диод входит в режим насыщения при токе I_a=200 мА, что соответствует плотности тока эмиссии 40 мА/см². Это значение близко к предельно допустимому значению для стационарного режима и примерно в тысячу раз меньше максимально возможной плотности кратковременных импульсов тока эмиссии оксидного катода. Оно достигается при мощности накала от 10 до 15 Вт (удельная мощность от 2 до 3 Вт/см²).

Расчётный первеанс диода равен:

g=2,33 ⋅ 10−6 2 π lra (1−rkra)2=0,000587 AB32{\displaystyle g=2,33~{\cdot }~10^{-6}\ {{2\ \pi \ l} \over {r_{a}\ \left(1-{r_{k} \over r_{a}}\right)^{2}}}=0,000587~{A \over B^{3 \over 2}}}

Закон степени трёх вторых и заложенная в него модель не дают указаний на то, насколько плавным или острым должен быть переход из режима пространственного заряда в режим насыщения. Теоретическая кривая анодного тока достигает значения тока эмиссии (I_a=200 мА) при U_a=49 В, при бо́льших напряжениях ток не меняется, а рассеиваемая мощность растёт пропорционально напряжению.

В таблице представлены зависимости показателей диода от напряжения на аноде, рассчитанные в рамках модели Чайлда. Такие важные показатели, как максимальная плотность объёмного заряда, глубина и профиль потенциальной ямы, в этой модели не определены.

Показатель	Единицы измерения	Напряжение на аноде Ua, В						Примечания
		Режим пространственного заряда				Область перехода	Режим насыщения
		10	20	30	40	50	60
Ток анода, Ia	мА	19	53	96	149	200	200	Характер перехода в режим насыщения (плавный переход или острый излом) в модели не определён. Динамические показатели в зоне перехода могут быть определены только опытным путём.
Крутизна вольт-амперной характеристики, S	мСм	2,8	3,9	4,8	5,6	?	0
Внутреннее сопротивление, ri	кОм	0,36	0,25	0,21	0,18	?	∞
Максимальная скорость электрона, Vmax	мм/нс	1,9	2,6	3,2	3,8	4,2	4,6	Vmax=2emUa{\displaystyle V_{max}={\sqrt {2{e \over m}U_{a}}}}
Время пролёта межэлектродного расстояния, τ	нс	3,2	2,3	1,8	1,6	1,4	1,3	τ=3 d/Vmax{\displaystyle \tau =3\ d/V_{max}}
Пространственный заряд, Q	пКл	59	118	178	237	286	261	Q=Ia τ{\displaystyle Q=I_{a}\ \tau }
Граничная частота, fпр	МГц	156	221	270	312	350	382	f=1/(2 τ){\displaystyle f=1/{(2\ \tau )}}

Применимость закона к реальным приборам[править | править код]

Заблуждаются те, кто считает, что основные свойства термоэлектронной эмиссии описаны в теории и проверены экспериментом. Интерпретация этого явления с точки зрения термодинамики нередко возводится в ранг закона, но следует ещё раз подчеркнуть: если условия эксперимента не вписываются в допущения, положенные в основу теоретической модели — эта модель к данному эксперименту неприменима. — Уэйн Ноттингем, 1956

Оригинальный текст (англ.)

It is an illusion to believe that the main features of thermionic emission have been worked out theoretically and are in agreement with the experiment. In spite of the generality often associated with the thermodynamic interpretation of thermionic emission, emphasis must be given to the fact that this branch of theory cannot be relied upon to give accurate information concerning the current flows across a boundary under experimental conditions that violate the basic assumptions of the theory^[26].

Область применимости закона трёх вторых (схематично)

Допущения, на которых основана модель Чайлда, в реальных диодах не выполняются. Наиболее близки к идеальной модели диоды косвенного накала с цилиндрическими анодами, наиболее далеки от неё диоды прямого накала с W-образной укладкой нити катода^[27]. Различия между реальными приборами и моделью Чайлда наиболее существенны в области отрицательных и малых положительных напряжений и в области перехода в режим насыщения. Между ними находится область средних напряжений, в которой закон степени трёх вторых достаточно точно аппроксимирует свойства реального диода.

Область малых напряжений[править | править код]

Закон трёх вторых не применим в области отрицательных и малых положительных (единицы В) анодных напряжений. Из закона следует, что при нулевом напряжении ток анода должен быть равен нулю, а при отрицательном напряжении формула трёх вторых вообще не определена. В реальных диодах при нулевом анодном напряжении уже течёт ненулевой ток электронов от катода к аноду — именно это явление, открытое в 1882 Элстером и Гайтелем и в 1883 Эдисоном, и научно интерпретированное в 1889 году Флемингом, Уильям Прис^[en] назвал «эффектом Эдисона»^[28][29][30]. Полная отсечка тока наступает только тогда, когда анодное напряжение опускается на несколько В ниже нуля. Например, в шумовом диоде прямого накала 2Д2С ток анода возникает при анодном напряжении около −2 В, а при нулевом анодном напряжении ток достигает величины 200 мкА при напряжении накала 1,5 В (100 мкА при напряжении накала 1,2 В)^[31].

Сдвиг характеристики диода влево на −1,5 В может быть объяснён неэквипотенциальностью катода прямого накала. Eщё в 1914 году Уилсон, анализируя ВАХ прямонакальных диодов, предложил уточнённую модель, основанную на формуле Чайлда^[32]. В модели Уилсона ток на начальном участке ВАХ пропорционален напряжению в степени 5/2, а в области средних напряжений ВАХ совпадает с законом трёх вторых^[33]. Дополнительный сдвиг характеристики влево на −0,5 В в рамках модели Чайлда объяснить невозможно. Этот сдвиг — следствие ненулевых начальных скоростей и тепловой диффузии электронов. Ток, текущий «сам по себе» в диоде с заземлённым анодом — это ток быстрых электронов, способных преодолеть потенциальную яму пространственного заряда. При напряжении накала 1,5 В ток эмиссии катода 2Д2С составляет около 40 мА, а средняя кинетическая энергия эмитируемых электронов составляет около 1 эВ. Ток эмиссии постоянно поддерживает отрицательный пространственный заряд, сосредоточенный вблизи катода, дно потенциальной ямы располагается на расстоянии от 0,01 до 0,1 мм от границы катод-вакуум. Абсолютное большинство испущенных электронов возвращаются назад, на катод, но относительно быстрые электроны преодолевают потенциальную яму, попадают в слабое поле анода и притягиваются к нему. Энергия, движущая эти электроны, заимствуется не от источника анодного напряжения, а от источника тока накала^[34].

Область средних напряжений (режим пространственного заряда)[править | править код]

При анодных напряжениях порядка нескольких В и более (но до перехода в режим насыщения) закон достаточно точно описывает свойства реальных диодов. В этой области наблюдаются два рода отклонений от идеальной модели:

• В модели Чайлда первеанс диода не зависит от температуры катода. В реальных лампах с ростом температуры первеанс увеличивается из-за неоднородного распределения температуры по длине катода. Концы катода, закреплённые в несущих траверсах внутриламповой арматуры, всегда холоднее его средней части. При недостаточном накале эмиссия сосредоточена в средней части катода, а первеанс существенно меньше расчётного. С ростом тока накала длина горячей средней части катода и эффективная поверхность анода растут, и первеанс приближается к расчётному^[35].
• В модели Чайлда энергия электронов при пересечении границы катод-вакуум приравнена к нулю. В действительности, электроны покидают катод с ненулевой скоростью: типичная кинетическая энергия эмитируемого электрона составляет порядка 1 эВ, поэтому реальные вольт-амперные кривые сдвинуты влево относительно расчётных на ту же величину. При напряжении на аноде в десятки В этим сдвигом можно пренебречь^[36].

Область перехода в режим насыщения[править | править код]

C ростом анодного напряжения ток анода, определяемый законом трёх вторых, приближается к значению тока эмиссии. Вблизи предельного значения закон трёх вторых перестаёт действовать, рост анодного тока замедляется, а при достижении предела прекращается. Повышение тока накала катода увеличивает его температуру и ток эмиссии. «Полка» вольт-амперной характеристики сдвигается вверх, в область бо́льших токов, а восходящая ветвь, описываемая законом трёх вторых, в теории остаётся неизменной. В действительности, как показано выше, с ростом температуры катода восходящая ветвь также сдвигается вверх^[35].

Упрощённая модель, положенная в основу закона степени трёх вторых, не даёт представления о характере перелома вольт-амперной характеристики при переходе в режим насыщения. В реальных диодах переходная зона растянута, её ширина на графике ВАХ сопоставима с шириной области, в которой кривая следует закону степени трёх вторых. Плавный переход — следствие различных явлений, не вписывающихся в идеальную модель Чайлда:

• В лампах прямого накала наибольший вклад вносит неэквипотенциальность катода, к концам которого приложено постоянное или переменное напряжение накала^[27];
• Катоды всех типов нагреваются неравномерно. Относительно холодные концы катода переходят в режим насыщения раньше, чем его горячая средняя часть^[37];
• Ток эмиссии реальных катодов зависит не только от температуры, но также от напряжённости поля вблизи катода, которая в свою очередь определяется напряжением на аноде^[27].

Режим насыщения[править | править код]

В первом приближении насыщение тока можно считать абсолютным: ток насыщения идеального диода не зависит от напряжения на аноде. В реальных приборах в режиме насыщения ток анода медленно растёт с ростом анодного напряжения. Это явление связано с эффектом Шоттки: с ростом напряжённости поля работа выхода электрона из катода уменьшается, что приводит к росту тока эмиссии

[38]. В оксидных катодах, пористая поверхность которых образована спеканием гранул оксидов бария, стронция и кальция, прирост эмиссионного тока особенно велик из-за неоднородностей поверхности^[27][39]. Фактически можно утверждать, что оксидные катоды вообще не насыщаются^[40].

1. ↑ Рейх, 1948, с. 57.
2. ↑ Child C. D. Discharge From Hot CaO // Phys. Rev. (Series I). — 1911. — Т. 32. — С. 492—511. — DOI:10.1103/PhysRevSeriesI.32.492.
3. ↑ Langmuir I. The Effect of Space Charge and Residual Gases on Thermionic Currents in High Vacuum // Phys. Rev.. — 1913. — Т. 2. — С. 450—486. — DOI:10.1103/PhysRev.2.450.
4. ↑ Иориш и др., 1961, График тока эмиссии заимствован с илл. 3-2 на с. 150.
5. ↑ Рейх, 1948, с. 49.
6. ↑ Иориш и др., 1961, с. 150.
7. ↑ Иориш и др., 1961, с. 150-151. Приведённая цифра для оксидных катодов достигается только в кратковременном импульсе. Безопасные уровни эмиссии оксидных катодов в стационарном режиме примерно в тысячу раз меньше..
8. ↑ Батушев, 1969, с. 11-13.
9. ↑ Батушев, 1969, с. 13.
10. ↑ Батушев, 1969, с. 10.
11. ↑ ^{1 2} Батушев, 1969, с. 11.
12. ↑ Рейх, 1948, с. 58.
13. ↑ ^{1 2} Батушев, 1969, с. 14-15.
14. ↑ ^{1 2 3 4} Батушев, 1969, с. 15.
15. ↑ ^{1 2} Батушев, 1969, с. 16.
16. ↑ Калашников С. Г., Электричество, М., ГИТТЛ, 1956, «Добавления», 6. «Закон Богуславского — Ленгмюра», с. 650-651;
17. ↑ Батушев, 1969, с. 18.
18. ↑ Батушев, 1969, с. 17-18.
19. ↑ Батушев, 1969, с. 18-19.
20. ↑ Батушев, 1969, с. 19-21.
21. ↑ Батушев, 1969, с. 24-26.
22. ↑ Батушев, 1969, с. 47.
23. ↑ Батушев, 1969, с. 50-51.
24. ↑ ^{1 2} Батушев, 1969, с. 52.
25. ↑ Батушев, 1969, с. 67,68.
26. ↑ Nottingham, 1956, pp. 6-7.
27. ↑ ^{1 2 3 4} Рейх, 1948, с. 60.
28. ↑ Nottingham, 1956, p. 7.
29. ↑ Van der Bijl, 1920, p. 30.
30. ↑ Рейх, 1948, с. 43.
31. ↑ Батушев, 1969, с. 22-23.
32. ↑ Van der Bijl, 1920, p. 64.
33. ↑ Van der Bijl, 1920, pp. 65-67.
34. ↑ Батушев, 1969, с. 21-23.
35. ↑ ^{1 2} Батушев, 1969, с. 20.
36. ↑ Рейх, 1948, с. 62.
37. ↑ Батушев, 1969, с. 20-21.
38. ↑ Nottingham, 1956, pp. 10-11.
39. ↑ Батушев, 1969, с. 158.
40. ↑ Van der Bijl, 1920, p. 37.

На русском языке[править | править код]

• Батушев, В. А. Электронные приборы. — М.: Высшая школа, 1969. — 608 с. — 90,000 экз.
• Дулин В. Н., Аваев Н. А., Демин В. П. и др. Электронные приборы / Под ред. Г. Г. Шишкина.. — М.: Энергоатомиздат, 1989. — 496 с. — ISBN 5-283-01472-X.
• Добрецов Л. Н. Электронная и ионная эмиссия. — М.;Л.: Гос. изд-во технико-теорет. лит., 1952. — 312 с.
• Иориш, А. Е., Кацман, Я. А., Птицын, С. В. Основы технологии производства электровакуумных приборов. — М. — Л.: Госэнергоиздат, 1961. — 516 с. — 14,000 экз.
• Рейх, Г. Дж. Теория и применение электронных приборов. — Л.: Госэнергоиздат, 1948. — 940 с. — 7,000 экз.

На английском языке[править | править код]

Методические указания к практическим занятиям по дисциплине “Общая электротехника и электроника”, страница 7

то есть дырочная составляющая на 2 порядка больше.

3. Определим напряжение для получения заданной плотности тока, воспользовавшись уравнением

,    В.

22.        Ток, текущий видеальном р-n переходе при большом обратном напряжении и 300К, равен 2*10^-7 А. Определить ток при прямом напряжении 0,1В.

Решение:

Воспользуемся зависимостью

 

так как при большом обратном напряжении протекает обратный ток насыщения.

При прямом напряжении 0,1В ток

.

23.        Диод имеет обратный ток насыщения I₀ = 10мкА. Напряжение, приложенное к диоду, равно 0,5 В. Найти отношение прямого тока к обратному при 300К.

Решение:

Зависимость тока от напряжения

,где

I₀ – обратный ток насыщения,

j_Т – температурный потенциал, для 300К он равен 0,025В.

Тогда

24.        Германиевый полупроводниковый диод, имеющий обратный ток насыщения I₀ = 25мкА, работает при прямом смещении 0,1В и 300К. Определить сопротивление диода постоянному и переменному току (дифференциальное).

Решение:

Прямой ток диода

где j_Т – температурный потенциал, для 300К он равен 0,025В.

Сопротивление диода постоянному току

Дифференциальное сопротивление получим дифференцированием исходного выражения.

или

С учётом того, что I >> I₀ можно считать, что

тогда

в нашем случае это будет

 Ом, то есть упрощенной формулой можно пользоваться для оценки дифференциального сопротивления прямосмещённого p-n перехода. На практике она чаще используется в следующем виде (для 300 К):

 где I берётся в мА, а результат получается в Омах.

Тогда  Ом

Из анализа решений можно сделать также очень важный вывод:

сопротивление прямосмещённого p-n перехода переменному току значительно меньше, чем постоянному. Это явление очень часто используется на практике.

25.     Для идеального p-n перехода определить

1). при каком напряжении обратный ток будет достигать 90% значения обратного тока насыщения при 300 К?

2). отношение тока при прямом напряжении 0,05 В к току при том же значении обратного напряжения.

Решение:

1). При 300 К температурный потенциал  В.

Из условия задачи обратный ток составит 0,9I₀.

 или

 В (60 мВ) (~ 2j_Т)

2). отношение прямого тока к обратному при напряжениях  0,05 и -0,05 В:

, то есть примерно в 7 раз прямой ток больше обратного.

26.     Видеальном p-n переходе обратный ток насыщения I₀ = 10^-14 А при      300 К и I₀ = 10^-9 А при   398 К (125⁰ С). Определить напряжения на p-n переходе в обоих случаях, если прямой ток равен 1 мА.

Решение:

Из уравнения вольт-амперной характеристики перехода

можно записать

, или

, логарифмируя последнее выражение, получим

Для 300 К j_Т = kT = 0,86*10^-4*300 = 0,0258 В, а напряжение

Для 398 К j_Т = kT = 0,86*10^-4*398 = 0,0342 В и

Такая температурная зависимость характерна для Si диодов.

27.     Определить во сколько раз увеличивается обратный ток насыщения сплавного p-n перехода, если

1). для Ge диода температура увеличивается от 20⁰ С до 80⁰ С

2). для Si диода температура увеличивается от 20⁰ С до 150⁰ С.

Решение:

Зависимость обратного тока от температуры имеет вид:

где k₁ – постоянная;

Е_зо = еU_зо – ширина запрещённой зоны при 0 К;

— температурный потенциал;

Для    Ge: h = 1; m = 2; U_зо = 0,785 В

Si: h = 2; m = 1,5; U_зо = 1,21 В.

Следовательно, для Ge обратный ток насыщения

При 80⁰ С, или 353 К, имеем:

 В

тогда

При 20⁰ С, или 293 К, имеем:

 В

и ток

отношение токов для Ge

то есть при повышении температуры с 20⁰ С до 80⁰ С ток в Ge диоде увеличивается почти в 300 раз.

Для Si диода:

При 150⁰ С, или 433 К, имеем:

 В

и ток

При 20⁰ С или 293 К j_Т = 0,0253 В и ток

отношение токов

то есть для Si диода при повышении температуры с 20⁰ С до 80⁰ С обратный ток насыщения увеличится почти в 3000 раз.

ток насыщения диода — это… Что такое ток насыщения диода?



ток насыщения диода

n

microel. Diodensättigungsstrom

Универсальный русско-немецкий словарь. Академик.ру. 2011.

• ток насыщения в обратном направлении
• ток насыщения запирающего слоя

Смотреть что такое «ток насыщения диода» в других словарях:

• ток — ((continuous) current carrying capacity ampacity (US)): Максимальное значение электрического тока, который может протекать длительно по проводнику, устройству или аппарату при определенных условиях без превышения определенного значения их… …   Словарь-справочник терминов нормативно-технической документации

• Закон степени трёх вторых — Графическое представление закона степени трёх вторых Закон степени трёх вторых (закон Чайлда …   Википедия

• напряжение — 3.10 напряжение: Отношение растягивающего усилия к площади поперечного сечения звена при его номинальных размерах. Источник: ГОСТ 30188 97: Цепи грузоподъемные калиброванные высокопрочные. Технические условия …   Словарь-справочник терминов нормативно-технической документации

• постоянный — 2.43 постоянный (continuous): Выполняемый непрерывно. [ИСО 14644 2:2000, статья 3.2.1] Источник: ГОСТ Р ИСО 14644 6 2010: Чистые помещения и связанные с ними контролируемые среды. Часть 6. Термины …   Словарь-справочник терминов нормативно-технической документации

• Электровакуумный диод — У этого термина существуют и другие значения, см. Диод (значения). Электровакуумный диод  вакуумная двухэлектродная электронная лампа. Катод диода нагревается до температур, при которых возникает термоэлектронная эмиссия. При подаче на анод… …   Википедия

• Диод (электронная лампа) — Электровакуумный диод электронная лампа с двумя электродами (катод и анод). Разновидность диода. Используется в детекторах (амплитудных или частотных) и в выпрямителях. Высоковольтная разновидность кенотрон. Содержание 1 История 2 Устройство 3 …   Википедия

• P — n-переход — (n  negative  отрицательный, электронный, p  positive  положительный, дырочный), или электронно дырочный переход  разновидность гомопереходов, Зоной p n перехода называется область полупроводника, в которой имеет место… …   Википедия

• Р — n-переход — p  n переход (n  negative  отрицательный, электронный, p  positive  положительный, дырочный), или электронно дырочный переход  разновидность гомопереходов, область полупроводника, в которой имеет место пространственное изменение типа проводимости …   Википедия

• Электронно-дырочный переход — p  n переход (n  negative  отрицательный, электронный, p  positive  положительный, дырочный), или электронно дырочный переход  разновидность гомопереходов, область полупроводника, в которой имеет место пространственное изменение типа проводимости …   Википедия

• Принцип транслинейности — (англ. translinear principle, от англ. transconductance  проводимость, крутизна передаточной характеристики) в анализе и проектировании аналоговых интегральных схем  правило (уравнение), определяющее соотношения токов,… …   Википедия

• p — n-ПЕРЕХОД — (электронно дырочный переход) слой с пониженной электропроводностью, образующийся на границе полупроводниковых областей с электронной (n область) и дырочной ( р область) проводимостью. Различают гомопереход, получающийся в результате… …   Физическая энциклопедия

Народ срочно ответьте! Что такое обратный ток диода! Очень надо! 50 баллов дам!!!

Тока нет 0!Баллов не надо.

обратный ток диода это ток проходящий через диод в обратном направлении. диод обладает свойством проводить ток только в одном направлении-в прямом. обратный ток обычно в сотни-тысячи раз меньше прямого тока.

В области обратных напряжений ВАХ реальных ВД также отличается от теоретической ВАХ p-n перехода. В реальных диодах обратный ток имеет три составляющие Iобр = Io + Iт + Iу, где Iо — обратный ток насыщения p-n перехода; Iт — ток термогенерации в объеме полупроводника; Iу — ток утечки на поверхности p-n перехода.

любой диод кроме слаживания имеет маленькое сопротивление, к примеру если подать 1А на 1Амперный диод, то на выходе получишь 0,999916А, остальное (обратный ток), не имея выхода, нагревает сам диод, поэтому большие диоды масируются (нулятся т. п.)

Методичка Твердотельная электроника — Стр 4

барьера, образованного на границе двух полупроводников будет равна разности термодинамических работ выхода:

ϕк =Φn −Φp =ϕ0n +ϕ0 p

Рис. 4. Зонная диаграмма контакта полупроводников p- и n-типов в равновесии

В условиях термодинамического равновесия в p-n переходе существуют четыре компоненты тока. Две из них – дрейфовые, две – диффузионные, каждая из которых образована неосновными и основными носителями заряда.

Рис. 5. Токи в p-n переходе. Стрелки указывают движение заряженных частиц

Таким образом, в состоянии равновесия суммарный ток, обусловленный диффузионными (jpD, jnD) и дрейфовыми (jnE, jpE) токами электронов и дырок, должен быть равен нулю:

jpE − jnD + jnE − jpD = 0; Jдиффуз = Jдрейф .

(2)

При приложении напряжения VG равновесие нарушается и ВАХ диода будет иметь вид:

Плотность тока насыщения Js равна сумме дрейфовых электронной jnE и дырочной jpE компонент тока

31

Js =	qDnnp0	+	qDp pn0	=	qLnnp0	+	qLp pn0	.	(4)
	Ln		Lp		τn
							τp

Обратный ток (при VG < 0) в p-n переходе дрейфовый Jобр = −Js . Физический смысл прост

– в токе участвуют все носители, которые генерируются в объеме цилиндра с S = 1 и длиной Lp

ивытекающие из этого цилиндра со скоростью, равной скорости диффузии νдифф = Lp .

τn

Таким образом ВАХ диода на основе p-n перехода с учетом (3) имеет следующий вид:

Рис. 6. ВАХ диода на основе p-n перехода

В несимметричных p+-n переходах течет только один дырочный (диффузионный и дрейфовый) ток, а в n+-p переходах – только электронный ток.

2.2. Фотодиод при освещении

При попадании кванта света с энергией hν в полосе собственного поглощения в полупроводнике возникает пара неравновесных носителей – электрон и дырка. При регистрации электрического сигнала необходимо зарегистрировать изменение концентрацией носителей. Очевидно, что при прочих равных условиях зарегистрировать изменение концентрации неосновных носителей проще.

Так, например, в n-GaAs с легирующей концентрацией доноров 1014 см-3, концентрация основных носителей электронов составляет 1014 см-3, а концентрация неосновных носителей – дырок – 1 см-3. Поэтому, если при оптическом поглощении в фотоприемнике на основе GaAs возникает 1010 см-3 неравновесных носителей, то проще зарегистрировать изменение концентрации неосновных носителей.

В фотодиодах на основе p-n переходов как раз и реализован принцип регистрации изменения концентрации неосновных носителей под влиянием внешнего излучения. Обратный ток p- n перехода обусловлен дрейфовыми компонентами тока и выражается

j = qpn0 Dp + qnp0 Dn ,
0	Lp	Lp

где pn0 и np0 – концентрация неосновных носителей.

Изменение концентрации неосновных носителей вызывает изменение фототока. Величина фототока выражается соотношением:

j	= q	∆pDp	+q	∆pD	q∆pLp		q∆nL
				n =		+	n	,	(5)
Ф		Lp		Ln	τp		τn

∆p и ∆n – неравновесная концентрация фотогенерированных неосновных носителей на расстояние Ln, Lp от области пространственного заряда в квазинейтральном объеме эмиттера и базы диода.

32

Обычно эмиттер фотодиода p+-n делают тонким W				L	p	, L , так, чтобы поглощение света
						n
происходило в n-базе фотодиода, тогда		q∆pLp
JФ	=		.			(6)
		τp
Поскольку в стационарных условиях G = R = ∆p , то				∆p = G τp , величина фототока JФ
		τp

будет

JФ = qGLp ,

где G – темп генерации неравновесных носителей. В случае слабого поглощения (α−1 > Lp )

число поглощенных фотонов в единичном объеме будет равно αΦ. Тогда темп генерации выра-

зится в виде

G =ηαΦ .

Здесь η – квантовый выход, α – коэффициент поглощения, Ф – падающий световой поток (число квантов в ед. времени на ед. площади).

J

VG

VXX

Рис. 7. Вольт-амперная характеристика фотодиода при обратном смещении
Величина фототока JФ здесь имеет величину
JФ = qηαLpΦ	(7)

Фототок JФ постоянен, не зависит от полярности и величины приложенного напряжения VG, и направлен от n-области к p-области полупроводника.

Неосновные носители, возникающие под действием светового потока, должны формироваться на расстоянии порядка диффузионной длины от обедненной области p-n перехода для того, чтобы принять участие в обратном токе диода. Характерные параметры – диффузионная длина Lp порядка 100 мкм, а ширина обедненной области p-n перехода – 1 мкм. Поэтому основной фототок в фотодиоде обусловлен поглощением в квазинейтральном объеме базы фотодиода, и время отклика фотодиода будет определяться временем жизни неосновных носителей.

Две характеристики p-n фотодиодов ограничивают их применение в большинстве волокон- но-оптических приложений. Во-первых, обедненная зона составляет достаточно малую часть всего объема диода, и большая часть поглощенных фотонов не приводит к генерации тока во внешнем контуре. Возникающие при этом электроны и дырки рекомбинируют на пути к области сильного поля. Для генерации тока достаточной силы требуется мощный световой источник. Во-вторых, наличие медленного отклика, обусловленного медленной диффузией, замедляет работу диода, делая его непригодным для средне- и высокоскоростных применений. Это позволяет использовать фотодиод на основе p-n перехода только в килогерцовом диапазоне.

33

2.3. p-i-n фотодиод

Указанные недостатки фотодиода на основе p-n перехода устраняются в фотодиодах, где между p- и n-областями расположен i-слой с собственной проводимостью. Толщина этого слоя выбирается достаточно большой (W >> Lp) с тем, чтобы поглощение света происходило в этой области. Поскольку в i-слое свободные носители отсутствуют, при обратном смещении p-n перехода все приложенное напряжение будет падать на i-слое. Фотогенерированные носители в i-слое будут разделяться в сильном электрическом поле и фотоотклик таких диодов будет быстрым. На рисунке 8 приведена конструкция и энергетическая диаграмма, иллюстрирующая принцип работы p-i-n фотодиодов.

Рис. 8. Принцип работы p-i-n фотодиода:

а – поперечный разрез диода; б – зонная диаграмма в условиях обратного смещения; распределение интенсивности излучения

2.4.ВАХ фотодиода на основе p-n переходов при освещении с внешним напряжением

Уравнение для активного режима работы фотодиода при наличии VG принимает вид:

J = JФ + Js (eβVG −1) .

(8)

В отсутствии внешнего источника VG, это напряжение на нагрузочном сопротивлении R включено на выход фотодиода и обусловлено фототоком при освещении фотодиода. Рассмотрим два частных случая уравнения (8).

Разомкнутая цепь. При разомкнутой внешней цепи ( R = ∞), для случая, когда внешнее напряжение отсутствует, ток через внешнюю цепь не протекает. В этом случае напряжение на выводах фотодиода будет максимальным. Эту величину VG называют напряжением холостого хода VХХ. Из уравнения (8), при условии J = 0, получаем уравнение, позволяющее по известным значениям фототока Jф и тока нагрузки Js рассчитать напряжение холостого хода VXX:

				IФ
	VХХ	= kT ln			+1 .	(9)
		q		Is

Напряжение VХХ (фото-ЭДС) можно также определить непосредственно, подключая к выводам фотодиода вольтметр, но внутреннее сопротивление вольтметра должно быть много больше сопротивления p-n перехода.

Режим короткого замыкания. В режиме короткого замыкания напряжение на выводах фотодиода VG = 0. Тогда из уравнения (8) следует, что ток короткого замыкания Jкз во внешней цепи равен фототоку JФ:

34

Итак, в режиме короткого замыкания определяется величина фототока JФ.

На рис. 9 показано семейство ВАХ фотодиода как при отрицательной, так и при положительной поляризации фотодиода, рассчитанные по уравнению (8). При положительных напряжениях VG ток фотодиода быстро возрастает (пропускное направление) с увеличением напряжения. При освещении же общий прямой ток через диод уменьшается, так как фототок направлен противоположно току от внешнего источника.

Рис. 9. Семейство вольт-амперных характеристик фотодиода

ВАХ p-n перехода, располагаясь во II квадранте, показывает, что фотодиод можно использовать как источник тока. На этом основан принцип работы солнечных батарей на основе p-n переходов.

2.5. Световая зависимость

Световая характеристика представляет собой зависимость величины фототока JФ от светового потока Ф, падающего на фотодиод. Сюда же относится и зависимость VXX от величины светового потока. Количество электронно-дырочных пар, образующихся в фотодиоде при освещении, пропорционально количеству фотонов, падающих на фотодиод. Поэтому фототок будет пропорционален величине светового потока

где К – коэффициент пропорциональности, зависящий от параметров фотодиода.

В фотодиодном режиме, как следует из уравнения (7), ток во внешней цепи пропорционален световому потоку и не зависит от напряжения VG.

Рис. 10. Световая характеристика фотодиода

35

Коэффициент пропорциональности К в уравнении (11) получил название интегральной чувствительности фотодиода.

2.6. Спектральная чувствительность

Будем теперь освещать фотодиод монохроматическим светом с некоторой длиной волны λ. Величину светового потока Ф будем поддерживать постоянной при любой длине волны света. Зависимость фототока JФ(λ) будет определяться зависимостью квантового выхода η(λ) и коэффициента поглощения α(λ) от длины волны

JФ (λ) η(λ) α(λ) .

Зависимость спектральной чувствительности от длины волны является сложной. Эта зависимость имеет максимум при некоторой длине волны, причем спад в области длинных волн связан с зависимостью квантового выхода η(λ) от длины волны, а в области коротких длин волн

– с зависимостью коэффициента межзонного поглощения α(λ) от длины волны. Обе зависимости имеют красную границу, поскольку при энергии квантов hν меньше ширины запрещенной зоны Еg межзонное поглощение света не происходит.

Рис. 11. Кривые спектральной чувствительности фотодиодов:

1) германиевого, 2) кремниевого

Влияние неоднородного поглощения по глубине фотодиода на спектральную чувствительность показано на рисунке ниже. Коротковолновое излучение имеет высокое значение коэффициента поглощения α, поэтому поглощение происходит в основном в приповерхностной области эмиттера фотодиода. Очевидно, что в этом случае фототок будет мал, поскольку область поглощения света удалена от p-n перехода. В случае длинных волн поглощение происходит по всей глубине фотодиода на расстояниях равных или больших диффузионной длины. В этом случае эффективность преобразования будет максимальной. Наконец, при очень больших значениях λ фототок уменьшается из-за приближения к красной границе фотоэффекта.

36

Рис. 12. Зависимость скорости генерации электронно-дырочных пар от расстояния от поверхности для длинноволнового и коротковолнового света (а), размеры фотодиода и характерные длины диффузии неосновных носителей (б)

3. Описание экспериментальной установки

Для исследования характеристик фотодиода используется экспериментальная установка, блок схема которой приведена на рис. 13. Свет от источника «Л» (лампа накаливания) фокусируется с помощью линзы «L» на входную щель «S» монохроматора «М». В монохроматоре стоит призма «П», которая разлагает падающий на нее пучок белого света в спектр. Вращая барабан «Б», на выходную щель монохроматора «S» можно подавать свет с той или иной длиной волны λ. Для определения длины волны на барабан нанесены деления, которые определяют угол поворота барабана в градусах.

Свет, выходящий из выходной щели монохроматора, падает на фотодиод. В результате в цепи фотодиода протекает фототок.

Для исследования фотодиода в режиме короткого замыкания выключатель «В» переводят в верхнее положение, тогда фотодиод замыкается через микроамперметр «А». Для исследования фотодиода в фотодиодном режиме выключатель «В» переводят в нижнее положение, тогда на фотодиод будет подаваться напряжение U, контролируемое вольтметром «V». Микроамперметр по-прежнему включен в цепь фотодиода.

37

Рис. 13. Блок-схема для измерения характеристик фотодиода:

Л – лампа накаливания, L – фокусирующая линза, М – монохроматор, П – призма, Б – барабан, S1 и S2 – входная и выходная щели монохроматора, ФД – фотодиод, В – выключатель, А – микроамперметр, V – вольтметр, И – источник напряжения, 1 и 2 – клеммы для подключения микроамперметра, 3 и 4 – клеммы для подключения внешнего источника напряжения

4. Порядок выполнения работы

1.Произвести измерения темновой вольт амперной характеристики в обратном и прямом направлении

Перевести переключатель панели в положение «обратное». На источнике Б5-45 последова-

тельно выставлять напряжения Uобр = (0,1 ÷ 8) В через 1 В.

Напряжение на диоде фиксируется по вольтметру V2.

Ток диода определяется по формуле Iобр = V1/104, где V1 – показания вольтметра V1. Перевести тумблер в положение «прямое». На источнике Б5-45 последовательно выстав-

лять напряжения Uпр= (0,2- 0,8) В через 0,2 В.

Втом же порядке зафиксировать значения напряжения и тока.

2.Определить спектральную характеристику фотодиода

Переключить тумблер в положение «обратное», на источнике выставить напряжение 5 В. Установить ширину входной щели монохроматора равной 4 мм. Включить лампу освещения. Ручкой на лицевой панели монохроматора выставить необходимую длину волны (шаг – 50 нм). Измерение фототока диода производится по вольтметру V1 (IФ = V1/104). Снять спектральную зависимость Iф = IФ(λ) в интервале длин волн (900 ÷ 500) нм.

3.Произвести измерения вольт-амперной характеристики при освещении в обратном и прямом направлении

При длине волны λ, соответствующей максимуму фототока IФ снять фото-ВАХ в прямом и обратном направлении (ширина щели d = 4 мм).

Построить ВАХ (темновую и при освещении – на одном графике).

4. Исследовать работу диода в режиме ЭДС

Переключить тумблер в положение ЭДС, измерить зависимость сигнала ЭДС напряжение холостого хода VXX по вольтметру V2 от величины светового потока, который изменяется шириной входной щели от 4 до 0 (мм) с шагом 1 мм. Длина волны λ соответствует максимуму фототока IФ.

38

Контрольные вопросы

1.Что такое фотодиод?

2.Как образуется потенциальный барьер p-n-перехода?

3.Нарисуйте зонные диаграммы, поясняющие работу фотодиода при освещении.

4.Нарисуйте ВАХ фотодиода. Почему при освещении обратный ток фотодиода увеличивается а прямой ток уменьшается?

5.Что такое световая характеристика фотодиода?

6.Как зависит фототок от длины волны света?

7.Почему в области больших длин волн или малых энергий фотона фототок резко спадает?

Литература

1.Зи С. Физика полупроводниковых приборов. // М.: Мир. 1984, Т.1 455 с. Т.2 455 с.

2.Маллер Р.А, Кейминс Т. Элементы интегральных схем. // М.: Мир, 1986, 630 с.

3.Ефимов И.Е., Козырь И.Я., Горбунов Ю.И. Микроэлектронника. (Физические и технологические основы, надежность). // М.: Высшая школа. 1995, 464 с.

4.Справочник. Полупроводниковые приборы. Нефедов А.В., Гордеева В.И. Диоды. Оптоэлектронные приборы. // М.: КУбК-а. 1998, 401 с.

Техника безопасности

1.Не включать приборы в сеть, не ознакомившись с работой и не получив допуск к работе у преподавателя или инженера .

2.Не подавать на фотодиод прямое напряжение больше 1 В!

3.Руководствоваться следующими основными параметрами фотодиодов:

Параметры	ФД 1	ФД 2	ФД 3	ФД 4
Рабочее напряжение, В	15	30	10	20
Макс. обратное напряжение, В	20	50	15	25
Темновой ток насыщ.(мкА), меньше	30	25	15	3
Площадь фоточувств. поверх, мм2	5	1	2	2
Максимальное прямое напряж.,В	1	1	1	1
Интегральная чувствит., мА/лм	5	1	2	2

39