Back                                                       Cuprins                                                 Forward

 

Capitolul 2. DIODA SEMICONDUCTOARE

 

 

 

2.1. JONCŢIUNEA P-N LA ECHILIBRU TERMIC

 

 

În tehnică şi-au găsit largi aplicaţii materialele semiconductoare formate din două regiuni: o regiune dopată cu impurităţi acceptoare, în concentraţie N_A deci de tip "p" şi o regiune dopată cu impurităţi donoare, în concentraţie N_D deci de tip "n". Simplist, un semiconductor "n" poate fi considerat ca format din ioni donori pozitivi ficşi şi electroni negativi mobili, iar cel de tip "p" ca format din ioni acceptori negativi ficşi şi goluri pozitive mobile.

Să considerăm cele două regiuni unite printr-o structură cristalină continuă. Suprafaţa care separă regiunile de tip "p" şi de tip "n" dintr-un semiconductor eterogen reprezintă o joncţiune p-n.

În regiunea "p" golurile, în concentraţie p_p0, sunt purtători mobili de sarcină majoritari, iar electronii, în concentraţie n_p0, sunt purtători minoritari, concentraţia golurilor fiind mult mai mare decât cea a electronilor.

 

                                                         (2.1)

 

În regiunea "n", dimpotrivă, electronii, în concentraţie n_n0 sunt purtători majoritari, iar golurile, în concentraţie p_n0, sunt purtători minoritari.

 

                                                         (2.2)

 

Deci în regiunea "p" există o înaltă concentraţie de goluri, pe când în regiunea "n" există o mică concentraţie de goluri. De asemenea, în regiunea "n" există o înaltă concentraţie de electroni, pe când în regiunea "p" există o mică concentraţie de electroni.

Din cauza concentraţiei neuniforme, are loc difuzia purtătorilor de sarcină şi anume: electronii din regiunea "n" vor difuza în regiunea "p" şi se vor recombina cu golurile de aici, iar golurile din regiunea "p" vor difuza în regiunea "n" şi se vor recombina cu electronii de aici.

Ca urmare a difuziei, în vecinătatea suprafeţei de separaţie a regiunilor "p" şi "n" se formează o zonă de trecere, sau de difuzie, cu lungimea I de ordinul micronilor, caracterizată printr-o anumită distribuţie a densităţii de volum a sarcinii electrice spaţiale.

Într-adevăr, în regiunea "p" din imediata vecinătate a suprafeţei joncţiunii, plecând goluri şi  sosind  electroni,   apare sarcina  electrică  negativă,  iar în regiunea "n" din apropierea suprafeţei joncţiunii pleacă electroni şi sosesc goluri, încât se formează o sarcină spaţială pozitivă.

Ca urmare se va stabili un câmp electric intern orientat de la regiunea "n" regiunea "p". Acest câmp electric transportă golurile din regiunea "n" în "p" şi electronii din regiunea "p" în "n", deci în sens contrar fluxurilor de difuzie.

Corespunzător repartiţiei de sarcină electrică din dreptul joncţiunii p-n, în zona de trecere se produce o barieră de potenţial V₀, cu o variaţie în lungul semiconductorului. Această barieră de potenţial se opune trecerii în continuare a purtătorilor mobili de sarcină dintr-o regiune în alta şi astfel se ajunge la un echilibru.

 

 

Fig 2-1

 

 

 

2.2 EXPRESIA LĂŢIMII DE TRECERE „I” LA ECHILIBRU TERMIC

 

 

            Pentru a determina lăţimea de trecere "I" la echilibru termic vom porni de la ecuaţia lui Poisson:

 

                                                                (2.3)

 

unde r_v este densitatea de sarcină de volum şi are expresia:

 

r_v     =  - qN_A       dacă     -I_p0 < x < 0                                     (2.4)

 

+qN_D       dacă      0 < x < I_n0

 

Adaptând ecuaţia Poisson pentru regiunea "p" vom avea:

 

                           (2.5)

 

În continuare vom rezolva ecuaţia (2.5)

 

 

 

Folosind condiţiile la limită pentru x = - I_p0

 

E (- I_p0) = 0

 

V_A (- I_p0) = 0

 

împreună cu expresia variaţiei câmpului electric după direcţia x

 

 

vom determina valorile pentru constantele C₁ şi C₂:

 

 

 

            Deci, legea de variaţie a potenţialului în regiunea "p" după direcţia x devine:

 

 

sau

 

 

Pentru zona "n" ecuaţia lui Poisson devine:

 

                            (2.7)

 

            În continuare vom rezolva ecuaţia (2.7)

 

 

 

Folosind condiţiile la limită pentru x = I_n0

 

E (I_n0) = 0

 

V_D (I_n0) = V₀

 

vom determina valorile pentru constantele C₁’ şi C₂’:

 

 

 

Deci, legea de variaţie a potenţialului în regiunea "n" după direcţia x devine:

 

 

sau

 

                           (2.8)

 

            Din  figura  2-1   se  observă  că   nu   există  discontinuităţi  pentru   variaţia potenţialului intern pentru x = 0 şi atunci vom avea:

 

V_A(0)=V_D(0)

 

            Introducând (2.6) şi (2.8) în relaţia de mai sus obţinem:

 

      (2.9)

 

            Punând condiţia de continuitate a intensităţii câmpului electric pentru x = 0 rezultă relaţia:

 

N_A×I_p0=N_D×I_n0

 

din care obţinem:

 

p_p0×I_p0=n_n0×I_n0    Þ

 

           (2.10)

 

Folosind (2.9) şi (2.10) obţinem:

 

 

Deci, pentru expresia lăţimii regiunii de trecere la echilibru termic, vom avea relaţia:

 

                                   (2.11)

 

Revenind la (2.10) se observă că regiunea de trecere se întinde mai mult în semiconductorul dopat mai slab. În general, la joncţiunea p-n semiconductorul “p” se dopează mai puternic, deci | I_p0 | < l_n0.

 

 

 

2.3. EXPRESIA POTENŢIALULUI INTERN V₀ ÎN FUNCŢIE DE CONCENTRAŢII

 

 

            Pentru a deduce expresia potenţialului intern V₀ vom porni de la ecuaţiile de transport ale semiconductorului.

 

                          (2.12)

 

                          (2.13)

 

unde p(x), n(x) sunt variaţia concentraţiei de goluri respectiv electroni în zona de trecere.

            La echilibru termic j_p= 0 deoarece curentul determinat de deplasarea golurilor din regiunea "p" în regiunea "n" este egal cu curentul golurilor datorat deplasării sub influenţa câmpului intern  E  din regiunea "n" în regiunea "p". Raţionând în mod analog j_n = 0. Ştiind că:

 

dV/dx = -E(x)

 

şi folosind (2.12) obţinem:

 

 

 

V_T=kT/q         V_T=0,026V       V_T=tensiunea termică

 

Deci

 

 

Dar

 

p(-I_p0) = p_p0 şi V(-I_p0) = 0      =>    C = p_p0

 

Deci:

 

                                 (2.14)

 

Deoarece p(l_n0) = p_no şi V(l_n0) = V₀ vom obţine pentru constanta C şi expresia:

 

C = p_n0 × exp (V₀/V_T)

 

Deci:

 

                              (2.15)

 

Folosind (2.13) în condiţiile de la echilibrul termic obţinem:

 

 

 

Dar

 

n(-I_p0) = n_p0 şi V(-I_p0) = 0    =>    C = n_p0

 

                                 (2.16)

 

 

Deoarece

 

n(I_n0) = n_n0 şi V(I_n0) = V₀

 

 

                         (2.17)

 

            Din (2.14) vom obţine:

 

p(l_n0) = p_no = p_p0 × exp(-V₀/V_T)

 

 

 

            Din (2.16) vom obţine:

 

n(-l_p0) = n_po = n_n0 × exp(-V₀/V_T)

 

 

            Ştiind că

 

p_p0 @N_A   şi   n_n0 @N_D

 

şi

 

n_n0 • P_n0 = n_i²                 n_p0 • P_p0 = n_i²

 

vom obţine pentru potenţialul intern V₀ expresia:

 

 

                                    (2.18)

 

 

 

2.4. JONCTIUNEA P-N ÎN REGIM STATIONAR

 

 

            Dacă se conectează un semiconductor cu joncţiune p-n în circuitul unei surse de curent continuu cu tensiunea V_A la borne, astfel încât borna + a sursei să se lege la regiunea "n" (polarizarea inversă a joncţiunii) câmpul electric intern va creşte ca valoare, bariera de potenţial creşte de la valoarea V₀, la valoarea V_c+V_a, iar lungimea regiunii de trecere creşte de la I la I', I < l'. în această situaţie vom avea:

 

                           (2.19)

 

                                       (2.20)

 

            În figura 2-2 s-au notat cu l_pM şi - l_nM curenţii produşi prin difuzia purtătorilor de sarcină majoritari şi cu l_pm şi - l_nm curenţii cauzaţi de deplasarea purtătorilor de sarcină minoritari, sub acţiunea câmpului electric determinat de sursă în semiconductor.

Crescând diferenţa de potenţial în cazul polarizării inverse a joncţiunii, numărul golurilor din regiunea "p", care ar putea trece în regiunea "n" pe seama agitaţiei termice, scade tinzând către zero.

 

 

Fig. 2-2

 

Curentul l_pm ,care se poate produce în circuit pe seama golurilor (minoritare, ce se află în regiunea "n") şi a căror trecere din "n" în "p" se face în sensul câmpului electric din semiconductor, este foarte mic, deoarece concentraţia de goluri în semiconductorul "n" este extrem de mică. Pentru o tensiune inversă V_A suficient de mare, toate golurile minoritare şi cele generate termic în regiunea "n" vor trece în regiunea "p", atingându-se valoarea de saturaţie a curentului l_pm.

 

 

Fig. 2-3

 

            Dacă sursa de curent continuu se conectează în sens direct, adică borna + se leagă la regiunea "p", câmpul electric intern scade, bariera de potenţial scade la valoarea V₀ - V_A iar lungimea regiunii de trecere scade de la I la l', I > l'. în această situaţie vom obţine:

 

                           (2.21)

 

                                       (2.22)

 

            Concomitent cu creşterea tensiunii directe V_A creşte curentul l_pM pe seama creşterii numărului de goluri care trec prin joncţiune din regiunea "p" în regiunea "n" deoarece la semiconductorul "p" purtătorii majoritari sunt goluri. Raţionamentul de mai sus se aplică şi pentru electronii liberi (vezi figura 2-3).

 

 

Fig. 2-4

 

Caracteristica curent-tensiune a unei joncţiuni p-n este neliniară. Dacă sursa de tensiune este conectată în sens direct V_G, curentul direct:

 

I_A= I_d = I_pM + I_nM - (I_pm + I_nm)                                      (2.23)

 

determinat de purtătorii de sarcină majoritari creşte repede cu V_d, iar dacă sursa este conectată invers V_i, curentul invers I_i are o valoare foarte mică, limitată de curentul de saturaţie.

 

I_s=I_pm+I_nm                                                                              (2.24)

 

cauzat de purtătorii de sarcină minoritari.

            De la o anumită valoare a tensiunii inverse V_is tensiunea de străpungere, curentul invers l_i creşte brusc, iar în semiconductor au loc procese ireversibile care deteriorează definitiv joncţiunea.

            Proprietatea joncţiunilor p-n de a conduce cu uşurinţă curentul într-un singur sens (sensul direct) este folosit la redresare, detecţie, comutaţie.

            Joncţiunea p-n constituie elementul principal în realizarea de diode, tranzistoare, tiristoare şi la alte dispozitive semiconductoare.

 

 

 

2.5. CARACTERISTICA STATICĂ A JONCŢIUNII P-N IN REGIM STATIONAR

 

 

            În cele ce urmează se va determina caracteristica statică a joncţiunii  p-n. Deducerea caracteristicii statice se efectuează ţinând cont de câteva ipoteze simplificatoare.

            Prima ipoteză se referă la nivelul de injecţie care se presupune a fi mic. Aceasta se explică astfel: în cazul polarizării directe a joncţiunii p-n, dacă se consideră p_p0 - nivelul concentraţiei de goluri în regiunea de tip "p" şi p_n0 - nivelul concentraţiei de goluri în regiunea de tip "n", se creează un excedent de goluri p_e = p(l_n) prin difuzia golurilor din regiunea "p" în regiunea "n", p_e < n_n0 (n_n0 - nivelul concentraţiei de electroni în regiunea "n").

            În acelaşi timp electronii difuzează din regiunea "n" unde erau purtători majoritari, în regiunea "p" unde electronii sunt purtători minoritari cu concentraţia n_p0, creând un excedent de electroni n_e = n(-l_P) concentraţia acestora fiind mai mică decât concentraţia de goluri în aceeaşi regiune "p", adică n_e < p_p0.

            În această ipoteză, aportul de sarcină suplimentară în regiunile neutre este foarte mic. De aici vor rezulta următoarele consecinţe:

• concentraţiile purtătorilor majoritari din regiunile neutre nu diferă de cazul echilibrului termic:

 

p(x£-I_p)@P_p0    n(x³I_n)@n_n0

 

• câmpul electric din regiunile neutre este foarte mic.

 

j_n(x£-I_p)@j_nd    j_p(x³I_n)@j_pd

 

 

Fig. 2-5

 

            O altă ipoteză se referă la recombinarea excesului de goluri şi electroni obţinut în urma difuziei. Deoarece p_e şi n_e sunt sarcini minoritare în regiunile unde au pătruns, ei se vor recombina cu purtătorii majoritari din regiunile respective. Ca urmare, aceste concentraţii excedentare se anulează după parcurgerea lungimii de difuzie L_p (pentru golurile pătrunse în regiunea "n") sau L_n (pentru electronii pătrunşi în regiunea "p").

            Deci, la distanţele L_p şi respectiv L_n de la limitele zonei de trecere se regăseşte concentraţia de sarcini minoritare de la echilibru.

            Aceste lungimi de difuzie au expresiile:

 

   şi                                                       (2.25)

 

            unde:

 

            D_p - constanta de difuzie a golurilor

            D_n - constanta de difuzie a electronilor

            t_p,t_n - timpii de viaţă a purtătorilor minoritari.

 

            De asemenea, se presupune că în limitele regiunii de trecere, ale cărei dimensiuni sunt foarte mici în raport cu lungimile de difuzie se neglijează

fenomenele de recombinare şi generare astfel încât curenţii   j_n   şi   j_p rămân

constanţi.

            Nu în ultimul rând se presupune că joncţiunea p-n este abruptă şi ideală.

            Considerând că tensiunea exterioară are valoarea V_A, ţinând cont de expresia (2.14) avem:

 

 

 

 

Dar

 

 

Deci:

 

                                   (2.26)

 

Ţinând cont de ecuaţiile de continuitate şi de transport pentru goluri:

 

 

 

având în vedere că j_p(x³I_n)=j_pd şi că în regim staţionar   up(x) / ut = 0

 

vom obţine următoarea ecuaţie:

 

 

sau

 

          (2.27)

 

ecuaţie ce are soluţia

 

                 (2.28)

 

            Pentru determinarea constantelor C₁ şi C₂ vom folosi condiţiile la limită

 

p(x->¥)=p_n0

 

 

care, împreună cu (2.28) determină C₁ şi C₂ astfel încât, soluţia ecuaţiei (2.27) devine:

 

                 (2.29)

 

            Densitatea curentului de goluri este:

 

         (2.30)

 

         (2.31)

 

Pentru x=i_n  vom avea:

 

         (2.32)

 

Pentru x=-i_p  vom avea:

 

         (2.33)

 

            Curentul I_A prin joncţiunea p-n va fi proporţional cu suma j_p(I_n)+j_n(-I_p), coeficientul de proporţionalitate, notat Aj reprezentând aria joncţiunii:

 

I_A = Aj [ j_p(I_n) + j_n(-I_p) ]                                       (2.34)

 

Sau:

 

 

                     (2.35)

 

Notând

 

                                  (2.36)

 

obţinem expresia analitică a caracteristicii V-A a joncţiunii p-n:

 

                                         (2.37)

 

            Cele două ramuri ale caracteristicii statice a joncţiunii p-n (Fig. 2-6) pot fi aproximate astfel:

 

 

Fig. 2-6

 

- în cadranul I, cum V_A > 0 şi V_A > V_T

 

 rezultă exp (V_A/V_T) >> 1 şi deci

 

I_A = l_s exp (V_A/V_T)                                   (2.38)

 

- în cadranul III, cum V_A < 0 şi V_A > V_T

 

rezultă exp (-V_A/V_T) << 1 şi deci

 

l_A = l_S                                              (2.39)

Curentul rezidual are expresia:

 

                           (2.40)

 

unde A_j reprezintă suprafaţa joncţiunii.

 

Dacă se înmulţeşte primul membru al relaţiei (2.40) cu n_n0/n_n0 şi membrul al doilea cu p_p0/ p_p0, şi dacă notăm:

 

n_n0/n_n0 = p_p0/ p_p0 = n_i²

 

obţinem:

 

                       (2.42)

 

unde dacă notăm încă

 

            n_n0 ⁼ N_D (elemente donoare)

            P_p0 ⁼ N_A (elemente acceptoare) relaţia devine:

 

                             (2.43)

 

            Dacă se aplică statistica Fermi - Dirac pentru concentraţia purtătorilor de sarcină în semiconductorul intrinsec se poate scrie:

 

n_j(T) = n = p = const T^3/2 exp (- DE/2kT)                         (2.44)

 

 

 

2.6. ABATERI DE LA CARACTERISTICA IDEALĂ A JONCŢIUNII P-N

 

 

            În deducerea caracteristicii ideale a joncţiunii p-n s-au făcut o serie de aproximări care au dus la neglijarea fenomenelor de recombinare-generare în regiunea de trecere, am presupus că nivelul de injecţie al purtătorilor minoritari este mic, am presupus că este nul câmpul electric din regiunile neutre. Ţinând cont de aceste neglijări, caracteristica ideală a diodei semiconductoare prezintă unele abateri, ca în figura 2-7.

 

Fig. 2-7

 

            La polarizarea directă, datorită excesului de purtători de sarcină din regiunea de trecere, în această zonă apare un proces de recombinare astfel încât, o parte din purtătorii de sarcină dispar înainte de a ajunge în planurile de separaţie cu domeniul opus. Curentul de recombinare devine important în cazul nivelelor foarte mici de injecţie, deci la curenţi mici când caracteristica reală se află sub cea ideală (l).

            În domeniul curenţilor medii componenta de recombinare a curentului devine neglijabilă iar curentul prin joncţiune este dat practic de ecuaţia (2.37) (regiunea II).

            La nivele mari de injecţie este observată apariţia unor câmpuri electrice în regiunile neutre care nu se mai pot neglija. În această situaţie, din tensiunea de polarizare V_A numai o parte V_j < V_A se aplică între limitele regiunii de trecere determinând valoarea curentului prin joncţiune.

 

                                        (2.45)

 

care corespunde pentru regiunea lll.

 

            Restul tensiunii V_A cade pe rezistenţele regiunilor neutre.

            În cazul curenţilor foarte mari regiunea de trecere dispare, iar joncţiunea p-n se comportă ca o rezistenţă (regiunea IV). Tensiunea V_j se apropie de V₀ (tensiunea de barieră) fără a o depăşi. Pentru variaţii mici ale tensiunii V_j curentul prin joncţiune variază în limite foarte largi, limitarea lui făcându-se numai prin rezistenţa de volum a domeniilor semiconductoare p şi n.

            Pentru tensiuni inverse, curentul invers prin joncţiune este determinat de două componente, una de difuzie l_s şi una de generare l_g. Curentul de saturaţie l_s  variază cu tensiunea de polarizare inversă In domeniul tensiunilor mici (|V_A|< 0,1V) şi se menţine constant într-un domeniu mare de variaţie a tensiunii inverse.

            Componenta de generare a curentului invers l_g variază cu tensiunea de

polarizare atât în domeniul tensiunilor inverse mici cât şi la tensiuni mai ridicate datorită creşterii lărgimii regiunii de trecere, deci şi a volumului în care are loc generarea termică a purtătorilor oare determină componenta l_g.

            Deci, la tensiuni inverse mari, curentul invers prin joncţiune va creşte datorită componentei l_g.

 

 

 

2.7. VARIAŢIA CU TEMPERATURA A CARACTERISTICII STATlCE A JONCŢIUNII P-N

 

 

            Pentru tensiuni inverse de valori moderate, curentul invers prin joncţiune va fi o sumă de componente şi anume:

 

l_inv = I₀ + I_g                                                                   (2.46)

 

            Componenta  de  difuzie   I₀   este  determinată   de   extragerea   purtătorilor minoritari generaţi termic în regiunile neutre. Curentul de saturaţie I₀ variază cu tensiunea de polarizare inversă în domeniul tensiunilor mici (|V_A|< 0,1 V) şi se menţine constant într-un domeniu mare de variaţie a tensiunii inverse.

            În regiunea de trecere predomină generarea de purtători, astfel că apare o componentă de generare a curentului invers, l_g.

            Componenta  de  generare   variază   cu  tensiunea   de   polarizare atât   în domeniul tensiunilor inverse mici, cât şi la tensiuni mai ridicate. Aceasta se explică prin faptul că la creşterea tensiunii de polarizare inversă creşte grosimea regiunii de trecere, deci volumul în care are loc generarea termică a purtătorilor care determină componenta l_a.

            În dispozitivele pe bază de Ge, caracterizate printr-o lăţime redusă a benzii interzise (DE = 0,76 eV), predomină componenta I₀, determinată de generarea discretă în domeniile semiconductoare p şi n. Ca urmare, curentul invers prin joncţiunea pe bază de Ge va fi determinat cu o relaţie de forma:

 

I₀ = const - T^m exp (- DE/2kT)                                                                   (2.47)

 

            unde m este aproximativ 2 la Ge şi 1 ,5 la Si (pentru aceeaşi componentă).

            Influenţa temperaturii asupra curentului de saturaţie este dată de coeficientul normat de temperatură:

 

unde la temperatura camerei DE/kT = 30 la Ge şi DE/kT  = 45 la Si, astfel că în această expresie predomină termenul în DE/kT.

            Dependenţa  cu  temperatura a  curentului de saturaţie  este determinată practic de termenul exponenţial, exp (-DE/kT), care defineşte probabilitatea de trecere a electronului din banda de valenţă în banda de conducţie.

            În dispozitivele pe bază de siliciu, caracterizate printr-o lăţime relativ mare a benzii interzise (DE = 1,12 eV), la temperatura camerei probabilitatea generării discrete este redusă faţă de generarea în trepte.

 

 

Fig. 2-8

 

            Această componentă l_g creşte cu temperatura de aproximativ două ori mai încet, fiind dată de relaţia:

 

I_g = const × T^m exp (-DE/kT)                             (2.49)

 

            Experimental, când se ţine seama de toate componentele curentului invers, se constată o dublare a curentului invers la fiecare aproximativ 6°C la joncţiunile cu Si, şi la fiecare aproximativ 10°C la joncţiunile cu Ge.

            Dependenţa cu temperatura a curentului direct prin joncţiunea p-n poate fi ilustrată astfel: în regiunea curenţilor medii predomină efectul componentei de difuzie, a cărei expresie este:

 

I_A = const - T^m exp [-(DE-qV_A)/kT]                             (2.50)

 

            Din această relaţie, sau mai comod din relaţia aproximativă

 

I_A = I₀ exp (qV_A)/kT)                                       (2.51)

 

se obţine valoarea coeficientului normat de temperatură a curentului direct

 

                     (2.52)

 

coeficientul de temperatură a curentului direct fiind mai mic decât coeficientul de temperatură a curentului invers.

 

 

Fig. 2-9

 

            Pentru a determina influenţa temperaturii asupra caracteristicii directe la curent constant se utilizează expresia tensiunii

 

                                     (2.53)

 

din care rezultă

 

                           (2.54)

 

Practic acest coeficient are valoarea tipică -2 mV×°C^-1.

            În circuite joncţiunile polarizate direct sunt conectate în  prezenţa  unor rezistenţe care asigură o funcţionare apropiată de regimul de curent constant.

 

 

Fig. 2-10

 

            Temperatura joncţiunii p-n influenţează substanţial curentul prin joncţiune, în sensul creşterii acestuia, atât la polarizarea directă, cât mai ales la polarizarea inversă.

 

 

 

2.8. COMPORTARE JONCŢIUNII P-N LA TENSIUNI INVERSE MARI

 

 

            În cazul polarizării inverse a joncţiunii p-n câmpul electric extern este de acelaşi sens cu cel intern şi-l întăreşte foarte mult.

            Câmpul electric accelerează purtătorii de sarcină minoritari, care se vor ciocni în drumul lor de alte particule (atomi), le vor smulge electroni, provocând o multiplicare în avalanşă a purtătorilor minoritari. Curentul invers va creşte, deşi tensiunea rămâne constantă.

 

 

Fig. 2-11

 

            Tensiunea la care are loc creşterea intensităţii curentului se numeşte tensiune de străpungere V_str (V_br), iar curentul invers care se stabileşte poate fi exprimat printr-o relaţie de forma:

 

I_inv = M ×I_s                                                   (2.55)

 

unde M - coeficient de multiplicare în avalanşă

 

                              (2.56)

 

V_inv fiind o tensiune inversă apropiată de cea de străpungere. Atunci când V_inv = V_str, curentul creşte nelimitat.

            Prin creşterea exagerată a curentului se încălzeşte joncţiunea, şi după ce se străpunge are loc conducţia în ambele sensuri; deci nu mai este o conducţie unilaterală, şi deci joncţiunea p-n a fost distrusă.

            Atunci când regiunile de tip "p" şi "n" sunt puternic dopate, astfel încât lungimea zonei de trecere este mică, mult mai mică decât lungimea de difuzie a purtătorilor majoritari, se obţine efectul Zener, adică are foc o străpungere nedistructivă. În acest caz câmpul electric este foarte mare chiar la o tensiune de câţiva volţi (E = 10⁵ V/cm) şi va smulge electroni, contribuind la creşterea curentului invers. În cazul acestor joncţiuni puternic dopate, nu se produce multiplicarea în avalanşă, deoarece electronii nu întâlnesc alte particule în

regiunea de trecere.

            Ţinând  seama  de  acest  fenomen,   pentru  protecţia joncţiunilor p-n   se realizează regiuni de trecere mai mari printr-o dopare slabă, care vor suporta mai bine tensiunile inverse mari.

 

 

 

2.9. COMPORTAREA JONCŢIUNII PN ÎN REGIM VARIABIL LA SEMNALE MICI

 

 

Fie o diodă semiconductoare funcţionând într-un punct static de funcţiona dat, M, de coordonate V_AO şi I_A0.

 

 

Fig. 2-12

 

            În cazul în care tensiunea anodică are variaţii de joasă frecvenţă, în jurul valorii V_A0, mici în comparaţie cu tensiunea termică V_T adică

 

v_A(t) = V_A0 +    Dv_A(t)                                    (2.57)

 

Dv_A(t) = V_a sin wt                                    (2.58)

 

V_a<<V_T                                         (2.59)

 

spunem că este îndeplinită condiţia de semnal mic. În această situaţie se poate presupune că valorile instantanee ale curentului i_A(t) urmăresc tensiunea v_A(t) după aceeaşi lege de dependenţă ca mărimile statice, adică:

 

                              (2.60)

 

i_A(t) = i_A0 +      Di_A(t)                                    (2.61)

 

            Din punct de vedere grafic condiţia de semnal mic (2.59) este echivalentă cu aproximarea caracteristicii în jurul punctului static de funcţionare M cu tangenta la caracteristică în acel punct. Deci variaţia Di_A este determinată funcţie de V_A, prin intermediul pantei la caracteristica statică în M, adică:

 

                      (2.62)

 

                                    (2.63)

 

R_i fiind rezistenţa internă a diodei.

            Utilizând ecuaţia diodei ideale rezultă:

 

                             (2.64)

 

            Atunci când variaţia Dv_A(t) a tensiunii la bornele diodei este de frecvenţă ridicată, curentul prin diodă este determinat şi de capacităţile proprii ale joncţiunii: capacitatea de barieră C_b şi capacitatea de difuzie C_d schema echivalentă fiind dată în figura 2-13 a.

            Capacitatea de barieră corespunde sarcinii spaţiale acumulate în regiunea de trecere şi depinde de tensiunea V_A, în conformitate cu relaţia:

 

                                       (2.65)

 

unde C_b0 este capacitatea de barieră la joncţiunea nepolarizată.

 

 

Fig. 2-13

 

            Capacitatea de difuzie corespunde efectului acumulării de sarcină, datorită procesului   de   difuzie   a   purtătorilor   de   sarcină   în   regiunile   neutre   ale semiconductorului. Valoarea lui C_d depinde de punctul de funcţionare al diodei, fiind extrem de mică când joncţiunea este polarizată invers (vezi Fig. 2-15). La polarizare directă, rezistenţa internă R_j a diodei este foarte mică, astfel încât efectul capacităţilor C_b şi C_d poate fi neglijat (Fig. 2-13 b). La polarizarea  inversă,  rezistenţa  R_i este  foarte  mare,  deci  capacitatea joncţiunii, egală practic cu C_b, are un efect de şuntare, care nu poate fi neglijat

(Fig. 2-13 c).

 

               

 

Fig. 2-14                                      Fig. 2-15

 

 

 

2.10. DIODE SEMICONDUCTOARE

 

 

            Diodele semiconductoare sunt dispozitive electronice formate dintr-o joncţiune p-n şi două contacte ohmice (metal-semiconductor). Funcţie de structura şi de profilul de dopare cu impurităţi a domeniilor semiconductoare, rezultă o serie de proprietăţi specifice, puse în evidenţă la joncţiunea p-n. Aceste proprietăţi stau la baza realizării unei game foarte variate de diode semiconductoare: diode redresoare, diode stabilizatoare, diode de comutaţie, diode pentru frecvenţe înalte cu contact punctiform, diode tunel, diode varicap, fotodiode.

            La o diodă ideală, curentul invers se numeşte curent de saturaţie l_s şi este constant, depinzând de concentraţiile purtătorilor minoritari din cele două zone.

            Caracteristica teoretică a unei diode ideale este de forma:

 

                                         (2.66)

 

unde:

 

            V_A - tensiunea aplicată la borne

            k - constanta lui Boltzmann T - temperatura absolută (K)

            V_T = kT/q   tensiunea termică, se exprimă dimensional în volţi (25 mV la T=300K).

 

            Pentru tensiuni inverse mari în raport cu V_T, exp (qV_A / kT)<< 1 şi I_A = I_S .

 

            La   polarizarea   în   sens   direct,   dacă   V_A  >   V_T,            exp (qV_A / kT)<< 1 şi  I_A = I_S exp (qV_A / kT).

 

            Fie un circuit electric format dintr-o diodă înseriată cu o rezistenţă R şi o sursă de t.e.m. E.

 

 

Fig. 2-16

 

            Dându-se valorile E, R, precum şi caracteristica statică a diodei I_A = f (V_A), se cere curentul prin diodă şi tensiunea la bornele acesteia.

            Pentru rezolvarea problemei se utilizează caracteristica statică a diodei şi relaţia obţinută prin aplicarea teoremei a ll -a lui Kirchhoff:

 

l_A = f(V_A)                                       (2.67)

 

R×I_A + V_A = E                                    (2.68)

 

            Soluţia sistemului constituie curentul prin diodă şi tensiunea la bornele acesteia, în cadrul schemei analizate.

            Deoarece una din relaţii este dată în forma grafică, soluţia sistemului de ecuaţii se obţine grafic. Reprezentarea celei de a doua ecuaţii în planul I_A - V_A se numeşte dreapta statică de sarcină.

            Intersecţia dreptei statice de sarcină cu caracteristica diodei se numeşte punct static de funcţionare al diodei, coordonatele acestuia, I_a0 şi V_A0, reprezentând soluţia problemei.

 

 

 

2.11. CARACTERISTICILE DIODEI

 

 

            Analiza comportării electrice statice a diodelor cu joncţiuni p-n poate fi rezumată prin ecuaţia:

 

                                         (2.69)

 

            Aici coeficientul l_S este numit curent de saturaţie al diodei; constanta de proporţionalitate kT/q are dimensiunile unei tensiuni şi se numeşte tensiune termică (K - constanta lui Boltzman; q - sarcina electronului; T - temperatura absolută).

Comportarea diodei poate fi explicată şi prin caracteristicile statice.

 

 

Fig. 2-17                                      Fig. 2-18

 

            În figura 2-17 este ilustrată comportarea diodei în jurul lui V = 0, punându-se în evidenţă curentul invers, iar în figura 2-18 este redată caracteristica completă, corespunzătoare unor valori tipice pentru curentul direct.

            Această comportare poate fi descrisă în două moduri:

            - o diodă cu joncţiune permite ca într-o direcţie (conducţie directă) să treacă curenţi mari, dar permite un curent foarte mic în direcţie contrară (conducţie inversă). Dacă curentul de conducţie directă poate fi în domeniul de zeci de miliamperi sau sute de miliamperi. curentul invers este de obicei în domeniul nanoamperilor adică cu şase ordine de mărime mai mic;

            - o diodă cu joncţiune permite o cădere mare de tensiune în cazul polarizării inverse, dar numai o foarte mică cădere de tensiune în cazul polarizării directe. Dacă tensiunea inversă poate fi de câteva sute de volţi, tensiunea directă este rareori mai mare decât câteva zecimi de volt.

            Având în vedere diferenţele foarte mari între comportarea în polarizare directă şi cea inversă, o caracterizare aproximativă a diodei cu joncţiuni este suficientă în multe aplicaţii. Dacă dioda este utilizată într-un circuit în care curenţii sunt mari în comparaţie cu curentul invers, iar tensiunile sunt mari în comparaţie cu tensiunea directă, dioda poate fi modelată prin următoarea pereche de ecuaţii:

 

v = 0 pentru i > 0                                       (2.70)

 

i = 0 penîru v < 0                                       (2.71)

 

            Acest model neglijează atât căderea de tensiune directă, cât şi curentul invers al diodei. Modelul diodei definit de aceste ecuaţii este denumit diodă ideală liniarizată pe porţiuni.

            Simbolul de circuit şi caracteristica I / V a elementului de circuit idealizat este:

 

 

Fig.2-19

 

            Dioda liniară pe porţiuni nu permite cădere de tensiune când curentul este pozitiv şi nici scurgere de curent când tensiunea este negativă. Altfel spus, dioda liniară pe porţiuni se reduce la un scurtcircuit când curentul este pozitiv şi la un circuit deschis când tensiunea este negativă. Direcţia curentului este aceeaşi cu direcţia săgeţii din simbol.

            Un model mai complex al diodei se obţine dacă ţinem cont de căderea de tensiune pe o joncţiune p-n în conducţie directă.

            Pentru ca să devină sensibil curentul prin diodă, tensiunea în sens direct trebuie să crească în sens direct cu câteva zecimi de volt. Deasupra acestui prag curentul în sens direct creşte rapid cu tensiunea. Pragul de tensiune V₀ care apare în modele este de obicei în domeniul 0,2 - 0,4 V pentru diodele cu germaniu şi în domeniul 0,5 -0,7 V pentru diodele cu siliciu. În modelul următor s-a ţinut cont atât de tensiunea de prag V₀ cât şi de conductanţa diodei, G (figura 2-20).

 

 

Fig. 2-20

 

 

 

2.12. TIPURI DE DIODE SEMICONDUCTOARE

 

 

2.12.1. DIODA REDRESOARE

 

 

            Utilizează proprietatea joncţiunii p-n de a conduce curentul, practic numai atunci când este polarizată direct.

            Se construiesc din Ge sau Si trebuind să aibă caracteristici cât mai apropiate de caracteristica ideală.

            Diodele de putere medie şi mare au o construcţie care permite montarea lor pe radiatoare, în vederea creşterii suprafeţei de disipare a căldurii.

            Parametri:

            - Curentul mediu redresat I₀, reprezintă valoarea medie a curentului direct, calculată pe o perioadă completă pentru redresarea monoalternanţă monofazată.

            - Curentul direct de vârf respectiv I_FRM, reprezintă valoarea maximă a curentului direct în regim permanent, incluzând toate componentele repetitive şi excluzându-le pe cele nerepetitive. Acest curent apare fie datorită unor deformaţii permanente ale undei redresate, fie în cazul redresoarelor cu sarcină capacitivă. De regulă diodele pot prelua astfel de curenţi de până la (4 -:- 10) I₀.

            - Tensiunea inversă de vârf repetitivă V_RRM, reprezintă valoarea maximă a tensiunii inverse instantanee, incluzând toate componentele repetitive.

            - Tensiunea de străpungere V_br, reprezintă tensiunea inversă V_R pentru care curentul invers I_R devine mai mare decât valoarea specificată I_BR.

            - Tensiunea inversă continuă V_R, tensiunea pe care o poate suporta dioda, mai mică decât V_BR şi căreia îi corespunde I_R.

            - Temperatura maximă a joncţiunii, T_jmax.

            - Rezistenţa termică R_th, care determină transferul de căldură în exterior. Curentul invers la Si este mult mai mic decât la Ge datorită lăţimii mai mari a benzii interzise.

 

 

Fig. 2-21

 

            Căderea de tensiune directă este cuprinsă între (0,1 -:- 0,3) V ta Ge şi (0,6 + ) V la Si, pentru valori mici şi medii ale curenţilor direcţi. Pentru valori mari şi arte mari ale curenţilor direcţi, căderile de tensiune pot ajunge până la 0,7 V la Ge 1,4 V la Si (Fig. 2-21).

            Tensiunea de străpungere este determinată de lăţimea regiunii de trecere, poate fi controlată prin profilul de impurităţi şi geometria structurii semiconductoare. Diodele din Si se pot realiza cu tensiuni de străpungere mai mari ca cele din Ge. Temperatura de lucru maximă admisă pentru joncţiune este de 200 -:- 220 °C la Si şi 85 – 90 °C la Ge.

            Diodele redresoare se utilizează până la frecvenţe de cca.     10 -:- 20 kHz, deoarece la frecvenţe mai înalte capacitatea de barieră produce un puternic efect de şuntare a rezistenţei interne, şi proprietăţile de redresare sunt diminuate, sau chiar dispar.

 

 

           

2.12.2 DIODE REDRESOARE RAPIDE

 

 

            Deoarece trecerea diodei din starea de conducţie, la un curent l_F, în starea blocată la un curent I_R, nu are loc instantaneu, fiind necesar un timp pentru sarea purtătorilor, se defineşte timpul de comutare invers t_rr:

 

Fig. 2-22

 

            Obişnuit timpul de comutare invers este mai mare de 10ms. In echipamente pentru comutare rapidă, în surse de alimentare fără transformator şi în televizoare, sunt necesare diode cu timp de comutare invers mic (0,1 -:- ms). Acestea sunt diodele rapide.

            Construcţia lor este asemănătoare, dar la aceeaşi capsulă corespund puteri mai mici.

 

 

 

2.12.3. DIODE DE COMUTARE

 

 

            Se pot realiza cu joncţiuni, prin tehnologia planar epitaxială, prin contacte metal - semiconductor (diode Schottky) sau cu contact punctiform.

            Diodele de comutare planar - epitaxiale au o construcţie specială: zona n slab dopată cu impurităţi, este foarte îngustă şi dopată cu atomi de aur în vederea măririi vitezei de recombinare a purtătorilor minoritari proveniţi prin difuzie.

            Aceste particularităţi au ca efect micşorarea timpilor de trecere din starea de conducţie în starea de blocare şi invers (valori uzuale de ordinul ns sau zeci de ns).

            Servesc la comutarea benzilor de frecvenţă sau de canale, în aparatele de radio şi televiziune. Constituie echivalentul electronic al contactelor mecanice ale comutatoarelor de canale.

            În conducţie la un curent direct de (2 -:- 10) mA au o rezistenţă dinamică r_f foarte mică, sub 1W la 100 MHz, în serie cu inductanţa neglijabilă a terminalelor.

 

 

 

            În această stare ele înlocuiesc contactului mecanic închis (Fig. 2-24.a).

 

 

Fig 2-24

 

            La polarizare inversă, la o tensiune de cca 15V, dioda se comportă ca o rezistenţă foarte mare (> 1MW) în paralel cu capacitatea totală a diodei (1-:-2 pF). În această stare ea materializează contactul deschis. La IPRS Băneasa se produc tipurile de diode de comutare: BA243, BA244 etc.

 

 

 

2.12.4. DIODE CU CONTACT PUNCTIFORM

 

 

 

Fig 2-25

 

            Sunt diode de mică putere utilizate în circuitele de detecţie şi de comutare.

            Pe suprafaţa materialului semiconductor de tip n se fixează vârful unui fir de wolfram. În procesul de fabricaţie se transmite prin dispozitiv un impuls de curent, de valoare mare, care modifică tipul de conductibilitate a semiconductorului în jurul vârfului de wolfram.

            Se formează astfel o microjoncţiune p-n, de suprafaţă foarte mică (cca. 10^-4 mm²), având capacitatea de barieră mai mică de 1pF, ceea ce permite utilizarea, diodei în circuitele de detecţie, la frecvenţe înalte, precum şi în circuitele de comutare.

 

 

 

1.12.5. DIODE VARICAP

 

 

            Acestea sunt diode care utilizează dependenţa capacităţii de barieră a unei joncţiuni de tensiunea inversă de polarizare aplicată V_R, în scopul materializării unei capacităţi variabile. Se construiesc în aşa fel, încât capacitatea de barieră să fie cât mai mare şi să aibă o dependenţă dorită cu tensiunea inversă aplicată.

            Materialul semiconductor utilizat este Si, iar joncţiunea se realizează prin dublă difuzie.

            Se urmăreşte realizarea unei valori foarte mari a rezistenţei interne Ri, astfel ca efectul acesteia în schema echivalentă a diodei să fie neglijabil.

 

 

Fig. 2-26

 

            Variaţia capacităţii cu tensiunea este dată de relaţia:

 

                                   (2.72)

 

unde:

 

C₃ - capacitatea joncţiunii la tensiunea inversă

V_R = 3V

V_D = 0,7V pentru dioda cu Si

n - coeficient subunitar (0,33 la diodele redresoare obişnuite; 0,75 la diodele pentru acordul circuitelor oscilante RC)

 

Variaţia tipică ta o diodă de acord:

 

 

Fig. 2-27

 

            În afară de acordul circuitelor oscilante se mai folosesc la recepţia UUS şi TV, precum, şi la controlul automat al frecvenţei CAF (AFC). Pentru realizarea unor circuite oscilante de calitate are importanţă deosebită factorul de calitate q.

            Pentru definirea lui utilizăm schema echivalentă la frecvente înalte:

 

 

 

Fig. 2-28

 

Aici:

 

            L_S - reprezintă inductivitatea firelor de conexiune

            R_S - rezistenţa echivalentă serie de pierderi a diodei

            C_TOT - capacitatea totală a diodei compusă din C_j (a joncţiunii) şi C_j (la terminale).

 

            Fiecare diodă caracterizată de o frecvenţă de tăiere f₀, la care rezistenţa serie parazită este egală cu reactanţa capacitivă a joncţiunii:

 

                                 (2.73)

 

Factorul de calitate este definit prin relaţia:

 

                           (2.74)

 

            Se vede că la f = f_c , factorului de calitate Q = 1. Rezistenţa serie de pierderi variază şi ea cu frecvenţa. Obişnuit Q depinde de frecvenţă după o curbă ca cea figură:

 

 

Fig. 2-29

 

            L_S şi C_TOT determină frecvenţa rezonanţă serie a diodei:

 

                              (2.75)

 

            Principalele elemente de catalog pentru alegerea diodelor varicap:

 

            - C_TOT care se indică la o tensiune mică (3V) şi la o tensiune inversă mare V_R =25 KV

            - raportul de capacitate al diodei

 

    valori     (2 -:- 30)                    (2.76)

 

            Cele cu y = 30 folosite pentru benzi UM şi mai mici; y = 5 -:- 6 folosite pentru ord în UUS şi TV, iar cele cu y = 2 pentru CAF.

 

            - rezistenţa serie a diodei r_S se indică la o anumită frecvenţă şi variază între 0,25 şi 20

            - f_C - frecvenţa de tăiere

            - f₀ - frecvenţa de rezonanţă serie

            - L_S - în mH sau nH

            - V_BR = 25 -:- 30 V tensiunea de străpungere

            - I_R - curentul invers la o tensiune apropiată de V_BR

            - variaţia împerecherii diodelor de lot ± (1 -:- 3) %.

 

            Câteva din diodele de acest tip ce se produc la noi sunt: BB139, BB125, BB126 etc.

 

 

 

2.12.6. DIODE TUNEL

 

 

            Diodele tunel au o caracteristică electrică în polarizare directă în formă de N, ilustrată în figura 2-30.a.

 

 

Fig. 2-30

 

            Elementul de noutate îl constituie porţiunea P-V a caracteristicii, care prezintă rezistenţa diferenţială negativă. Constructiv, dioda tunel este o joncţiune p⁺n⁺, adică are concentraţii mari de impurităţi în ambele regiuni. Datorită concentraţiilor mari de impurităţi, nivelul Fermi din regiunea p (E_Fp) intră în banda de valenţă, iar nivelul Fermi din regiunea n (Ep_n) intră în banda de conducţie. În acelaşi timp_: regiunea de sarcină spaţială are o lăţime foarte mică (regiunea barierei de potenţial este foarte îngustă). Apare ca urmare posibilitatea trecerii electronilor din banda de conducţie a regiunii "n", prin efect tunel direct în bandaj de valenţă a regiunii "p" (la energie constantă). Curentul corespunzător, i_tunel, se adună curentului obişnuit al joncţiunii p-n (linia întreruptă 0V). Acest curent există numai la tensiuni directe mici, pentru care se asigură "suprapunerea" celor două benzi energetice.

            Electronul ajuns prin efect tunel în regiunea "p", se află de la început în banda de valenţă, deci nu mai este supus proceselor de recombinare. Din această cauză, diodele tunel au o viteză de comutaţie foarte mare.

 

 

 

2.12.7. DIODE STABILIZATOARE DE TENSIUNE

 

 

            Numite şi diode de străpungere sau diode Zener, utilizează proprietatea jonncţiunii p-n de a avea o tensiune inversă aproximativ constantă la borne, atunci lucrează in regiunea de străpungere, la creşterea curentului prin dioda.

 

Fig. 2-31

 

            Se realizează din Si, deoarece acesta prezintă o serie de avantaje faţă de Ge (vezi Fig. 2-21.c):

 

            - curentul invers înainte de intrarea în regiunea de străpungere mult mai mic;

            - intrarea în străpungere se face brusc, începând de la valori mici ale curentului;

            - caracteristica inversă este aproape verticală;

            - rezistă la temperaturi mai mari.

 

            Prin dopare puternică semiconductoarele obţinute au V_str mică, tar creşterea curentului la străpungere foarte mare. Se observă că tensiunea ce cade pe ele rămâne practic constantă într-un domeniu larg de variaţie a lui I_R.

            La tensiuni 5 -:- 5,5 V, coeficientul de temperatură a_Vz este foarte mic, de ordinul (1 -:- 2) × 10⁴/°C. La tensiuni mai mici este negativ şi creşte în valoare cu scăderea tensiunii. La tensiuni mai mari este pozitiv şi creşte cu tensiunea stabilizată.

            Dacă se urmăreşte obţinerea unei tensiuni stabilizate cât mai constante cu temperatura se recomandă utilizarea unor tensiuni care conduc la valori minime ale lui a_Vz, fie conectarea în serie a două diode cu coeficient de temperatură de semn opus.

            Uneori în serie cu dioda Zener, cu coeficient pozitiv de temperatura, se poate lega o diodă redresoare polarizată direct. Pentru a se obţine tensiuni stabilizate, de valoare diferită de ale diodelor Zener disponibile, se poate recurge la legarea serie a mai multor diode, tensiunea de străpungere rezultată (V_BR) fiind suma tensiunilor de străpungere individuale.

 

 

Fig. 2-32

 

            Niciodată pentru preluarea unui curent mai mare nu trebuie conectate mai multe diode Zener în paralel, deoarece ele nu au exact aceeaşi tensiune de străpungere, aşa încât cea cu tensiune mai mică va prelua tot curentul, şi supraîncâlzindu-se se va distruge.

            Multe diode Zener, lucrând în regiunea de străpungere, generează zgomot într-o banda largă de frecvenţe, aşa încât se recomandă conectarea unui condensator în paralel cu dioda.

            Condensatorul electrolitic, având capacitate mare, atenuează zgomotele foarte joase, pe câtă vreme condensatoarele nepolarizate, zgomotele foarte înalte.

            Pentru a preveni avalanşa termică sunt luate măsuri constructive de evacuare rapidă a căldurii de la joncţiune către suprafaţa exterioară.

 

 

Fig. 2-33

 

            Proprietatea tensiunii inverse de străpungere de a nu varia cu intensitatea curentului invers I_R este utilizată pentru realizarea unor tensiuni de referinţă sau pentru stabilizarea tensiunii.

 

            Parametrii:

 

            - V_BR - tensiunea nominală de stabilizare V_ZT, care variază de la un tip de diodă la altul şi se măsoară la un anumit curent continuu invers I_ZT, numit curent de control.

            - tensiunea de stabilizare V_ZT variază între anumite limite pentru diodele cu acelaşi simbol, limite de asemenea prescrise în cataloage.

            - rezistenţa dinamică de stabilizare

 

r_ZT = d_VZ/d_IZ                                     (2.77)

 

            Variază funcţie de construcţia diodei între (25 -:- 2000) W. Cu cât este mai I, cu atât tensiunea stabilizată se menţine mai constantă.

 

- puterea maximă disipată P_max; variază între 0,3 şi zeci de waţi.

 

(P_max = V_Z × I_Zmax)                               (2.78)

 

- domeniul de curenţi I_zmin/ l_zmaX în care se asigură stabilizarea tensiunii.

I_Zmin este necesar pentru a trece de zona neliniară a caracteristicii (1 -:- 10 mA). I_Zmax este limitat de puterea maximă disipată pe dioda (50 mA -:- 2 A).

 

- coeficientul de temperatură al tensiunii de stabilizare a_Vz, caracterizează dependenţa tensiunii stabilizate de temperatură

 

                                  (2.79)

 

Se exprimă în procente pe °C.

            La o construcţie dată de diodă coeficientui a_Vz depinde de tensiunea stabilizată. Serveşte la calculul temperaturii de regim sau la evaluarea puterii pe care o poate disipa dioda.

            În cele mai multe cazuri, caracteristica la străpungere este virtual verticală i că rezistenta statică R_z = 0.

 

 

Fig. 2-34

 

            În figura 2-34.a este redat modelul diodei Zener în curent continuu, iar în figura 2-34. b modelul la semnal mic.

            Rezistenţa dinamică r_zT este inversa pantei  caracteristicii volt-amper în domeniul de funcţionare. Ea arată că schimbarea în curentul de funcţionare Dl_z duce la o schimbare în tensiunea de funcţionare DV_Z prin:

 

DV_Z= r_zT ×Dl_z                                                (2.80)

 

            Ideal, r_zT = 0, corespunzând la o caracteristică verticală în regiunea de străpungere. Pentru valori ale lui V_Z de ordinul a câţiva volţi,  r_zT este de ordinul a câţiva ohmi. Oricum pentru curenţi mai jos de l_zmin, pe cotul curbei, r_zT  poate fi în domeniul de sute de ohmi. Aceste valori ale lui r_zT sunt de asemenea obţinute

pentru V_z > 10 V şi la nivele de tensiune joase, în particular pentru curenţi sub 1 mA.

            Capacitatea diodei de străpungere este capacitatea de tranziţie şi deci variază, invers la aceeaşi putere, cu tensiunea. Cum C_T este proporţional cu aria secţiunii transversale a diodei, diodele au capacităţi într-un domeniu larg (obişnuit 10- 10000pF).

 

 

Fig. 2-35

 

            Cel mai comun, dioda Zener se conectează în paralel cu sarcina R_L, iar tensiunea de intrare V_g se aplică prin intermediul rezistenţei R_g. Valoarea acestei rezistenţe se alege astfel ca dioda să lucreze în regiunea de stabilizare pentru întreg domeniul de variaţie a tensiunii de intrare şi a curentului de sarcină.

            Dioda Zener este folosită pentru a menţine o tensiune ieşire constantă, V₀ = V_Z independent de variaţiile rezistenţei de sarcină R_L şi tensiunea neregulată V_g > V_Z.

            În circuitul echivalent am considerat R_Z = 0 şi deci

 

I_Z = I_S - I_L = (V_S-V_Z) / R_g – (V_Z/R_L)  [A]                 (2.81)

 

            Se  observă  că I_L = V_Z/R_L creşte  (descreşte)  cu  descreşterea   (creşterea; rezistenţei de sarcină.

            Oricum, l_S este independent de R_L. Prin urmare l_Z se modifică cu variaţiile sarcinii, dar ieşirea rămâne constantă, la V_z. Domeniul lui l_z este limitat atât la valori superioare cât şi inferioare.

            Limitarea superioară a lui l_z rezultă din puterea de disipare maximă capabilă a fi suportată de diodă. Curentul l_zmin reprezintă valoarea cea mai coborâtă a curentului prin dioda pentru care reglarea are loc. Mai jos de l_zmin reglarea este înrăutăţită şi tensiunea de ieşire deviază de la valoarea V_Z.

            Domeniul permis de valori pentru l_z limitează valorile sarcinii pentru care reglarea este atinsă. Pentru o diodă dată, aceste limite ale lui l_Z sunt de asemenea impuse de valorile minime şi maxime ale lui V_g pentru funcţionarea circuitului propriu-zis.

 

Back                                                       Cuprins                                                 Forward