WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. 4 01;06 Влияние профиля легирования структуры на процесс отключения тока в мощных полупроводниковых прерывателях © С.А. Дарзнек, С.Н. Рукин, С.Н. Цыранов Институт электрофизики УрО РАН, 620049 Екатеринбург, Россия (Поступило в Редакцию 17 декабря 1998 г.) На основе физико-математической модели исследован процесс обрыва тока в мощных полупроводниковых прерывателях при различных профилях легирования p+-p-n-n+-структуры. Модель учитывает реальный профиль легирования структуры, диффузию и дрейф носителей тока в сильных электрических полях, рекомбинацию на глубоких примесях и оже-рекомбинацию, а также ударную ионизацию в плотной плазме.

Расчет электрической схемы накачки прерывателя основан на решении уравнений Кирхгофа. Показано, что в режиме наносекундного обрыва сверхплотных токов при плотности обрываемого тока в единицы и десятки kA/cm2 определяющее влияние на процесс обрыва тока оказывает ширина p-области исходного профиля легирования структуры. Увеличение ширины p-области от 100 до 200 µm приводит к возрастанию скорости движения фронта избыточной плазмы вдоль p-области на стадии обратной накачки в 5–7 раз. Более высокая скорость движения фронта плазмы обусловливает увеличение жесткости процесса отключения тока, что выражается в сокращении времени обрыва тока и увеличении перенапряжения на прерывателе.

Введение в сотни kV и при отключаемых токах в единицы и десятки kA. Время обрыва тока составляет 5–10 ns и Эффект наносекундного обрыва сверхплотных токов сокращается с увеличением скорости ввода обратного (SOS-эффект) был первоначально обнаружен в обычных тока в прерыватель. При времени обратной накачки высоковольтных полупроводниковых диодах, предназна- в диапазоне 10–15 ns время обрыва тока переходит в ченных для выпрямления переменного тока, подбором субнаносекундный диапазон [8].

определенного сочетания плотности тока и времени На рис. 1 приведена типичная экспериментальная завинакачки [1–3]. Теоретические исследования SOS-эффек- симость коэффициента перенапряжения Kov от глубины та [4,5] показали, что его качественное отличие от дру- залегания p-n-перехода xp в структуре, полученная при гих принципов коммутации тока в полупроводниковых испытаниях различных диодов в условиях SOS-эффекта.

приборах состоит в том, что развитие процесса обрыва Под величиной Kov понимается отношение максимальтока происходит не в базе структур, а в ее узких ного напряжения на прерывателе тока к начальному навысоколегированных областях. При этом база структуры пряжению на конденсаторе накачки. Область 1 соответво время обрыва тока остается заполненной плотной из- ствует диодам с мягким режимом восстановления обратбыточной плазмой, что и приводит к сочетанию высокой ного напряжения. Структура мягкого диода имеет маплотности обрываемого тока и наносекундного времени лую величину xp и увеличенную резкость p-n-перехода, его отключения.

Дальнейшие экспериментальные исследования SOSэффекта показали, что определяющее влияние на процесс обрыва тока при прочих равных условиях оказывает исходный профиль легирования полупроводниковой структуры. Было установлено, что увеличение глубины диффузии алюминия в структуру (увеличение ширины p-области и глубины залегания p-n-перехода xp) приводит к сокращению времени обрыва тока, снижению коммутационных потерь энергии и увеличению коэффициента перенапряжения. На этой основе были разработаны новые полупроводниковые приборы, получившие название SOS-диодов, которые представляют собой твердотельные наносекундные прерыватели тока высокой плотности и предназначены не для выпрямления, а для резкого обрыва обратного тока в мощных импульсных системах с индуктивным накопителем энергии [6,7]. SOS-диоды характеризуются гигаваттным уров- Рис. 1. Зависимость коэффициента перенапряжения от глубинем переключаемой мощности при рабочих напряжениях ны диффузии алюминия.

Влияние профиля легирования структуры на процесс отключения тока... что достигается созданием эпитаксиальной p+-области с резким градиентом концентрации акцепторов вблизи p-n-перехода [9]. Область 2 соответствует обычным силовым выпрямительным диодам с жесткой характеристикой отключения тока, у которых глубина диффузии алюминия достигает 100-120 µm, а перенапряжение при восстановлении может иметь трехратное значение. Структура SOS-диодов соответствует области (xp = 160-200 µm). При xp более 160 µm перенапряжение достигает шестикратного значения. По существующей классификации SOS-диоды имеют ”сверхжесткую” характеристику отключения тока.

Цель настоящей работы состоит в объяснении зависимости, приведенной на рис. 1. Для этого на основе физико-математической модели исследуются процессы динамики электронно-дырочной плазмы в полупроводниковых структурах, работающих в режиме SOS-эффекта и имеющих глубину залегания p-n-перехода в диапазоне 100-200 µm.

Динамика электронно-дырочной плазмы в SOS-диоде Для расчета процессов динамики электронноРис. 2. Схема накачки SOS-диода (a) и профиль легирования дырочной плазмы использована физико-математическая его структуры (b).

модель, подробное описание которой приведено в работе [5]. Модель учитывает реальный профиль легирования полупроводниковой p+-p-n-n+-структуры и следующие элементарные процессы в электронно-дырочной Параметры схемы накачки при короткозамкнутом преплазме: диффузию и дрейф носителей тока в сильных рывателе были следующими: начальное напряжение Uэлектрических полях, рекомбинацию на глубоких при- на конденсаторе C1 = 32 kV, длительность прямой намесях и оже-рекомбинацию, а также ударную ионизацию качки t+ = (L+C1/2)1/2 = 400 ns, длительность обратв плотной плазме. Расчет электрической схемы накачки ной накачки (равная времени разряда конденсатора C2) SOS-диода основан на решении уравнений Кирхгофа.

t- = 0.5(L-C2)1/2 = 100 ns. При этом расчетные макНа рис. 2, a приведена принципиальная схема двух- симальные плотности прямого и обратного тока через контурной накачи SOS-диода, содержащая два конден- прерыватель составляли 2 и 8 kA/cm2 соответственно.

сатора C1 и C2 одинаковой емкости. Конденсатор C1, Сопротивление нагрузки Pl составляло 200.

предварительно заряженный до напряжения U0, после Полученные в результате расчета зависимости плотзамыкания ключа S+ разряжается на конденсатор Cности тока через прерыватель j(t) и напряжения на нем через индуктивность L+ и прерыватель SOS (ключ S- U(t) представлены на рис. 3, a, b. Рассмотрим динамику при этом разомкнут). Эквивалентное значение емкости в электронно-дырочной плазмы в структуре последовасхеме для режима прямой накачки C+ = C1/2. Процесс тельно на стадиях прямой накачки (временной интервал прямой накачки прерывателя заканчивается при перехо- 0–3 на рис. 3), обратной накачки (3–4) и обрыва тока де прямого тока через нуль. В этот момент времени ключ (4–6). При анализе результатов численного решения S+ размыкается, ключ S- замыкается и в прерыватель на- будем также использовать упрощенные аналитические чинает вводиться обратный ток от конденсатора C- = C2 выражения.

через индуктивность L-.

Прямая накачка. Во время прямой накачки осуНа рис. 2, b приведена типичная структура SOS-диода ществляется режим двойной инжекции носителей, когда с глубиной залегания p-n-перехода xp = 180 µm. дырки проникают в n-область, а электроны — в p-область В структуре p+-область образована диффузией бора, и начинают дрейф под действием прямого элетрического p-область — диффузией алюминия, n- и n+-области — поля. Вследствие квазинейтральности они компенсирудиффузией фосфора. В качестве n-базы использован ются противоположно заряженными основными носитеэлектронно-легированный кремний с удельным сопроти- лями и образуют плазменные волны, распространяющивлением 50 · cm. В расчетах использовался SOS-диод, еся в обе стороны от p-n-перехода. В высоколегировансодержащий 160 последовательно соединенных таких ных областях скорость волн резко падает, что приводит к структур с площадью 0.24 cm2. образованию характерных максимумов концентрации на Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. 58 С.А. Дарзнек, С.Н. Рукин, С.Н. Цыранов цепи и сопротивление нагрузки, и вплоть до образования обрыва тока, прерыватель работает в режиме генератора тока, когда ток через него определяется внешней цепью, а не свойствами самой полупроводниковой структуры.

Пренебрегая процессами диффузии и рекомбинации, а также полагая, что подвижность носителей не зависит от поля, можно записать уравнения переноса для дырок в n-области и электронов в p-области в следующем виде:

j(t)b = - ( f p - pf ), e (b + 1)p + b · f j(t)b = - ( fn - nf ), (1) e (b + 1)n - f где n, p — концентрации электронов и дырок; e — заряд электрона; b = µn/µp — отношение подвижностей электронов и дырок; f (x) = Nd(x) - Na(x) —разность концентраций доноров Nd и акцепторов Na в точке x;

j(t) — плотность тока в момент времени t; точка над функциями и штрих обозначают производные по времени и координате соответственно.

В отличие от работы [10] данные уравнения переноса решаются для произвольного вида распределения доноров и акепторов. Частные решения уравнений (1) имеют вид 1/b Q(t)/b p(x) = f - 1, Рис. 3. Зависимость плотности тока через SOS-диод (сплошb + 1 Sn(x) ная кривая) и напряжения на нем (штриховая кривая) от 1/b Q(t)/b времени.

n(x) = f - 1, (2) b + 1 Sp(x) t где Q(t) = j(t)dt — заряд, прошедший через структуру границах структуры (рис. 4). Основной вклад в падение к моменту времени t;

напряжения при прямом токе вносит низколегированная n-база. Рост тока происходит быстрее, чем заполнение x x базы плазмой, что приводит к образованию в базе облаSn(x) =e f (x)dx и Sp(x) =e f (x)dx сти сильного электрического поля, а на осциллограмме xp-n xp-n появляется положительный всплеск напряжения (рис. 3, момент времени 1). После того как сопротивление —интегралы от f (x) в n- и p-областях, взятые от точки структуры станет меньше, чем волновое сопротивление p-n-перехода xp-n до точки x.

Анализ уравнений (2) показывает, что глубина проникновения плазмы ограничена в n-области — координатой xnf r xnf r Sn = e f (x)dx = Q(t)/b, xp-n в p-области — координатой xpf r xpf r Sp = e f (x)dx = Q(t)b. (3) xp-n Оценки, выполненные на основе соотношений (3), Рис. 4. Распределение концентрации электронно-дырочной показывают, что дырки не успевают пройти n+-область, плазмы в структуре на стадии прямой накачки: 1–3 —моменты времени, приведенные на рис. 3. а электроны достигают границы p+-области и в течение Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. Влияние профиля легирования структуры на процесс отключения тока... примерно 100 ns в конце прямой накачки уходят через фронтами плазмы, приводящее к генерации электронноконтакт. Из формул (2), (3) можно также рассчитать дырочных пар в результате ударной ионизации. Дополнизаряд, накопленный в n- и p-областях, тельные носители обеспечивают прохождение тока через области с низкой концентрацией плазмы. При численном xnf r расчете оказалось, что рост поля и генерация носителей Qn(t) =e p(x)dx = Q(t)/(b + 1), в конце процесса обратной накачки начинается сначала xp-n в n-области, а спустя 15–20 ns и в p-области. Образование сильного поля в n-области замедляет нарастание xpf r обратного тока. На зависимости обратного тока от вреQp(t) =e n(x)dx = Q(t)/(b + 1). (4) мени появляется участок с квазипостоянным уровнем, а xp-n на прерывателе и нагрузке формируется отрицательный предымпульс напряжения (временной интервал в окрест Из (4) следует, что основное накопление заряда проностях точки 4 на рис. 3). Далее образуется область исходит в p-области структуры за счет более высокой сильного поля в p-области и начинается процесс обрыва подвижности электронов. Учет рекомбинации при читока.

сленном расчете на модели приводит к уменьшению конСтадия обрыва тока. На стадии обрыва тока в центрации плазмы в высоколегированных слоях. Рис. иллюстрирует снижение максимальной концентрации на- p-области полупроводниковой структуры возникает характерная область сильного поля (область лавинного копленной плазмы в p-области к концу прямой накачки (момент времени 3). Общие рекомбинационные потери пробоя) с четко выраженными границами (рис. 5). Празаряда за время прямой накачки достигают 30%. вая граница этой области совпадает с положением фронОбратная накачка. При смене полярности тока та плазмы, а левая соответствует точке, где выполняется движение плазменных фронтов меняет свое направление условие насыщения тока (6). Пробивное поле в области на обратное. Вследствие обратно пропорциональной за- имеет величину около 200 kV/cm и слабо меняется на висимости амбиполярной скорости плазмы от концентра- стадии обрыва тока. При этом величина перенапряжения ции происходит обострение фронтов профиля плазмы.

на прерывателе тока определяется главным образом Минимальная ширина фронтов может быть оценена ис- шириной пробойной области. В начале процесса обрыва ходя из условия равенства диффузионного и дрейфового токов на границе фронта плазмы n Dn/Vns = 0.04 µm, p Dp/Vps = 0.01 µm, где Dn, Dp, Vns, Vps — коэффициенты диффузии и скорости насыщения электронов и дырок соответственно. Области за границами фронтов остаются свободными от инжектированных зарядов и перенос тока здесь осуществляется только основными носителями. Пренебрегая диффузионными членами, можно записать условие прохождения тока по этим участкам структуры в следующем виде:

j(t) =eNa(x)Vp E(x) для x < xpf r, j(t) =eNd(x)Vn E(x) для x > xnf r, (5) где E — электрическое поле; Vp, Vn — скорости движения дырок и электронов.

Так как амплитуда поля максимальна там, где концентрация носителей минимальна, то в точках около плазменных фронтов в p- и n-областях, а также в базе образуются отрицательные минимумы поля. При дальнейшем росте обратного тока границы плазмы продолжают смещаться вдоль профиля по направлению к базе и наступает момент, когда скорости основных носителей насыщаются j(t) =eNa(x)Vps, j(t) =eNd(x)Vns. (6) Дальнейшее прохождение обратного тока становится невозможным без генерации дополнительных носителей Рис. 5. Распределение концентрации электронно-дырочной заряда. В связи с этим после достижения условий (6) плазмы и электрического поля в структуре на стадии обрыва происходит резкое увеличение напряженности поля за тока: 4–6 — моменты времени, приведенные на рис. 3.

Журнал технической физики, 2000, том 70, вып. 60 С.А. Дарзнек, С.Н. Рукин, С.Н. Цыранов тока за счет большей скорости движения правой границы поля происходят расширение области и формирование фронта импульса напряжения на прерывателе (рис. 3, моменты времени 4, 5). Затем в интервале времени 5–скорости движения границ падают, причем скорость левой границы начинает превышать скорость правой, что приводит к сужению пробойной области и формированию спада напряжения на прерывателе. Рис. 6 (кривые a, b) иллюстрирует изменение скорости движения границ поля на стадиях обратной накачки и обрыва тока (численный расчет).

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.