Квазистатический режим работы БТ

Зарядоуправляемое моделирование эмиттера

На рис. 2.25 показаны общие предположения, принятые для создания зарядоуправляемой модели БТ [2.13]. Начнем с интегрирования зависимого от времени уравнения непрерывности для электронов (1.24) между х = 0 и х =х[. Заранее оговариваем незначительную генерацию и рекомбинацию в основной области эмиттера и в области перехода ЕВ, также игнорируем малое изменение во времени электронной плотности на единицу площади в области перехода. С учетом перечисленных допущений получаем

где А - площадь эмиттера.

Как следует из рис. 2.25, i_n(0)=i_E-i_p(0), а п_Е =N_E+n_E=N_E+p_E, поскольку это есть условие квазинейтральности основной части эмиттерной области. Учитывая это, можем переписать уравнение (2.136) в виде

где

Рис. 2.25. Зависимые от времени переменные и принятые допущения, используемые для создания зарядоуправляемой модели:

х_х - х[ - переход ЕВ; х₂- х'₂ - переход СВ

является общим зарядом избыточных дырок в объемной части эмиттера 72- типа. Рассмотрим поток дырок в эмиттере i_p (0). Будучи неосновным током,

он течет за счет диффузии носителей, т. е. i_p(0) = -AeD_pE • К^ак показано

на рис. 2.25, р'_Е сохраняет линейную конфигурацию в результате квазистати- ческого допущения. Следовательно,

Используя линейный хараткер образования дырок в эмиттере, можно записать (2.138) в виде

Находя из этого уравнения р'_Е(х{) и подставляя его в уравнение (2.139), получаем

где

есть временная константа.

Рассмотрим третий член справа в уравнении (2.137). При выборе числа

Гуммеля для эмиттера из уравнения (2.73) выражаем этот член как Ае —*- ],

dt )

где G'_e может изменяться со временем, поскольку граница х[ есть функция зависимого от времени напряжения база-эмиттер, прикладываемого к переходу. Но G'_e=G_em-G_eb, где G_em - независимое от напряжения число Гуммеля эмиттера, a G_eB - концентрация примеси на единицу площади области перехода со стороны эмиттера, зависящая от напряжения, прикладываемого к переходу. Тогда должно равняться ^^еВ . Кроме того, G_eb=G_be, так как

dV_EB dV_EB

заряд по обеим сторонам области перехода имеет одну и ту же величину. Поэтому третий член справа в уравнении (2.137) может быть выражен как

dVЕ'D

С • ——, где С _je определяется как

^J dt ^J

и называется барьерной емкостью перехода ЕВ. Подставляя в уравнение (2.137) уравнения (2.141) и (2.143), получаем