книги / Новые принципы коммутации больших мощностей полупроводниковыми приборами

71,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