книги / Новые принципы коммутации больших мощностей полупроводниковыми приборами
..pdf71,р
Q~JR't
Рис. 2. Полупроводниковая структура РВД (а) и форма рас пределения плазмы при накачке (б).
сильно (~ 1 0 18 см”3) легированным /?-слоем [91. При кратковременном изменении полярйости (ре версе) приложенного напряжения низковольтный
тг+-р-эмиттер транзисторных |
элементов |
смещается |
в запорном направлении и |
пробивается, |
а р-п-п+ |
составляющий диод смещается в прямом направле нии. Через элемент протекает импульс тока, сопро вождающийся инжекцией плазмы в тг-область, об щую для транзисторных и расположенных рядом с ними тиристорных элементов. Форма плазменного столба в плоскости рис. 2 близка к трапецеидальной; нижнее основание равно размеру транзисторного элемента, а верхнее — примерно толщине тг-базы. Поскольку ширина тиристорного элемента меньше этой толщины, то у коллектора плазменные столбы перекрываются, образуя довольно однородный по площади плазменный слой. После окончания им пульса тока (тока накачки) производится повторное
изменение полярности внешнего напряжения. При этом электроны и дырки из приколлекторного плаз менного слоя смещаются соответственно в п- и р-базы, вывивая инжекцию неосновных носителей из эмиттерных слоев и включение прибора одновременно по всей площади. Разумеется, переключаются только тиристорные элементы, но поскольку ширина тран зисторных элементов значительно меньше толщины и-базы и диффузионной длины носителей в ней, тг-баэы этих элементов также заполняются плазмой и участвуют в проведении тока, т. е. потери рабочей площади не происходит.
Следуя [И ], рассмотрим описанные выше про цессы более детально. Из-за геометрического совме щения электродов ввода тока накачки и основного тока для работы РВД принципиально необходима электрическая развязка управляющей и силовой цепи на время протекания импульса тока накачки. Обычно это осуществляется с помощью дросселя с насыщающимся сердечником. Для мощного РВД, блокирующего напряжение в единицы киловольт и коммутирующего токи в сотни килоампер за еди ницы микросекунд (плотность тока 0.5—2* 104А/см2), процесс накачки длится обычно 1—2 мкс [12]. При этом поля в гг-базе сравнительно невелики (Е ~ 102-f- -j-103 В/см), а средняя концентрация не превышает 1016 см3. При протекании силового тока, судя по ос циллограммам UU), средняя концентрация плазмы
втечение 20—30 мкс не успевает подняться выше 1016см“3. В то же время полное количество вводимого
вприбор заряда велико: уже па этапе накачки оно достигает 10-4 Кл/см2, а затем на этапе нарастания коммутируемого тока увеличивается еще на 1—2 по рядка. Это свидетельствует о резкой неоднородности нестационарного распределения плазмы в направле нии от катода к аноду. Очевидно, что основная часть
заряда сосредоточена в относительно тонких слоях в окрестностях коллекторного перехода и анодного эмиттера. Из этих оценок следует, что, по крайней мере для микросекундного диапазона, основным механизмом модуляции проводимости толщи п-базы является биполярный дрейф при существенно про межуточных уровнях инжекции и в полях, не нару шающих нейтральность объема [13—15]. Эффектами, связанными с разогревом носителей, по-видимому, можно пренебречь. Вместе с тем скорость дрейфа электронов и дырок в n-базе может достигать
—10° см/с, т. е. пролетное время лежит в диапазоне десятков наносекунд. Поэтому рекомбинацию на «дрейфовом» промежутке n-базы, очевидно, можно не учитывать, так как время жизни носителей там обычно составляет единицы либо десятки микро секунд. С этими допущениями уравнение, описываю
щее биполярный |
дрейф плазмы, имеет |
вид [14]: |
|
д Р _ _ |
bNdJm |
дР |
|
dt |
q [(6 + 1) P + b N d]2 дх • |
^ |
|
Здесь Р (ХгП — концентрация |
избыточной |
плазмы; |
|
Nd — концентрация легирования n-базы; |
— |
отношение подвижностей электронов и дырок в сла бых полях; JU) — плотность тока, проходящего
по плазме.
1
В плазменных слоях с высокой концентрацией носителей тока, образующихся в тонких предбарьерных окрестностях эмиттеров, перенос тока носит диффузионный характер. Основное влияние на про цесс переключения РВД при этом оказывает неста ционарная диффузия в р-базе, поскольку именно она определяет усиление катодного составного п +-р-п- транзистора, а следовательно, и интенсивность реге неративной обратной связи тиристорной структуры
в целом. Инжекционный процесс в p-базе, очевидно, может быть описан в рамках диффузионной теории транзисторов.
Диффузионные процессы на краях дрейфового промежутка в w-базе участвуют в модуляции ее про водимости и в той или иной степени влияют на пере ходную зависимость Ua). Однако для микросекундных импульсов толщины этих диффузионных слоев малы относительно длины дрейфового интервала.
В |
первом приближении они могут быть |
описаны |
в |
терминах динамики полного количества |
заряда, |
а небольшие вклады диффузии в процесс модуляции проводимости высокоомного слоя могут быть учтены оценочным образом путем введения эффективной длины дрейфового интервала:
»эфф = и я —28L{/„ |
(2) |
уменьшаемой с течением времени на нестационар ную диффузионную поправку:
= ^*афф ’
где ^эфф= (г1 + 1>1)"1 — эффективное время расшире
ния диффузионного |
плазменного слоя; t — текущее |
||
время; |
— время |
жизни избыточных |
носителей |
тока; D — коэффициент амбиполярной |
диффузии. |
Оценки показывают, что при достаточно высоком уровне накачки импеданс РВД значительно меньше
импеданса внешних цепей, |
и расчет переходных про |
||
цессов можно |
вести для |
режима |
генератора тока, |
задаваемого внешней цепью. |
п р о ц е с с а |
||
Р а с ч е т |
п е р е х о д н о г о |
||
н а к а ч к и . |
В соответствии с описанными физиче |
скими условиями процесс накачки осуществляется за счет двойной инжекции плаэмы в высокоомном
базовом тг-слое. Последовательные фазы этого про» цесса показаны на рис. 3.
В исходном состоянии диод накачки обратно смещен и блокирует начальное напряжение UQслоем
объемного |
заряда (ООЗ) |
центрального р-н-пере |
хода структуры. Заряд этого слоя Q03 зависит от |
||
U0 и составляет доли от полного заряда доноров |
||
Qn= q N dWny |
т. е. величину |
порядка 0.1 мкКл/см2. |
После приложения смещения накачки в момент £=0 в последующем процессе перемещения собственных электронов п-базы в сторону p-слоя в первую оче редь происходит разряд слоя ООЗ. Обычно полный
заряд пакачки QR |
Qot, и время разряда tc |
tR. |
Инжекция дырок |
начинается при t ^ t c ~ 0 в |
ок |
рестности р-эмиттера диода, где сначала образуется топкий слой плазмы с высокой концентрацией носителей тока. На границе с р-эмиттером электрон ный ток отсутствует, а парциальный полевой элек тронный компонент уравновешен встречной диффу зией. Существование поля в га-базе приводит к по левому затягиванию дырок из диффузионного плаз менного слоя в направлении и+-эмиттера (слой <#°г). Через некоторое время в окрестности л +-эмиттера образуется второй диффузионный с л о й ^ .
Описание процесса накачки, таким образом, мо жет быть приведено к дрейфовой модели модуляции проводимости диода [16]. Применительно к нашей задаче рассмотрим модифицированную нестационар ную модель с генератором тока произвольной формы / (Л = / д. Опишем область полевого переноса, зани мающую практически все пространство п-базы (рис. 3), уравнением дрейфа амбиполярного плаз менного пакета (1).
Начальное условие для уравнения (1) в момент t = tct t 0 можно представить в виде:
Р { 0, я) = 0. |
(3) |
Как и в стационарном случае [13], нестационар ный инжекционный процесс контролируется распре делением поля в окрестности границы, инжектирую щей неосновные носители, и практически не зависит от процессов у границы, инжектирующей основ ные носители. Достаточно поэтому задать концентра цию в окрестности р-эмпттера. Соответствующее условие определится тем, что поле в диффузионном плазменном слое ^ во много раз меньше поля в дрей фовой области. Таким образом, имеем:
Jn |
00' |
PU,o) ~ E(ft 0) |
Частное решение уравнения (1) с граничным условием (4) и начальным (3) для произвольной формы тока JRU) имеет вид:
р |
____1 |
(л/ bNdQm |
\ |
(5) |
|
р п х , / ) — & + |
± [ у |
qx |
— bNdJ t |
||
|
t |
|
|
|
|
гДв |
| Judt» |
|
|
|
|
о |
|
|
|
|
Определив в явном виде локальную проводимость п-базы через Р (х), вычислим распределение поля в области с биполярным дрейфом:
р _ |
1R_______ __________ |
|
|
г ” |
‘ (7) ~ |
^bNdQ{i,lq • |
( ) |
Рис. 3. Формирование управляющих плазменных слоев
вРВД.
а—. эквивалентная охема контура накачки: 1 —. диод накачки, 2 —. генератор тока накачки; б —i плаамешще слои на различных этапах накачки: w„ —i толщина широкой п-базы.
Профиль избыточной концентрации, описываемый решением задачи (1), (3), (4), имеет форму «размытой» волны <#°г с резким передним фронтом сг [15—16]. Скорость перемещения £г(/) определяется подвиж ностью дырок в поле 2?ф перед движущимся фрон
том £г. Поле Еф в свою очередь задается мгновенным
значением тока JR и проводимостью см одулиро ванного интервала. С учетом этого имеем:
d$r JR (t) JHwn
ИФ— dt — qbNd — bQN »
где QN== qNdwn — поверхностная плотность зарядов доноров в тг-слое.
Мгновенное положение фронта £г вычисляется при интегрировании выражения (7) и определяется
через протекший заряд: |
|
|
|
е |
wn |
Q(i) |
(«) |
qbNd |
b |
QN |
Интегрирование поля на смодулированном ин тервале тг-базы и на интервале, занимаемом модуля ционной волной <2^г, приводит к следующему выра жению для напряжения на базе:
JRwn Г |
1 |
1 |
(9) |
и* = - j £ - [ W |
1- ¥ Яш W |
2J • |
Полное напряжение на структуре включает, оче видно, небольшую и практически постоянную до бавку на области объемного заряда га+-эмиттера, ра ботающего в режиме лавинного пробоя:
UR у)= UN £7]}р. |
(10) |
В некоторый момент времени t0il фронт модуля ционной волны достигает прианодной границы
тг-слоя. Именно в этот момент в окрестности анодного эмиттера, представляющего барьер для дырок, обра
зуется второй диффузионный плазменный слой <^°2. |
|
Толщина этого слоя |
растет приблизительно как |
ЬЬ ~ D 1/* (t—i j 1/. и |
в простейшей модели может |
не упитываться. Момент времени может быть найден
из |
условия |
£Г(Л -► wn или в раскрытой |
форме |
из |
равенства: |
|
|
|
|
tcu |
|
|
|
J J„dt = bQs . |
(И) |
|
|
О |
|
|
При t > |
tcu вся толща /г-базы заполнена модуля |
ционной волной, профиль которой продолжает опи сываться по закону (1). Проинтегрировав (6) с под
становкой Р а) из (5) |
в интервале [0, |
wn), |
найдем |
|
выражение для напряжения в период |
t |
teu: |
||
2 |
h w» |
|
( 10' ) |
|
* ( ' > ' - ) = 3 |
+ |
шг |
||
|
Все приведенные выражения верны для любой формы тока в период накачки.
Для завершения физической картины накачки не обходимо добавить описание динамики приколлекторного и прианодного аР2 плазменных слоев. Как уже отмечалось, для малых времен их размеры малы, а «внутреннее» распределение плазмы не ока зывает существенного влияния на динамику концен
траций в |
тг-толще диода. Для дальнейшего тем |
не менее |
важно знать послойное распределение пол |
ного запасенного заряда. Вычислим предварительно состав тока в модуляционной волне. Этот состав, очевидно, определяется парциальными проводимо стями выбранных сечений базы:
1 f j / bqNdx \
т1»— J — |
(b + |
t ) P + bNd - 4 |
+ |
l ( 1 |
- K |
Q(t> |
) ’ |
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
( 12) |
7» = |
Jn |
, |
b |
i |
(* |
, |
i f |
9N dx |
\ |
|
j — i - l p — Ъ+ |
Г |
+ |
К |
bQi n J* |
|
|||||
Как видно |
из (12), |
в |
сечении |
огс^О |
на |
границе |
||||
с диффузионным плазменным слоем |
где уровень |
инжекции всегда высок, электронный и дырочный компоненты относятся как нх подвижности. Предпо лагая, что относительно сильно легированный /?-слой (эмиттер диода накачки) является идеальным инжек тором дырок, найдем, что динамика заряда в прнколлекторном слое подчиняется закону:
t
I iJDOS — 1 DKCTp) * = Т + Т
О
Избыточный заряд модуляционной волны можно
вычислить как |
1 |
|
«г |
|
|
Qtf — Я J |
P d x = b | |
(14) |
о |
|
|
для 0 < t < t m и |
|
|
щ |
Ь |
(14') |
<?„ = « ) Ы х = 7 + Г [2 sjbQs Qul - bCV] |
||
О |
|
|
для интервала t^>tcu.
Заряд прианодного плазменного слоя определяется как QR— Qttr и равен:
см) = °*
t
^2«><см)== \ 1p{y>n)JRdt “ 5 + 1 (V ^ (0 — V b^ ) 2* (15)
*ем