книги / Новые принципы коммутации больших мощностей полупроводниковыми приборами
..pdfРис. 20. Осциллограммы тока и напряжения при переключе нии ДДРВ (а), процесс восстановления в наносекундном масштабе (б).
процессы в ДДРВ до момента резкого восстановле ния характеризуются интегральными по времени параметрами: полным зарядом, накопленным при накачке, долей этого заряда, сосредоточенной в диф фузионном плазменном слое, и толщиной этого слоя
L ~ \JDtF. Эти параметры слабо зависят от конкрет ной формы импульсов тока; процесс же быстрого восстановления определяется только мгновенным значением тока в момент начала этого процесса. Поэтому развитая выше идеализированная теория ДДРВ достаточно хорошо описывает реальные про цессы в приборе.
На рис. 20, а приведены осциллограммы процесса переключения диода с £ = 0.2 см2, Л^ = 1 -1014 см"3. Накачка длится 400 нс, после чего прикладывается в обратном направлении обостряемый импульс; при
мерно через 50 ис обратный ток удаляет весь заряд из .прибора и напряжение на нем резко (dU/dt ~ ^ 101а В/с) нарастает до 2 кВ. Иа рис. 20, б этот процесс показан в наносекундпом масштабе.
Максимальная рабочая частота ДДРВ опреде ляется величиной рассеиваемой мощности. Основное тепловыделение происходит иа этапе восстановления; в приближении линсйпого нарастания напряжения
и спада тока мощность потерь равна Р ^ |
0.17/m£ /,/lfj, |
|
где £ф — время нарастания напряжения. |
Подставив |
|
сюда данные рис. 20, получим Р |
2,5*10-5 Дж. |
При вполне реальном теплоотводе от прибора можно отвести мощность 20—25 Вт, предельная частота, ограниченная тепловыделением, составит ~ 100 кГц.
Описанные выше физические процессы, опреде ляющие работу ДДРВ, не имеют внутренних поло жительных обратных связей по току, и весь цикл коммутации происходит за одно пролетное время носителей через базу. Именно это и определяет вы сокую скорость коммутации; кроме того, поэтому отсутствует и эффект локализации тока, связанный с неустойчивостью однородного распределения, харак терной для лавинных транзисторов, тиристоров и других приборов с внутренней положительной об ратной связью. Поэтому ток, коммутируемый ДДРВ, прямо пропорционален рабочей площади и может быть весьма большим. Так, например, прибор с ра бочей площадью 40 см2 и оптимальной плотностью
рабочего тока 100 А/см2 за 2 нс может коммутировать ток в 4 кА. Современная технология изготовления обеспечивает достаточно хорошую воспроизводимость инжекционных свойств р-п-переходов, так что при последовательном соединении ДДРВ заряд, вводи мый в каждый прибор от общего генератора тока накачки, почти одинаков, приборы восстанавливаются
практически одновременно и время коммутации сборки лишь немного больше (примерно в 1.5 раза), чем у одиночного прибора. Наши эксперименты показали возможность работы со сборками на на пряжение 20—30 кВ. Таким образом, создание ДДРВгенератора импульсов с фронтом в несколько нано секунд на токи в тысячи ампер и напряжение в де сятки киловольт, работающего на частоте до 100 кГц, является вполне реальной задачей.
Глава 2
КОММУТАЦИЯ С ПОМОЩЬЮ ЗАДЕРЖАННОЙ УДАРНО-ИОНИЗАЦИОННОЙ ВОЛНЫ
ВПОЛУПРОВОДНИКАХ
1.Физические основы формирования задержанной ударно-ноннзацнонной волны
Вмощных приборах с наносекуядным быстродей ствием, описанных выше, время переключения оп ределялось одним актом пролета ^носителей через рабочий объем прибора. Это является абсолютным физическим пределом по быстродействию для всех приборов, в основе которых лежит перемещение носителей в рабочем объеме. Совершенно очевидно, что такой подход неприемлем для создания мощных приборов субнано- и пикосекундного диапазона, поскольку носитель, двигаясь с насыщенной ско
ростью Fa= 107 см/с, за 100 пс проходит 10~3 см, в то время как ширина ООЗ кремниевого прибора, блокирующего, например, напряжение 1 кВ, состав ляет примерно 10~2 см. Для заполнения плазмой таких промежутков за десятки пикосекунд нужны иные физические явления, например обратимый однородный пробой полупроводника с образованием задержанной ударно-ионизационной волны. Такое явление было обнаружено при исследовании лавин ного пробоя кремниевых р +-гг-7г+-диодов при боль-
шой |
Q^IO12 В/с) скорости нарастания напряже |
ния |
[26]. К р +-тг-7г+-диоду с толщиной тг-области |
(1)я ^ |
250 мкм, площадью £ = 0 .05 см2 и концентра |
цией легирующей примеси iV^~l -1014 см“3 прикла дывалось постоянное смещение в запорном направ лении Uо ~ 1 кВ, меньшее, чем напряжение ла винного пробоя в стационарных условиях (J7n= =1.7 кВ). Затем смещение увеличивалось со ско ростью ~Л012 В /с; осциллограммы проходящих при этом процессов показаны на рис. 21. С ростом на пряжения через прибор протекает спадающий во времени емкостный ток в течение примерно 3 нс. За это время напряжение достигает 3 кВ, т. е. почти вдвое больше напряжения стационарного пробоя. Затем напряжение на приборе резко (за ^0.2 нс) падает до величины, меньшей 200 В, а ток столь же резко возрастает. Отметим основные особенности этого явления, установленные экспериментально [26,
27, |
28]. |
тока после |
переключения Jm ^ |
^ |
а) Плотность |
||
600 А/см2, что |
значительно |
превышает предель |
ный ток, который может быть обеспечен равновес ными носителями в тг-базе Jg—qVsNcl—i80 А/см*. Это означает, что вся толща базы заполнена элек тронно-дырочной плазмой; заполнение осуществля ется за время 0.2 нс, примерно на порядок меньшее, чем время пролета базы носителем с насыщенной скоростью 2.5 нс. Плотность плазмы до вольно высокая, о чем свидетельствует малое оста точное напряжение. Величина этого напряжения об ратно пропорциональна площади прибора; это оз начает, что плазма распределена довольно однородно по площади.
б) Отношение скорости роста и спада напряже ния, т. е. коэффициент обострения х, очень велико
(зс 10).
t y не
Рис. 21. Сверхбыстрое переключение обратносмещепыого р+-п-п+-диода при резком подъеме обратного напряжения (а)
и его конструкция (б).
1 — ток через диод; г — напряжение на диодо; з форма импульоа обратного напряжения.
в) Стабильность момента переключения относи тельно момента начала роста напряжения чрезвы чайно высока — она лучше, чем стабильность за пуска развертки осциллографа, равная 30 пс.
г) Охлаждение прибора от комнатной темпера туры до температуры жидкого азота почти не изме няет характера протекающих явлений. Нагрев при бора до температуры 370 К, а также освещение, создающее генерационный ток более 10-G А, при водит к полному исчезновению эффекта переключе ния: форма тока начинает повторять форму нара стающего напряжения.
Большая величина перенапряжения перед пере ключением и очень быстрое заполнение всей базы плазмой свидетельствует об образовании ударно ионизационной волны, подобно аналогичным про цессам при пробое газовых промежутков [29,30 и др. ]. Малый (практически чисто емкостный) ток на этапе
задержки переключения после начала нарастания напряжения свидетельствует о том, что перенапря женная область формируется практически при от сутствии в ней свободных носителей, способных выз вать заметную ионизацию решетки. Нагрев или освещение, создающие эти носители, препятствуют появлению перенапряженной области и формирова нию ионизационной волны. Фронт волны после ее образования однороден по площади прибора и дви жется очень быстро. Это означает, что инициирова ние пробоя в перенапряженной области производится большим количеством носителей и при движении фронта перед ним также всегда имеется большое количество носителей. Высокая стабильность мо мента переключения относительно момента начала роста напряжения (практически независимо от внеш них условий) свидетельствует о жесткой внутрен ней связи этих процессов.
Физическая модель процесса переключения, адек ватно объясняющая все вышеописанные особенности, выглядит следующим образом. При стационарном смещении в базе диода имеется ООЗ соооз (рис. 22, а, б), обедненная носителями, и квазинейтральная об ласть 8о с концентрацией носителей ~1014 см"3. При быстром подъеме напряжения через 0 0 3 про текает ток смещения, а через квазинейтральную об ласть — омический ток и ток смещения. За время нарастания напряжения, равное нескольким нано секундам (рис. 21), тепловая генерация не успевает создать в 0 0 3 существенное число носителей, ини циирующих лавинный пробой. Поэтому ток через 0 0 3 является током смещения и имеет сравнительно небольшую величину; падение напряжения на на грузке соответственно невелико и не препятствует подъему напряжения на приборе. Поэтому через короткое время у ^-гс-перехода образуется перенапря-
Е
Рис. 22. Распределение поля в базовой области диода во время задержки пробоя (а) и при распространении задержан- ной|ударно-иони8ационной волны (б).
Г —I при начальной постоянном смещении; 2, з —. при быстром нараста нии обратного смещения; штриховпой доказана область квазинейтральной плазмы.
женная область А, в которой напряженность поля выше пороговой Еъ для ударной ионизации. В то же время ток, текущий через квазинейтральную область &0 создает в ней поле, достаточное для слабой иони зации основными носителями, концентрация которых весьма большая (~ 1 0 14 см"3). Образующиеся при этом дырки сносятся полем к перенапряженной об ласти; концентрация их, как будет показано далее,
довольно |
высокая. |
Когда поток дырок, двигаясь |
|
с насыщенной скоростью |
Vaf достигает перенапря |
||
женной |
области, |
в ней |
развивается очень интен |
сивный процесс ударной ионизации и образуется квазинейтральная электронно-дырочная плазма. Поле в заполненной плазмой области резко падает, но возрастает в соседних областях (рис. 22, б), где уже имеются дырки, инициирующие пробой. Так фирмируется быстрая ударно-ионизационная волна, бегущая слева направо навстречу потоку дырок. В этих условиях скорость движения фронта волны Vf определяется лишь скоростью развития иониза ционных процессов в перенапряженной области и может значительно (на порядки величины) пре вышать насыщенную скорость Vt носителей в полу проводнике. Когда фронт волны достигает ^ -кон такта, вся п-база диода оказывается заполненной хорошо проводящей плазмой и прибор переходит в проводящее состояние. Таким образом, принци пиальной особенностью модели является простран ственное разделение в начале процесса перенапряжен ной области и области генерации инициирующих носителей с последующим приходом их в перенапря женную область через пролетное время. Именно это разделение позволяет создать сильно перенапря женную область при сравнительно медленном подъеме напряжения и получить большой коэффициент обо стрения (х > 10) при небольших энергетических за
тратах на создание перенапряжения. Слабая зави симость пролетного времени от внешних факторов обеспечивает высокую стабильность процесса пере ключения.
Рассмотрим подробнее описанные выше процессы.
1. Перенапряженная область у р-п-перехода
Оценим возможность создания перенапряженной области в реальном кремниевом р-тг-переходе с током утечки / 0. В среднем через границу ООЗ один но
ситель проходит |
за |
время t= q lJ QS |
и |
пересекает |
|||
0 0 3 |
за время |
%=и>ооз/У,- |
Среднее |
время, |
в те |
||
чение которого 0 0 3 |
свободна от носителей: |
|
|||||
|
t = t —*се |
1 - |
/о^оОЗ |
|
|
( 1 ) |
|
|
|
|
|
qV8 |
|
|
|
Для рассматриваемых приборов / 0 ^ |
10“ 9 |
А/см2, |
|||||
S ^ |
1 •10"1 см2, и>ооз — 1 •Ю~2 Ом и время i лежит |
в наиосекундном диапазоне. Это означает, что при подъеме обратного смещения за время порядка нескольких наносекунд может реализоваться ситуа ция, при которой поле значительно превысит порог ионизации, но ионизации не произойдет из-за от сутствия инициирующих носителей. Однако вследствие случайного характера актов тепловой генерации существует определенная вероятность того, что но ситель может оказаться в 0 0 3 в тот момент, когда поле в ней выше порога ударной ионизации. Тогда в результате последовательных актов ионизации возникает проводящий канал — «лавина», расши ряющаяся вдоль линий поля со скоростью Уф ко
торая в пределе равна У4, если туннельная или фото ионизация на фронте лавины несущественны. Ток / 0, вызванный развитием такой лавины, можно легко