книги / Новые принципы коммутации больших мощностей полупроводниковыми приборами

оценить сверху, предположив, что канал расширя­ ется сферически, а проводимость его бесконечна. Тогда

где U — напряжение на ООЗ; wtt — толщина п-базы. Для U ~ 103В, н?я= 3 ‘ 10~2 см оценка дает/0 < ДО-2 А при t <^ 10"9 с. Это означает, что при стандартном сопротивлении высокочастотного тракта р=50 Ом

попадание в перенапряженную 0 0 3 одного носителя не препятствует подъему напряжения за время по­ рядка пролетного; вероятность же одновременного попадания нескольких носителей экспоненциально падает с ростом их числа. Максимальная площадь лавины примерно равна w\ ~ 10“3 см2, и при площади прибора 0.1 см2 99 % площади перенапряженной области свободны от носителей.

2. Процессы в квазниейтральпой области

Рассмотрим процессы в квазинейтральной об­ ласти о 0 при подъеме напряжения на р +-п-п^струк­ туре, включенной последовательно с нагрузкой i?n. Напряжение источника нарастает от начального стационарного значения U0 со скоростью U', т. е. U = U 0+ U 't. В начальном состоянии (рис. 22, кри-

поле Е „ = 0. Рост напряжения ведет к расширению 0 0 3 и росту поля в ней. В области 80 также появля­ ется поле Еп > 0, вызванное протеканием тока через структуру. Уравнение, описывающее распределение поля при заданном напряжении, получается из простых геометрических соображений (рис. 22).

где левая часть представляет собой площадь, огра­ ниченную кривой распределения поля в базе диода. Это уравнение в безразмерных переменных имеет вид:

мо,кпо пренебречь квадратичным членом, что физически означает малость смещения границы ООЗ от ее на­

Учитывая малость р и пренебрегая быстрозату­ хающей экспонентой с показателем г2, получаем зави­ симость поля от времени в квазинейтральной области:

где £/г(0 — напряжение источника, а отсчет времени ведется от * = %, аи = <*(/»*„>. При достаточно малом SRHt когда Uг(/) практически совпадает с напряже­ нием на приборе, и при линейном росте напряжения UT= .U 't получаем:

исходит нарастание тока, а при t^>xa— его спад, но поле нарастает непрерывно.

Оценим возможность получения инициирующих носителей путем ионизации решетки в поле Еи. Эта ионизация производится основными носите­ лями, концентрация которых nQ= N (l^. 1014 см~8. Так как поле относительно слабое и концентрация появляющихся носителей мала, то искажением поля можно пренебречь и функцию генерации считать

ход. Выражение (15) означает, что для каждого мо­

где ха0— положение границы при £ = тп. Для t

имеет вид, аналогичный (16). Далее, приняв

a = ame‘ i^n> с учетом (16) из (13) получим:

где Ga = NdV ,^ ;

D^ll

Проинтегрировав (18), для Ea^>E3 получим:

х1012 В/см — соответственно # lIW=6*104 В/см, Р т= =1010 см-3. Для п л отн ости входящего в ООЗ тока Jp—qPmVs это дает значения соответственно

10“ 7 А/см2 и 10“2 А/сма, т. е. на много порядков больше, чем генерационный ток утечки даже при комнатной температуре. Следует, однако, отметить, что первое значение явно недостаточно для того, чтобы обеспечить наблюдаемую в эксперименте ско­ рость движения фронта ионизационной волны. Дей­ ствительно, если для грубой оценки принять, что в перенапряженной области расстояние между вне­ сенными полем инициирующими носителями Zcp волна

проходит с насыщенной скоростью Vs (пробой в это время инициируется носителями, находящимися на фронте волны), то для обеспечения времени пере­ ключения ^ необходимо, чтобы Zcp < *$VS. В экспе­

больше Ртпри £/'=2• 101а В/с. Однако в этом экспе­ рименте именно такое значение V обеспечивает

На рис. 23 показаны рассчитанные по (22)—(24) распределения концентрации носителей и величина поля в различные моменты времени. Видно, как по мере дрейфа в 0 0 3 концентрация дырок увели­ чивается, а первоначально размытый фронт пакета становится резким. Если в используемых прибли­ жениях продолжить расчет, то при дальнейшем перемещении фронта всего на 3 мкм концентрация дырок возрастает на 4 порядка, что должно привести к «провалу» поля в области фронта и образованию быстрой ударно-ионизационной волны. Эта волна, как уже описывалось выше, будет двигаться по на­ правлению к нейтрали, имея перед своим фронтом большую концентрацию дрейфующих дырок, ини­ циирующих ионизацию во фронте. В противополож­ ном направлении (влево) будет двигаться медленная волна со скоростью Va, так как в этом направлении в 0 0 3 нет инициирующих носителей. При этом ток через прибор, как легко показать, будет являться током смещения перед фронтом медленной волны:

l, 2, з —I <=1.02, 1.52, 1.88 ис соответственно, „=0.52 нс —. началь­ ный момент времени.

где хк — координата сечения, в котором формиру­ ется быстрая волна. Этот ток нарастает по мере продвижения волны, и весь процесс переключения заканчивается в тот момент, когда фронт подходит к р +-слою. Такой процесс, естественно, значительно более медленный, чем пролет быстрой волны, и поэ­ тому параметры прибора и режима необходимо вы­ бирать с таким расчетом, чтобы фронт быстрой волны начинал формироваться вблизи р +-га-перехода.

4.Экспериментальные результаты

пих интерпретация

Из описанной выше теории следует, что два ос­ новных параметра режима — начальное смещение Uо, и скорость подъема напряжения U' — должны сильно влиять на характер процесса переключения

и выше переключение очень четкое и скорость его возрастает с ростом £/', но при больших Uf сильно растет амплитуда тока на участке задержки, а скоррсть переключения несколько уменьшается. При малом Uо, даже при «оптимальном» £7'=1012 В./с, переключение отсутствует; оно становится очень четким в диапазоне 800 < U0 < 1200 В, но при

Характер всех этих зависимостей полностью соот­ ветствует физической модели процесса, описанной выше. Действительно, при Uf < 5* 10й В /с величина