ELEKTRONIKA füzetek I. FÉLVEZET K A DIÓDA ÉS A TRANZISZTOR

LKTRONKA füzetek. FÉLVZT K A DÓDA ÉS A TRANZSZTOR (Az 1992-ben készült segédlet átszerkesztett, b vített változata SZÁMÍTÓGÉPTCHNKA NTÉZT SZÉKSFHÉRVÁR 22 Készítette: Fellegi József Lektorálta: dr. Lakner József

1. SZGTLK, VZTK, FÉLVZTK... 7 1.1. A hidrogénatom színképe... 7 1.2. Szilárd testek. A fémek SOMMRFLD modellje.... 8 1.3. A sávelmélet... 11 2. FÉLVZTK... 15 2.1. lemi félvezet'k... 15 2.2. Adalékolt félvezet'k... 17 2.3. Transzportfolyamatok... 2 2.3.1. Félvezet'k transzportegyenletei... 22 2.3.2. Folytonossági egyenletek... 24 3. A P-N ÁTMNT... 25 3.1. A P-N átmenet küls' feszültség rákapcsolásakor... 28 3.2. A P-N átmenet árama. A dióda-egyenlet... 3 3.3. A dióda... 32 3.3.1. A félvezet' dióda nyitóirányban... 32 3.3.2. Félvezet' dióda záróirányban... 34 3.3.3. A P-N átmenet kapacitásai, a dióda dinamikus viselkedése... 36 3.3.4. Különleges diódák... 37 4. A BPOLÁRS TRANZSZTOR... 41 4.1. A tranzisztor m9ködése. A tranzisztorhatás.... 41 4.2. A bipoláris tranzisztor felépítése, áramviszonyai... 41 4.3. A tranzisztor üzemállapotai. Az BRS-MOLL modell... 46 4.4. A tranzisztor alapkapcsolásai, leíró egyenletei és karakterisztikái... 49 4.4.1. A tranzisztor jellemzése F- alapkapcsolásban... 49 4.5. A tranzisztor kisjel9, váltakozóáramú modelljei... 53 4.5.1. A tranzisztor fizikai helyettesít' kapcsolása: a hibrid helyettesít' kép... 54 4.5.2. A tranzisztor négypólus modellje... 56 4.5.3. A tranzisztor primitív helyettesít' képe... 57 4.6. r!sít! kapcsolások BJT felhasználásával... 59 4.6.1. A földelt emitteres (F- alapkapcsolás... 59 4.6.2. A földelt bázisú (F-B alapkapcsolás... 61 4.6.3. A földelt kollektorú (F-C alapkapcsolás... 62 5. A VSSZACSATOLÁS... 63 5.1. A visszacsatolás elve... 63 5.2. Visszacsatolt hálózatok stabilitása.... 66

5.3. A visszacsatolás hatása az er'sít'k jellemz'ire... 69 5.3.1. Visszacsatolási módok... 7 5.3.2. A visszacsatolás hatása az er'sít'k frekvenciafüggésére... 72 6. TRANZSZTOROS RSÍTK... 74 6.1. Munkapontbeállítási technikák... 75 6.2. A földelt emitteres alapkapcsolás er'sít'jellemz'i... 8 6.3. A földelt emitteres alapkapcsolás negatív, soros áram-visszacsatolással... 82 6.4. A földelt kollektoros alapkapcsolás er'sít'jellemz'i... 84 6.5. A földelt bázisú alapkapcsolás er'sít'jellemz'i... 86 6.6. Kéttranzisztoros elrendezések, egyenáramúlag csatolt fokozatok... 87 6.6.1. A differenciaer'sít'... 87 6.6.2. A differenciaer'sít' üzemi jellemz'i... 89 6.6.3. Darlington fokozat... 92 6.6.4. Kaszkád kapcsolások... 93 6.6.5. Az áramtükör... 94 6.6.6. Áramgenerátorok, U- konverterek... 95 7. A TRANZSZTOR KAPCSOLÓ ÜZM... 97 7.1. Az ideális és a reális kapcsoló... 97 7.2. Az inverter... 99 8. FÜGGLÉK... 12 8.1. Visszacsatolt er'sít'k jellemz'i... 12 8.2. Földelt emitteres alapkapcsolás üzemi jellemz'i... 12 8.3. Földelt emitteres alapkapcsolás negatív soros áram-visszacsatolással... 13 8.4. Földelt bázisú alapkapcsolás üzemi jellemz'i... 13 8.5. Földelt kollektoros alapkapcsolás üzemi jellemz'i... 14 8.6. Fizikai állandók... 14 9. rodalomjegyzék... 15

BVZTÉS 4 Minden történeti visszatekintés szubjektív. z most különösen az, mert szerencsés véletlenek sorozata folytán szinte végig résztvev je voltam egy izgalmas korszaknak, amelyben robbanásszer2en felgyorsult a technikai fejl dés. Rendhagyó módon nem az elméleti "nagyok" nagyszer2 eredményeinek felvonultatásával kívánom érzékeltetni a változásokat, - ezt mások már sokkal hozzáért bben megtették-, sokkal inkább a mindennapok élményeinek töredékeit írnám bevezet ként. 1956-al kezdeném, amikor nálunk még a néprádió mondta a híreket. z egy kis doboz volt, benne hangszóró, meg valami csillapítótag féleség, amivel néhány fokozatban lehetett a hanger t állítani. Sokan hallgattuk együtt, nagyobbacska gyerekek, feln ttek, és újra talán már soha meg nem ismételhet, csodálatos, kollektív élményt jelentett az akkor bemondott hír. telka néni sírt, (s sokan mások is, hiszen gy zött a forradalom. (Mint tudjuk átmenetileg. Azel tt nem sokkal a csövek számával lehetett jellemezni a rádiót, a csodát, ami "beszélt", amikor nem is volt ott senki. Aztán a szuperheterodyn korszak jött, több, és jobb TUNGSRAM elektroncsövekkel. Méregdrága volt egy-egy világvev készülék, ami már majdnem az összes AM sávot fogta, még a tiltott Szabad urópa Rádiót is, az összes zavarásokkal egyetemben. Kés bb magasra szökött a TV-láz, az egy szem csatorna is a csodák csodájának t2nt. Összejártak a szomszédok az utcából egyegy nevezetes m2sor ürügyén, az irigyelt készüléktulajdonos lakásán, ahol kékes fényben tündökölt a TAVASZ, vagy a KÉKS fed nev2 készülék. Sok-sok cs vel, és még több csíkkal a képerny n a legváratlanabb pillanatban. 1963 körül a VDOTON gyár, (az ORON gyárral versenyezve, AT65 típus piacra dobta az ALBA RGA nev2, igen korszer2nek tudott készüléket. PL5 végpentóda a sorvégfokban, PCL85 a függ leges eltérítésnél, és így tovább... Valami csoda volt a RÁDÓTCHNKA folyóirat, ahol a kapcsolási rajzot is böngészhettük sokan. Nem sokkal kés bb már tranzisztorokkal vegyítették a gyártók a csöves fokozatokat, de komoly szakik jósolták, hogy a cs az azért cs marad. Mi pedig vettük a t2s diódát, a szovjet gyártmányú, P15 típusszámú, vagy OC17 jel2, korszer2nek mondott alig-tranzisztorokat, hogy kis rádiót építhessünk. 197-ben az egyetemen már számítógép (-teremmel is találkozhattunk. A tekintélyt parancsoló URAL névre hallgatott, és lyukszalagon kérte az információ apró morzsáit. Amit gépi kódban szeretett fogyasztani, s ha manuálisan, vagy netán szemantikai értelemben tévedtünk, akkor máris lehetett manuálisan "teli-ház" kódot lyukasztani... A laborban egy soros összeadóm2 demótáblája villogott, -kijelezvén és ezzel felfedvén- a bináris összeadás szellemes módjának titkait. Aztán uralomra jutott TRANZSZTOR. Már régen szólt a táskarádió, és nem melegedett annyira a TV készülék. d nként már integrált áramkörr l is beszéltek az emberek, és sztaniolból kibontva, - mint aranynál is értékesebb védend kincset - mutogatták. (FARCHLD, ua79 HRPY MKLÓS úr fogta magát, megírta az "Analóg integrált áramkörök -et, és máris ismertük az összes ravasz kapcsolást, amit a Si felületén planár technológiával meg lehetett valósítani. SMONY professzor úr pedig az lméleti Villamosságtan, lektronfizika -világhír2vé vált- tankönyvei mellé még azért megírta ráadásként, a szintén sok nyelven kiadott A Fizika Kultúrtörténete cím2 m2vét is a M2egyetem D épületének eldugott, kis emeleti szobájában. Gyorsult az iram. A digitális világ is magára talált. TTL, STTL, LSTTL, HC, AC LS, LS4, AC283, mind megannyi, de csak pillanatnyi csoda. ntegrált áramkörök, és vastag katalógusok garmada. Megtudtuk, mindent el lehet készíteni 1N914 diódákkal is, (11B, DTL logika de f leg NAND kapukkal. Közben egyre szebben és hangosabban szólhatott a zene, már tudták sokan mi az a HF, és mellékesen nem brummogott a lemezjátszó. A boltban sokféle tranzisztort lehetett kapni, és már Si alapanyagú, és többnyire NPN típusú volt.

BVZTÉS 5 Aztán újabb, hatalmas lökést adott a fejl dés iramának a processzor használata. NTL88, 88,... A diszkrét tranzisztor elvitathatatlan diadalmenet után már csak periférikusan került használatba. Ára zuhant, választéka követhetetlenné b vült. 1985 tájékán már szinte látni lehetett a végét. FT, MOSFT, NHANCMNT CMOSFT, akár millió és millió egyetlen lapkán. Csökken a vonalszélesség a technológiai soron, és n az integritás foka. A leégett MV szovjet NMOS technológiája ekkor még 5 µ vonalszélességet tudott, és két tápfeszültséget kívánt. De már szimultán 8 bites szorzóm2vet is lehetett készíteni vele. (Sok-sok tranzisztor kell hozzá N tt a sebesség. A TRW szorzói, aritmetikai szeletei az akkor hihetetlen, 5 ns ciklusid t is hozták, igaz h2t bordával... ndult a DSP, távközlésben a m2holdas kommunikáció és az optikai jelátvitel 199-re a személyi számítógép, az összes perifériáival elérhet lett, és hatalmas karriernek nézett elébe. Már tökéletes volt a színes televízió, elfelejtettük az elektroncsövet véglegesen és érdemtelenül, tranzisztort már alig látni. (Feltaláljuk viszont hamarosan az egyszer használatos eldobható rádiót és mobiltelefont. A vonalszélesség,1 µ alatti, a PNTUM akármennyi pedig GHz-es órajelfrekvenciával pörög, egyre kisebb térrészletbe bezárva. A Si kristályon néhány atomsornyi vastag a funkcionális oxidkapacitás dielektrikuma. Az elektronika végtelen tengerében a tranzisztorok már csak molekulának számítanak. Épp ezért áruk sincs, vagy legalábbis nem kellene lenniük. Valaki 1995-ben jósolta, hogy így járunk majd valamikor a sávszélességgel. Ami 198-ban maximálisan 9,6 kbit/s volt, -és igen jó piaci pozíciót jelentett egy 64 kbit/s sebesség2 csatorna birtoklása- az egy-két év múlva tízszerez dött. Ma már egy szélesebb sávú NTRNT elérés néhány Mbites lehet. gy ATM kapcsolat 1 Mbit/s feletti kapacitás, üvegszálon. Jósolják a háztartásokba bejutó Gbit/s sebességet is. FTTHFBR to the HOM. (Nekem rímel az OM MAN PUDM HUM-ra, ami BNDK professzor, orvosíró szerint is egy nehezen értelmezhet formula. Akkor lesz majd olcsó, mondják, talán már csak néhány nap múlva- a tranzisztorhoz hasonlóan- a sávszélesség is. CD lejátszóról szól a csodálatos, kristálytiszta, és most mégis tömör hangzású zene.* BACH: Brandenburg concerto No. 6. Allegro Mennyi tudást kellett felhalmozni ahhoz, hogy ez így legyen? Szinte elképzelhetetlenül sokat. Rengeteget. Sok-sok ember igen nagy valószín2séggel, örömmel végzett alkotásának -a mára kikristályosodott- eredménye. Aki látott már CD lejátszó aktuátort m2ködés közben, vagy tudja, hogy, jókora karcolást is ejthet a fényhullámhoszzal összemérhet finomságú textúrával rendelkez m2anyag lemezen, bármilyen hallható eredmény nélkül, az már sejtheti mennyi tudás, és munka van benne. Sok elméleti munka, még több technológia, - hullámmechanika, szilárdtest-fizika, félvezet technológia, kapcsolástechnika, kódoláselmélet, irányítástechnika, jelfeldolgozás, stb. felsorolni sem egyszer2. Hátrad lünk, és alámerülünk a muzsika csodálatos hullámaiban. Merengve a jöv n, mit rejt még? Több, még több technikai csodát, és ezzel korántsem azonos mértékben növekv örömöt használatával elérhet en? Aztán hozhat több, és pontosabb lézerbombát, elektronikus háborút, az ORWLL 1 -i nagy testvér mindent látó és mindent tudni akaró, kíváncsi szemvillanásait? Nagytisztelet2 fizikus és mérnök urak! Ugye nagyszer2 korszak volt! Hölgyeim és Uraim! Ugye lehet, és kell is folytatni! Még van tennivaló. Fellegi József Székesfehérvár, 22. december www.borndigital.com futurisztikus relax szobája. Az indító kép egy ékírásos agyagtáblácska Sumerb*l. A záró: http://britneyspears.ac/basics.htm -r*l. 1 1984 cím3 regény.

BVZTÉS 6

SZLÁRDTST-LKTRONKA 7 1. SZGTL<K, VZT<K, FÉLVZT<K 1.1. A HDROGÉNATOM SZÍNKÉP A nyugalomban lév nek tekintett hidrogénatom -mint legegyszer2bb eset- jól ismert modellje: a pontszer2nek tekintett mag centrális er terében 2 egyetlen elektron található. Az elektron lehetséges stacionárius energiaértékeit az energiasajátértékeket és a hozzájuk tartozó - függvényeket a hullámmechanika a SCHR DNGR 3 -egyenletb l szolgáltatja. Mint ismert, ezek szerint az elektron csak meghatározott energiaszinteken lehet, azokon, amelyeket az egész számokkal jellemzett kvantumszámok határoznak meg. Alapállapotban az elektron a legmélyebb energiaszinten helyezkedik el, ekkor még gömbszimmetrikus sajátfüggvénnyel rendelkezik, azonban meghatározott energiaadag hatására egy másik, magasabb kvantumszámmal maghatározott energisajátértékkel fog bírni. zen modell pontosítása a spinnel rendelkez elektron relativisztikus kvantummechanikai mozgását leíró DRAC-egyenlet. Az ebb l kapott energiaspektrumot mutatja az 1.1.ábra. z a kép még tovább finomítható: a LAMB-eltolódást és a hiperfinom szerkezetet - a kísérleti eredményekkel teljes összhangban- a kvantumelektrodinamika (QD magyarázza. 4 [1] [ev] K2 K1 3s 2s 3p3/2 3p1/2 2p3/2 2p1/2 3d5/2 3d3/2-5 1,2 ev (Durva 4,5*1 ev (Finom K 1s L L1 L2 1.1.ábra. A hidrogénatom színképe a hiperfinomszerkezet nélkül Victor Weisskopf, a fizikus, természettudós írja az anyag kvantumos állapotáról: [4] A természet, amennyiben meg kívánja tartani szerkezetét, akkor nem választhat más törvényszer3séget önmaga felépítéséhez, csak a kvantummechanikát. Képzeljük el, mi történne, ha pl. egy vasatom csak egy kicsit is kopna a használat során! Minden homogén kvarklevessé hígulna. A kvantumállapot teszi lehet*vé, hogy a gerjesztés után az atom pontosan ugyanabba az energiaállapotba kerüljön vissza, ahonnét kiindult, s másfel*l pedig ez biztosítja az atomok abszolút egyformaságát. 2 kkor a potenciál csak a centrumtól mért rádiuszvektor abszolút értékét*l függ 2 3 h 2 + [ V ( r ] 2m 4 Megjegyezzük, itt már csak 5,9 1-6 ev különbség van a hiperfinoman felhasadt szintek között. (1 ev az elektron energiája, ha nyugalmi állapotából 1 V potenciálkülönbség gyorsította.

SZLÁRDTST-LKTRONKA 8 1.2. SZLÁRD TSTK. A FÉMK SOMMRFLD MODLLJ. Szilárd testek esetében -a bennünket most érdekl - elektronszerkezet viszonyainak pontos leírása jóval bonyolultabb feladat, a szilárdtest-fizika témakörébe tartozik. A bonyolultságnak több oka van: mindenképpen sok a résztvev (sok atomtörzs, mindegyikük több elektronnal és hatásuk összegzése matematikai szempontból is nehézkes, vagy teljes precizitással lehetetlen. Továbbá a szilárd anyagok és elméletileg még tárgyalható modelljük is eltér, az utóbbi lényeges egyszer2sítéseket kell, hogy tartalmazzon. A legtöbb szilárd anyag kristályos szerkezet2. Az ideális kristályról feltesszük, hogy tökéletes térbeli rendben homogén atomok alkotják. (Ami persze a valóságban nem igaz, kristályhibák találhatók bennük. Néhány ponthibahelyet példaképpen a SCHOTTKY-féle szimbolikával az 1.1. táblázat mutat be. Rendszerint el kell tekinteni az atommagok kristályrácsban elfoglalt egyensúlyi helyzetük körüli mozgásától is (abszolút nulla fok, ennek ellenére a megoldást hasznos ismerni erre a közelít esetre is. MGNVZÉS: JL: Rácsponti üres hely (vakancia Rácsközti (intersticiális atom degen atom Szabadelektron Defektelektron (lyuk 1.1. táblázat. Ponthibahelyek gy N darab Z rendszámú atomból álló kristályban,- ahol az atomok a kristályszerkezet rácspontjaihoz rögzítettek- NZ elektronból álló rendszert kell vizsgálni. (z igen nagy szám: mondjuk 1 23 atom! Az eredetileg önálló atomok akkor fognak kristályosodni, ha ezzel összenergiájuk csökken. Az összenergiát a rendszer HAMLTON-operátorával képzett SCHR DNGR-egyenlet adná. (Érzékeltetésül: itt az elektronok kinetikus energiájának megfelel operátort, a magok és az elektronok COULOMB vonzásából, és a magok (elektronok kölcsönös taszításából származó energia-járulékokat kellene minden elemre összegezni. Legyen az így kiszámolt összenergia: W. A szabad atomok összenergiája: NW o. zzel a kohéziós energia: W k W NW A probléma persze úgy lenne szépen megoldott, ha keresnénk a W energia minimumát a kristály szerkezetének függvényében, és ekkor nyilván a lehetséges kristályszerkezet, pl. a rácsállandó is, adódna. Jelent sen egyszer2sített számítás egy nátrium fémkristályra azt mutatja, hogy a K héj kett és az L héj 8 elektronja egy kb. 1 Å sugarú gömbben található, míg a 3s elektron s2r2ségi eloszlásához tartozó sugár néhány Å méret2. Azaz a valencia-elektron 5 sokkal kevésbé van kötve a maghoz, következésképpen könnyen leszakítható. Mivel a kristályban az atomok 5 valencia-elektronvegyérték elektron

SZLÁRDTST-LKTRONKA 9 legkisebb távolsága 3,67 Å, szabad atomoknak tekinthetjük a kristályalkotó iontörzseket, de a valencia-elektronok átfedik a szomszédos atomokat is. (A valenciaelektron nélküli ion az atom iontörzse. zért feltételezhet, hogy az iontörzsek közel a szabad atomokra jellemz elektroneloszlással rendelkeznek, míg a valencia-elektronokra több iontörzs is hat, azok közel szabadelektron-gázként viselkednek. Másfel l: a kohézió annak tudható be, hogy kristályosodáskor a valencia-elektronok sajátfüggvényei egymást egyre inkább átfedik, összenergiájuk ezért csökken, els sorban potenciális energiájuk csökkenése miatt. (Ha tovább növelnénk a távolságot, a kinetikus energia növekedése miatt az összenergia is növekedne. Az energiaminimum az optimális rácsállandóhoz kötött. A kristályban uralkodó potenciálviszonyok az 1.2. ábra szerint alakulnak, ha egydimenziós modellben egy egyenes mentén összegezzük az iontörzsek hatását. A fémkristályon belül a potenciál periodikus, a széleken zérusra csökken. MATLAB 6.1 1.2. ábra. Az iontörzsek ered potenciálja fémekben zzel a szabad valencia-elektrongáz mintegy potenciálgödörbe bezártnak tekinthet. z a közelítés a fémek SOMMRFLD-modellje. [5] A szabadelektron-gáz energiaviszonyai úgy változnak, hogy az önnálló atomokra jellemz energiaszintek közelében maradnak ugyan, -de mivel érvényesülnie kell PAUL kizárási elvének-, az N atomból álló kristály esetében ezek a szintek további N alszintre hasadnak fel. zen egyszer2sített modell alapján tehát: az energiaállapotok N elektron esetében a lehetséges -N nívóra felhasadt- energiaszinteken, sávokban oszlanak el. A kizárási elv miatt egy szinten csak két (ellentétes spin2 elektron tartózkodhat. TK h mérsékleten így egy bizonyos W energiaszintig minden lehetséges állapot betöltött. Példaképpen jelöljük a térfogategységre jutó valencia-elektronok számát n-el:

SZLÁRDTST-LKTRONKA 1 W 2 3 2 3 2 / 3 ( 2 / n h (Na esetén ez az érték pl. 3,2 ev 2m Az elektronok összenergiájára adódik: 3 W NW 5 zzel az egy elektronra jutó átlagos energia: 3 WF W z az un. FRM-energia 5 6. Az ideális gáz és a szabadelektron-gáz között lényeges a különbség: K -n az ideális gáz részecskéi zérus átlagenergiával rendelkeznek, a szabadelektron-gáz viszont jelent s (Na esetén, pl. 9,2 1 4 K -nak megfelel energiával rendelkezik! 6 Nem egységes a szakirodalom, néhol a W szintet tekintik FRM-szintnek.

SZLÁRDTST-LKTRONKA 11 1.3. A SÁVLMÉLT A fenti modellt tovább finomítva a kristályok sávelméletéhez jutunk. Most vegyük figyelembe, hogy a kristályon belül a potenciál az iontörzseknek megfelel en periodikus, valamint a részecskeszemlélet helyett most az elekronokhoz rendelhet hullámcsomagokat vizsgáljuk. Belátható, hogy a hullámok egy periodikus struktúrában képesek terjedni, kivéve bizonyos jól meghatározott irányokat és hullámhosszakat. Az elektron hullámcsomagja ugyanis szóródik a rácspontokon, -interferál-, ezért hullámterjedés csak az u.n. BRLLOUN-zónákban lehetséges. zt a jelenséget a következ ábra illusztrálja. ( a az iontörzsek távolságát jelöli perturbálatlan W perturbált kvázifolytonos energiaszintek tiltott sáv tiltott sáv W t 2/a /a /a 2/a k 1.1.1. ábra. gydimenziós kristály BRLLOUN-zónái Szabad elektronok egydimenziós kristályrácsban (HARTR-FOCK periodikus potenciáltér történ* mozgásának leírására a 2 2 h d + 2 2m dx [ W V ( x ] hullámegyenlet alkalmas. V(x periodikus az a rácsállandóval. nnek perturbációszámítással nyert megoldása az 1.3.1. ábra által bemutatott energiafüggvény a k hullámszám függvényében. tt W V h 2m k 2 2 helyettesítéssel élhetünk, amikor els* közelítésként csak a helyt*l független V potenciált vesszük figyelembe. (A perodikus komponest még nem. Azaz [ 2m( W V ] 1/ 2 mv k h h a hullámvektor. [2] (Ne feledjük: h mv, a D BROGL hullámhossz

SZLÁRDTST-LKTRONKA 12 Floquet-TÉTL, Bloch-FÜGGVÉNYK [2] 2 2 h d 2 2m dx A + [ W V ( x ] hullámegyenlet megoldása FLOQUT szerint ( x exp( µ x ( µ, xu ahol u(x x szerint periodikus az a rácstávolsággal. W bizonyos értékei mellett µ képzetes, ekkor: ( x exp( jkx u(, k xk amely függvény modulált haladó hullámokat reprezentál. Azon energia értékek, amelyekre ilyen hullámok léteznek, az elektronok számára a megengedett energiákat jelentik. A leíró függvényt BLOCH-függvénynek nevezik. kkor az elektron sebességének a hullám csoportsebességével kell megegyeznie. Továbbá: d d( W / dw v h 1 és dk dk h dk W h Ha dt ideig villamos tér hat az elektronra, az elektron dw energiát vesz fel: dw q dw qvdt dt de h dk dk dt q h A gyorsulás deriválással: a 2 dv 1 d W dk 2 dt h dk dt 2 q d W 2 2 h dk zzel az elektron effektív tömege: nergia Sebesség W v k k m h d W 2 * 2 dk mivel 2 a q h Az effektív tömeg végtelen, ha a W(k függvénynek inflexiós pontja van. Mivel a sáv fels* részében az elektron negatív tömeget képvisel, innen való eltávolítása tömeg hozzáadásának felel meg. Azaz a lyuk egyenérték3 egy negatív tömeg3 elektronnal! Továbbá, a modell a tapasztalattal összhangban magyarázza a tiltott sávok létét. * ffektív tömeg m* k 1.3.5. ábra Az energia, az elektronsebesség és a tömeg a k redukált hullámvektor függvényében. k /a /a

SZLÁRDTST-LKTRONKA 13 tartományon kívül viszont, szakadása van a függvénynek a következ lehetséges energiasáv szintjéig. A tartományok között az elektronok számára W t tiltott energiasáv van. A kristályos anyag szerkezetére ez a sávszerkezet igen jellemz. gy egyszer2 -összefoglalásnak is tekinthet -kvalitatív képpel zárjuk az áttekintést. nduljunk ki abból, hogy a kristályt alkotó atomok egymástól nagy távolságra vannak. kkor azok függetlennek tekinthet k, nem befolyásolják egymást. Amennyiben közelítjük egymáshoz az atomokat, kölcsönhatások lépnek fel. z abban nyilvánul meg, hogy a független atomra jellemz energiaszintek perturbálódnak; N kölcsönható atom esetén N nívóra válik szét minden egyes korábbi szint. Ha N nagy szám, akkor a felhasadás igen s2r2, közel folytonos lesz, így alakítva ki a megengedett energiasávokat. Az eredetileg különböz atomi energiaszintekhez tartozó- a kristályszerkezetben kialakult- sávok rendszerint különállóak maradnak, közöttük a W t tiltott sávval. l fordulhat az is, hogy a szomszédos sávok átfedik egymást. kkor a tiltott sáv elt2nik. A sávok szélessége és egymáshoz képest elfoglalt helyzete több tényez t l függ, de a meghatározó a rácstávolság. A kristály az összenergia minimumára törekszik, a kialakuló értékek anyagfügg k. W W 2 W 1 W t végtelen "a" rácsállandó x [] 1.3.2. ábra. Az atom energiaszintjeinek alakulása a kristályban A kristály tulajdonságait, vezet képességét, fémes vagy nemfémes viselkedését a sávszerkezet és az határozza meg, hogy az energiasávok mennyire kitöltöttek valenciaelektronokkal. N atomot tartalmazó kristály esetén egy sávban N -egymáshoz igen s2r2n elhelyezked - majdnem folytonosan változó megengedett nívó van. Az energiaállapotok betöltöttsége az elektronok átlagos energiájától N(W és energiájuk eloszlásától függ. gy-egy nívón csak két elektron lehet. (ellentétes spinnel Az energiaszintek betöltöttségének valószín2ségét az f(w FRM-DRAC eloszlási függvény 7 írja le. Ha a kristályképzésnél olyan atomok vesznek részt, ahol csak egy valenciaelektron van, akkor ezek K -n csak a legalsó sáv nívóinak a felét töltik meg. Két valenciaelektron esetén az egész sáv betöltött. Küls energiaközléssel (elektromos er tér, termikus energia az elektronok magasabb nívókat foglalnak el, ha tudnak. gyvalenciás esetben ez sikerül, hiszen a sáv fele üres. zek a kristályok VZT K. Kétvalenciás atomokból álló kristály esetén, ha a tiltott sáv szélessége nagyobb, mint a közölt energia, az elektronok nem tudnak energiát felvenni, hiszen nincs szabad nívó. zen típusú kristály SZGTL. Amennyiben a sávok átfedik egymást, természetesen szintén vezet w w + kt f 1/ e 7 ( W f 1 ahol W F a FRM-szint

SZLÁRDTST-LKTRONKA 14 tulajdonságú a kristály. Végül, ha a tiltott sáv szélessége keskeny (néhány tized ev, akár termikus gerjesztéssel is átlépheti az elektron, FÉLVZT -r l beszélünk. W W W Gerjesztési sáv W t W t Valencia-sáv VZT>, ha a kristály egyvalenciás. SZGTL>, ha két valenciaelektronnal épül fel a kristály. W t ~1 [ev] Mindig VZT> W t # FÉLVZT> W t néhány tized ev Ge:,67 [ev] Si: 1,17 [ev] 1.3.3. ábra. Szigetel k, vezet k, félvezet k szokásos szemléltetése a sávelmélet alapján Fémeknél, mivel a valenciasávban (vagy az egymással átlapolódott valencia- és gerjesztési sávban vannak betöltött és szabad nívók egyaránt, kis energiaközléssel is lehet ség van arra, hogy az elektronok másik energiaszintre kerüljenek. Kovalens kötésnél T K -n a valenciasáv minden nívója betöltött, a gerjesztési (vezetési sáv pedig üres. nergiaközlés esetén az N(W energiaállapot-s2r2ségfüggvény és az f(w FRM- DRAC eloszlásfüggvény szorzataként adódik a lehetséges energiaállapotok betöltöttségének mértéke. (Az elektronkoncentráció a szorzatfüggvény integrálja lesz. S-mátrix: p+ - n HSNBRG: p - n p - keresztcsatorna p+p - p - A világ események bonyolult szövedékeként jelenik meg, ahol eltér* jelleg3 összefüggések váltják fel, vagy fedik át egymást, illetve kapcsolódnak egymással, ennélfogva pedig meghatározzák az egész szerkezetét. p - direkt csatorna A modern fizikusok számára Siva tánca a szubatomi anyag táncát jelenti. A hindu mitológiához hasonlóan ez az egész univerzumot felölel* teremtés-rombolás tánca, amely minden természeti jelenség és létezés alapja. Siva tánca a világegyetem tánca, az energia folytonos áramlása, amely egymásba olvadó mintázatok sokféleségén megy keresztül. A modern fizika arra az eredményre jutott, hogy a keletkezés és pusztulás ritmusa nem csak az évszakok változásában, és az él*lények születésében és halálában nyilvánul meg, hanem a szervetlen anyag leglényegesebb sajátossága is. A kvantumtér-elmélet szerint az anyag részecskéi közötti összes kölcsönhatás visszavezethet* virtuális részecskék kibocsátására és elnyelésére. S*t, a keletkezés és pusztulás tánca jelenti igazából az anyag létezését.

FÉLVZT>K 15 2. FÉLVZT<K 2.1. LM FÉLVZT K Az elemi félvezet k a periódusos rendszer V. oszlopában elhelyezked négy vegyérték2 anyagok, mint a C, Si, Ge, Sn. Kristályrácsuk gyémántszerkezet2, kovalens kötéssel. A rácsállandó a leggyakrabban használt Si esetén 5,42 Å, Ge-nál 5,65 Å. Az ideális kristályt hibamentesnek tekintjük, a kovalens kötés miatt így gerjesztés nélkül nincs szabad töltéshordozó, mint a 2.1.1. ábrából ez látható. A kovalens kötésben a 4 valenciaelektron mindegyike résztvesz. 2.1.1. ábra. Félvezet kristályszerkezetet síkban szemléltetve Üres, vezetési sáv - Valencia sáv, nyugalmi állapotban betöltött rekombináció - + párkeltés - - W t 3p 3s 2p 2s 1s + + + + atommagok 5,42 A 2.1.2. ábra. Az energiasávok és a potenciál szemléltetése Si kristályban.

FÉLVZT>K 16 A fémes kötést l eltér en tehát itt nincsenek kollektivizált szabad elektronok, a valenciaelektronok mindegyike résztvesz a kovalens kötésben. Mivel a tiltott sáv szélessége csak néhány tized elektronvolt, különböz gerjeszt hatások (villamos er tér, termikus energia, sugárzás a kovalens kötésb l elektronokat szabadíthatnak fel. kkor átkerülve a gerjesztési (vezetési sávba, küls er tér hatására már áramvezetésben vehetnek részt. zt a jelenséget PÁRKLTÉSNK, generációnak (generation nevezzük, mert a kötésb l kiszakadt elektron helyén viszont egy betöltetlen elektronhely, egy LYUK is keletkezett egyidej2leg. Folyamatos gerjeszt hatás mellett, több párkeltés esetén -ha küls térer hatására áramvezetés indul meg-, úgy látszik, mintha az elektronokkal ellentétes irányban a lyukak is mozognának. Ugyanis az elektronok betölthetik a szomszédos lyukat, de helyükön újabb hiány keletkezik. gy lyuk betöltése egy elektronnal a szabad töltéshordozó megsemmisülését jelenti, RKOMBNÁCÓ (recombination a jelenség megnevezése. Mint kit2nik, a generáció és rekombináció adott h mérsékleten egy dinamikus egyensúlyi folyamat, nagysága pedig a h mérséklet függvénye. A párkeltés miatt a pozitív lyukak (p és az elektronok száma (n mindig egyenl. n i p i NTRNSC a félvezet megnevezése, ha a szabad töltéshordozók csak termikus gerjesztéssel keletkeztek. A koncentráció és közelít h mérsékletfüggése: n i p i n 2 BT 3 e Wt kt ahol k a BOLTZMANN- állandó, W t a tiltott sáv (bandgap szélessége (1,12 [ev], T az abszolút h mérséklet, B anyagfügg állandó; Si esetén B5,4*1 31 [K -3 cm -6 ]. (Szobah mérsékleten kb. 1 1 /cm 3 a párkeltett töltéshordozók száma. 2.1.3. ábra. A töltéshordozó (carrier koncentráció h mérsékletfüggése intrinsic anyagban

FÉLVZT>K 17 2.2. ADALÉKOLT FÉLVZT K A reális kristály szándékos beavatkozás nélkül is tartalmaz hibákat. degen atomok beépülésének nagyságrendje fémek esetében: az u.n. ötkilences tisztaság (99,999% a fels határ, félvezet knél legalább a 1-3 ppm 8 az elérend. z kezdetben nehéz technológiai feladat volt. Érthet, a maximális tisztaságra és homogenitásra kell törekedni, hiszen bármilyen hiba befolyásolja a sávszerkezetet, ezzel az alapvet jellemz ket. Tételezzük fel, hogy sikerült el állítani olyan homogén és szennyez désmentes egykristályt, amely az intrinsic anyag tulajdonságaival bír. zt már -ha alkalmas anyagból készült- a nemlinearitás figyelembevételével akár h mérsékletmérésre is használhatnánk. (lásd 2.1.3. ábra Gyakorlati felhasználásra azonban a félvezet t idegen atomok szándékos bevitelével adalékolják. (doppolás z azt jelenti, hogy kis mennyiségben három, vagy öt vegyérték2 anyagot visznek be (diffúzióval, implantációval, stb., ezzel lesznek olyan rácsatomok, amelyek ionizálódnak. 2.2.1. ábra. Bór atom beépülése a kristályrácsba. (Befogott vezetési elektronnal, negatív iont képviselve. A. csoportbeli elemekkel (B, Al, Ga, n történ adalékolás során -mivel egy valenciaelektronnal kevesebbjük van az alaprács atomjainál- a beépült adalékatomok stabilis elektronkonfigurációjuk kialakításához egy elektront szereznek a vezetési sávból. zzel a beépült atom negatív töltés2 ionná válik -nagyon fontos!- helyhez kötötten! A befogott vezetési elektron pedig valahonnan hiányzik, tehát keletkezett egy lyuk, ami azonban a generáció-rekombináció jelensége miatt mozgékony a kristályban. Az így adalékolt félvezet t P-típusúnak nevezzük, az adalékolás akceptor (acceptor jelleg2. 8 ppmpart pro million (milliomodrész

FÉLVZT>K 18 Vezetési sáv W t - - + - - WA Valencia sáv + + + akceptor + 2.2.2. ábra. Akceptor adalékolású kristályban a potenciáleloszlás szemléltetése és a sávdiagram Az adalékolás történhet V. csoportbeli elemekkel is. (P, As, Sb bben az esetben a beépült atom ötödik elektronja felesleges a kovalens rácskötésben. Nagyon lazán köt dik az atomtörzshöz, kis gerjeszt ágens hatására is szabadelektronná válik. A leadott vezetési elektron mozgékony, vándorolhat. A megmaradó ion pozitív töltés2, helyhezkötött. Az ilyen félvezet t donor (donor adalékolásúnak, és N-típusúnak nevezzük. 2.2.3. ábra. As atom beépülése a kristályrácsba. Gyakorlati értékek: az adalékolás mértéke olyan, hogy a termikusan generálódott töltéshordozók koncentrációja elhanyagolhatóvá válik a bevitt adalékatomok koncentrációjához képest. Kb. 1 22 db/cm 3 Ge vagy Si atomra 1 14-1 21 /cm 3 adalékatom jut. Következésképpen az adalékolás típusától függ en vagy az elektronok, vagy a lyukak válnak túlnyomó többségben lév, - szabadon mozgó- töltéshordozóvá. zeket TÖBBSÉG TÖLTÉSHORDOZÓKNAK (majority nevezzük.

FÉLVZT>K 19 N-típusú kristályban az elektronok, P-típusúban a pozitív töltés2 töltéshordozók. lyukak a többségi KSBBSÉG TÖLTÉSHORDOZÓK (minority nyilván az ezeken kívüli mozgékony töltéshordozók lesznek az adott típusú kristályban és f leg termikus gerjesztéssel keletkezhetnek. Számuk nagyságrendekkel kisebb. N típus P típus koncentráció helyhez kötött ionok n N d + N a - p mozgékony elektronok (többségi töltéshordozó N d + N a - lyukak NTRNSC n i p i kisebbségi töltéshordozók p i 2.2.4. ábra. Mozgékony és helyhez kötött töltéshordozók intrinsic és adalékolt félvezet kben. Mivel a többségi töltéshordozók koncentrációja jó közelítéssel egyezik az adalékkoncentrációval: N-típusú anyagban P-típusú anyagban n ~ N d+, p ~ N a-. gy adott típusú félvezet ben egyensúlyi állapotban a szabad töltéshordozók koncentrációja: np n p i i (tömeghatás törvénye.

FÉLVZT>K 2 ntrinsic N P W d W F W a 2.2.5. ábra. Félvezet k energiasáv-diagramjai, és a sávok betöltöttségének valószín2ségei: [N(Wf(W]. (A sötétített terület vonalaival arányosan 2.3. TRANSZPORTFOLYAMATOK A szilárdtestekben lejátszódó transzportfolyamatok közül a legfontosabbak az áram- és a h vezetés, de idetartozik szilárd fázisban lejátszódó diffúzió is. Most a h vezetéssel nem, vagy csak érint legesen foglalkozunk. zek a transzportfolyamatok id ben állandósult, stacionárius folyamatok. Felléptükért mindig valamilyen termodinamikailag intenzívnek nevezett változó térbeli, vagy id beli megváltozása a felel s, kiegyenlít désük folyamata a transzportfolyamat. Vizsgáljuk az áramvezetést! A differenciális OHM törvény: J gradu ha a vizsgált anyag elektromos vezet képessége, J az árams2r2ség, -grad U a térer sség. zt, a villamos tér hatására folyó áramot drift áramnak (drift current nevezzük. A kristály térfogategységében legyen n szabad elektron. A szabad elektronok <W> átlagos energiája, ha a küls elektromos er tér zérus: W m 2 v 2 3 kt 2 csak a h mérséklet függvénye a statisztikus mechanika ekvipartició tétele szerint. Az árams2r2ség felírható még:

FÉLVZT>K 21 J nq v (q - elektrontöltés Mivel küls tér nélkül <v>, az egyes elektronok mozgásának ered je nem jelent makroszkopikusan észlelhet árams2r2séget. Küls elektromos tér bekapcsolása után viszont az -grad U gyorsítja az elektront. Az így megjelen térer vel ellentétes irányú sebesség vektoriálisan adódik a termikus sebesség véletlenszer2 komponenséhez. z az elektron kinetikus energiáját növeli, viszont az id nkénti ütközések csökkentik ezt. (z a JOUL-h forrása. Kialakul ered képpen egy ennek megfelel átlagos áramlási (drift sebesség. nnek értéke a számítások mell zésével, ha az elektron két ütközése között eltelt id t - val jelöljük: v q m zzel J 2 nq m 2 nq m Használatos a mozgékonyság (mobility kifejezése is: (µ v µ azaz J qnµ Tehát qnµ és µ q m Az elektromos vezet képesség tehát az ütközések között eltelt átlagos id tartammal, vagy a µ mozgékonysággal jellemezhet. Szilárd testeknél ez 27 nagyságrendet fog át. zen belül lehet szigetel, vezet, stb. csoportokat képezni. (A h vezetés értéke csak kb. 2 nagyságrenden belül az elektromos vezet képességgel rendszerint azonos irányban változik, bár a h vezetésben más fizikai folyamatok nevezhet k meg. zt els sorban a kristályrács termikus rezgéseit segít és akadályozó tényez k határozzák meg, de szerepet vállalnak az elektronok is.

FÉLVZT>K 22 2.3.1. FÉLVZT K TRANSZPORTGYNLT A félvezet k áramát két komponenens adja: az els az el z szakaszban általános esetben említett drift áram küls er tér hatására, a második - a diffúziós áram- a koncentráció hely függvényében kialakult eltéréseit egyenlíti ki. A drift árams2r2ség értéke kis térer sségek (ahol a töltéshordozók sebessége a térer lineáris függvénye esetén a mozgékonysággal kifejezve: J D qnµ n + qpµ p ahol n az adott térfogat elektronjainak száma, p a lyukak száma, µ n és µ p a kétféle töltéshordozó eltér mozgékonysága. Si esetén a számértékek: µ n,1...,19 m 2 /Vs µ p,3...,5 m 2 /Vs (Ge-ra az értékek magasabbak, mindkét esetben az elektronok mozgékonysága nagyobb! Megjegyezzük még, hogy nagy térer sségek esetén -mivel a termikus határsebesség felé nem emelkedik a töltéshordozók sebessége- a mozgékonyság nem állandó, a h mérséklett l, adalékkoncentrációtól, térer t l is függ. A kétféle részecske mozgása ellentétes irányú, de mivel ellentétes töltéseket szállítanak, hatásuk összegz dik. A félvezet vezet képessége: ( nµ p q + µ n p N-típusú félvezet nél a többségi töltéshordozók elektronok, ekkor: n qµ nnd + P-típusra p qµ pna A vezet képesség láthatóan az adalékkoncentrációktól függ.

FÉLVZT>K 23 2.3.1. ábra. A fajlagos ellenállás adalékkoncentráció függése A diffúziós áram, -mint említettük- a h mozgás következményeként a koncentrációgradienst igyekszik csökkenteni. Nagyobb lokális töltéshordozó koncentrációjú helyr l a részecskék a kisebb koncentrációjú hely felé mozognak. A diffúziós árams2r2ségek a D n, D p diffúziós állandókkal (diffusion constant: J ndiff qdn gradn J pdiff qd p gradp A diffúziós állandó és a mozgékonyság között az NSTN-összefüggés érvényes: D D kt q n p U T a TRMKUS POTNCÁL, (thermal voltage fizikai µ n µ p állandó amelynek közelít értéke szobah mérsékleten 26 [mv], k 8,62 *1-5 ev/k, a BOLTZMANN állandó. T az abszolút h mérséklet [K ], q az elektrontöltés. (D n 34 cm 2 /s Az teljes árams2r2ség a drift- és a diffúziós áramok összegeként, csak az elektronokra kiírva: J J + J qnµ qd gradn nsum nd ndiff n + gy dimenzióban, figyelembe véve a termikus potenciált: J J + J qµ ( nsum nd ndiff n + n dn dx ( x n U T

FÉLVZT>K 24 Mivel a diffúzió sebessége (drift velocity kicsi, a diffúziós áram nagyságrendekkel kisebb, mint a drift áram. 2.3.2. FOLYTONOSSÁG GYNLTK A félvezet egy lokális térfogategységében a töltéshordozó koncentráció átmenetileg megváltozhat küls hatásra. (Pl.: emitterkontaktus környéke, ionizáló sugárzás hatásának helye. A koncentrációgradiens id beli megváltozását, valamint a térbeli kiterjedését a folytonossági egyenletek írják le. gy térfogategységben lév többlet töltéshordozó-s2r2ség id beli megváltozásának mértéke a térfogategységbe belép, az ott keletkez, vagy távozó, vagy rekombinálódott töltéshordozók mennyiségének összege. lektronok esetén egy elemi térfogategységre: dn g r + 1 divj n dt q ahol az els két tag a generációs és rekombinációs ráta különböz sége esetén keletkezett töltésmennyiséget, az utolsó a térfogategységbe be-ill. kiszállított töltésmennyiséget (a tér forrását jelenti. gyszer2sít feltevésként most stacioner folyamatként (dn/dt tekintve a térbeli eloszlást figyelhetjük meg egydimenziós esetben, elektronokra: D n 2 d n 2 dx n n n ahol n az egyensúlyi helyzetnek megfelel elektron, n a pillanatnyi töltéshordozószám, pedig a relaxációsnak 9 tekintett folyamatban az az id tartam, amikor az eltérés e-ad részére csökken. Az egyensúly térbeli visszaállítására az L diffúziós hossz a jellemz, amely az a távolság, ami a koncentrációkülönbség e-ad részénél mérhet. L ( D Tehát a helyt l és id t l függ koncentrációeloszlás olyan, hogy az eltérés úgy a hely, mint az id függvényében exponenciálisan csökken, a id tartam és az L diffúziós hossz mértékével. n n(t n n(x n o n o t L x 2.3.2. ábra. A koncentrációeloszlás relaxációs közelítése 9 ekkor az egyensúly visszaállításának sebessége arányos az eltéréssel.

P-N ÁTMNT 25 3. A P-N ÁTMNT (P-N JUNCTON Adalékolással egy félvezet kristályt egyik oldalon akceptor, a másik oldalon donor atomokkal P, illetve N típusúvá lehet alakítani. Az egyszer2ség kedvéért egy végtelen felület2 P-N átmenetb l kihasított kisfelület2 kristályhasábot vizsgálunk, (a szélek eltér jelenségei ne zavarjanak, továbbá az átmenetet ugrásszer2nek tételezzük fel. A kristály kívülr l villamosan semleges, kémiailag homogén. Azonban villamosan nem egynem2, hiszen egyik oldalon a lyukak, másik oldalon az elektronok vannak túlsúlyban, mint mozgékony töltéshordozók. (Persze ezek elektromos terét semlegesíti az azonos számú, mindkét oldalon ellentétes töltés2, rácspontba beépült szennyez ion. Az elektron és lyuks2r2ség mindenütt azonos a kristály hossztengelye mentén, kivéve a P-N átmenet környékét. tt a koncentrációkülönbség jelent s, akár 1 nagyságrendet is elérhet. Az átmeneten diffúziós áram indul meg, azaz nagyszámú lyuk áramlik át az N oldalra és viszont; elektronok a P oldalra. A P- N átmenet környéke ezzel már nem lesz villamosan semleges, hiszen P oldalon árván maradtak a helyhezkötött negatív ionok, továbbá ide áramlottak az elektronok. N oldalon hasonlóképpen: semlegesítetlenül maradtak a pozitív ionok, és ide áramlottak a lyukak a másik oldalról. gaz ugyan, hogy a mozgékony töltéshordozók az ellentétes oldalon nagyrészt rekombinálódnak, de a helyhezkötött ionok az átmenetben villamos teret, potenciálkülönbséget hoznak létre. z a tér ellentétes el jel2 drift áramot indít meg, ami ered ben zérusérték2 árams2r2séget eredményez. Másképpen interpretálva; a kialakuló villamos tér gátolja a töltéshordozók további mozgását, kialakul egy dinamikus egyensúlyi állapot. A bemutatott, P-N átmenet környezetét érint töltésátrendez dés úgy jött létre, hogy az átmenet környékér l eltávoztak a szabad, többségi töltéshordozók. zzel létrejött egy KÜRÍTTT RÉTG (tértöltési tartomány, záróréteg, depletion region. A kiürített rétegben az ionizált akceptor és donor atomok töltése érvényesül. A 3. ábrán a P-N átmenet adalékkoncentrációit a két oldalon eltér érték2nek ábrázoltuk.

P-N ÁTMNT 26 + - - - - - - - - - - + + P- - - - - - - - - -+ lépcsõs P-N átmenet + + - + -+ + + + + + + + + + - - -+ + - + + + + + + + + +N N a- töltéshordozó koncentrációk p p N a- N d+ n n N d+ n p n i2 /N a- p n n i2 /N d+ tértöltés:!(x - + x térerõsség: (x potenciál U D W CP vezetési sáv qu D (W CP -W CN W VP - - - + W D W A - - - W CN W F vegyérték sáv W VN az energiasávok külsõ feszültség nélkül 3. ábra. A P-N átmenet néhány jellemz je termikus egyensúlyban Feltüntettük a tömeghatás törvényéb l adódó - egymással kapcsolatban lév koncentráció értékeket. A következ rajz a tértöltés-eloszlást mutatja. A téglalapok magassága a koncentrációval arányos, területük azonossága (kisebb koncentráció esetén a kiterjedtebb zónaméret a kifelé mutatott elektromos semlegességb l fakadó követelmény. A tértöltés az egydimenziós POSSON egyenlet szerint meghatározza az elektrosztatikus potenciált is:

P-N ÁTMNT 27 2 d U dx ( x!( x 2 " zt két rajzban mutattuk be. l ször az villamos térer sség helyfüggvényét ábrázoltuk. A maximális térer az átmenetben lép fel. 1 " # ( x!( xdx A második ábra a potenciál egydimenziós helyfüggését mutatja be, ami a térer sség hely szerinti integráljaként számítható az ( x ( x du összefüggésb l. dx A potenciállépcs nagysága az U D DFFÚZÓS POTNCÁL, (junction built-in voltage els sorban az adalékolás mértékét l függ. Levezetés nélkül közöljük, pl. a transzportegyenletb l is nyerhet eredményt: U D U T N ln N d + a 2 ni z a potenciál kontaktpotenciál jelleg2, m2szerrel nem mérhet. Szokásos értékei: Si:,6...,7 [V], Ge:,1,3 [V] Az utolsó rajz a P-N átmenet egyensúlyi állapotára vonatkozó energisávokat mutatja be. A W VP és W VN valencianívók, csakúgy, mint a vezetési sáv W CP és W CN nívói azonos érték2, de ellentétes értelm2 módon változtak, mint a potenciál, az elektronok sajátenergia értékének változásával összhangban. A töltéshordozók áramlása addig tart, amíg a különböz adalékolású részek FRM nívói az egyensúlynak megfelel en azonos értéket nem érnek el. A diffúziós potenciál a többségi töltéshordozók mozgását gátolja, a kisebbségiekét segíti.

P-N ÁTMNT 28 3.1. A P-N ÁTMNT KÜLS FSZÜLTSÉG RÁKAPCSOLÁSAKOR Mint említettük, a vezetési sáv elektronjai a sáv betöltetlensége miatt kis energiaközlés hatására is átléphetnek más energiaszintre, -hasonlóan a fémek szabad elektronjaihoz-, s a lyukak mozgása is hasonló. (Bár egy fiktív lyuk mozgása a valóságban több elektron mozgásának eredménye, v.ö.: mozgékonyságuk eltér érték2! Kapcsoljunk kontaktusokon keresztül a P-N átmenettel rendelkez kristályra nyitóirányú egyenfeszültséget! kkor a feszültségforrás pozitív pólusa a P oldalhoz, a negatív az N típusú oldalhoz csatlakozik. Mivel a P-N átmenet környezetén kívüli kristályrész egyensúlyi állapotban van és az adalékolás miatt jó vezet, nem követnénk el nagy hibát, ha hatását elhanyagolva a teljes feszültséget a P-N átmenetre jutónak tételeznénk fel. A beiktatott U feszültség az átmenetben az U D diffúziós potenciált csökkenti U D-U értékre. Az U feszültség (az U D-vel ellentétes hatással a többségi töltéshordozók mozgását segíti a kiürített réteg felé, a kisebbségieket gátolja, ezzel a többségi töltéshordozókat az átmenet felé hajtja. nnek hatására megváltozik a töltéseloszlás az egyensúlyi helyzethez képest, megn a többségi töltéshordozós2r2ség a P-N átmenet mindkét oldalán. (A lecsökkent potenciál miatt amúgy is kisebb driftáram nem tudja ellensúlyozni a megnövekedett diffúziós áramot. További következmények: mivel a koncentrációk a tértöltésréteg ellenkez oldalán is n nek, az itt már kisebbséginek számító töltéshordozókra vonatkozóan, (3.1.1.ábra megnövekedik a diffúziós hossz. Lehet ség nyílik a fokozott rekombinációra a 1-2 cm nagyságrend2, (több mint 1-szorosa a tértöltési tartomány szélesség2nek exponenciálisan csökken s2r2ség2 diffúziós hosszban. Mivel a párképz dés csak a h mérséklet függvénye, -a töltéshordozó s2r2ség termikus egyensúlyának megmaradása érdekében- a fokozott rekombináció miatt megsemmisül többségi töltéshordozók a küls feszültségforrásból állandóan pótlódnak. A küls körben így folyamatos egyenáram folyik, és mint láttuk, ezt a nyitóáramot az átmenetben a diffúziós áram hordozza! A kristály többi, még homogénnek tekintett részén az áramot a mindenkori többségi töltéshordozók szállítják. Az átmenetben, ahogy fogynak az adott oldal többségi töltéshordozói, úgy növekednek a másik oldal el ször még kisebbségi, majd az átmenet után már többséginek nevezett ellentétes töltés2 töltéshordozói. Kicsit képletesen fogalmazva tehát: az elektronoktól a lyukak veszik át folyamatosan a vezetést az N oldalról a P felé haladva. A váltás a diffúziós hosszakkal jellemzett -az U feszültséggel növekv szélesség2- átmeneti zónában történik meg. Különböz mérték2 adalékolásnál persze nem azonos a két töltéshordozóval szállított áram: túlnyomórészt vagy elektron, vagy lyukvezetéssel rendelkez félvezet t lehet így készíteni.

P-N ÁTMNT 29 U + - - - - - - - - - - + + + + + + + + + + + + + + + - - - - - P- - - - - - - - - - + -+ + + + + + + + + + +N töltéshordozó koncentrációk p p N a- n n N d+ n p n i2 /N a- n(p n e U/UT L n Lp injektált lyukak U D U D -U potenciál vezetési sáv W CP W D qu W F W VP W A vegyérték sáv W VN 3.1.1.ábra. A P-N átmenet viszonyai nyitóirányú feszültség mellett (forward biased pn junction A P-N átmenet záróirányú igénybevétele esetén a többségi töltéshordozók a küls tér hatására kihúzódnak a P-N átmenetb l. Mivel a teljes -U feszültség az átmenetre jut, a potenciálkülönbség itt U D+U értékre n. Az eltávozott többségi töltéshordozók miatt a megmaradt ionok tértöltése jobban érvényesül, kiszélesedik a záróréteg. A kialakult térer sség gátolja a többségi töltéshordozók átjutását az átmeneten, gyakorlatilag egy sem jut át. Az átfolyó -igen kis érték2 áramot- a kisebbségi töltéshordozók biztosítják. (Megjegyezzük, hogy a záróirányú feszültség rákapcsolásának pillanatában egy nagyobb érték2 áram indul meg az átmenetben felhalmozódott tértöltés eltávozása miatt, de ez gyorsan csökken, hiszen utánpótlásuk a P-N átmeneten keresztül nem lehetséges. A P-N átmeneten átjutó kisebbségi töltéshordozók mennyiségét -ezzel a záróirányú áram értékét- most els&sorban a termikus párkeltés sebessége szabja meg. zért azt lehet mondani, hogy az átfolyó áram néhány tized voltos zárófeszültségnél nagyobb értékekre már csak a h mérséklet függvénye. A következ ábrán a P-N átmenetre kapcsolt zárófeszültség hatását mutatjuk be.

P-N ÁTMNT 3 U + - - - - - - - - - - + + + + + + + + + + + + + - - - P- - - - - - - - - - + + + + + + + + + + +N töltéshordozó koncentrációk p p N a- n n N d+ kiürített réteg U D +U U D potenciál W CP vezetési sáv W VP vegyérték sáv qu W F W VN 3.1.2.ábra. A P-N átmenet viszonyai záróirányú feszültség esetén (pn junction under reverse bias condition 3.2. A P-N ÁTMNT ÁRAMA. A DÓDA-GYNLT (LAW OF TH JUNCTON A határrétegben a P oldalról az N oldalra átfolyó lyukáram-s2r2ség értéke a folytonossági egyenletb l: J p U qd p pn U e T 1 L p

P-N ÁTMNT 31 Az N oldalról injektált elektronáram s2r2ség: J n U qd nn p U e T 1 L n A P-N átmenet összárams2r2sége a két áramféleség összege. zzel az A felületen folyó összáram, tehát az U nyitófeszültség hatására nyitóirányban folyó áram értéke: U D nnp Dp pn + U JA qa e T 1 Ln Lp Végül -al jelölve a második zárójelben lév kifejezés el tti tényez ket, amit TLÍTÉS ÁRAMnak nevezünk, adódik az áram és a küls feszültség kapcsolatát megadó DÓDAGYNLT: U qu UT kt e e 11 értéke szilícium alapanyagú félvezet k esetén 1-8 és 1-15 A között van. Ge esetén az értékek kb. három nagyságrenddel nagyobbak.

DÓDA 32 3.3. A DÓDA Az el z szakaszokban bemutatottak szerint a P-N átmenet a rákapcsolt feszültség polaritásától függ en másképp viselkedik. Megengedhet közelítéssel: nyitóirányban jó vezet, záróirányban szigetel, ez egy idealizált dióda funkciója is egyúttal. (3.3.1.ábra zt a szelephatást az elektronika sok helyen használja, pl.: egy triviális felhasználása az egyenirányítás. A Anód Katód U AK U AK nyitóirány (U AK > 3.3.1. ábra. Az ideális dióda 3.3.1. A FÉLVZT DÓDA NYTÓRÁNYBAN Vizsgáljuk az ideális P-N átmenetet, mint diódát! Vezet irányban érvényes a már ismert diódaegyenlet: A U AK UT 1 e ahol kt U T a termikus potenciál, és q k8,62 1-5 [ev/k], a BOLTZMANN állandó, T az abszolút h mérséklet, q az elektrontöltés. Mivel U T ~ 26 [mv] szobah mérsékleten, az exponenciális tag már néhány tized V-os U AK küls feszültség esetén is jelent sen nagyobbá válik, mint 1, az egyenlet jó közelítéssel tisztán exponenciális jelleg2nek tekinthet :

DÓDA 33 A e U AK UT A félvezet dióda tehát egy nemlineáris elem, ismert jelleg2 exponenciális - nemlinearitással. Feszültség-áram jelleggörbéjét a 3.3.2. ábra mutatja be. Fontos ismernünk a munkapontra jellemz mennyiségeket, esetünkben a differenciális ellenállást. (small signal resistance g D U ( U AK 1 UT d du AK U T e AK tehát az M munkapontban, AM áram esetén 1 U láthatóan a munkaponti anódárammal fordítottan arányos. T r D M g d AM Reális dióda esetén nem tekinthetünk el néhány járulékos hatástól. Az egyik a differenciális ellenállással kapcsolatos, ugyanis az átmeneten kívüles rétegek ohmos ellenállása is figyelembeveend. z a jelenség a nagyobb áramok tartományában érezteti hatását, itt a tiszta exponenciális jelleg emiatt lineárishoz tartóvá válik. Természetesen a teljes differenciális ellenállás mindig felírható az r D és egy soros R s ellenállás összegeként. A [A] Nyitóirány A diódaegyenlet szerinti karakterisztika. o2*1-12, T25 C U AK [V] A nagy áramoknál lineárisabbá válik Rs miatt exponenciális nemlinearitás, diódaegyenlet szerint AM M differenciális ellenállás: munkapontbeli érintõ iránytangense U Z U AK g Záróirány z o + g U AKM ZNR letörés lavina letörés nagyobb zárófeszültségnél A dióda váltóáramú helyettesítése egy munkapontban: r D értékû differenciális ellenállás r D U T / AM A K R S 3.3.2. ábra. A félvezet dióda feszültség-áram karakterisztikája

DÓDA 34 A h mérsékletfüggés -mint láttuk- több hatás ered je. Jó gyakorlati közelítéssel azt mondhatjuk, hogy a nyitóirányú karakterisztika ered h fokfüggése Si alapanyag esetén: % U AK $ % T 2... 3...[ mv / o K ] 3.3.2. FÉLVZT DÓDA ZÁRÓRÁNYBAN Záróirányban az telítési árammal -mint feszültségfüggetlen, de er sen h mérsékletfügg jellemz vel- ruháztuk fel az idealizált félvezet diódát. Reális diódánál a kiürített rétegben azonban más jelenségek is fellépnek, amelyek hatása olyan, hogy a záróirányú áram a zárófeszültséggel n ni fog: z(u + g(u, ahol g ( U k ( U U & a generációs áram. (k2 3 közötti szám D AK nnek oka a kiürített rétegben az egyensúlyi helyzet összeomlása miatt fellép, -a térer t l függ járulékos generáció-, (az egyensúlyi értéknél kisebb az elektron és lyukkoncentráció, ami létrehozza az g generációs áramot. (3.3.2.ábra. Nagy zárófeszültségek (U KA > U Z esetén a kiürített réteg zárósajátosságai megsz2nnek. z a letörés jelensége, a dióda záróirányban is kis dinamikus ellenállást mutat, vezet vé válik. A letörést okozhatja: ZNR-effektus,- ami er sebben adalékolt rétegek esetén kisebb zárófeszültségeknél jelenik meg- és a kiürített rétegben keletkez er tér hatására fellép er s generáció, párkeltés következménye. (lektrosztatikus emisszió LAVNA-letörés, ami adalékszegény félvezet kben annak következménye, hogy a zárófeszültséggel növekv kiürített rétegszélesség valamikor nagyobb lesz, mint a termikus határsebességgel mozgó töltéshordozók átlagos szabad úthossza. kkor léphet fel az ütközési ionizáció, a lavinajelenség. (Ütközések miatt fellép ionizáció A két hatás együtt is felléphet. Mindkett re érvényes: U Z érzékelhet jelenségben nyilvánul meg, amit a 3.3.2. ábra mutat be. letörési feszültségnél egy jól

DÓDA 35 Gyakorlati értékek: U Z < 5,7 V esetén f leg a ZNR-effektus dominál, negatív h foktényez vel, U Z < 5,7 V fölött els sorban a LAVNA-effektus van jelen, pozitív h foktényez vel. Következésképpen lehet ség van egy közel h fokfüggetlen munkapont megválasztására, U Z5,7 V környékén. tt: du Z/dT~. A differenciális ellenállás (r Z a karakterisztika letörési szakaszán szintén a letörési feszültség függvénye. A minimális érték U Z8 [V] környékén található, ett l minden irányban n. Gyakorlatilag r Z értéke néhány ohmtól néhányszor tíz ohmig terjed. gyszer2 formulával nem számolható számértéke, katalógus adat. Készítenek kizárólag ilyen, záróirányú használatra szánt diódákat is, (feszültségstabilizálás, referencia feszültségforrás, néhány [V] és 1 [V] közötti U Z értékben. A megnevezésük a letörési jelenség típusától függetlenül ZNR dióda. Jelképi jelölései: Anód Katód Katód (korábbi jelölés 3.3.2.ábra. A ZNR dióda rajzjelei Figyelem! Nyitóirányban normál diódaként viselkednek, rendeltetésszer2 használatuk a záróirányú igénybevétel. Megjegyezzük továbbá, -a letörési jelenség véletlennek tekintett elemi folyamatok összessége-, ezért közel egyenletes eloszlással jellemezhet. A záróirányban el feszített zenerdióda ezért szélessávú zajgenerátorként is használható. gyéb esetekben, - amennyiben ez a tulajdonsága nem kívánatos-, gondoskodni kell a spektrum sz2résér l.

DÓDA 36 3.3.3. A P-N ÁTMNT KAPACTÁSA, A DÓDA DNAMKUS VSLKDÉS A P-N átmenet záróirányú igénybevétele esetén a zárófeszültség megváltozásakor a többségi töltéshordozók új egyensúlyi helyzetet vesznek fel, a kiürített réteg szélességének megváltozásával összhangban. z a folyamat töltésmozgással jár, egy kondenzátorban lejátszódó jelenséghez hasonlóan, ezért a zárórétegnek egy feszültségfügg kapacitást tulajdonítunk. zen záróréteg, vagy tértöltési kapacitás értéke lineáris P-N átmenet esetén közelítéssel: a C ahol k 2 3 közötti szám. (pf nagyságrend2 a kapacitás T k ( U U KA D A jelenség, -miszerint egy kapacitás értéke függ a záróirányú feszültség értékét l-, az un. KAPACTÁSDÓDA (varaktor, vagy varicap készítéséhez használható fel. Speciális átmenet geometriával és adalékolással készített diódák kapacitásának feszültséggel történ változtathatósága el nyösen használható, pl. nagyfrekvenciás rezg körök hangolására. (TV, rádió vev készülékek hangolóegységei, a tuner -ek.. Néhány tized- és 3 V közötti zárófeszültség tartományban a kapacitásdiódák kapacitásváltozása nagyjából hiperbolikusan, néhányszor tíz (vagy más típusnál 1 pf-ról néhány tized pf-ra csökken. Vezet irányban bekövetkez feszültségváltozás is töltésátrendez déssel jár, következésképpen itt is definiálható egy un. diffúziós kapacitás. C D 2U M ahol M a diódaárama, és a töltéshordozó átlagos élettartama. T A diffúziós kapacitás nagy érték2, (~ 1 µ F azonban a párhuzamosan jelen lév kis érték2 r D differenciális diódaellenállással együtt mégsem képvisel számottev id állandót. Jelent sége a dióda kapcsoló üzemében van. Kapcsoló üzemben a bekapcsolási tranziens nem tér el egy párhuzamos R-C tag feszültségáram viszonyaitól, a tértöltés átrendez dés egy kapacitás feltöltéseként fogható fel, a szokásos exponenciális id függvény2 lefolyással. A kapcsolóüzem fontos és speciális jellegzetességét a kikapcsolási tranziens adja. Hirtelen, (ugrásszer2nek feltételezett vezet irányból záróirányba történ váltás során a diffúziós kapacitás gátolja a töltéshordozók visszatérését arra az oldalra, ahonnét injektálódtak, azaz a zárt állapotnak megfelel töltéseloszlás csak lassan tud kialakulni. Amíg ez a folyamat tart, a P-N átmeneten nagy záróirányú áram folyik, ez els sorban a C D kapacitás kisüt árama. Azt az id t, amíg a P-N átmenet visszanyeri záróképességét, FLÉLDÉS D -nek nevezzük. z -precízebb elemzésben- két részb l áll. Az egyik a már említett töltéskiszívási folyamat, és a C D kapacitás hatásaként fogható fel, töltéstárolási id nek nevezzük. További id be telik, amíg a tértöltés kapacitás is kisül, a két id tartam összege a t rr feléledési id. (3.3.3. ábra.

DÓDA 37 i A (t u(t D R u K (t u(t, U U-U AKM u K (t t Z R -U i A (t (U-U AKM /R t r r t t s Z tf 3.3.3. ábra. A dióda kapcsolási tranziensei 3.3.4. KÜLÖNLGS DÓDÁK Az el z szakaszban már bemutattuk a ZNR- és a KAPACTÁS-diódákat. Most az ALAGÚT- (tunnel és a fém-félvezet átmenet2 SCHOTTKY diódákkal egészítjük ki a címben jelzett osztályozási szempont szerinti ismertetést. Végül a PN-diódát említjük, részben az optoelektronikai eszközök m2ködésének alapjainak bevezetéseként is. Az ALAGÚTDÓDA túladalékolt P és N réteget tartalmaz. bben az esetben, termikus egyensúlyban is átlapolódnak az energiasávok. Azonos lesz a P rész valenciasávjának néhány nívója az N rész vezetési sávjának energianívóival. Nagy potenciállépcs jelenik meg az átmenetben, és mivel a kiürített réteg is vékony (adalékolás!, nagy térer alakul ki. Küls feszültség nélkül is kialakul a ZNR-effektus, az átmeneten zener áram indul meg. zt ellensúlyozandó, egy ellentétes áramösszetev is folyik: az N oldal vezetési sávjában az elektronokkal betöltött nívókkal azonos energiaszinten a P sávban elektronokkal nem betöltött energia állapotok vannak, következésképpen lehet ség van arra, hogy az elektronok átalagutazzanak a P oldalra. A következmény legalább olyan rendkívüli, mint maga a csak kvantummechanikai magyarázattal leírható jelenség: a dióda nyitóirányú karakterisztikája negatív

DÓDA 38 ellenállású szakaszt is tartalmaz. z a szakasz er sítésre, akár a néhányszor 1 GHz-es tartományban rezgéskeltésre, vagy igen gyors (ps kapcsolóként használható. A negatív differenciális ellenállású szakasz P N W F potenciál gát feletti emisszió 5 mv 2-3 mv alagút-effektus U AK 3.3.4.ábra. Az alagútdióda feszültség-áram jelleggörbéje A SCHOTTKY-dióda -a már megismert P-N átmenet2 diódával szemben - fém-félvezet átmenetet tartalmaz. F leg elektronvezetéses és mivel mentes a P-N átmenet kisebbségi töltéshordozókat tároló tulajdonságától (t s, t rrnéhány ps, gyors kapcsolóeszköz. További el nye: nyitófeszültsége is kisebb a rétegdiódáénál, kb. fele annak. (~,4 [V], 3.3.5 ábra zért nagyfrekvenciás, nagyáramú alkalmazásoknál nélkülözhetetlen, kisebb a rajta eldisszipált teljesítmény is. (kapcsolóüzem2 tápegység nagyfrekvenciás teljesítmény-egyenirányítóiként kizárólagos a használata További fontos alkalmazási területe a néhány ns-s kapukésleltetéssel rendelkez digitális áramkörcsalád integrált áramköreinek kialakításában van: épp a kis nyitófeszültségét és nagy kapcsolási sebességét kihasználó kapcsolástechnika (telítésgátlás révén volt elérhet az STTL és LSTTL 1 áramkörök kedvez tulajdonsága. 1 STTL: Schottky Transistor-Transistor Logic, gyors (néhány ns terjedési id*vel bíró logikai áramkörcsalád. LSTTL: redukált teljesítmény felvétel3 Schottky technológia. Megjegyezzük, hogy mindez a múlté: ma már a jobb tulajdonságokat felmutató HCMOS technológia az egyeduralkodó.

DÓDA 39 3.3.5.ábra. A SCHOTTKY-dióda nyitóirányú karakterisztikája ki, (Uki 5 [V] BAR1 (SCHOTTKY t [ns/div] 1N4148 3.3.6.ábra. A SCHOTTKY-dióda kapcsolási tranziense Schottky kontaktus (titán ezüst fémezés SiO 2 N Katód N + Si 3.3.7.ábra. A SCHOTTKY-dióda felépítése és rajzjele

DÓDA 4 A PN-dióda viselkedésének jellegzetességeit szerkezete adja meg, -a nevében is erre utalóan- olyan a felépítése, hogy a P és az N réteget egy hosszú és viszonylag nagy ellenállású szakasz választja el egymástól. (P-NTRNSC-N bb l a következ tulajdonságok származnak: nagy zárófeszültség elviselésére is alkalmas lehet. Nagyfeszültség2 egyenirányításra alkalmas típusok is készíthet k. (~1 kv, pl. képcsövek gyorsítófeszültsége gen kis záróréteg kapacitás érhet el. Amennyiben ez párosul kis nyitóirányú differenciális ellenállással, igen jól használható rádiófrekvenciás kapcsolóként is, akár a mikrohullámú frekvenciákon is. (Mikrohullámú kapcsoló Nagyfrekvenciás feszültségosztó áramkörökben áramvezérelt ellenállásként is használható, mivel párhuzamos kapacitásai kicsik, ennélfogva áramfügg differenciális ellenállása nem söntöl dik. (PN diódás csillapítótag Alkalmas geometriával kialakított PN-dióda típusok optoelektronikai alkalmazása is elterjedt, fotodiódaként, vagy fényelemként. gy aktív P-N átmenetben, amennyiben elegend*en nagy energiakvantum érkezik, (például a becsapódó fotonok energiájaként nagyobb, mint ami a párkeltéshez szükséges, akkor elektron-lyuk párok jönnek létre. z a generáció a P-N átmenet kisebbségi töltéshordozó-koncentrációját növelni fogja, aminek hatása a dióda kapcsain makroszkópikusan is érzékelhet* lesz. A jó hatásfokú reakcióhoz az kell, hogy minél nagyobb felületen keresztül lehessen gy3jteni a fényt, és az minél kisebb veszteséggel érjen az aktív zónába. Helyezzük el tehát a megnyújtott P-N átmenet3 PN-diódában az intrinsic réteget a felszínhez közel, és legyen azzal párhuzamos. kkor a kell* energiájú fénysugárzás hatására meginduló párkeltés következményeképpen: az átmenetet záróirányban el*feszítve mérhetjük az átfolyó áramot, ami arányos lesz a bees* fény intenzításával. (v.ö.: egy záróréteg áramát a kisebbségi töltéshordozók koncentrációja szabja meg z a fotodióda típusú alkalmazás. Fényelemként is m3ködhet az elrendezés, hiszen, ha a kapcsokon mérjük az üresjárási fotofeszültséget, akkor a dióda változó el*feszítése miatt ez arányos lesz a bees* fény intenzitásával. Megjegyezzük, hogy nem csak PN diódás fotoérzékel*k léteznek, sok más, alkalmas fényérzékel* ismeretes. A félvezet* alapúak közül itt most csak a lavina jelenséget hasznosító APD (Avalanche Photo Diode eszközt említjük. Közel a letörési ponthoz állítva a záróirányú el*feszítést, a bees* foton által generált töltéshordozót a tér gyorsítani fogja, és az ütközéses ionizációval további töltéshordozókat képes generálni, megsokszorozva ezzel az eszköz érzékenységét. (MLLR-hatás Legyen a fotodióda karakterisztikája sötétben: F qu AK kt e 1. Megvilágítás mellett: F qu AK kt S e 1 ahol s a fotoáram. Legyen a bees* sugárzás teljesítmény3, és legyen a felület reflexiós tényez*je R. kkor a diódába bejutó energia (1-R, az id*egység alatt keltett elektronlyuk párok száma pedig (1-R/hf. Legyen ' annak valószín3sége, hogy a van egy aktív fotonreakció, akkor a fotoáram: 1 R q ' hf S (A teljes áram: F + S a sötétáram, nyilván minél kisebb értéken tarása kívánatos, amely a PN kialakítással szintén jól kézbentartható.

A TRANZSZTOR 41 4. A BPOLÁRS 11 TRANZSZTOR 4.1. A TRANZSZTOR MhKÖDÉS. A TRANZSZTORHATÁS 12. A 3.1. fejezetben- a záróirányban igénybevett P-N átmenet elemzésekor- rámutattunk: itt a záróirányú áramot a kisebbségi töltéshordozók s2r2sége szabja meg. Ha a kisebbségi töltéshordozók koncentrációja valamilyen ok miatt megváltozik a kiürített rétegben, akkor az átfolyó áram értéke is ennek megfelel en fog változni. lyen hatás, pl. a h mérsékletváltozás: növekv h mérsékleten n a generációs ráta. Más ilyen hatások is léteznek, (fény, egyéb elektromágneses sugárzás, villamos tér, gyakorlatban például az optoelektronikai eszközök m2ködése alapszik a fénykvantumok energiájával keltett generáción. Számunkra most a tranzisztornak nevezett félvezet eszközben fellép jelenség a fontos; itt a záróirányú P-N átmenet környékének kisebbségi töltéshordozó koncentrációját egy másik, (közel elhelyezett nyitóirányú P-N átmenet módosítja a diffúziós hosszban töltéshordozókat injektáló képessége révén. A nyitóirányú P-N átmenet töltéshordozókat injektáló képessége a nyitóáram függvénye, azaz villamos jellel vezérelhet lesz a záróréteg árama. A zárórétegen átfolyó áram értéke tehát az injektáló P-N átmenettel befolyásolható! A vázolt jelenség a tranzisztorhatás, amely megvalósítható tehát két olyan P-N átmenet segítségével melyek csatolásban vannak egymással. 4.2. A BPOLÁRS TRANZSZTOR FLÉPÍTÉS, ÁRAMVSZONYA A tranzisztor (BJT három egymás mellett lév, különböz módon adalékolt félvezet rétegb l, így két átmenetb l 13 áll. (4.2.1.ábra A középs réteg típusa ellentétes a két széls rétegével. Mivel ily módon két lehet ség marad, ezeket megkülönböztetend, beszélünk P-N-P és N-P-N típusú tranzisztorokról. Sokféle technológiai eljárással készítenek tranzisztort, most egy integrált áramköri technológiával megvalósított N-P-N struktúrájú tranzisztort vizsgálunk. Lényegét tekintve a más technológiával el állított tranzisztorra is érvényesek maradnak eredményeink, P-N-P struktúra esetén úgyszintén használhatóak lesznek magállapításaink, az értelemszer2en megfordított feszültség- és áramirányokkal. Kollektor C P N P N P N C C Bázis B mitter C C PNP B B NPN 4.2.1. ábra. A tranzisztor rajzjele, rétegszerkezete és P-N átmenetei 11 A bipoláris jelz* arra utal, hogy mindkét polaritású töltéshordozó részt vesz az áramvezetésben, ellentétben pl. az unipoláris FT eszközökkel. (BJT: Bipolar Junction Transistor 12 Shockley, Brattain, Bardeen 1948. Nobel díjat 1956-ban kaptak eredményükért. 13 miatt szokás két szembekapcsolt diódával is modellezni a trnzisztort. z sajnos a lényeget, a tranzisztorhatást nem veszi figyelembe, viszont alkalmas pl. egy tranzisztor P-N átmeneteinek mérésére, ezzel a tranzisztor m3köd*képességének durva megítélésére egy ohmmér* segítségével.

A TRANZSZTOR 42 C B p n++ n n+ p szubsztrát n+ eltemetett réteg lg (n N,p P metszet N++ P N B C Si planár technológia eltemetett réteg B C 4.2.2. ábra. Si planár tranzisztor metszete és adalékprofilja Feszültségmentes esetben az átmenetek viszonyai a 4.2.3. ábra szerint alakulnak. A termikus egyensúlyi állapotot a rákapcsolt küls feszültség módosítja. Természetesen a bázis-emitter és a bázis-kollektor átmenet elektromos állapota a rákapcsolt feszültség polaritásától függ en négy különböz üzemállapotot, szituációt eredményez. zeket részletesen is elemezzük a kés bbiekben, most azt az un. normál aktív állapotot tárgyaljuk els ként, amely a leggyakoribb, alapeset. Normál aktív üzemállapotban a B- átmenet nyitóirányban, a B-C átmenet pedig záróirányban van el feszítve. (N-P-N tranzisztor esetében: a bázis pozitívabb az emitternél, a kollektor pedig a bázisnál is nagyobb pozitív potenciálon van.

A TRANZSZTOR 43 mitter Bázis Kollektor N P N töltéshordozó koncentrációk n p B n C p töltéssûrûség!(x + - + x vezetési sáv W C W VB W CC W F 4.2.3. ábra. A tranzisztor határrétegei termikus egyensúlyban A 4.2.3. ábra szerinti kapcsolásban tételezzük fel, hogy el ször csak a B-C átmenetre kapcsoltunk feszültséget (U CB>, az -B kör szakadt! A kollektor átmenet így egy lezárt diódának megfelel en viselkedik, rajta csak a záróirányú áram folyik. nnek értéke a h mérséklet függvénye, Si alapanyag esetén CBnéhányszor 1 [na]. U CB>U B> nyitóirányú feszültséget kapcsolva a bázis-emitter átmenetre azon B nyitóirányú (diffúziós áram indul meg. Az emitterkontaktus árama az emitterb l bázisba injektált elektronok és a bázisból emittált lyukak áramából tev dik össze. Mivel az emitter adalékolása nagy, az áramot túlnyomórészt az elektronáram fogja képviselni. zt az un. emitterhatásfokkal (' e jellemezzük, ami az emitterben folyó elektronáram és az összáram hányadosa: ' e n 1 Bs 1+ L B n ahol B és a bázis ill. az emitter vezet képessége, s B a bázis effektív szélessége, L n pedig az elektron diffúziós hossza. A gyakorlatban ez az érték ~1, hiszen az adalékolással könnyen beállítható, és ez el nyös a tranzisztor jellemz i szempontjából. A bázisrétegbe injektált elektronok

A TRANZSZTOR 44 diffúziós mozgása (L n diffúziós hosszal jellemezve -amennyiben a bázisréteg szélessége nem nagyobb, mint a diffúziós hossz- sok elektront eljuttat a kollektor határréteghez is. tt már rájuk nézve gyorsító er tér hat, átjutnak a kollektorkörbe. ( generált kisebbségi töltéshordozók! Cél az, hogy lehet leg minél több elektron jusson át az emitterb l a kollektorkörbe, - így zárva az áramkört- azonban ez az állapot csak közelíthet, ugyanis a bázisban rekombináció is folyik, csökkentve ezzel a kollektorkörbe kerül elektronok számát. A jelenséget a transzportfaktor jellemzi: ' tr Cn n amely a B-C átmenethez eljutó és a bázisba injektált elektronok hányadosa; a rekombinációs veszteség. z annál kisebb, minél kisebb a bázisszélesség. (Természetesen a diffúziós hosszon belül van csak értelme err l beszélni. A bázis szélessége a technológia eredményeképpen max. 1-2 µm vastagságú, a diffúziós hossz ennél sokkal nagyobb. A transzportfaktort továbbá befolyásolja: a kollektor átmenetnél a gyorsítótér miatt az elektrons2r2ség zérussá válik, a koncentrációgradiens nagyobb lesz, mint a kollektor szívó hatása nélkül lenne. z a diffúziós mozgást növeli, az L értékét csökkenti. A drift-faktor (szintén befolyásolja a transzportfaktort is azt fejezi ki, hogy a bázisban hányszoros lett az adalékkoncentráció-profillal beépített er tér gyorsító hatása. Az adalékkoncentráció szándékos, helyfügg kialakítása járulékos er teret hoz létre, ami a diffúziós mozgás mellett drift áramot indít meg. zzel lerövidül az elektronok bázisban tartózkodásának ideje, kevesebb a rekombináció és gyorsul a tranzisztor m2ködése is. Végeredményben a rekombinációs veszteség 1 % alatt szokott lenni. U CB C B B C lg n U B drift faktor hatása x B C 4.2.4. ábra. N-P-N tranzisztor normál aktív üzemmódja és a hozzátartozó elektroneloszlás

A TRANZSZTOR 45 A fentiek alapján az N-P-N tranzisztor áramviszonyai normál akti üzemállapotban a következ képpen alakulnak: (A 4.2.5. ábra szerinti, u.n. földelt bázisú 14 F-B alapkapcsolásban -az emittercsatlakozás árama n+ p, ahol n az emitterb l a bázisba injektált elektronok árama, p a bázisból az emitterbe injektált lyukak árama. n>> p az adalékkoncentrációk különböz sége miatt. Az emitterhatásfok jellemzi a két töltéshordozó arányát. - a báziscsatlakozás árama B p+ r+ CB, ahol p a bázisból az emitterbe injektált lyukak árama, r elektron-lyuk párokat pótló áram, CB a B-C záróréteg telítési árama. a rekombinációval elfogyott - a kollektorcsatlakozás árama C Cn+ CB ahol Cn az emittercsatlakozás áramnak az emitterhatásfokkal és a transzportfaktorral csökkentett maradéka, CB a B-C záróréteg telítési árama. Mint látjuk, C csak egy kb. egy százalékkal kisebb az emitteráramnál, sokszor vehetjük úgy, hogy azonos vele. Az emitteráramot a nyitóirányú P-N átmenet árama adja, néhány tized voltos U B nyitófeszültség hatására, és ezzel a feszültséggel vezérelhet en. (lásd.: dióda nyitóirányú karakterisztikát!. A kollektor feszültségét (U CB tetsz legesen választhatjuk meg egy széles tartományban, következésképpen egy kis teljesítmény2 körrel (, U B egy nagyobb teljesítmény2 kör ( C, U CB áramát befolyásolhatjuk. Az eredmény: teljesítményer sítés, a tranzisztorhatás következményeképp. A kollektor és emitteráram hányadosa az A N 15 áramer sítési tényez : A N Cn ' ' e tr C < 1 A N értéke,9,999 között van. CB -t Si tranzisztor esetén igen kis értéke miatt rendszerint nem vesszük figyelembe. konvencionális áramirány N elektronok áramlási iránya - - - - - - - - - n P N - - - - - - - - - Cn C C p B CB B U B B U CB 4.2.5. ábra. Normál aktív üzemállapotú N-P-N tranzisztor áramviszonyai 14 Közös bázisúnak is nevezik. Mindkét elnevezés utal arra, hogy a bázis a közös referencia pont. 15 Nagybet3vel jelöljük, hiszen egyenáramú viszonyt ad meg. Az N index a normál aktív üzemállapotra utal.

A TRANZSZTOR 46 A KRCHOFF-féle csomóponti egyenlet szerint a kivezetések áramára igaz: C +és B A a tranzisztor alapegyenlete, ezzel C N B ( A 1 keresve az C/ B hányadost, behelyettesítéssel adódik N C B AN 1 A N B N Az összefüggés a bázis és a kollektor árama között teremt összefüggést. Amennyiben A N szokásos értékeit behelyettesítve B N értékét meghatározzuk, 1 és 1 közé es értékeket kapunk. z azt jelenti, hogy ha a bázisáramot tekintjük vezérl jelnek, akkor kb. századrésznyi árammal tudjuk a kollektorkör áramát befolyásolni. A tranzisztor ekkor a teljesítményer sítés mellett áramer sítésre is alkalmas eszköz. (az un. földelt emitteres F- alapkapcsolásban, lásd a 4.3.1. ábrát. tt az emitter a referencia elektróda, amely úgy a vezérl B-, mint a kimeneti C- kör közös vonatkoztatási pontja Az emitteráram függése az U B feszültségt l a diódaegyenlettel analóg, hiszen egy nyitóirányú N-P átmenet: U B UT 1 S e ahol az S telítési áram most S AqDnn ' N W e B 2 i B itt A az emitter felülete, ' e az emitterhatásfok, D n diffúziós állandó elektronokra, N BW B az adalékintegrál - az egységnyi felület alatti adalékatomok számával arányos. 4.3. A TRANZSZTOR ÜZMÁLLAPOTA. AZ BRS-MOLL MODLL A tranzisztor emitter és kollektor oldalának felcserélhet sége -tekintettel a szimmetrikus struktúrára- elvileg nem kizárt. A záró és nyitóirányú igénybevétel megfordítása az átmeneteken azt is jelenti, hogy éppen melyik átmenetet tekintjük a vezérl átmenetnek. A valóságban a tranzisztor két átmenete nem azonos, más-más geometriával készülnek és jelent sen eltér adalékolásúak. Következésképpen nyitó és zárótulajdonságaik eltér ek. Példaképpen: a szokásos B- átmenet diódája er sen adalékolt, záróirányú letörési feszültsége 5 V körüli. A B-C dióda adalékszegény, következésképpen magas záróirányú U CB -vel. Kivezetéscsere esetén ezt figyelembe kell venni, amellett hogy az adalékolás fordított profilja miatt az áramer sítési tényez (A értéke is rendkívül lecsökken. Magyarán: egy igen rossz paraméterekkel rendelkez tranzisztor lesz az eredmény.

A TRANZSZTOR 47 Azon túlmen en azonban, hogy elvi lehet ségként és a teljes modell megalkotása miatt mégis foglalkozunk a fordított, inverz üzemmóddal, gyakorlati fontossággal is bír. setenként ugyanis nem elkerülhet az inverz üzemmód kialakulása, speciális kapcsolóként szándékos alkalmazására is van példa. A B-C és B- átmenetek lehetséges villamos állapotaiból a következ üzemállapotok adódnak: (Az átmenetekre felírt zárójeles értékek NPN tranzisztorra vonatkoznak ÜZMÁLLAPOT B- ÁTMNT GÉNYBVÉTL B-C ÁTMNT GÉNYBVÉTL LZÁRÁS záróirányú (U B< záró (U CB > NORMÁL AKTÍV nyitóirányú (U B> záró NVRZ AKTÍV záróirányú nyitó (U CB < TLÍTÉS nyitóirányú nyitó 4.3.1. táblázat Lezárás: a tranzisztor mindkét átmenetére záróirányú feszültség jut, mindkét átmeneten csak záróirányú áramok folynak. A kisebbségi töltéshordozó-s2r2ség közel nullára csökken az átmenetekben. Kapcsolóként használva a tranzisztort ez az üzemmód a kikapcsolt állapot. Minden kivezetés között nagy ellenállást képvisel a tranzisztor. Normál aktív üzemállapot: a tranzisztor ekkor egy ÁRAMVZÉRLT ÁRAMGNRÁTOR. kimeneti kör B R B B C UC A C U B U B U vezérlõ kör R B B C B N B U B r D B C A U 4.3.1. ábra. A tranzisztor, mint áramvezérelt áramgenerátor. (F- kapcsolás A B- átmenet nyitóirányú árama vezérli a kollektorkör áramát. Jeler sítésre alkalmas üzemállapot.

A TRANZSZTOR 48 nverz aktív üzemállapot: elvileg azonos jelleg2 a normál aktív üzemmel, gyakorlatilag a már említett okok miatt nem használatos. A tranzisztor két átmenete nem azonos érték2. Jelent sége f leg elméleti: a tranzisztor összes üzemmódjában használható modell alkotható a normál aktív és az inverz aktív üzemállapotok szuperpozíciójaként felírt BRS-MOLL egyenletek segítségével: C S ( e CS U B UT ( e U BC UT 1 A 1 + A CS N ( e CS U BC UT ( e U B UT 1 1 (szimmetrikus alapegyenletek tt S a B-, CS a C-B átmenet telítési árama, A N és A a normál és az inverz üzem áramer sítési tényez i, az exponenciális kifejezések pedig a diódaegyenletnél megismert U T termikus potenciált és a megfelel átmenet feszültségét: U B, U BC-t tartalmazzák. Az egyenletek alapján felrajzolható a tranzisztor nemlineáris BRS-MOLL modellje: A CS [exp(u BC /U T -1] A N S [exp(u B /U T -1] C B U B U BC B S [exp(u B /U T -1] CS [exp(u BC /U T -1] 4.3.2. ábra. A tranzisztor minden üzemmódjára érvényes, nemlineáris BRS-MOLL modell A helyettesít képben a diódák az átmeneteket jelképezik, az áramgenerátorok pedig a tranzisztorhatást: a megfelel üzemmódban az aktuális vezérelt kör (kimen kör áramát írják le. A m2ködés leírásának pontosabb modelljei is képezhet k, azonban ezek csak kisebb finomításokat jelentenek az alapmodellen. zt a modellt els sorban a szimulációs programok használják. Telítés: (túlvezérlési tartomány, mindkét átmenet nyitóirányban igénybevett, tehát a tranzisztor ebben a tartományban nem vezérelhet. Gyakorlatilag rövidzárat jelent a C- kivezetések között (is.

A TRANZSZTOR 49 4.4. A TRANZSZTOR ALAPKAPCSOLÁSA, LÍRÓ GYNLT ÉS KARAKTRSZTKÁ A tranzisztorral megvalósított kapcsolásokat a szerint osztályozzuk, hogy a bemen (vezérl és kimen körének (vezérelt oldal melyik elektródánál van a közös pontja. bben az értelemben beszélünk földelt (közös emitteres: F-, földelt (közös bázisú: F-B és földelt kollektoros: F-C alapkapcsolásról. A közös pont rendszerint a potenciálúnak tekintett áramköri pont, a föld. (4.4.1.ábra A három alapkapcsolás -mint látni fogjuk- különböz jellemz kkel rendelkezik, az F- alapkapcsolásból visszacsatolással származtathatók. C K C K B K B B B B U B U K U B U K U B U K F.. F.B. F.C. 4.4.1. ábra. Tranzisztoros alapkapcsolások elvi rajzai 4.4.1. A TRANZSZTOR JLLMZÉS F- ALAPKAPCSOLÁSBAN A bemeneti -vezérl - mennyiségnek az U B> feszültség hatására folyó be áramot tekintjük, ami azonos az B bázisárammal. 16 Az B árammal arányosan elektronok injektálódnak a C-B átmenetbe, - U CB> feszültséget feltételezve-, arányos CB N B ki áram jelenik meg a kimen körnek tekintett kollektorban. (Áramvezérelt áramgenerátor, a tranzisztor alapegyenlete szerint Az arányossági tényez a 4.2. fejezetben levezetett B N áramer sítési tényez. Pontosabban: normál aktív üzemállapotban, a földelt emitteres alapkapcsolásra jellemz egyenáramú áramer sítési tényez. Az BRS-MOLL egyenletb l: C U BC U B UT UT ( e 1 + A ( e CS N CS 1 Mivel U CB>, azaz U BC<, a zárójelben lév exponenciális kifejezés értéke közel zérus. Az CS telítési áramot -a C-B átmenet visszáramát- most CB-al jelölve, valamint a második tagról felismerve, hogy az az emitteráram a diódaegyenlettel kifejezve: 16 Az bef(ube kapcsolatot, mint tudjuk a diódaegyenlet írja le, hiszen itt ez egy nyitóirányú P-N átmenet.

A TRANZSZTOR 5 + A C CB N ha U BU BM és C +a KRCHOFF-egyenlet szerint. B A fenti két egyenletb l: A + B CB N C + B C 1 AN 1 AN B N Ahol C a kollektor-emitter maradékáram B esetén, B N pedig a 4.2. fejezetben megismert áramer sítési tényez. Az Cf( B kapcsolatot megadó fenti összefüggés mutatja, hogy a tranzisztor transzfer 17 jellemz je a B N, és azt F- kapcsolásban, -jogosan-, áramvezérelt áramgenerátornak tekintjük. C f( B,... tényleges elméleti M differenciális jellemzõ: C & tg&b N B 4.4.2. ábra. A földelt emitteres alapkapcsolás transzfer karakterisztikája Az Bf(U B, U C, T, többváltozós- függvénykapcsolatból, a tranzisztor bemen& karakterisztikájának felírásához most f változóként az U B-t vizsgáljuk, a többi változót tekintsük egyel re paraméternek. Az BRS-MOLL egyenletekb l kiindulva az U CU B-U BC hurokegyenlet szükséges kiindulásként. B S C U B ( e B T 1 ( e 1 + UT UT ( 1 A ( e 1 + ( 1 A ( e 1 N S U U CS A CS U U U BC T B U C CS ( e U U BC T 1 A N S ( e U U B T 1 A kifejezés második tagja az U CU B-U BC-b l az U BC< érték figyelembevételével közel, normál aktív üzemben nem érezteti hatását. Az els tag a diódaegyenlet. Az S(1-A N tényez épp a báziskör telítési árama. 17 gy transzfer jellemz* a kimenet és a bemenet kapcsolatát írja le.

A TRANZSZTOR 51 A második tag a telítési tartományban módosítja a bemen karakterisztikát, az U C függés megnyilvánulásaként. Az így megrajzolható bemen -karakterisztika sereget 18 a 4.4.3 ábra. mutatja be. B f(u B, U C,T,... U C,1 [V] (telítés B f(u B,U C,T [µa] U C,2 [V] U C 5 [V] (normál aktív üzemállapot inverz U B U B 4.4.3. ábra. A földelt emitteres alapkapcsolás bemen karakterisztikaserege. Paraméter: U C (Baloldalt: BRS-MOLL szimulációs eredmény Az Cf(U C, B függvénykapcsolat,- a tranzisztor kimen& karakterisztikája- az BRS- MOLL egyenletek és U CU B-U BC, S/ CSA /A N valamint B U B ( U A 11 N S e T felhasználásával: C UB UBC UB UB UC UT UT UT UT A 1 1 1 1 NS e CS e AN S e CS e A karakterisztika jellegzetessége: a görbék elkerülik a. síknegyedet, és a görbesereg ( B-vel paraméterezve egyetlen, az origóhoz közeli ponton metszi egymást. (4.4.4. ábra zért a telítésben lév tranzisztoron is legalább U CSATU T ln (1/A,2-1 V maradékfeszültség esik. (szaturáció Az U CSAT szaturációs feszültség a tranzisztor kapcsolóüzemében fontos paraméter. A bekapcsolt állapot disszipációját meghatározza, ezért nagyáramú (c>1a kapcsolóként kis szaturációs feszültséggel rendelkez típusokat is készítenek. 18 A síkbeli ábrázolás miatt csak két mennyiség kapcsolata mutatható be jól függvénygrafikonnal, egy másik változómost állandónak választott értéke, a paraméter- rögzítetése mellett. Más paraméterérték újabb görbét eredményez.

A TRANZSZTOR 52 C (U C, B,T,... CMAX (határadat P DMAX C [A] B 25 µa U C U B B 5 µa telítés normál aktív üzemállapot B 4 µa B 3 µa U B U C B 1 µa B 2 µa inverz lezárás B µa B 1 µa U CMAX U C B 1 µa U C [V] 4.4.4. ábra A földelt emitteres alapkapcsolás kimen karakterisztikaserege (Balra: határadatok és az üzemmódok szemléltetése. Jobbra: az BRS-MOLL egyenletekb l szimulációval nyert eredmény A reális tranzisztor kimen vezetésének véges értékét és a visszahatás jelenségét az BRS- MOLL modell nem veszi figyelembe. Valóságos tranzisztorban U C növekedésével C kismértékben n, (véges kimen vezetés de U B is növekszik, tehát a kimenet visszahat a bemenetre. U BC záróirányú feszültség növelésekor megn a BC átmenetnél lév kiürített réteg szélessége, lecsökken az effektív bázisszélesség. A keskenyebb bázisrétegen kisebb lesz a rekombinációs veszteség, megn a transzportfaktor. A megnövekedett áramer sítési tényez miatt konstans B mellett C n ni fog. zzel a kimen vezetés már nem nulla, hanem 1/r C érték2. A jelenség ARLY-effektus néven ismert. (4.4.5. ábra effektív bázisszélesség kiürített réteg B C B- C-B átmenet 4.4.5. ábra. Az ARLY effektus: a kiürített réteg szélessége feszültségfügg A visszahatás a bázis elektroneloszlásának bázisszélesség változás miatti megváltozásával magyarázható. Hatása a bemen karakterisztikán mutatkozik, a kolletorfeszültség növelésével n a konstans (munkaponti B-hez tartozó U B. (4.4.6. ábra