Mese a tranzisztor fogantatásáról és születésérôl.....
A félvezetôtechnika kifejlôdését - mint annyi sok másét - a második világháború provokálta. A lokátor-(radar)-technikai fölény megszerzése ugyanis élet-halál kérdése volt. A szövetséges erôk már egy jelentôs gyôzelmet tudtak maguk mögött: a magnetron felfedezésével ôk voltak a mikrohullámok urai. - De ezeknek a hullámoknak a detektálását egy obskúrus, tisztázatlan hátterű technikával elôállított aprócska eszközre, az ún. mikrohullámú diódára bízták. Ezek a "közönséges" diódákra hasonlítottak, de még mikrohullámokon is működtek.
Élenjáró laboratóriumok végeztek prominens fizikusok által vezetett munkát lényegében a félvezetôk elôállítására. Ezzel párhuzamosan haladt a szilárdtestek elméletének kutatása, felfedezése. - A negyvenes évek végére kialakult "gyártási" technológia mai szemmel ugyancsak kezdetlegesnek tűnik: az egykristályok foszfor-szennyezettségi mértékét egy kifinomult orrú technikus szaglása alapján állapították meg...
Az amerikai Bell laboratóriumban dolgozó csapatnak 1947 karácsonyára sikerült elôállítania egy félvezetô alapú vezérelhetô elemet, amelyet nem nagyon szerencsésen tranzisztornak kereszteltek el. A felfedezés technológiai háttere mai szemmel eléggé furcsa volt: egy aprócska vízcseppet is el kellett helyezni a félvezetôhöz csatlakozó tűcskék közé. - Az számított igazi diadalnak, amikor ezzel az eszközzel sikerült oszcillátort létrehozni. - Tűs tranzisztorokat ma már nem gyártanak.
A tranzisztor felfedezéséért Bardeen, Brattain és Shockley 1956-ben Nobel díjat kapott. (Bardain késôbb újabb Nobel díj részese lett. ) - Pontosabban az kell mondanunk, hogy az elsô két személy nevéhez fűzôdik az ún. tűs tranzisztor elôállítása. Shockley csak azért került a díjra jelöltek közé, mert neki volt egy elmélete egy lehetséges tranzisztorról, amelyet azonban - akkor - nem tudott kísérletileg igazolni. Ennek is eljött az ideje: az ún. térvezérlésű tranzisztor ötlete, elmélete, elsô elôállítása egyértelműen az ô nevéhez fűzôdik. Ez a tranzisztor teszi lehetôvé napjaink igen fejlett és igen olcsó komputer-technikáját.
Nagyon fontos azt átlátni, hogy a félvezetôtechnika egészen egyedülálló abban, hogy még elemi jelenség szinten sem művelhetô jól-rosszul felszerelt iskolai szertárakban, vagy odahaza a konyhaasztalon. (Kuktafazékban nem lehet egykristály növeszteni!) Ezért nem szerepelnek ilyen jellegű kísérletek a népszerű fizika könyvekben, ezért nem található semmi ilyen jellegű leírás vagy kísérlet Öveges kitűnô könyveiben sem. Hétköznapi körülmények között - bármekkora technikai zsenialitás mellett - sem lehet egy jó, vagy akár csak működôképes tranzisztort elôállítani. A tranzisztorok, sôt az integrált áramkörök gyártása rendkívül költséges berendezéseket és kíméletlenül betartandó precíziós technológiákat igényel. Nem véletlen, hogy Magyarország a félvezetô gyártásban eleddig nem jeleskedett.
A félvezetők elméletét a szilárdtestfizika tárgyalja, (ezt a tantárgyat csak néhány év múlva tanulják). Most egy egyszerű, áttekinthető, szemléletes - tehát pontatlan - modellt mutatunk be, amely a minimális alapokat érinti a szilárd testek sávszerkezetében.
A szilárd anyagokat szobahőmérsékleten mérhető vezetőképességük alapján vezetőkre, szigetelőkre és félvezetőkre osztjuk.
A vezetőkre a 105 - 109 S/m, a szigetelőkre pedig a 10-4 - 10-10 S/m vezetőképesség jellemző.
A félvezetők vezetőképessége e két tartomány közé esik. (pl. Si, Ge, Se). (FD1.ábra)
Az eltérő vezetőképességek a sávmodellel magyarázhatók. Az atommag körül keringő elektronok csak pontosan meghatározott pályákon tartózkodhatnak és ennek megfelelő energiákat vehetnek fel. Az anyag vezetési tulajdonságai szempontjából csak a legkülső elektronoknak, a vegyérték-elektronoknak van szerepük. A kristályos szilárd anyagban az egyes atomtörzsek elektronfelhőinek átfedése hatására az elektron-energiaszintek sávokká szélesednek ki, így alakul ki a vegyérték-sáv és a vezetési sáv. Az egyes sávokat ú.n. tiltott sáv választja el egymástól, ennek megfelelő állapotban elektron nem létezhet. A vegyértéksáv be van töltve elektronnal, így ez a sáv vezetést nem hozhat létre. A vezetési sávba került elektronok a külső tér hatására szabadon elmozdulhatnak és így elektromos áram jöhet létre. Ahhoz, hogy az elektronok a vegyértéksávból a vezetési sávba juthassanak, akkora energiával kell rendelkezniük, amely elég a tiltott sáv átugrásához. Ezt az energiát pl. a hőmérséklet biztosíthatja (E » kT). A tiltott sáv szélessége szabja meg, hogy adott hőmérsékleten (pl. szobahőmérsékleten) egy anyag a vezetők, félvezetők vagy szigetelők csoportjába tartozik-e? (FD2.ábra) Vezetőknél ezek a sávok részben átfedik egymást, úgyhogy a legnagyobb energiájú elektronok szabad elektronként jelentős vezetőképességet eredményeznek. Ezzel szemben a szigetelőknél olyan széles a tiltott sáv, hogy elektronok nem juthatnak a vezetési sávba. Megfelelően magas hőmérsékleten néhány kerámia szigetelő vezetni kezd, mert a hőmérsékleti gerjesztés elég nagy a tiltott sáv átlépésére. Abszolút nulla fok közelében a félvezetők is szigetelőként viselkednek, csak akkor válnak vezetővé, ha valamilyen formában a tiltott sáv átlépéséhez elegendő energiát közlünk a vegyértéksáv elektronjaival. Az űrhajókban is biztosítani kell a megfelelő (szobahőmérséklet körüli) környezetet, mert a tranzisztorok "befagyhatnak".
Szobahőmérsékleten már olyan "sok" elektron jut fel a vezetési sávba, hogy a félvezetők elérik az 1. ábra szerinti vezetőképességet. (A tiltott sáv szélessége Si-nál 1,2 eV, Ge esetén 0,72 eV, a hőmérsékleti gerjesztés energiája, kT » 0.025 eV).
Kristályszerkezet
A félvezető kristály felépítését a Si-on mutatjuk be. A Si rácsa a gyémántrácshoz hasonló, minden Si atomnak négy közvetlen szomszédja van. A vegyértéksávban négy valenciaelektron található, ezek kovalens kötéssel alakítják ki a kristályrácsot. A tökéletes rácsszerkezethez igen nagy tisztaságú félvezető alapanyag szükséges, 1010 darab Si atomra legfeljebb 1 idegen (szennyező) atom juthat. Ez azt jelenti, hogy egy kb. 1000 atomtávolságnyi élű kocka közepén egy idegen atom van.
A tiszta félvezető kristályban abszolút nulla fok közelében minden elektron energiája a tiltott sáv alatt van. A vezetési sáv üres, a vegyérték sáv tele van, a kristály áramot nem vezet (szigetelő). A hőmérsékletet növelve elektronok gerjesztődnek a tiltott sávon át a vezetési sávba, amelyek vezetést hoznak létre a kristályban. A vezetésben nem csak a vezetési sávba jutott szabad elektronok vesznek részt, hanem a vegyértéksávban a helyükön keletkezett elektronhiány, vagy más szóval lyuk, mint pozitív töltés szintén részt vesz a vezetési folyamatban. A különböző előjelű töltések természetesen ellenkező irányban mozognak a külső tér hatására. A lyuk, azaz elektronhiány oly módon mozog, hogy az elektron a térerősség hatására az elektronhiány helyét (a lyukat) betölti, és így az elektronhiány (lyuk) arra a helyre kerül, ahol azelőtt volt az elektron. A hőmérsékleti gerjesztés hatására létrejövő elektron-lyuk párok hatására létrejött vezetést nevezzük sajátvezetésnek. (FD3.ábra)
A sajátvezetés, azaz az elektron - lyuk párképződés nemcsak hőmérsékleti gerjesztés hatására jöhet létre, a gerjesztéshez szükséges energiát pl. elektromágneses sugárzás (fény), sőt elemi részecskék sugárzása is előidézheti. Az energiaközlés hatására felbomló kötések következtében a töltéshordozók elemi részecskéi, (egy elektron és egy lyuk,) mindig párosan keletkeznek. Természetesen ennek a folyamatnak a fordítottja is folyamatosan jelen van, azaz az elektronok visszatérnek a vezetési sávba, és ott ez a lyukak megszűnését jelenti. Ezt a folyamatot nevezzük rekombinációnak. Állandó hőmérsékleten a párképződés és a rekombináció egyensúlyban van, szobahőmérsékleten 1 cm3 Si kristályban, amely 1023 atomot tartalmaz, kb. 2 1010 elektron és lyuk van. Ha a hőmérsékleti gerjesztés energiája eléri a tiltott sáv átlépéséhez szükséges értéket, sajátvezetés meredeken nőni kezd, majd akkor telítődik, ha a párképződés és a rekombináció egyensúlyba kerül.
Szennyezés hatása
Ha a félvezető kristályba idegen atomokat juttatunk, a vezetőképesség jelentősen nőhet. Elsősorban olyan szennyező atomok jönnek szóba, amelyek külső elektronhéján eggyel több vagy kevesebb vegyértékelektron van, mint a kristály atomjainak, tehát 5 vagy 3 elektron. Ilyenek pl. az As ötvegyértékű (arzén) vagy a háromvegyértékű In (indium).
Ha az 5 vegyértékelektronnal rendelkező As-t helyezzük el a Si kristályrácsába, a kristály felépítéséhez az ötödik elektronra nincs szükség, ezért nagyon kis energiaközlés hatására szabad elektronná válik, és a vezetési sávba jut. (A donor szint és a vezetési sáv közti tiltott sáv szélessége D E @ 0.1 eV). A sávmodellben a szennyező atomok energiaszintje a vegyérték és a vezetési sáv között helyezkedik el, így már szobahőmérsékleten elegendő az energia arra, hogy az ötödik elektronok jelentős része a vezetési sávba jusson, mivel a hőmérsékleti gerjesztés kT nagyságrendű energiája közel ugyanekkora. Ezáltal a szilíciumkristály vezetőképessége erősen megnő. A vezetési sávban a szennyező atomok számának megfelelő elektron van, ennél lényegesen kisebb a sajátvezetésnek megfelelő elektron - lyuk pár. Mivel sok az elektronok száma, a rekombináció lehetősége megnő, így a lyukak száma erősen lecsökken. A vezetést szinte kizárólag elektronok okozzák. Az ilyen kristályt nevezzük n típusú félvezetőnek. A hozzáadott szennyezőt, mivel plusz elektront adott le a kristálynak, donoratomnak nevezzük. A kristályban azonos számú pozitív töltés van a rácsionokban, mint ahány szabad elektron a kristályban, ezért természetesen az anyag elektromosan semleges.
Ha a 3 vegyértékelektronnal rendelkező In-al szennyezzük a Si kristályt, akkor a kötéshez szükséges elektront a szomszédos Si atom adja, és ott a kristályban elektronhiány, lyuk keletkezik. Ezeket a lyukakat további szomszédos elektronok tölthetik be, és így a lyukak szabad vándorlása jöhet létre, azaz elektromos áram folyik külső tér hatására a kristályban, ahol a töltéshordozók pozitív töltésű lyukak. (FD5.ábra) Az ilyen félvezetőkristályt p típusúnak, a három vegyértékű szennyezőatomot, mivel egy elektront köt le, akceptoratomnak nevezzük. Természetesen a p típusú félvezető is elektromosan semleges anyag. Minden akceptoratom negatív töltésű ionná válik a felvett elektron által, amellyel szemben egy szabadon mozgó lyuk található a kristályrácsban.
A szennyezett félvezetőkben a szennyező atomok hatására létrejött elektronokat ill. lyukakat többségi töltéshordozóknak nevezzük, míg a sokkal kisebb számban jelen lévő, sajátvezetést okozó lyukak ill. elektronok a kisebbségi töltéshordozók. A p típusú félvezetőben tehát a lyukak a többségi és az elektronok a kisebbségi töltéshordozók, míg az n típusúban az elektronok a többségi és a lyukak a kisebbségi töltéshordozók.
Nem csak a négy külső vegyértékelektronnal rendelkező elemek használhatók félvezető alapanyagként, hanem ha egyes három és ötvegyértékű, vagy kettő és hatvegyértékű elemeket egyenlő arányban helyezünk el a kristályrácsban, az hasonló felépítésű lesz, mint az előbb a Si esetén láttuk. Ilyenek pl. a Ga-As és a Zn-S alapú félvezetők. Ha az egyik összetevő arányát ezekben a kristályokban kismértékben megváltoztatjuk, p ill. n típusú félvezetőt kaphatunk, aszerint, hogy a kisebb vagy a nagyobb elektronszámú elem aránya a nagyobb.
A p-n átmenet
Ha a félvezetőkristály egyik felét donor, a másikat akceptoratomokkal szennyezzük, a kétféle p és n típusú félvezető közti határréteget nevezzük p-n átmenetnek. A hőmozgás miatt a határfelületen át elektronok jutnak a p típusú rétegbe és lyukak kerülnek az n típusúba. Ez a diffúziós folyamat nem vezet a két különböző töltéshordozó teljes kiegyenlítődéséhez a kétféle rétegben. A p típusú anyagba behatoló elektronok a határréteg közelében lévő lyukakkal - míg az n típusú kristályba bejutott lyukak - az ott többségben lévő elektronokkal rekombinálódnak, kölcsönösen semlegesítik egymást. A határréteg két oldalán lévő donor és akceptoratomok helyhez kötött ionjai miatt a félvezető anyag ezen részei elektromosan nem lesznek semlegesek, töltött zóna alakul ki a határréteg két oldalán, a p típusú rétegben a negatív ionok miatt negatív töltés, az n típusú rétegben a pozitív donoratomok miatt pozitív töltés lesz jelen. Ez a tértöltés olyan irányú elektromos erőteret hoz létre a határrétegben, amely a további diffúziót megakadályozza, az elektronokra az n típusú réteg irányába, a lyukakra a p típusú réteg felé ható taszítóerő hat. (FD6.ábra) Ennek eredményeképpen a határrétegben gyakorlatilag nem lesznek sem elektronok, sem lyukak. A töltéshordozók hiánya miatt kiürített rétegnek nevezzük a határréteget. A tértöltésnek megfelelően potenciálkülönbség lesz a két réteg között. Ezt a feszültséglépcsőt nevezzük diffúziós feszültségnek. Ennek értéke Si esetén kb. 0.6 - 0.7 V, Ge-nál kb. 0.2 - 0.3 V, Ga-As esetén 1.5 - 2 V körüli érték. A diffúziós feszültség megakadályozza a töltéshordozó-kiegyenlítődést a határrétegen át.
A p-n átmenet külső feszültség hatására
Kapcsoljunk feszültséget a p-n átmenetre úgy, hogy a feszültségforrás pozitív pólusa az n rétegre, a negatív pólusa pedig a p rétegre kerüljön. Ennek következtében a többségi töltéshordozók ( az elektronok az n rétegben - és a lyukak a p rétegben) a határfelülettől távolabb húzódnak, mert a zárórétegben lévő diffúziós potenciált a külső tér megnövelte. Ez a hatás a kiürített réteget szélesíti. A határrétegen át csak a kisebbségi töltéshordozók szállítanak áramot, mert rájuk nézve a kialakult térerősség a határréteg irányába mutat. (FD7.ábra) Ilyenkor a p-n átmenet záróirányú előfeszítéséről beszélünk. A kisebbségi töltéshordozók a hőmérsékleti gerjesztés hatására folyamatosan keletkeznek, de (mint nevük is jelzi) számuk több nagyságrenddel kisebb a többségieknél, ezért az általuk szállított áram nagyon kicsi, és nem a feszültség, hanem a töltéshordozók (hőmérséklettől függő) száma határozza meg az áram nagyságát, tehát az így előfeszített p-n átmenet áramgenerátorként működik. Az így létrejövő áramot záróáramnak nevezzük. Ha növeljük a zárófeszültséget, a kiürített rétegben az elektromos térerősség akkora értéket érhet el, amely kiszakítja az elektronokat a kötésből, és így a töltéshordozók száma, és ezzel a záróirányú áram növekedni kezd. A szabad elektronok a nagy térerősség hatására gyorsulnak, mozgási energiájuk nő, amelyet a kristály atomjaiba ütközéskor leadnak, és ez az energia újabb elektronokat szakít ki a kötésből. Ez egy lavina effektust eredményez, és a záróréteget hirtelen elárasztják az elektronok és a lyukak, az áram ugrásszerűen megnő. Ha nem korlátozzuk megfelelően az áramot, a kristály túlmelegszik és tönkremegy. Ezt a jelenséget Zener német fizikusról Zener effektusnak nevezzük.
Fordítsuk meg a feszültségforrás pólusait a p-n átmenet sarkain. A záróréteg potenciálja a diffúziós és az ellentétesen kapcsolt külső feszültség eredője lesz. Az eredő irányát az szabja meg, hogy a külső feszültség kisebb-e vagy nagyobb a diffúziós feszültségnél. Amíg a külső potenciál értéke a kisebb, a határrétegben nincsenek töltéshordozók, mert az eredő potenciál ez ellen hat, így az átmeneten nem folyik áram. Ha a külső feszültséget addig növeljük, míg túlhaladja a diffúziós potenciált, az eredő elektromos tér a többségi töltéshordozókat a kiürített zónába vonzza, és a p-n átmeneten keresztül áram folyik. Az n típusú rétegből elektronok áramlanak a határrétegbe, míg a p típusúból lyukak, és a határréteg tartományában egymással találkozva rekombinálódnak. (FD8.ábra) A p-n átmenet ilyenkor nyitóirányban van előfeszítve.
Ha túllépjük a nyitóirányú küszöbfeszültséget, a p-n átmeneten folyó áram nagyon meredeken emelkedik. A zárórétegbe mindkét oldalról nagy számban áramlanak be a lyukak és elektronok, majd ott rekombinálódnak. Ha nem korlátozzuk az áramot, a záróréteg hőmérséklete a megengedett érték fölé nőhet (Si esetén kb. 200 Co, Ge-nál kb. 90 Co) és a félvezető tönkremegy.
Félvezető diódák
Az egykristály félvezető diódákban a p-n átmenet tulajdonságait használjuk ki. A félvezető kristályban egy p és egy n típusú réteget alakítanak ki megfelelő szennyezés hozzáadásával, így a határukon p-n átmenet jön létre. Ez az átmenet úgy működik, mint egy áramszelep, egyik irányban az áramot átengedi, másikban nem folyik áram. A valóságos dióda tulajdonságai természetesen kissé különböznek az ideálistól. (FD9.ábra)
A dióda jellemzőit a FD10.ábrán található feszültség-áram jelleggörbén tanulmányozhatjuk. Kis nyitóirányú feszültség esetén, amíg a diffúziós potenciálgát nagyobb, a diódán gyakorlatilag nem folyik áram (csak visszáram nagyságrendű). Ha a külső feszültség eléri a diffúziós potenciál értékét, a küszöbfeszültséget (ami Si esetén kb. 0.6V, Ge-nál pedig kb. 0.2V) az áram megindul és meredeken emelkedni kezd. A jelleggörbe exponenciális jellege Umax értéknél lineárissá válik. Ezt mutatjuk be a nyitókarakterisztika egy kinagyított részletén. (11. ábra) A dióda csak a küszöbfeszültség felett kis ellenállású és ennek értéke a munkaponttól függ.
Megkülönböztethetünk egyenáramú és differenciális ellenállást. Az egyenáramú ellenállás értéke a diódán eső feszültség és az átfolyó áram hányadosa: Re=UM/IM, (UM és IM a munkaponti feszültség és áramérték). A differenciális ellenállás a görbe meredekségét adja meg az adott munkapontban, tehát az oda húzható érintő iránytangensét, azaz differenciálhányadosát (pontosabban ennek reciprokát, ld. I. fejezet). Ezt közelítőleg a feszültség kis megváltozásának és a hozzátartozó áramváltozásnak a hányadosaként számíthatjuk ki: rd= U/ I.
Ha a diódára a p-n átmenet záróirányának megfelelő feszültséget kapcsolunk, az ú.n. záróáram folyik, tehát a dióda nem zár tökéletesen. Ezt azonban az alkalmazások során általában elhanyagolhatónak tekinthetjük, szokásos értéke Si esetében néhány nanoamper (nA), Ge esetén elérheti a mikroamperes ( A) értéket is. Mivel ezt az áramot a kisebbségi töltéshordozók okozzák, értéke erősen hőmérsékletfüggő.
A záróirányban előfeszített dióda leginkább egy kondenzátorra hasonlít. A két fegyverzet a p és az n réteg, a köztük lévő kiürített záróréteg szigetelőként viselkedik. Mivel a kiürített réteg szélessége a rákapcsolt záróirányú feszültséggel nő, a dióda-kondenzátor kapacitása csökken a zárófeszültség növekedésével, így olyan kondenzátort kaptunk, amelynek a kapacitását a rákapcsolt feszültséggel szabályozhatjuk. (FD12.ábra)
Ha a záróirányú feszültség eléri a zener feszültséget, bekövetkezik a zener letörés. A dióda ezen a szakaszon egy Rz nagyságú ellenállással helyettesíthető.
Az előbbiek alapján megadjuk a diódának a TINA áramkörszimulációs program által használt helyettesítő képet, a dióda rajzjelét és modelljét. (FD13.ábra) A dióda rajzjelének nyíliránya a konvencionális pozitív áramirányt mutatja (technikai áramiránynak is nevezik). Az elektródáknak anód ill. katód a szokásos elnevezésük.
A dióda árama (I) és a p-n átmeneten eső feszültség (Upn) között fennálló matematikai összefüggések bonyolultak, nemlineárisak és szakaszosan különbözők. Az alábbiakban közölt függvények maximálisan egyszerűsítettek, de fizikailag még korrekt eredményt adnak.
A diódát leíró egyenletek a különböző működési szakaszokban:
Zener szakasz:
I = ( Upn + Uz) / Rz Upn < - Uz
"Normál" tartomány:
I = Is [ exp( Upn / UT) -1] -Uz < Upn < Umax
Nagyon vezet:
I = Is [ exp( Umax / UT) -1] + Is exp( Umax / UT) ( Upn - Umax) / UT Upn > Umax
Telítési áram hőfokfüggése: Is = Iso (T/To)3 exp[(1/To-1/T)Eq/k]
Kapacitások nagysága, feszültségfüggése:
Cd = t / rd rd = dUpn/ dI ha Upn > 0 egyébként Cd = 0
Csc = CJ0 (1- Upn / UJ )-M ha Upn < UJ / 2
Csc = 2M CJ0 [(2M Upn / UJ) + 1 - M] ha Upn > UJ / 2
C = Csc + Cd
A paraméterek tipikus értékei:
Iso telítési áram 300 K-en 5 fA
Uz Zener feszültség 35 V
Rz Zener ellenállás 10 ohm
Rp párhuzamos ellenállás 100 kohm (végtelen)
Rs soros ellenállás 5 ohm (nulla)
t diffúziós időállandó 100 ns
CJ0 tértőltési kapacitás 20 pF
UJ diffúziós potenciál 750 mV
M kitevő kapacitás számoláshoz 0.33
E tiltott sáv Si-ban 1.11 V
UT termikus feszültség 25 mV
To szobahőmérséklet 300 K
Umax maximális feszültség 1.04 V
Upn a dióda feszültsége
q elemi töltés
Mivel a dióda áram-feszültség függvényének a differenciálhányadosa minden pontban a vezetőképességet adja, a megadott egyenletek alapján a differenciális (dinamikus) ellenállása rd UT / I .