Podstawy elektroniki
i energoelektroniki
2. ZŁĄCZA
PÓŁPRZEWODNIKOWE
Podstawy elektroniki
i energoelektroniki
2. ZŁĄCZA
PÓŁPRZEWODNIKOWE
W stanie równowagi termodynamicznej tj. gdy z zewnątrz nie przyłożono żadnego pola
elektrycznego, w pobliżu styku obszarów P i N swobodne nośniki większościowe dyfundują, co
spowodowane jest różnicą
koncentracji nośników.
Gdy elektrony przemieszczą
się
do obszaru typu
P, natomiast dziury do obszaru typu N pojawia się
rekombinacja
z nośnikami większościowymi,
które nie przeszły na drugą
stronę
złącza
.
Rekombinacja „łączy”
elektrony z dziurami, co
powoduje "unieruchomienie" tych dwu swobodnych nośników.
Następuje redukcja nośników
swobodnych po obu stronach złącza, i pojawienie się
nieruchomych jonów: ujemnych
(akceptorowych) i dodatnich (donorowych). Jony te wytwarzają
pole elektryczne, które
zapobiega dalszej dyfuzji
nośników
większościowych.
Mówimy, że w pobliżu złącza powstaje
warstwa ładunku przestrzennego
, nazywana też
warstwą
zubożoną
(tj. praktycznie nie
posiadającą
swobodnych nośników) lub
warstwą
zaporową
.
E
Z
Z
łą
łą
czem p
czem p
-
-
n nazywamy obszar p
n nazywamy obszar p
ó
ó
ł
ł
przewodnika, w kt
przewodnika, w kt
ó
ó
rym
rym
nast
nast
ę
ę
puje zmiana przewodnictwa z typu p na typ n.
puje zmiana przewodnictwa z typu p na typ n.
Właściwości złącza zależą
od rodzaju użytego półprzewodnika
(homozłącze) lub półprzewodników tworzących tzw. heterozłącze, typu
domieszek
i ich rozkładu
(rodzaju zastosowanej technologii).
Z punktu widzenia technologii wytwarzania złącza dzielimy na dyfuzyjne
implantowane, epitaksjalne.
p
n
j
x
d
N
(x)
N
a
)
0
(
N
a
x
a
N
d
N
d
a
-N
N
j
x
x
Rys.2.8. Przykład złącza
dyfuzyjnego i
skokowego otrzymanego
metodą
epitaksji
Stan r
Stan r
ó
ó
wnowagowy z
wnowagowy z
łą
łą
cza
cza
Jak już
opisano bezpośredni kontakt obszarów n oraz p prowadzi do wzajemnej dyfuzji
nośników -
elektronów do obszaru typu p i dziur do obszaru typu n, na skutek istniejących
gradientów koncentracji. W efekcie po obu stronach złącza technologicznego powstają
warstwy
nieruchomego ładunku przestrzennego (jony + i -) tworzące warstwę
dipolową. W
półprzewodniku typu p powstanie warstwa ładunku ujemnego zjonizowanych akceptorów, a w
półprzewodniku typu n warstwa ładunku dodatniego zjonizowanych donorów, rys.2.9.
Rys.2.9. Warstwa dipolowa ładunku przestrzennego dla złącza skokowego p-n; w obszarze d
p
+d
n
brak jest
ładunków swobodnych (obszar zubożony)
Całkowity ładunek warstwy dipolowej musi być
jednak równy zero, co dla złącza
przedstawionego na rys.2.9 daje:
(2.8)
Równanie (2.8) określa głębokość
wnikania warstwy ładunku przestrzennego w obszar półprzewodnika. Wnikanie to
jest tym większe, im mniejsza jest koncentracja domieszki w danym obszarze.
a
-qN
d
qN
n
d
q(x)
x
p
d
0
=
−
a
p
d
n
N
qd
N
qd
Wbudowane pole elektryczne kierunkuje prądy unoszenia elektronów i dziur, które są
skierowane przeciwnie
do prądów dyfuzyjnych. W stanie równowagi prądy dyfuzyjne i unoszenia muszą
się
równoważyć.
Z analizy domieszkowania można wyliczyć
wysokość
bariery potencjału:
(2.10)
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
=
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
=
p
n
p
n
p
p
q
kT
n
n
q
kT
ln
ln
0
ψ
Rys.2.10. Pole elektryczne „wbudowane”
(a);
potencjał
wytworzony w skokowym złączu p-n
w wyniku istnienia ładunku dipolowego (b);
max
E
E(x)
0
p
d
n
d
x
V(x)
(a)
(b)
k
V
p
V
x
x
j
ψ
0
=
−
V
V
k
p
p
n
ψ
0
-
bariera potencjału.
Dla złącza skokowego (rozkład ładunku jak na rys.2.9), przebiegi przedstawione na rys.2.10.
Stan r
Stan r
ó
ó
wnowagowy z
wnowagowy z
łą
łą
cza
cza
Przepływ nośników większościowych
przez
złącze zachodzący
pod wpływem
dyfuzji
nazywany jest
prądem dyfuzyjnym
(czasem
prądem rekombinacji
).
Przez złącze
pod wpływem pola ładunku przestrzennego
przepływać
mogą
również
nośniki mniejszościowe
– stanowią
one
prąd unoszenia
(lub inaczej prąd generacji) a
jego zwrot jest przeciwny do zwrotu prądu dyfuzyjnego.
Pole elektryczne ładunku przestrzennego jest reprezentowane przez barierę
potencjału.
W złączu niespolaryzowanym jest to
napięcie dyfuzyjne
, którego wartość
zależy głównie od
rodzaju półprzewodnika, koncentracji domieszek i temperatury. Napięcie dyfuzyjne zmniejsza się
wraz ze wzrostem temperatury o ok. 2,3 mV/K.
Rozp
Rozp
ł
ł
yw pr
yw pr
ą
ą
d
d
ó
ó
w
w
w z
w z
łą
łą
czu
czu
niespolaryzowanym:
niespolaryzowanym:
Dziurowy prąd dyfuzji
Elektronowy prąd dyfuzji
Wypadkowy prąd dyfuzji
półprzewodnik „p”
półprzewodnik „n”
Przep
Przep
ł
ł
yw pr
yw pr
ą
ą
du przez z
du przez z
łą
łą
cze p
cze p
-
-
n
n
Złącze niespolaryzowane
W
stanie równowagi (brak napięcia zewnętrznego) prąd wypadkowy przez
złącze jest równy zero, rys.2.11.
Rys.2.11. Złącze p-n
w stanie równowagi (U = 0)
Prąd dyfuzyjny elektronów j
Dn
(prąd nośnikow
większościowych) jest równoważony
przez prąd unoszenia elektronów j
Un
(prąd nośników mniejszościowych) oraz prąd
dyfuzyjny dziur j
Dp
jest równoważony przez prąd unoszenia dziur j
Up
.
W przypadku
złącz wykonanych z krzemu napięcie U
D
w temperaturze pokojowej ma wartość
rzędu
0,6-0.8 V, natomiast dla złącz germanowych wynosi ok. 0,2-0,3 V.
C
W
F
W
V
W
D
qU
p
n
p
D
j
n
D
-j
p
U
j
n
U
-j
Przep
Przep
ł
ł
yw pr
yw pr
ą
ą
du przez z
du przez z
łą
łą
cze p
cze p
-
-
n
n
Z
Z
łą
łą
cze spolaryzowane zaporowo
cze spolaryzowane zaporowo
Przyłożenie
napięcia zaporowego
do złącza p-n (rys.2.12) powoduje
wzrost i poszerzenie bariery potencjału
dla nośników większościowych
czyli
zanik prądu dyfuzyjnego
nośników większościowych. Prąd nośników
mniejszościowych (
generacji termicznej
) praktycznie nie zmienia się
i
decyduje o tzw. prądzie zaporowym
.
Jeżeli zaniedba się
zjawiska generacji i rekombinacji nośników w
samym złączu
p-n, co jest
dobrym przybliżeniem dla złącz cienkich,
wyrażenie na prąd płynący przez złącze
spolaryzowane w kierunku zaporowyym
przybiera kształt
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
=
1
T
S
n
U
I
I
ϕ
exp
gdzie U
jest napięciem polaryzacji złącza, a n
jest tzw. współczynnikiem nieidealności złącza o
wartościach nieco większych od jedności. Współczynnik n
został
wprowadzony, aby upodobnić
charakterystykę
idealnego złącza p-n do złącz rzeczywistych we współczesnych technologiach.
φ
T
= kT/q=26 mV
dla T=300 K
n
C
W
p
F
W
V
W
p
U
j
n
U
-j
n
F
W
p
d
n
d
qU
q
U
(
)
ψ
0
+
p
n
Z
Z
łą
łą
cze spolaryzowane w kierunku przewodzenia
cze spolaryzowane w kierunku przewodzenia
Bariera potencjału zmniejsza się
i zwęża. B
ez przeszkód
następuje dyfuzja
wszystkich nośników większościowych
z obszaru N do P i z P do N. Te dodatkowe
nośniki (nazywane wstrzykniętymi nośnikami mniejszościowymi) częściowo
rekombinują
z nośnikami większościowymi w danym obszarze. Dlatego prąd dyfuzji
jest czasem nazywany prądem rekombinacji. Ale do i ze
źródła zasilania dopływają
wciąż
nowe nośniki większościowe (pod wpływem pola zewnętrznego), zatem
dyfuzja nie zatrzymuje się
i w
efekcie w obwodzie płynie prąd dyfuzyjny
i
praktycznie całkowicie pomijalny prąd unoszenia nośników mniejszościowych
(generacji par dziura-elektron.
Pr
Pr
ą
ą
d diody rzeczywistej w kierunku przewodzenia
d diody rzeczywistej w kierunku przewodzenia
składa się
głównie z dwóch prądów: generacji (unoszenia)
i dyfuzyjnego (3.1):
gdzie:
I
GR
0
-zerowy prąd generacyjno-rekombinacyjny w obszarze złącza p-n przy u
D
=u
F
→0,
I
s
- prąd rewersyjny nasycenia nośników mniejszościowych przy
u
R
≡u
D
≤0,
r
S
-
rezystancja szeregowa diody,
U
T
-
potencjał
termiczny elektronów: U
T
=kT/q
( 25,8 mV
w 300 K),
u
D
-i
D
r
S
-
napięcie bezpośrednio na złączu, przeciwne napięciu dyfuzyjnemu
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
+
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
=
1
1
2
0
T
S
D
D
S
T
S
D
D
GR
D
U
r
i
u
I
U
r
i
u
I
i
exp
exp
W diodach krzemowych
przy u
D
>16 U
T
dominuje już
prąd dyfuzyjny (rów. Shockley’a):
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
=
1
exp
T
S
D
D
S
D
U
r
i
u
I
i
Dla jeszcze większych napięć
można przyjmować:
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
=
T
D
S
D
U
u
I
i
exp
)
ln(
S
D
T
D
I
i
U
u
=
lub przy poszukiwanym napięciu:
lub przy poszukiwanym napięciu:
S
D
S
D
T
D
r
i
I
i
U
u
+
+
=
)
1
ln(
D
I
]
[V
U
D
BR
U
D
I
D
u
Δ
]
[ A
μ
D
U
]
[mA
0
I
D
I
Δ
sz
D
D
r
I
U
+
D
D
S
I
U
R
=
r
du
di
n
I
I
n
I
d
D
D I
T
D
S
T
D
D
≡
=
+
≈
ϕ
ϕ
-
-
d
d
iod
iod
a rzeczywista
a rzeczywista
i
I
u
n
I
u
n
D
S
D
T
S
D
T
=
⎛
⎝
⎜
⎞
⎠
⎟ −
⎡
⎣
⎢
⎤
⎦
⎥ ≈
⎛
⎝
⎜
⎞
⎠
⎟
exp
exp
ϕ
ϕ
1
I
I
S
S
-
-
pr
pr
ą
ą
d nasycenia diody
d nasycenia diody
r
sz
-
rezystancja poza złączowych obszarów diody
-
rezystancja statyczna
-
rezystancja dynamiczna
Charakterystyka diody z
Charakterystyka diody z
łą
łą
czowej
czowej
Interpretacje:
PARAMETRY
PARAMETRY
diody bipolarnej
diody bipolarnej
U
RWM-
-
maksymalne napięcie wsteczne, które może być
wielokrotnie przykładane do diod
U
R-
-
maksymalne stałe napięcie wsteczne,
U
RSM-
-
maksymalne napięcie wsteczne, które niepowtarzalnie może być
przyłożone do dio
I
FSM
-
maksymalny prąd przewodzenia,
U
F
- napięcie przewodzenia przy stałym określonym prądzie,
I
R
- prąd wsteczny przy określonym napięciu rewersyjnym i temperaturze złącza T
j
.
P
a
-
moc admisyjna
Aby ocenić
przydatność
diody w układach elektronicznych określane są
jej maksymalne,
dopuszczalne oraz charakterystyczne prądy i napięcia (parametry):
i
D
[mA]
I
D
100
Δu
D
50
U
BR
u
R [V] 100 50
0,4 0,8 [V]
u
D
U
K
50
100
[
μA]
i
R
Linia mocy admisyjnej
a)
b)
I
BV
(I
0
)
i
D
r
S
i
R
U
BR
r
R
(I
GR0
)
A
K
A
K
Schemat zast
Schemat zast
ę
ę
pczy diody
pczy diody
rzeczywistej:
rzeczywistej:
a
a
) w kierunku
) w kierunku
przewodzenia,
przewodzenia,
b
b
) w kierunku
) w kierunku
zaporowym
zaporowym
Prąd rewersyjny
I
R
składa się
z
prądu rewersyjnego nośników
mniejszościowych I
0
,
prądu generacji-rekombinacji I
GR0
w warstwie zubożonej oraz prądu
upływności powierzchniowej.
Źródło napięciowe U
BR
reprezentuje napięcie przebicia
lawinowego o całkowitym prądzie
I
BV
R
R
ó
ó
ż
ż
ne
ne
Apro
Apro
ksy
ksy
ma
ma
cje
cje
R
R
ó
ó
wnania Diody
wnania Diody
•
(a) Dioda rzeczywista. (b) Aproksymacja
diody
idealnej,
(c)
Aproksymacja
ze stałym napięciem przewodzenia (0.6V),
(d)
Aproksymacja z uwzględnieniem
szeregowej
rezystancji
diody.
+
-
V
V
d
I
d
R
3.1. Model analityczny diody z
3.1. Model analityczny diody z
łą
łą
czowej
czowej
Rys.1. Obwód szeregowego połączenia diody z
rezystorem, zasilany źródłem napięcia stałego
R
I
V
V
d
d
+
=
(1)
Zwi
Zwi
ą
ą
zek pomi
zek pomi
ę
ę
dzy napi
dzy napi
ę
ę
ciem
ciem
V
V
d
d
panuj
panuj
ą
ą
cym na diodzie p
cym na diodzie p
ł
ł
yn
yn
ą
ą
cym
cym
przez ni
przez ni
ą
ą
pr
pr
ą
ą
dem wyra
dem wyra
ż
ż
a r
a r
ó
ó
wnanie
wnanie
Shockley
Shockley
’
’
a
a
:
:
)
1
(
'
−
=
T
d
V
V
s
d
e
I
I
(2)
gdzie
T
T
V
V
η
=
'
η
-współczynnik emisji złącza p-n (nieidealność złącza) nieco większy od 1,
T
V
-potencjał termiczny elektronów (
K
300
w
mV
26
/
=
=
q
kT
V
T
),
I
s
- prąd nasycenia.
)
1
ln(
'
+
=
s
d
T
d
I
I
V
V
(3)
3. Zastosowanie funkcji Lamberta w analizie matematycznej
3. Zastosowanie funkcji Lamberta w analizie matematycznej
uk
uk
ł
ł
ad
ad
ó
ó
w elektronicznych zawieraj
w elektronicznych zawieraj
ą
ą
cych z
cych z
łą
łą
cza p
cza p
-
-
n
n
}
3.1. Uog
3.1. Uog
ó
ó
lnione r
lnione r
ó
ó
wnanie diody
wnanie diody
+
-
V
V
d
I
d
R
Rys.1.
Związek pomiędzy napięciem V
przyłożonym do
połączenia opornik-dioda i natężeniem prądu płynącego
w tym obwodzie I
d
czy napięciem na diodzie V
d
(4)
)
( d
V
f
d
I
=
∨
V
d
= g(I
d
)
Posta
Posta
ć
ć
algebraiczn
algebraiczn
ą
ą
rozwi
rozwi
ą
ą
zania r
zania r
ó
ó
wna
wna
ń
ń
transcendentalnych (4)
transcendentalnych (4)
mo
mo
ż
ż
na uzyska
na uzyska
ć
ć
korzystaj
korzystaj
ą
ą
c z funkcji specjalnej
c z funkcji specjalnej
W
W
.
.
)
1
ln(
'
+
+
=
s
d
T
d
I
I
V
R
I
V
'
'
/
)
(
'
/
)
(
'
)
(
T
s
T
s
d
V
R
I
V
T
s
V
R
I
I
T
s
d
e
V
R
I
e
V
R
I
I
+
+
=
+
R
e
I
V
V
T
d
V
V
s
d
)
1
(
'
−
+
=
Równania transcedentalne nie mają
rozwiązań
w zakresie funkcji
elementarnych (algebraicznych). Zależności tych nie da się
przekształcić
za pomocą
funkcji elementarnych do wzorów w postaci jawnej:
}
Po uszeregowaniu stronami uzyskuje się
3. Zastosowanie funkcji
3. Zastosowanie funkcji
W
W
Lamberta do analitycznych bada
Lamberta do analitycznych bada
ń
ń
uk
uk
ł
ł
ad
ad
ó
ó
w elektronicznych zawieraj
w elektronicznych zawieraj
ą
ą
cych z
cych z
łą
łą
cza p
cza p
-
-
n
n
(5)
3.2. Rozwi
3.2. Rozwi
ą
ą
zanie uog
zanie uog
ó
ó
lnionego r
lnionego r
ó
ó
wnania diody
wnania diody
Z punktu widzenia uogólnionego równania diody poszukiwaną
gałęzią
funkcji W Lamberta, która spełnia jego założenia jest gałąź
podstawowa, ponieważ
tylko dla niej W
0
(x)=0 dla x=0.
Rozwiązanie uogólnionego równania diody I
d
(V) można zapisać
w postaci symbolicznej jak następuje:
s
V
R
I
V
T
s
s
s
T
d
I
e
V
R
I
W
R
V
V
I
T
s
s
−
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
=
+
)
(
)
(
'
0
'
'
gdzie:
'
)
(
0
T
V
V
s
e
I
V
I
≡
-
równanie diody idealnej (dla R
s
=0)
Uproszczone równanie diody (13) przy polaryzacji w kierunku
przewodzenia
(gdy I
d
>>I
s
):
> plot([eval(V, A=1),eval(Vd, A=1)],t=0..2);
(14)
Możliwe stało się łatwe uzyskanie
analitycznych zależności
charakteryzujących wiele
parametrów obejmujących obwody
z tranzystorami bipolarnymi
3.2. Rozwi
3.2. Rozwi
ą
ą
zanie uog
zanie uog
ó
ó
lnionego r
lnionego r
ó
ó
wnania diody
wnania diody
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
=
'
0
0
'
)
(
T
s
s
T
d
V
R
I
W
R
V
V
I
Pojemno
Pojemno
ść
ść
z
z
łą
łą
czowa diody
czowa diody
(polaryzacja zaporowa)
Ładunek zgromadzony w obszarze zubożonym zmienia się
wraz ze zmianami napięcia wstecznego.
dV
dQ
C
j
=
-10
-8
-6
-4
-2
0
2
0
0.5
1
1.5
2
2.5
3
m
bi
D
jo
j
V
C
C
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
=
φ
1
Pojemno
Pojemno
ść
ść
z
z
łą
łą
czowa (
czowa (
cd
cd
.)
.)
Zależność
wielkości pojemności złączowej [pF] od napięcia na diodzie [V]
bi
φ
-
potencjał
złącza (napięcie na złączu
przy braku polaryzacji zewnętrznej)
Pojemność
przy
zerowej polaryzacji
Rodzaj złącza
m=1/3 lub 1/2
×100
Bariera potencjału
Pojemno
Pojemno
ść
ść
dyfuzyjna
dyfuzyjna
(polaryzacja w kierunku przewodzenia)
(polaryzacja w kierunku przewodzenia)
Ładunki gromadzące się
w obu obszarach diody przy polaryzacji w
kierunku przewodzenia. Wraz ze zmianami napięcia zewnętrznego ładunek
tam zgromadzony ulega zmianie -
zjawisko można zamodelować
za
pomocą
pojemności zwanej dyfuzyjną
C
d
D
d
I
C
∝
dU
dQ
C
d
d
=
•
Zanim dioda bipolarna przełączy się
ze stanu przewodzenia
(klucz zamknięty) w stan zatkania (klucz otwarty)
musi nastąpić
usunięcie ładunku zgromadzonego w pojemności dyfuzyjnej
(z obszarów poza-złączowych)
Prze
Prze
łą
łą
czanie diody
czanie diody
t
rr
–czas odzyskania zdolności
przęłączania
do stanu zatkania
(
reverse
recovery
time
)
Dioda ze złączem PN
…………..cd
Diod
Diod
a ze z
a ze z
łą
łą
czem
czem
PN
PN
…………..cd
Schemat zast
Schemat zast
ę
ę
pczy dla w.cz.
pczy dla w.cz.
d
r
d
C
S
r
d
U
S
d
d
r
I
U
−
d
I
j
C
C = Cd +
C = Cd +
Cj
Cj
+ Co
+ Co
Ca
Ca
ł
ł
kowita pojemno
kowita pojemno
ść
ść
diody
diody
Co
Co
-
-
pojemno
pojemno
ść
ść
paso
paso
ż
ż
ytnicza
ytnicza
C
o
gdzie: IS -
prąd nasycenia w temperaturze nominalnej TNOM=27
o
C (I
S-
), N -
współczynnik
emisji (n) -
parametry komputerowe, które mają
w programie wbudowaną
wartość
–
SPICE
default
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
=
1
T
D
D
U
u
i
N
exp
IS
Model komputerowy diody (SPICE)
Model komputerowy diody (SPICE)
RS
+
≡ i
D
u
D
C
j
-
Model diody postaci schematu zastępczego w
SPICE/PSPICE
Model –
obiekt zastępczy reprezentujący wybrane cechy obiektu
rzeczywistego z zadowalającą
dokładnością.
Schematy zastępcze, równania, modele mieszane.
Modele dla różnych typów sygnałów i oznaczenia
I
B
; U
BE
-
składowe stałe
i
b
(t); u
be
(t) - składowe zmienne
i
B
(t); u
BE
(t) - wartości chwilowe
I
b
; U
be
– wartości zespolone
Modele: wielkosygnałowe, małosygnałowe statyczne, dynamiczne (stało-
lub zmienno-prądowe)
Diody Zenera
Diody Zenera
W diodach spolaryzowanych zaporowo występują
dwa mechanizmy przebicia
napięciowego różniące się
znakiem temperaturowego współczynnika stabilizacji napięcia
a) Przebicie Zenera
Pod wpływem bardzo
dużego natężenia pola elektrycznego
(gradientu
potencjału) 10
6
-10
8
[V/m] w obszarze złącza następuje
rozrywanie
wiązań
kowalentnych, (generacja par dziura –elektron)
a więc znaczne
zwiększenie ilości nośników mniejszościowych.
Im silniejsze
domieszkowanie tym przy mniejszym napięciu uzyskuje się
wystarczające
do rozrywania wiązań
natężenie pola E
.
Wzrost energii kinetycznej
nośników mniejszościowych ze wzrostem temperatury wspomaga
pole w wytwarzaniu dalszych nośników mniejszościowych czyli
mechanizm przebicia Zenera charakteryzuje się
ujemnym
współczynnikiem temperaturowym.
Obserwuje się
go dla diod o napięciach powyżej 7 woltów.
b) Przebicie lawinowe
b)
Przebicie lawinowe
Wskutek działania cieplnego generowana jest w złączu pewna niewielka
ilość
nośników mniejszościowych.
Nośniki mniejszościowe przy
odpowiednio dużym natężeniu pola E uzyskują
tak dużą
prędkość, że
zdarzając się
z obojętnymi atomami wytwarzają
pary dziura-elektron.
Ponieważ
elektrony są
bardziej ruchliwe większość
nowych nośnikowa
powstaje wskutek uderzeń
elektronów.
Aby zjawisko miało charakter
lawinowy elektrony muszą
osiągać
w czasie przejścia tzw. średniej drogi
swobodnej (średnia odległość
miedzy zderzeniami). wystarczającą
energię
do zjonizowania kolejnego atomu. Energia ta (kinetyczna) musi być
większa od energii pasma zabronionego
.
Wzrost temperatury zmniejsza
średnią
drogę
swobodną
i w efekcie musi być
wyższe napięcie
(natężenie) aby doprowadzić
do podtrzymania przebicia lawinowego.
Efekt dodatniego współczynnika temperaturowego, który charakteryzuje
przebicie lawinowe występuje dla diod o napięciach stabilizacji mniejszych
od 5 woltów.
Pomiędzy 5 a 6 woltów współczynnik temperaturowy diod
stabilizacyjnych jest zbliżony do 0 [V/K].
Diody Zenera
Diody Zenera
Diody Zenera
Diody Zenera
charakterystyka i parametry
charakterystyka i parametry
Z
U
ZK
U
Z
i
Z
u
Z
I
Z
i
Δ
Z
u
Δ
MIN
I
MAX
I
MAX
P
Z
Z
Z
r
I
U
=
Δ
Δ
rezystancja dynamiczna diody Zenera
Dioda Zenera spolaryzowana w kierunku przewodzenia
zachowuje się
jak zwykła dioda
V
out
= V
z
≅
4,7 V
α
500
500
=
⇔
Ω
=
α
ctg
R
TH
Obw
Obw
ó
ó
d z diod
d z diod
ą
ą
Zenera
Zenera
–
–
bez obci
bez obci
ąż
ąż
enia
enia
Obwód z modelem diody
do rozwiązania analitycznego
Rozwiązanie graficzne
Najprostszy stabilizator
Najprostszy stabilizator
bez obci
bez obci
ąż
ąż
enia tzn.
enia tzn.
R
R
L
L
=
=
∞
∞
Obwód z diodą
Zenera + obciążenie
Największa moc wydziela się
w diodzie Zenera
gdy napięcie wejściowe jest największe i
rezystancja obciążenia jest maksymalna
(prąd=0).
Moc ta musi być
mniejsza od mocy
dopuszczalnej stosowanej diody.
0
500
10
20
=
Ω
=
L
R
V
mA
Najprostszy stabilizator
Najprostszy stabilizator
z obci
z obci
ąż
ąż
eniem
eniem
R
R
L
L
Z
S
Z
we
Z
str
U
R
U
U
P
)
(
max
max
−
=
Z
Z
strZ
U
I
P
=
Z
str
dopZ
P
P
max
>
0
500
10
20
=
Ω
=
L
R
V
mA
Zastosowanie diody Zenera jako
Zastosowanie diody Zenera jako
ź
ź
r
r
ó
ó
d
d
ł
ł
a napi
a napi
ę
ę
cia odniesienia
cia odniesienia
w zasilaczu stabilizowanym
w zasilaczu stabilizowanym
Prostownik
Stabilizator
Obciążenie
Zasilacz niestabilizowany
Dzięki zastosowaniu tranzystora nie musi być
stosowana
dioda Zenera dużej mocy mimo stosowania dużych obciążeń.
Prąd w diodzie wystarczy, że jest nieco większy niż
I
Bmax
czyli około
β
razy mniejszy niż
wymagany prąd obciążenia.
Uwaga: Jest to piękny przykład wykorzystania tranzystora jako transformatora impedancji
(wtórnik) dla prądu stałego a także jako świetnego układu sterującego (małe zmiany prądu na
wejściu sterują
dużymi zmianami prądu na wyjściu a układ odniesienia pobiera mało mocy)
LITERATURA
„
„
Elementy i uk
Elementy i uk
ł
ł
ady elektroniczne
ady elektroniczne
”
”
, red. St. Kuta;
, red. St. Kuta;
„
„
Uk
Uk
ł
ł
ady p
ady p
ó
ó
ł
ł
przewodnikowe
przewodnikowe
”
”
U. Tietze, Ch.
U. Tietze, Ch.
Schenk
Schenk
„
„
Sztuka Elektroniki
Sztuka Elektroniki
”
”
t1, t2 Horowitz,
t1, t2 Horowitz,
Hill
Hill
Elementy i uk
Elementy i uk
ł
ł
ady p
ady p
ó
ó
ł
ł
przewodnikowe
przewodnikowe
Alley
Alley
,
,
Atwood
Atwood
R
R
ó
ó
wnanie
wnanie
Diod
Diod
y
y
Ideal
Ideal
nej
nej
(
(
Shockley
Shockley
’
’
a
a
)
)
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
=
=
1
kT
qV
s
TOTAL
D
D
e
I
A
J
I
q
kT
V
for
e
I
I
D
kT
qV
s
D
D
/
>>
≈
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
=
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
⎟
⎟
⎠
⎞
⎜
⎜
⎝
⎛
+
=
1
1
2
kT
qV
S
kT
qV
n
A
n
p
D
p
i
D
D
D
e
I
e
L
N
D
L
N
D
qAn
I
Pominięty przede wszystkim prąd gene-rekombinacji.
Nie obowiązuje przy V
D
< 400 mV
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
+
⎥
⎦
⎤
⎢
⎣
⎡
−
⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜
⎝
⎛
−
=
1
exp
1
2
exp
0
T
S
D
D
S
T
S
D
D
GR
D
U
r
i
u
I
U
r
i
u
I
I
q
kT
U
T
/
=
-
potencjał
elektrokinetyczny
