книги / Новые принципы коммутации больших мощностей полупроводниковыми приборами

Здесь @2(/=г/я>=1/(& + 1) s/QR—s/bQ#)* — полное ко­

личество	заряда,	запасенного	в	<^2	к моменту
t=tR\ (?/.(/) — мгновенное значение				заряда,		пере­
носимого через структуру за время				Д t=:t—tI{.		Мо­
мент истощения слоя		находится из условия Qа -> О
которое	приводит	к уравнению	для		нахождения
		____
	<?*«.=>=(Vе » ~ Н » Т -					<3>
Процесс рассасывания слоев ^			и <#°г может быть

описан, как и при накачке, уравнением (1) из разд. 1 при граничном условии Р (—wu) -> со, моделирую­ щем плазменный анод. Соответствующие решения при распределении концентрации в отступающей

волне	имеют вид:
рг = 9{Ь"+ 1) И, - У		(<?«		- *<?д) .	(4)
при	распределении	концентрации	в	набегающей
волне	:
	р/= g (г, 4. 1) Wtt (f/ W NQF Wn 1		x~		(5)

Распределение (5) справедливо до тех пор, пока существует слой оУ2 («плазменный анод»), т. е. до

После этого поступление дырок в волну

прекращается, что приводит к образованию дви­ жущегося заднего фронта волны [15]. В этом отно­ шении переходный процесс в РУТ отличается от аналогичного процесса в РВД, где существование плазменного слоя поддерживается непрерывной ин­ жекцией дырок со стороны р +-эмиттера тиристор­ ных секций. Закон движения заднего фронта ^(Л имеет вид:

Оценки показывают, что при реальных значениях плотности тока и концентрации плазмы в волне

диффузионное размытие фронта составляет единицы микрон, т. е., граница 7)ш является очень резкой. Смыкание фронта с плазменным слоем означает полное рассасывание суммарного заряда слоев ^

и оРт. Это происходит в момент времени i , опреде­

ляемый из условия^т](Л	0. Следует	отметить, что
при достаточно большом	токе	концентрация

электронов, выносимых со стороны заднего фронта, может превышать концентрацию допоров Nd. В этом

случав в области х <		образуется		простран­
ственный заряд.
Динамика зарядов в квазинейтральном прикол-
лекторном слое	описывается		уравнением:
	dQildt — 7+lt) — /_(*)•			(7)
Здесь J_— ток	электронов,	уходящих из		/ + —
ток электронов,	инжектируемых в		га+-эмиттером.
Если^/р мало меняется за		время	'c*=(ft-1-J-T-1)-1,

где $1= w pl2Dn — время диффузии электронов через p-базу, а ^ — время жизни их в этой базе, то / + ^

^ aiJV, где	sch wJLt — коэффициент
	г

квазистатического переноса; здесь предполагается, что транзистор работает в режиме слабого насыще­ ния.

Состав	тока между	слоями	и	ступенчато
меняется	в момент t	смыкания	заднего фронта
волны	со слоем с^0!, поэтому нужно рассматривать
два этапа	для / _ (Л:

Рис. 13. Динамика заряда управляющего слоя.

1 —. в идеальной модели; г —. о учетом цоидеальпооти р-я-цереходов.

			b _| 1		ДЛЯ		<	* <	*1)*		(8)
	7-сп =				для	f4 <		I <	*а.
Решение		уравнения		(7)	при		начальном условии
< W = b /( b + l)			(?я имеет	вид:
Qi ~ { ( a i "“ &+			i ) 7^ (/-//,)+		6 +	1		при * л < * < * т ( 9)
	а1<?д	И	al) JF (i-					при *> V
Динамика			заряда слоя			качественно показана
на рис. 13 (кривая 1). Накопление									заряда		Qt при
О <	t < tft соответствует фазе						накачки.			В	интер­
вале	tR <^t		заряд	Qt		продолжает				увеличи­
ваться, если		ax > bf(b-\-1)			0.75 из-за превышения
поступления дырок из слоев									<^°г наД их Ухо“
дом в р-базу. В интервале t <							t	<	накопленный

заряд монотонно расходуется на рекомбинацию в р- баае. Длительность фазы ВПП вычисляется из условия Q1 (tn) -> 0:

^ впп ~ *и *л—	«1 / , =	JF	(Ю)
где рк — статический коэффициент		усиления	тран­

зистора в схеме с общим коллектором. Рассмотрим динамику электрического поля в кол­

лекторном	слое	и переходные зависимости		/ (П и
и ш . Для	биполярных		плазменных воли,	опреде­
ляющих	распределение		концентрации носителей
в коллекторе,		Е1х П является самосогласованным

полем, обеспечивающим локальную квазннеитральность плазмы п & P-\-Ndi и описывается выраже­ нием:

Е = W , [(Ь+ 1)Р(» + ш 1\ •

(11)

Напряжение на приборе в процессе накачки UU) определяется интегрированием (11) и описывается выражениями, аналогичными полученным для РВД.

Распределение поля в течение фазы ВПП рас­ считывается из выражений (4), (5), (6), (11).

Поле в слое $*г:

	”, h	^	3	( 1 2 )
	Рр	y/bQjf (QJI Qjr)
Поде в слое & у
	JF			(13)
		Рр \jKhfo
Поле	за фронтом	отступающей	волны	при
х	и не слишком большой величине J?			опре­

деляется просто уровнем легирования Nd мате­ риала коллектора. Однако, если концентрация элек­ тронов, инжектируемых задним фронтом волны & р

существенно превышает Nd, то реализуется режим тока, ограниченного пространственным зарядом (ре­ жим Герни—Мотта). В этом случае поле в квази-

статическом приближении (в пренебрежении током смещепия) определяете# из выражения:

где Х|13= ее07rjq^nNd] а = = - п				о л е	вдали от
заднего	фронта. Обычно Хна<^щя, и
		Е ^	JFlqtxnNd.		(1 5 )
Переходная характеристика Up(t) находится пу­
тем интегрирования (12)— (15) и				имеет	вид:
	2	JFп\			( 16 )
1,' = 1 П		Т	= ['" 1 при
	0 Н-р \JbQxQn
тт	— г;*	(2ш?‘/* К -т ))3/2		— 4)1 7F (1 7 )
F	(Л	1 3 yJbQx QF		b(ht	J to
		При fB2< * <
		h Wn	“ P " *1\<‘ <		(18)
	UF =	b\lpQK		‘ ВПП-

Все описанные выше процессы рассмотрены в ре­ жиме генератора тока, так как внутреннее сопро­ тивление РУТ много меньше сопротивления нагрузки R a. На следующем этапе, когда весь управляющий заряд полностью сосредоточивается в p-базе, ток через прибор начинает уже ограничиваться гради­ ентом концентрации электронов в ней. При чисто

активной нагрузке напряжение на РУТ выража­ ется в виде:

		U(fy=Uo	RuSI(i).		( 19):
Здесь	U0— напряжение		источника;		S — полная
площадь	РУТ;	= JF (/ВПП) ехР ( ~			—
форма тока в течение фазы ограничения.
Начальное значение тока на				завершающей фазе
с учетом (18) имеет вид:
и
		exp [ - (t -		^Впп)/Тя] ]
	иш = и0				(21)
		1 + u>itlQPnNdSRn			J

Рассчитанный выше процесс коммутации в РУТ показан на рис. 14. Зависимость 1и) (кривая 1) содержит три основные фазы: накачку, фазу ВПП и фазу ограничения тока. Зависимость Ulf) (кривая 1) имеет характерные точки tcu, tR, ta2l и £вшъ фи­ зический смысл которых рассмотрен выше.

Основная характеристика РУТ — импульсный ко­ эффициент усиления по заряду р1ШП— определяется из выражения:

	^впп	Jj?dt-J- J j/zn
	J
QF	tR
	---------- 5 ---------- •		(22)

Если длительность фазы ВПП £впп> т. ©• дли­ тельность импульса тока через нагрузку, суще­ ственно больше времени жизни электронов в р-базе

V то

Рмл ~ 1_ах ~

(23)

Рис. 14, Расчетные переходные характеристики РУТ.

I —•в идеальной модели; 2 — о учетом неидеальцости р-п-иереходов.

Приведенное выше описание процесса комму­ тации в РУТ сильно идеализировано в основном из-за того, что все р-тг-переходы считались идеаль­ ными инжекторами. В действительности, конечно, это не так; с ростом плотности тока коэффициент инжекции гомоперехода существенно уменьшается. Это явление особенно сильно выражено для p-N - перехода база—коллектор при накачке РУТ, так как уровень легирования p -базы относительно низ­

кий (1017-f-1018 см-3). Когда концентрация		плазмы
в слое	становится сравнимой с уровнем	легиро­

вания p -базы Na, в нее через потенциальный барьер начинают переходить электроны плазмы; граничная концентрация их связана с граничной концентра­ цией плазмы Ртр в TV-слое условием: nr]}= P ^ J N a.

Если время диффузии этих электронов через р-базу t= w J2Dn меньше длительности накачки 1ц, они

выводятся из прибора и эффективность накачки падает. Существенным является также и то обстоя­ тельство, что в течение фазы ВПП при большом JF становится неприемлемым приближение активного режима, так как коллектор входит в режим сильного насыщения. Из-за этого увеличивается ток реком­ бинации электронов в p -базе и ток утечки электронов

в д+-слой, т. е. увеличиваются потери накачанного заряда; соответствующие распределения концентра­ ции носителей показаны на рис. 12. Учет этих про­ цессов весьма сложен [20]. Упрощенные оценки показывают, в частности, что предельная величина заряда в слое примерно равна листовой плот­ ности заряда акцепторов в р-базе QN ~ Q.Nwoi а реальная зависимость Q(i) имеет вид, показанный на рис. 13 (кривая 2). Коэффициент усиления по заряду с учетом этих ограничений имеет вид;

(24)

Переходные характеристики показаны на рис. 14 (кривые 2). На рис. 15, а приведена эксперимен­ тальная зависимость р от длительности тока накачки, измеренная для РУТ, поперечное сечение полупро­ водниковой структуры которого показано на рис. 15, б. Пролетное время для электронов через р-базу в диффузионном приближении для этого прибора

Рис. 15.	Зависимость (Зпми от длительности импульса		тока
накачки	I R= 100 А, 1^=100 А (а) и	конструкция РУТ	(б).
	Рабочая площадь прибора	3=1.0 см*.

Рис. 16. Зависимость рииц от амплитуды прямого тока I F.

2 ~>lR =50		и 100 А	соответственно. Длительность иццудьсэ tR
Равна 0.15	икс.	Цифры у	точек — длительность импульса прямого
			тока tj .
4	Заказ Ш 464

составляет wpl2Dn ~ 1.10“ 7	с, поэтому даже для
минимальной длительности	tn ~ 2-10~7 с вынос

электронов прн накачке весьма значителен, н с уве­

личением	tR рим„	уменьшается	довольно	резко.
Зависимость рамп от амплитуды прямого				тока	I F
при I R= 50 и 100 А		показана на	рис. 16.	Как	и
следовало	ожидать,	при увеличении I R рпын падает

вследствие возрастания потерь заряда при накачке пз-8а уменьшения коэффициента инжекции. Зна­ чительное уменьшение рлм„ в области малых I F связано с возрастанием рекомбинационных потерь из-за увеличения длительности импульса прямого тока до величины, сравнимой с временем жизни носителей в плазме. Из приведенных данных сле­ дует, что оптимальный режим работы РУТ должен выбираться с таким расчетом, чтобы предельная длительность рабочего импульса тока была меньше времени жизни носителей в плазме, а регулировать эту длительность желательно путем изменения ам­ плитуды импульса тока накачки /я, а не его дли­ тельности tn. Эта длительность должна быть выбрана из условия получения максимального (Зпмп в пре­ делах технических возможностей создания соот­ ветствующего генератора тока накачки.

3. Дрейфовый диод с резким восстановлением

Процесс восстановления полупроводникового ди­ ода при переключении с прямого смещения на об­ ратное при определенных условиях сопровождается очень резким возрастанием напряжения на нем.

Этот процесс состоит из двух характерных этапов. На первом этапе концентрация носителей, инжек­ тированных в базу диода при протекании прямого тока, значительно превышает равновесную у пере­ ходов. На этом этапе (фаза высокой обратной про­