Магнитное поле и магнитные цепи Ферромагнитные материалы Получение вращающегося магнитного поля Электродвижущие силы в обмотках статора и ротора Энергетический баланс асинхронного двигателя Элементы физики полупроводников

Элементы физики полупроводников

К полупроводникам относятся твердые вещества (чаще всего – кристаллические), электропроводность которых, как и в проводниках, связана с перемещением электронов, но значительно меньше электропроводности проводников. По электропроводности полупроводники занимают промежуточное место между проводниками и изоляторами. Под влиянием различных причин их электропроводность может изменяться в очень широких пределах.

Полупроводниками являются химические элементы (германий, кремний, теллур, селен и др.), окислы металлов, сернистые соединения (сульфиды), соединения с селеном (соленоиды), а также сплавы некоторых металлов.

Упрощенная схема структуры кристалла четырехвалентного элемента (например, германия) показана на рис. 12.1. Четыре электрона внешней электронной оболочки каждого атома участвуют в связях с четырьмя соседними атомами. Поскольку все валентные электроны заняты в междуатомных связях, то в веществе не оказывается свободных электронов, которые могли бы перемешаться для образования тока.

Рис. 12.1 Опыт К.З. При замкнутой накоротко вторичной обмотке на первичную обмотку подается такое пониженное напряжение Uk, чтобы ток короткого замыкания первичной обмотки равнялся номинальному. Величина этого напряжения устанавливается при плавном увеличении напряжения с нуля.

Такое вещество не проводит электрического тока, т.е. ведет себя как изолятор.

Во многих случаях электропроводность можно создать усилением тепловых колебаний с помощью нагрева. Тогда отдельные валентные электроны могут разрывать свои связи с атомами вещества. Вырвавшийся из междуатомной связи электрон, нарушает равновесие электрических зарядов – в элементе кристаллической решетки создается недостаток отрицательного заряда. «Пустое место», образующееся в результате выхода электрона, получившее название «дырки», соответствует, таким образом, положительному заряду.

Схематическое изображение этого состояния показало на рис. 12.1, где дырки отмечены буквами Д. Освободившиеся электроны движутся в участках кристаллической решетки, в которых дырки отсутствуют. При сближении с дыркой они могут заполнять недостающую связь, после чего восстанавливается равновесное электрическое состояние. Этот процесс называется рекомбинацией.

Если приложить к кристаллу электродвижущую силу и создать таким образом электрическое поле, то свободные электроны будут отталкиваться отрицательным полюсом источника электродвижущей силы и притягиваться к положительному. Перемещаясь в направлении электрического поля, эти электроны будут участвовать в создании тока. В свою очередь, наличие дырок также создает возможность для прохождения тока. Качественная картина электропроводности в этом случае может быть пояснена схемой (рис. 12.2), где для наглядности действительная структура из атомов, взаимно связанных через валентные электроны, условно заменена простой цепочкой из атомов.

При отсутствии свободных электронов и дырок (рис. 12.2 а) электрический ток в цепи отсутствует. В случае наличия дырок притяжение со стороны нескомпенсированных положительных зарядов действует на электроны соседних нейтральных атомов и способствует вырыванию их из связей, в которых они участвуют. В процессе теплового движения атомов и при наличии указанного дополнительного воздействия возможно высвобождение электронов из соседних элементов кристаллической решетки. При этом электроны могут переходить в недостающие связи, например, как это показано стрелкой на рис.12.2 б. При отсутствии внешнего электрического поля перемещение дырок происходит беспорядочно.

Схемы (рис. 12.2 б–г) поясняют картину явлений при наличии электрического поля, созданного приложенной извне электродвижущей силой. В этом случае на электроны действует дополнительное напряжение, направленное к положительному полюсу эдс.

В результате переход электронов упорядочивается и при данной полярности ЭДС происходит в направлении «плюса», как это показано стрелкой на рис. 12.2 б. После перехода электрона дырка Д оказывается правее своего первоначального положения (рис. 12.2 в). Аналогично происходят и дальнейшие переходы электронов, причем дырка постепенно перемещаются вправо (рис. 12.2 г). Нетрудно видеть, что ток в цепи в этом случае по-прежнему связан с движением электронов, однако это движение проявляется в изменении положения положительных зарядов (т. е. мест, в которых недостает электрона).

Рис. 12.2

В реальных условиях полный ток в чистом полупроводнике связан с одновременным перемещением свободных электронов и дырок.

В полупроводниках, в отличие от диэлектриков, количество свободных носителей электрических зарядов, т.е. электронов и дырок, оказывается сравнительно большим уже при комнатной температуре. Однако оно неизмеримо меньше количества свободных электронов в металле. Поэтому ток в электрической цепи, содержащей полупроводник, зависит от количества свободных носителей зарядов. Благодаря сильной зависимости количества свободных носителей электрического заряда от температуры, температурный коэффициент сопротивления полупроводника оказывается значительно больше, чем температурный коэффициент сопротивления металла.

Пользуясь законом полного тока, можно для разветвленной магнитной цепи получить уравнение, аналогичное второму закону Кирхгофа для электрической цепи. Покажем это на примере. Пусть магнитная цепь состоит из трех однородных участков с длинами l1, l2, l3 и потоками Ф1, Ф2, Ф3 соответственно (рис.2.16). Пренебрегая потоками рассеяния и принимая длины участков значительно превышающими их поперечные размеры, можем определить магнитные индукции

  Напряженности магнитного поля Применим закон полного тока к контуру, образованному первым и вторым участками, обходя его по часовой стрелке:  или  . Эти выражения являются вторым законом Кирхгофа для нашего конкретного примера. Аналогично для любого контура  произвольной магнитной цепи можно записать  или , т.е. для любого контура алгебраическая сумма магнитных напряжений равна алгебраической сумме намагничивающих сил.

Нужно заметить, что магнитное сопротивление участков цепи, образованных ферромагнетиками, не является постоянной величиной вследствие зависимости магнитной проницаемости последних от индукции (напряженности). В связи с этим расчет магнитных цепей аналогичен расчету нелинейных электрических цепей.


Однофазный асинхронный двигатель