Главная » Книги и журналы

1 ... 20 21 22 23 24


огветствующих явлениям высокого уровни ннжекцйй в сильно несимметричном плоскостном диоде (рис. 6.6). В частности, в этих депочках к обычному диффузионному сопротивлению Ггга добавляется цепочка параллельно соединенных Гз и /з, описывающих индуктивный характер прямой (проводимости эмиттерного диода. (Значения Гз и Is лучше всего определить экспериментально). Отношение Гз/гг составляет примерно 1/10, постоянные времени Тз =/3/*3 и Т2= СеГг примерно равны.


Рис. 16.12, Эквивалеитиая схема за\[ещеиия для обьяснеиия hivmo вых свойств транзистора прп высоком 3 ровие инжекции.

Если сопоставить сопротивления Гз и Гг и соответствующие шумовые токи (гз определяет только тепловые шумы, Г2 - шумы перехода эмиттер - база), то величину коэффициента шума можно рассчитать из уравнения (16.26), считая в нем л=1, а слагаемое, пропорциональное току /jB, умножая на г'2\у2з\ - В области частотной независимости у^м этот множитель следует принять равным 1. Так как параметр четырехполюсника /г'ц в области высокого уровня инжекции больше, чем Ut/Ie, то коэффициент шума также возрастает.

Определенная модификация шумовых явлений может быть обусловлена особым процессом - термоэлектрическим взаимодействием. При этом речь идет о том, что имеющиеся источники шумов ведут к дополнительным флуктуациям темлературы запирающего слоя вокруг некоторого среднего значения, а эти флуктуации вследствие обратной связи по тепловому каналу в соответствии с температурными коэффициентами в свою очередь влияют на электрические флуктуации.


В этом цикле важны динамические свойства процесса распространения тепла в кристалле. Поэтому этот процесс является зависящим от частоты, а также от геометрии областей кристалла, охваченных коле1баниями температуры. Расчет дает частотную зависимость коэффициента шума, которая выражается в виде формулы псевдоизбыточных шумов.

В изотермической области, т. е. для процессов, для которых тепловая емкость исследуемой области кристалла слишком велика, чтобы могли возникнуть быстрые колебания температуры, главную роль играют (Известные изотермические шумовые свойства, в том виде, как они были изложены выше.

Поскольку в случае неизотермических условий процесс формально протекает аналогично тому, как и в случае неизотермического эффекта (Mitlaufeffekt (см. § 17.3), то целесообразно называть эти шумы !лумами иеизотермического эффекта (MHlaufrauschen) *\

В отечественной научно-технической литературе специального термина, обозначающего этот эффект, пока не существует, поэтому мы даем перевод, соответствующий физическому содержанию термина.- Прим. перев.



- зависимостями, которые возникают между мощностью потерь и температурой кристалла из-за наличия внешНей схемы.

Приведен(ные факторы имеют различное происхождение. В то Бремя, как температура окружающей среды может считаться наперед заданной, условия теплоотвода определяются (по крайней мере в статическом случае) конструктивно-геометрическими факторами. Мощность потерь существенно зависит от режима работы транзистора.

Чтобы качественно проследить процесс переноса тепла при статических и динамических условиях, нет необходимости принимать геометрию соответствующей реальному транзистору. Поток тепла, вытекая из запирающих слоев как мест возникновения, имеет аксиальную и радиальную компоненты (-рис. 17.1).



Области теплопереноса

р .dQ


г г

f/ Металл * Аксиальный поток тепла

-Радиальный поток тепла

Рис, 17.1. Реальная структура (слева) и гсомотр]1чсская модель (снравн) транзистора для оценки переноса тепла.

В условиях быстро следующих друг за другом импульсов температуру вплавленных электродов можио считать постоянной и равной температуре внешией поверхности кристалла транзистора, поскольку эти электроды имеют большие тепловые емкости. В этом случае аксиальный тепловой поток является определяющим и можно предположить, что тепловые процессы в реальном транзисторе могут быть объяснены с помощью упрощенной модели в виде стержня (рис. 17.1).

В середине этого стержня находится слон очень малой толщины, который моделирует -источник тепла, а па концах этого стержня температура равна температуре внешней поверхностЕ! транзистора.

В данной модели упрощенно предполагается, что толщина нагревающего слоя d<D включает в себя оба запирающих слоя транзистора и базу, а участки D\j2 представляют собой нейтральные области эмиттера и коллектора.



ft-.

другое уг*рощающёе яредположеяие -состоит в лот*, rortiimt-ратура концов стержня T(DI2) принимается равной температуре корпуса транзистора То. Это нестрого соответствует действительности, так как тепловой поток, достигающий границы x=D/2, в дальнейшем распространяется различными способами: за счет излучения, конвекции и теплопроводности, если транзистор монтируется на охлаждающей плоскости.

Поэтому одномерную модель можно применить для исследования таких периодов времени, когда тепловой поток, исходящий из запирающего слоя, еще не достиг граничных областей модели.

Ограничение анализа теплоперепоса только процессом теплопроводности может привести к тому, что характеристические параметры, определяющие процесс рассеяния тепла в реальном транзисторе, будут зависеть от температуры, поскольку эти параметры выведены ие из модели с чистой теплопроводностью, а определены для реального транзистора, в котором действует не только процесс теплопроводности, но п процессы теплоизлучения и коН'Векцин.

Отклонения от свойств, характерных для одномерной модели, следует ожидать и при учете многомерного характера процесса распространения тепла, что фактически имеет место в реальном транзисторе, а кроме того, становится существенным в случае проявления эффекта шнурования тока в запирающем слое коллектора. Этот эффект возникает iB области лав1Н!Н0го пробоя транзистора. В этом режиме почти всегда измеряются большие значения тепловых сонро-1ип;!еннй, чем в нормальном режиме.

В одномерной модели процесс распространения тепла описывается д!нЫ )ереп ЦП ал biiijiM уравнением

д^Т ,i)p{t)

(17.1)

где Л - удельная тенлопроподность, г,- - плотность вещества, р{() - мощность, V

удельная тсн,тое>н<ост1

Граничное значение T{\D\2, /) Tq, Решение этого ураииения определяет температуру зппнраюн1его сюп Tj(t) = Г (0. /).

Уравнение тенлонроводиостп следует решать для двух областей:

а) для области запирающего слоя *\ которая представляет собой источник тепла; к этому слою объемом dV подводится мощность dpv(t). Если не-учнтывать эффект шнурования тока, то можно заменить производную dpv(t)ldV отношением pv(t)IAd;

б) для областей переноса тепла, нагревание которых происходит под действием тепла от источника.

В этих областях температура падает от максимального значения Тз(0, t) через 1промежуточное значение T(dl2, t) до температуры корпуса Tg. с точки зрения временной зависимости температуры Tj(t) следует различать два случая: статический (dTj/dtO) и динамический (dTjIdiO).

Статический режим работы. В статическом случае в запирающем слое в единицу времени всегда выделяет-

* В дальнейшем под областью запирающего слоя понимается слой толщиной d. -Прим. перев.



ся одно и то .же количество тепла Q. Тогда тепловой поток dQ/dt постоянен и равен постоянной электрической мощности Ру (при учете теплового эквивалента):

const.


При этом в калсдой точ!ке х устанавливается стационарное значение температуры Т{х):

область запирающего слоя область переноса тепла

о

о

d/2 1 Р

I Ad

о

(17.2)

о

т

Решеиия уравнений теплопроводности для этих двух ооластеи с учетом граничного значения Tj = T{0) имеют

вид

Т{х) Т(х)

шг (область запирающего слоя), (17.3а)

Т

xj 2КА

(область переноса тепла).

Отсюда при условиях: d < D я Т (

чается соотношение, характеризуюп^е тепла

где

(17.36) 9 I =Т^ - полуобласть переноса

(17.4)

Т

Т

Р

- J

(17.5)

внутреннее тепловое сопротивление).

Это сопротивление при заданной максимальной температуре запирающего слоя и температуре окружающей среды ограничивает мощность потерь и отражает все процессы, которые обеспечивают отвод тепла в окружающую среду. Основным предположением при расчете внутреннего теплового сопротивления было предположение о томогенном характере распределения тока.


-- - . г- , -

в случае негомогенного распределения тока, например в области шнурования тока, Rm возрастает. Кроме того, тепловое сопротивление зависит также от окружающих условий и, в частности, может зависеть от температуры окружающей среды. Произведение PyRm для германиевых транзисторов составляет 30-60°С, для кремниевых 120-м150°С. Транзисторы с большей мощностью потерь должны обладать малым внутренним сопротивлением.

Динамические свойства. Во многих случаях практи-чеокого применения подводимая мощность Ру не постоянна во времени, а следовательно, и температура запирающего слоя Tj становится функцией времени. Из-за имеющейся всегда тепловой инерции транзистора изменения несколько запаздывают во времени за изменением мощности потерь. Все связанные с этим явлением процессы можно охватить в рамках неизотермического эффекта (Mitlaufeffekt см. § 17.3). В частности, этот эффект оказывает влияние на другие чувствительные к температуре параметры транзистора, напри.мер, на малосигнальные параметры и на их частотную зависимость.

Наибольшая, фактически устанавливающаяся температура запирающего слоя 7jMaKr зависит от того, п какой мере согласована с мощностью: при очень сильной несогласованности изменение температуры определяется главным образом тепловой инерцией, а не изменен нем .мощности во врел!е]и1; npii полной согласова]шости Т j следует без существенной задержки изменением мощности.

Для первоначальной оценки неличины достигаемой максимальной температуры Т, Iд, c можно воспользоваться уравнением (17.4), в которо.м вместо Pv следует подставить Pv{i). При другом подходе к расчету гамаке следует подетавить значение наибольшей, хотя и 1кратко-временно действующей мощности. Эта вторая оценка обычно ближе к действительности, однако при этом остаются резервы, которые могут быть использованы, особенно у транзисторов малой мощности.

Для рассматриваемой модели, описываемой уравнением теплопроводности, добавление члена дТ/д1фО означает, что при включении в 1какой-либо момент времени ( = 0) 1М0ЩН0СТИ Pv{t) начинается переходный процесс выравнивания температуры Tj{t),

Чтобы просто п наглядно рассчитать динамические характеристики теплового процесса, рекомендуется использовать в дальнейшем аналогию между одномерным



уравнением теплопроводности и телеграфным (кабельным) уравнением.

электрическая аналогия процесса распространения тепла. Температура как функция времени и координаты подчиняется тому же уравнению, что и напряжение ? э длинной линии с иепрерывио распределенным сопротивлением г' и емкостью С (ом. гл. 13):

дАТ dt

2

(17.6)

При точном рассмотрении устанавливаются следующие соответст-

Q Ф

Теплопроводность

количество тепла [Дж dQ

dt АТ.Т,

тепловой поток, То-

Дж/с

Электропроводность Q - заряд [А-с , dQ

I = - электрический

разность темпера-

тур град

X - удельная теплопровод1ЮСть Дж/с-см-град]

С

ток [А^

циалов [В X - удельная электропро-

V -разность потен-

У-удельная теплоемкость

В0Д1ЮСТЬ Юм

Дж/град]

Rfhi - тепловое сопротивление град/Вт] 1

[с-грлд/Дж-см

СуА [Дж/град-см

емкость

см А'С/В

Ф

сопротивление [Ом

г' - сопротивление на единицу длины [Ом-СМ *

С - емкость на единицу длины [Ф/см]

Вводимая в рассмотрение температура Го представляет собой произвольно выбранную температуру отсчета. При представлении температуры запирающего слоя в виде временной функции мощности в первую очередь нас интересует только связь между значениями AT и Ф\{и\у h) и ДГг, 02(t/2, /2) в начале (х = 0) и в конце {x = D/2) гС-континиума.

При этих предположениях в условиях изменяющегося по синусоидальному закону теплового потока Ф стационарное решение уравнения теплопроводности в комплексной форме имеет ©ид

At, = At, ch + Ф, sh V] (17.7)

сох

At, fe! sh VW.

(17.8)



Oho описывает процесс распростра-нения тепла ев модели (рис. 17.1) ib обоих направлениях вдоль оси х. Введенная в рассмотрение постоянная времени т* -может быть рассчитана, но лучше всего определяется экспериментально, и в дальнейших расчетах фигурирует именно в таком виде. Для установления электрической аналогии процесса теплопередачи целесообразно ввести тепловую емкость

Cihi =

4х*! CDAA

TZRt

(17.9)

Рис. 17.2. Тепловая схема замещения модели транзистора с источником тепла и внешним тепловым сопро-тнвле1Н1ем Riha.


Тепловая модель транзистора

Источник теплоВого потока

tha.

И тепловую граничную частоту (thermal cult-ofl-frequ-

2ф,. (17.10)

На рис. 17.2 показана формальная тепловая схема замещения, соответствующая рассматриваемой тепловой

модели. На в~ходе схемы протекает тепловой поток ф1,

обусловленный действием генератора мощности Ру- Благодаря этому на входе возникает разность температур

На выходе схемы появляется тепловой поток ф2, физически протекающий:

а) либо непосредственно в окружающую среду, которая имеет !бесконечно большую тепловую емкость и потому не испытывает какого-либо повышени-я температуры: дг2=0 (короткое замыкание с помощью бесконечно большой тепловой емкости, или просто тепловое короткое замыкание);

31* 475





6) либо через внешнее тепловое сопротивление i\tha в окружающую среду.

При этом на конце схемы устанавливается перепад температур ДТа = Tq. Для того, чтобы возможно более

полно иопользовать мощность при заданном температурном интервале Т^макс-Ти, необходимо всегда стремиться к тому, чтобы Rtha<Rthi-

В условиях теплового короткого замыкания [Т^ = 0) между и А/1 = имеет место соотношение

Tj = PvRiht

th V]

(17.11)

Введенное комплексное тепловое сопротивление Zthi носит формальный характер, но оно позволяет сделать вывод, что, например, при условии подведения мощности, изменяющейся по косинусондаль-иому закону, ее максимальное значение не совпадает с максимальным значением тем.псратау1)ы. Из-за тепловой инерции получается Zthi\<Rthi, и, следовательно, максимальная температура запирающего слоя падает с ростом частоты изменения мощности.

Кроме случая синусоидально изменяющейся мощности, в принципе могут быть рассмотрены и случаи изменения мощности потерь по произвольному закону *>. Поскольку в дальнейших расчетах рассматривается только разность абсолютных температур, то можно перейти к температурам в градусах Цельсия, обозначая их Gj, ОиЛ^с

Изменение температуры запирающего слоя при включении постоянной мощности потерь. Часто встречается случай ключевого режима с редко чередующимися моментами переключения мощности. При этом после момента переключения тепловое равновесие еще долго устанавливается, прежде чем произойдет новое переключение. Наиболее опасным в тепловом отношении случаем является именно процесс включения (при омической нагрузке). На рис. 17.3 кривая / показывает изменение во времени температуры запирающего слоя в нормированной форме

9.(0-е

и

После начальной задержки начинается рост температуры (при / = 0,1 Tfh фактор ф составляет 0,23), пока при t = 3xth изменение температуры практически прекраща-

*) В оригинале монографии они рассмотрены, В переводе этот раздел опущен, поскольку он носит весьма формальный характер.- Прим. перев.

- 1.

ется (строго говоря, стационарное значение i>=l гается, (конечно, при t->оо); отметим, что ери фактор ф составляет 0,72.

Так как точный расчет переходного процесса дает громоздкую формулу*), для практических расчетов иопольз'уются две приближен, ные функции: для больших (кривая 3) ш малых (кривая 2) моментов времени т^л. Так, для t>Xth ход зависимости i) довольно хорошо описывается соотношением

ф = 1 - ехр

(17.12а)

а для малых t соотношениед!


(17.126)

Рис. 17.3. Зависимость приведенной температуры запирающего слоя от времени, отнесенного к тепловой постоянной времени т^.

Крива.ч / соответствует точному расчету. остальные кри-раэличным приближен-

(объясиения

кым значениям см. в тексте).


0,010Ж005 01 0,2 0.5 i 2 5 Ю

Поскольку соотношение (17.12а) дает заниженные значения ф, то для улучшения аппроксимации вводится фиктивная постоянная времени x*ih, обеспечивающая равенство величин ij;, вычисляемых по точной формуле и по приближенной формуле для температуры, когда

Ранее принятое предположение об области переноса тепла в виде континиума с тепловым сопротивлением и тепловой постоянной времени приводит к выводу о том, что в начальный период времени переходного процесса температура запирающего слоя должна быть очень большой, что следует из пренебрежения объемом запирающего слоя (рис. 17.1, d-*-0). В действительности, объем Vsp нагревается мощностью Py - Pv, и вследствие наличия хотя и малой тепловой емкости

Cths = pCvVsv = 9CvAd (17.13)

должно пройти определенное время, прежде чем начнется отвод тепла в примыкающие к запирающему слою области. Только по истечении определенного времени, по порядку величины равного тепловой

* Она приведена в оригинале монографии. - Прим. перев.




Рис, 17.4. Изменение во времени температуры запирающего слоя непосредственно после включения в момент времени / = 0 импульса мощности Ру:

1, 2 -расчетные зависимости соответственно прн пренебрежении нагреванием объема запирающего слоя и при учете его нагревания; 3 - приближенная зависимость для начального пе11нода времени, согласно уравнезиио (J7.20): 4 - приближение согла1.-110 уравнению (17Л5,б) С^р~С^/,


ЧТО они отличаются главным образом на начальном участке. Наклон KpiiBoii 2 при 0 определяется только теллово] ! емкостью запирающего СЛОЯ

d \h (о -

Р

Р

(17.14)

ы

Из уравнения (17.14) следует, что скорость нарастания тсмператур-зависит только от удельной теплоемкостг! Cv, плотности матерналн р п плотности мощности р'V =PvIVSр в запирающем слое. Эта мощность для резкого р-п перехода может быть вычислены следующим образом:

pv = -2-

Например, при -Усс = 10 В, Ad-10* смЗ, /=10 мА, Л=0,5 мм; р'V для германия составляет 1,5-10 Вт/смл а для кремния 1,73Х Х10 Bt/CMI

Отсюда следует, что скорость нарастания температуры кристалла )ав![а d0/dt=0,9l 10~ град/мкс (для герамания) и 10 град/мкс (для кремния). В первом приближении температура запирающего слоя при t<t может быть оценена неравенством

9 (0<9+j

Pvdt

и

(17.15)

Момент времени / определяется точкой пересечения точного графика и прямой линии:

(17.16)


Так как j Pydt определяет подведенную энергию W, то для оценки

о

температуры можно использовать соотношение

9мкс г/ 1 7 *

(17.17)

Тепловую емкость Ста экопериментально трудно определить, однако ее действие твердо установлено, хотя и не известны точные методы для ее определения. При замене уравнения теплопроводности (17.1) более простым дифференциальным уравнением

CthRtht 4- Ti

(17.18)

возникают те же трудности. Решение этого уравнения для случая скачка мощности имеет вид

Ti\t)=\Ty+R,ntPy (1-е

), -th-C.hRthf (17.19)

На рис. 17.5 (показана простая экв[шалентная схема замещения, используемая для описания процесса переноса тепла, которая соответствует ураБнеиию (17.19).

Поскольку это нрнближенное уравнение в каждой точке дает более высокие значения температуры (за исключением конечной), чем


Рис. 17.5. Простая эквивалентная схема замещения для описания нроцесса переноса тепла.

в последовательной цепи, состоящей из тепловой емкости С'/, теплового сопротивления ti лового сопротивления ро-

тркает трплопо!! ток ру, вслед-

гтпие чего в цепи поз пика гот .шчные температуры. Тепловая емкость окружающей среды -

бесконечно велика.

точное решение, т. е. беюпасность работы обеснечипается более надежно, то постоянная времени xth должна быть существенно меньше, чем CthsRihi. Вследствие этого, однако, 1Появляются большие резервы повышения температуры для моментов времени t>t . С другой стороны, тепловая постоянная времени обычно ои1}еделяется как соответствующая моменту времени to = xih, когда 9j(о) =0,79j(со). Так как уравнение (17.19) для моментов времени t<.to приводит к существенно более низким значениям Qj{t), тоне исключена опасность теплового пробоя транзистора.

Попытки изменить метод измерения таким образом, чтобы было меньше xth, обычно приводят к неудачам, поскольку одновременно уменьшается точность эксперимента.

Влияние частоты колебания мощности на температуру запирающего слоя. Выше рассматривался случай однократного включения мощности, постоянной во вре-

ПОСТОЯННОЙ времени tth, 1епловой поток paaipoct{)aнит^й на всю область теплопереноса и 0j начнет возрастать, но едленнее, чем прн нагреве только области запирающего слоя.

График зависимости Gif/) в предположении d->-0 показан на рис. 17.3 (кривая /). Учет нагревания объема запирающего слоя приводит к шоявлению отличий а графике 0ji(O- На рис. Л7Л 1Пока-зан ряд графиков зависимости Qj(t) после включения мощности Pv, причем кривая 1 соответствует предположению о пренебрежении нагреванием области запирающего слоя, а кривая 2 построена с учетом нагревания запирающего слоя. Сравнение этих кривых показывает.



о

менй. На практике значительно чаще встречаются случаи периодического изменения мощности во времени, например, в случае быстрого импульсного и ключевого режима. Поэтому необходимо с самого начала рассмотреть общий случай нериодического изменения мощности во времени pv{t) и получить выражение для Qj{t). Во всяком случае это необходимо сделать для типичных случаев, представленных на рис. 17.6.


Руг

Ру (*) I

в

JMUH


Рис. 17.6. Связь между изменением во времеии мощности и температуры запирающего слоя для импульсной нагрузки и нагрузки в виде синусоидального сигнала.

Графики слева относятся к случаю периодического ключевого режима, характеризующегося максимальной мощностью Pv2, длительностью импульса tp и скважностью йг- Этот режим работы является самым неблагоприятным.

В усилительном режиме работы мощность pv (t) изменяется по синусоидальному закону ло отношению к лостоянной составляющей Руо- Во всех случаях температура запирающего слоя ej(/)-вгу^Я^ш, Xth, Pv{t)] зависит от тепловых параметров и от характера изменения мощности. Максимальное значение 8j достигается периодически в момент времени tm.:

9макс==е,(М =Qu-hKRfhu rth, Pvitm)]. (17.20)

Чтобы сделать это выражение практически применимым, необходимо выделить в нем компонент, связанный с по-480

Стоянной составляк)щей PvoPvu и компонент, сйяай-ный с изменением мощности на АРу

Qj макс=0i7+ЯшРуо+RthiAPvkT эф.

(17.21)

Введенный коэффициент эф - эффективная скважность - учитывает взаимосвязь между pv(t) и тепловой постоянной 1времени. Для типичных случаев нагрузки его величина известна. Обратная величина тэф называется тепловым коэффициентом редукции, поскольку, как видно из уравнения (17.21), при той же самой величине 0;макс-Э[/ и возрастании АР величина Pvq должна быть уменьшена.

Режим работы при периодически скачкообразно изменяющейся мощности, в ключевом и в импульсном усилительном режиме мощность колеблется между значениями Ру2 и Ру1 (рис. 17.6). Эффективная скважность для этого случая может быть рассчитана так:

Гэф

1 - ехр

1 - ехр

Т

(17.22)

Таким образом, эффективная скважность при расчете температуры играет ту же роль, что и действительная скважность, если пытаться применить линейное усреднение мощности Pv{t) в виде

Pv (.1 = Р

APkj.;

для расчета 6j

Qj = Qu+RihiPv{t)

(17.23)

Из уравнения (17.21) можно определить величину изме нения мощности АРу Т1ри заданном ктэф-

е

и

Тэф

(17.24)

Зависимость Й2-ф = /(т1/и р. йу) [уравнение (17,22)

для некоторых характерных значений скважности кт

показана на рис. 17.7.

Отсюда следует, что максимально допустимая импульсная мощность всегда меньше, чем та мощность, которая получается из расчета на основе линейного усреднения с помощью истинной скважности кт (рис. 17.8).




Из этой редувдионной дйагракмьл, ййи|>йМеР транзистора С)С821 при .Pvo=30 мВт, в^макс=75 х-. вс=25С, Дщ=0 град/мВт, т<л=2 ,мкс, Лг=10-2,

р = 100 мкс можно определить, что 1г эф=6Д а затем, пользуясь уравнением (17.24), рассчитать Рг2=920 мВт. Если же воспользоваться формулой (17.23), полученной




Рис. 17.7. Редукционная диаграмма.

Зависимость обратной величины эффективной скважности от длительности импульса.

усреднения, то получим Р

на основе линейного = 13,7 мВт.

Вместо эффективной скважности можно пвести в рассмотрение эффективное тепловое сопротивление НшэФу определив его из соотношения

В7 макс -Ви +Pv2Rthi эф

(17.25)

Эффективное тепловое сопротивление зависит от скважности и неявно от тепловой постоянной времени (которая зависит от типа транзистора), так что для каждого типа транзистора необходима своя диаграмма (рис. 17.8).

Режим работы при включении мощности, изменяющейся по синусоидальному закону, Прн синусоидальном изменении мощности pv{t) изменение температуры может запаздывать по отношению к мощности и, в част-



ловой \раничвой чабтотой ta: SirSi -v; сти от типа транзистора лежит меЖЩгзйа1Шйями от нескольких герц до нескольких десятков килогерц, так чго IB основном область проявления неизотермического эффекта находится ib диапазоне низких частот. Особенно опасны низкие частоты, при которых в^макс может достигнуть очень больших значений.

thtэф


Рис. 17.8. Зависимость эффективного внутреииего теплового сопро тнвлс1и1я от длительности импульса tp.

Чисто синусоидальное изменение мгновенной мощности непосредственно не встречается, больше того, в усилителе типа Л, работающем на активную нагрузку Rj, мощность имеет как основную, так и вторую гармонику. Поэтому зависимость температуры е;(/) обусловливается наложением двух процессов. В усилителе типа В ход зависимости 9j(/) описывается преимущественно колебанием мощности на основной частоте.

Иопользуя уравнение (17.11), можно получить пыра-жение, содержащее ггэф для рассматриваемого случая:

j{t)-u = RthiPv + RthiPvkT2\r\{byt+iS)y (17.26)

где

(17.27)

Обратная величина /тэф показана на рис. 17.9 (кривая 1). Для практических расчетов используются при-



-:л

- - --- Jr.i

блйженные соотношения для больших и малых/значений ixiXth

кривая 2. (17,28а)



tlL>4

Тэф


(о)Т1дт: < 2 j кривая 5. (17.286)

Если исследуют за(ВйСймость максимальной температуры перехода для простых функций Qf{t) [уравнение

2 -

L

ч

\


0,0 f 0,02 0,05 0,1

0,2 0,5 i

сот

Рис. 17.9. Редукиио1тая диаграмма для случая изменения мощности по синусоидальному закону:

/ - по уравнению (17.39); 2 го уравнеиню <17.40а); J - по уравнению <17.40б); - по простой эквивалентной тепловой схеме замещения показанной иа рис. 17.5.

(17.19)], то из элементарного, опускаемого здесь расчета, можно получить:

Гэф

, где %ih-=Cu,Ri

(17.29)

Если подставить в это выражение xth=xth, то ход зависимости 9(/) для сот'гл<1 мало будет отличаться от точно рассчитанного. Если же частота сигнала существенно больше частоты м^д, то при пользовании расчетом (17.29) транзистор нагружается больше допустимого уровня.


в режиме работы транзистора па ®нешн1юю омическую наурузку Rl мощность потерь ib коллекторе, б значительной мере определяющая тепловые характеристики, изменяется с основной и с удвоенной частотой, если ток коллектора изменяется по закону

cos Ы.

Величина Pv{t) складывается из трех составляющих:

cos 2Ы,

а температура запирающего слоя Qj{t) приближенно описывается соотношением

и

Это соотношение приближенно потому, что относящиеся к BjMaKc доли мощности, принадлежащие различным моментам времени, были учтены неточно. Если ввести в рассмотрение постоянную мощность рассеяния на коллекторе Руо:

и моищость в нагрузке

Р

а 1акже коэффициент модуляции по току (Stromaussteuerung)

- (О

то 9j Q может быть записано как функция этих величин:

Rtht

(1+Гэф(2))+(Р^,

PvR)tэф ( )

(17.31)

причем для эффективных скважностей применяется приближение согласно уравнениям (17.28).

При заданных значениях Руо. Рун. kr эф температура запирающего слоя сильно зависит от коэффициента модуляции Л- При этом можно выделить некоторые типичные случаи (рис. 17.10):

а) PvB=0 (/?1, = 0)-режим работы без внешней нагрузки (короткое замыкание). При этом температура линейно растет с ростом л-

б) Руп<Руо (т. е. Rl<--UcIIc или-и с в>-и с 12). Напряжение на коллекторе j-Ucb) больше, чем половина напряжения

источника питания




Тогда 6i-9if сначала возрастает, проходит через ма <сим,ум

(9i - 9(/)

Pv.Rt.+-t е-) я;; (1+v)) (17.

при значении коэффициента т) в максимуме

1MB КС

Гэф

(17.326)

и затем падает.

Максимальное значение (0j-ди)м&кс в зависимости от структуры схемы может лежать ниже этой [максимально допустимой температуры запирающего слоя 9j макс, быть ей равно или даже превы-

шу - j; 1

о


к

Рис, 17.10. Влияние глубины модуляции тока на температуру запирающего слоя транзистора, работающего в режиме усилителя типа А:

----/ =0,---- мало.

- ~ - велико.

шать. В последнем случае между 41 и \\i находится область, не допустимая для работы, которая, однако, при известных мерах предосторожности может быть нрондена.

Практичсск!! же нижнюю границу л\х считают пределом, если в каглгх-либо \Словия.х само т) не изменится.

17.2. Тепловая схема замещения транзистора

Наглядное представление о передаче тепла на корпус, а оттуда далее в окружающую среду можно получить так же, как и при интерпретации электрических процессов, с помощью тепловой схемы замещения (рис. 17.2 и 17.5).

Согласно исходной модели тепловая схема замещения соответствует однородному гС-континиуму. Это, конечно, не всегда мол<ет быть отнесено к реальному транзистору, нотому что тепловой поток, вытекающий из запирающего слоя, нронизывает целый ряд различных материалов, лел^ащих мел^ду запирающим слоем и корпусом и имеющих различные размеры и теплопроводность, и наконец, проходит через тепловой контакт к корпусу.

Различные материалы и элементы имеют различные тепловые сопротивления и емкости, так что схема заме-486


условйя-у, хотя часто удается описать всю KOHctpyKumo трашистрра й с помощью одного теплового соогротивле-ния, (не Зависящего от температуры в узком интервале температур, и одной постоянной времени.

В тепловой схеме замещения обычно CbCi, так что температура охлаждающей поверхности Эл успевает следить лишь за очень медленными изменениями 0j.



Рис. 17.11. Тепловая эквивалентная схема замещения транзистора, в которой различные материалы системы сопоставлены с различными тепловыми сопротивлениями и емкостями.

Емкости Ci и Сч включают тепловые емкости запирающего слоя и всей конфигурации транзисторной структуры; Сч - емкость корпуса; Cs - емкость внешнего теплового сопротивления.

В большинстве случаев транзистор работает пе в режиме теплового короткого замыкания, а в рел^име нагрузки на сопротивление теплообмена Rumy величина которого зависит от материала, формы, сечения, цвета, состояния поверхности, температуры и состава окружающей среды. Между Rtha и Riui часто возникает еще одно тепловое сопротивление, зависящее от контактного давления - тепловое контактное сопротивление Riuh-Такая простая схема замещения достаточно хорошо описывает температурные свойства. При этом справедливо

6j - Н~ (ila -\- R

Rthi)

и

PyRtk

(17.33а)

где

9 - 9

и

(17.336)

Такое разделение сопротивлений возможно лишь в том случае, когда Rth является линейным и, следовательно, пе зависит от подводимой мощности и разности температур. Если для Rthi это предположение до некоторой степени выполняется, то для Rtha-нет, так как излучение существенно зависит от температуры. В зависимости от состояния охлаждающей системы (наличие или отсутствие


ч - -



1 ... 20 21 22 23 24
Яндекс.Метрика