Розрахунок та проектування приладу оптоелектроніки фототиристор

Міністерство освіти і науки України

Запорізька державна інженерна академія

Факультет електроніка та електронних технологій

Кафедра фізичної та біомедичної електроніки













Пояснювальна записка

до курсового проекту

з дисципліни: «Твердотіла електроніка»

на тему: «Розрахунок та проектування приладу

оптоелектроніки: фототиристор»



























Запоріжжя, 2009


РЕФЕРАТ



Курсова робота містить 27 стор., 14 рис., 12 використаних джерел, 2 плакати.

Ціль роботи: Розглянути, що таке фототиристор, за яким принципом працює фототиристор, що таке фотоефект. Провести розрахунки фототранзистор.

Задачі роботи:

розглянути загальні відомості про фототиристори;

розрахувати лінійну залежність токів в фотоелементах;

розглянути конструкції різних видів фототранзисторів їх характеристики, та параметри принципи дії;

розрахувати параметри та характеристики фототранзистора на гетеропереходах.

ОПТОЕЛЕКТРОНІКА, ТРАНЗИСТОР, ФОТОТРАНЗИСТОР, ФОТОТИРИСТОР, ФОТОЕФЕКТ, КОЛЕКТОР, БАЗА, еМІТЕР, ІНЖЕКЦІЯ, рекомбінація, Р-N-ПЕРЕХІД, ГЕТЕРОПЕРЕХІД




ЗМІСТ



	ВСТУП

	I Фототиристор

	Загальні відомості

	Принцип дії фототиристора

	II Фотоефект

	Внутрішній фотоефект

	Фотопровідність

	Фотоефект в  переході

	Зовнішній фотоефект

	III Розрахунок параметрів і характеристик фототранзистора на гетеропереходах

	Висновок

	Використана література




ВСТУП



Оптоелектроніка є одним з найактуальніших напрямків сучасної електроніки. Оптоелектронні прилади характеризуються виключно функціональною широтою, вони успішно використовуються у всіх галузях інформаційних систем для генерації, перетворення, передачі, зберігання та відображення інформації. При створенні оптоелектронних приладів використовується багато нових фізичних явищ, синтезуються унікальні матеріали, розробляються над прецизійні технології. Оптоелектроніка досягає стадії промислової зрілості, але це тільки перший етап, бо перспективи розвитку багатьох її напрямків практично безмежні. Нові напрямки частіше за все виникають як наслідок та інтеграція ряду вже відомих досліджень оптоелектроніки і традиційної мікроелектроніки: такими є інтегральна оптика та волоконно-оптичні лінії зв’язку; оптичні запам’ятовуючі пристрої, що спираються на лазерну технологію та голографію; оптичні транспаранти засновані на фотоелектрониці та нелінійній оптиці; плоскі без вакуумні засоби відображення інформації та ін.

Оптоелектроніку як науково-технічний напрямок характеризують три відмітні риси:

1. Фізичну основу оптоелектроніки складають явища, методи та засоби, для яких принципові сполучення і нерозривність оптичних та електронних процесів.

2. Технічну основу оптоелектроніки визначають конструктивно-технологічні концепції сучасної мікроелектроніки: мініатюризація елементів; переважний розвиток твердотілих площинних конструкцій; інтеграція елементів та функцій; використання спеціальних матеріалів і методів прецизійної групової обробки.

3. Функціональне призначення оптоелектроніки полягає в рішенні задач інформатики: генерації (формуванні) інформації шляхом перетворення зовнішніх впливів в відповідні електричні та оптичні сигнали; передачі інформації; перетворенні інформації [1].


I. ФОТОТИРИСТОР

	

	1.1 Загальні відомості

	

	В основі принципу дії фото тиристора лежить явище генерації носіїв заряду в напівпровіднику, точніше в  переході під дією світлового потоку. Для управління фото тиристором в його корпусі передбачено вікно для пропускання світлового потоку. Відчутною перевагою фототиристора перед тиристорами, що керуються електричним сигналом, є відсутність гальванічного зв’язку між силовими пристроями і системою їх управління.

Фототиристор – оптоелектронний пристрій, що має структуру, схожу із структурою звичайного тиристора та відрізняється від останнього тим, що вмикається на напругою, а світлом, що освітлює затвор. При освітленні фототиристора в напівпровіднику генеруються носії заряду обох знаків (електрони та дірки), що приводить до збільшення потоку через тиристор на величину фотоструму.

Фототиристор має чотиришарову структуру, яку як і в звичайних тиристорах, можна представити у вигляді комбінації двох транзисторів, що мають позитивний зворотній зв’язок за струмом. Перехід фототиристора під дією світлового керуючого сигналу із закритого стану в відкритий здійснюється при досягненні рівня струму спрацювання  стрибком після подолання певного потенційного бар’єру.



1.2 Принцип дії фототиристора



Якщо до аноду прикладена позитивна напруга (по відношенню до катода), то в темному режимі граничні переходи будуть зміщені в прямому, а середній перехід – в зворотному напрямку, і фототиристор буде знаходитись в закритому стані. При освітлені переходу в тонкій базі відбувається генерація пар електрон-дірка. Електрони з поверхні дифундують в глибину діркового шару і вільно проходять через середній перехід к аноду. При певній інтенсивності випромінювання, що відповідає світловій потужності , концентрація електронів зростає, що призводить до лавинного помноження носіїв заряду з наступним включенням фототиристора. Максимум спектральної чутливості лежить у діапазоні .

Основне досягнення фототиристорів – здатність переключати значні струми і напруги слабкими світловими сигналами – використовується в пристроях «силової» оптоелектроніки, таких, як системи управління виконавчими механізмами, випрямлячами ті перетворювачами.

Цей пристрій використовується в керованих світлом випрямлячах та найбільш ефективний в управлінні сильними струмами при високих напругах. Швидкість відповіді на світло – менше 1 мкс.

Фототиристори зазвичай виготовляють з кремнію, спектральна характеристика така ж як і в інших світлочутливих елементів з кремнію.

Як і фототранзистори, фототиристори часто використовуються спільно з подібними за характеристиками випромінювачами, у вигляді оптопар.




II ФОТОЕФЕКТ



2.1 Внутрішній фотоефект



Зміна електричного опору напівпровідника під дією випромінення називається фоторезистивним ефектом. Додаткова провідність, обумовлена носіями заряду,що створені оптичною генерацією, носить назву фотопровідності.

При внутрішньому фотоефекті первинним актом є поглинання фотону. Тому процес створення вільних носіїв заряду буде відбуватися по-різному залежно від особливостей процесу поглинання світла напівпровідником. При межзонних переходах має місце власна фотопровідність (перехід 1, рис.2.1). Для напівпровідників з прямими зонами при вертикальних переходах енергія фотона  повинна бути не менше ширини забороненої зони, тобто

	

	 2.1





Рисунок 2.1 – Схема можливих оптичних переходів, що обумовлюють фотопровідність



У випадку непрямих переходів, коли збереження квазіімпульсу забезпечується за рахунок випромінення фотона з енергією , довгохвильовий край спектру фотопровідності буде знаходитись при

	

	 2.2

	
Для сильно легованого напівпровідника типу, коли рівень Фермі розміщений вище зони провідності на величину , довгохвильова межа спектру фотоструму буде складати

	

	 2.3

	

	в сильно легованому напівпровіднику типу рівень Фермі лежить на величину  нижче краю валентної зони, тому

	

	 2.4

	

	Власна полоса поглинання, що завжди має яскраво виражену довгохвильову межу, в принципі може мати і короткохвильову. Однак в багатьох напівпровідників зона провідності перекривається дозволеними зонами, створюючи суцільну зону. Тому спектральний розподіл фоточутливості в залежності від енергії фотонів або довжини хвилі світла повинно простягатися далеко в короткохвильову область. Але із збільшенням енергії фотонів збільшується коефіцієнт власного поглинання, а отже, буде мати місце і збільшення фотопровідності.

	

	

	Рисунок 2.2 – Спектральний розподіл фотоструму деяких напівпровідників в області власного поглинання

	
Якщо квантова ефективність залишається постійною, то при великих енергіях область поглинання, а отже, область генерації фотоносіїв розміщується поблизу поверхні напівпровідника. В при поверхневій області напівпровідника час життя носіїв заряду менше, ніж в об’ємі зразку. Зміна часу життя не рівноважних носіїв заряду приведе до зменшення фотопровідності в області коротких довжин хвиль (рис. 2.2).

	При наявності в забороненій зоні напівпровідника локальних рівнів оптичне поглинання може викликати переходи електронів між рівнями домішки і енергетичними зонами (перехід 2 і 3, рис. 2.1). В цьому випадку фотопровідність називають домішковою фотопровідністю. Оскільки енергія іонізації домішки  менше ширини забороненої зони , то спектр фотоструму розміщений в довгохвильовій області по відношенню до спектру власної фотопровідності. В якості прикладу на рис. 2.3 наведений спектр фотоструму германію, легованої міді і цинку.

	При екситонному поглинанні світла має місце створення пов’язаної пари електрон-дірка, яка є електрично нейтральним утворенням. Тому екситонне поглинання спочатку не веде до виникнення вільних носіїв заряду. Однак в реальних кристалічних структурах екситони не можуть дисоціювати при взаємодії з фононами, домішковими центрами і дефектами решітки.

	

	

	Рисунок 2.3 – Спектр фотоструму германію, легованого міддю та цинком

	

	Таким чином, утворення екситонів в результаті веде до виникнення вільних носіїв заряду, а від так, фотоструму. При цьому спектр фотоструму в області екситонного поглинання буде залежати як від стану поверхні, так і від співвідношення дифузійної довжини екситонів  або амбіполярної дифузійної довжини . Так, наприклад, при збідненій поверхні, коли час життя неосновних носіїв заряду в при поверхневій області напівпровідника  буде менше часу життя , характерного для його об’єму, максимуми смуг екситонного поглинання будуть відповідати мінімумам на кривій фотоструму, якщо , максимумам, якщо . Навпаки, якщо , то слід очікувати протилежних співвідношень між положенням максимумів смуг екситонного поглинання та фотоструму в залежності від співвідношення  і .

	

	

	Рисунок 2.4 – Спектри відображення (крива 3) та фотоструму монокристала окису цинку до (крива 2) та після травлення (крива 1)

	

	Стан поверхні напівпровідника можна легко змінити шляхом різних впливів на неї (механічне, хімічне і таке інше). Таким чином можна змінити характер спектру фотоструму, обумовленого екситонним поглинанням. Для прикладу на рис.2.4 представлені спектри фотоструму монокристала ZnO. Положення максимумів екситонних смуг поглинання А, В і С (вказано стрілками) визначено із спектру відображення (крива 3). Видно, що максимуми смуг екситонного поглинання відповідають мінімумам на кривій фотоструму (крива 2). Травлення поверхні такого кристалу призводить до випадку, коли максимумам поглинання відповідають максимуми фотоструму (крива 1).

	Поглинання світла вільними носіями заряду та коливаннями решітки безпосередньо не можуть призвести до змін концентрації носіїв заряду. Однак зростання концентрації носіїв заряду в цих випадках може виникати в результаті вторинних ефектів, коли поглинання світла значно збільшує кінетичну енергію вільних носіїв заряду, які потім віддають свою енергію на збудження носіїв заряду.

	

	2.2 Фотопровідність

	

	Надлишкові електрони  і дірки , створені оптичною генерацією, можуть мати енергії,значно більші, ніж середня енергія рівноважних носіїв заряду. Однак в результаті взаємодії з фононами і дефектами кристалічної решітки енергія нерівноважних носіїв заряду за час близько  набуває такий розподіл по енергіям і квазіімпульсам, як у рівноважних носіїв. Тому рухливість нерівноважних носіїв не буде відрізнятися від рухливості рівноважних носіїв. Отже, повна провідність напівпровідника визначається рівноважними носіями заряду ,  і фотоносіями ,  і рівна:

	

	 2.5

	

	Так як, темнова провідність 

	

	,

	

	то фотопровідність напівпровідника, обумовлена безпосередньою дією випромінення, є

	
 2.6

	

	Природно, що концентрації надлишкових носіїв заряду  і  залежать від інтенсивності і довжини хвилі світла. Нехай на шар товщиною , що має коефіцієнт поглинання , падає світло інтенсивністю . Тоді кількість світової енергії, що поглинеться за одиницю часу в одиниці об’єму цієї речовини

	

	 2.7

	

	Тому, при поглинанні квантів світла енергії  в одиниці об’єму напівпровідника за одиницю часу для області власного поглинання утворюються надлишкові електрони і дірки в кількості

	

	 2.8

	

	Тут коефіцієнт пропорційності , який зазвичай називають квантових виходом фотоіонізації, визначає число пар носіїв заряду, що утворюються одним поглинутим фотоном, якщо інтенсивність світла вимірювати числом квантів в секунду на одиницю поверхні.

	Однак відразу після початку освітлення фотопровідність напівпровідника не досягає максимального значення, бо по мірі збільшення концентрації нерівноважних носіїв заряду нарощується процес рекомбінації. Оскільки швидкість генерації нерівноважних носіїв залишається сталою при незмінній інтенсивності світла, то через якийсь проміжок часу інтенсивність рекомбінації досягне інтенсивності генерації і встановиться стаціонарний стан, що характеризується постійним значенням заряду  і  (рисунок 2.5).

	


	Рисунок 2.5 – Зміна за часом концентрації носіїв заряду, збуджених світлом

	

	Стаціонарні концентрації надлишкових носіїв заряду можна визначити,якщо використати рівняння безперервності, в якому генераційний член записаний у вигляді (2.8) в припущенні однорідної генерації. Тому

	

	 2.9

	 2.10

	

	а стаціонарна фотопровідність дорівнює:

	

	 2.11

	

	Відношення фотопровідності  до інтенсивності світла  визначає питому фоточутливість напівпровідника

	

	 2.12

	

	Якщо один з членів в лапках співвідношення (2.11) значно більше іншого (за рахунок різниці в значеннях рухливості або часу життя електронів і дірок), то фотопровідність визначається носіями заряду одного знаку і її називають монополярною. В цьому випадку

	

	 2.13

	
 

	Рисунок 2.6 – Залежність квантового виходу (число збуджених електронів на один поглинутий фотон) від енергії фотона в германії Т=300 К (а) і кремнії (б)

	

	Вираз для стаціонарного значення щільності фотоструму буде мати вигляд:

	

	 2.14

	

	Якщо величини, що входять до виразу (2.14) відомі, то, вимірюючи , можна визначити квантовий вихід β. На рис. 2.6, а наведена спектральна характеристика квантового виходу для германію та кремнію. Видно, що при 300 К аж до 2.7 еВ для германію та до 3 еВ у кремнію β=1. При подальшому зростанні енергії фотона квантовий вихід різко збільшується. Це відбувається тому, що поглинання фотону настільки великою енергією супроводжується виникненням «гарячих» носіїв заряду, що мають енергію, достатню для утворення вторинних електронно-діркових пар шляхом ударної іонізації. Оскільки ширина забороненої зони кремнію зменшується при підвищенні температури, то межа росту квантового виходу, як видно з рис. 2.6, б, зміщується в бік менших енергій.

	

	
2.3 Фотоефект в  переході

	

	В  переході існує потенційний бар’єр, обумовлений електричним полем яке проявляється в результаті дифузії основних носіїв заряду через  перехід.

	

	

	Рисунок 2.7 – Енергетична схема  переходу і струми при термодинамічній рівновазі (а) та при освітленні (б, в)

	

	При термодинамічній рівновазі положення рівня Фермі у всій системі постійно і енергетична система  переходу має вигляд, що зображений на рис. 2.7, а. в цьому випадку струми обумовлені вільними носіями заряду, що генерують за рахунок теплового збудження, та в рівновазі сумарний струм дорівнює нулю. При прийнятому позначенні струмів, я це зроблено на рис.2.7, а, умова рівноваги буде записана у вигляді

	

	 2.15

	

	В цьому рівнянні кожна пара струмів електронів і дірок дорівнює нулю

	

	

	 2.16

	

	так як кількість перехідних носіїв заряду в прямому та зворотному струмах напрямках при термодинамічній рівновазі рівні. Але потоки неосновних носіїв заряду – електронів із області і дірок із  області є не що інше, як електронна та діркова складові струму насичення в вольт-амперній характеристиці діода. Повний струм насичення

	

	 2.17

	

	Розглянемо  перехід, на який падають фотони з енергією, що більше, ніж ширини забороненої зони (рис. 2.7, б). В результаті поглинання фотону виникає електронно-діркова пара. Під дією внутрішнього поля в  переході створені світлом носії заряду рухаються в протилежних напрямках: дірки – в  область, а електрони – в  область (див. рис.2.7, б). ці нерівноважні носії заряду, що перейшли через  перехід, створять додаткову щільність струму яку позначимо . Так як надлишкові дірки, що перейшли в  область, зменшують негативний об’ємний заряд, то енергетичні рівні в  області, знижуються і в результаті цього відбувається зниження потенційного бар’єру. Отже, розподіл зарядів призводить до виникнення різниць потенціалів  (рис.2.7, в). Електрони з  області і дірки з  області, долаючи знижений потенціальний бар’єр , будуть переходити відповідно в  і  області. При цьому струми, обумовлені інжектованими носіями заряду, направлені з  в  область (рис.2.7, в). 

	Стаціонарний стан встановиться тоді, коли число створюваних світлом електронно-діркових пар зрівняється з числом носіїв заряду, що ідуть через знижений потенційний бар’єр  переходу. Фото-ЕРС, що виникла в  переході носить назву вентильної. Отже, освітлений  перехід діє як фотоелемент. Для визначення вентильної фото-ЕРС  запишемо, рівняння для струму , що тече через  перехід:

	

	 2.18

	

	Тут щільність струмів неосновних носіїв заряду при освітленні  і , як видно з рис.2.7, в рівні своїм значенням в рівновазі:

	

	  2.19

	

	Щільності струмів основних носіїв заряду при освітленні  і  в результаті зниження потенційного бар’єру на  збільшуються і стають рівними:

	

	 2.20

	 2.21

	

	Об’єднуючи вирази (2.19 – 2.21), отримаємо:

	

	 2.22

	Або  2.23

	

	звідки маємо:

	

	 2.24

	

	Рівняння (2.24) є рівнянням фотодіода для будь-якого режиму.

	Для визначення вентильного фото-ЕРС , яка відповідає напрузі на затискачах розімкненого ланцюга, необхідно покласти . Тоді

	

	 2.25

	

	Значення  визначається числом надлишкових носіїв заряду, створених світлом і тих, що дійшли до  переходу. Якщо через  позначимо число фотонів, що падають кожної секунди на одиницю поверхні, через β - квантовий вихід, тобто кількість електронно-діркових пар, що виникають на один фотон, а через γ – долю непрокомбінованих пар носіїв заряду, що прийшли до  переходу, то

	

	 2.26

	

	Цей вираз справедливий для випадку, коли все світло, що падає на напівпровідник поглинається. Враховуючи (2.26) вираз (2.25) прийме вигляд:

	

	 2.27

	

	При високому рівні освітлення, коли , маємо:

	

	 2.28

	

	При низькому рівні збудження, коли , користуючись розкладанням в ряд, отримаємо

	

	 2.29

	

	тобто вентильна фото-ЕРС при низькому рівні збудження пропорційна інтенсивності світла.

	Отримані залежності вентильної фото-ЕРС від інтенсивності збуджуючого світла достатньо добре узгоджуються з експериментальними даними, як це видно з рис.2.8 та 2.9, на яких проведені вольт-амперна та люкс-амперна характеристики для германієвого фотодіода в вентильному режимі. З рис.2.8 виходить, що малим струмам відповідає граничне для даного освітлення значення фото-ЕРС.

	

	

	Рисунок 2.8 – Вольт-амперна характеристика в вентильному режимі фотодіода

	

	

	Рисунок 2.9 – Люкс-амперна характеристика в вентильному режимі германієвого фотодіоду

	

	Із формули 2.28 видно, що при збільшенні інтенсивності світла фото-ЕРС зростає до тих пір, доки не зрівняються щільності струмів  та , тобто доки не зникне потенційний бар’єр, що перешкоджає переходу носіїв заряду. Висота бар’ру представляє собою максимально досяжне значення . Тому вентильна фото-ЕРС залежить від ступеня легування, а, звідси, від положення рівня Фермі. Практично ця межа відповідає ширині забороненої зони [2].

	

	
2.4 Зовнішній фотоефект

	

	На рис.2.10 представлена енергетична схема напівпровідника різного ступеня легування. Тут  є енергія, яку має електрон, що вийшов з напівпровідника і має в вакуумі практично нульову кінетичну енергію. Енергія χ, що відділяє межу зони від провідності від рівня вакууму, є енергія електричного зростання. Величина Ф, дорівнює різниці енергій, відповідних рівню Фермі і рівню вакууму, є робота виходу.

	Розглянемо взаємодію між фотоном та напівпровідником, в результаті якого відбувається емісія електрона з напівпровідника. Процес емісії електронів з напівпровідника під дією випромінювання називають зовнішнім фотоефектом. Зовнішній фотоефект представляє собою послідовність трьох процесів (рис.2.10): 1) електрон валентної зони напівпровідника переходить в високий енергетичний стан зони провідності в результаті взаємодії з фотоном; 2) збуджений електрон в результаті розсіювання втрачає частину енергії і переходить на нижчий рівень зони провідності; 3) електрон виходить з нижнього рівня зони провідності напівпровідника в вакуум з енергією, що дорівнює різниці його повної енергії та . Межа зовнішнього фотоефекту  є найменша енергія фотона, яка достатня, для того, щоб вивести електрон з напівпровідника.

	

	

	Рисунок 2.10 – Залежність зовнішнього фотоефекту від ступеня легування напівпровідника

	


	Рисунок 2.11 – Збудження, розсіяння та вихід електронів з напівпровідника

	

	У власного або виродженого напівпровідника, коли рівень Фермі знаходиться в забороненій зоні (рис.2.10, а), емісія електронів під дією світла відбувається із валентної зони. Тому

	

	 2.30

	

	Для непрямих переходів, коли збереження квазіімпульса забезпечується за рахунок емісії фонона з енергією ,

	

	 2.31

	

	Для сильно легованого напівпровідника  типу, у якого рівень Фермі лежить вище межі зони провідності на величину  (рис.2.10, б) маємо

		

		 2.32

	

	В сильно легованому напівпровіднику  типу рівень Фермі розміщений на величину  нижче межі валентної зони (рис.2.10, в)

	

	 2.33

		

		Типова крива залежності квантового виходу фотоелектронів від енергії фотонів приведена на рис.2.12. Спочатку по мірі збільшення енергії фотонів, що перевищує порогові значення, число емітованих електронів зростає. Потім він переходить в плато, на якому є структура, що відображає властивості зонної структури напівпровідника. Початкова ділянка різкого зростання кривої квантового виходу  описується залежністю

		

		 2.34

	

	де  і  – константи,  визначається механізмом розсіяння.

	

	

	Рисунок 2.12 – Спектральне розподілення квантового виходу електронів з CdTe. Поріг фотоефекту дорівнює приблизно 5 еВ

	

	В випадку прямого переходу електрона з валентної зони без розсіяння , а при присутності розсіяння . Для непрямого переходу електрона з валентної зони без розсіяння і з розсіянням  [3].

	


III РОЗРАХУНОК ПАРАМЕТРІВ І ХАРАКТЕРИСТИК ФОТОТРАНЗИСТОРА НА ГЕТЕРОПЕРЕХОДАХ



Параметри фото транзистора на гетеропереходах:

ВАХ фототранзистора;

Енергетичні характеристики;

Спектральні характеристики;

Пороговий потік Фn;

Виявляюча властивість Д;

Коефіцієнт посилення на фотострумах ;

Вольтова чутливість ;

Тонова чутливість;

Струмова чутливість з загальним емітером ;

Вихідні данні:



х1 (GaAs) = 4,53 eB; 		х1 (Ge) = 4,66 eB

φ0=0,15 eB;				р0=1014 см-3;

I0=10-12 A;				n0=1015 см-3;

Т= 300 К;				q=1.6·1019 Кл



Діелектрична стала вираховується за формулами:

	

	в  області 	 3.1

в області 		 3.2

	

	На межі гетеропереходів при х=0 повинна виконуватись умова безперервності нормальної складової електричної індукції:

	

	 3.3



φ1(х) і φ2(х), х=0 знаходимо

	

	 3.4

	 3.5

 3.6

	

	Повна контактна різниця потенціалів на межах гетеропереходів дорівнює співвідношенню:



 3.7



Тепер знайдемо товщину об’ємного заряду:









Тепер розрахуємо товщину об’ємного заряду:







Вольт-амперна характеристика фототранзистора:

	

	 3.8



При  ,  – зворотне зміщення.

При ,  – пряме зміщення.







I, A

0

100

200

300

400

U, B

0

3,86E-09

7,73E-09

1,16E-08

1,55E-08



Виходячи з отриманих результатів будуємо ВАХ





Рисунок 3.1 – Вольт-амперна характеристика фототранзистора




ВИСНОВКИ



Основною позитивною якістю фототиристорів – здатність переключати значні струми і напруги слабкими світловими сигналами – використовується в пристроях «силової» оптоелектроніки, таких, як системи управління виконавчими механізмами, випрямлячами ті перетворювачами.

Недоліком фототиристорів є велика інерційність, що обмежує їх використання в якості швидкодіючих вимикачів.

Цей пристрій використовується в керованих світлом випрямлячах та найбільш ефективний в управлінні сильними струмами при високих напругах.


ВИКОРИСТАНА ЛІТЕРАТУРА

	

	Смірнов А.Г Квантова електроніка і оптоелектроніка. Мінськ. 1987р. – 196стр.

	Фістуль В.І. Ведення в фізику напівпровідників. Москва. 1984р. – 352стр.

	Шалімова К.В. Фізика напівпровідників. Москва. 1985р. – 392стр.

	Пасинков В.В., Чирків Л.К. Напівпровідникові прилади. Москва. 1987р. – 480стр.

	Мартинов В.Н., Кольцов Г.І. Напівпровідникова оптоелектроніка. Москва. 1999р. – 400стр.

	Коган Л.М. Напівпровідникові світло-випромінюючі діоди. Москва. 1983р. – 208стр.

	Уерт Ч., Томсон Р. Фізика твердого тіла. Москва. 1972р. – 558стр.

	Пикус Г.Е. Основи теорії напівпровідникових приладів. Москва. 1965р. – 153стр.

	Бьюб Р. Фотопровідність твердих тіл. Москва. 1962р. – 558стр.

	Маслов А.А. Електронні напівпровідникові прилади. Москва. 1967р. – 398стр.

	ГромовВ.С., Зайцев Ю.В. Напівпровідникові термоелектричні перетворювачі. Москва. 1985р. – 120стр.

	Ривкін С.М. Фотоелектричні явища в напівпровідниках. Москва. 1963р. – 220стр.