PolovodičE Převzato z [1] jako úvodní opakovací text 1. Rozdělení podle chemického složení O/ Prvky: - křemík Si, - germanium Ge, - diamant C. 2. Rozdělení podle krystalové struktury O/ polovodiče krystalické, O/ polovodiče polykrystalické, O/ polovodiče amorfní. Pásový model krystalu Přijme-li však atom z vnějšku určité kvantum energie, například energii fotonu, dojde k vyzdvižení některého elektronu valenční sféry na dráhu vzdálenější od jádra, tj. na dráhu s větší potenciální energií. Obr. 1.1 Pásový model krystalu. a) izolantu, b) polovodiče, c) vodiče ( kovu ) (Převzato z [1]). Pokud je atomem přijatá energie malá, dochází v krátké době k jejímu zpětnému vyzáření a elektron opět zaujme polohu na dráze s minimální energií. Jestliže je však přijatá energie tak velká, že elektron překoná určitou oblast energií, ve které neleží žádné energetické hladiny, na kterých by se mohl po delší dobu udržet, říkáme, že elektron překonal zakázaný energetický pás. Překonáním zakázaného pásu se elektron dostal na dráhy značně vzdálené od jádra (asi desetinásobek původní vzdálenosti). K jádru je poután již jen velmi slabě, v krátké době se uvolní a pohybuje se prostorem krystalové mřížky. Tím dochází k přenosu náboje, čili vedením elektrického proudu v látce. Schopnost látky vést elektrický proud tedy závisí na šířce jejího zakázaného pásu. Čím je tento energetický pás širší, tím je látka horším vodičem elektrického proudu, neboť tím větší energii je nutné dodat elektronům valenční sféry, aby přešly do vodivostního pásu a uvolnily se od jádra. Zakázaný pás izolantů je široký více než 5eV. Polovodiče mají zakázaný pás široký asi 1 eV (Ge ≈ 0,72 eV, Si ≈ 1,12 eV, GaAs ≈ 1,4 eV). Vlastní vodivost polovodiče Základními polovodičovými materiály jsou prvky IV. Skupiny Mendělejevovy periodické soustavy prvků. Uhlík (diamant), křemík, germanium, cín a olovo. Ve valenční sféře mají čtyři elektrony a jejich atomy jsou vázány kovalentní vazbou, tvořenou čtyřmi dvojicemi elektronů (obr. 1.2a). V dnešní době našly největší uplatnění křemík a germanium. Obr. 1.2 Kovalentní vazba mezi atomy čistého čtyřmocného polovodiče. Symbolem + 4 je označen atom bez valenčních elektronů. Valenční elektrony jsou představovány šipkami. a) není-li přiváděna energie, b) přivádíme-li energii ve formě záření hν je energie fotonu, h = 6,624 . 10^-34 Js je Planckova konstanta a ν je frekvence záření. (Převzato z [1]). Čisté polovodičové materiály mají atomy uspořádané do pravidelné krystalické mřížky (tvoří monokrystal). V 1 cm^3 je asi 10^23 atomů. Při teplotě absolutní nula (bez přívodu energie) zaujímají elektrony valenční sféry polohy na drahách nejbližších k jádru a jsou ve vazbách pevně vázány. Valenční sféra je velmi pevná, neboť je v součinnosti s okolními atomy doplněna na osm elektronů (nasycená kovalentní vazba). Vodivost polovodiče je za těchto teplot nulová. Přivedeme-li do látky takové množství energie, které elektronům dovolí překonat pás zakázaných energií, dojde k rozbití některých vazeb (obr. 1.2b). Elektrony uvolněné z těchto vazeb se volně pohybují krystalovou mřížkou a umožňují vedení elektrického proudu. Ve vazbě ze které byl elektron uvolněn, zbývá volné místo nazývané díra. Protože nasycená vazba má snahu doplnit se opět na osm elektronů (nasytit se), působí díra na okolní náboje stejným způsobem, jako kdyby se v daném místě nacházel kladný náboj stejně velký jako náboj elektronu. K zaplnění díry ve vazbě dojde buď přitažením volného elektronu (rekombinací), nebo tím, že v důsledku pohybu krystalové mřížky se v určitém okamžiku přiblíží některý ze sousedních atomů natolik, že dojde k vytržení elektronu z některé jeho vazby. Tento elektron zaplní volné místo ve vazbě prvního atomu, avšak díra se objeví ve vazbě jiného atomu, z jehož vazby byl elektron odtržen. Popsaný děj se v látce neustále a na mnoha místech součastně opakuje. Popsaný druh vodivosti, podmíněný vznikem volně pohyblivých párů nosiče náboje elektron – díra v důsledku rozbíjení vazeb mezi atomy čistého polovodiče, se nazývá vlastní (intrinsická) vodivost polovodiče. Pojem intrinsická koncentrace n[i] označuje rovnovážný stav koncentrace elektronů n a děr p, n = p = n[i]. Je zřejmé, že vlastní vodivost polovodiče při zvyšování teploty roste. Při teplotách v okolí + 20 °C je poměrně malá. Nevlastní vodivost polovodiče Nahradíme-li v krystalové mřížce čtyřmocného prvku (Ge nebo Si) některé jeho atomy pětimocným prvkem, např. P, As, Sb (obvykle připadá jeden atom příměsi na několik milionů atomů základního prvku), využijí se do čtyř dvojic elektronů, které tvoří nasycenou kovalentní vazbu atomů krystalu, pouze čtyři z pěti valenčních elektronů příměsi (obr. 1.3). Pátý elektron, který se vazby neúčastní, je poután k jádru velmi volně. K jeho uvolnění postačuje energie řádu setin elektronvoltu, která je za běžných podmínek do látky trvale přiváděna (teplo z okolního prostředí, různé druhy záření, atp.). Uvolněné elektrony pětimocných příměsí (tzv. donorů = dárců) se pohybují prostorem krystalové mřížky. Vytvářejí vodivost zprostředkovanou pohybem záporných (negativních) nábojů, kterou nazýváme nevlastní vodivost typu N (elektronová vodivost). Je samozřejmé, že po odtržení elektronu se atom příměsi (donoru) stane jednomocným kladným iontem, který sice působí na okolní náboje svým elektrostatickým polem, avšak je sám pevně poután v krystalové mřížce. Svůj náboj nemůže přenášet do jiného místa v látce. (Vedení proudu se neúčastní). Je zřejmé, že přestože se v látce pohybuje velký počet elektronů, projevuje se látka navenek jako elektricky neutrální, neboť ke každému volnému elektronu přísluší jeden kladný iont. Obr. 1.3 Vznik nevlastní Obr. 1.4 Vznik nevlastní vodivosti typu N. vodivosti typu P. Atom donoru je označen D. Atom akceptoru je označen A. (Převzato z [1]). Nahradíme-li v krystalové mřížce čistého čtyřmocného polovodiče některé atomy základního materiálu atomy třímocného prvku, např. B, Al, Ga, In (obr. 1.4), chybí jeden elektron k tomu, aby se mohla vytvořit nasycená kovalentní vazba vytvořená ze čtyř dvojic elektronů. Volné místo ve vazbě zvané díra, se chová jako pohyblivý kladný náboj, který umožňuje vedení proudu látkou. Vodivost vytvořená popsaným způsobem, která využívá k vedení proudu pohybu kladných (pozitivních) nábojů, se nazývá vodivost typu P (děrová vodivost). Atom trojmocného prvku nazýváme akceptor, neboť při zaplnění nenasycené vazby přijme (akceptuje) do své valenční sféry jeden elektron. Tím se stane jednomocným záporným iontem. Ionty akceptoru se stejně jako ionty donoru neúčastní vedení proudu v látce, neboť jsou pevně vázány v krystalové mřížce. Vliv příměsí na vodivost polovodičů je obrovský. Nepatrnými koncentracemi nečistot lze dosáhnout zvětšení vodivosti polovodiče až o deset řádů. V látkách obsahujících příměsi působí vždy součastně vlastní i nevlastní vodivost. Proto je v materiálu s nevlastní vodivostí typu N kromě velikého množství volných elektronů také určitý počet pohyblivých nábojů (děr) a v látce s nevlastní vodivostí typu P určitý počet volných elektronů. Volné nosiče náboje, jejichž počet v látce převládá, tj. v látce s nevlastní vodivostí typu N elektrony a v látce s nevlastní vodivostí typu P díry, nazýváme většinové (majoritní). Nosiče opačného znaménka jsou nosiče menšinové (minoritní). V látce s nevlastní vodivostí typu N jsou minoritními nosiči díry, v látce s nevlastní vodivostí typu P elektrony. Rovnovážná koncentrace elektronů a děr v nevlastnim p. O/ Rovnovážná koncentrace elektronů (n): . O/ Rovnovážná koncentrace děr (p): . O/ Intrinsická koncentrace: Přechody v polovodičových součástkách Homogenní přechody O/ Přechod PN – mezi stejnými materiály s různým typem vodivosti. O/ Přechody NN^+, PP^+ (resp. νN, πP) – mezi stejnými materiály stejného typu vodivosti s různou koncentrací příměsí (koncentrační přechody). O/ Přechody PI, NI – přechody mezi stejnými materiály s nevlastní a vlastní vodivostí. O/ Přechod kov – izolant – polovodič (MIS). Přechod PN bez působení vnějšího napětí Mějme destičku z monokrystalu polovodiče, jejíž jedna část má nevlastní vodivost typu P a druhá část typu N. Místo, kde se mění vodivost P na N, se nazývá přechod PN (obr. 1.5a). Z atomů příměsí vznikly v krystalové mřížce pevně vázané jednomocné ionty, které se nemohou zúčastnit vedení elektrického proudu. Průchod proudu krystalem mohou však působením elektrostatického pole velmi podstatně ovlivnit. Představme si na chvíli, že obě části monokrystalu jsou nejprve od sebe prostorově odděleny (obr. 1.5b). Obr. 1.5 a) Přechod PN, b) část P a část N. (Převzato z [1]). Část P obsahuje kromě neutrálních atomů základního prvku určitý počet vázaných záporných iontů a stejný počet volně pohyblivých děr. V části N jsou pevně vázanými náboji kladné ionty a pohyblivými náboji elektrony. Jak již bylo vysvětleno, jsou tyto části krystalu zcela neutrální. Nevytvářejí žádné vnější elektrické pole, které by mohlo jakkoli ovlivnit pohyb volných nábojů v krystalové mřížce druhé části. Předpokládejme pro výklad, že by bylo možné navzájem spojit obě části monokrystalu tak dokonale, aby krystalová mřížka jedné z nich plynule bez jakýchkoli nepravidelností (poruch) navazovala na krystalovou mřížku druhé části. (K takovému spojení nemůže dojít prostým přitlačením dvou kousků polovodiče k sobě, neboť na povrchu krystalu jsou vždy vazby mezi atomy nesymetrické a rozrušené mechanickým opracováním. Pro výrobu přechodu PN byla vyvinuta řada technologií). Ihned po spojení obou částí by začala působit difúze, tj. snaha volných nosičů náboje rovnoměrně se rozptýlit po celém objemu monokrystalu. Jakmile některý elektron přejde z části N do P nebo díra z části P do N, poruší se rovnováha elektrických nábojů obou původně elektricky neutrálních částí. V části N, která ztrácí elektrony, začíná převládat kladný náboj pevně vázaných iontů donoru. Zároveň v části P, ve které elektrony rekombinují, začíná převládat záporný náboj pevně vázaných iontů akceptoru. Mezi částí P a N se vytváří rozdíl potenciálů, který se nazývá difúzní napětí (obr. 1.6 označené jako U[D]). Čím více nosičů přejde přes přechod, tím je difúzní napětí U[D] větší. . Výpočet intrinzické koncentrace n[i] je definován následovně: . Součastně se vznikem rozdílu potenciálů se v okolí přechodu PN vytváří elektrostatické pole pevných iontů (obr. 1.7). Další difůze volných nábojů přes přechod je v důsledku silového působení tohoto pole stále obtížnější, neboť záporné ionty v části P odpuzují elektrony, které se snaží do této části proniknout. Stejně působí i kladné ionty v části N na přicházející díry. Přitom každý další přechod náboje zvyšuje intenzitu pole, a tím zesiluje odpudivou sílu působící na difundující náboje. Děj probíhá tak dlouho, až dojde k dynamické rovnováze mezi kinetickou energií difundujících nosičů náboje a odpudivou silou elektrostatického pole iontů. Za této situace již kinetická energie nosičů náboje nestačí k překonání rozdílu potenciálních energií mezi oběma částmi krystalu. Další růst difúzního napětí se zastaví. Obr. 1.6 Difúzní napětí U[D ] Obr. 1.7 Přechod PN bez vnějšího napětí. na přechodu PN. (Převzato z [1]). Pro majoritní nosiče náboje tvoří difúzní napětí (elektrostatické pole pevných iontů) překážku zvanou potenciálová přehrada (potenciálový val, potenciálová bariéra), přes kterou tyto nosiče náboje nemohou pronikat z jedné části do druhé. Elektrostatické pole pevných kladných iontů části N odpuzuje od místa přechodu volné díry pohybující se v části P. Stejně působí pole i na volné elektrony v části N. V okolí přechodu vzniká oblast, ze které jsou vytlačeny všechny majoritní nosiče náboje (obr. 1.7). Tuto oblast, která má v případě, že na přechod není přiloženo žádné vnější napětí, tloušťku asi 1 μm, nazýváme vyprázdněná oblast, častěji se používá termín oblast prostorového náboje. Jinak působí elektrostatické pole pevných iontů na minoritní nosiče náboje. Díry z části N, které se dostanou do blízkosti přechodu, jsou přitahovány zápornými ionty části P a pronikají přes přechod. Stejná situace nastává i pro elektrony pohybující se v blízkosti přechodu v části P. Přechod je pro minoritní nosiče náboje otevřen a potenciálová přehrada jejich průchodu nebrání. Protože je počet minoritních nosičů náboje při určité teplotě materiálu omezen, je jimi způsobený proud procházející přes přechod poměrně malý. Přechod je trvale v dynamické rovnováze a difúzní napětí je při konstantní teplotě konstantní. Proud minoritních nosičů je zcela vyrovnáván (kompenzován) proudem těch majoritních nosičů, jejichž kinetická energie k tomu postačuje. Celkový náboj na obou stranách přechodu PN zůstává konstantní. Obr. 1.8 Přechod PN bez vnějšího napětí. 1, 4 minoritní nosiče. 2, 3 majoritní nosiče s velkou kinetickou energií. (Převzato z [1]). Přechod PN s přiloženým vnějším napětím Opatříme-li polovodičovou strukturu PN přívody, na které přiložíme stejnosměrné napětí v takové polaritě, která souhlasí s polaritou difúzního napětí (obr. 1.9a), tj. na část P minus a na část N plus, bude mít elektrostatické pole, které vlivem přiloženého napětí vznikne, souhlasný smysl jako elektrostatické pole pevných iontů působící v okolí přechodu. Potenciálová přehrada mezi částí P a N vzroste a vyprázdněná oblast se rozšíří, neboť obě pole se budou navzájem podporovat. Už ani nejrychlejší z majoritních nosičů nemohou překonat zvýšenou potenciálovou přehradu a proud majoritních nosičů zanikne. Přechod je pro majoritní nosiče náboje uzavřen. Říkáme, že je polarizován ve zpětném směru. Obr. 1.9 a) Přechod PN polarizovaný ve zpětném směru, b) I[R] = f (U[R]). (Převzato z [1]). Přes přechod i vnějším obvodem prochází jen proud minoritních nosičů náboje I[R], neboť proud majoritních nosičů, který ho v případě přechodu PN bez vnějšího zdroje kompenzoval, zanikl. Elektrostatické pole způsobené vnějším zdrojem napětí sice podporuje pohyb minoritních nosičů náboje přes přechod, ale nezpůsobuje znatelné zvětšení proudu, protože všechny minoritní nosiče, které byly přidané teplotě k dispozici, přes přechod již stejně procházely. Proud I[R] je nasycen (obr. 1.9b). Obrátíme-li polaritu přiloženého napětí, bude odpovídající elektrostatické pole působit proti elektrostatickému poli pevných iontů. Majoritní nosiče se vlivem tohoto pole přiblíží k přechodu, potenciálová přehrada se zruší a vyprázdněná oblast zanikne. Přechod je při této polarizaci (tj. na P plus a na N minus) pro majoritní nosiče otevřen. Říkáme, že je polarizován v přímém směru. Obvodem prochází elektrický proud I[F] (obr. 1.10a), který při zvětšování vnějšího napětí prudce vzrůstá (obr. 1.10b), neboť v krystalové mřížce je veliké množství majoritních nosičů připravených k vedení proudu. Obr. 1.10 a) Přechod PN polarizovaný v přímém směru, b) I[F] = f (U[f]). (Převzato z [1]). Je zřejmé, že přechod PN vykazuje tzv. usměrňovací účinek (jednosměrnou vodivost). Přiložíme-li na část P kladné napětí proti části N, je odpor přechodu velmi malý (řádově zlomky ohmu). Při opačné polarizaci má přechod odpor velmi velký (v křemíku alespoň několik megaohmů). Voltampérová charakteristika přechodu PN Závislost mezi proudem a napětím na ideálním přechodu PN vyjadřuje Schockleyho rovnice: . … teplotní napětí U[T] = 25,9 mV při T = 300 K. Poznámka: Ideální přechod PN je fyzikálním modelem reálného přechodu PN. Splňuje určité zjednodušující podmínky zavedené při odvozování Schockleyho rovnice. Spojení kov – polovodič Spojení kov polovodič může mít usměrňovací účinek podobně jako přechod PN nebo může mít charakter pouze odporový. Usměrňující spojení se nazývá Schottkyho kontakt. K vytvoření dobrého usměrňujícího kontaktu je nutné, aby koncentrace příměsí v polovodiči byla malá. Přitom jeho povrch musí být co nejméně mechanicky poškozen. Kontakt vzniká např. přitlačením rtuťové kapky nebo vakuovým napařením hliníku, molybdenu, titanu, platiny nebo paladia na povrch křemíkové destičky nebo na povrch arzenidu galia a následným tepelným zpracováním. Smysl potenciálové přehrady je možné určit pomocí Schottkyho pravidla, které říká, že volné nosiče náboje v polovodiči se snadněji pohybují z polovodiče do kovu než obráceně. Polovodič typu N tedy při styku s kovem ztrácí elektrony a získává kladný potenciál (obr. 1.13a), kdežto polovodič typu P ztrácí díry, a tím získává záporný potenciál (obr. 1.13b ). Je zřejmé, že Schottkyho kontakt bude polarizován v přímém směru zrušením potenciálové přehrady, tj. připojením záporného napětí na polovodič typu N nebo kladného napětí na polovodič typu P. Nejcennější vlastností Schottkyho kontaktu je neobyčejně vysoká rychlost, se kterou kov odsává z místa přechodu volné nosiče náboje. Proto jsou součástky, které tohoto kontaktu využívají, vhodné jako rychlé spínací součástky. Malý odpor Schottkyho kontaktu předurčuje tyto součástky i pro použití při velmi vysokých frekvencích (desítek až stovek gigahertzů). Obr. 1.13 Schottkyho pravidlo (Převzato z [12]). Neusměrňující spojení se používá k vytvoření kontaktních plošek pro připojení vývodů z polovodičových součástek nebo v případech, kdy je nutné polovodičový krystal připájet na kovovou podložku, která zlepšuje odvádění tepla z polovodičového materiálu. Vzniká tehdy, když koncentrace příměsí v polovodiči je tak vysoká, že jde o degenerovaný polovodičový materiál. Označuje se N^+ nebo P^+. Potenciálová přehrada je v tomto případě tak malá, že ji nosiče náboje překonávají bez velkých překážek, kontakt neusměrňuje a chová se jako odpor. Polovodičové diody a jejich všeobecné vlastnosti Polovodičová dioda je dvojpólová součástka využívající ke své činnosti vlastností přechodu PN nebo Schottkyho přechodu polovodič – kov. Přechod PN vykazuje usměrňující vlastnosti (jednosměrnou vodivost). Tuto skutečnost bere v úvahu schématická značka diody (obr. 1.1a), která připomíná šipku ukazující směr proudu procházejícího přechodem polarizovaným vnějším napětím a v přímém směru. Elektrodu označenou trojúhelníkem nazýváme anoda (A), druhé elektrodě říkáme katoda (K). Má-li být dioda polarizována v přímém směru, musí dojít působením napětí přiloženého mezi anodu a katodu ke zrušení potenciálové přehrady. To znamená, že kladné napětí musí být přiloženo k části s vodivostí typu P a záporné napětí k části s vodivostí typu N. Proto je část P anodou a část N katodou diody (obr. 1.1b). Obr. 1.1 a) Schématická značka diody, b) anoda a katoda diody (Převzato z [1]). Voltampérová charakteristika polovodičové diody Základní informaci o vlastnostech diody dává její voltampérová charakteristika. Je to závislost stejnosměrného proudu I[A] procházejícího diodou na stejnosměrném napětí U[AK], které působí mezi její anodou a katodou. Charakteristiku můžeme změřit při zapojení podle obr. 1.2a. Získaný průběh ukazuje obr. 1.2b. Všimneme si, že obě osy mají v kladné a záporné polovině různá měřítka. Jsou-li měřítka na osách stejná, má charakteristika v okolí počátku souřadnic hladký průběh, jak ukazuje obr. 1.2c. Na charakteristice můžeme dobře rozlišit oblast, ve které je dioda otevřena (polarizována v přímém směru – 1. kvadrant), a oblast, kdy je dioda uzavřena (polarizována ve zpětném směru – 3. kvadrant). Obr. 1.2 Charakteristiky diody a) měření, b) celkový průběh, c) detail v okolí počátku (Převzato z [1]). Anodový proud se objevuje při napětí U[AK] > U[T0], kdy elektrostatické pole vznikající uvnitř diody působením anodového napětí překoná elektrostatické pole vytvořené v oblasti přechodu pevně vázanými ionty akceptoru a donoru. Jinými slovy: proud se v přímém směru objeví, když napětí vnějšího zdroje zruší potenciálovou přehradu. Prahové napětí U[T0] odpovídá difúznímu napětí na přechodu a závisí na materiálu diody a na teplotě. Pro germanium je při + 25 °C asi 0,2 V, pro křemík asi 0,56 V. Dioda z arzenidu galia má napětí U[T0] značně závislé na druhu a koncentraci příměsí. Může činit několik desetin voltu (kov – polovodič) až asi 1,3 V. Po překonání tohoto napětí prochází diodou proud majoritních nosičů, který při vzrůstu napětí prudce stoupá. Odpor diody je za těchto podmínek velmi malý (několik setin až několik jednotek ohmu, záleží na typu diody). Anodové napětí je nanejvýš asi 1 V. Změníme-li polaritu anodového napětí, bude odpovídající elektrostatické pole podporovat potenciálovou přehradu a přechod se pro majoritní nosiče náboje zcela uzavře. Minoritní nosiče vytvoří jen velmi malý proud I[R], který je téměř nezávislý na anodovém napětí. Odpor diody je za této situace několik set kiloohmů až několik desítek megaohmů. Dosáhne-li však záporné napětí určité hodnoty označované U[BR] (obr. 1.2b), které je podle druhu diody několik desítek až stovek voltů, dochází k prudkému růstu anodového proudu ve zpětném směru. Elektrické pole v oblasti přechodu dosáhlo při tomto napětí takové intenzity, že vytrhává elektrony z vazeb mezi atomy a dochází k ionizaci krystalové mřížky. Tato ionizace může být nedestruktivní (po zmenšení napětí dojde k rekombinaci a k obnovení funkce diody) nebo může dojít k nevratným změnám v krystalové mřížce, tj. ke zničení diody. Diferenciální odpor v propustném směru Pro přibližné výpočty a jednoduché úvahy lze zakřivený průběh propustné větve voltampérové charakteristiky nahradit dvěma přímkami podle obr. 1.3. Obr. 1.3 Linearizace propustné charakteristiky (Převzato z [2]). Při této aproximaci předpokládáme, že do jistého tzv. prahového napětí U[T0], je dioda zcela nevodivá. Po překročení prahového napětí proud napětí na diodě stoupají lineárně tak, jak je tomu v případě lineárního činného odporu, tzn. odporu stálé, s velikostí proudu se neměnící hodnoty. Tento náhradní odpor diody označujeme jako diferenciální odpor r[F]. Vypočteme jej podle rovnice . Za u[F] a i[F] dosazujeme maximální hodnoty propustného napětí a proudu diody, jež se objevují v právě uvažovaném zapojení usměrňovacího obvodu. Kapacita diody Ačkoli krystalová mřížka obou částí diody na sebe plynule navazuje, vzniká v okolí přechodu PN vlivem elektrostatického pole pevně vázaných iontů akceptoru a donoru vyprázdněná oblast, která se chová jako izolační vrstva oddělující navzájem část P od části N. Z tohoto hlediska dioda připomíná deskový kondenzátor jehož elektrody jsou od sebe vzdáleny o tloušťku vyprázdněné vrstvy d, která je asi1 mm, nepůsobí-li na přechodu vnější napětí. Odpovídající kapacita je dost velká , neboť relativní permitivita křemíku je 12, germania 16 a arzenidu galia 11. Její velikost dosahuje podle plochy přechodu hodnoty několik pikofaradů až několik desítek pikofaradů (obr. 1.4). Obr. 3.4 Kapacita přechodu PN (Převzato z [1]). Protože vyprázdněné oblasti je možné měnit změnou anodového napětí diody, mění se v závislosti na anodovém napětí též kapacita přechodu. Zároveň se mění i odpor vyprázdněné oblasti R[P]. Při zvětšování anodového napětí ve zpětném směru tloušťka vyprázdněné oblasti roste. Proto se kapacita přechodu C[P] zmenšuje a odpor přechodu R[P] stoupá. Obr. 1.5 Kapacita C[p] a odpor R[p] diody v závislosti na anodovém napětí. (Převzato z [12]). Je-li dioda polarizována v přímém směru, dochází k zužování vyprázdněné oblasti. Kapacita přechodu prudce stoupá a odpor přechodu se rychle zmenšuje. Při U[AK] = U[T0] vyprázdněná oblast mizí. Dioda je otevřena a chová se jako malý odpor (obr. 1.5). Doba zotavení diody Působí-li na anodě diody kladné napětí, prochází mezi anodou a katodou proud majoritních nosičů náboje. Potenciálová přehrada je zrušena, vyprázdněná oblast není vytvořena (obr. 1.6a). Obr. 1.6 Dioda při skokové změně polarity anodového napětí a) před komutací, b) těsně po komutaci, c) ustálený stav při U[AK] < 0. (Převzato z [1]). Dojde-li k rychlé změně polarity anodového napětí (skoková změna nebo střídavé napětí velmi vysoké frekvence), změní elektrostatické pole vytvářené v okolí přechodu tímto napětím svůj směr na směr, který má elektrostatické pole iontů akceptoru a donoru. Na majoritní nosiče náboje pohybující se v tomto okamžiku v oblasti přechodu začne působit síla opačného směru něž při původní polaritě anodového napětí. Tato síla obrátí směr pohybu majoritních nosičů (obr. 1.6b) a začne je z oblasti přechodu vytlačovat. V okolí přechodu se vytváří vyprázdněná oblast. Odsávání nosičů náboje z místa přechodu trvá určitou dobu a projeví se průchodem proudového impulsu v obvodu diody, který má stejnou polaritu jako závěrný proud diody. Doba za kterou dioda po změně polarity anodového napětí obnoví svou izolační schopnost, se nazývá doba ztavení t[rr] (obr. 1.7). Její trvání závisí na materiálu a technologickém provedení diody. Nejkratší dobu zotavení mají Schottkyho diody (s přechodem kov – polovodič) a diody z arzenidu galia (t[rr] řádu 10^-12 s). Některé diody mají vhodnou technologií úmyslně prodlouženou dobu zotavení na dobu řádu 10^-7 s. Obr. 1.7 Doba zotavení diody t[rr]. (Převzato z [1]). Vliv teploty na vlastnosti polovodičových diod Při vzrůstu teploty roste vlastní vodivost. Pak ke zvětšení proudu procházejícího diodou při kladné i záporné polaritě anodového napětí (obr. 1.8). Na obr. 1.8c je nakreslen průběh voltampérové charakteristiky diody při teplotě +25 °C a při teplotě +60 °C. Je vidět, že došlo nejen ke zvětšení proudu I[R], ale také ke snížení maximálního napětí U[BR], které smí na diodě působit ve zpětném směru. O malou hodnotu se zmenšilo i prahové napětí U[T0]. Obr. 1.8 Vliv teploty na proud procházející diodou. (Převzato z [1]). Ztrátový výkon diody Ztrátovým výkonem diody rozumíme výkon, který se při průchodu proudu mění v diodě na teplo. Můžeme ho vypočítat ze vztahu , kde U[AK] je napětí působící a diodě a I[A] procházející proud. Vlivem ztrátového výkonu se dioda ohřívá. Aby nedošlo k poškození diody, nesmí teplota přechodu překročit pro germanium + 100 °C a pro křemík asi + 200 °C. Této teplotě přechodu odpovídá největší přípustný ztrátový výkon diody který se nazývá dovolená anodová ztráta P[Adov]. Dovolená anodová ztráta závisí na ochlazování diody. Čím je ochlazování účinnější, tím může být výkon diody větší a teplota nestoupne nad stanovenou mez. Porovnání základních vlastností polovodičových diod Rozdíly v průběhu voltampérové charakteristiky typické germaniové diody jsou zřejmé z obr. 1.11. Zbývá doplnit, že křemíkové diody mají při stejných rozměrech přechodu větší parazitní kapacitu C[P] i větší odpor přechodu ve zpětném směru, než mají diody germaniové. S těmito vlastnostmi souvisí mezní frekvence diod. Křemíkové diody mají mezní frekvenci f[m] menší než germaniové diody určené pro stejné proudy a napětí. Křemíkové diody jsou teplotně mnohem méně závislé než diody germaniové. Křemíkové diody mají větší přípustnou teplotu přechodu + 180 °C až + 200 °C, germaniové diody jen asi + 100 °C. Největší provozní teplota okolí je pro křemíkové diody až + 150 °C, pro germaniové jen asi + 60 °C. Obr. 1.11 Porovnání charakteristik germaniové a křemíkové diody. (Převzato z [1]). Mezní frekvence diody Vzhledem k tomu, že doba komutace diody není nekonečně krátká, nemůžeme použít diody pro usměrnění napětí libovolné frekvence. S čím vyšší frekvencí pracujeme, tím výrazněji se projevuje vliv komutační špičky závěrného proudu. Od jisté kritické frekvence ztrácí dioda svůj usměrňovací účinek. Na obr. 1.12a jsou uvedeny tři průběhy usměrněného proudu jednopulsního usměrňovače, zatíženého odporem. Frekvence při níž dioda pracuje s rozumnou účinností usměrnění, nazýváme mezní frekvence diody. Zkrácením doby života nosičů náboje můžeme sice frekvenci zvýšit, musíme se však na druhé straně smířit se zhoršením vlastností diody v propustném a závěrném směru. Diody vykazující mimořádně krátkou dobu komutace, nazýváme rychlé diody (obr. 1.12b). Obr. 1.12 Vliv frekvence usměrněného napětí na proud diody a[1]) nízké frekvence, a[2]) střední frekvence, a[3]) vysoké frekvence, b[1]) běžná dioda, vysoké frekvence, b[2]) rychlá dioda, vysoké frekvence. (Převzato z [2]). Lavinový průraz Závěrný proud procházející přechodem, vzniká následkem generace páru elektron – díra v oblasti prostorového náboje. Jednotlivé elektrony a díry se však nepohybují nerušeně vlivem elektrického pole způsobeného závěrným napětím. Narážejí na atomy křemíku a tím ztrácejí část své energie. Je-li intenzita elektrického pole dostatečně velká, dojde k tomu, že elektron nebo díra získá mezi dvěma za sebou následujícími nárazy takovou energii, že při další srážce s atomem krystalové mříže vytrhne valenční elektron z vnější dráhy atomu. Tím vznikne přídavný pár nosičů náboje elektron – díra, které zvětší závěrný proud přechodu a mohou popřípadě při opětovných srážkách uvolnit vazby dalších valenčních elektronů. Počínaje jistou kritickou hodnotou intenzity elektrického pole, vzrůstá závěrný proud lavinově. Z tohoto důvodu nazýváme právě popsaný průraz přechodu jako lavinový. Druhy polovodičových diod Diody pro síťové usměrňovače Diody pro síťové usměrňovače jsou plošné diody určené pro usměrnění proudů řádově jednotek až desítek ampérů při napětí desítek až stovek voltů technických frekvencí. Obr. 1.1 Uspořádání diody pro síťové usměrňovače. (Převzato z [1]). Diody pro usměrňování malých vysokofrekvenčních proudů O/ Plošné diody Plošné diody pro usměrňování malých vysokofrekvenčních proudů do frekvence několik megahertzů se vyrábějí z křemíku. O/ Hrotové diody Vyrábí se několik druhů hrotových diod určených k usměrňování malých vysokofrekvenčních proudů. Proti plošným diodám má jejich voltampérová charakteristika pozvolnější průběh a větší zakřivení při malých hodnotách proudu. Proto jsou k některým účelům hrotové diody výhodnější než diody plošné. Germaniové hrotové diody Na povrch germaniové destičky, která tvoří katodu diody, je pružně přitlačován hrot tenkého wolframového drátku spojeného s druhým přívodním drátem diody. Celý systém diody je zataven do skleněného pouzdra. Vývod katody je barevně označen. Dobrého usměrňovacího účinku se dosáhne tzv. formováním, které se provádí na konci výrobního postupu impulsem asi 1 A. Ten projde diodou v přímém směru. V místě dotyku hrotu a polovodiče dojde ke značnému zahřátí, při kterém některé atomy wolframu přejdou do povrchové vrstvy polovodiče. Vznikne tak oblast s vodivostí typu P těsně pod místem dotyku hrotu. Nejlepších výsledků se dosáhne, obsahuje-li hrot příměsi způsobující v germaniu vodivost typu P. Obr. 1.2 Princip hrotové diody. (Převzato z [1]). Takto vytvořený miniaturní přechod má kapacitu asi 1 pF. Mezní frekvence těchto je značně vysoká (kolem 100 MHz; ve speciálním provedení až 1 000 MHz). Diody pro stabilizaci napětí Pro stabilizaci ss. napětí je možné využít vlastností přechodu PN plošných Si diod vyrobených vhodným způsobem, které jsou polarizovány ve zpětném směru. Má-li dioda velmi tenký přechod PN, vzniká při působení napětí ve zpětném směru v její velmi tenké vyprázdněné oblasti tak velká intenzita elektrostatického pole, že dochází k vytrhávání elektronů z vazeb krystalové mřížky. Počet minoritních nosičů náboje v důsledku toho velmi vzroste. To se projeví prudkým vzrůstem zpětného proudu diody při téměř stálém napětí. Přitom se dynamický vnitřní odpor diody zmenší z několika megaohmů na několik desítek až jednotek ohmů. Popsaný děj se nazývá Zenerův jev podle svého objevitele. Napětí, při kterém Zenerův jev nastává, se nazývá Zenerovo napětí. K vyvolání Zenerova jevu je potřeba, aby intenzita elektrostatického pole v křemíku dosáhla hodnoty řádově 107 V.m-1. Intenzita elektrostatického pole ve vyprázdněné oblasti je při určitém napětí nepřímo úměrná její tloušťce. U nejmenších vrstev se dosahuje kritické intenzity pole (Zenerova napětí) asi při 3 V. Při zvětšování tloušťky přechodu Zenerovo napětí postupně stoupá. Zároveň se však objevuje další jev zvětšující proud ve zpětném směru. Elektrony získávají při průchodu přechodem v důsledku velké intenzity pole značnou kinetickou energii. Je-li přechod široký, je velká pravděpodobnost, že letící elektron narazí ve vyprázdněné oblasti na jiný elektron a uvolní ho z vazby. Oba elektrony jsou polem dále urychlovány a během své cesty uvolní nárazem další elektrony, ty podobným způsobem opět další. Nastane lavinová ionizace v oblasti přechodu, projevující se podobným způsobem jako Zenerův jev. Zenerův jev se uplatňuje v tenkých přechodech. Začíná působit při napětí asi 3 V a v důsledku zvětšování šířky přechodu při napětích vyšších než asi 6 V postupně mizí a je plynule vystřídán jevem lavinovým. Oba jevy se z hlediska stabilizace napětí projevují stejným způsobem. Proto se v katalogu TESLA diody, které těchto jevů využívají, nerozlišují a nazývají se stabilizační (Zenerovy) diody. Rozdíl je pouze v teplotní závislosti průrazného (Zenerova) napětí. Při Zenerově jevu vyvolá zvýšení teploty pokles průrazného napětí, při lavinovém jevu zvýšení průrazného napětí. V okolí 6 V se teplotní závislost obou jevů kompenzuje. V důsledku toho je dioda stabilizující napětí 6 V téměř nezávislá na teplotě. Voltampérová charakteristika stabilizační diody je na obr. 1.4. Všimneme si, že stabilizační dioda má v přímém směru stejný průběh charakteristiky jako běžná usměrňovací dioda. Zenerův průraz i lavinový průraz je nedestruktivní. Kdyby ale procházející proud diodou překročil určitou mez, došlo by k zahřátí přechodu nad dovolenou teplotu a ke zničení diody. Proto výrobce udává pro každou diodu tepelný odpor Rth, nejvyšší přípustnou anodovou ztrátu Padov a její závislost na teplotě okolí. Obr. 1.4 Voltampérová charakteristika stabilizační diody KZZ 71. (Převzato z [1]). Kapacitní diody Kapacitní diody jsou součástky, které se polarizují ve zpětném směru. Jsou to plošné diody vyráběné z křemíku nebo z arzenidu galia technologickým postupem, který je určen požadovanou závislostí kapacity diody na přiloženém napětí. Je-li přechod strmý (slitinový), závisí kapacita diody na napětí přibližně podle vztahu , kde k je konstanta závislá na materiálu a povedení diody a U[R] je napětí mezi anodou a katodou ve zpětném směru. Vhodným způsobem rozdělení příměsi v okolí přechodu lze získat též lineární závislost kapacity na přiloženém napětí. Uvedené závislosti jsou na obr. 1.5a. Jednotlivé vyráběné typy kapacitních diod se od sebe liší velikostí kapacity, která může být při napětí UR = 0 kolem 10pF. Obr. 1.5 a) Závislost kapacity diody na anodovém napětí ve zpětném směru U[R], 1 strmý přechod, 2 pozvolný přechod, 3 pro diodu s lineární závislostí C[d] na U[R]. b) Náhradní obvod a schématická značka kapacitní diody. (Převzato z [1]). O/ Schottkyho dioda Schottkyho diody využívají ke své činnosti usměrňujícího kontaktu polovodič – kov. Vyrábějí se např. napařením tenké vrstvy zlata na povrch epitaxní vrstvy arzenidu galia nebo platiny na povrch křemíku apod. Doba zotavení těchto diod je neobyčejně krátká (řádu jednotek pikosekund) a mezní frekvence těchto diod je velmi vysoká (řád desítek gigahertzů). Dovolené napětí ve zpětném směru je však malé. Pro diodu GaAs – Au asi – 3 V, pro Si – Pt asi – 30 V. Obr. 1.8 a) Porovnání charakteristik diod, b) náčrtek Schottkyho diody VCS 510. (Převzato z [1]). Schottkyho diody se využívají ve směšovačích a demodulátorech v pásmech centimetrových vln. Proti dříve používaným speciálním hrotovým diodám mají menší šum, větší účinnost a větší odolnost proti elektrickému a mechanickému namáhání. O/ Dioda PIN Vrstva s nevlastní vodivostí typu P, která tvoří anodu diody, je oddělena od vrstvy s vodivostí N, tvořící katodu, tenkou vrstvou velmi čistého křemíku. Tato mezivrstva, tlustá několik mikrometrů, není dotována žádnou příměsí. Má pouze vlastní (intrinzitní) vodivost. Odtud také písmeno I v názvu diody. Principiální uspořádání diody PIN je na obr. 1.9a. Vrstva I se uplatňuje při průchodu stejnosměrného proudu nebo proudů tak nízkých frekvencí, že odpovídající doba periody 1(f)^-1 je mnohokrát delší než doba potřebná k průchodu nosičů náboje přes vrstvu I. V těchto případech se dioda chová stejně jako obyčejná křemíková dioda s malou plochou přechodu. Rovněž má stejnou voltampérovou charakteristiku. Při vysokých frekvencích, kdy doba potřená k průchodu nosičů náboje přes vrstvu I je srovnatelná s periodou procházejícího signálu, ztrácí dioda PIN svůj nelineární charakter a chová se jako lineární rezistor. Velikost jejího odporu pro vysoké frekvence R[vt] je možné měnit velikostí stejnosměrného proudu I[F], kterým diodu v propustném směru polarizujeme. Obr. 1.9 a) Dioda PIN, b) charakteristiky diody PIN pro frekvenci f > f[min]. (Převzato z [1]). Diody PIN se používají při frekvencích stovek až tisíců megahertzů, a proto je důležité, aby jejich parazitní kapacita a indukčnost přívodů byly co nejmenší. Z tohoto důvodu je krystal tvořící diodu uzavřen ve speciálním koaxilním pouzdru. Tunelová dioda Proti obyčejné plošné polovodičové diodě má VA charakteristika tunelové diody dva výrazné rozdíly, které jsou patrné z obr. 1.10. Při polarizaci ve zpětném směru se tunelová dioda chová jako lineární rezistor s malým odporem (tzn. propouští proud). V přímém směru její anodový proud vzrůstá nejprve téměř přímo úměrně anodovému napětí. Dosahuje maxima I[P] v bodě P při napětí U[P] asi 0,1 V. Při dalším růstu anodového napětí anodový proud klesá až do bodu V. Při napětí asi 0,3 až 0,4 V se VA charakteristika tunelové diody připojuje k charakteristice běžné germaniové diody nebo diody z arzenidu galia. Je zřejmé, že pro pracovní body ležící mezi body P a V vykazuje dioda záporný diferenciální odpor. Této vlastnosti se dá využít k sestrojení oscilátorů nebo rychlých spínačů.. Aplikace tunelových diod přináší řadu nevýhod, a proto se tyto diody v současné době používají jen velmi zřídka. Obr. 1.10 Charakteristika tunelové a běžné polovodičové diody. (Převzato z [1]). Využití usměrňovacích účinků polovodičových diod Jednopulsní usměrňovač zatížený činným odporem Na obr. 1.1a je uvedeno nejjednodušší zapojení usměrňovače. Jednopulsní (někdy se také používá název jednocestný) usměrňovač, u něhož je napájecí zdroj, dioda a zátěž spojeny do série. Propustný proud i[F] prochází diodou ve směru od anody ke katodě, kladné zvolené směry napájecího napětí u (t) a výstupního napětí u[d] (t) jsou vyznačeny sčítacími šipkami. Obr. 1.1 a) Schéma zapojení jednopulsního usměrňovače, b) usměrněný tepavý průběh proudu. (Převzato z [1]). Dioda V je během kladné půlperiody napájecího střídavého napětí polarizována propustně, ve druhé půlperiodě závěrně. Výstupní proud usměrňovače se skládá z řady proudových impulsů, oddělených prodlevou jedné půlperiody (obr. 1.1b). Průběh usměrněného proudu a napětí je tepavý (pulsující). Střední hodnota usměrněného napětí a proudu Jestliže měříme tepavé napětí o frekvenci 50 Hz a výš (obr. 1.2a), voltmetrem, nestačí přístroj sledovat rychlé časové změny napětí. Voltmetr měří střední hodnotu (označujeme ji také jako stejnosměrnou složku měřeného napětí). Obr. 1.2 uvádí průběh výstupního napětí a proudu usměrňovače u[d], i[d] (index d označuje výstupní veličinu obvodu) a střední hodnotu U[dav], I[dav]. Plochy vymezené průběhem u[d] (t), i[d] (t) a přímkou y = U[dav], y = I[dav], jsou stejně velké. Při zatížení činným odporem jsou si oba průběhy podobné, protože platí u[d] = R[id]. Obr. 1.2 a) Střední hodnota propustného napětí, b) střední hodnota propustného proudu. (Převzato z [1]). Střídavá složka usměrněného napětí, zvlnění Tepavý průběh napětí u[d] můžeme rozložit na dvě složky: stejnosměrné napětí (střední hodnotu) U[dav] a střídavé napětí ũ[d] (obr. 1.3). Poměr efektivní hodnoty střídavé složky ũ[d] (t), tj. Ũd a střední hodnoty U[dav] nazýváme zvlnění k[z ] . Obr. 1.3 Střídavá složka a zvlnění usměrněného napětí. (Převzato z [1]). Jednopulsní usměrňovač zatížený odporem a kapacitou Připojíme-li na svorky usměrňovače kondenzátor (obr. 1.4a), zmenšíme zvlnění výstupního napětí u[d]. V době, kdy je dioda V polarizována v přímém směru, nabíjí se kondenzátor téměř na amplitudu zdroje. V době, kdy je dioda uzavřená, se kondenzátor vybíjí do zatěžovacího odporu až do okamžiku, kdy dioda opět spíná. Je-li kapacita kondenzátoru dostatečně velká, klesá výstupní napětí při nevodivém stavu diody jen málo (obr. 1.4b), takže na zatěžovacím odporu působí během celé periody téměř čisté stejnosměrné napětí (obr. 1.2a). Kondenzátor C označujeme jako vyhlazovací, vybíjecí či filtrační. Obr. 1.4 a) Jednopulsní usměrňovač zatížený na výstupu paralelní kombinací odporu a kapacity, b) časový průběh napětí u[d]. (Převzato z [15]). Na obr. 1.4a je v kroužcích vyznačena skutečná polarita napětí zdroje u (t) a úbytku na diodě u[F] (t), u[R] (t) a napětí u[D] (t) v případě, kdy je dioda ve vodivém a nevodivé stavu. Vidíme, že n závěrně polarizovanou diodu působí napětí, dané součtem absolutní hodnoty | u | + | u[d] |. V tomto smysl lze hovořit o zatížení diody protinapětím. Maximální hodnota napětí na diodě může dosáhnout až dvojnásobku amplitudy napětí zdroje, jak ukazuje obr. 1.4b. Opakovatelný špičkový proud Při zatížení jednopulsního usměrňovače činným odporem se shoduje průběh výstupního proudu i[d] a proudu, procházejícího diodou (obr. 1.5a). Trvání jednotlivých proudových impulsů je však určeno dobou T/2, tj. polovinou periody. Je-li dioda zatížena protinapětím, prochází jí proud pouze krátký okamžik, kdy je napětí na kondenzátoru nižší, než napětí zdroje. Obr. 1.5 Opakovatelný špičkový proud I[FRM], a) zatížený činným odporem, b) zatížený odporem a kapacitou. (Převzato z [1]). Trvání proudového impulsu se podstatně zkracuje ve srovnání s dobou impulsu při odporové zátěži. Při stejné střední hodnotě výstupního proudu usměrňovače I[dav] je opakovatelný propustný špičkový proud I[FRM] při zatížení protinapětím podstatně vyšší. Největší špičkovou hodnotu proudu I[FRM] udávají katalogové listy diod. Při návrhu usměrňovače musíme proto dbát na to, abychom výrobcem předepsanou hodnotu proudu nepřekročili. Uzlové zapojení usměrňovače Na obr. 1.6a je naznačeno dvoupulsní uzlové zapojení s činnou zátěží – odporem R. Obvod se skládá ze dvou diod V[1], V[2] a transformátoru, jehož sekundární vinutí má vyvedený střed. Během první půlperiody napájecího napětí, kdy je okamžitá hodnota napětí u[1] taková, že dioda V[1] spíná, prochází proud horní částí sekundárního vinutí. Dioda V[2] je polarizována napětím u[2] závěrně. V druhé půlperiodě si obě diody předají funkci. Dioda V[1] je zavřená, dioda V[2] je sepnutá. Vidíme, že na rozdíl od předchozího zapojení usměrňovače využíváme nyní obou půlperiod napájecího napětí, odtud název dvoupulsní (dvoucestný) usměrňovač. Průběh výstupního napětí u[d] a proudů obou diod ukazuje obr. 1.6b. Zvlnění výstupního napětí usměrňovače je podstatně menší, než u jednopulsního zapojení. I tady můžeme výhodně použít vyhlazovacího kondenzátoru, připojeného paralelně k výstupním svorkám usměrňovače, abychom dále snížili zvlnění výstupního napětí u[d]. Nevýhodou dvoupulsního zapojení je špatné využití síťového transformátoru. V každém okamžiku prochází proud pouze jednou polovinou sekundárního vinutí. Z tohoto důvodu se dvoupulsní zapojení používá pouze tehdy, požadujeme-li malý výstupní výkon usměrňovače. Obr. 1.6 Dvoupulsní uzlové zapojení a) schéma zapojení s činnou zátěží, b) časové průběhy napětí u[d]. (Převzato z [1]). Jednofázový můstek Nejpoužívanější zapojení usměrňovače v případě, že máme k dispozici jednofázový zdroj střídavého napětí, ukazuje obr. 1.7. Jednofázový můstek se skládá z diod V[1] až V[4]. Kladné směry napětí sítě u, sekundárního napětí transformátoru u[t] a výstupního napětí usměrňovače u[d] jsou na obr. 1.7 vyznačeny spolu s okamžitou polaritou těchto napětí v první a druhé polovině periody T. V případě, který ukazuje obr. 1.7a je u > 0, u[t] > 0. Pak proud prochází diodou V[1], zatěžovacím odporem R a vrací se zpět přes diodu V[3] do transformátoru. Diody V[2], V[4] jsou polarizovány závěrně. Poměry ve druhé půlperiodě ukazuje obr. 1.7b. Obr. 1.7 Jednofázový můstek, a) průběh proudu i[f1] v první půlperiodě, b) průběh proudu i[f2] v první půlperiodě. (Převzato z [1]). Charakteristickou vlastností jednofázového můstku je, že v každém okamžiku prochází proud dvěma diodami, zbývající dvě diody jsou namáhány závěrným napětím. Průběh proudů a napětí v obvodu jednofázového můstku Na obr. 1.8a je ještě jednou naznačen obvod můstku a jeho používané schématické označení. Na obr. 1.8b jsou zachyceny průběhy napětí u[d], u a proudů diody V[1], V[2] v případě odporové zátěže můstku, na obr. 1.8c v případě, že připojíme vyhlazovací kondenzátor (naznačený čárkovaně). Kmitočet střídavé složky výstupního napětí usměrňovače ũ[d] je dvojnásobný ve srovnání s kmitočtem napětí ũ[d] u jednopulsního usměrňovače. Proto dosáhneme u můstku stejného zvlnění kondenzátorem menší kapacity. Obr. 1.8 Jednofázový můstek a) schéma zapojení, časový průběh napětí u[d], c) časový průběh napětí u[d] s připojeným vyhlazovacím kondenzátorem C. (Převzato z [1]). Bipolární tranzistory Z obr. 1.1, který zjednodušeně znázorňuje základní uspořádání bipolárního tranzistoru, je zřejmé, že jde o součástku složenou ze tří vrstev polovodičového materiálu. Vnitřní vrstva, lišící se typem nevlastní vodivosti od vrstev vnějších, se nazývá báze (B). Vnější vrstvy jsou emitor (E) a kolektor (C). Emitor je dotován větším množstvím příměsí než kolektor, a proto má ve srovnání s ním mnohem větší vodivost. Elektrody tranzistoru se dále navzájem liší konstrukčním provedením. Jak ukazuje obr. 1.4, je možné vytvořit tranzistor typu PNP nebo NPN. Činnost tranzistoru Představme si, že tranzistor PNP je zapojen v obvodu nakresleném na obr. 1.2a. Emitor je odpojen, a proto se neuplatňuje. Obr. 1.1 Principiální uspořádání bipolárního tranzistoru. (Převzato z [1]). Přechod kolektor – báze tvoří diodu, která je polarizována napětím U[CB] ve zpětném směru. Proto bude jejím obvodem procházet pouze velmi malý proud minoritních nosičů náboje, který je nasycen již při napětí několik desetin voltu (obr. 1.2b). Kdybychom zaměnili polaritu napětí U[CB], přechod kolektor – báze by se otevřel a proud v obvodu by velmi prudce vzrostl. Obr. 1.2 Zpětný proud diody kolektor-báze (zbytkový proud tranzistoru) (Převzato z [1]). Z obr. 1.2 vidíme, že popsaná závislost proudu I[C] na napětí U[CB] je voltampérovou charakteristikou diody kolektor – báze, která se nijak neliší od voltampérové charakteristiky běžné polovodičové diody. Abychom zdůraznili, že při zjišťování této závislosti byl emitor odpojen, označili jsme na obr. 1.2 proud procházející z báze do kolektoru symbolem I[CB0]. Proud I[CB0] není ve skutečnosti tvořen pouze minoritními nosiči v bázi, tj.dírami, jejichž pohyb je na obr. 1.2a zakreslen, nýbrž také minoritními nosiči v kolektoru, elektrony, neboť pro oba druhy minoritních nosičů je přechod báze – kolektor otevřen. My však budeme pro jednoduchost výkladu sledovat pouze minoritní nosiče náboje elektrody báze, tj. v tranzistoru PNP díry, neboť směr jejich pohybu souhlasí s technickým směrem proudu. Nicméně skutečnost, že průchodu kolektorového proudu se účastní majoritní i minoritní nosiče náboje elektrody kolektor (tj. díry přicházející z báze, které jsou v kolektoru majoritními nosiči i elektrony, které jsou zde nosiči minoritními), je důvodem, proč se tranzistor nazývá bipolární. Jedná se tedy o tranzistor využívající nosičů náboje obou polarit. Z grafu je dále zřejmé, že v obvodu tranzistoru působí poměrně velké napětí (desítek voltů), avšak procházející proud je jen velmi malý (zlomky mikroampérů). Odpovídající výkon, daný součinem obou veličin, je pouze několik mikrowattů. Kdybychom chtěli tento výkon zvětšit, museli bychom zvětšit proud procházející obvodem kolektoru (tj. kolektorový proud I[C]). K tomu však potřebujeme (viz. obr. 1.2a) zvětšit počet minoritních nosičů náboje v oblasti báze (v tranzistoru PNP počet děr). Tento požadavek splníme velmi snadno. Stačí, když napětím několik desetin voltu (větším než napětí U[T0] diody) otevřeme přechod emitor – báze (obr. 1.3a). Díry, které jsou majoritními nosiči náboje v emitoru, začnou procházet ve velkém množství do oblasti báze. Obr. 1.3 Činnost a schématická značka tranzistoru PNP. (Převzato z [1]). Vytvářejí emitorový proud tranzistoru I[E]. V oblasti báze jsou přicházející díry minoritními nosiči náboje a přechod báze – kolektor je pro ně otevřen. Protože báze má poměrně malou tloušťku, prochází téměř celý emitorový proud až do kolektoru tranzistoru. Výkon v obvodu kolektoru dosáhne hodnoty , tzn. že mnohonásobně stoupne. Velikost emitorového proudu je možné řídit napětím U[BE]. Podle konstrukčního provedení tranzistoru může být proud I[E] několik miliampérů až několik desítek ampérů. Výkon ve výstupním obvodu pak může dosáhnout hodnoty až několik set wattů. Z celkového počtu děr přicházejících z emitoru do báze stačí v oblasti báze rekombinovat jen velmi malá část, zpravidla menší než 1 %. Úbytek elektronů v bázi vzniklý rekombinací s dírami je vyrovnán proudem báze I[B], který je tvořen elektrony přiváděnými ze záporného pólu zdroje U[BE]. Z obr. 1.3 je zřejmé, že I[E] = I[C] + I[B]. Rozdělení emitorového proudu na proud kolektoru a báze bere v úvahu též schématická značka tranzistoru PNP nakreslená na obr. 1.3b. Kdybychom sledovali závislost kolektorového proudu na napětí kolektor – báze v případě, kdy emitorovým obvodem prochází konstantní proud I[E], získali bychom průběh nakreslený na obr. 1.4a. Obr. 1.4 Výstupní charakteristiky tranzistoru PNP se společnou bází. (Převzato z [12]). Získané křivky nazýváme výstupní charakteristiky tranzistoru v zapojení se společnou bází, neboť popisují vztah mezi vstupním proudem a výstupním napětím. Vidíme, že jednotlivé průběhy vznikly posunutím voltampérové charakteristiky diody kolektor – báze vždy o přírůstek ΔI[C], který je roven té části emitorového proudu, která se dostává z emitoru až do kolektoru. Proto je výstupní proud I[C] o malou hodnotu menší než vstupní proud I[E]. Ačkoli je pro tranzistor PNP výstupní napětí i výstupní proud záporné, je zvykem kreslit výstupní charakteristiky do prvního kvadrantu (obr. 1.4b). Obr. 1.5 Činnost tranzistoru NPN a jeho schématická značka. (Převzato z [1]). Podobným způsobem, kterým jsme vysvětlili činnost tranzistoru PNP, můžeme vysvětlit též činnost tranzistoru NPN. Dioda kolektor – báze je opět polarizována ve zpětném směru, aby z báze do kolektoru mohly procházet jen minoritní nosiče náboje. V tomto případě jsou to však elektrony a technický směr se označuje proti směru jejich pohybu. Základní zapojení tranzistoru Tranzistor může být v obvodu zapojen třemi základními způsoby: O/ se společnou bází (SB) O/ se společným emitorem (SE) O/ se společným kolektorem (SC) Je samozřejmé, že způsob zapojení nemůže mít vliv na vnitřní činnost tranzistoru (tj. na podstatu působících fyzikálních jevů). Různé chování tranzistoru v jednotlivých základních zapojeních je způsobeno využitím různých jeho elektrod ve vstupním a ve výstupním obvodu. V dalším výkladu porovnáme nejdůležitější vlastnosti tranzistoru NPN v těchto základních zapojeních. Veškeré závěry platí také pro tranzistory PNP. V zapojeních i v grafech je však nutné pro tranzistor PNP změnit polaritu všech napětí i smysly proudů. První informaci získáme z průběhu voltampérových charakteristik (tzv. statických, tj. změřených stejnosměrným proudem). Pro tranzistor se společnou bází je naměříme v zapojení podle obr. 1.6. Obr. 1.6 Měření statických charakteristik tranzistoru. (Převzato z [1]). Budeme-li udržovat napětí U[CB] konstantní např. (např. U[CB] = 10 V) a budeme-li jej regulovat potenciometrem P[1] zapojeným ve vstupním obvodu, získáme závislost proudu I[E] na napětí U[BE], kterou nazýváme vstupní charakteristika. Její průběh pro křemíkový tranzistor je na obr. 1.7a. Odpovídá voltampérové charakteristice polovodičové diody zapojené v přímém směru. Opakujeme-li měření při jiné hodnotě napětí U[CB] (např. U[CB] = 3 V), zjistíme, že průběh vstupní charakteristiky závisí na výstupním napětí U[CB] jen velmi málo. Závislost výstupního proudu I[C] na výstupním napětí U[CB] nazýváme výstupní charakteristika. Můžeme ji určit při konstantním napětí U[BE] (obr. 1.7b) nebo při konstantním proudu I[E] (obr. 1.7c). Pro tranzistor se společným emitorem získáme statické charakteristiky v zapojení podle obr. 1.8. Vstupní charakteristiku představující závislost vstupního napětí na vstupním proudu naměříme stejně jako v zapojení se společnou bází, budeme-li uvažovat konstantní výstupní napětí. Obr. 1.7 Charakteristiky tranzistoru NPN se společnou bází. (Převzato z [1]). Průběhy jsou nakresleny na obr. 1.9a. Jejich závislost na vstupním napětí je podobně jako v zapojení se společnou bází velmi malá. Výstupní charakteristiky se měří opět při konstantním vstupním napětí (obr. 1.9b) nebo při konstantním vstupním proudu (obr. 1.9c). Jednotlivé výstupní charakteristiky se oddělují od tzv. mezní přímky m tranzistoru, která prochází počátkem souřadnic a směřuje prudce vzhůru. Vlevo od mezní přímky nemůže z fyzikálních důvodů ležet žádný bod žádné výstupní charakteristiky. Obr. 1.8 Měření statických charakteristik tranzistoru se společným editorem. (Převzato z [1]). Pro zapojení se společným kolektorem se statické charakteristiky neuvádějí, neboť všechny údaje, které bychom jejich pomocí mohli určit, je možné stanovit též z charakteristik platných pro zapojení se společným emitorem. Zbytkový proud tranzistoru Zbytkovým proudem tranzistoru nazýváme proud procházející obvodem kolektoru v případě, že do vstupní elektrody (báze nebo emitoru) nepřivádíme proud. Zbytkový proud je podobně jako zpětný proud polovodičových diod tvořen minoritními nosiči V zapojení se společnou bází se zbytkový proud označuje I[CB0]. Prochází diodou kolektor – báze (obr. 1.2a). Jeho velikost je závislá na materiálu tranzistoru, na rozměrech přechodu báze – kolektor a na teplotě. Typické hodnoty jsou uvedeny v tabulce 1. Tabulka 1. Velikost zbytkových proudů tranzistorů při teplotě 25 °C. (Převzato z [12]). V zapojení se společným emitorem označujeme zbytkový proud při odpojené bázi I[CE0] (obr. 1.13a). Zpětný proud diody kolektor – báze prochází v tomto případě přes bázi až do emitoru a je vstupním proudem tranzistoru. Tranzistor tento proud zesílí h[21e]krát, takže obvodem kolektoru prochází proud I[CB0] plus h[21e] krát I[CB0]. Proto platí vztah . Obr. 1.13 Zbytkový proud tranzistoru. (Převzato z [1]). Obr. 1.14 Vliv odporu mezi bází a editorem na zbytkový proud tranzistoru. (Převzato z [1]). Připojíme-li mezí bázi a emitor rezistor s odporem R[BE] (obr. 1.13b), který tvoří bočník k diodě báze – emitor, odvede se část proudu diody báze – kolektor mimo přechod báze – emitor. Tím se zmenší také zesilovaná část tohoto proudu a zbytkový proud tranzistoru se zmenší. Označuje je se I[CER]. Závislost tohoto proudu na odporu rezistoru R[BE] můžeme sledovat z charakteristik na obr. 1.14. Všimneme si, že při R[BE] = 0 je I[CER] = I[CB0]. Vliv teploty na vlastnosti tranzistoru · Růstem zbytkového proudu (obr. 1.15), z toho plynoucím zvětšováním proudu kolektoru, zkreslováním průběhu výstupních charakteristik (obr. 1.17) a zmenšováním dovolených napětí mezi elektrodami. Stejně jako pro zpětný proud diod platí i pro zbytkový proud tranzistoru, že při vzrůstu teploty o 1 °C vzroste proud I[CB0] asi o 7 %, tj. při zvýšení teploty o 10 °C vzroste proud I[CB0] na dvojnásobek. Obr. 1.15 Vliv teploty na zbytkový Obr. 1.16 Vliv teploty na napětí proud diody báze – kolektor. báze – emitor tranzistoru. (Převzato z [1]). O/ Zmenšováním napětí báze – emitor. Tím dochází ke zkreslování tvaru vstupní charakteristiky. Příkladem je průběh nakreslený na obr. 1.16. Ze změny napětí U[BE] se dá vypočítat teplotní součinitel napětí báze – emitor , je záporný má velikost několik mV/ K. Mezní hodnoty tranzistoru Aby při činnosti nedošlo k přetížení tranzistoru, a tím ke zkrácení doby jeho života nebo k jeho zničení, nesmějí být překročeny určité, tzv. mezní hodnoty působících veličin, které pro jednotlivé typy tranzistorů udává výrobce v katalogu. Protože nepříznivý vliv má na činnost tranzistoru také vyšší teplota, uvádějí se mezní hodnoty při určité teplotě okolí tranzistoru. K přetížení by mohlo dojít těmito vlivy: O/ velkým napětím mezi elektrodami, O/ velkým procházejícím proudem, O/ vysokou teplotou přechodu v důsledku příliš velkého elektrického příkonu, který se mění v tranzistoru na teplo. Výrobce udává mezní ztrátový příkon P[C dov] (tzv. dovolenou kolektorovou ztrátu), který se rovná největšímu elektrickému příkonu, který se smí v kolektoru tranzistoru přeměnit na teplo, aniž by teplota přechodu překročila stanovenou mez. Je zřejmé, že P[C dov] závisí na chlazení tranzistoru. Pro výpočet platí stejné vztahy jako pro anodovou ztrátu a chlazení polovodičových diod. Obr. 1.18 Pracovní oblast tranzistoru. Při = + 50 °C omezena body ABCDO, při teplotě = + 35 °C omezena body A´B´C´D´O. (Převzato z [1]). Tranzistory řízené elektrickým polem V roce 1952 objevila skupina amerických vědců pod vedením jednoho z vynálezů bipolárního tranzistoru Dr. Williama Schockleye zesilovací součástku pracující na principu využití elektrostatického pole k řízení proudu procházejícího polovodičovou destičkou. Součástka byla nazvána tranzistor řízený elektrickým polem (Field – Effect – Tranzistor, FET). Protože se zde vedení proudu účastní pouze nosiče náboje jedné polarity (většinové nosiče), používá se též názvu unipolární tranzistor. Tranzistor řízený elektrickým polem s přechodovým hradlem JFET Uspořádání tohoto typu tranzistoru je schématicky znázorněno na obr. 1.1. Základem je polovodičová destička s nevlastní vodivostí typu N opatřená na obou koncích neusměrňujícími kovovými kontakty, které slouží k přivádění proudu a mají význam emitoru (E) a kolektoru (C). Do horní i dolní stěny základní destičky je v délce l vytvořena difúzí silně dotovaná vrstva obráceného typu vodivosti (P^+) nazývaná hradlo (G – z anglického slova Gate). Obě části hradla jsou spolu vodivě spojeny. Hradlo tvoří řídící elektrodu tranzistoru. Prostor mezi částmi hradla se nazývá kanál. Jsou-li hradlo i kolektor spojeny s emitorem (U[CE] = U[GE] = 0) (obr. 1.2a), vytvoří se v okolí hradla vyprázdněná oblast, znázorněná na obr. 1.2 tečkovanými plochami. Obr. 1.1 Tranzistor řízený elektrickým polem s přechodovým hradlem (JFET). (Převzato z [1]). Tloušťku vyprázdněné oblasti je možné měnit napětím přiloženým k přechodu. Připojíme-li tedy mezi hradlo a emitor napětí U[GE] (obr. 1.2b), tak, aby přechod byl polarizován ve zpětném směru, můžeme obě vyprázdněné oblasti rozšířit. Tím zúžíme vodivou část kanálu a zvětšíme jeho odpor. Je zřejmé, že odpor kanálu můžeme měnit velikostí napětí přiloženého ve zpětném směru mezi hradlo a emitor. Přitom přívodem hradla neprochází téměř žádný proud (I[G] = 0, skutečný proud I[G] je řádu jednotek pikoampérů). Uvažujeme nyní opět U[GE] = 0. Připojíme-li mezi hradlo a emitor napájecí zdroj s polaritou vyznačenou na obr. 1.3a, jehož napětí budeme postupně od nuly zvětšovat, objeví se kolektorový proud I[C]. Obr. 1.2 Změna šířky vodivé části kanálu působením napětí U[GE]. (Převzato z [1]). Při nulovém nebo velmi malém napětí U[CE] je vyprázdněná oblast kolem částí hradla rovnoměrná a proud I[C] se zvětšuje při vzrůstu napětí U[CE] lineárně (obr. 1.3b část a). Při dalším zvětšování napětí U[CE] začíná kladné napětí připojené v místě kolektoru na kanál vodivosti N působit jako předpětí hradlo – kanál ve zpětném směru a tím rozšiřovat vyprázdněnou oblast. Toto rozšíření je největší v blízkosti kolektoru, neboť napětí mezi kanálem a hradlem se v důsledku napěťového úbytku působeného proudem I[C] od kolektoru k emitoru zmenšuje. Výsledkem je nerovnoměrné rozložení vyprázdněné oblasti podél hradla (obr. 1.3a a obr. 1.1). Vliv napětí U[CE] na rozložení vyprázdněné oblasti má za následek zvětšování odporu kanálu při zvětšování napětí U[CE]. Proud I[C] proto roste při vzrůstu napětí U[CE] stále pomaleji (obr. 1.3b, část b). Při dosažení napětí U[CE] = U[p] se vyprázdněné oblasti obou částí hradla téměř dotknou. K úplnému dotyku (uzavření kanálu) nedojde. Kanál se pouze v určitém místě zúží na velmi tenkou vrstvičku, která dovoluje průchod proudu I[C]. Při dalším zvětšení napětí U[CE] se úzká část kanálu prodlouží, odpor kanálu se zvětší a proud I[C] již nevzroste. Dosahuje své nasycené hodnoty (obr. 1.3b, část c). Obr. 1.3 a) Vliv napětí U[CE] na rozložení vyprázdněné oblasti kolem části hradla, 1 při malé hodnotě U[CE], 2 při větším napětí způsobuje napětí U[CE] zužování kanálu, 3 U[CE] = U[p ]b) závislost proudu I[C] na napětí U[CE] při U[GE] = konst. (Převzato z [1]). Nastavíme-li určité předpětí U[GE] (ve zpětném směru), bude se při zvětšování napětí U[CE] popsaná činnost tranzistoru opakovat. Vzrůst proudu I[C] však bude od počátku pomalejší a k nasycení dojde již při menší hodnotě napětí U[CE], neboť vlivem působícího napětí U[GE] vycházíme nyní z užšího kanálu (obr. 1.2b). Popsané průběhy výstupních charakteristik tranzistoru JFE ukazuje obr. 1.4. Obr. 1.4 Výstupní charakteristiky a značka tranzistoru JFE. (Převzato z [1]). Tranzistor řízený elektrickým polem s izolovaným hradlem Pro tyto typy tranzistorů se používají označení MISFET nebo MOSFET, která vznikla z počátečních písmen anglických slov Metal (kov) – Insulation (izolace) – Semiconductor (polovodič) – FET nebo Metal-Oxide (kysličník = izolační vrstva) – Semiconductor – FET. Používají se dva typy s vodivým kanálem a s indukovaným kanálem. O/ MISFET s vodivým kanálem Do povrchu slabě dotované destičky z křemíku, která má vodivost P, jsou difúzí vhodné příměsi vytvořeny dva rovnoběžné příkopy se silnou koncentrací příměsí (N^+), které tvoří emitor a kolektor (obr. 1.5). Mezi nimi je tenčí, méně dotovaná vrstva N tvořící kanál. Celý povrch destičky je okysličen. Vrstvou kysličníku procházejí pouze vývody emitoru a kolektoru. Obr. 1.5 Tranzistor řízený elektrickým polem typu MISFET s vodivým kanálem. (Převzato z [1]). Protože kysličník křemičitý (SiO[2]) je velmi dobrý izolant, je hradlo od kanálu dobře izolováno. Na vrstvu kysličníku nad místem, ve kterém je vytvořen kanál, je napařena vrstva hliníku, která tvoří řídící elektrodu (hradlo G). Bude-li U[GE] = U[CE] = 0, vzniká v okolí přechodu PN na dolní hranici kanálu tenká vyprázdněná oblast rovnoměrného průřezu (obr. 1.6a). Zapojíme-li napájecí zdroj (stále při U[GE] = 0) do obvodu kolektor – emitor a zvětšujeme-li postupně napětí U[CE], začne kanálem poměrně prudce stoupat proud I[C], neboť kanál je široký a jeho odpor je malý (obr. 1.6b, průběh U[GE] = 0, oblast a na obr. 1.7). Kladné napětí U[CE] však působí mezi základní deskou spojenou s emitorem a kanálem typu N jako předpětí na přechodu PN ve zpětném směru. Jeho růst způsobuje podobně jako v tranzistoru s přechodovým hradlem rozšiřování vyprázdněné oblasti v blízkosti kolektoru a tím omezuje růst proudu I[C] (obr. 1.6c; oblast b na obr. 1.7). Obr. 1.7 Výstupní charakteristiky tranzistoru MISFE s vodivým kanálem. (Převzato z [1]). Při tzv. závěrném předpětí U[GEZ] vytlačí elektrické pole z kanálu všechny volné elektrony a proud I[C] klesne na nulu. Bude-li předpětí hradla proti emitoru kladné, přitáhne naopak elektrické pole do prostoru kanálu volné elektrony (minoritní nosiče a elektrony příslušející vlastní vodivosti) ze základní destičky. Tím se zvětší vodivost kanálu a proud I[C] vzroste. Za této situace pracuje tranzistor v režimu obohacení. O/ MISFET s indukovaným kanálem Konstrukční uspořádání i činnost tohoto tranzistoru je velmi podobná tranzistoru MIS s vodivým kanálem. Mezi difundovanými příkopy tvořícími emitor a kolektor není vytvořen vodivý kanál, a proto při U[GE] = 0 neprochází mezi emitorem a kolektorem žádný proud (obr. 1.8a a 1.9). Kanál vznikne vytlačením děr z prostoru mezi emitorem a kolektorem a přitažením volných elektronů ze základní destičky při přiložení kladného napětí na hradlo. V tenké vrstvě polovodiče těsně pod elektrodou G převládne počet elektronů nad děrami. Vznikne tzv. inverzní vrstva, která se chová jako vodivý kanál s vodivostí typu N. Kolem inverzní vrstvy vzniká vyprázdněná oblast, jejíž průřez je ovlivňován napětím U[CE] stejně jako při činnosti tranzistoru s vodivým kanálem (obr. 1.8b, c) Rozdíl je v tom, že zde dochází k vytvoření kanálu a k vedení proudu pouze při kladném předpětí hradla (U[GE] > 0). Obr. 1.8 Činnost tranzistoru MIS s indukovaným kanálem, a) je-li U[GE] = 0 kanál nevzniká, b) vznik inverzní vrstvy při U[GE] > 0, c) tvar inverzní vrstvy i vyprázdněné oblasti je ovlivněn napětím U[CE]. (Převzato z [1]). Jak ukazují charakteristiky (obr. 1.9), dochází při zvětšení napětí U[GE] ke vzrůstu proudu I[C], neboť při kladnějším napětí na hradle je indukovaný kanál tlustší a vodivější než při malém napětí U[GE]. Kdyby jednotlivé části popisovaných tranzistorů byly vyrobeny z polovodiče obráceného druhu nevlastní vodivosti, než který byl v předcházejícím výkladu uvažován, šlo by o tranzistory s kanálem P. Principem činnosti se od vyložených tranzistorů neliší. Vyžadují však obrácenou polaritu všech použitých napětí. Obr. 1.9 Výstupní charakteristiky tranzistoru MISFE s indukovaným kanálem. (Převzato z [1]). Tyristor Provozní stavy tyristoru Na obr. 1.1 jsou vyznačeny všechny provozní stavy tyristoru. Tyristor je polarizován v závěrném směru (obr. 1.1a), nepropouští proud – žárovka nesvítí tak jako v případě diody na obr. 1.1a. Sepne-li tyristor, je polarizován v propustném směru (obr. 1.1b) a chová se jako dioda na obr. 1.1b. Kladný pól vnějšího zdroje napětí je připojen na anodu – žárovka svítí. Na rozdíl od diody je však tyristor schopen blokovat, tj. nacházet se v blokovacím stavu. Na anodu přivádíme kladné napětí z vnějšího zdroje, na řídící elektrodu G nepřivádíme řídící impuls – žárovka nesvítí, na tyristoru se objevuje blokovací napětí, katoda tyristoru je záporná oproti anodě (obr. 1.1c). Obr. 1.1 Provozní stavy tyristoru, a) tyristor je polarizován v závěrném směru, b) tyristor je polarizován v propustném směru – na řídící elektrodu je přiveden řídící impuls, c) tyristor je polarizovaný v propustném směru – na řídící elektrodu není přiveden řídící impuls. (Převzato z [1]). 1.1.1. Struktura tyristoru Nyní, když jsme se seznámili se základní funkcí tyristoru, přejdeme k rozboru jeho vnitřního složení. Struktura tyristoru je vytvořena křemíkovém krystalu, vykazujícím čtyři oblasti různé vodivosti. Jeho uspřádání je schématicky vyznačeno na obr. 1.2. Oblasti typu P a N se střídají, přičemž vnější oblast P je připojena na anodu, vnější oblast N na katodu a řídící elektroda G je spojena s vnitřní oblastí typu P. Obr. 1.2 Struktura tyristoru. (Převzato z [1]). Pohyb nosičů náboje v tyristoru, není-li přivedeno vnější napětí V dalších dvou kapitolách se budeme zabývat pohybem nosičů náboje v oblastech P, N po přiložení napájecího napětí na jednotlivé elektrody tyristoru. Nejprve však prostudujeme případ, kdy na tyristor nepřivádíme napětí. Anoda i katoda jsou uzemněny, mají tady společný potenciál. Rovněž řídící elektroda není připojena k žádnému zdroji napětí. Obr. 1.3 Nosiče náboje ve struktuře tyristoru, na který není přivedeno napětí. (Převzato z [1]). Pro lepší přehlednost vynecháme ve schématech náčrtků struktury tyristoru (obr. 1.3 a další) krystalovou mříž, složenou z atomů křemíku. Značky + a – představují pohyblivé nosiče náboje, díry a elektrony. I když se mohou nosiče náboje v jednotlivých oblastech P, N vlně pohybovat, nedojde k jejich vzájemnému promísení vzhledem ke vzniku záporného prostorového náboje v okolí přechodů PN, a tím i vzniku difúzního napětí. Pohyb nosičů náboje v závěrně polarizovaném tyristoru Jestliže anodu tyristoru spojíme se záporným a katodu s kladným pólem vnějšího zdroje napětí, dojde k posunutí nosičů náboje. Kladné náboje (díry) jsou přitahovány zápornou elektrodou (anodou). Záporné náboje (elektrony) jsou přitahovány kladnou elektrodou (katodou). Na třech přechodech PN J[1], J[2], J[3] tyristoru proto dochází k různému rozdělení nosičů náboje (obr. 1.4). Přechod J[1] je o nosiče náboje ochuzen, tzn., že jeho oblast je nevodivá. Přechod je při uvedené polaritě vnějšího napětí polarizován závěrně. Přechod J[2] je o nosiče náboje obohacen. Jeho oblast vykazuje značnou elektrickou vodivost, přechod je polarizován propustně. Přechod J[3] se chová stejně jako přechod J[1]. Protože je přechod J[1] polarizován závěrně, tyristorem neprochází elektrický proud. Říkáme, že tyristor je polarizován v závěrném směru (anoda je záporná oproti katodě). Obr. 1.4 Nosiče náboje v závěrně polarizovaném tyristoru. (Převzato z [1]). Pohyb nosičů náboje u tyristoru v blokovacím stavu Připojíme-li nyní na anodu kladný pól zdroje a na katodu záporný pól zdroje, dojde k posunu nosičů náboje, naznačenému a obr. 1.5. Díry jsou odpuzovány kladným pólem zdroje (nyní anodou) a přitahovány k zápornému pólu zdroje (nyní katodě). U elektronů je tomu obráceně. Na přechodech PN je tomu obráceně. Na přechodech PN nastává proto tento stav: O/ přechod J[1] – zaplaven nosiči náboje, polarizován v propustném směru O/ přechod J[2] – ochuzen o nosiče náboje, polarizován závěrně O/ přechod J[3] – platí totéž, co pro přechod J[1 ] Vzhledem k působení přechodu J[2] nemůže ani nyní procházet tyristorem proud – říkáme, že tyristor blokuje. Poznámka: Nezaměňujeme výrazy závěrný stav a blokovací stav, i když v obou případech je tyristor v nevodivém stavu. O závěrném stavu neboli směru mluvíme pouze v případě, že je anoda tyristoru záporná oproti katodě. V případě blokovacího stavu je tomu naopak. Obr. 1.5 Nosiče náboje v tyristoru, který se nachází v blokovacím stavu. (Převzato z [1]). Řídící obvod tyristoru Při záporné půlperiodě střídavého napětí u(t) se přes diodu D[1] začne nabíjet kondenzátor C na polaritu vyznačenou na obr. 1.6. Dioda D[2] je v tuto dobu zavřená. Na řídící elektrodě G tyristoru T je polarita, při které je tyristor v nevodivém stavu. Jakmile se napětí u(t) začne zvyšovat dioda D[1] se zavře a kondenzátor C se vybíjí přes regulační rezistor P, kterým lze rychlost vybíjení nastavit. Tím se nastaví i okamžik, kdy se na tyristoru T objeví kladné napětí, postačující k tomu, aby se tyristor T přes diodu D[2] uvedl do vodivého stavu. Tyristor tedy vede proud do okamžiku nastaveného rezistorem P do konce kladné půlperiody. Obr. 1.6 Řídící obvod tyristoru. (Převzato z [1]). Funkce jednotlivých přechodů tyristorové struktury Nyní se opět vrátíme ke struktuře tyristoru a udáme úkoly, které plní jednotlivé přechody PN J1 až J3 (obr. 1.7). Začneme s přechodem J3. Ten působí jako řídící přechod emitor – báze tranzistoru. Je silně dotován, a proto vykazuje značnou elektrickou vodivost. Přechod J2 určuje blokovací schopnost tyristoru. Přechod J1 určuje závěrné vlastnosti tyristoru. Uvedli jsme, že oba přechody J3 a J1 jsou v závěrném stavu polarizovány stejně. Přechod J3 však vlivem silné dotace a tím malého odporu ke zvětšení maximálního přípustného závěrného napětí nepřispívá. Celé závěrné napětí zachytí přechod J1. Obr. 1.7 Přechody tyristoru J[1], J[2], J[3]. (Převzato z [1]). Maximální závěrné a blokovací napětí tyristoru Víme, že ani na nejkvalitnější přechod PN nemůžeme přivést závěrné napětí libovolné velikosti. Vzrůstá-li závěrné napětí přechodu PN, vzrůstá i intenzita elektrického pole, působícího v celé oblasti přechodu.Dosáhne-li intenzita elektrického pole kritické hodnoty, nastává elektrický průraz přechodu a závěrný proud lavinově vzrůstá. Výše uvedené vlastnosti popisují přechod PN polovodičových diod, proto je můžeme bez jakýchkoliv změn uplatnit v případě přechodu J[1]. U přechodu J[2] je situace jiná. Jistě i zde vzrůstá intenzita elektrického pole se vzrůstajícím blokovacím napětím až do kritické hodnoty, kdy nastává průraz a proud přechodem rychle vzrůstá. Proud, procházející přechodem J[2], však působí stejně jako řídící proud tyristoru, což znamená, že po překročení blokovacího napětí tyristor spíná a napětí na přechodu J[2] se zhroutí. Vypínání tyristoru Chceme-li, aby propustný proud tyristoru klesl na nulu, musíme odstranit značné množství nosičů náboje, zaplavujících jeho vnitřní strukturu. Teprve potom se může na tyristoru objevit mezi anodou a katodou větší napětí než pouhý úbytek v propustném směru. Nevodivý stav tyristoru nastane: O/ pokud tyristorem neprochází proud, O/ nebo na tyristor připojíme závěrné napětí. Každá z obou vedených možností vyžaduje zásah v pracovním obvodu tyristoru. V prvním případě postupujeme např. tak, že pracovní obvod přerušíme, takže propustný proud klesne na nulu.V druhém případě musíme změnit polaritu napětí v pracovním obvodu. Rozhodně nemůžeme zmenšit na nulovou hodnotu propustný proud tím, že přerušíme řídící obvod, takže řídící proud je nulový. Jakmile tyristor sepnul, je další průchod řídícího proudu přes elektrodu G a katodu zpět do zdroje řídícího napětí U[G] zbytečný. Obr. 1.8 Elektronový a děrový proud tyristoru. (Převzato z [1]). U běžných typů tyristorů lze řídícím proudem způsobit jediné sepnutí tyristoru. Jeho přechod do nevodivého stavu lze provést jedině vhodným zásahem v pracovním obvodu. Charakteristiky tyristoru Tyristor se může nacházet ve třech různých provozních stavech: O/ propustném, O/ závěrném, O/ blokovacím. Jeho statická (voltampérová) charakteristika má proto tři větve, naznačené na obr. 1.1. Závěrná větev probíhá stejně jako u diody. V tomto provozním stavu nenacházíme rozdíl ve srovnání s chováním závěrně polarizované diody. Pro kladné hodnoty napětí na tyristoru (anoda kladná oproti katodě) má voltampérová charakteristika dvě větve. První přísluší propustnému, druhá blokovacímu stavu. Zmíněné tři větve voltampérové charakteristiky vystihují vlastnosti tyristoru v pracovním obvodu. V dalších kapitolách tyto charakteristiky podrobně prostudujeme. Obr. 1.1 Statická charakteristika tyristoru. (Převzato z [1]). Blokovací charakteristika má na počátku stejný průběh jako závěrná charakteristika. Blokovací proud zůstává při zvyšujícím se napětí u[D] téměř konstantní. Těsně před dosažením hodnoty spínacího blokovacího napětí U[(B0)] dochází k samovolnému sepnutí tyristoru a přechodu pracovního bodu na propustnou charakteristiku i[T](u[T]) (obr. 1.4). Tyristory se navrhují tak, aby byly hodnoty průrazného napětí U[(BR)] a spínacího blokovacího napětí U[(B0)] přibližně stejné. Obr. 1.4 Spínací blokovací napětí U[(B0)]. (Převzato z [1]). Přídržný proud V předchozí kapitole jsme uvedli, že bezpečné sepnutí tyristoru zajistí určitá minimální předepsaná hodnota řídícího proudu i[G]. Toto tvrzení musíme ještě upřesnit. Proudový impuls musí procházet řídící elektrodou po určitou minimální dobu. Tu lze u běžných tyristorů odhadnout asi na 100 μs. Obr. 1.7 Přídržný proud. (Převzato z [15]). Tato doba je nezbytná k tomu, aby propustný proud i[T] dosáhl hodnoty tzv. přídržného proudu I[H], což je minimální proud, udávaný propustnou charakteristikou. Obr. 1.7 ukazuje velikost přídržného proudu I[H]. Jestliže je propustný proud v okamžiku, kdy proud i[G] klesá na nulu, menší než proud I[H], přechází tyristor zpět do blokovacího stavu. Součástky řízené neelektrickými veličinami Fotodioda Fotodioda je plošná polovodičová dioda konstrukčně upravená tak, aby do oblasti přechodu PN pronikalo světlo. Není-li přechod PN osvětlen, má voltampérová charakteristika fotodiody stejný průběh, jako má charakteristika běžné plošné diody. Vlivy osvětlení přechodu můžeme sledovat na obr. 1.1a, který ukazuje voltampérové charakteristiky křemíkové fotodiody 1 PP 75. Obr. 1.1 a) Voltampérová charakteristika fotodiody, b), c) zapojení fotodiody. (Převzato z [1]). Největší rozdíl mezi osvětlený a neosvětleným stavem pozorujeme při polarizaci diody ve zpětném směru (UAK < 0; 3. kvadrant), kdy dochází k téměř lineárnímu růstu proudu IA při rovnoměrném zvětšování osvětlení. Dioda se v těchto podmínkách chová jako pasivní součástka, jejíž odpor je závislý na osvětlení (odporový režim činnosti diody). Chceme-li pracovní bod diody umístit do této oblasti, použijeme zapojení podle obr. 1.1b. Při změně osvětlení se mění napětí UAK i UR (obr. 1.1a). Část charakteristik probíhajících 4. kvadrantem odpovídá hradlovému režimu činnosti diody. Zde se součástka chová jako zdroj elektrické energie. Na anodě má kladné napětí několik desetin voltu. Bodům, ve kterých anodové charakteristiky protínají svislou osu, odpovídá proud diody nakrátko (IAK). Průsečíky charakteristik s vodorovnou osou určují napětí naprázdno (UAK0). Z obr. 1.2 vidíme, že proud IAK závisí na osvětlení lineárně, kdežto UAK0 přibližně logaritmicky. Proto, chceme-li využít hradlové činnosti diody např. k měření osvětlení, užijeme zapojení podle obr. 1.1c. Snažíme se o to, aby dioda pracovala nakrátko. Proto musí být odpor mikroampérmetru co nejmenší. Pak je stupnice lineární. V propustné oblasti charakteristik (1. kvadrant) se vliv osvětlení téměř neprojevuje. Zde se dioda nepoužívá. Obr. 1.2 Anodové napětí fotodiody naprázdno U[AK0] a proud nakrátko I[AK]. (Převzato z [1]). Fotodioda reaguje na změny osvětlení velmi rychle. Náběh (obr. 1.3) t[r] je řádově 10^-6 až 10^-9 s. Zvláštní konstrukce těchto diod, např. fotodioda PIN, která má mezi vrstvou P a N vloženou vrstvu s intrinzitní vodivostí s velkou elektrickou pevností (U[AK] je až – 500 V), a pracuje proto s velmi vysokými intenzitami elektrického pole v oblasti přechodu nebo Schottkyho fotodioda (napařená vrstva zlata na křemíku) dosahují náběhu řádově 10^-12 až 10^-13 s. Fotodiody se používají k měření osvětlení (selenové a některé křemíkové v hradlovém režimu), dále ke snímání z děrné pásky, v automatizaci, ve filmových projektorech při snímání optického záznamu zvuku atd. Rychlé fotodiody pracují jako přijímače v optických spojích, optronech apod. Obr. 1.3 Přechodová charakteristika součástek citlivých na světlo. (Převzato z [1]). Fototranzistor Místo vstupního proudu přiváděného do báze bipolárních tranzistorů se k řízení kolektorového proudu fototranzistorů využívá světelné energie. Světlo proniká do oblasti přechodu báze – emitor okénkem v pouzdru uzavřeným skleněnou čočkou. Výstupní charakteristiky fototranzistoru TESLA KP 101 jsou na obr. 1.5. Důležitou charakteristickou veličinou je světelná citlivost . Ta je analogická strmosti y[21] běžných tranzistorů. Při vzrůstu osvětlení se citlivost S zvětšuje. Pro fototranzistor KP 101 je při 100 lx asi 0,2 μA.lx^-1. Náběh t[r] < 30 μs, ztrátový výkon P[dov] = 50 mW. Obr. 1.5 Výstupní charakteristiky fototranzistoru KP 101. (Převzato z [1]). Hallův článek Hallův článek je nejčastěji tvořen tenkou polovodičovou destičkou obdélníkového nebo čtvercového tvaru (obr. 1.7). Destička je opatřena dvěma páry kontaktů. Široké kontakty (1, 2) slouží k přivádění proudu I, příčně uložené, úzké kontakty (3, 4) slouží k odvádění výstupního Hallova napětí U[h]. Obr. 1.7 Činnost Hallova článku; a) při B = 0, b) při B > 0. (Převzato z [1]). Nepůsobí-li magnetické pole, jsou proudové čáry v destičce rozloženy rovnoměrně a Hallovo napětí nevzniká (obr. 1.7a). V magnetickém poli působí magnetická indukce na pohybující se nosiče náboje silou kolmou ke směru jejich pohybu a stlačuje proudové čáry k jedné straně destičky (obr. 1.7b). V důsledku toho vznikající rozdíl potenciálů je Hallovo napětí U[h]. Odebíráme jej pomocí kontaktů 3 a 4. Hallovo napětí vypočteme ze vztahu , kde h je materiálová konstanta a d tloušťka destičky. Výrobce udává jmenovitý proud I[n] (desítky až stovky miliampérů), Hallovo napětí naprázdno U[h0] při proudu I[n] a indukci B = 1 T (obvykle desetiny voltu) a citlivost Hallova článku (tj. U[h0] při I = 1 A a B = 1 T), která může být desetiny až stovky V/ AT. Lineární závislost napětí U[h] na proudu I i na indukci B dovoluje sestrojit obvod pro násobení dvou proudů (neboť indukce B může vznikat průchodem druhého z násobných proudů, např. cívkou bez jádra). Hallův článek (Hallova sonda) se dále používá jako čidlo pro měření magnetických polí, jako pomocná součástka v bezkontaktních spínačích atd. Krystalické solární články Většina solárních článků se skládá z krystalického křemíku. Rozlišují se monokrystalické solární články, které se skládají z jediného krystalu s pravidelnou krystalickou mřížkou, a polykrystalické články, skládající se z mnoha různě orientovaných krystalů. Pro praktické použití jsou oba typy článků stejně vhodné. V tenkých destičkách vysoce čistého křemíku se cíleným znečištěním určitými cizími atomy (dotováním) vyrobí dvě nad sebou ležící vrstvy s různou koncentrací nosičů náboje. Na obrázku 1.9 byla strana obrácena ke světlu dotována cizími atomy s volnými elektrony (nosiči záporného náboje). Na přechodu mezi záporně (N) a kladně (P) dotovanou vrstvou se v solárním článku vytvoří elektrické pole. Dopadne-li nyní na solární článek světelný paprsek, uvolní světlo některé elektrony z křemíkové mřížky. Obr. 1.8 Vlevo monokrystalický solární článek, vpravo polykrystalický článek. (Převzato z [1]). Tyto volné elektrony a také vzniklé elektronové díry se elektrickým polem oddělí, takže v horní vrstvě křemíku vznikne přebytek elektronů a ve spodní vrstvě nedostatek elektronů. Propojí-li se horní a spodní strana článku přes nějaký spotřebič, může se přebytek a nedostatek elektronů vyrovnávat: dochází k pohybu nosičů náboje, tj. článkem protéká elektrický proud. Obr. 1.9 Princip solárního článku. (Převzato z [1]). Aby bylo možno elektrony vyrobené v ploše článku efektivně shromáždit a beze ztrát odvádět, je na přední straně umístěna kontaktní mřížka a na zadní straně kontaktní plocha. Proud procházející vnějším obvodem je možno pomocí spotřebičů, například žárovky, převádět na potřebnou formu energie. Obr. 1.10 Konstrukce solárního článku. ( Převzato z [ ] ). Pro ukládání elektrické energie se dnes používají výlučně elektrochemická zařízení, a sice akumulátory, které lze opakovaně nabíjet. V protikladu k bateriím, které nelze znovu nabíjet (primární články), se nazývají také sekundární články. V akumulátorech se ukládá elektrický náboj prostřednictvím vratných chemických pochodů. Existují různé konstrukce, které se liší především prvky zúčastňujícími se procesu ukládání. Nejznámější typy akumulátorů jsou: a) olověné akumulátory, b) nikl-kadmiové akumulátory, c) lithium-iontové akumulátory. Pro akumulaci elektrického proudu ze solárních fotovoltaických článků se používají trakční akumulátory. Jejich předností oproti standardně používaným akumulátorům je, že při stejné kapacitě jsou schopny dodat dvakrát více energie a vydrží o dva až tři nabíjecí cykly více. Ovšem jsou podstatně dražší. Tok elektronů čili velikost proudu procházejícího elektrickým obvodem závisí na ozáření článku, neboť k dispozici je vždy tolik volných elektronů, kolik bylo právě dopadajícím světlem v článku uvolněno. Použitá literatura: [1] Maťátko, J. Elektronika. Praha: Idea servis, 1997. [2] Suchánek, V. Dioda, tranzistor a tyristor názorně. Praha: SNTL, 1989. [3] Boušek, J. Elektronické součástky. Brno: VUT FEKT, 1995.