книги / Новые принципы коммутации больших мощностей полупроводниковыми приборами

Рис. 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

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-

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-

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,

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

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