Text
                    

Ю. А. ЕВСЕЕВ, П. Г. ДЕРМЕНЖИ СИЛОВЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ Допущено Министерством электротехнической промышленности в качестве учебника для техникумов МОСКВА ЭНЕРГОИЗДАТ 1981
ЬЬК 32.852 Е25 УДК 621,382.2/075.3) 4- Горохов, В. М. Епелов, ^С7М’ 'Kpacnqa.poB Евсеев Ю. А., Дерменжи П. Г. Е25 Силовые полупроводниковые приборы: Учебник для техникумов. — М.: Энергоиздат, 1981. — 472 с., ил. В пер.: 95 к. Изложены основы работы силовых полупроводниковых приборов — диодов, транзисторов и тиристоров. Описаны конструкции полупровод- никовых структур силовых приборов, позволяющие резко повысить их спт/ческие и динамические параметры, а также конструкции корпу- сов и <)хлади1елсй. Рассмотрены разновидности силовых тиристоров и описаны полупроводниковые приборы, принцип действия которых осно- ван на различных физических явлениях в полупроводниках. Приведен расчет силовых полупроводниковых приборов по заданной совокупности их парамечров. Для учащихся техникумов в качестве учебника по курсу «Силовые п*лупронодннковые приборы». „ 30407-470 _ ББК 32.852 6Ф0.32 ЮРИЙ АЛЕКСЕЕВИЧ ЕВСЕЕВ ПАНТЕЛЕЙ ГЕОРГИЕВИЧ ДЕРМЕНЖИ СИЛОВЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ Редактор Н. Н. Крюкова Редактор издательства Н. Б. Фомичева Переплет художника В. П. Осипова Технический редактор Г. Г. Самсонова Корректор Л. А. Гладкова ИБ № 1754 («Энергия») Сдано в набор 16.02.81. Подписано в печать 08.09.81. Т-25251. Формат 84Х1087з2. Бумага типографская № Г. Гарн. шрифта литературная. Печать высокая. Усл. печ. л. 24,78. Уч.-изд. л. 27,49. Тираж 30 000 экз. Заказ № 673. Цена 95 к. Энергоиздат, 1I3I14, Москва, М-114, Шлюзовая наб., 10 Владимирская типография «Союзполнграфпрома» при Государственном комитете СССР по делам издательств, полиграфии и книжной торговли 600000, г. Владимир, Октябрьский проспект, д. 7 © Энергоиздат, 1981.
ПРЕДИСЛОВИЕ В настоящее время силовая полупроводниковая элек- троника представляет собой довольно обширную область науки и техники, охватывающую большой круг вопросов получения и исследования полупроводниковых материа- лов, физических основ и принципов действия приборов различных классов, основ конструирования и технологии их производства, принципов построения и расчета схем. Естественно, что весь этот круг вопросов не может быть освещен в пределах одной книги. Настоящий учебник написан в соответствии с программой курса для средних специальных учебных заведений по специальности «Си- ловые полупроводниковые приборы и преобразователь- ная техника». Целью настоящей книги является озна- комление читателя с основными физическими процесса- ми, происходящими в силовых полупроводниковых при- борах, с их параметрами и особенностями конструкции. При изложении материала предполагалось, что читатель знаком с основами электротехники и физики полупро- водников. Сведения о технологических принципах изготовления различных приборов и методах их испытания даны в том объеме, который необходим для законченного представ- ления о полупроводниковом приборе. При этом имелось в виду, что данные вопросы рассматриваются в соответ- ствующих курсах по названной специальности. Установившееся определение силовых приборов как приборов, работающих в диапазоне свыше 10 А, являет- ся в известной степени условным, так как физические основы работы силовых приборов и приборов на токи менее 10 А принципиально ничем не отличаются. Поэто- му изложение физических принципов работы силовых приборов дается с единых физических позиций. В то же время особое внимание уделено явлениям, имеющим ме- сто в приборах с большой площадью полупроводниковой 1* 3
структуры: включению р-п-р-п структуры, особенностям распространения включенного состояния в тиристорах и др. С целью облегчения усвоения материала в книге большее внимание уделено качественной стороне изло- жения. Приводятся наиболее важные соотношения, по- зволяющие производить расчеты некоторых типов сило- вых приборов. Детально с затронутыми в книге вопроса- ми читатель может ознакомиться в работах, список которых приводится в конце учебника. Классификация силовых диодов и тиристоров прове- дена в соответствии со стандартами СЭВ (Совета Эконо- мической Взаимопомощи), в частности СТ СЭВ 1135-78 «Приборы полупроводниковые силовые. Общие техничес- кие требования. Методы испытаний», а также в соответ- ствии с разработанным на их основе отечественным стандартом ГОСТ 20859-79 «Приборы полупроводнико- вые силовые. Общие технические условия». Термины, определения и буквенные обозначения для этих прибо- ров также заимствованы из указанных стандартов, вклю- чая СТ СЭВ 1125-78 «Приборы полупроводниковые си- ловые. Термины, определения и буквенные обозначения». Классификация, термины, определения и буквенные обозначения для силовых транзисторов в перечисленных стандартах не установлены. Поэтому при описании си- ловых транзисторов авторы пользовались отечественным стандартом. Настоящая книга представляет собой первый опыт создания учебника для средних специальных учебных заведений. Поэтому авторы с признательностью примут все критические замечания по книге, которые просят на- правлять по адресу: 113114, Москва, М-114, Шлюзовая наб., 10, Энергоиздат. Авторы
ВВЕДЕНИЕ Первые попытки практического использов! ния полу- проводников были связаны с радиотехникой, когда изо- бретатель радио А. С. Попов впервые применил полупро- водниковый кристалл для демодуляции сигналов в ра- диотелеграфии и радиотелефонии. Успехи в области раз- работки вакуумной лампы, пригодной не только для выпрямления и детектирования, но и для усиления и ге- нерирования электрических сигналов несколько снизили интерес к практическому использованию полупроводни- ков. Тем не менее исследования этого класса веществ продолжались. В 20-х годах инж. О. В. Лосевым (Нижегородская ра- диотехническая лаборатория) были обнаружены падаю- щие участки вольт-амперной характеристики некоторых типов детекторов, которые использовались для усиления и генерирования колебаний. Систематические исследования полупроводников бы- ли начаты ленинградскими физиками под руководством акад. А. Ф. Иоффе в начале 30-х годов. Хотя первый технический меднозакисный выпрямитель переменного тока был изобретен Л. О. Грондалем в 1926 г., теория выпрямления на границе двух полупроводников элект- ронного и дырочного типов была разработана только в 1937 г. Б. И. Давыдовым. Он предположил, что тонкий слой закиси меди в непосредственной близости от мед- ного контакта обладает электронной проводимостью, в то время как остальной объем закиси меди имеет дырочную проводимость. Большую роль в разработке теории вы- прямления сыграли также американские ученые В. Шоттки, Н. Ф. Мотт и В. Шокли. Усиленное развитие радиоэлектроники и локацион- ной техники в период второй мировой войны, а также вычислительной техники в послевоенные годы поставило задачу создания малогабаритного надежного и эконо- 5
мичного усилительного прибора, способного заменить электронную лампу. Исследования велись в различных направлениях и были завершены созданием Дж. Барди- ном и В, Браттейном в 1948 г. точечного германиевого транзистора. Первые, далеко не совершенные образцы этих приборов показали существенные преимущества перед радиолампами. Это стимулировало дальнейшее расширение исследований полупроводников. К началу 50-х годов были разработаны основные типы известных в настоящее время усилительных полупроводниковых приборов: плоскостной и полевой транзисторы и др. В разработке теории электронно-дырочного перехода и новых типов полупроводниковых приборов значительную роль в этот период сыграл В. Шокли. Именно он впер- вые объяснил падающие участки в вольт-амперных ха- рактеристиках некоторых типов транзисторов наличием четвертого слоя, образующего р-п-р-п структуру. Исполь- зование в качестве полупроводника такого материала, как кремний, позволило Дж. Моллу, М. Таненбауму, Дж. Голдею и Н. Голоньяку в 1955 г. изготовить и иссле- довать первые кремниевые приборы на основе р-п-р-п структуры, обладающие тиратронной характеристикой и получившие название тиристоров. Тиристоры, как пока- зали последующие исследования, оказались единствен- ным активным ключевым прибором, работающим как в области радиоэлектроники, так и силовой электроники. Особенно велико оказалось значение этого прибора для преобразовательной техники, которая получила в свое распоряжение исключительно надежный и эф- фективный элемент, вытеснивший в настоящее время практически все применяемые ранее мощные ключевые элементы. Исследования свойств пятислойных п-р~п-р-п струк- тур привели к созданию в 1963 г. А. Н. Думаневичем и Ю. А. Евсеевым симистора (триака) —трехэлектродно- го ключа переменного тока. Аналогичный по принципу действия прибор был запатентован спустя полгода в США Ф. Джентри и Ф. Гутцвиллером. Изобретение тиристора и симистора стимулировали исследования, направленные на разработку новых моди- фикаций этих приборов, таких как тиристоры-диоды, ти- ристоры с выключением по управляющему электроду, регенеративные тиристоры и симисторы, фототиристоры и фотосимисторы, оптотиристоры и оптосимисторы и др., 6
составивших элементную базу преобразовательной тех- ники. Развитие силовой полупроводниковой техники в СССР вначале основывалось на достижениях маломощ- ной полупроводниковой электроники, но затем пошло самостоятельным путем. Первые отечественные силовые полупроводниковые диоды были разработаны в 1955 г. на основе германия с применением сплавной технологии в Физико-техническом институте (ФТИ) имени А. Ф. Иоффе в лаборатории акад. В. М. Тучкевича. В 1959 г. во Всесоюзном электротехническом институте (ВЭИ) имени В. И. Ленина под руководством С. Б. Юдицкого были изготовлены первые сплавные вен- тили на основе монокристаллического кремния. С этого момента началось вытеснение германия кремнием, и в настоящее время практически все силовые приборы изготовляются на основе кремния. Применение кремния позволило расширить температурный диапазон исполь- зования силовых приборов, существенным образом уве- личить обратные напряжения и мощность, повысить их эффективность. В 1961 г. разработаны мощные кремние- вые диоды с электронно-дырочными переходами, изго- товленные методом диффузии, преимущества которого для создания приборов большой площади ранее всего были оценены специалистами ФТИ им. А. Ф. Иоффе и завода «Электровыпрямитель». Результатом их сотруд- ничества явилась разработка в 1964 г. промышленного метода получения высоковольтных р-п переходов путем диффузии алюминия в открытой атмосфере. Этот метод, позднее распространенный на такие эле- менты, как галлий, золото, в настоящее время входит как основополагающая часть в процессе изготовления почти каждого отечественного силового полупроводникового прибора. В 1962 г. специалистами ФТИ им. А. Ф. Иоффе и за- вода «Электровыпрямитель» была закончена разработка диффузионных тиристоров. Разработка первых силовых симисторов была завершена в 1964 г. Последние годы характеризуются появлением сило- вых полупроводниковых приборов специального назна- чения, например для работы в высоковольтных, высоко- частотных и других устройствах. В разработке и изго- товлении этих приборов ведущее положение занимают коллективы ВЭИ им. В. И. Ленина, ФТИ им. А. Ф. Иоф- 7
4>е, завода «Электровыпрямитель», Таллинского электро- технического завода имени М. И. Калинина, Запорож- ского производственного объединения «Преобразователь» и др. Советские ученые и инженеры сделали большой вклад в науку в области развития силовой полупровод- никовой техники и исследования полупроводниковых приборов и материалов. Следует сослаться на работы В. М. Тучкевича, В. Е. Челнокова, И. А. Тепмана, И. В. Грехова, А. Д. Булкина, В. Б. Шуман, Л. Н. Кры- лова, В. А. Кузьмина, А. И. Уварова и многих других. Работа специалистов ФТИ им. А. Ф. Иоффе АН СССР и завода «Электровыпрямитель» получила всеоб- щее признание и была отмечена Ленинской премией в области науки и техники в 1966 г.
ГЛАВА ПЕРВАЯ ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ И ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА СИЛОВЫХ ДИОДОВ 1.1. ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЙ ПЕРЕХОД В РАВНОВЕСНОМ СОСТОЯНИИ Две области монокристаллического полупроводника, одна из которых имеет электронную, а другая — дыроч- ную электропроводность (рис. 1.1), образуют электрон- но-дырочный переход. Заметим, что контакт указанных областей полупроводника не механический, а чисто фи- зический. Обозначим концентрацию доноров в электронной области полупроводника через Nd, а концентрацию ак- цепторов через Na. Концентрацию собственных носите- лей полупроводника обозначим через щ. Предположим, что температура полупроводника такова, что все атомы примесей ионизированы, a «j<^A/<i; ni<g.Na. Электронную и дырочную области полупроводника для простоты при- мем однородно легированными. При этих предположениях концентрации основных носителей—электронов в «-области пп и дырок в р-об- ласти рр — практически равны концентрациям доноров Nd и акцепторов Na. В то же время концентрации неос- новных носителей — дырок в «-области рп и электронов в p-области пР — намного меньше не только концентра- ций основных носителей, но и концентрации собственных носителей. Это следует из известного закона сохранения масс, согласно которому в равновесных условиях произ- ведение концентраций основных и неосновных носителей в полупроводнике равно квадрату концентрации собст- венных носителей: ппРп — РрПр — tit, (1.1) Таким образом, в плоскости Y0Z, разделяющей элек- тронную и дырочную области полупроводника (рис. 1.1), 9
концентрации носителей заряда должны 'претерпевать скачок; электроны от значения пп в «-области до значе- ния Пр в p-области, а дырки от значения рр в р-области до значения рп в «-области. Однако электроны и дырки являются подвижными носителями и их концентрации не могут изменяться скачкообразно. Вследствие диффу- зии электроны переходят из слоя «-области, прилегаю- щего к плоскости YOZ, в p-область, а дырки — из слоя p-области, прилегающего к плоскости Y0Z, в «-область. Поэтому в действительности имеет место плавное изме- Рис 1.1. Полупроводник с областями элект- ронной и дырочной электропроводности. неиие концентраций электронов п и дырок р на границе двух областей полупроводника, как это показано на рис. 1,2. При условии, что = концентрации элек- тронов и дырок в точности равны между собой и рав- ны in в плоскости Y0Z (при х=0 на рис. 1.2). В случае, если электронная область полупроводника легирована сильнее дырочной, т. е. координата, при которой ii=p=ni, будет несколько сдвинута в сторону дырочной области, и наоборот, при Na>N<i она будет сдвинута в сторону электронной области полупроводника. Если бы электронная и дырочная области полупро- водника были изолированы друг от друга, то в каждой из них выполнялось бы условие электронейтральности Nd — nn + pn = pp — Na — np = Q. (1.2) Однако из-за диффузии в приконтактном слое «-об- ласти концентрация электронов становится меньше рав- новесной, а концентрация дырок — больше равновесной (рис. 1.2). Поэтому в приконтактном слое «-области воз- никает положительный заряд плотностью Q = q(Nd-n + p)>0, (1.3) где q — элементарный заряд, равный абсолютному заря- ду электрона (</« 1,6-10-'9 Кл). 10
Аналогично в приконтактном слое p-области образу’ ется отрицательный заряд плотностью Q=-q(Na-p + n)<0, (1.4) Распределение плотностей заряда в электронной и дырочной областях полупроводника представлено на рис. 1.3. Заряд, возникающий в приконтактных слоях р- и «-областей полупроводника, называется объемным заря- дом электронно-дырочного перехода (р-п перехода). Са- ма же область полупроводника, охватывающая прикон- Рис. 1.2. Распределение концент- раций электронов и дырок в по- лупроводнике с областями с элек- тронной и дырочной электропро- водностью при = Рис. 1.3. Распределение плот- ности объемного заряда в по- лупроводнике с областями с электронной и дырочной элект- ропроводностью. тактные слои, обедненные основными носителями заряда, называется областью объемного заряда р-п перехода (или обедненным слоем р-п перехода). Очевидно, что положительный заряд в обедненном электронами слое «-области в точности равен отрица- тельному заряду в обедненном дырками слое р-области. Действительно, в p-области количество электронов воз- растает ровно настолько, насколько оно уменьшается в «-области, а количество дырок в «-области возрастает ровно настолько, насколько уменьшается в р-областн. Таким образом, суммарный заряд во всей области объемного заряда р-п перехода равен нулю. Однако следует помнить, что положительная и отрицательная составляющие полного заряда, численно равные по аб- солютному значению, пространственно разделены, как это показано на рис. 1.3. 11
Образование на р-п переходе пространственно разде- ленных положительного и отрицательного зарядов при- водит к возникновению электрического поля, вектор на- пряженности Ео которого направлен от положительного к отрицательному заряду (рис. 1.3). Это поле способст- вует движению электронов и дырок в направлениях, про- тивоположных их диффузионным потокам. Электрический ток — это направленное движение за- рядов (электронов и дырок). Обозначим через 1Пдиф и /улиф токи соответственно электронов и дырок, обуслов- ленные их диффузией, а через /Пдр и /рдр — их дрейфо- вые токи, обусловленные действием электрического по- Рис. 1.4. Направления диффу- зионных и дрейфовых состав- ляющих электронного и ды- рочного токов через р-п пере- ход. Рис. 1.5. Распределение напря- женности электрического поля в полупроводнике с р-п переходом в равновесном состоянии. ля. Направления этих токов показаны на рис. 1.4. Заме- тим, что направления диффузионного и дрейфового токов электронов противоположны направлениям их диффузи- онного и дрейфового потоков, так как заряд электрона отрицателен. Электронный и дырочный токи через р-п переход соответственно — ^пдр ^пдиф — пЕа 4- qDn j; (1.5) Ip — 1рдр ^рдиф = (щРРЕ0 qDp > 0 '6) где S—'площадь р-п перехода; Ео — напряженность электрического поля в области объемного заряда р-п перехода; dn/dx и dpldx — градиенты концентраций элек- тронов и дырок; цп, Ьп и цр, Dp — подвижности и коэф- фициенты диффузии электронов и дырок соответственно, связанные между собой соотношением Эйнштейна 12
Pn Цр 1 /I ?\ Dn Dp kT ’ V ' здесь T — температура Кельвина; А—постоянная Больц- мана (А —1,38-10~23 Дж/К). В равновесном состоянии, когда внешнее воздействие на р-п переход отсутствует, электронный и дыцочный то- ки через переход равны нулю, а следовательно, равен нулю и полный ток через переход. Однако диффузионные и дрейфовые составляющие электронного и дырочного токов не равны нулю. Поэтому условия /п = 0 и /р=0 означают, что в равновесном состоянии имеет место ди- намическое равновесие; сколько электронов из «-облас- ти (дырок из р-области) переходит в единицу времени в p-область (в «-область) благодаря диффузии, столько же электронов из p-области (дырок из «-области) пере- брасывается электрическим полем за единицу времени обратно в «-область (в р-область). Полагая /п = 0 и /Р=0, из выражений (1.5) и (1.6) с учетом (1.7) получаем, что электрическое поле г- . . kT 1 dn kT 1 dp Q, Eo(x)=-----------------------(t8) q n dx q p dx Электрическое поле существует только в области объемного заряда перехода, границы которой обозначе- ны на рис. 1.5 через x<i и ха. Вие этой области (при x<Z <_—Xd и х>ха) поле примерно равно нулю. Участки «- и p-областей вне области объемного заряда перехода на- зываются электронейтральными. Напряженность электрического поля пропорциональ- на градиенту потенциала (со знаком минус). Поэтому, зная распределение электрического поля, можно рассчи- тать потенциал на р-п переходе: фк = In Дз-= J£-\n-Pp_=*L inM . (1.9) q пр q рп q п2 Называют его обычно контактной разностью потен- циалов р-п перехода. Изменение потенциала <рк в преде- лах области объемного заряда перехода показано на рис. 1.6, причем потенциал p-области вне слоя объемно- го заряда принят равным нулю. Таким образом, в равновесном состоянии на р-п пе- реходе возникает потенциальный барьер высотой срк. В невырожденных полупроводниках контактная раз- 13
ность потенциалов на р-п переходах, измеренная в воль- тах, численно всегда меньше ширины запрещенной зоны полупроводника, измеренной в электрон-вольтах. Энергия — это потенциал, умноженный на положи- тельный заряд. Заряд же электронов отрицателен. По- этому превышение потенциала «-области полупроводни- ка над потенциалом p-области (рис. 1.6) означает, что энергия электронов в «-области ниже их энергии в р-об- ласти, а энергия дырок в p-области ниже их энергии в «-области. Учтем, кроме того, что энергия электронов Рис. 1.6. Распределение потен- циала и полупроводнике с р-п переходом в равновесном со- стоянии. Рис. 1.7. Диаграмма изменения энергетических зон полупро- проводпика с р-п переходом в равновесном состоянии. отсчитывается вверх от дна зоны проводимости, а энер- гия дырок — вниз от потолка валентной зоны. Поэтому диаграмму изменения энергетических зон полупроводни- ка с р-п переходом можно представить так, как это по- казано на рис. 1.7. Видно, что уровень Ферми Е ф зани- мает одно и то же положение в «- и p-областях полупро- водника. Уровень Ферми в собственном полупроводнике Еф[, показанный пунктиром, пересекает уровень Еф в точке х — 0. Слева, где Еф >Еф1,-полупроводник являет- ся электронным, а справа отточки х=0, где Еф<Еф1, — дырочным. При х~$ Еф—Ефс, полупроводник не явля- ется ни электронным, ни дырочным, а концентрации электронов и дырок равны «,. Диаграмма энергетических зон (зонная диаграмма) отражает тот факт, что из «-области полупроводника в p-область могут переходить только те электроны, энер- гия которых в «-области превышает энергию, соответст- вующую дну зоны проводимости, «а значение £к=|<7фк|. Аналогично, из p-области в «-область могут переходить только те дырки, энергия которых превышает энергию, 14
соответствующую потолку валентной зоны, на значение Ек— | <?<рк |. Электроны и дырки, обладающие меньшей энергией, не смогут преодолеть энергетический барьер. Толщины слоев объемного заряда перехода в «-обла- сти Ха и p-области ха рассчитываются в предположении, что плотность заряда в «-области составит qNd, а в p-об- ласти равна — qNa (см. рис. 1.3). При этом учитывается, что по абсолютной величине отрицательный заряд в p-области равен положительному заряду в «-области, а контактная разность потенциалов перехода равна сри. В результате можно получить: X d=]/~----; Xa=-^-Xd, (1.10) d V qNd(l + Nd/Na) а Na d где 8o — электрическая постоянная; er — относительная диэлектрическая проницаемость полупроводника. При Nd—Na имеем xd=xa. Если p-область легиро- вана сильнее, т. е. Na^>Nd, то А^]/^ихй«^ (Mi) Суммарная толщина слоя объемного заряда р-п пе- рехода в равновесном состоянии, равная Ха-\-ха, составит доли или единицы микрометра. Так как положительный и отрицательный заряды р-п перехода пространственно разделены (см. рис. 1.3), то переход, подобно плоскому конденсатору, обладает емкостью, которую принято называть барьерной емко- стью перехода: Сб = 8re0 S/(jca + xd). (1.12) В заключение рассмотрим численный пример. Пусть р-п переход является кремниевым и Nd=Na—W6 см-3'. Для кремния ег« 12 и ег8о~1О~12 Ф/см. Концентрация собственных носителей в кремнии при Г=300 К при- мерно равна 1,5-1010 см-3. Тогда по (1.9), (1.10) и (1.12) получим: фК=0,67 В, Xa4-Xd=2xa~0,4 мкм и Сб = =24 400 пФ при площади перехода 5=1 см2. 1.2. ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА ИДЕАЛЬНОГО ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНОГО ПЕРЕХОДА Область объемного заряда электронно-дырочного пе- рехода в равновесном состоянии обеднена основными носителями. Сопротивление этой области, таким обра- 15
зом, намного больше сопротивлений электронейтральных участков р- и «-областей полупроводника. Поэтому внешнее напряжение, если приложить его к полупровод- нику с переходом, практически полностью будет прило- жено к области объемного заряда перехода. Приложение внешнего напряжения называют смеще- нием р-п перехода. Различают два случая: смещение пе- рехода в прямом и в обратном направлениях. Смещение р-п перехода в прямом направлении Источник подключен положительным полюсом к ды- рочной, а отрицательным — к электронной области полу- проводника (рис. 1.8). Приложенное напряжение Up на- зывается в этом случае прямым напряжением. Рис. 1.8. Смещение р-п пере- хода в прямом направлении. «+» — положительный заряд иони- зированных доноров; <—» — отри- цательный заряд ионизированных акцепторов. Полярность прямого напряжения Up противополож- на полярности контактной разносТЬ потенциалов перехо- да <рк. Поэтому потенциальный барьер перехода умень- шается и становится равным cp = cpK—UF. Результирую- щее электрическое поле Е в области объемного заряда перехода становится меньше поля Eq, существовавшего на переходе в равновесном состоянии, хотя по направле- нию и совпадает с полем Eq. Дрейфовые токи электронов и дырок через переход при этом уменьшаются, а диффу- зионные токи возрастают из-за снижения потенциального барьера иа переходе. Условия /п=0 и /р=0, выполняв- шиеся в равновесном состоянии, нарушаются. Через пе- реход течет прямой ток IF, направление которого, как это следует из рис. 1.4 и 1.8, совпадает с направлением диффузионных токов электронов и дырок. При прямом смещении перехода электроны из «-об- ласти благодаря диффузии непрерывно поступают в p-область, где они являются неосновными носителями. 16
Аналогично дырки из p-области непрерывно переходят в «-область. Этот процесс введения неосновных носите- лей в ту или иную область полупроводника называется инжекцией, а введенные неосновные носители — инжек- тированными. Инжектированные неосновные носители диффундируют в глубь р- и «-областей полупроводника, где они рекомбинируют с основными носителями. Инжектированные носители увеличивают концентра- цию неосновных носителей сверх их равновесных значе- ний. Результирующие концентрации носителей называ- ются неравновесными. Распределения неравновесных концентраций электронов в p-области и дырок в «-обла- сти при прямом смещении перехода представлены на рис. 1.9. Видно, что наиболее значительно неравновесные концентрации неосновных носителей отличаются от рав- новесных на границах «- и p-областей с переходом, т. е. при х=—xd и х=ха. По мере удаления от границ пере- хода в глубь «- и p-областей неравновесные концентра- ции неосновных носителей убывают из-за их рекомбина- ции с основными носителями. При большой протяженно- сти р- и «-областей на некотором расстоянии от границ перехода неравновесные концентрации неосновных носителей практически уменьшаются до равновесных значений. Пунктиром на рис. 1.9 показаны распределе- ния электронов и дырок в области объемного заряда р-«-перехода. Рассмотрим подробнее «-область полупроводника. Разность между неравновесной и равновесной концент- рациями дырок называется избыточной. Накопление из- быточной концентрации дырок приводит к возникнове- нию в «-области избыточного положительного заряда, нарушающего условие электронейтральности. Для вос- становления этого условия необходимо накопление в «-области равного избыточного отрицательного заряда электронов. Однако концентрация электронов в «-обла- сти непрерывно убывает из-за их рекомбинации с инжек- тированными в эту область дырками и инжекции элект- ронов из «-области в p-область. Поэтому необходим постоянный приток электронов в «-область через внеш- ний контакт к этой области. Аналогично через другой внешний контакт в p-область непрерывно поступают дырки, необходимые для компенсации избыточного заря- да инжектированных в эту область электронов, реком- бинации с ними и инжекции дырок в «-область. Этим 2—673
самым обеспечивается непрерывность тока в замкнутом контуре источник — полупроводник с р-п переходом. Диаграмма энергетических зон полупроводника с р-п переходом при прямом смещении приведена на рис. 1.10. Видно, что энергетический барьер, который был равен | <7<рк| в равновесном состоянии, уменьшился до значения |<7(<Рк—Uy) | при прямом смещении. Вследст- вие инжекции и накопления избыточных носителей усло- вие рп — п'- нарушается и понятие уровня Ферми теряет Рис. 1.9. Распределение инжекти- рованных электронов в р-области и дырок в n-области при прямом смещении р-п перехода. x<t о ха Рис. 1.10. Диаграмма измене- ния энергетических зон полу- проводника с р-п переходом при прямом смещении. смысл. Вместо пего вводятся понятия квазиуровней Ферми для электронов £фЯи дырок Е фр (рис. 1.10). Их смысл заключается в том, что они позволяют использо- вать известные соотношения физики полупроводников и при нарушении равновесного условия рп = п21. В частно- сти, концентрации неравновесных электронов и дырок рассчитываются по формулам .. / Е —Е,ъ„ n — Nc exp 1 — _с-£1? V . р = ^ехр(-££^' (113) где Nc и Nv — приведенные плотности состояний в зоне проводимости и валентной зоне соответственно; £c и Ev — энергии, соответствующие дну зоны проводимости и потолку валентной зоны. Изображенная на рис. 1.10 диаграмма энергетических зон справедлива для так называемого случая низких уровней инжекции. При низких уровнях инжекции не- равновесные концентрации неосновных носителей в р- и 18
«-ооластях полупроводника могут превышать их равно- весные значения в миллионы раз, однако остаются мень- ше равновесных концентраций основных носителей (рис. 1.9). Концентрации же основных носителей изменяются очень незначительно и практически равны их равновес- ным значениям. На диаграмме 1.10 это отражено следу- ющим образом. Квазиуровень Ферми для электронов в «-области Ефп совпадает с уровнем Ферми в этой обла- сти в равновесном состоянии Еф. Разность Ес—ЕфП по- стоянна, что соответствует постоянству концентраций электронов. Концентрация же дырок в «-области вблизи перехода намного превышает равновесное значение. По- этому квазиуровень Ферми для дырок Ефр в «-области вблизи границы перехода расположен ближе к валент- ной зоне. Так как концентрация неравновесных дырок уменьшается в глубь «-области (рис. 1.9), то разность ЕфР—Ev также возрастает. В удаленных от перехода участках «-области, где неравновесная концентрация дырок, уменьшаясь, становится примерно равной равно- весному значению, квазиуровень Ферми для дырок сов- падает с уровнем Ферми для «-области в равновесном состоянии. Аналогичная картина имеет место и для р-области полупроводника. В области объемного заряда перехода разность ква- зиуровней Ферми постоянна и равна прямому напряже- нию на переходе Up. Это означает, что произведение не- равновесных концентраций электронов и дырок в этой области рп — «г exp (qUpIkT). (1-14) Учитывая, что на границах области объемного заря- да перехода концентрации основных носителей очень близки к равновесным значениям, для неравновесных концентраций неосновных носителей на этих границах можно получить следующие очень важные соотношения: Р(— xd) = рп ехрСЩ; foU\' <115) п(ха) = «рехрМГ£]. Они показывают, что концентрации инжектирован- ных неосновных носителей на границах перехода экспо- ненциально растут с ростом прямого напряжения Up. 2* 19
Распределения неравновесных концентраций неоснов- ных носителей в р- и «-областях полупроводника, изо- браженные на рис. 1.9, описываются так называемыми стационарными уравнениями непрерывности. Стационарное уравнение непрерывности для дырок в «-области означает, что в любой элементарный объем этой области за единицу времени поступает ровно столь- ко дырок, сколько их уходит и рекомбинирует в этом объеме за это же время. Другими словами, это уравне- ние означает, что в любом элементарном объеме «-обла- сти концентрация дырок остается постоянной во времени. Аналогичный смысл имеет и стационарное уравне- ние непрерывности для электронов в р-области. Решение стационарных уравнений непрерывности при больших протяженностях р- и «-областей показывает, что неравновесные концентрации неосновных носителей экспоненциально убывают в глубь этих областей: п (х) = Пр + [п (ха) — пр] ехр (-(1.16) Р(х) = рп -Мр(— xd) — pJexpMA — xd, (1.17) \ Lp / где Ln— YDnxn и Lp— VDpxp — диффузионные длины электронов в p-области и дырок в «-области соответст- венно: хп и хр — времена жизни электронов в р-области и дырок в «-области соответственно. Формулы (1.16) и (1.17) справедливы при условии, что протяженности р- и «-областей намного больше диф- фузионных длин электронов и дырок. При низких уровнях инжекции в p-области («СрР) диффузионная составляющая электронного тока намного больше дрейфовой. И, наоборот, диффузионная состав- ляющая дырочного тока в p-области намного меньше дрейфовой. Поэтому можно принять, что в p-области по- лупроводника /П«/Пдиф и Ip^Ippp. Аналогично при низ- ких уровнях инжекции в «-области (р<С«п) диффузион- ная составляющая дырочного тока намного больше дрей- фовой. И, наоборот, диффузионная составляющая электронного тока намного меньше дрейфовой. Поэтому можно принять, что в «-области 1п^1п^ и 1Р~1РЛКф- Сумма электронного 1п и дырочного 1Р токов равна полному току через переход IF. Однако диффузионные токи неосновных носителей в р- и «-области, как и их 20
концентрации, экспоненциально убывают по мере удале- ния от границ перехода. Поэтому токи основных носите- лей возрастают по мере удаления от границ перехода (рис. 1.11). На границах р-п перехода токи неосновных носителей xd)~ Isp^-~ — 1)1 (1,18) In(xa) = Isn (exp-^~ 1). (1.19) где дырочная и электронная составляющие тока насы- щения Is соответственно равны: ^sp — SqDppn!Lp и Isn — SqDnnp/La. (1.201) Рис. 1.11. Распределение элек- тронного и дырочного токов в полупроводнике с р-п перехо- дом при прямом смещении. В случае идеального перехода рекомбинацией носите- лей в области его объемного заряда пренебрегают. По- этому токи электронов и дырок в этой области принима- ются постоянными (рис. 1.11). Прямой ток через пере- ход /„-/.(exp-gt-l), (1.21) где h = 4S(^ + ^\ = qSnU^ + -^-\ (1-22) \ Lp Ln / \LpNd LnNa] Из формулы (1.21) видно, что прямой ток идеального перехода экспоненциально возрастает с ростом прямого напряжения. Потенциальный барьер на переходе при прямом сме- щении, как было отмечено выше, уменьшается и стано- вится равным ф=фк—Uf- Если в (1.П) вместо фк под- ставить значение ф, то легко убедиться, что толщина слоя объемного заряда перехода уменьшается с ростом прямого напряжения. Барьерная же емкость перехода со- гласно (1.12) будет при этом расти. 21
Однако для прямосмещенного перехода помимо барьерной вводят понятие так называемой диффузионной емкости. Эта емкость определяется как отношение при- ращения заряда избыточных неосновных носителей, на- копленных в р- и «-областях, к соответствующему при- ращению прямого напряжения на переходе. Выражение для диффузионной емкости в общем случае имеет вид: Сдиф = l/p (- xd)rp + ln (хо) тп], (1.23) Диффузионная емкость перехода не связана с проте- канием через переход токов смещения. Однако при пере- ходных процессах она приводит к емкостному фазовому сдвигу между током и напряжением на переходе. Если одна область полупроводника легирована при- месями намного сильнее другой, то переход называется несимметричным. Пусть, например, p-область легирована намного сильнее «-области и, следовательно, Na^Na, а ЛрСрп. Тогда дырочный ток через переход намного больше электронного (инжекция дырок в «-область на- много сильнее инжекции электронов в p-область). Пря- мой ток через переход примерно равен дырочному току. Выражение (1.21) для прямого тока останется неизмен- ным, однако ток насыщения Isf&hp. Выражение (1.23) в этом случае примет вид: Сдиф~(1.24) т. е. диффузионная емкость пропорциональна прямому току и времени жизни дырок в слаболегированной «-об- ласти. Смещение перехода в обратном направлении При смещении перехода в обратном направлении ис- точник подключен положительным полюсом к электрон- ной, а отрицательным — к дырочной области полупровод- ника (рис. 1.12). Приложенное к переходу напряжение называется в этом случае обратным. Полярности обратного напряжения Un и контактной разности потенциалов фк совпадают. Поэтому потенци- альный барьер на переходе возрастает и становится рав- ным ф=фк-(-С/в (под Ur здесь и ниже будем понимать абсолютное значение обратного напряжения) . Результи- 22
рующее электрическое поле Е в переходе становится больше поля Ей, существовавшего на переходе в равно- весном состоянии, и совпадает с ним по направлению. Равновесное состояние на переходе нарушается. Через него течет обратный ток /л, направление которого, как это следует из рис. 1.4 и 1.12, совпадает с направлением дрейфовых токов электронов и дырок. Рассмотрим подробнее процессы на переходе при его обратном смещении. Энергетический барьер, равный Рис. 1.12. Смещение р-п пере- хода в обратном направлении. <+» — положительный заряд иони- зированных доноров; «—> — отри- цательный заряд ионизированных акцепторов. Рис. 1.13. Диаграмма измене- ния энергетических зон полу- проводника с р-п переходом при обратном смещении. |<7<рк| в равновесном состоянии, возрастает и становится равным | q(фк+ Ur) | при обратном смещении перехода (рис. 1.13). Этот барьер способны преодолеть электроны из «-области, энергия которых превышает энергию, соот- ветствующую дну зоны проводимости, не менее чем на |Я(фк+ Ur) | • Однако концентрация таких электронов в «-области экспоненциально убывает с ростом энергетиче- ского барьера. Поэтому диффузионный ток электронов из «-области в p-область быстро уменьшается практически до нуля с ростом обратного напряжения на переходе. Аналогично резко до нуля уменьшается и диффузионный ток дырок из p-области в «-область. Однако неосновные носители ведут себя по-другому. Дырки из «-области, попадающие благодаря тепловому движению в область объемного заряда перехода, перебрасываются электриче- ским полем перехода в p-область. Аналогично электроны из p-области, попадающие в область объемного заряда, перебрасываются в «-область. Они-то и обусловливают 23
протекание через переход обратного тока. Но концентра- ции неосновных носителей в л- и p-областях весьма малы. Поэтому обратный ток через переход очень мал. Выражение для обратного тока имеет вид, аналогич- ный формуле (1.21): /« = /в [ехр (—— 1 ]. (1-25) где Is по-прежнему описывается (1.22). Обратное смещение Рис. 1.15. Вольт-ампериая ха- рактеристика идеального р-п перехода. Рис. 1.14. Распределение концен- траций электронов и дырок в по- лупроводнике при обратном сме- щении р-п перехода. Из (1.25) видно, что уже при значениях обратного на- пряжения, равных (24-3) kT/q, т. е. примерно 0,05—0,075 В, обратный ток достигает тока насыщения Is- Распределения концентраций электронов и дырок при обратном смещении перехода приведены на рис. 1.14. Концентрации электронов в р-области и дырок в «-обла- сти уменьшаются и равны нулю на границах перехода. Это обусловлено тем, что все электроны из «-области, достигшие благодаря диффузии границы области объем- ного заряда перехода, перебрасываются электрическим полем Е в «-область. Аналогично дырки из «-области, достигшие другой границы перехода, перебрасываются полем Е в p-область. Основные носители частично прони- кают в область объемного заряда перехода, как это по- казано на рис. 1.14. Однако концентрации основных но- сителей быстро уменьшаются до нуля, так как их даль- нейшему диффузионному проникновению в область объемного заряда перехода препятствует сильное элек- трическое поле Е. Толщина слоя объемного заряда р-п перехода при обратном смещении рассчитывается, как и в случае тер- 24
модинамического равновесия, по (1.11) с заменой <рк на фк+^л. Легко видеть, что толщина’слоя объемного за- ряда увеличивается с ростом обратного напряжения. Барьерная же емкость обратносмещенного перехода, как это следует из (1.12), уменьшается с ростом обратного напряжения из-за увеличения толщины слоя объемного заряда. Зависимость тока через электронно-дырочный пере- ход от приложенного к нему напряжения называется вольт-амперной характеристикой (ВАХ) .перехода. Гра- фически ВАХ идеального р-п перехода представлена на рис. 1.15. Видно, что в прямом направлении, когда ток экспоненциально растет с ростом напряжения, переход обладает высокой проводимостью. Наоборот, в обрат- ном направлении, когда ток быстро достигает тока насы- щения Is, значение которого очень мало (для кремниевых переходов Л «г 10-10ч-10-В * * * 12 А/см2), переход обладает вы- соким сопротивлением. При внешнем напряжении, равном нулю, ток через переход также равен пулю. Из-за рез- кой нелинейности ВАХ р-п переходы широко использу- ются в качестве выпрямительных элементов, предназна- ченных для преобразования переменного тока в посто- янный. 1.3. ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНОГО ПЕРЕХОДА С ГЛУБОКИМИ УРОВНЯМИ В ОБЛАСТИ ОБЪЕМНОГО ЗАРЯДА В случае идеального перехода можно пренебречь ре- комбинацией неравновесных электронов и дырок в об- ласти объемного заряда перехода при его прямом сме- щении. Поэтому токи электронов и дырок в этой области были приняты постоянными (см. рис. 1.11). Однако в действительности не все электроны, диффундирующие из л-области, достигают р-области, и не все дырки, диффун- дирующие из р-области, достигают «-области. Некоторое количество электронов за время диффузии из «-области в p-область успевает рекомбинировать в области объем- ного заряда перехода. Так как рекомбинация электронов и дырок происходит всегда попарно, в области объемного заряда перехода рекомбинирует точно такое же коли- чество дырок. Поэтому диффузионный ток электронов в слое объемного заряда перехода уменьшается в направ- лении от «-области к р-области, а диффузионный ток 25
дырок уменьшается в направлении от p-области к «-об- ласти. Ток, обусловленный рекомбинацией электронов и ды- рок в области объемного заряда перехода при его пря- мом смещении, называется рекомбинационным. Обозна- чим его через /рек. Очевидно, что ток электронов на гра- нице перехода с «-областью превышает вего значение 1п(ха) на границе с p-областью на значение /рек. На та- кое же значение ток дырок на границе перехода с р-обла- стыо превышает его значение 1Р(—Ха) на границе с «-об- ластью. Назовем сумму диффузионных токов In(xa)-[-Iv(—Xd) диффузионным током перехода и обозначим его через /ди*. Очевидно, что ток /ДИф описывается (1.21) и равен прямому току через идеальный переход, когда рекомби- национный ток полагается равным нулю. При учете же рекомбинационного тока прямой ток через переход равен Сумме /диф^/рек. Известно, что в полупроводниках, у которых макси- мум валентной зоны совпадает с минимумом зоны прово- димости (арсенид галлия, например), преобладает ре- комбинация носителей из зоны в зону (так называемая бимолекулярная рекомбинация). В полупроводниках же, у которых максимум валентной црны не совпадает с ми- нимумом зоны проводимости (германий, кремний), пре- обладает рекомбинация через глубокие энергетические уровни, расположенные в запрещенной зоне полупровод- ника. Эти уровни создаются атомами таких металлов, как золото, кобальт, медь, железо, платина и др. Они могут создаваться также и различного рода другими де- фектами полупроводника (вакансиями, комплексами ва- кансия плюс атом кислорода, дислокациями и т. д,). Скорость рекомбинации через глубокие энергетические уровни в запрещенной зоне зависит от природы и кон- центрации дефектов, создающих эти уровни. Наибольшая скорость рекомбинации имеет место, как правило, в том случае, если глубокие энергетические уровни совпадают с уровнем Ферми в собственном полупроводнике. Как показали К. Саа, Р. Нойс и В. Шокли, рекомби- национный ток прямосмещенного перехода в случае, ког- да глубокие энергетические уровни рекомбинационных центров совпадают с уровнем Ферми в собственном по- лупроводнике, приближенно описывается формулой 26
(1.26) 1 ~ I fpvn _________ 1 ) fpm—''ro (exp——- Li, где j ____ ^ni kT (xa 4" xd) § ц 27) 2q Vtpxn (<pK — Uf) здесь Tp и Tn — время жизни дырок и электронов в об- ласти объемного заряда перехода, зависящее от приро- ды и концентрации рекомбинационных центров. Прямой ток через переход с глубокими уровнями в области объемного заряда можно описать, таким обра- зом, формулой (ofj р 1 \ ( р \ ехР kT j + \ехР 2kT ; * (1.28) где для Is по-прежнему справедливо соотношение (1.22). При обратном смещении концентрация электронов и дырок в области объемного заряда перехода стремится к нулю (см. рис. 1.14). Глубокие энергетические уровни играют в этом случае роль не рекомбинационных, а гене- рационных центров. Электроны из валентной зоны, об- ладающие достаточной энергией, переходят сначала на эти уровни, а от них — в зону проводимости. При этом на месте каждого электрона, пере- шедшего в зону проводимости, в валентной зоне остает- ся одна дырка. Таким образом, как и при рекомбинации, генерация электронов и дырок происходит только попар- но. Генерированные электроны перебрасываются элек- трическим полем перехода в м-область, а дырки — в р-об- ласть. Благодаря этому через переход течет так называе- мый генерационный ток /Ген. Этот ток согласно той же теории Саа—Нойса—Шокли, пропорционален скорости тепловой генерации электронов и дырок, толщине слоя объемного заряда и площади перехода; /ген_ gnt (xa + xd) s. 29) Обратный ток перехода с глубокими уровнями равен, таким образом, сумме обратного тока идеального пере- хода, описываемого формулой (1.25), и генерационного тока, описываемого формулой (1.29). При значениях об- ратного напряжения, превышающих’(24-3) kT/q, 27
/w^/reiI+/s. (1.30) Генерационный и рекомбинационный токи пропорцио- нальны концентрации собственных носителей п, в первой степени, ток насыщения Is — квадрату nt (1.22), Для гер- мания nt ял2,5• 1013 см-3 при 300 К, Поэтому для герма- ниевых переходов генерационный и рекомбинационный токи пренебрежимо малы, т. е. эти переходы ведут себя практически как идеальные. Для кремния, ширина запрещенной зоны которого больше, чем у германия, nitv 1,5-10*° см-3 при 300 К. В результате при обратном смещении кремниевого пе- рехода оказывается, что /ГенЗ>/«. При малых прямых на- пряжениях /Рек также превышает диффузионную состав- ляющую прямого тока. Однако при средних и больших прямых смещениях диффузионный прямой ток кремние- вого перехода благодаря более резкой зависимости от прямого напряжения преобладает над рекомбинацион- ным током. Обратный ток кремниевых переходов, будучи преиму- щественно генерационным, в отличие от обратного тока идеального перехода не насыщается с ростом обратного напряжения. Так как толщина слоя объемного заряда перехода растет с ростом обратного напряжения, воз- растает и генерационный ток обратносмещенного крем- йиевого перехода. 1.4. ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА СИЛОВЫХ ДИОДОВ В ПРЯМОМ НАПРАВЛЕНИИ. РАСЧЕТ СРЕДНЕЙ МОЩНОСТИ ПОТЕРЬ Полупроводниковая структура силового диода. Принцип действия. Коэффициент инжекции р+-п и п+-п переходов Силовыми называют диоды, допустимые значения прямого тока которых равны или превышают 10 А. Это определение, конечно же, является весьма условным. Qc- нову силовых диодов, как и диодов на токи меньше 10 А, составляет полупроводник с р-п переходом. Называют его обычно полупроводниковой структурой. Схематически структура силового диода представле- на на рис. 1.16. Видно, что она состоит из трех областей (слоев). Внешние слои с электронной и дырочной элек- тропроводностью сильно легированы. Они обозначены на рис. 1.16 буквами пирс индексом Эти слои обычно 28
принято называть эмиттерными иду просто эмиттерами. Тип электропроводности и концентрация примесей в средней области совпадают с типом электропроводности и концентрацией примесей в исходном кремнии, на осно- ве которого изготовлена полупроводниковая структура. Эта область называется базовой или просто базой. Она обозначена на рис. 1.16 буквой п без индекса. Отечественные силовые диоды, как и диоды большин- ства зарубежных фирм, изготавливаются на основе крем- ния с электронной электропроводностью и имеют, таким Nd Р+ Nd Na. п+ п Рис. 1.16. Распределение леги- рующих примесей в р+-п-п+ структуре с резкими перехо- дами. Рис. 1.17. Диаграмма энергетиче- ских зон р+-п-п+ структуры в равновесном состоянии. образом, р+-п-п+-структуру, изображенную на рис. 1.16. Эмиттер р+-типа образуют с n-базой электронно-ды- рочный переход, свойства которого были рассмотрены в предыдущих параграфах. Эмиттер же м+-типа образует с базой так называемый злектронно-злектронный переход (п+-п переход). В равновесном состоянии на таком пе- реходе благодаря преимущественной диффузии электро- нов из М+-СЛОЯ в n-базу, так же как и на р-п переходе, возникает Потенциальный барьер, препятствующий даль- нейшей диффузии электронов из п+-слоя в n-базу. Кон- тактная разность потенциалов п+-п перехода kT . Nd ‘ kT . рп п Фк = —in—=—С1-31) q q рп где Nd и р*п — равновесные концентрации электронов (доноров) и дырок в м+-слое соответственно. Диаграмма энергетических зон р+-п-п+ структуры в равновесном состоянии представлена на рис. 1.17. По- 29
тенцпальный барьер на р+-п переходе описывается (1.9) с заменой Na па Na, пр на пр и рр на рр, где Na — кон- центрация акцепторов в р+-слое, а рР и пр—равновес- ные концентрации дырок и электронов в этом слое. По- тенциальный же барьер на п+-п переходе описывается (1.31). Уровень Ферми Е,Р в равновесном состоянии за-' нпмает одно и то же положение во всех трех слоях струк- туры. Пусть теперь к р+-п-п+ структуре приложено прямое напряжение (источник подключен положительным полю- сом к р+-слою, а отрицательным — к «+-слою). Элек- тронно-дырочный переход смещается при этом в прямом направлении, и его потенциальный барьер понижается. Однако в реальных структурах концентрация акцепторов (дырок) в р+-слое в десятки и сотни тысяч раз превы- шают концентрацию доноров (электронов) в «-базе. Ин- жекция дырок из р+-слоя в «-базу намного превосходит при этом инжекцию электронов из «-базы в р+-слой. По- этому и принято называть р+-слой эмиттером. Инжектированные дырки движутся в «-базе в направ- лении к «+-слою. Достигнув п+-п перехода, дырки не мо- гут преодолеть его потенциальный барьер и накаплива- ются в «-базе, частично успевая рекомбинировать с элек- тронами. Для компенсации положительного заряда накопленных в «-базе дырок и рекомбинации с ними не- обходим приток электронов в «-базу. Этот приток элек- тронов в «-базу осуществляется через п+-п переход, ко- торый также смещается в прямом направлении («минус» на «•’-слое и «плюс» на «-базе). Потенциальный барьер на «+-« переходе уменьшается. Однако концентрация электронов в «+-слое намного больше концентрации ды- рок в «-базе. Электронов из «+-слоя в «-базу поступает при этом намного больше, чем дырок из «-базы в «+-слой. Поэтому н+-слой также называют эмиттером. Таким образом, при подаче прямого напряжения на р+-п-п+ структуру р+-п и «+-« переходы смещаются в прямом направлении. Эмиттер р+-типа инжектирует при этом в базу дырки, а эмиттер «+-типа—в электроны. По- лупроводниковая структура работает при этом в так на- зываемом режиме двойной инжекции. Инжектированные дырки и электроны накапливаются в базовой области. Одновременно с накоплением происходит и рекомбина- ция инжектированных носителей в базе. В стационарном 30
состоянии количество инжектируемых в базу электронов и дырок равно количеству рекомбинирующих. В базовой области устанавливаются при этом стационарные рас- пределения неравновесных концентраций электронов и дырок. Благодаря непрерывной инжекции электронов и дырок в n-базу и их рекомбинации через р+-п-п+ струк- туру течет прямой ток в направлении от р+-слоя к м+-слою. Под коэффициентом инжекции электронно-дырочного перехода понимают отношение диффузионной составляю- щей дырочного тока к полному току через переход. Обо- значают коэффициент инжекции буквой у. Основываясь на результатах, изложенных в § 1.2 и 1.3, выражение для коэффициента инжекции р+-п перехода, который обозначим через у\, в общем случае можно записать в виде = 2р- =-----Le.-------------!-----, (1.32) Ip + In + /рек . . In , /рек Ip 1р где дырочный 1Р и электронный 1п токи описываются (1.18) и (1.19), а рекомбинационный ток /рек—(1.26). Зависимость коэффициента инжекции от прямого тока 1р представлена на рис. 1.18. При малых токах, как было указано в § 1.3, рекомбинационный ток в кремние- вых переходах превышает диффузионный. Коэффицнент- инжекции при этом близок к нулю. Однако диффузион- ный ток с ростом прямого смещения (прямого тока) воз- растает быстрее рекомбинационного, причем диффузион- ный ток для р+-п перехода является преимущественно дырочным (Ip^In). Поэтому у1 растет с ростом прямого тока. Когда рекомбинационный ток становится пренебре- жимо малым, значение yi определяется соотношением дырочной и электронной составляющих диффузионного тока через переход: --!*-=-----1--=------!----~1—(1.33) ISp °р Ln где оп и ор — удельные электрические проводимости n-базы и р+-эмиттера соответственно; Lp и Ln — диффу- зионные длины дырок в n-базе и электронов в р+-слое соответственно. 31
Из (1.33) видно, что для р+-п перехода, когда Ор»сгп> значение yi весьма близко к 1. Однако с дальнейшим ростом прямого тока концен- трация накопленных в базе электронов и дырок также продолжает возрастать. При этом концентрация и неос- новных носителей (дырок) в n-базе, и основных (элек- тронов) может существенно превзойти равновесную кон- центрацию. В этом случае говорят, что в n-базе реали- зуется высокий уровень ин- жекции (концентрации не- равновесных электронов и дырок примерно равны между собой и намного- превышают концентрацию доноров в п-базе). Удельная проводимость n-базы возра- стает. . Происходит модуля- ция электропроводности ба- зы диода. Коэффициент, инжекции р+-п перехода при этом согласно (1.33) начинает уменьшаться с дальней- шим ростом прямого тока (рис. 1.18). Коэффициент инжекции п+-п перехода, который обозначим через уз, удобно определять как отношение диффузионного тока электронов к полному току через переход. Зависимость у2 от прямого тока представлена на рис. 1.18 пунктирной кривой. Рекомбинационный ток в слое объемного заряда п+-п перехода пренебре- жимо мал при малых токах, так как весьма мала в этом слое концентрация дырок. Поэтому практически у2=1. При больших токах, когда модуляция электропровод- ности базы становится существенной, уг уменьшается с дальнейшим ростом тока. Выражение для у2 при этом аналогично (1.33) с заменой ор на и Ln на Lp (оп — удельная проводимость п+-слоя; Lp —диффузионная длина дырок в этом слое). Прямое напряжение. Расчет средней мощности потерь Прямое напряжение на диоде, зависящее от прямого тока через него, равно сумме падений напряжения на внешних контактах к эмиттерным слоям структуры, на 32
самих сильнолегированных эмиттерных слоях, на р+-п и п+-п переходах и на базовой области. Контакты к сильнолегированным эмиттерным слоям всегда изготавливают таким образом, что при рабочих плотностях прямого тока (примерно 100—300 А/см2) падение напряжения на этих контактах пренебрежимо мало. Пренебрежимо малы также и падения напряже- ния на сильнолегированных эмиттерных слоях (толщи- Рис. 1.19. Распределение не- равновесных дырок в л-базе при низком уровне инжекции (сплошная кривая) и нерав- новесных электронов и дырок в р+-п-п+ структуре при вы- соком уровне инжекции в л-базе (пунктирные кривые). ны этих слоев не превышают нескольких десятков микро- метров, а удельные сопротивления — сотой доли ома на сантиметр). Основной вклад в прямое напряжение вносят, таким образом, падения напряжения на переходах и базовой об- ласти, которая наименее легирована и толщина кото- рой достигает нескольких сотен микрометров. Рассмотрим случай, когда в n-базе реализуется низ- кий уровень инжекции (в сильнолегированных эмиттер- ных слоях уровень инжекции будем полагать всегда низким). Стационарное распределение концентрации неравновесных дырок в n-базе при этом имеет вид, изоб- раженный на рис. 1.19 сплошной кривой (равновесная концентрация дырок в n-базе рп показана штрихпунк- тирной линией). Градиент концентрации дырок в n-базе на границе п+-п перехода, как видно из рис. 1.19, равен нулю. Это означает, что диффузионный ток дырок через этот пере- ход также равен нулю. При низких уровнях инжекции в n-базе коэффициен- ты инжекции переходов принимаются обычно равными 1. Концентрация дырок в n-базе на границе с р+-п пере- ходом р(0) связана при этом с током через переход (диод) соотношением p(0)^IPLp/qDpS. (1.34) 3—673 33
Это справедливо, когда Wn/Lp^2, где Wn — толщи- на «-базы, что практически всегда имеет место в сило- вых диодах. Падение напряжения на р+-п переходе с учетом (1.15) и (1.20) (/₽+.„ = —In= —In (1.35) 4 Pn q \ Isp 1 где /sp описывается (1.20). Падение напряжения на п+-п переходе оказывается при низких уровнях инжекции пренебрежимо малым, так как неравновесная и равновесная концентрации элек- тронов практически равны. Падение напряжения на «-базе г ch^-q = i + • (1.36) sh--- Lp где рп — удельное сопротивление материала «-базы; b — отношение подвижностей электронов и дырок (для кремния Ь «2,8). При низком уровне инжекции в «-базе концентрация р(0) должна быть меньше Nd- Учитывая, что <?« 1,6Х X10-18 Кл и Dp = 12см2/с (для кремния), и полагая Lp — = 10-2см, 5=1 см2, определяем, что низкий уровень ин- жекции в «-базе реализуется при плотностях прямого тока, меньших 20 мА/см2, если Mj = 1014 см-3 (рп« «50 Ом-см). При этих значениях параметров диода и плотности тока 20 мА/см2 Uр+ п=0,45 В, а 1/Вя=0,05 В при 1Уп=300 мкм. Прямое напряжение на диоде при низких уровнях инжекции в «-базе, таким образом, при- мерно равно падению напряжения на р+-п переходе. Падение напряжения на базе становится существен- ным только при больших значениях отношения Wn/Lj>, т. е. в так называемых длинных диодах. Рабочие плотности токов в силовых диодах достига- ют 100—300 А/см2. Поэтому силовые диоды практически всегда работают при высоких уровнях инжекции в «-ба- зе. Распределение дырок в «-базе диода для этого случая представлено на рис. 1.19 пунктирной кривой. Это рас- пределение получается из решения стационарного урав- 34
нения непрерывности для дырок,‘которое отличается от соответствующего уравнения при низких уровнях инжек- ции в базе только заменой коэффициента диффузии ды- рок Dp на амбиполярный коэффициент диффузии £)= =2bDp/(b4-1). Диффузионная длина дырок в п-базе обозначается в этом случае S’p=yrDrp. Если принять коэффициент инжекции переходов у= = 1 при высоких уровнях инжекции, то Up.n по прежне- му будет описываться (1.35). Однако в этом случае ста- новится существенным и падение напряжения на п+-п пе- реходе и. (1.37) " " q Nd q Nd ' ' ’ так как концентрация дырок в n-базе на границе с п+-п переходом p(Wn) очень близка к концентрация дырок на границе с р+-п переходом р(0). Падение напряжения на п+-п переходе меньше, чем на р+-п переходе, так как Nd^>pn- Суммарное падение напряжения на переходах . (1-38) где / = S ** 7 * Падение напряжения на n-базе в этом случае ^14>2LeXpL|u), (1.39) т. е. не зависит от тока и удельного сопротивления я-базы. Это обусловлено тем, что при высоких уровнях ин- жекции удельная электропроводность базы из-за роста, концентраций электронов и дырок увеличивается про- порционально току. Вследствие этого падение напряже- ния на базе остается постоянным. Однако при высоких уровнях инжекции в n-базе дио- да коэффициенты инжекции переходов уменьшаются. Обусловлено это тем, что возрастает инжекция неоснов- ных носителей в эмиттерные р+- и я+-слои. Распределе- ния этих носителей также показаны на рис. 1.19 пункти- ром. Из-за уменьшения коэффициентов инжекции кон- центрация неравновесных носителей в я-базе возрастает 3* 35
медленнее, чем растет ток. Вследствие этого падение напряжения на n-базе становится пропорциональным корню квадратному от тока. Помимо снижения коэффициентов инжекции на пря- мое напряжение при высоких уровнях инжекции в п-ба-’ зе начинает сильно влиять взаимное рассеяние электро- нов и дырок. Из-за взаимного рассеяния подвижности электронов и дырок начинают уменьшаться. При кон-, центрациях носителей около 7-Ю16 см-3 и выше их под- Рис. 1.20. Прямолинейная ап- проксимация прямой ВАХ дио- да. Рис. 1.21. Однополупериодный прямой ток синусоидальной фор- мы через диод. вижности становятся практически обратно пропорцио- нальными концентрациям. Вследствие этого проводимость базы диода остается примерно постоянной несмотря на рост концентраций электронов и дырок с ростом тока. Падение напряжения на n-базе возрастает при этом примерно пропорционально току. Прямое напряжение на диоде с учетом всех перечис- ленных факторов kT .1г; .. г- kT / Wn \ , W„ j ЛЛЧ UP^2-----ln_£_+l,5----exp -kJ- +—^-/р. (1.40) q hi q \ =^p / 16S Зависимость прямого тока от прямого напряжения называется прямой. ВАХ диода. Графически прямая ВАХ диода представлена на рис. 1.20. На практике обычно используется так называемая прямолинейная аппрокси- мация прямой ВАХ диода, изображенная на рис. 1.20 пунктирной линией. Напряжение Цто) называют порого- вым напряжением, а Гт— дифференциальным прямым сопротивлением диода. Эта аппроксимация весьма удоб- на для расчета средней мощности прямых потерь в диоде. 36
Так, при протекании через диод тока синусоидальной формы (рис. 1.21) средняя мощность прямых потерь ^F(AV) ~ U(ТО) FAV "Ь ^"^ГТ I^FAV' O-^l) где Ifav — среднее за период значение прямого тока через диод, равное hm/л. При других формах прямого тока через диод выраже- ние для Pf(av) имеет тот же вид, только изменяется ко- эффициент при втором слагаемом в правой части (1.41). 1.5. ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ВАХ СИЛОВЫХ ДИОДОВ В ПРЯМОМ НАПРАВЛЕНИИ Зависимость прямого напряжения силовых диодов от темпе- ратуры обусловлена несколькими причинами, а именно: ростом концентрации собственных носителей с температурой; зависимостью подвижностей (коэффициентов диффузии) элек- тронов и дырок от температуры; зависимостью времен жизни электронов и дырок от темпера- туры. Концентрация собственных носителей заряда в полупроводни- ках экспоненциально растет с температурой: / Т \1,5 г / т„\1 /гг(П = пг(7’о) — ехр В 1-—5 , (1.42) Wo/ L \ 1 / \ где nf(T) и nt (То) —концентрации собственных носителей при произвольном Т и заданном -То; В— константа, для кремния рав- ная примерно 23,6 при То=ЗОО К. Из-за экспоненциального роста концентрации собственных но- сителей падение напряжения на переходах структуры согласно вы- ражениям (1.35) и (1.38) уменьшается с ростом температуры. Эта зависимость очень близка к линейной и может быть представлена в виде USp.n(T)^UZp.n(TQ)-k0(T-TQ), (1.43) где ko — константа, зависящая от типа полупроводникового мате- риала и слабо зависящая от параметров диода. Подвижности электронов и дырок в полупроводнике зависят от преобладающего механизма их рассеяния. В базовых областях кремниевых диодов, относительно слабо легированных, преимуще- ственным механизмом рассеяния является рассеяние на тепловых колебаниях кристаллической решетки (фононах). Температурная зависимость подвижностей электронов и дырок при этом отрица- тельна, т. е. нх подвижности уменьшаются с ростом температуры. Для кремния подвижности электронов н дырок уменьшаются при- мерно Обратно пропорционально температуре Т2’5. При высоких концентрациях легирующих примесей, когда пре- обладающим механизмом рассеяния носителей является рассеяние на ионизированных атомах примесей, подвижности электронов и дырок возрастают примерно пропорционально Г1'5. Такая же тем- пературная зависимость подвижностей электронов и дырок имеет 37
Рис. 1.22. Вольт-ампериая ха- рактеристика диода в прямом направлении при двух значе- ниях температуры. место и в случае, когда преобладает взаимное рассеяние электро- нов и дырок. Вследствие одновременного влияния различных ме- ханизмов рассеяния подвижности электронов и дырок в общем случае сложным образом зависят от температуры. Время жизни носителей заряда также зависит от температуры. В кремниевых структурах, когда преобладает рекомбинация элект- ронов и дырок на рекомбинационных центрах, зависимость времени жизни носителей от температуры определяется природой этих цент- ров. Однако независимо от природы рекомбинационных центров время жизни носителей заряда в кремнии, как правило, возрастает с ростом температуры, причем в диапазоне температур от —50 до 200—300 °C этот рост примерно пропорционален Т1'5. Температурная зависимость концентрации собственных носи- телей заряда влияет в основном на зависимость от температуры падения напряжения на переходах диода. В то же время температур- ные зависимости подвижностей и времен жизни электронов и дырок преимущественно влияют на зави- симость от температуры падения напряжения на базе диода. В слу- чае кремниевых диодов при тем- пературах вплоть до 200—300 °C падение напряжения на базах воз- растает с температурой, причем этот рост примерно пропорционален температуре. Из-за одиовремеииого воздействия всех перечисленных факто- ров результирующая зависимость прямого напряжения на диодах довольно сложная (рис. 1.22). При малых токах, когда преобладает падение напряжения на переходах диода, температурная зависи- мость прямого напряжения отрицательна, т. о. прямое напряжение уменьшается с ростом температуры. При больших токах, когда падение напряжения на базе диода возрастает, зависимость пря- мого напряжения от температуры становится положительной. При некотором значении прямого тока, зависящем от параметров полу- проводниковой структуры диода, происходит инверсия температур- ной зависимости прямого напряжения. Эта точка, называемая точ- кой инверсии, обозначена на рис. 1.22 буквой А. Отрицательная температурная зависимость прямого напряже- ния при малых токах используется на практике для измерения тем- пературы структур диодов. Для этого, нагревая диод в термостате, строят зависимость прямого напряжения от температуры при за- данном малом значении прямого тока. Этот ток называется изме- рительным, а построенная зависимость — градуировочной кривой. Затем, когда диод нагружен рабочим током, в паузах между им- пульсами этого тока (рис. 1.21) через диод пропускают тот же из- мерительный ток, для которого была построена градуировочная кривая. По измеренному значению прямого напряжения, используя градуировочную кривую, определяют температуру полупроводни- ковой структуры диода, до которой она нагревается при нагрузке диода заданным рабочим током. 38
1.6, ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА СИЛОВЫХ ДИОДОВ В ОБРАТНОМ НАПРАВЛЕНИИ При подаче на диод обратного напряжения источник подключается положительным полюсом к ц+-слою, а отри- цательным— к р+-слою (см. рис. 1.16). При этом р+-п переход смещается в обратном направлении и через него течет обратный ток. Такой же ток в соответствии с усло- вием непрерывности протекает и через п+-п переход. Этот ток течет в направлении от м+-слоя к n-базе, что соответ- ствует движению электронов в противоположном на- правлении. Однако в слое объемного заряда п+-п перехо- да концентрация электронов больше, чем даже в п-базе. Поэтому п+-п переход практически не препятствует про- теканию тока, равного обратному току р+-п перехода. Сопротивление п+-п перехода при протекании обратно- го тока через диод очень мало. Этим электронно-элект- ронный переход резко отличается от электронно-дыроч- ного перехода, сопротивление которого при обратном смещении велико. Сопротивление электронейтрального участка слабо- легированной м-базы также пренебрежимо мало по срав- нению с сопротивлением слоя объемного заряда р+-п пе- рехода. Поэтому приложенное к р+-п-п+ структуре об- ратное напряжение практически полностью падает на р+-п переходе. Обратный ток р+-п-п+ структуры совпа- дает при этом с обратным током р+-п перехода. Обратный ток электронно-дырочного перехода, как было показано в § 1.2 и 1.3, состоит из диффузионной и генерационной составляющих, причем для кремниевых структур генерационная составляющая намного больше диффузионной. Обе составляющие обратного тока со- гласно (1.42) экспоненциально растут с температурой, однако диффузионная возрастает намного быстрее гене- рационной. Поэтому при высоких температурах диф- фузионная составляющая может.стать сравнимой с ге- нерационной. Но максимально допустимые значения ра- бочих температур кремниевых силовых диодов не превы- шают 140—200° С. Вплоть до этих температур генераци- онная составляющая обратного тока, как правило, преобладает над диффузионной. Поэтому под обратным током силового кремниевого диода будем понимать его генерационную составляющую. Область объемного заряда р+-п перехода с ростом 39
обратного напряжения расширяется в основном в сто- рону слаболегированной н-базьг. Толщина слоя объем- ного заряда в n-базе при напряжениях, значительно превышающих контактную разность потенциалов <рк, мкм, Гол «0,52/^, (1.44) где рп — удельное сопротивление кремния в н-базе, Ом/см; UR — обратное напряжение, В. Таким образом, согласно (1.29) обратный ток сило- вого диода (1.45) 2 И Толщина слоя объемного заряда в n-базе силовых диодов достигает десятков и сотен микрометров. Так, 'при рп=50 Ом-см и (7r=1000 В имеем U7on« 115 мкм. Обратный ток кремниевых силовых диодов при комнат- ных температурах равен единицам и десяткам микроам- пер. Учитывая, что для кремния ш«1,5-1010 см-3 при 300 К, и полагая, как и выше, рп=50 Ом-см, (/«=1000 В, при тр —10~5 с, тп = 4-10-8 с н S = 1 см2 получим IrZZ «2,2 мкА. Положим, как это было принято в § 1.5, что время жизни дырок и электронов пропорционально темпера- туре Кельвина в степени 1,5. Тогда согласно (1.42) зави- симость обратного тока от температуры 7Л(Т) = /л(Т0)ехр[в(1—(1.46) где для кремниевых диодов В «23,6 при То=300 К. Зависимость отношения Ir(T)/Ir(T0) от температуры приведена на рис. 1.23. Видно, что при повышении тем- пературы от комнатной до 150—200 °C обратный ток возрастает в тысячи раз. До сих пор рассматривался обратный ток диода, обус- ловленный процессами, протекающими в объеме струк- туры, и называемый объемным током. Помимо него для диодов весьма существенным является так называемый поверхностный обратный ток. Этот ток обусловлен про- цессами, протекающими на тех участках поверхности структуры, куда выходит электронно-дырочный переход. Граница (поверхность) йолупроводника сама по себе представляет нарушение периодической кристалличе- ской решетки. Поэтому в приповерхностном слое всегда 40
существуют так называемые поверхностные уровни (раз- решенные энергетические уровни в запрещенной зоне), которые могут играть роль генерационно-рекомбинаци- онных центров. Вследствие этого генерационная состав- ляющая обратного тока в приповерхностном слое всегда отлична от объемной. Это так называемая генерацион- ная составляющая поверхностного обратного тока. Ее температурная зависимость аналогична зависимости объ- емного генерационного тока (1.46), 25 75 125 175 225 °C Рис. 1.23. Зависимость норми- рованного обратного тока кремниевого диода от темпера- туры. Рис. 1.24. Распределение на- пряженности электрического поля Е в области объемного заряда резкого р+-п перехода. Кроме того, на поверхности полупроводника всегда адсорбируются ионы различных металлов. Они создают так называемый поверхностный заряд. Их плотность мо- жет достигать 1011—1012 единиц на квадратный санти- метр поверхности. Попадая в обедненный слой р-п пере- хода на поверхности структуры, эти заряды перемеща- ются под действием электрического поля перехода и создают поверхностный ток утечки. Температурная зави- симость этой составляющей поверхностного тока, как и сама физика поверхностных процессов, весьма сложна и здесь не рассматривается. В § 3.1, показаны конструк- тивные решения, которые используются для уменьшения поверхностного обратного тока силовых диодов. Заметим, что чем больше диаметр структуры, тем ме- нее существенную роль играет поверхностный обратный ток. Обусловлено это тем, что объемный обратный ток возрастает пропорционально квадрату диаметра структу- ры, а поверхностный — пропорционально первой степени диаметра. Диаметры структур силовых диодов достига- ют десятков миллиметров. Поэтому далее будем полагать, 41
что поверхностная составляющая обратного тока пренеб- режимо мала, и под обратным током диода будем пони- мать его объемную составляющую. Рассмотрим, как поведет себя обратный ток диода с ростом обратного напряжения. Область объемного за- ряда р+-п перехода расширяется в сторону n-базы, и напряженность электрического поля в этой области воз- растает (рис. 1.24). Электроны и дырки, попадающие в эту область, ускоряются электрическим полем и могут приобрести довольно высокие значения энергии. Эта энергия рассеивается на высокочастотных колебаниях кристаллической решетки (так называемых оптических фононах). Однако отдельные электроны и дырки могут набрать энергию, превышающую ширину запрещенной зоны полупроводника. Такие электроны и дырки, стал- киваясь с нейтральными атомами полупроводника, мо- гут выбить у них валентные электроны. Такая иониза- ция нейтральных атомов полупроводника называется ударной ионизацией. Выбитые электроны становятся свободными (переходят в зону проводимости), а на их месте остаются вакантные места (дырки в валентной зоне). Таким образом, одни акт ударной ионизации ней- трального атома полупроводника соответствует рожде- нию одной электронно-дырочной пары. Рожденные элек- троны и дырки, ускоряясь электрическим полем перехо- да, могут сами ионизировать другие нейтральные атомы полупроводника и т. д. Этот процесс называется лавин- ным умножением носителей. Количество свободных но- сителей в слое объемного заряда перехода при этом резко возрастает. Разделяясь электрическим полем перехода (электроны поступают в n-слой, а дырки — в р+-слой), эти носители обусловливают рост обратного тока диода. Способность электронов и дырок ионизировать нейт- ральные атомы полупроводника характеризуется коэф- фициентами ударной ионизации. Эти коэффициенты, раз- личные для электронов и дырок, экспоненциально растут с ростом напряженности электрического поля. Поэтому наиболее интенсивная ударная ионизация имеет место в узком слое области объемного заряда перехода, в пре- делах которого напряженность поля близка к макси- мальному значению Е (этот слой заштрихован на рис. 1.24). Резкое возрастание обратного тока диода из-за удар- ной ионизации называется лавинным пробоем диода. 42
Значение обратного напряжения, при котором имеет ме- сто лавинный пробой диода, называют напряжением про- боя U(BfV). Теоретически значение напряжения пробоя соответствует бесконечно большому значению обратного тока. На рис. 1.25 это значение напряжения пробоя обоз- начено Цвн)». Значение же обратного напряжения, при котором начинается заметный рост обратного тока за счет лавинного умножения носителей, называется мини- мальным напряжением пробоя У(внутт (рис. 1.25). Рис. 1.26. Зависимости крити- ческой напряженности элект- рического поля £Кр и напря- жения лавинного пробоя рез- кого р+-п перехода от удель- ного сопротивления кремния рп в п-базе. Рис. 1.25. Зависимость обратного тока диода от обратного напря- жения. Рост обратного тока диода из-за лавинного умноже- ния носителей принято характеризовать коэффициентом лавинного умножения М. Эмпирическое выражение Мюл- лера для М имеет вид: М = Ur U (BR)°° (1-47) где п—константа, значения которой для кремниевых дио- дов лежат в пределах от 3 до 9. Коэффициент лавинного умножения показывает, во сколько раз обратный ток диода, описываемый, напри- мер, формулой (1.45), возрастает при лавинном умноже- нии носителей Ir—MIRo, где IR0— обратный ток диода без учета лавинного умножения носителей. Из выраже- ния (1.47) видно, что при обратном напряжении, равном напряжению пробоя, обратный ток днода становится бесконечно большим. 43
Значение максимальной напряженности электриче- ского поля Е в слое объемного заряда перехода (рис. 1.24), соответствующее напряжению пробоя U^br)x, называется критическим и обозначается £кр. Критическая напряженность поля зависит от удельного сопротивления рп кремния п-базы. Эта зависимость для ступенчатого (резкого) кремниевого перехода, который рассматривал- ся до сих пор, приведена на рис. 1.26. Там же приведена зависимость напряжения цробоя от рп: Vtm. = -рЛ ® 7.1 10-° 0. &., (1-48) Видно, что напряжение пробоя растет непропорцио- нально рп, так как с ростом рп уменьшается £кр. Рис. 1.28. Распределение леги- рующих примесей в линейном переходе и напряженности электрического поля в слое объемного заряда перехода при обратном смещении. Рис. 1.27. Распределение легиру- ющих примесей в диффузионном переходе и напряженности элек- трического поля в слое объемного заряда перехода при обратном смещении. Распределение легирующих примесей в р-п переходах может быть не только ступенчатым, как это показано на рис. 1.16, но и плавным (рис. 1.27). Такие переходы получаются, как правило, путем диффузии акцепторов в n-кремний и называются диффузионными. Распределе- ние напряженности электрического поля в слое объем- нрго заряда диффузионного перехода показано на рис. 1.27 пунктирной кривой. Там же штрихпунктиром по- казано распределение поля, каким оно было бы в случае ступенчатого перехода. Видно, что в диффузионном пе- реходе слой объемного заряда заметно проникает и в р- область. Максимальная напряженность поля при этом меньше, чем она была бы в ступенчатом переходе притом 44
же значении удельного сопротивления «-базы. Вследст- вие этого напряжения пробоя диффузионных переходов больше, чем ступенчатых, и это различие тем резче, чем более плавным является распределение легирующих примесей. Предельным случаем диффузионного перехода мож- но считать линейный переход (рис. 1.28). Такой переход характеризуется постоянным градиентом концентраций легирующих примесей а. Распределение электрического поля в линейном переходе, показанное пунктиром на рис. 1.28, симметрично в р- и «-областях. Напряжение пробоя кремниевого линейного перехода связано с гра- диентом примесей а и критическим значением поля Гкр соотношением ида)»“Ь2-Ю3£кр]/-^- (>•«) Лавинный пробой р-п переходов (диодов) практиче- ски никогда не происходит однородно по всей площади перехода. Это связано с тем, что любая структура всег- да содержит целый ряд дефектов: разброс удельного сопротивления кремния в n-базе, неплоскостность само- го р-п перехода, дислокации, включения инородных ча- стиц (углерода, окиси кремния) и т. д. Эти дефекты при- водят к тому, что в различных участках области объем- ного заряда перехода напряженность поля отклоняется от среднего значения. Вследствие резкой зависимости коэффициентов ударной ионизации от поля лавинный пробой наступает в первую очередь в тех участках пере- хода, где напряженность поля наибольшая. Такой пробой переходов называется микроплазменным, а сами локаль- ные участки, в которых начинается лавинный пробой, называются микроплазмами. Это название отражает тот факт, что в очень малом объеме перехода при про- бое образуется плазма, состоящая из свободных элект- ронов и дырок и неподвижных ионизированных атомов полупроводника. Микроплазмы представляют обычно в виде цилинд- ров, оси которых перпендикулярны плоскости перехода. Диаметры микроплазм равны единицам и десяткам ми- крометров. Каждая микроплазма характеризуется своим напряжением пробоя и дифференциальным сопротивле- нием. Последнее равно десяткам килоом. 45
Вольт-амперную характеристику диода при микро- плазменном пробое можно представить в виде (1.50) \ ‘R. / где U(BR)min и Гц соответствуют значениям обратного на- пряжения и тока, предшествующим лавинному пробою перехода (рис. 1.25), a U* характеризует разницу в на- пряжениях пробоя отдельных микроплазм (увеличение обратного напряжения на U* приводит к росту числа микроплазм в е раз, т. е. в 2,72 раза). Рис. 1.29. Вольт-амперная ха- рактеристика диода в обрат- ном направлении при двух значениях температуры. Чем более однородно происходит пробой перехода, тем меньше значение £/*. В формуле Мюллера (1.47) это соответствует большим значениям константы и. С ростом температуры возрастает интенсивность вы- сокочастотных колебаний кристаллической решетки по- лупроводника (говорят, что растут количество и энер- гия оптических фононов). Вследствие этого усиливает- ся рассеяние электронов и дырок, набирающих боль- шую энергию, на указанных колебаниях решетки. Это затрудняет развитие процесса лавинного умножения но- сителей. Пробой перехода наступает при больших зна- чениях обратного напряжения. Таким образом, напря- жение лавинного пробоя растет с температурой. Этот рост характеризуется коэффициентом 0и, равным при- мерно 0,1% для кремниевых переходов (U\цв)т,п возрас- тает на 0,1% с ростом температуры на 1°С). Обратные ВАХ диода при двух значениях температуры приведены на рис. 1.29. 1.7. МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ ЛОКАЛИЗАЦИИ ТОКА В СИЛОВЫХ ДИОДАХ Толщина n-базы, удельное сопротивление кремния в n-базе и время жизни дырок в ней, концентрации легирующих примесей я времена жизни неосновных носителей в р+- н п+-слоях всегда име- ют определенный разброс по площади реальных р+-п-н+ структур. 46
Это приводит к тому, что плотность прямого тока и обратный ток неоднородно распределяются по площади полупроводниковой струк- туры. Как отмечалось в § 1.6, лавинный пробой силовых диодов при обратном смещении наступает в локальных участках структу- ры, называемых микроплазмами. Описанные ниже методы позволя- ют обнаружить локальные участки, плотность тока в которых йрн прямом или обратном смещении заметно превышает среднюю плот- ность тока по площади структуры. Наиболее простым, но трудоемким методом является измере- ние характеристик «элементарных» диодов, изготовленных иа основе полупроводниковой структуры большой площади. Для этого струк- Рис. 1.31, Схема включения «элементарных» диодов для исследования распределения плотности обратного тока по площади структуры. Рнс. 1.30. Полупроводниковая структура большой площади, разделенная иа «элементарные» ДИОДЫ. тура механически или путем химического травления разделяется на ряд структур малой площади (диаметром около 1—3 мм), имеющих общий контакт с р+-слоем н изолированные друг от друга кон- такты с п+-слоем (рис. 1.30). Прямые ВАХ «элементарных» диодов могут быть измерены независимо друг от друга. Сопоставляя затем значения их прямых токов при одном и том же значении прямого напряжения, можно определить один или несколько «элементарных» диодов, через которые протекают наибольшие токи. Этот метод может быть использован и для исследования рас- пределения, обратного тока по площади структуры. Для этого кон- такт с п+-слоем одного из «элементарных» диодов соединяется с источником через резистор а контакты с п+-слоямн всех ос- тальных «элементарных» диодов — через резистор R2 (рис. 1.31), Регулируя сопротивление резисторов Ri и /?21 добиваются, чтобы стрелка гальванометра Г остановилась на нуле. В этом случае че- рез резистор Ri течет обратный ток только того «элементарного» диода, к п+-слою которого он подключен. Миллиамперметром (или микроамперметром), соединенным последовательно с резистором измеряется обратный ток данного «элементарного» диода. Ана- логично могут быть измерены затем обратные токи всех остальных «элементарных» диодов при одном и том же значеини обратного напряжения. Для исследования распределения плотности прямого тока по площадя структуры широко используется в последние годы метод регистрации рекомбинационного излучения. Сущность этого метода 47
заключается в следующем. Рекомбинация электронов из зоны про- водимости непосредственно с дырками в валентной зоне кремния маловероятна и практически не влияет на время жизни носителей. Однако интенсивность такой рекомбинации возрастает при боль- ших концентрациях неравновесных электронов и дырок. При высо- ких уровнях инжекцнн в н-базе диода она становится пропорцио- нальной квадрату концентрации неравновесных носителей. Каждый акт рекомбинации электронов и дырок непосредственно из зоны в зону сопровождается излучением кванта энергии, примерно равной ширине запрещенной зоны кремния, что соответствует длине волны излучения 1,14 мкм. Это излучение называется рекомбинационным. Рис. 1.32. Структурная схема установки для регистрации инфра- красного излучения из структуры. Ойо слабо поглощается кремнием и достигает поверхности струк- туры. Если поверхность структуры не металлизирована, то реком- бинационное излучение может быть воспринято фотоприемником и зарегистрировано. Регистрируя излучение из различных участков структуры и полагач известной зависимость интенсивности излуче- ния от плотности тока, можно оцепить распределение плотности тока по площади всей структуры. Структурная схема установки для регистрации рекомбинацион- ного излучения приведена иа рис. 1.32. Источник И обеспечивает протекание прямого тока через полупроводниковую структуру ПС. Рекомбинационное излучение из данного участка ПС проходит че- рез объектив О н попадает на приемное окно фотоприемника ФП через отверстие на экране Э. Излучение модулируется вращающей- ся крыльчаткой К. Переменный ток ФП, пропорциональный интен- сивности рекомбинационного излучения, усиливается усилителем У и измеряется с помощью измерительного осциллографа. В качестве фотоприемника может быть использован германиевый фотодиод. Для одновременного наблюдения интенсивности рекомбинаци- онного излучения из различных участков кремниевой структуры используются электронно-оптические преобразователи ЭОП. Ре- комбинационное излучение преобразуется в ЭОП в электрический сигнал, усиливается, преобразуется в видимый свет н попадает на фотопленку. Чем больше интенсивность излучения, тем больше по- темнение фотопленки (тем ярче изображение на негативе). Каж- дый участок фотопленки соответствует определенному участку по- лупроводниковой структуры. По яркости изображения на негативе 48
(или методом фотометрирования пленки) судят о плотности пря- мого тока через отдельные участки структуры. При неоднородном распределении прямого или обратного тока наиболее сильно греются те участки структуры, плотность тока в которых наибольшая. Поэтому, измерив температуру отдельных участков, можно судить и о распределении тока по ее площади. Метод регистрации теплового излучения аналогичен методу реги- страции рекомбинационного излучения (оба излучения являются инфракрасными, однако тепловое излучение более длинноволновое). Структурная схема установки для регистрации теплового излучения мало отличается от приведенной иа рис. 1.32. В качестве фотопри- емника ФП в этом случае используется фоторезистор из германия, легированного золотом, который охлаждается жидким азотом. Пе- ред ФП устанавливается фильтр из чистого германия, который по- глощает рекомбинационное излучение. Тепловое излучение от об- разца попадает иа фоторезистор, отражаясь от сферического зер- кала, которое, как и объектив О при регистрации рекомбинацион- ного излучения, может дать увеличенное изображение образца на экране Э. Благодаря этому площадь участка структуры, с которого регистрируется излучение, может быть меньше площади приемного окна фотоприемника. Весьма наглядным и простым методом наблюдения локализации тока при обратном смещении является метод, основанный на тем- пературной зависимости свечения люминофоров. В этом случае по- верхность полупроводниковой структуры, например со стороны р+-слоя, покрывают тонким слоем люминофора и освещают уль- трафиолетовым светом. Люминофор подбирают таким, чтобы его излучение лежало в видимом спектре. Затем к структуре прикла- дывают обратное напряжение. Участки структуры, плотность об- ратного тока в которых наибольшая (например, из-за локального пробоя), перегреваются. Интенсивность же свечения люминофора резко падает с температурой. Поэтому люминофор темнеет на пе- регретых участках структуры. Очень близким к описанному является метод, основанный на использовании свойств так называемых термоиндикаторных красок. Цвет этих красок резко изменяется при некоторой вполне опреде- ленной температуре (вернее, в определенном узком диапазоне тем- ператур). Термоиндикаторные краски, как и люминофор, наносятся тонким слоем на одну из поверхностей структуры. Через структуру при этом пропускают прямой или обратный ток. Как только темпе- ратура структуры на каком-либо участке нз-за повышенной плот- ности тока достигает критического значения для используемой краски, цвет последней изменяется. Тем самым удается определить один или несколько наиболее сильно нагретых участков структуры. Метод, основанный на использовании свойств жидких кристал- лов, мало чем отличается от описанного метода использования свойств термонидикаторных красок. Некоторые жидкие кристаллы, будучи практически прозрачными, в узком критическом диапазоне teMnepaTyp меняют свои цвет, пробегая всю гамму цветов от крас- ного до фиолетового. Разница между двумя соседними цветами видимого спектра не превышает единиц градусов. Поэтому тонкий слой жидкого кристалла, нанесенный на поверхность полупровод- никовой структуры, при неоднородном его нагреве в критическом диапазоне температур представляет очень пеструю яркую картину. В заключение заметим, что описанные методы, основанные на 4—673 49
регистрации теплового излучения или использовании свойств люми- нофоров, термонпдикаторных красок н жидких кристаллов, требуют осторожного подхода при оценке степени локализации прямого или обратного тока. Дело в том, что эти методы регистрируют неодно- родное распределение не тока, а температуры. При этом нельзя однозначно утверждать, что повышенная температура данного участка структуры свнзана с повышенной плотностью тока через него. Иногда повышенная температура того, нлн иного участка структуры может быть обусловлена плохим теплоотводом от дан- ного участка (плохим тепловым контактом к этому участку). ГЛАВА ВТОРАЯ ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ В СИЛОВЫХ ДИОДАХ 2.1. ПЕРЕХОДНЫЙ ПРОЦЕСС ВКЛЮЧЕНИЯ Под переходным процессом включения диода понима- ют процесс установления стационарного неравновесного состояния в диоде при подаче на него прямого напряже- ния (или прямого тока). Если при этом напряжение на диоде изменяется медленно, то в каждый момент вре-, меии прямой ток через диод будет связан с напряжением па нем соотношениями, полученными в гл. 1. Это так называемый квазистационарный случай. Если же прямое напряжение (прямой ток) изменяется достаточно быст- ро, то между стационарными значениями напряжения и тока через диод наблюдается определенный сдвиг во вре- мени (фазовый сдвиг). Обычно переходные процессы исследуют в режимах генератора тока, генератора напряжения или в смешан- ном режиме. В режиме генератора тока полагается из- вестной зависимость прямого тока от времени, а в ре- жиме генератора напряжения — зависимость прямого напряжения на диоде от времени. В первом случае со- противление источника намного больше сопротивления диода и ток через диод определяется самим источником. Во втором случае сопротивление источника намного меньше сопротивления диода и ток в цепи определяется диодом. В смешанном режиме сопротивления источника и диода соизмеримы. Силовые диоды являются, как правило, высоковольт- ными приборами. Они выдерживают в обратном направ- лении сотни и тысячи вольт. Поэтому источники, которые подключаются к силовым диодам, также являются высо- ковольтными. В то же время прямые падения напряже- ния на силовых диодах не превышают единиц вольт. По* 50
этому прямые токи через диоды ограничиваются сопро- тивлением нагрузки, включенным последовательно с диодом. Сопротивление нагрузки можно рассматривать как сопротивление источника. Следовательно, силовые диоды работают в основном в режиме генератора тока. Именно для этого режима рассмотрим переходные про- цессы в силовых диодах. Ограничимся в данном параграфе исследованием наи- более простого случая, а именно скачкообразного изме- нения прямого тока через диод от нуля до некоторого за- данного значения 1рт. Момент, соответствующий скачкообразному изменению тока, примем за начало от- счета времени (/==0 на рис. 2.1). Будем считать, что структура диода имеет вид, изображенный на рис. 1.16. В начальный момент времени концентрация ды- рок и электронов в базе 0 Рис. 2.1. Скачкообразное изме- нение прямого тока через диод. диода равны их равновесным значениям. При />0, т. е. после скачкообразного изменения прямого тока от 0 до 1Рт, концентрации дырок и электронов в базе увеличи- ваются благодаря их инжекции р+-п и п+-п переходами соответственно. Избыточный заряд дырок Qp, накапливаемый со вре- менем в базе диода благодаря инжекции через р+-п пе- реход, в точности равен избыточному заряду электронов Qn, накапливаемому за счет инжекции через п+-п пере- ход. Другими словами, при />0 в любой момент време- ни в базе диода в целом выполняется условие электро- нейтральности QP(t) = Qn{t). (2.1) Поэтому далее будем рассматривать только измене- ние избыточного заряда инжектированных дырок, кото- рое описывается нестационарным уравнением непрерыв- ности dQp Qp dt т„ (2.2) Это уравнение справедливо для случая, когда коэф- фициенты инжекции эмиттерных переходов у=1. Оно вы- 4* 31
текает из условия сохранения заряда и означает следу- ющее. За единицу времени в базу диода поступает (ин- жектируется) заряд дырок, численно равный току lFm. За это же время в базе диода рекомбинируют дырки, за- ряд которых численно равен отношению Q-pfxp. Разность между зарядом дырок, инжектируемых за единицу вре- мени, и зарядом дырок, рекомбинирующих за это же время, как раз и равна изменению заряда дырок в базе диода за единицу времени, т. е. скорости изменения за- ряда дырок dQpjdt. Рис. 2.2. Зависимость заряда из- быточных дырок в n-базе диода от времени при скачкообразном изменении прямого тока. Рис. 2.3. Распределение нерав- новесных дырок в n-базе дио- да в различные моменты вре- мени при низких уровнях ин- жекции. В начальный момент времени (при / = 0) избыточный заряд дырок в тг-базе диода QP (0) равен пулю, так как ток через диод равен нулю. В стационарном состоянии скорость изменения заряда дырок также равна нулю (dQpfdt—ty. Если при этом через диод протекает пря- мой ток 1Рт, то избыточный заряд дырок Qp— IptnTp. (2.3) Изменение избыточного заряда дырок со временем, полученное из решения (2.2) при QP(0) =0, QP(t) = IFmTp(i (2.4) Из (2.4) следует, что стационарное значение избы- точного заряда дырок в базе диода достигается за время /«2-^Зтр (рис. 2.2). Рассмотрим, как изменяются со временем концентра- ции подвижных носителей заряда в базе диода. 52
При />0 инжектируемые переходами подвижные носители заряда перемещаются со временем в глубь п-базы диода. Концентрации электронов и дырок в базе диода оказываются в этом случае переменными как по координате, так и во времени. Их называют нестацио- нарными неравновесными концентрациями и обознача- ют через п(х, t) и р(х, t) соответственно. Выше уже отмечалось, что в базе диода в целом вы- полняется условие электронейтральности (2.1). Несмот-. ря на то что концентрации электронов и дырок перемен- ны по координате и во времени, условие электронейт- ральности хорошо выполняется и в любом элементарном объеме базы диода. Это условие записывается в виде п(х, f)^p(x,f) +Nd. (2.5) Распределение концентрации дырок в базе диода р(х, t) находят из решения нестационарного уравнения непрерывности для дырок. Это уравнение здесь не при- водится. Оно отличается от нестационарного уравнения непрерывности (2.2) тем, что справедливо не только для всей базы диода в целом, но и для каждого участка этой базы бесконечно малой протяженности Ах. * Предположим, что скачок прямого тока (см. рис. 2.1) мал и в «-базе диода при t>Q реализуется низкий уро-, вень инжекции. Концентрация электронов, являющихся основными носителями, останется в этом случае практи- чески равной их равновесной концентрации. Концентра- ция же дырок, являющихся неосновными носителями за- ряда, резко возрастает со временем и переменна по ко- ординате и во времени. Распределение концентрации дырок р(х, I), получен- ное для этого случая из решения уравнения непрерывно- сти, описывается довольно громоздким выражением. Графически для отдельных моментов времени оно изо- бражено на рис. 2.3. В рассматриваемом случае гради- ент дырок на границе «-базы с «+-« переходом равен нулю, так как дырочный ток через этот переход полага- ется пренебрежимо малым. Градиент же дырок на гра- нице базы с р+-п переходом пропорционален прямому току 1рт, так как коэффициент инжекции р+-« перехода у=1. Если отношение Wn/Lp>2, что практически всегда вы- полняется для силовых диодов, то выражение, описыва- 53
ющее изменение со временем концентрации дырок на границе базы с р+-п переходом р(0, t), имеет вид: р (0,0 = рп + [р (0, оо) — рп] Ф {Vt/xp), (2.6) где р(0, оо)—стационарная концентрация дырок на границе базы с р+-п переходом, тождественно равная концентрации р(0) по (1.34); Ф(К thp) — интеграл ве- роятности (функция ошибок). График функции Ф( J/ //т?>) приведен на рис. 2.4. Видно, что стационарная концентрация дырок на грани- це базы с р+-п переходом достигается за время, пример- но равное (2—3) хР. Падение напряжения на р+-п переходе Up.n(t) =2Lln^.) (2.7) q Рп в течение интервала времени от 0 до (2—3)тР мень- ше своего стационарного значения, описываемого (1.35). Таким образом, между током через р+-п переход и падением напряжения на нем наблюдается емкостный сдвиг ио фазе. Этот фазовый сдвиг обусловлен диффузи- онной емкостью р+-п перехода, о которой говорилось в § 1.2. Падение напряжения на n-базе, в отличие от падения напряжения на р+-п переходе, в течение интервала вре- мени от 0 до 2—ЗтР больше своего стационарного зна- чения, описываемого (1.36). Другими словами, между падением напряжения на n-базе и прямым током наблю- дается индуктивный фазовый сдвиг. Однако при низких уровнях инжекции падение напряжения на n-базе диода мало. Мало также и падение напряжения на п+-п пере- ходе. Поэтому прямое напряжение на диоде Up при низ- ких уровнях инжекции в n-базе зависит от времени так, как это показано на рис. 2.5, где через Up~n, UБп и Up обозначены установившиеся значения падений напряже- ния на р+-п переходе, н-базе и на диоде соответственно. При временах, близких к нулю, прямое напряжение на диоде меньше стационарного значения и возрастает со временем. При временах, близких к тР,оно может незна- чительно превысить стационарное значение, так как па- дение напряжения на р+-п переходе достигает установив- шегося значения быстрее, чем падение напряжения на и-базе. 54
Если скачок прямого тока при включении диода до- статочно большой, то низкий уровень инжекции в п-базе быстро сменяется высоким уровнем инжекции. Зависи- мость избыточного заряда дырок в n-базе при этом по- прежнему описывается формулой (2.4), если коэффици- Рис. 2.4. Функция t/Xp). Рис. 2.5. Зависимости напря- жения на р+-п переходе, п- базе и суммарного прямого напряжения на диоде от вре- мени. Рис. 2.7. Зависимости напряже- ний иа переходах и^р.п, п-базе иБп и на диоде в целом uF от времени при высоких уровнях инжекции в базе. Рис. 2.6. Распределение кон- центраций неравновесных ды- рок в n-базе'диода в различ- ные моменты времени при вы- соких уровнях инжекции. енты инжекции переходов равны 1. Распределения кон- центрации неравновесных дырок в n-базе для различных моментов времени при высоких уровнях инжекции приве- дены на рис. 2.6. Градиенты концентраций дырок в п-ба- зе на границах с переходами постоянны по времени и пропорциональны прямому току IFm- Концентрация дырок на границе с р+-п переходом по-прежнему приближенно описывается (2.6), а падение 63
напряжения на этом переходе— (2.7). Аналогичный вид имеют также и формулы для концентрации дырок на границе с п+-п переходом и падения напряжения на этом переходе. Прямое напряжение на диоде в начальный период времени определяется падением напряжения на и-базе, когда уровень инжекции в n-базе еще низкий и прибли- женно равен hfmpnWn/S. Оно может быть достаточно большим при больших значениях прямого тока и намно- го превышает сумму падений напряжения на р+-п и п+-п переходах структуры. Затем падение напряжения на n-базе уменьшается вследствие модуляции проводимости и-базы. Уменьшается при этом и прямое напряжение на р+-п-п+ структуре в целом (рис. 2.7). 2.2. ПЕРЕХОДНЫЙ ПРОЦЕСС ВЫКЛЮЧЕНИЯ Под переходным процессом выключения диода в про- стейшем случае понимают процесс установления равно- весного состояния, если в определенный момент времени прямой ток, протекавший через диод, уменьшается до нуля. На рис. 2.8, а этот момент времени соответствует нулю на оси абсцисс. До начала процесса выключения через диод протекал прямой ток 1рт. Прямое напряжение на диоде (рис. 2.8,6) описывалось при этом формулами, приведенными в § 1.4. В базовой области диода распределения нерав- новесных концентраций носителей имели вид, изображен- ный на рис. 1.19. Избыточный заряд, накопленный в ба- зовой области, был равен 1рт1Р, если коэффициенты ин- жекции переходов составляли 1. В момент времени t—Q, соответствующий спаду пря- мого тока до нуля, прямое напряжение на диоде претер- певает скачок, равный падению напряжения на и-базе UBn (рис. 2.8,6). Действительно, это падение напряже- ния на n-базе было обусловлено протеканием через диод прямого тока. Как только прямой ток падает до нуля, уменьшается до нуля и падение напряжения на и-базе. Однако избыточный заряд в и-базе и концентрации не- равновесных дырок на границах и-базы с переходами в начальный момент времени остаются неизменными. По- этому падения напряжения на р+-п и и+-и переходах структуры также остаются неизменными в начальный момент времени. Прямое напряжение на диоде при t=Q 56
уменьшается, таким образом, до значения» равного сум- ме падений напряжения на переходах U2 . После спада прямого тока до нуля избыточный заряд в n-базе убывает при отсутствии тока только благодаря рекомбинации. Выражение для зависимости этого заря- да от времени имеет вид: Qp (0 = 1рт Тр ехр (-Ц. (2,8) \ тр / При высоких уровнях инжекции распределение избы- точных носителей в n-базе в этот период времени вырав- нивается и становится однородным по толщине базы Рис. 2.8. Зависимости прямого тока (а) и напряжения на диоде (б) от времени в про- цессе выключения. Рис. 2.9. Распределение не- равновесных дырок в базе при высоких уровнях инжекции в различные моменты времени в процессе выключения диода. (рис. 2.9). Неравновесные концентрации дырок на гра- ницах и-базы с переходами примерно равны между со- бой и, так же как избыточный заряд, экспоненциально уменьшаются со временем. Суммарное падение напряжения на переходах в слу- чае высоких уровней инжекции в n-базе уменьшается, таким образом, примерно линейно со временем (рис. 2.8,6): (2.9) Ч Аналогично уменьшается падение напряжения на р+-п переходе и в случае низких уровней инжекции в и-базе (падение напряжения на и+-и переходе при этом пренебрежимо мало): 57
ТГ- (2J0) Ч *р Прямое напряжение на диоде при />0, т. е. после спада прямого тока до нуля, называется послеинжекци- онной ЭДС. Описанный процесс выключения диода на практике встречается довольно редко. Он интересен в основном для исследовательских целей, так как позволяет по скачку прямого напряжения на диоде при t-О опреде- лить падение напряжения на базе диода, а по зависимо- сти послеинжекционной ЭДС от времени — измерить время жизни дырок тР. Выключение диодов на практике чаще всего осущест- вляется путем смены полярности напряжения источника. Под переходным процессом выключения диода понима- ют при этом процесс его переключения из неравновесно- го состояния в прямом направлении в неравновесное состояние в обратном направлении. Режимы переключе- ния диода из прямого в обратное направление могут быть самыми разнообразными. В следующем параграфе будет рассмотрен часто встречающийся случай измене- ния напряжения источника по синусоидальному закону. В настоящем же параграфе ограничимся случаем резкой смены полярности напряжения источника. При этом про- цесс переключения диода рассматривают обычно в двух режимах: без ограничивающего резистора и с ограничи- вающим резистором в цени диода. В режиме без ограничивающего резистора при резкой смене полярности напряжения источника к диоду сразу же прикладывается обратное напряжение. Направ- ление тока через диод при этом мгновенно изменяется с прямого на обратное. Обратный ток в этом случае ограничивается только самим диодом и в начальный момент времени может быть очень большим. Если в n-базе диода при протека- нии прямого тока реализовался низкий уровень инжек- ции, то сопротивление диода при его переключении в обратное направление приближенно равно pnU7n/S. Амплитуда обратного тока в начальный момент пере- ключения (2.11) Рп™п Если же при протекании прямого тока в n-базе реа- 88
лизовался высокий уровень инжекции, то значит прово- димость n-базы была промодулирована. Сопротивление n-базы при этом может быть в сотни раз меньше его значения при низких уровнях инжекции. Амплитуда обратного тока через диод в начальный момент переклю- чения при этом будет во столько же раз больше значе- ния, рассчитанного по формуле (2.11). При теоретических расчетах амплитуду обратного то- ка в случае переключения без ограничивающего ре- зистора в цепи диода полагают бесконечно большой (пренебрегают сопротивлением базы диода). Обратное напряжение при этом полностью падает на р+-п перехо- де, который мгновенно смещается в обратном направле- нии. Концентрация избыточных дырок в базе диода на границе с р+-п переходом также мгновенно уменьшается до нуля. Это резкое изменение граничной концентрации дырок как раз и обеспечивает бесконечно большой всплеск обратного тока. В последующие моменты време- ни после переключения избыточный заряд дырок в п-ба- зе, накопленный в период протекания прямого тока, по- степенно убывает из-за их ухода через обратносмещен- ный р+-п переход и рекомбинации в и-базе. Распределение дырок в n-базе в любой момент вре- мени может быть найдено из решения нестационарного уравнения непрерывности. Это решение в общем случае довольно громоздко. Графики распределения дырок в n-базе для различных моментов времени в случае низ- кого уровня инжекции приведены на рис. 2.10. Зависимость обратного тока через диод от времени irr(t) также получается из решения нестационарного уравнения непрерывности. Графически эта зависимость при /^0,01 тР имеет вид, изображенный на рис. 2.11. Видно, что уже при / = 0,1 тР обратный ток, уменьшаясь, становится равным прямому току, протекавшему через диод до переключения, а при txt? он меньше 0,1 IFm. Таким образом, при принудительном переключении диода, в отличие от рассмотренного выше случая спада прямого тока до нуля, избыточный заряд дырок в n-базе исчеза- ет как за счет рекомбинации, так и благодаря его уходу через обратносмещенный р+-п переход. При этом заряд, извлекаемый из n-базы благодаря протеканию обратно- го тока, называется зарядом восстановления Q„. Теоре- тический анализ процесса выключения диода показыва- ет, что заряд восстановления в рассматриваемом случае 59
равен примерно половине заряда, накопленного в базе диода при протекании прямого тока. Другая половина накопленного заряда успевает рекомбинировать в тече- ние переходного процесса выключения диода. Рассмотрим теперь режим переключения с ограничи- вающим сопротивлением в цепи диода. Напряжение ис- точника в момент времени 1 — 0 скачком изменяет поляр- ность (рис. 2.12,а). Ток через диод мгновенно меняет направление с прямого на обратное (рис. 2.12,5). Амп- литуда обратного тока в интервале времен от 0 до ti Рис. 2.10. Распределение нерав- новесных дырок в базе при низ- ком уровне инжекции в различ- ные моменты времени в процессе выключения без ограничивающего резистора в цепи диода. Рис. 2.11. Зависимость норми- рованного обратного тока от нормированного времени в процессе выключения без ог- раничивающего резистора в цепи диода. остается постоянной н определяется напряжением источ- ника и сопротивлением резистора в цепи диода; = (2.12) АП Прямое напряжение на диоде, до начала процесса переключения равное UF (рис. 2.12, в), в момент пере- ключения претерпевает скачок на (Uб n+Uбпн), где Uб п — падение напряжения на n-базе при протекании прямого тока /Fm; U^nn—падение напряжения на n-базе при протекании обратного тока !„ (2.12). В интервале времен от 0 до t\ напряжение на диоде (послеинжекционная ЭДС), оставаясь положительным, уменьшается и в момент времени t\ достигает 0. Послеинжекционная ЭДС в рассматриваемом случае меньше, чем в случае спада прямого тока до нуля (рис. 2.8), так как из суммарного падения напряжения на пе- 60
реходах вычитается падение напряжения на n-базе дио- да из-за протекания обратного тока. Кроме того, в рассматриваемом режиме переключения диода послеии- жекционная ЭДС уменьшается быстрее, поскольку концентрация дырок в и-ба- зе на границе с р+-п перехо- --------- дом убывает и за счет ре- f комбинации, и за счет ухода Рис. 2.13. Распределение не- равновесных дырок в базе при низком уровне инжекции в различные моменты времени в процессе выключения с огра- ничивающим резистором в це- пи диода. Рис. 2.12. Зависимости напря- жения источника (а), тока че- рез днод (б) н напряжения на диоде (в) от времени в про- цессе выключения с ограничи- вающим резистором в цепи диода. Распределения неравновесных концентраций дырок в и-базе для различных моментов времени в случае низких уровней инжекции приведены на рис. 2.13. До тех пор пока концентрация дырок в и-базе на границе с р+-п пе- реходом (при х=0) превышает равновесное значение, градиент дурок на этой границе постоянен и пропорцио- нален обратному току 1ТГ. Постоянство градиента дырок на границе с р+-п переходом и обеспечивает постоянство обратного тока в интервале времен от 0 до ti (рис. 2.12,6). В момент времени /1 (рис. 2.12) концентрация дырок в n-базе на границе с р+-п переходом достигает равно- весного значения. После этого р+-и переход смещается в обратном направлении и сопротивление его возрастает. Обратный ток через диод начинает при этом уменьшать- ся, так как ограничивается теперь и внешним сопротив- лением, и сопротивлением обратносмещенного р+-п пе- рехода. Обратное напряжение на диоде в этот период 61
времени (при />Л) возрастает, стремясь к значению напряжения источника, когда сопротивление обратно- смещенного р+-п перехода становится намного больше внешнего сопротивления RB. Заметим, что в действительности послеинжекционная ЭДС на диоде падает до нуля несколько раньше, чем концентрация дырок в n-базе на границе с р+--п перехо- дом достигает равновесного значения. Обусловлено это падением напряжения на n-базе UsnR из-за протекания обратного тока. Поэтому в момент времени th соответ- ствующий спаду концентрации дырок в n-базе на грани- це с р+-п переходом до нуля, напряжение на диоде уже слегка отрицательно и равно Убпи- Период времени от 0 до t\, в течение которого обрат- ный ток через диод остается постоянным, называется фазой сохранения обратного тока. Длительность этой фазы зависит от соотношения прямого и обратного то- ков: ____ . (2.13) Из (2.13) видно, что длительность фазы сохранения тем больше, чем меньше амплитуда обратного тока. При ITr=IPm имеем Ф(К tilx-p) да 0,5 и, следовательно, ^да да 0,25 тР (см. рис. 2.4). Переключение с ограничивающим резистором в цепи диода широко используется как метод измерения времени жизни дырок в n-базе (метод Лакса). Измеряя осциллографом длительность фазы сохранения ti при заданном соотношении прямого и обратного токов, по формуле (2.13) определяют хР. Период времени t>ti, в течение которого обратный ток спадает из-за роста сопротивления р+-п перехода, смещаемого в обратном направлении, называется фазой спада обратного тока. Выражение для обратного тока через диод в этот период времени чрезвычайно громозд- кое. Приближенно зависимость обратного тока от вре- мени описывается при этом экспоненциальной функцией. 2.3. ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ДИОДАХ ПРИ СИНУСОИДАЛЬНОМ НАПРЯЖЕНИИ Как уже указывалось в предыдущем параграфе, на практике часто встречается случай, когда напряжение 62
источника t/ист изменяется по синусоидальному закону (рис. 2.14,а). При этом форма тока через диод в прямом направлении также синусоидальная и совпадает по фа- зе с напряжением источника, если нагрузка в цепи диода активная (рис. 2.14,6)'. В момент времени, соответству- ющий спаду прямого тока до нуля (/=772, где Т — пе- риод изменения напряжения источника), на диоде оста- ется небольшое прямое напряжение (рис. 2.14, в), так как в n-базе диода к этому моменту времени сохраняет- ся некоторый избыточный заряд дырок. Из-за наличия в n-базе избыточного заряда дырок обратный ток через диод в интервале времен от Г/2 до ограничивается только внешней нагрузкой и сохраняет синусоидальную форму. В момент времени t—tj концентрация избыточ- ных дырок в n-базе диода на границе с р+-п переходом, уменьшаясь, достигает равновесного значения. Напряже- ние на диоде в этот момент времени падает до нуля. При t>ti электронно-дырочный переход диода смещается в обратном направлении и сопротивление его резко воз- растает. Обратный ток через диод, достигнув максималь- ного значения /„• при t=th начинает уменьшаться, а об- ратное напряжение на диоде возрастает. К моменту времени t—t3 процесс переключения диода приближен- но можно считать завершенным. Рассмотрим, каким образом изменяется избыточный заряд дырок в n-базе диода в течение первого полупе- риода, когда через него течет прямой ток синусоидальной формы: iF=IFrn sin at. В начале каждого прямого полу- периода избыточный заряд дырок в n-базе диода можно считать равным нулю, так как он успевает практически полностью рассосаться в течение обратного полуперио- да. Учитывая это, из решения уравнения непрерывности в зарядовой форме, получаем: Q (0 =---,рт V—(sin to/— (OTpCos at + coTpe’^V), (2.14) 1 + <02 Ip где to — круговая частота: <o =~ = 2nf, (2.15) f— частота изменения напряжения источника. Из (2.14) следует, что при toxP<S 1 избыточный заряд в n-базе диода в течение прямого полупериода в каждый момент времени примерно пропорционален значению 63
прямого тока в этот момент времени Ipm sin со/. Другими словами, при (отР<1 прямое напряжение на диоде будет связано со значением прямого тока в любой момент вре- мени формулами, полученными в § 1.4 для стационарно- го случая. Поэтому режим (от;)<С1 можно назвать ква- зистационарным. Заметное отклонение от стационарного режима имеет место только в узком интервале времен, близких к 7/2, т. е. в самом конце прямого полупериода. Рис. 2.14. Зависимости напряже- ния источника (а), тока через диод (б) и напряжения на дноде (а) от времени при синусоидаль- ной форме тока. Рис. 2.15. Зависимость накоплен- ного заряда в базе диода от про- изведения (ОТр. Назовем избыточный заряд в n-базе в момент окон- чания прямого полупериода накопленным зарядом фнак. Из (2.14) получим: / -л/®т \ ©Гр (J + е р). (2-16) График зависимости накопленного заряда от произве- дения круговой частоты на время жизни дырок в п-базе имеет вид, изображенный на рис. 2.15. Видно, что QnaK увеличивается с ростом частоты при заданном времени жизни дырок тР, достигая максимума примерно при (отр=1, и затем уменьшается с дальнейшим ростом час- тоты. Максимальное значение накопленного заряда 1 «г —/ т пактах g Fm Р' (2.17) При частотах <отР<С 1 накопленный заряд увеличива- ется пропорционально частоте и амплитудному значению прямого тока: ^нак — (ОТр — 2л/рт /тр . (2.18) При очень высоких частотах, когда <1ИР2>1, накоп- ленный заряд уменьшается обратно пропорционально частоте: П ~ 2^Fm — ,рт -снак — „ СО Л/ (2.19) В последнем случае накопленный в течение прямого полупериода избыточный заряд в n-базе не зависит от времени жизни дырок тР. Обусловлено это тем, что дли- тельность прямого полупериода намного меньше тр и инжектируемые в n-базу дырки практически не успевают рекомбинировать. Уменьшение же QHaK обусловлено в эюм случае тем, что с ростом частоты уменьшается дли- тельность прямого полупериода, в течение которого про- исходит инжекция дырок в п-базу. В случае, когда <втР^ 1, выпрямительные свойства диодов существенно ухудшаются (значительную часть обратного полупериода через диод течет обратный ток). Поэтому силовые диоды практически всегда используют- ся на таких частотах, когда выполняется условие сотр<С Поэтому будем считать, что для QHaK справедлива формула (2.18). В рассматриваемом случае интервал времени ti—Т/2 называется временем запаздывания об- ратного напряжения Полагая, что к моменту времени t—ti избыточный заряд в n-базе полностью рассосался, из (2.14) при (отр<1 получаем: /в = Л-^^тр( (2.20) Более точный расчет путем решения нестационарного уравнения непрерывности для дырок в n-базе показыва- ет, что при толщине n-базы, более чем в 2 раза превы- 5—673 65 64
шающей диффузионную длину дырок, длительность фа- зы сохранения обратного тока ^~0,5тр. (2.21) Завышенное значение ts по (2.20) получилось вслед- ствие предположения, что к моменту времени t—tt из- быточный заряд в n-базе полностью рассосался. В дей- ствительности к этому моменту времени в n-базе еще остается некоторый избыточный заряд, рассасывание ко- торого как раз и обусловливает постепенный спад об- ратного тока при l^>ti (рис. 2.14,6). Этот период време- ни, как и при других режимах переключения диода, рас- смотренных в § 2.1, называется фазой спада обратного тока. Зависимость обратного тока диода на этапе спада приближенно описывается формулой irr (I) = I„ exp ( - (2.22) \ xp / где Bt «0,24-0,25 для кремниевых диффузионных сило- вых диодов, а амплитудное значение обратного тока Zr,— (Ю-5“ТР) (2-23> Полагая, что фаза спада завершается при значении irr, равном 0,25 /гг, длительность этой фазы t, = t2 — tt ж 1 АВ, тр (0,3 -ч- 0,35) тр. (2.24) Из (2.21) и (2.24) следует, что суммарная длитель- ность этапов сохранения и спада обратного тока пример- но равна времени жизни дырок в n-базс диода. Заметим, что (2.21) часто используется на практике для ориентировочного определения времени жизни ды- рок тр при синусоидальной форме прямого тока через диод. Экспериментальные исследования кремниевых сило- вых диодов, наиболее полно проведенные сотрудниками ФТИ им. А. Ф. Иоффе, подтвердили справедливость из- ложенных выше теоретических выводов. На рис. 2.16 приведены экспериментальные зависимо- сти максимального значения обратного тока при различ- ных частотах от амплитудного значения прямого тока для двух диодов с разными временами жизни дырок в n-базе. Видно, что в исследованном диапазоне токов /«• увеличивается пропорционально 1Ут- Кроме того, при за- 66
данной частоте максимальное значение обратного тока больше в случае диода с большим временем жизни ды- рок в п-базе. На рис. 2.17 представлены типичные зависимости от- ношения амплитудных значений обратного и прямого то- ков от частоты при различных значениях времени жизни дырок в n-базе. Хорошо видно, что сначала это отноше- ние растет пропорционально частоте, а затем стремится к насыщению при значениях 2 nftp, близких к 1. Это оз- Рнс. 2.16. Зависимости мак- симального значения обратно- го тока от амплитудного зиа- чения прямого тока. Рис. 2.17. Зависимости отно- шения 1гг11рм от частоты f. начает, что на высоких частотах выпрямительные свой- ства диодов резко ухудшаются, так как амплитудное значение обратного тока практически достигает ампли- тудного значения прямого тока. В диапазоне частот, когда 1„ растет пропорциональ- но частоте и амплитудному значению прямого тока, экс- периментальная зависимость имеет вид: hr-clFnf, (2.25) где коэффициент пропорциональности с зависит от вре- мени жизни дырок в n-базе тР (рис. 2.18). Эмпирическое выражение для коэффициента с можно записать в виде с — Атр + т, (2.26) где А и т — экспериментальные константы (А ==3,8 и ш=4- 10~е с). Экспериментальная зависимость (2.25) отличается от теоретической формулы (2.23) наличием дополнительно- 5* 67
го члена т. Отличне эксперимента от теории при рассмот- ренных относительно малых значениях прямого тока обусловлено, очевидно, тем, что силовые кремниевые диоды являются диффузионными, т. е. их электронно-ды- рочные переходы не ступенчатые, а плавные (см. рис. 1.27). При больших прямых токах, когда р-п переход можно считать ступенчатым, при расчетах используется формула (2.23). Рис. 2.18. Зависимость коэф- фициента с от времени жизни дырок в базе диода тР. Рис. 2.19. Зависимость заряда восстановления от амплитуд- ного значения прямого тока синусоидальной формы ((= = const). Одним из важных параметров силового диода явля- ется заряд восстановления. С учетом (2.22) и (2.23) этот заряд 0, (2.27) Теоретическая зависимость заряда восстановления от прямого тока при заданной частоте представлена на рис. 2.19 пунктирной линией. Она линейна в соответствии с (2.27). Однако экспериментальная зависимость заряда восстановления от прямого тока при больших токах не- линейна (сплошная кривая на рис. 2.19). Объясняется это тем, что при больших токах накопленный заряд в базе диода растет непропорционально току, так как с ростом тока уменьшаются коэффициенты инжекции пе- реходов. Заряд же восстановления при заданной частоте пропорционален накопленному заряду. 68
2.4. КОММУТАЦИОННЫЕ ПОТЕРИ В ДИОДАХ Мощностью потерь называют произведение тока че- рез диод и напряжения на диоде при протекании этого тока. Мощность потерь, умноженная на время, в течение которого через диод протекает ток, называется энергией потерь или просто потерями. Энергия потерь выделяется в диоде в виде теплоты и приводит к нагреву полупро- водниковой структуры. Однако температура полупро- водниковых структур диодов всегда ограничена сверху некоторым допустимым значением (для кремниевых дио- дов максимально допустимые температуры структур ле- жат, как правило, в интервале 140—200°C). Поэтому расчет энергии потерь в диодах представляет весьма важную задачу, так как позволяет определить их нагру- зочную способность (допустимые токи через диоды). Если ток и напряжение на диоде переменны во вре- мени, то их произведение в произвольный момент време- ни называют мгновенной мощностью потерь. Энергия потерь в этом случае определяется путем интегрирова- ния мгновенной мощности потерь по времени. В § 1.4 уже приводилась формула (1.41) для расчета средней мощности прямых потерь в случае синусоидаль- ной формы прямого тока через диод. Средняя мощность потерь в этом случае представляет собой усредненное за период значение мощности потерь, выделяющейся в дио- де в течение прямого полупериода (отношение энергии потерь, выделяющейся в течение прямого полупериода, к длительности всего периода). Однако формула (1.41) справедлива только для квазистационарного случая, когда ток и напряжение на диоде связаны формулами, полученными в § 1.4. В режимах переключения силовых диодов, когда пе- реходные процессы, связанные с накоплением избыточ- ного заряда в базе при включении или с рассасыванием накопленного заряда при выключении, еще не заверше- ны, стационарные соотношения между током и напряже- нием на диодах нарушаются. В этих режимах значения мгновенной мощности потерь в диодах, как правило, превышают значения мощности потерь в стационарном режиме при тех же токах или напряжениях. Дополни- тельные потери энергии, имеющие место при этом в ре- жимах переключения (коммутации), называются комму* тационными потерями. 69
Рассмотрим коммутационные потери энергии в диоде в процессе его включения для случая скачкообразного изменения прямого тока от 0 до заданного значения IFm (см. рис. 2.1). При малых токах, когда в n-базе реализу- ются низкие уровни инжекции, прямое напряжение на диоде в начальный период времени меньше его стацио- нарного значения (см. рис. 2.5). Зависимость мгновенной мощности потерь pF(/) от времени для этого случая изо- бражена на рис. 2.20. Видно, что при малых значениях прямого тока через диод мгновенная мощность потерь в течение переходного процесса включения меньше мощно- сти потерь в стационарном состоянии PF, где PF= = IFmUF. Следовательно, в рассматриваемом режиме включения диода коммутационные потери энергии & рт не только не будут иметь место, а, наоборот, будут как бы отрицательными; J \pF(t)~PF\dl<0, (2.28) О где /у — время установления стационарного состояния (/у г^2-4-3 Тр). Пусть теперь скачок прямого тока при включении диода достаточно большой и зависимость прямого паде- ния напряжения на диоде от времени имеет вид, пред- ставленный на рис. 2.7. В этом случае в течение переход- ного процесса включения диода pF(f)>PF (рис. 2.21), и, следовательно, коммутационные потери энергии поло- жительны; &FT = f [pF(t)~PF]dt>0. (2.29) Примем, что при больших скачках прямого тока в л-базе диода реализуется высокий уровень инжекции. Предположим также, что избыточный заряд QP(t), на- капливаемый в n-базс диода, распределен равномерно по толщине этой базы. При этих допущениях энергия ком- мутационных потерь 1п Г /№^Рп(нп + нр) Ип + рр wns (2.30) где цп и — подвижности электронов и дырок. 70
Истинные значения энергии коммутационных потерь могут заметно отличаться от значений, рассчитанных по (2.30). Обусловлено это тем, что при включении диода избыточный заряд в отличие от принятого допущения распределен весьма неоднородно по толщине л-базы. Энергия потерь при одном включении, умноженная на число включений за 1 с, т. е. умноженная на часто- ту f, равна средней мощности потерь при включении: ?FT(AV) ~ FT^• (2-31) PF(t) Рис. 2.20. Зависимость мгно- венной мощности потерь в диоде от времени при малых значениях прямого тока (низ- ких уровнях инжекции в ба- зе). Рис. 2.21. Зависимость мгно- венной мощности потерь в диоде от времени при больших значениях прямого тока (вы- соких уровнях инжекции в базе). Рассмотрим численный пример. При 7^=200 А, W'n==2-10~2 см, Тр=10-Б с, рп=50 Ом-см и S==l см2, учитывая, что для кремния 1350 см2/(В-с) и црж да 480 см2/(В-с), получаем &ут=Ъ,1-10~4 Дж. Даже при f—10 000 Гц Pf!-(av)=3,7 Вт. При этих же условиях и скважности, равной 2 (прямой ток течет только половину каждого цериода), Pf(avj«100 Вт, если прямое напря- жение на диоде в стационарном состоянии равно 1 В. Отсюда следует, что коммутационные потери энергии в диодах при включении пренебрежимо малы. При синусоидальной форме прямого тока через диод (рис. 2.14), когда скорости нарастания тока относительно малы, коммутационные потери энергии прп включении очень малы и ими всегда можно пренебречь. Средняя мощность потерь в прямом направлении рассчитывается при этом по (1.41). Пренебрежимо малы также коммутационные потери энергии в диоде за время запаздывания обратного на- 71
пряжения ts. Действительно, в этот период времени на рис. 2.14), обратный ток через диод воз- растает и может достичь единиц и десятков ампер, од- нако падение напряжения на диоде весьма мало и умень- шается до нуля. Наиболее существенными оказываются коммутацион- ные потери энергии в диодах на этапе спада обратного тока (при t>t\ на рис. 2.14). В этот период времени и ток, и напряжение на диоде относительно большие. Зна- чения мгновенной мощности потерь могут достигать на этом этапе сотен и тысяч ватт. Примем, что при синусоидальной форме прямого тока через диод нагрузка в цепи диода является чисто актив- ной, максимальное значение обратного тока описывается формулой (2.23) и на этапе спада обратный ток экспо- ненциально уменьшается с ростом времени (2.22). Тогда энергия потерь при обратном восстановлении (2.32) где 1гт п Um — амплитудные значения прямого тока че- рез диод и напряжения источника соответственно (см. рис. 2.14). Средняя мощность потерь при обратном восстанов- лении (2.33) Из (2.32) и (2.33) видно, что энергия потерь при пе- реключении диода пропорциональна квадрату частоты, а средняя мощность потерь — кубу частоты синусоидаль- ного тока. Из этих формул следует, что энергия и сред- няя мощность потерь при обратном восстановлении про- порциональны т'р. Суммарная мощность потерь Ptot (потерь в прямом направлении и коммутационных потерь) согласно (1.41) и (2.33) Р,« = + 2'Srr + 1.6л’ UW- (2-34) Чтобы температура структуры диода оставалась по- стоянной при заданных условиях охлаждения диода, не- обходимо, чтобы при любой произвольной частоте пере- менного тока суммарная мощность потерь также была постоянна и равна максимально допустимому значению Ptotm. Тогда очевидно, что среднее значение прямого то- 72
ка должно уменьшаться с ростом частоты, так как с рос- том частоты возрастает средняя мощность коммутацион- ных потерь. Полагая Ptot—Ptotm, из (2.34) получаем за- висимость среднего значения тока от частоты (рис. 2.22): Г _____ 1/ / 1,6л3 ит Хр f3 + UfTQy \ FAV— V 5гг ) г 2,5гт 1 ,6л3 Um Тр f3 + 5rT Рис. 2.22. Зависимость сред- него прямого тока через диод от частоты. Рис. 2.23, Зависимость напря- жения источника «ист, тока через диод i и напряжения иа диоде и от времени при ин- дуктивном характере нагрузки в цепи диода. При относительно низких частотах, когда Prq(av>< <~.Pf(av), эту зависимость приближенно можно предста- вить в виде _ \,&n3Umx3f3 1FAV~1FAVm 5rT (2.36) где IpAVm — максимально допустимое среднее значение прямого тока без учета коммутационных потерь, которое можно вычислить по (2.32), полагая Pp^AV^Ptotm'. U(TO) 5г (2.37) При высоких частотах, когда, наоборот, средняя мощ- ность коммутационных потерь намного больше средней 73
мощности потерь в прямом направлении, формулу (2.35) приближенно можно представить в виде FAV р rtotm (2.38) Обратим внимание на то, что потерн энергии при об- ратном восстановлении диодов зависят от амплитуды на- пряжения источника Um. При высоких частотах, как сле- дует из (2.38), средний ток обратно пропорционален Um. В заключение настоящей главы обратим внимание еще на два обстоятельства. Во-первых, коммутационные потери возрастают с увеличением температуры полупро- водниковой структуры диода в основном из-за роста вре- мени жизни дырок в n-базе. Если принять, как это было сделано в гл. I, что время жизни дырок тр пропорцио- нально температуре Г1,5, то согласно (2.34) будем иметь, что средняя мощность возрастает с увеличением темпе- ратуры пропорционально Т4’5. Во-вторых, потери при об- ратном восстановлении в диодах возрастают, если харак- тер нагрузки изменяется с активного на индуктивный. Это обусловлено следующим. При индуктивном характе- ре нагрузки в цепи диода напряжение источника опере- жает по фазе ток через диод, как это показано на рис. 2.23. Вследствие этого при одной и той же форме обратного тока через днод на этапе спада (при t>t\) коммутационные потери при индуктивном характере на- грузки возрастают из-за роста обратного напряжения на диоде до более высоких значений, чем в случае актив- ной нагрузки. В действительности форма обратного тока через диод на этапе его спада прп индуктивном харак- тере нагрузки видоизменяется, а обратное напряжение па диоде может превысить напряжение источника из-за перенапряжений, возникающих в индуктивных элемен- тах цепи. Коммутационные потери в диодах при этом также возрастают. 74
ГЛАВА ТРЕТЬЯ КОНСТРУКЦИЯ силовых диодов и их ОХЛАДИТЕЛЕЙ. ТИПЫ СИЛОВЫХ ДИОДОВ И ИХ СТАТИЧЕСКИЕ И ДИНАМИЧЕСКИЕ ПАРАМЕТРЫ 3.1. КОНСТРУКЦИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУР силовых диодов В § 1.4 была описана конструкция полупроводниковой р+-п-п+ структуры с резкими, ступенчатыми переходами (см. рис. 1.16). Эта конструкция была использована для анализа ВАХ силовых диодов в прямом направлении. Однако в действительности для изготовления полупро- водниковых структур силовых диодов в настоящее вре- мя наиболее широко используется длительная диффузия легирующих примесей при высоких температурах около 1250—1300 °C. Глубина залегания р+-п перехода прн этом достигает и может даже превышать 100 мкм, а тол- щина п+-слоя равна примерно 30—50 мкм. Переходы, в особенности электронно-дырочный, в рассматриваемом случае отличаются весьма плавным изменением концен- траций легирующих примесей на границах различных слоев структуры. Легирующие примеси, как правило, обладают тем свойством, что их коэффициенты диффузии тем больше, чем меньше растворимость, и наоборот. Поэтому для по- лучения диффузионных p-слоев в исходном кремнии n-типа используют обычно акцепторные примеси двух ти- пов. Одна из примесей (чаще всего алюминий) обладает большим коэффициентом диффузии и формирует злект- ронно-дырочный переход. Другая примесь (обычно бор) имеет большую растворимость и обеспечивает достаточ- но высокую степень легирования приповерхностных участков диффузионного p-слоя. Вследствие этого рас- пределение легирующих примесей в диодной структуре имеет вид, представленный на рис. 3.1. Участок диффу- зионного слоя, легированный только алюминием, обозна- чают при этом буквой р, а участок, легированный, на- пример, бором, — буквой р с индексом «4-». Донорной примеси, обладающей в кремнии таким же большим ко- эффициентом диффузии, как алюминий, нет. Поэтому прелой получают, как правило, путем диффузии только 75
фосфора, коэффициент диффузии которого практически равен коэффициенту диффузии бора, а растворимость достигает 1021 см~3. Полученную таким образом струк- туру называют р+-р-п-п+ структурой (рис. 3.1). Рассмотрим теперь, как влияет на напряжение про- боя электронно-дырочного перехода структуры угол меж- ду плоскостью этого перехода и боковой поверхностью структуры, на которую выходит переход. Пусть боковая поверхность структуры перпендикулярна к плоскости Рис. 3.1. Диффузионная р+-р- п-п+ структура. Рис. 3.2. Обратносмещенная р+-р-п-п+ структура с пря- моугольной фаской. электронно-дырочного перехода (рис. 3.2). Для того что- бы упростить рисунок, диффузионный слой дырочного типа проводимости обозначен одной буквой р с индексом «+». Штриховкой выделена область объемного заряда электронно-дырочного перехода при смещении его в обрат- ном направлении. Видно, что на боковой поверхности структуры толщина слоя объемного заряда р-п перехо- да несколько меньше его толщины в объеме структуры. Обусловлено это тем, что па поверхности структуры, как уже было отмечено в § 1.6, всегда адсорбируются поло- жительные ионы различных металлов и образуется так называемый поверхностный заряд. Этот заряд, будучи по- ложительным, приводит к сужению области объемного заряда перехода, как если бы n-база в приповерхностном слое была легирована донорами сильнее, чем в объеме. Из-за сужения области объемного заряда перехода на- пряженность электрического поля на поверхности струк- туры при заданном значении обратного напряжения больше чем в объеме. Поэтому электрический пробой электронно-дырочного перехода в рассматриваемом слу- чае происходит при напряжениях, меньших напряжения пробоя в объеме. Это так называемый поверхностный пробой перехода. Заметим, что даже если бы поверхно- 76
стный заряд был равен нулю, пробой перехода на поверх- ности структуры наступил бы раньше, чем в объеме. Это связано с наличием различного рода микронеоднородно- стей на поверхности структуры, а также с тем, что по- верхность структуры граничит с окружающей средой, от- носительная диэлектрическая проницаемость которой от- лична от относительной диэлектрической проницаемости кремния. Для того чтобы исключить поверхностный пробой р-п перехода, боковую поверхность структуры скашивают под тем или иным углом к плоскости перехода. Боковую поверхность структуры такой конфигурации называют Рис. 3.3. Обратносмещенная р+-р-п-п+ структура с обрат- ной фаской. Рис. 3.4. Зависимость максималь- ного значения напряженности электрического поля на поверхно- сти структуры Емпов от угла об- ратной фаски ф. фаской. Различают два типа фасок, а именно прямую и обратную. (При обратной фаске сечение структуры уменьшается от р+-слоя в сторону n-базы (рис. 3.3). Толщина слоя объемного заряда обратносмещенного перехода в этом случае на поверхности структуры больше, чем в объеме. Обусловлено это следующим. В гл. 1 было показано, что положительный заряд доноров в обедненном слое п-базы должен быть равен абсолютному значению отрицатель- ного заряда в обедненном слое p-области. При обратной фаске сечение структуры в p-области больше, чем ее се- чение в п-области. Поэтому указанная взаимная компен- сация положительного и отрицательного зарядов в обед- ненном слое перехода может иметь место только в слу- чае, если толщина обедненного слоя вблизи поверхности структуры увеличивается, простираясь глубже в п-базу. Протяженность слоя объемного заряда перехода по боковой поверхности структуры при обратной фаске увв- 77
личивается и тем сильнее, чем меньше угол ср. Благодаря этому максимальное значение напряженности электриче- ского поля на поверхности структуры при заданном об- ратном напряжении уменьшается с уменьшением угла ср (рис. 3.4). При этом для исключения поверхностного про- боя достаточными оказываются значения угла Ф~ «304-45°. При прямой фаске сечение структуры уменьшается в направлении от n-базы к рослою (рис. 3.5). Протяжен- Рис. 3.5. Обратносмешенпая р'-р-п-п+ структура с прямой фаской. Рис. 3.6. Распределение напря- женности электрического поля Е„т на поверхности прямой фас- ки р+-р-п-п+ структуры (см. рис. 3.5). ность слоя объемного заряда перехода на поверхности в этом случае сначала уменьшается, а затем возрастает с уменьшением угла <р. Однако координата соответствую- щая максимальному значению напряженности поля на поверхности Fmtiob, смещается при этом в сторону более сильно легированного р+-слоя (рис. 3.6). Это связано с тем, что концентрация легирующих примесей в р-слое возрастает по мере удаления от плоскости р-п перехода (см. рнс. 3.1). Существенное снижение максимальной на- пряженности поля на поверхности структуры наблюдает- ся в этом случае только при сравнительно малых значе- ниях угла ср (рис. 3.7). Значения этого угла, достаточные для исключения поверхностного пробоя, лежат в диапа- зоне от 4—5 до 1°. Чем более плавно распределение ле- гирующих примесей в p-слое, тем большее значение угла Ф оказывается достаточным для исключения поверхност- ного пробоя. В силовых диодах, как правило, используются обрат- ные фаски. Связано это с тем, что при обратной фаске потери активной площади структуры из-за большего зна- 78
чения угла <р оказываются существенно меньшими, чем при прямой фаске. При этом фаска, изображенная на рис. 3.3, называется одноступенчатой (структура по всей ее толщине на поверхности скошена под одним и тем же углом). Для изготовления силовых диодов с очень высоким напряжением пробоя (около 4000—5000 В и выше) не- обходимо использовать кремний с большим удельным со- противлением (рп>250 Ом-см). Толщина слоя объем- Рис. 3.7. Зависимость макси- мального значения напряжен- ности электрического поля на поверхности структуры £мпов от угла прямой фаски ср. Рис. 3.8. Распределение напря- женности электрического поля в р+-р-п-п+ структуре с ограниче- нием слоя объемного заряда р-п перехода в п-базе. него заряда р-п перехода достигает в этом случае 600 мкм и более. Толщина структур диодов при этом существен- но возрастает; вместе с ней возрастают прямые напряже- ния и средняя мощность потерь в диодах. Чтобы избе- гать этого, высоковольтные диоды зачастую изготавли- вают таким образом, что область объемного заряда р-п перехода при обратном смещении ограничивается п+-сло- ем и толщина ее примерно равна толщине п-базы (рис. 3.8). Напряжение пробоя такого диода (перехода) //* [i__73 1) U(BR\ 1 ( uz Г L \ " on / J где U(br) — напряжение пробоя перехода с теми же па- раметрами р- и n-слоев, но без ограничения области объ- емного заряда в п-базе; Won — толщина области объем- ного заряда в случае отсутствия ее ограничения; U7,.n рассчитывается по (1.44) с подстановкой вместо UR зна- чения U(BR). Из (3.1) следует, что если Wn на 25% меньше Fon, то U<br) отличается от Цвя) не более чем на 6—7%. Это поз- 79
воляет, практически сохраняя напряжение пробоя диода неизменным, заметно сократить толщину структуры и тем самым уменьшить прямые напряжения. Однако при обратной фаске область объемного заряда перехода, до- стигая п+-слоя, приводит к росту максимального значе- ния напряженности поля на поверхности структуры. По- этому обратная фаска диодов с ограничением области объемного заряда в /г-базе изготавливается двухступен- чатой (рис. 3.9, а). Может применяться в этом случае и двухступенчатая прямая фаска (рис. 3.9,6). Применя- Рнс. 3.9. р+-р-п-п+ структура с обратной (а) н пря- мой (б) двухступенчатой фаской. ются и более сложные конфигурации фасок, которые здесь не рассматриваются. Для исключения поверхностного пробоя силовых дио- дов электронно-дырочный переход иногда изготавлива- ют таким образом, что глубина его залегания неоднород- на по площади структуры (рис. 3.10). Кольцевую область р-п перехода, глубина залегания которой больше, чем глубина залегания перехода в центральной части струк- туры, называют при этом охранным кольцом. Благодаря большей глубине перехода напряжение пробоя диода в приповерхностной области структуры больше, чем в объ- еме. Вследствие этого поверхностный пробой в таких дио- дах становится маловероятным. Приведенная конструк- ция структуры используется иногда в так называемых лавинных диодах, допускающих протекание значитель- ных обратных токов благодаря их объемному лавинному пробою. Кремний — весьма хрупкий материал. Диаметры же структур достигают 50 мм и более при толщине около 0,5 мм. Для обеспечения механической прочности таких структур их, как правило, собирают с термокомпенсато- рами. Последние представляют собой не что иное, как 80
осуществляется путем Рис. 3.10. р+-р-п-п+ структура с охранным кольцом. никелирования слой никеля диски из вольфрама или молибдена, коэффициенты ли- нейного расширения которых близки к коэффициенту ли- нейного расширения кремния (примерно 4,2-10~6 1/°С). Структура, собранная с термокомпенсатором, назы- вается обычно выпрямительным элементом. Различают выпрямительные элементы с паяными и сплавными кон- тактами. В первом случае металлизация контактных по- верхностей структуры обычно двукратного химического никелирования, причем пос- ле первого нанесенный вжигается при температурах около 600—700 °C в атмо- сфере водорода или в- ва- кууме. Затем структура со стороны р+-слоя напаивает- ся на , термокомпенсатор, снимается фаска и напаи- вается второй термокомпен- сатор со стороны П+-СЛОЯ. После этого фаска травится в кипящем растворе щелочи (30%-ный раствор КОН), отмывается в деионизированной воде, сушится и защи- щается специальным крсмиийорганическим компаундом. Выпрямительный элемент с паяными контактами представлен на рис. 3.11, а. Такую конструкцию выпря- мительных элементов иногда используют при диаметрах структур до 30 мм. Основным ее недостатком является то, что паяные контакты относительно быстро разруша- ются при циклических изменениях температуры, связан- ных с периодическим включением и выключением нагру- зочного тока через диод. Поэтому в настоящее время при диаметрах структур свыше 12—13 мм, как правило, ис- пользуют конструкцию выпрямительных элементов со сплавным контактом (рис. 3.11,6). Наиболее предпочти- тельным вариантом технологии изготовления таких эле- ментов является следующий. Структура после ее изготов- ления со стороны р+-слоя сплавляется с термокомпенса- тором посредством алюминиевой (или силуминовой) фольги толщиной до 30—40 мкм. Металлизация струк- туры со стороны п+-слоя после ее сплавления с термо- компенсатором осуществляется чаще всего напылением в вакууме слоя алюминия толщиной 10—20 мкм. Затем снимается фаска, которая в этом случае травится в кис- 6—673 81
Рис. 3 11. Выпрямительный элемент с пая- ными (а) и со сплавным (б) контактами. I и 2 — термокомпенсаторы; 3 — кремннйорганиче- скнй компаунд. лотных полирующих травителях, очищается отмывкой в деионизированной воде, сушится и защищается компа- ундом. Толщина термокомпенсаторов зависит от диаметра структур. Для структур диаметром около 10—16 мм она равна примерно 1 мм, а для структур диаметром 50— 56 мм толщина термокомпенсаторов достигает 2—3 мм. 3.2. КОНСТРУКЦИЯ КОРПУСОВ силовых диодов И ИХ ОХЛАДИТЕЛЕЙ Выпрямительные элементы силовых диодов с целью защиты их от внешних воздействий (механических, климатических и т. д.), обеспечения теплоотвода от структур и удобства монтажа в вы- прямительных агрегатах собираются в герметичные корпуса раз- личной конструкции. Наиболее распространенными в настоящее время являются корпуса штыревой и таблеточной конструкций. Контакты между выпрямительными элементами и деталями корпу- сов в силовых диодах штыревой конструкции могут быть как пая- ными, так и прижимными, а в диодах таблеточной конструкции —< всегда прижимные. Кроме этих двух основных типов конструкций некоторое распространение получила и конструкция силовых диодов с плоским основанием. В объеме нескольких десятков миллионов штук ежегодно выпускаются силовые диоды в так называемых корпусах под запрессовку. Они монтируются непосредственно в крышках генераторов переменного тока автомобилей, мотоциклов п тракторов и служат для зарядки аккумуляторных батарей. На рис. 3.12 приведен распространенный вариант конструкции силового диода штыревой конструкции с паяиымй контактами, ши- роко используемый при диаметрах выпрямительных элементов до 12—13 мм. Корпус диода состоит из основания 1, крышки 2, внут- реннего 3 и внешнего 4 основных выводов. Основание 1 изготавли- вается, как правило, из бескислородной меди и никелируется. Верхняя его часть выполнена в виде шестигранника, а нижняя часть 32
5 — в виде шпильки с резьбой. К основанию корпуса высокотемпе- ратурным припоем припаяно стальное (или коваровое) кольцо 6. Крышка корпуса 2 состоит из коваровой (иногда стальной) втул- ки 7, к верхней части которой приварен стеклянный изолятор 8 с отверстием в центре. К изолятору приварена коваровая трубка 9. Внутренний основной вывод 3 представляет собой медную прово- локу (или многожильный скрученный провод) со сплющенным ниж- ним концом. Сплющенные наружные части трубки 9 и вывода 3 Рис. 3.12. Диод штыре- вой конструкции с пая- ными контактами. Рис. 3.13. Диод штыре.-, вой конструкции с при- жимными контактами. образуют внешний основной вывод 4. Выпрямительный элемент 10 представляет собой в рассматриваемом случае структуру с паяны- ми термокомпенсаторами (рис. 3.11, а). Сборка и герметизация описанной конструкции силового диода осуществляются следующим образом. Выпрямительный элемент 10 термокомпенсатором большего диаметра припаивается к основанию корпуса 1. Затем к верхнему термокомпенсатору выпрямительного элемента сплющенным концом припаивается внутренний основной вывод 3. Вывод 3 пропускается через трубку 9 и па основание корпуса надевается крышка 2. Втулка 7 крышки нижним фланцем приваривается к кольцу 6 основания. После этого наружные части внутреннего вывода 3 и трубки 9 сплющиваются и облуживаются. Одни из вариантов штыревой конструкции корпуса силового 6* 83
диода с прижимными контактами изображен на рис. 3.13. Такая конструкция наиболее часто применяется при диаметрах структур силовых диодов от 12—13 до 32 мм включительно. Корпус диода состоит из шестигранного медного никелированного основания 1 со шпилькой. К основанию корпуса высокотемпературном припоем припаял стальной стакан 2. Крышка корпуса состоит из керами- ческого изолятора 3 со стальной манжетой 4 и медной трубкой 5. Стальная манжета соединяется с керамическим изолятором высо- котемпературной пайкой. Медная трубка 5 имеет посередине пе- регородку. Опа соединяется с керамическим изолятором путем пайки либо нспосредсгпенно, либо через более тонкостенную кова- ровую втулку (на рисунке ие показана). Внутренний основной вы- вод 6 изготавливается из меди и никелируется. Он имеет прорези для уменьшения его жесткости. Верхним концом внутренний основ- ной вывод входит в медную трубку 5 крышки корпуса. Изолятор 7 обеспечивает гальваническую развязку между внутренним основным выводом и основанием корпуса. На изоляторе расположены тарель- чатые пружины 8. Внешний основной вывод 9 представляет собой гибкий многожильный провод, верхний конец которого обжат на- конечником 10. Нижним концом 11, предварительно обжатым мед- ной лентой, внешний основной вывод вставляется в трубку 5 крыш- ки корпуса. Внешний и внутренний основные выводы отделены друг от друга перегородкой, расположенной посередине медной труб- ки 5. Выпрямительный элемент 12 представляет собой в данном случае структуру, имеющую сплавной контакт с термокомпенса- тором (рис. 3.11, б). Сборки и герметизация силового диода штыревой конструкции с прижимными контактами осуществляются в следующем порядке. На основание корпуса кладется сначала серебряная прокладка тол- щиной около 100 мкм, а на нее — выпрямительный элемент 12. Прокладка и выпрямительный элемент центрируются стальным стаканом 2, верхняя кромка которого еще не накатана. Затем на металлизированный п+-слой структуры кладется вторая серебряная прокладка той же толщины, а на нее — внутренний силовой вывод 6 с изолятором 7 и с тарельчатыми пружинами 8. Тарельчатые пружины под прессом сдавливаются до такой степени, чтобы обес- печить требуемое давление (около К)4 кПа) па прижимных кон- тактах между выпрямительным элементом н основанием корпуса и между внутренним силовым выводом и выпрямительным элемен- том. Как только достигается требуемое давление, положение та- рельчатых пружин 8 фиксируется путем накатки верхней кромки стального стакана 2. После этого крышка корпуса манжетой 4 при- варивается к нижнему фланцу стального стакана 2. Медная труб- ка 8 крышки корпуса обжимается в двух местах (па рис. 3.13 по- казано стрелками) для обеспечения надежного электрического кон- такта с внутренним 6 и наружным 9 основными выводами. Размеры под ключ шестигранных оснований корпусов силовых диодов выбираются не произвольно, а в соответствии со стандар- тизованным рядом чисел: 11, 14, 17, 22, 27, 32 и 41 мм. На рис. 3.12 показана конструкция прибора с жестким выво- дом, а на рис. 3.13 — с гибким выводом. На практике применяются обе конструкции наружного основного вывода как для диодов с паяными, так и с прижимными контактами. У диода на рис. 3 12 крышка корпуса металлостеклянная, а на рис. 3.13 — металлокерамическая. Металлокерамические крышки не- 84
сколько дороже металлостеклянных. Однако из-за более высокой электрической прочности (больше изоляционный промежуток между наружным силовым выводом и основанием корпуса) они находят в последние годы все более широкое применение. Конструкция силовых диодов с плоским основанием отличается от описанных конструкций штыревого типа только формой осно- ваний корпусов. Основания корпусов этих диодов изготавливаются без шпильки и не имеют форму шестигранника, а являются либо круглыми, либо квадратными. В отечественной практике силовые диоды с плоским основанием не нашли широкого применения. Разработаны и выпускаются в‘ сравнительно небольших объемах только два типа силовых диодов с плоским основанием, предназначенных для применения в бесщеточных системах возбуж- дения турбогенераторов. Конструкция одного из этих диодов типа В6-200 на ток 200 А пред- ставлена на рис. 3.14. Основание корпуса это- Рис, типа плоским нием. 3.14. Диод В6-200 с основа- го диода круглое, а герметизация выпрями- тельного элемента осуществляется компаун- дом на основе эпоксидных смол. Основание корпуса другого диода (типа В2-500) на ток 500 А, квадратное. Эти диоды выдерживают большие центробежные ускорения вплоть до 48 000 м/с2 в длительных режимах работы и до 68 000 м/с2 в кратковременных режимах (не\более 5 мин). Они монтируются на ободах маховиков возбу- дителей мощных турбогенераторов. Рис. 3.15, Диод с корпусом под запрессовку (а) и способ его запрессовки (б). Конструкция силовых диодов с корпусом под запрессовку пред- ставлена на рис. 3.15. Корпуса этих диодов состоят из медного ос- нования 1 в форме стаканчика с наружной насечкой, к которому высокотемпературным припоем припаяно стальное кольцо 2. Струк- тура диода 3 имеет обычно квадратную форму и благодаря малым размерам (не более 4X4 мм2) припаивается непосредственно к медному основанию 1 (без термокомпенсатора). Внутренний основ- ной вывод 4 соединяется со структурой путем пайки либо непо- средственно, либо через тонкую медиую пластинку 5. Внутри корпуса этот вывод изогнут в виде буквы S с тем, чтобы уменьшить меха- 85
нические напряжения, воздействующие на структуру при цикличе- ских изменениях температуры. Верхним концом вывод 4 проходит через конаровую трубку 6, приваренную к стеклянному изолято- ру 7. Изолятор 7 вместе со стальным кольцом 8, к которому он приварен, образует крышку корпуса днода. При герметизации дио- да стальное кольцо 2, припаянное к основанию 1, и стальное коль- цо 8 крышки свариваются между собой, а наружные концы кова- ровон трубки 6 и вывода 4 сплющиваются и облуживаются. Запрессовка этих диодов в крышки генераторов (или в от- дельные блоки, которые затем монтируются на крышках генерато- ров) осуществляется давлением на стальное кольцо 2 (рис. 3.15,6). Рш 3.16. Диод таблеточной кон- струкции. Рис. 3.17. Гермети- зация корпуса диода завальцовкой. Один из вариантов таблеточной конструкции силового диода изображен иа рис. 3.16. Между медными никелированными осно- ваниями 1 и 2 расположен выпрямительный элемент 3. Для повы- шения качества прижимных кош актов между основаниями и вы- прямительным элементом размещают серебряные прокладки тол- щиной около 100—200 мкм (на рисунке прокладки не показаны). К керамическому корпусу 4 высокотемпературным припоем при- паяны тонкие манжеты 5 и 6 из меди или ковара. Основание 1 припаивается к манжете 5 еще до сборки выпрямительного элемен- та в корпусе. Аналогично заранее к основанию 2 припаивается гиб- кая кольцевая медная мембрана 7. Изолятор 8 служит для цент- ровки выпрямительного элемента и серебряной прокладки относи- тельно основания 1. Основание 2 центрируется относительно вы- прямительного элемента либо компаундом, покрывающим ею фас- ку (см. рис. 3.11,6), либо изолятором 8. После сборки производит- ся герметизация корпуса путем сварки наружных кромок манжеты 6 и мембраны 7. Необходимое давление на прижимных контактах между выпрямительным элементом и основаниями корпуса обес- печивается в таблеточных диодах только при их сборке с охлади- телями. Таблеточная конструкция диодов позволяет осуществлять сбор- ку выпрямительных элементов практически любого диаметра (до 100 мм и более). Другим ее достоинством является то, что она позволяет реализовать двусторонний теплоотвод от структур диодов. 86
Герметизация корпусов- силовых диодов при их сборке может быть реализована различными способами. Пайка крышки корпуса к основанию в настоящее время не применяется, так как при этом Трудно избежать загрязнения атмосферы внутри корпуса прибора, удовлетворить требованиям эстетики и т. д. Практически не при- меняется в настоящее время и завальцовка крышки с основанием (рис. 3.17). В этом случае нижняя кромка крышки 2 входит в коль- цевой паз основания 1 и герметизация прибора осуществляется за- вальцовкой буртика основания (на рис. 3.16 показано стрелкой). Этот метод требует применения относительно толстостенных кры- шек (около 1 мм и более) и приводит к увеличению габаритных размеров оснований приборов штыревой конструкции. Сравнительно широко для герметизации приборов применяется аргонно-дуговая сварка. Сущность этого способа заключается в том, что между внешним электродом и корпусом прибора создаст- ся электрическая дуга, приводящая к локальному расплавлению свариваемых кромок основания и крышки корпуса. Дуга, переме- щаясь, приводит к расплавлению последующих участков кромок Крышки и основания корпуса, а предшествующие, расплавленные участки, остывая, свариваются между собой. Для повышения каче- ства сварки она проводится в атмосфере аргона. В последние годы широко начинает применяться мнкроплазмениая сварка. Она явля- ется разновидностью аргонно-дуговой сварки и по существу отли- чается от последней малым сечением дуги (малыми размерами рас- плавленного участка свариваемых кромок крышки и основания кор- пуса диода). Достоинствами этого способа являются возможность сварки более тонкостенных крышек, высокое качество сварки и эс- тетичность сварного шва. Широко применяется в настоящее время, особенно для герме- тизации приборов с металлостеклянной крышкой (см. рис. 3.13), так называемая рельефно-конденсаторная (контактная) сварка. Она за- ключается в том, что между нижней кромкой крышки корпуса и основанием прибора пропускается мощный импульс тока. Кромка крышки и стальное кольцо, которое напаяно на основание корпуса, расплавляются на стыке между собой и при последующем охлаж- дении свариваются. Высокопроизводительным методом герметизации таблеточных приборов является холодная сварка. Наружные кромки мембраны 7 и манжеты 6 (рис. 3.15) сплющиваются в этом случае такими уси- лиями, что свариваются между собой в холодном состоянии. Средняя мощность потерь в силовых диодах достигает десятков сотеи и даже тысяч ватт. Поверхность корпусов приборов не поз- воляет рассеивать такие мощности при допустимых температурах нагрева их структур. Поэтому силовые диоды при их эксплуатация всегда работают в сборе с охлаждающими устройствами (охлади- телями). Различают три типа охлаждающих устройств: воздушные, жидкостные и испарительные. Охлаждающие устройства для воздушного охлаждения (воз- душные охладители) представляют собой оребренные, с сильно раз- витой поверхностью элементы, в комплект которых, как правило, входят токоподводянше шины к силовым" диодам и крепежные де- тали. Сами охладители изготавливаются обычно из стандартных прессованных алюминиевых профилей, имеющих самые разнообраз- ные сечения (рис. 3.18). Иногда для эксплуатации диодов в тяже- лых климатических условиях тропиков они изготавливаются из ме- 87
ди. На рис. 3.19 для примера схематически изображен охладитель для приборов штыревой конструкции. Он имеет в центральной час- ти отверстие с резьбой для крепления диода. Такие охладители для диодов на токи 250—320 А при принудительном охлаждении (ско- рости воздуха вдоль ребер 6—12 м/с) позволяют рассеивать мощ- ности до 400—500 Вт при габаритных размерах около 100ХЮ0Х Х100 мм3 и массе 1—2 кг. Для диодов относительно малой мощно- сти эти охладители имеют малые массы и габаритные размеры. Рис. 3.18. Сечение прессованных алюминиевых профилей для систем воздушного охлаждения. В случае таблеточных диодов обычно используется двусторон- нее охлаждение (рис. 3.20). Таблеточный диод / крепится между двумя охладителями 2 и 3 с помощью болтов 4 и 5. Болты изоли- рованы от охладителя 3 втулками 6 и 7. Требуемое усилие сжатия (из расчета обеспечения давления на контактные поверхности диска около 104 кПа) обеспечивается траверсой 8 из закаленной стали. Для обеспечения равномерного давления на контактные поверхно- сти диода усилие сжатия от траверсы на охладители передается через промежуточный элемент 9 с полусферическим выступом. Реб- ра охладителей расположены параллельно транерсе 8. Такие охла- дители при общих габаритных размерах около 200x200x200 мм3 обеспечивают рассеяние мощности до 1200 Вт. Жидкостное охлаждение позволяет рассеивать большие мощ- ности, чем воздушное охлаждение. Па рис. 3.21 для примера пока- зана упрощенная конструкция жидкостного охладителя для сило- вых диодов штыревого исполнения. Оиа содержит резьбовое отвер- стие для крепления силового диода и два штуцера для входа и выхода жидкости (обычно воды). Внутренняя полость охладителя чаще всего изготавливается в виде сложного лабиринта для повы- шения эффективности охлаждения диода (повышения рассеивае- мой мощности). При двустороннем водяном охлаждении таблеточ- 88
ных диодов жидкостные охладители позволяют рассеивать мощное сти до 3 кВт и более. Испарительные охлаждающие устройства практически не нашли еще применения, так как конструкции их весьма сложны и гро- моздки. Эти охлаждающие устройства состоят как бы из двух кон- Рис. 3.19. Охладитель для силового диода с воздушным охлаждени- ем. Рис. 3.20. Таблеточный диод в сбо- ре с двусторонним охладителем. туров: внутреннего замкнутого и наружного разомкнутого. Прин- цип их действия заключается в следующем. Теплота от диода пе- редается жидкости (воде, например), которая испаряется. Пары жидкости по трубкам внутреннего контура поступают в конденсатор, где происходит их конденсация и охлаждение жидкости. Охлажденная жидкость по другим каналам внут- реннего контура снова поступает в область, непосредственно прилегаю- щую к силовому диоду, и т, д. Теп- лота, накапливаемая в конденсаторе, отводится по внешнему разомкнуто- му контуру (например, путем воз- душного или жидкостного охлажде- ния конденсатора). Весьма интересным и перспек- тивным является охлаждение сило- вых диодов так называемым мето- дом тепловых трубок. Охладители в этом случае не цельные, а сборные, например из листовой меди. По внеш- Рис. 3.21, Охладитель для силового диода с водяным охлаждением. нему виду они напоминают воздушные охладители, однако внутри их ребер имеются каналы (трубки), по которым циркулирует на- гретая диодом жидкость (вода). Это позволяет лучше разносит^ теплоту по всему объему охладителя. Снаружи ребра охладителя обдуваются воздухом. При одинаковых габаритных размерах и ие- 89
сколько меньшей массе такие охладители позволяют рассеивать мощность, до 1,5 раз превышающую мощность рассеяния обычных воздушных охладителей. 3.3. КЛАССИФИКАЦИЯ силовых диодов Силовые полупроводниковые диоды подразделяются на виды, подвиды, модификации, типы, классы и группы. Такое подразделе- ние диодов проводится по определенным их отличительным осо- бенностям и признакам. По нагрузочной способности в области пробоя обратной ВАХ силовые диоды подразделяются на: выпрямительные; лавинные выпрямительные; лавинные выпрямительные с Контролируемым пробоем. Выпрямительный диод — это диод, предназначенный для вы- прямления переменного тока. Для этих диодов работа в области пробоя обратной ВАХ недопустима. В соответствии с действующи- ми стандартами (техническими условиями) к этим диодам даже кратковременно не разрешается прикладывать обратные напряже- ния, приводящие к лавинному пробою их электронно-дырочных переходов. Лавинный выпрямительный диод — это выпрямительный диод, предназначенный для рассеивания в течение ограниченного интер- вала времени импульса мощности в области пробоя обратной ВАХ. Лавинный выпрямительный диод с контролируемым пробоем— это выпрямительный диод, предназначенный для работы в устано- вившемся режиме в области пробоя обратной ВАХ. Ранее в отечественных стандартах лавинные выпрямительные диоды было принято называть ограничителями напряжения, а ла- винные выпрямительные диоды с контролируемым пробоем — ста- билитронами. Для лавинных диодов в стандартах обязательно оговаривают- ся характеристики в точке минимального напряжения пробоя (см. рис. 1.25). К этим характеристикам относятся; само напряжение и^впутмп, обратный ток и дифференциальное обратное сопротивление. Для лавинных диодов с контролируемым пробоем эти характеристики оговариваются и в точке максимального на- пряжения пробоя U(Bii)m- При этом нод напряжением и(вн>т по- нимают максимально допустимое значение обратного напряжения па диоде при его работе в установившемся режиме в области про- боя обратной ВАХ. Лавинные диоды изготавливаются, как правило, на основе кремния более высокого качества, чем обычные выпрямительные диоды. Технологический процесс нх изготовления обычно также не- сколько более сложен и трудоемок, чем технологический процесс изготовления обычных диодов. Основным достоинством лавинных диодов является то, что они позволяют исключить или существен- но упростить элементы защиты от перенапряжений в схемах пре- образователей, особенно в случае большого количества последова- тельно соединенных диодов. Иногда эти приборы сами применяют- ся в качестве защитных элементов других приборов, ограничивая иа заданном уровне перенапряжения, возникающие в схемах пре- образователей. Лавинные диоды с контролируемым пробоем ис- 90
пользуются в качестве активных элементов в стабилизаторах иа- пряжения, а также и в качестве элементов защиты различных схем от импульсных перенапряжений. Диоды того или иного вида подразделяются на подвиды. В со- ответствии со стандартами СЭВ подразделение силовых диодов на подвиды проводится в зависимости от их времени обратного вос- становления, равного сумме времен запаздывания обратного напря- жения ts и спада обратного тока tf (см. § 2.2). Если время обратного восстановления диода нормировано, т. е, ие превышает оговоренной в стандартах нормы, то диод называется быстровосстанавливающимся. Для обычных (выпрямительных или лавинных) диодов время обратного восстановления не нормируется. Эти диоды предназна- чены в основном для применения в преобразователях электрической энергии промышленной частоты. Верхняя граница рабочих частот— так называемая предельная частота Таких диодов, как правило, не превышает 500—2000 Гц. Предельная частота быстровосстапавливающихся диодов дости- гает десятков и даже сотен килогерц. Чем меньше время обратного восстановления, т. е. чем меньше время жизни неосновных носите- лей в базе диода, тем выше его предельная частота. Поэтому быст- ровосстанавливающиеся диоды часто называют частотными. Диоды того или иного вида и подвида подразделяются на мо- дификации. Подразделение диодов на модификации проводится в зависимости от конструктивных, а также других признаков, указан- ных в стандартах на конкретные типы диодов. По конструктивным исполнениям корпусов силовые диоды под- разделяются иа следующие модификации: штыревые с гибким вы- водом; штыревые с жестким выводом; таблеточные; под запрес- совку; специального исполнения, указанного в стандартах на кон- кретные типы диодов. К диодам специального исполнения относятся, например, диоды с плоским основанием, предназначенные для применения во враща- ющихся выпрямителях бесщеточных систем возбуждения синхрон- ных двигателей и мощных турбогенераторов. В отечественной прак- тике эти диоды обычно называют роторными, так как выпрямитель с диодами устанавливается на роторе соответствующего агрегата. В зависимости от направления протекания прямого тока диоды делятся на диоды прямой и обратной полярности. Полярность дио- да определяется знаком потенциала основания его корпуса относи- тельно потенциала наружного основного вывода. Ее принято счи- тать прямой, если прн смещении в прямом направлении потенциал основания корпуса диода положителен по отношению к потенциалу наружного основного вывода (структура р+-слоем обращена в сторону основания корпуса диода). В противном случае полярность диода считается обратной. Полярность силовых диодов маркиру- ется символическим изображением диода (рис. 3.22), направлен- ного в сторону основания или наружного силового вывода. Силовые диоды того или иного вида, подвида и модификации подразделяются иа типы, а диоды одного типа — на классы по на- пряжению. Подразделение силовых диодов на типы проводится в зависи- мости от значений максимально допустимого среднего прямого то- ка (предельного тока), а подразделение диодов одного типа на классы — по значениям повторяющегося импульсного обратного на- 91
пряжения. Определения этих терминов будут даны в следующем параграфе. Значение предельного тока силового диода определяется в однофазной однополупериодной схеме выпрямления с активной нагрузкой при частоте 50 Гц, синусоидальной форме тока, угле проводимости 180°, максимально допустимой температуре перехода (структуры) и заданной температуре корпуса диода. Форма импульсов прямого тока через диод при определении его предельного тока показана на рис. 3.23, а. Температура струк- туры в установившемся режиме работы диода не остается при этом постоянной во времени, а несколько повышается в период проте- Рис. 3.22. Симво- лическое обозна- чение диода. Рис. 3.23. Прямой ток синусо- идальной формы (а) и зави- симости температуры струк- туры Tj и корпуса То от вре- мени (б). кания импульса прямого тока и уменьшается в паузах между им- пульсами (рис. 3.23,6). Температура корпуса диода в установив- шемся режиме работы вследствие большой тепловой инерционности практически постоянна во времени, как это показано на рис. 3.23,6. Обратное напряжение к диоду при определении значения его пре- дельного тока не прикладывается. Значения предельных токов силовых диодов устанавливаются равными не произвольным числам, а выбираются из ряда предпоч- тительных чисел Ra Ю: 1,0; 1,25; 1,6; 2,0; 2,5; 3,2; 4,0; 5,0; 6,3 п 8,0, умноженных на 10, 100 н т. д. При этом, если конкретное зна- чение предельного тока силового диода не совпадает ни с одним числом из этого ряда, он выбирается равным ближайшему мень- шему числу (например, при конкретном среднем значении тока 180 А предельный ток считается равным 160 А). Повторяющееся импульсное обратное напряжение диода Urrm, определение которого будет дано в § 3.4, связано с его напряжением пробоя (Дин) соотношением Urrm < ku (3.2) В соответствии с отечественными стандартами принимается &и = 0,75 и 0,8 для обычных и для лавинных диодов соответствен- но. Стандартами СЭВ значение коэффициента ku не оговаривается и устанавливается заводом — изготовителем диодов. При установлении значения повторяющегося импульсного об- ратного напряжения значение напряжения пробоя для обычных диодов измеряется при заданном значении обратного тока и мак- симально допустимой температуре перехода, а для лавинных дио- дов — при 25 °C. 92
Значения повторяющегося импульсного обратного напряжения устанавливаются не произвольными, а округляются до ближайшего меньшего числа, кратного 100. Например, при значениях — = 1800 и йи = 0,8 принимается (7ялл/ = 1400, а не 1440 В. Подразделение на группы в стандартах СЭВ оговорено только для быстровосстапавливающихся диодов. Это подразделение про- водится по значениям времени обратного восстановления диодов. Условное обозначение типа силовых диодов состоит из букв и цифр, указывающих его вид, подвид, модификацию, предельный ток в амперах и полярность. Диоды как один из видов силовых полупроводниковых прибо- ров обозначаются русской (Д) или латинской (D) буквой. Этой же буквм обозначается выпрямительный диод как один из видов силовых диодов. Для лавинных выпрямительных диодов и тех же диодов с контролируемым пробоем добавляется русская буква Л или латинская буква L. Допускается вводить дополнительные бук- вы для обозначения отличительных признаков, оговоренных в стан- дартах на конкретные типы диодов. В стандартах СЭВ не оговорена буква для обозначения быст- ровосстанавливающихся диодов как подвида силовых диодов (в стандартах СССР — это буква Ч). Для обозначения модификации диода к буквенным обозначе- ниям его вида и подвида добавляется число, количество цифр в котором не должно превышать четырех. Последние цифры этого числа: 1—для диодов штыревого исполнения с гибким выводом; 2 — для диодов штыревого исполнения с жестким выводом; 3 — для диодов таблеточного исполнения; 4 — для диодов под запрес- совку; 5, 6, 7, 8 или 9 — для диодов специального исполнения, ука- занного в стандартах на конкретные типы диодов. Другие цифры, кроме последней, в числовом обозначении мо- дификации диода могут указывать размер под ключ основания корпуса для штыревых диодов, диаметра таблетки и т. п. Эти циф- ры оговариваются только в национальных стандартах или в стан- дартах (технических условиях) на конкретные типы диодов. Число, обозначающее предельный ток диода в амперах, в ус- ловном обозначении типа диода следует за буквой и цифрами, ука- зывающими его вид, подвид и модификацию, и отделяется от них знаком тире. Прямая полярность в условном обозначении типа диода не указывается. Для обозначения обратной полярности диода исполь- зуется русская буква X или латинская буква R, которая ставится после числа, обозначающего предельный ток диода в амперах. Пример условного обозначения типа диода: Д171-400. Это вы- прямительный диод прямой полярности штыревого исполнения с гибким выводом на предельный ток 400 А. Число, обозначающее модификацию диода, состоит в данном случае из трех цифр. По- следняя цифра 1 указывает, что диод—штыревого исполнения с гибким выводом. Цифра 1, стоящая после буквы,-в данном случае обозначает, что диод — первой модификации конструкции, а циф- ра 7 указывает, что диод — с прижимными контактами, с разме- ром основания корпуса под ключ 41 мм. В условное обозначение диода помимо условного обозначения его типа входят также обозначения его класса по повторяющемуся импульсному обратному напряжению и группы по времени обрат- ного восстановления (для быстровосстанавливающихся диодов), а 93
та:;жс нижиий и верхний пределы по импульсному прямому напря- жению или условное обозначение этих пределов в соответствии с принятым в стандартах на конкретные типы приборов. Для наглядности схема расшифровки условных обозначений отечественных силовых диодов приведена на рис. 3.24. В настоящее время отечественной промышленностью освоено производство выпрямительных диодов на предельные токи от 10 до 1600 А и повторяющиеся импульсные обратные напряжения от 100 до 4000 В (для отдельных типов диодов), лавинные выпрями- тельные диоды на предельные токи от 10 до 320 А и повторяющие- Диод Лавинный Быстро восстанавливающийся Порядковый номер модификации конструкции Цифра, кодирующая размер под ключ или диаметр таблетки Цифра, кодирующая исполнение корпуса диода Средний прямой ток, А Знак обратной полярности Класс Группа по времени обратного восстановления — Пределы по импульсному пря- мому напряжению или обозна- чение этих пределов (при необходимости) Рис. 3.24. Расшифровка условных обозначений силовых диодов. ся импульсные обратные напряжения от 400 до 1500 В, быстровос- стлнавливающиеся диоды на предельные токи от 80 до 630 А и по- вторяющиеся импульсные обратные напряжения от 500 до 1000— 1400 В. 3.4. ОСНОВНЫЕ ПАРАМЕТРЫ СИЛОВЫХ ДИОДОВ Для силовых диодов параметры подразделяются на несколько групп: по напряжению; по току; по сопротив- лению и мощности потерь; по коммутационным явлени- ям; температурные и тепловые. Вся совокупность параметров каждой из перечислен- ных групп рассматриваться не будет. Остановимся толь- ко на основных параметрах. Но прежде чем перейти к такому рассмотрению, дадим некоторые общие термины и их определения, которые пригодятся нам в дальнейшем. 94
Полупроводниковый диод — это прибор с двумя вы- водами и несимметричной ВАХ. Один из выводов диода называется анодным, другой — катодным. Вывод ано- да — это вывод, к которому течет прямой ток из внешней электрической цепи. Обозначается этот вывод буквой А. Вывод катода (К) —это вывод, от которого прямой ток течет во внешнюю электрическую цепь. Напряжение анод—катод (анодное напряжение)—это напряжение (разность потенциалов) между выводами анода и като- да. Анодно-катодный ток (анодный ток)—ток, проте- кающий через выводы анода и катода. Параметры диодов подразделяются на параметры, имеющие предельно допустимые значения [максимально и (или) минимально допустимые значения], и парамет- ры, значения которых являются характеристиками дио- дов. Допустимое значение параметра — это значение, при котором ожидается удовлетворительная работа прибора, а предельно допустимое значение параметра — это зна- чение, за пределами которого прибор может быть по- врежден. Характеристика—это значение электрической, теп- ловой или механической величины, которое характери- зует определенное свойство прибора. Разница между предельно допустимыми значениями и характеристиками заключается в следующем. Предель- но допустимые значения нельзя измерять, их можно толь- ко проверить. Они устанавливаются на основе опытов, испытаний или расчетов. Характеристики же являются такими значениями параметров, которые можно непо- средственно или косвенно измерить. Перейдем теперь к рассмотрению основных парамет- ров диодов (предельно допустимых значений и характе- ристик). Ниже представлены основные параметры силовых диодов и их буквенные обозначения, Параметры по напряжению Импульсное прямое напряжение** . ...... Повторяющееся импульсное обратное напряжение * Uним Неповторяющееся импульсное обратное напряжение* Ursm Импульсное рабочее обратное напряжение * . . . , Urwm Пороговое напряжение *•............ U (тел 95:
Продолжение Параметры по току Средний прямой ток (предельный ток)* ..... Ударный неповторяк'щийся прямой ток (ударный прямой ток) *........................... IFSM Повторяющийся импульсный обратный ток , Irrm Параметры по сопротивлению и мощности потерь Дифференциальное прямое сопротивление** ... г? Ударная мощность обратных потерь*...... ?rsm Повторяющаяся импульсная мощность обратных по- теРь *..................................... • PRRM Параметры по коммутационным явлениям Время обратного восстановления **,....,. /Г1 Заряд восстановления **......................... Температурные и тепловые параметры Эффективная эквивалентная температура перехода . tf, Tjj (Температура перехода) *...................... Ла/) Тепловое сопротивление переход—корпус** . . . Rthjc ♦ Значения данного параметра являются предельно допустимыми. Характеристика диода. Наименования параметров (термины) и их обозначе- ния, связанные с предельно допустимыми значениями, не- полные. Если речь идет о параметре, имеющем макси- мально допустимое значение, то к термину нужно доба- вить слова «максимально допустимый (-ая, -ое)», а к буквенному обозначению — индекс tn. Если же речь идет о минимально допустимом значении параметра, то к термину нужно добавить слова «минимально допустимый (-ая, ое)», а к буквенному обозначению — индекс min. Например, следовало бы писать «максимально допусти- мый средний прямой ток» вместо «средний прямой ток» и использовать обозначение IpAvm вместо Ifav- Однако эти добавления к терминам и их обозначени- ям можно не делать, если из текста ясно, что речь идет о предельно допустимых значениях. Параметры по напряжению Импульсное прямое напряжение UPM — наибольшее мгновенное значение прямого напряжения, обусловлен- ное прямым током заданного значения. Оно измеряется к диоду, включая все по- Рис. 3.25. К определению тер- минов повторяющееся, непо- вторяющееся и импульсное ра- бочее обратное напряжения. ного обратного напряжения, прикладываемого к диоду, при мгновенном значении прямого тока, равном предель- ному току, умноженному на л. Измерения проводятся при комнатной и (или) максимально допустимой темпе- ратуре перехода. Повторяющееся импульсное обратное напряжение Urrm — наибольшее мгновенное значение обратного на- пряжения, прикладываемого вторяющиеся переходные напряжения, но исключая все неповторяющиеся пере- ходные ^напряжения. Неповторяющееся им- пульсное обратное напря- жение URSM — наибольшее мгновенное значение любого неповторяющегося переход- прикладываемого к диоду. Импульсное рабочее об- ратное напряжение Urwm— наибольшее мгновенное зна- чение обратного напряжения, исключая повторяющиеся и неповторяющиеся переход- ные напряжения. Смысл терминов «повторяющееся импульсное обрат- ное напряжение», «неповторяющееся импульсное обрат- ное напряжение» и «импульсное рабочее обратное напря- жение» поясняется рис. 3.25. Импульсы переходного напряжения (перенапряжения) с амплитудой, равной мак- симально допустимому значению повторяющегося им- пульсного обратного напряжения, прикладываются к дио- ду периодически с частотой, равной частоте питающей сети. Импульсы же переходных напряжений с амплиту- дой, равной максимально допустимому значению непо- вторяющегося импульсного обратного напряжения, при- кладываются к диоду с частотой, меньшей частоты пи- тающей сети. Эти импульсы могут следовать весьма хаотично во времени, не подчиняясь какой-либо опреде- ленной закономерности. Однако предполагается, что наи- меньший интервал времени между двумя соседними им- пульсами должен быть достаточно велик (около секун- ды или больше) с тем, чтобы влияние предыдущего им- пульса на состояние диода полностью исчезло к момен- ту приложения последующего импульса. 96 7—673 97
Повторяющиеся переходные напряжения обусловле- ны в основном процессами коммутации активных эле- ментов преобразователя; неповторяющиеся — внешней по отношению к преобразователю причиной: грозовые перенапряжения, перенапряжения в питающей сети и т. д. В настоящее время значения повторяющегося им- пульсного обратного напряжения составляют примерно 0,75—0,85 напряжения пробоя. Значения неповторяюще- гося импульсного обратного напряжения устанавлива- ются обычно равными не более 1,16, а значения импульс- ного обратного напряжения — примерно на уровне 0,6-—0,87/ ййлг. Значения повторяющегося и неповторяющегося им- пульсного обратного напряжения, а также импульсного рабочего обратного напряжения устанавливаются при максимально допустимой температуре перехода. При ис- пытаниях диодов, как правило, проверяется максимально допустимое значение только одного из этих параметров, а именно значение неповторяющегося импульсного об- ратного напряжения. Пороговое напряжение U(to) — это значение прямого напряжения, определяемое точкой пересечения линии прямолинейной аппроксимации прямой ВАХ с осью на- пряжения (см. рис. 1.20). На практике значение порого- вого напряжения измеряют, как правило, для случая, когда линия прямолинейной аппроксимации пересекает прямую ВАХ диода в двух точках, одной из которых со- ответствует мгновенное значение прямого тока, равное 0,5 Ifav, а другой—мгновенное значение прямого тока, равное 1,5/jmv. Параметры по току Максимально допустимый средний прямой ток (пре- дельный ток) —это максимально допустимое среднее за период значение прямого тока, длительно протекающего через диод. Значение предельного тока проверяется при задан- ной температуре корпуса прибора. Температура перехо- да не должна превышать при этом максимально допус- тимого значения. Для измерения температуры перехода диода исполь- зуется отрицательная температурная зависимость прямо- 98
го напряжения при малых плотностях прямого тока (§ 1.5). Температуру же корпуса диода контролируют термопарой. Точка на (в) корпусе диода, в которой из- меряется температура корпуса, называется контрольной. Для диодов таблеточного исполнения контрольные точки расположены на контактных поверхностях анодного и ка- тодного оснований. Для диодов других исполнений конт- рольная точка расположена на поверхности или внутри основания корпуса. В последнем случае в.основании кор- пуса диода просверливается глухое отверстие, глубина, диаметр и расположение которого оговариваются в чер- тежах.) Ударный прямой ток Ifsm — это максимально допус- тимое мгновенное значение одиночного импульса пря- мого тока синусоидальной формы и заданной длитель- ности. Ударный прямой ток является аварийным током. Про- текание этого тока обычно обусловлено коротким замы- канием нагрузки в цепи диода. При этом предполагает- ся, что к моменту окончания импульса аварийного тока успевает сработать устройство защиты преобразователя и питающая сеть отключается. Воздействие импульса ударного тока не должно при- водить к выходу диода из строя. Температура перехода в период протекания импульса ударного тока и в те- чение некоторого времени после его окончания может существенно превышать значение максимально допусти- мой температуры перехода в длительных режимах экс- плуатации диода. Максимально допустимый ударный прямой ток устанавливается при длительности импульса прямого тока 10 мс, причем по окончании импульса тока об- ратное напряжение к диоду, как правило, не прикла- дывается. Значения ударных прямых токов силовых диодов при- водятся обычно при двух начальных значениях темпера- туры перехода: при 25°C и максимально допустимой температуре перехода. Первое значение ударного прямо- го тока (при 25°C) примерно на 10—15% больше вто- рого. Кроме того, в информационных материалах (а иногда и в технических условиях) зачастую указывают зна- чения ударных прямых токов диодов и в случае прило- жения после окончания импульса тока обратного напря- жения, равного 0,8 значения повторяющегося импульс- 7* 93
ного обратного напряжения. Эти значения ударных пря- мых токов равны примерно 0,7—0,8 значений ударных прямых токов диодов без последующего приложения об- ратного напряжения. Значения ударных прямых токов силовых диодов без последующего приложения обратного напряжения при максимально допустимых температурах их переходов, как правило, в 15—20 раз превышают значения предель- ных токов. Повторяющийся импульсный обратный ток Irrm —> наибольшее мгновенное значение обратного тока, обу- словленное повторяющимся импульсным обратным на- пряжением. Повторяющиеся импульсные обратные токи силовых диодов в зависимости от площадей их полупро- водниковых структур лежат в интервале от единиц до де- сятков и даже сотен миллиампер. Измеряются они при максимально допустимой температуре перехода диодов. Параметры по сопротивлению и мощности потерь Дифференциальное прямое сопротивление Гт—зна- чение сопротивления, определяемое по наклону линии прямолинейной аппроксимации прямой ВАХ диода. Диф- ференциальное прямое сопротивление измеряется при тех же условиях, что и пороговое напряжение. Ударная мощность обратных потерь Prsm — макси- мально допустимое мгновенное значение мощности по- терь в диоде, когда он в обратном направлении в обла- сти пробоя нагружается одиночными импульсами тока. Повторяющаяся импульсная мощность обратных по- терь Prrm — максимально допустимое мгновенное значе- ние мощности потерь в диоде, когда он в обратном на- правлении в области пробоя нагружается периодически- ми импульсами тока. Ударная и повторяющаяся импульсная мощность об- ратных потерь являются параметрами только для лавин- ных выпрямительных диодов и лавинных выпрямитель- ных диодов с контролируемым пробоем. Максимально допустимые значения этих параметров устанавливаются при максимально допустимом значении температуры пе- рехода диодов. Кроме того, максимально допустимое зна- чение ударной мощности обратных потерь устанавлива- ют, как правило, при синусоидальной форме импульса обратного тока в области пробоя длительностью 10 и 100 мкс. 100
Параметры по коммутационным явлениям Время обратного восстановления trr — интервал вре- мени между моментом, когда ток, изменяя направление с прямого на обратное, проходит через нулевое значение, и моментом, когда обратный ток уменьшается с его ам- плитудного значения до заданного значения. Заряд восстановления Qrr — полный заряд, вытекаю- щий из диода при переключении его с определенного зна- чения прямого тока на оп- ределенное обратное сме- щение. Эти параметры поясня- ются на рис. 3.26. Условия их измерения следующие. Температура перехода рав- на максимально допустимо- му значению, форма пря- мого тока — трапецеидаль- ная с амплитудой, равной предельному току диода. Скорость спада прямого то- ка выбирается из ряда 5, 12,5, 25, 50 и 100 А/мкс н Рис. 3.26. К определению тер- минов время обратного вос- становления и заряд восста- новления. указывается в стандартах на конкретные типы диодов. Амплитуда обратного напряжения устанавливается равной 100 В. В § 2.3 уже рассматривались две составляющие вре- мени обратного восстановления: время запаздывания об- ратного напряжения ts и время спада обратного тока tf. Соответствующие им составляющие заряда восстанов- ления принято называть зарядом запаздывания Qs и остаточным зарядом Q/. Температурные и тепловые параметры Эффективная эквивалентная температура перехода Tj—теоретическая температура, основанная на упро- щенном представлении тепловых и электрических свойств прибора. В предыдущем параграфе уже говорилось, что тем- пература перехода непостоянна во времени (см. рис. 3.23). Кроме того, на практике в один и тот же момент времени температура перехода непостоянна и по его пло- 101
щади (по площади структуры). Это связано с разбро- сом электрофизических параметров структуры и соответ- ствующим неоднородным распределением плотности то- ка по площади (§ 1.7). На неоднородное распределение температуры структуры диода по ее площади влияют и дефекты конструкции, приводящие к неоднородному теп- лоотводу от различных участков структуры. Все эти факторы не учитываются при измерении тем- пературы перехода. Измеренная температура является некоторой усредненной (эффективной) температурой пе- рехода. Отсюда ясно, что эффективная эквивалентная температура не обязательно является самой высокой температурой структуры диода. Температура перехода имеет два предельных значе- ния: максимально и минимально допустимые. Максимально допустимая температура перехода Tim — это температура, превышение которой в длитель- ных режимах эксплуатации диодов не допускается. Для отечественных силовых диодов старых исполнений эта температура равна 140°С. Для новых серий силовых дио- дов максимально допустимая температура перехода при- нята равной 190°C при повторяющихся импульсных об- ратных напряжениях до 1600 В, 175 °C при повторяющих- ся напряжениях до 2800 В и 150° С при повторяющихся напряжениях до 4000 В. Для быстровосстанавливающнх- ся и лавинных диодов эта температура несколько ниже и не превышает 140—160 °C. Минимально допустимая температура перехода Тjmin — это температура, ниже которой не допускается не только работа, но даже хранение диода. Это связано с тем, что с уменьшением температуры изменяются не только электрические свойства диода, но из-за разницы в коэффициентах линейного расширения может произой- ти его повреждение. Значения минимально допустимой температуры перехода отечественных диодов лежат в интервале — 50—60 °C. Тепловое сопротивление переход—корпус Rthjc— это отношение разности между температурой перехода и температурой корпуса к мощности потерь в установив- шемся режиме работы диода. Для измерения теплового сопротивления переход — корпус диод нагружается постоянным прямым током. Допускается нагрузка диода переменным током такой частоты, при которой можно пренебречь колебаниями 102
температуры перехода в интервале между импульсами тока. Температура корпуса диода Тс измеряется термоэлек- трическим термометром, а для измерения температуры перехода Т; используется температурная зависимость термочувствительного параметра диода, в качестве кото- рого чаще всего выбирают зависимость прямого напря- жения от температуры. Для диодов с односторонним охлаждением (диоды штыревого исполнения, с плоским основанием и под за- прессовку) тепловое сопротивление переход — корпус ^C={T-T^IFUF, (3.3) где If п Up— постоянный прямой ток через диод и соот- ветствующее ему прямое напряжение соответственно. Для силовых диодов таблеточной конструкции обыч- но определяются значения теплового сопротивления пе- реход — корпус со стороны анода Ящсл и со стороны ка- тода RthjeK- Значения этих тепловых сопротивлений рас- считываются по (3.3) для случаев одностороннего охлаждения со стороны анодного основания 1 и катод- ного основания 2 соответственно (см. рис. 3.16). При этом предполагается, что вся рассеиваемая мощность от- водится от структуры только через то основание диода, которым он контактирует с охладителем. Температура корпуса диода измеряется термопарой на контактной по- верхности соответствующего основания. При известных значениях тепловых сопротивлений переход—корпус со стороны анода и со стороны катода тепловое сопротив- ление переход—корпус таблеточного диода для случая двустороннего охлаждения _L = _L_ + _L_ Rthjc B/hicA ^thfcK Благодаря двустороннему теплоотводу при одинако- вых площадях структур значения тепловых сопротивле- ний переход—корпус для силовых диодов таблеточного исполнения существенно меньше, чем для силовых дио- дов штыревого исполнения, с плоским основанием и под запрессовку. Помимо перечисленных к параметрам силовых дио- дов относят также их массы, допустимые значения за- кручивающих моментов для диодов штыревой конструк- ции и усилий сжатия для диодов таблеточной конструк- ции при их сборке с охладителями и т. д. (3.4) 103
3.5. ВЗАИМОСВЯЗЬ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРОВ СИЛОВЫХ диодов Основные параметры силовых диодов тесно взаимо- связаны между собой и с параметрами их структур. В частности, предельный ток силового диода // ^(ГО) \ । Тс \ 5rт j 2,5rTRthic (3.5) т* Это соотношение связывает предельный ток с макси- мально допустимой температурой перехода Т,т, тепло- вым сопротивлением переход—корпус Rthfc и с парамет- рами ВАХ силового диода в прямом направлении С/<го) И Гт. Физический смысл (3.5) заключается в том, что при среднем значении прямого тока, равном предельному, мощность, рассеиваемая в структуре, в точности равна мощности, отводимой от структуры при заданном пере- паде температур между переходом и корпусом (Т/т—Тс). Прямые напряжения силовых диодов данного типа не должны превышать значения FM = U(ТО) ПГТ IFAV' (3.6) Если прямое напряжение на каком-либо диоде дан- ного типа больше значения UyM, то конкретное значение предельного тока этого диода будет ниже максимально допустимого для диодов данного типа. Такой диод счи- тается либо бракованным по импульсному прямому на- пряжению, либо его относят к другому типу силовых дио- дов с меньшим значением предельного тока. Значения пороговых напряжений U(to) силовых крем- ниевых диодов слабо зависят от их конструктивных осо- бенностей. При комнатной температуре U(To)^l В. Од- нако дифференциальное прямое сопротивление Гт при- ближенно пропорционально толщине структуры и обратно пропорционально ее площади. Для высоковольт- ных силовых диодов используются более толстые крем- ниевые структуры. Кроме того, ширина фаски для высо- ковольтных структур больше, чем для низковольтных. Вследствие этого активная площадь высоковольтных структур меньше, чем низковольтных, при одинаковых исходных диаметрах кремниевых пластин. Поэтому при 104
прочих равных условиях для высоковольтных силовых диодов прямые напряжения больше, а предельные токи меньше, чем для низковольтных силовых диодов. В случае быстровосстанавливающихся диодов време- на жизни носителей в базовых слоях структур намного меньше, чем в случае обычных диодов. Вследствие этого степень модуляции проводимости базовых слоев быст- ровосстанавливающихся диодов значительно ниже, чем обычных диодов, при одинаковых плотностях прямых то- ков. Поэтому при прочих равных условиях для быстро- восстанавливающихся диодов импульсные прямые на- пряжения выше, а предельные токи ниже, чем для обыч- ных диодов. Обратные токи диодов практически экспоненциально увеличиваются с ростом температуры из-за повышения концентрации собственных носителей в кремнии (см. § 1.6). Однако большие значения обратных токов диодов неприемлемы по ряду причин: повышения опас- ности необратимого теплового пробоя структур (сниже- ния надежности диодов), увеличения мощности потерь и габаритных размеров делителей, используемых для вы- равнивания обратных напряжений на диодах при их по- следовательном соединении, и т. д. Из-за указанных причин повторяющиеся импульсные обратные токи силовых диодов на практике ограничи- вают так, чтобы их усредненные значения по площади структур не превышали, как правило, 5—10 мА/см2. Ограничение значений повторяющихся импульсных обратных токов накладывает, в свою очередь, ограниче- ния на максимально допустимые температуры переходов. В заключение рассмотрим факторы, ограничивающие максимально допустимые значения ударных прямых то- ков диодов. При воздействии ударных прямых токов тем- пература перехода, как было указано выше, существенно превышает значение максимально допустимых темпера- тур в длительных режимах работы. Факторами, ограни- чивающими значения ударных прямых токов, при этом могут быть: расплавление припоев в диодах с паяными контактами; разрушение структур диодов из-за механи- ческих напряжений, возникающих в конструкциях выпря- мительных элементов; шнурование тока при высоких тем- пературах. Энергия, выделяемая в структуре диода при воздей- ствии импульса ударного прямого тока Ifsm, 105
&FSM~~ п (ТО) FSM А °’5гГ ^FSM^t ~ ^FSM h’ (^.7) где ti — длительность импульса ударного прямого тока. Эта энергия выделяется в структуре в виде теплоты. При этом из-за инерционности процессов теплопередачи наибольшая температура нагрева достигается примерно в среднем (по толщине) сечении структуры (рис. 3.27). На рисунке в качестве примера изображены сечение структуры, напаянной на термокомпенсаторы из воль- фрама, и кривая распреде- ления температуры по тол- щине различных элементов в некоторый момент време- ни в период протекания им- пульса ударного прямого тока. Видно, что температу- ра нагрева структуры Рис. 3.28. Импульс аварийного тока (а) и зависимости тем- пературы структуры в наибо- лее нагретом сечении Т>м и температуры на контактах Тком от времени (б). Рис. 3.27. Распределение тем- пературы по толщине выпря- мительного элемента в период протекания импульса тока. уменьшается по мере приближения к ее границам с тер- мокомпенсаторами, а температура нагрева термоком- пенсаторов- на некотором расстоянии от их границ со структурой практически падает до начальной темпера- туры структуры Т,о. На рис. 3.28 показана форма импульса ударного пря- мого тока и изображены временные зависимости темпе- ратуры структуры в ее наиболее нагретом сечении (при л'=0 на рис. 3.27) и температуры на контактах структу- ры с термокомпенсаторами 7КОПТ. Из рисунка видно, что температура структуры в ее наиболее нагретом сечении TjM и температура на контактах 7КоНТ достигают макси- 106
мальных значений несколько позже, чем достигается мак- симум импульса тока. Чем больше толщина структуры, тем позже по времени достигаются максимальные зна- чения Т,м и Тконт и тем большего значения достигает разность температур (TjM—Ткот) в период протекания импульса тока. Объясняется это тем, что инерцион- ность теплоотдачи от структуры возрастает пропор- ционально квадрату ее толщины. После окончания импульса ударного тока TjM и Гконт уменьшаются со временем по так называемым кривым остывания, по- казанным пунктиром на рис. 3.28, б как продолже- ния кривых 1 и 2. Температуру Люнт можно принять за температуру на- грева тонких слоев припоев между структурой и термо- компенсаторами. Очевидно, что если 7К1)НТ достигает тем- пературы плавления припоев, то последние начинают плавиться и диоды могут выйти из строя из-за нарушения контактных соединений структур с термокомпенсатора- ми. Поэтому в приборах с паяными контактами следует применять припои, температура плавления которых дос- таточно высокая, чтобы исключить их расплавление при воздействии ударных токов. В качестве термокомпенсаторов в силовых диодах ис- пользуются диски из вольфрама или молибдена, коэф- фициенты линейного расширения которых близки к ко- эффициенту линейного расширения кремния. Однако не- смотря на это из-за разности температур и неоднородного нагрева кремниевых структур и термокомпенсаторов в период протекания ударных токов структуры подверга- ются воздействию больших механических напряжений. Особенно опасных значений эти напряжения достигают в структурах с напаянными с двух сторон термокомпен- саторами. Поэтому в новых разработках паяные кон- такты применяют при диаметрах структур, как правило, не более 10—12 мм. Физическая сущность шнурования прямого тока за- ключается в следующем. При воздействии импульса ударного тока температура кремниевой структуры резко повышается. При этом увеличивается собственная элек- тропроводность. Когда значение собственной электропро- водности становится сравнимой с электропроводностью, определяемой модуляцией базовой области инжектиро- ванными носителями, температурная зависимость прямо- го напряжения становится отрицательной (рис. 3.29). 107
Вследствие отрицательной температурной зависимости прямого напряжения при Т/>Т}СГц прямой ток, проте- кающий через структуру, стягивается (шнуруется) в тот участок структуры, температура которого раньше дости- гает критического значения Т)СГц. В результате плотность тока через этот участок повышается, температура его еще больше возрастает и т. д. Диод при этом выходит из строя из-за механического разрушения или проплав- ления наиболее нагретого участка структуры. Значения У/сги зависят от отношения толщины ба- зовой области диода Wn к диффузионной длине дырок в ней Lp и от площади структуры. Чем больше от- ношение Wn/Lp, тем меньше UF # Tjcrit Tj, Рис. 3.29. Зависимость пря- мого напряжения на диоде от температуры. концентрация инжектиро- ванных носителей в базовой области и меньше значение Тзет, при котором п, достигает концентрации инжекти- рованных носителей. Чем больше площадь структуры, тем больше неоднородность распределения прямого то- ка по площади и тем быстрее температура отдельных участков структуры достигает значения Тfcrit (средняя температура структур при этом заметно меньше T/crtt)- Типичные значения Г/сги для силовых диодов лежат в интервале примерно от 450 до 550 °C. 36. ЗАВИСИМОСТИ ОСНОВНЫХ ПАРАМЕТРОВ ДИОДОВ ОТ УСЛОВИЙ И РЕЖИМОВ РАБОТЫ Количественные значения основных параметров си- ловых диодов соответствуют конкретным, оговоренным в стандартах условиям и режимам их измерений. Зна- ния этих значений основных параметров недостаточно для практического применения силовых диодов, когда условия и режимы работы диодов могут варьироваться в широких пределах. Поэтому для практического приме- нения силовых диодов очень важно знать зависимости различных параметров силовых диодов от условий и ре- жимов их работы. Эти зависимости приводятся в ката- ложно-справочных и информационных материалах на силовые диоды. 108
Зависимость параметров диодов от условий и режи- мов их работы, приводимых в каталожно-справочных и информационных материалах, очень много. Рассмотрим только отдельные, наиболее характерные из этих зависи- мостей. Предельные прямые и обратные ВАХ силовых диодов данного типа представлены на рис. 3.30. Количествен- ные значения, приведенные на рисунке, — ориентировоч- ные. Они примерно соответствуют количественным зна- Рис. 3.30. Предельные ВАХ силового диода в прямом (а) и обратном (б) направлениях. чениям предельных ВАХ диодов на предельный ток 320 А и повторяющееся импульсное обратное напряжение до 1600 В. Как видно из рис. 3.30, а, предельные прямые ВАХ диодов приводятся при двух температурах: 25 °C и мак- симально допустимой температуре Tjm- Предельные об- ратные ветви ВАХ диодов приводятся при максимально допустимой температуре Т,т для диодов данного типа разных классов (рис. 3.30, б). Приведенные на рис. 3.30 характеристики называют- ся предельными вследствие того, что при контрольных (приемо-сдаточных) испытаниях, после воздействия мак- симально допустимых ударных прямых токов и т. д., а также при работе в течение гарантированного срока службы: прямая ВАХ любого диода данного типа не должна выходить в область, расположенную справа от предель- ных прямых ВАХ; обратная ВАХ любого диода данного типа с извест- ным значением повторяющегося напряжения не должна выходить в область, расположенную ниже предельной 109
обратной ВАХ при соответствующем значении повторяю- щегося напряжения. Если оговоренные условия не выполняются, то диод считается бракованным (при приемо-сдаточных испыта- ниях) или вышедшим из строя по той или иной причине. Зависим-ости средней мощности прямых потерь Pf<av) силовых диодов данного типа от среднего значения пря- мого тока синусоидальной формы при различных углах проводимости имеют обычно вид, представленный на рис. 3.31. Количественные значения на рисунке — типич- ные для диодов на предельный ток 320 А и повторяющие- ся импульсные обратные напряжения до 1600 В. Приве- денные зависимости строятся обычно для частоты 50 Гц (длительность импульсов 10 мс) с использованием пре- дельных прямых ВАХ диодов (рис. 3.30, а). Аналогичный вид имеют зависимости Pf(av> от среднего значения тока прямоугольной формы. Для построения зависимостей Pf(av) от среднего зна- чения прямого тока предварительно путем прямолиней- ной аппроксимации предельных прямых ВАХ диодов оп- ределяются значения порогового напряжения и<то) и дифференциального прямого сопротивления гт. При из- вестных значениях U(to) и Гт средняя мощность прямых потерь 7/2' ^F(AV) ~ j* г7 (ТО) -I* ГТ ‘1f) (3-8) t„ где ip — мгновенное значение прямого тока; Т — период следования импульсов тока, T=l/f~2n/a> (j—частота переменного тока, о>—круговая частота}; to—момент времени, соответствующий началу импульса тока: /в — (л.— 0)/ш = (л — 0) /2л f, (3.9) здесь 0 — угол проводимости. Формулу для средней мощности прямых потерь в об- щем случае можно представить в виде ^F(AV) ~ ^(ТО) FAV ^ф ГТ ^FAV> (3,10) где — коэффициент формы тока: ъ _ Л 4- — * 2(1 — cos 0)? \ л sin 2 9 л (З.Н) >10
для тока синусоидальной формы и /гф = 2л/Э (3.12) для тока прямоугольной формы. В случае тока синусоидальной формы (1г=1гт sin ы/) значение среднего прямого тока в зависимости от угла проводимости описывается выражением = —(3.1.3) Рис. 3.31. Зависимость средней мощности прямых потерь от среднего Прямого тока сину- соидальной формы при раз- личных углах проводимости 0. 7 — 30”; S — 06”; 3 — 90°; 4—120°; 5 —180°. а при токе прямоугольной формы — выражением /» (3.U) Из приведенных формул следует, что: при одинаковых значениях среднего прямого тока через диод средняя мощность прямых потерь в случае то- ка синусоидальной формы больше, чем в случае тока прямоугольной формы; с уменьшением угла проводимости 6 средняя мощ- ность прямых потерь при заданном значении среднего прямого тока возрастает. Для построения зависимостей среднего прямого тока от температуры корпуса Тс и от температуры охлаждаю- щей среды Tcf при работе диода в сборе с охладителем необходимо знать значение теплового сопротивления пе- реход—корпус Rihjc и теплового сопротивления переход— среда Rthja. Последнее равно сумме теплового сопротив- ления переход — корпус диода, теплового сопротивления охладителя и теплового сопротивления контакта корпус диода — охладитель. При известных значениях Тс, Tcf, Rthfc, Rthja и макси- мально допустимой температуре перехода Tim значение среднего прямого тока рассчитывается по формуле Ш
( и(Т0) У + Tim-Ti ^(то) \ 2k<brT / k^rT^thl 2>гфгт (3.15) где Ti—Tc и Rthi=Rthic при расчетах зависимости значе- ния среднего прямого тока от температуры корпуса и Ti=Tcf, Rthi=Rthja при расчетах зависимости значения среднего прямого тока от температуры охлаждающей среды при работе диода в сборе с охладителем. Тепловое сопротивление охладителя зависит от усло- вий охлаждения: скорости охлаждающего воздуха при Рис. 3.32. Зависимость средне- го прямого тока Ifav сину- соидальной формы от темпе- ратуры корпуса при различ- ных углах проводимости. воздушном охлаждении и расхода жидкости при жид- костном охлаждении. Поэтому зависимости среднего пря- мого тока от температуры охлаждающей среды строятся при определенных условиях охлаждения (как правило, при скорости охлаждающего воздуха 0, 3, 6 и 12 м/с, и расходе жидкости 0, 1, 3 и 4 л/мин). Типичные зависимости среднего значения прямого то- ка Ifav синусоидальной формы от температуры корпуса Та при различных углах проводимости для силовых дио- дов на предельный ток 320 А приведены на рис. 3.32. Е}идно, что Ifav возрастает с ростом угла проводимости, так как при одинаковых значениях среднего тока сред- няя мощность потерь уменьшается с ростом 0. Видно также, что при значениях Тс, меньших некоторой опреде- ленной величины, зависящей от угла проводимости, зна- чения Ifav ограничиваются. Чем меньше 0, тем при боль- шем значении Тс ограничиваются значения Ifav- Это свя- зано с тем, что при малых углах проводимости резко возрастают амплитудные значения прямого тока и увели- чиваются колебания температуры структуры в период протекания импульсов тока и в паузах между ними. Мак- симально допустимое значение Ifav при угле проводимо- 112
сти 180° совпадает с предельным током диодов.данного типа. Аналогичный характер имеют и зависимости среднего прямого тока от температуры охлаждающей среды при работе диодов в сборе с типовыми охладителями и раз- личных режимах охлаждения, а также при токе прямо- угольной формы. На рис. 3.33 приведены типичные зависимости пре- дельного тока Ifav* (в относительных единицах) от час- тоты f переменного тока синусоидальной формы с при- Рис. 3.33. Зависимость средне- го прямого тока I FAV си- нусоидальной формы (в отно- сительных единицах) от час- тоты f для обычного (кривая /) и быстровосстанавливаю- щегося (кривая 2) диодов. Рис. 3.34. Зависимости допус- тимой амплитуды ударного прямого тока и защитного по- казателя от длительности им- пульса. ложением обратного напряжения для обычного и быст- ровосстанавливающегося диодов. За базовое на рисунке приняты значения предельных токов при частоте пере- менного тока 50 Гц и заданных условиях работы диодов. Эти зависимости строятся с учетом средней мощности прямых и коммутационных потерь при переключении диода из прямого в обратное направление (§ 2.4). Ком- мутационные потери пропорциональны кубу времени жизни дырок т;р в n-базах диодов и кубу частоты, а тр для обычных диодов примерно на порядок выше, чем для быстровосстанавливающихся. Поэтому предельный ток в случае обычных диодов начинает спадать с ростом час- тоты значительно раньше, чем ток быстровосстанавли- вающихся. Типичные зависимости (в относительных единицах) допустимой амплитуды ударного прямого тока и так на- 8—673 113
зываемого защитного показателя, который обозначается j Pelt или Pt, от времени (длительности импульса тока синусоидальной формы) при максимально допустимой температуре перехода силового диода без последующего приложения напряжения приведены на рис. 3.34. В информ мационных материалах на диоды эти зависимости при- водятся не в относительных, а в конкретных единицах измерения. Однако количественные значения /fsm И Pt зависят от типа диода. Поэтому, чтобы исключить из рассмотрения тот или иной тип диода и более наглядно представить общий характер зависимостей Ifsm и Pt от времени, удобнее эти зависимости привести в относи- тельных единицах. При этом за базовые приняты значе- ния Ifsm и Pt при длительности импульса ударного пря- мого тока 10 мс. Из рисунка видно, что Ifsm возрастает, a Pt уменьшается с уменьшением длительности импуль- са тока аварийной перегрузки. Аналогичный характер имеют эти зависимости и в случае последующего при- ложения к диоду обратного напряжения. Защитный показатель Pt связан с допустимой ампли- тудой ударного неповторяющегося прямого тока соот-1 ношением *t Pt=^PF di^Q,5PFSMt£, (3.16) о где ti — длительность импульса ударного прямого тока. Сравнивай (3.16) с (3.7), можно заметить, что защит- ный показатель практически пропорционален энергии, выделяемой в структуре при протекании импульса ава- рийного тока. Уменьшение защитного показателя с умень- шением длительности импульсов означает, таким обра- зом, снижение допустимой энергии рассеяния с уменьше- нием ti. Объясняется это инерционностью тепловых про- цессов. Чем меньше ti, тем меньшая доля энергии, рас- сеиваемой в структуре, поглощается прилегающими к структуре элементами конструкции диода. Поэтому чем меньше ti, тем выше максимальная температура нагрева перехода (кривая 1 на рис. 3.28,6 смещается вверх и вправо). Отсюда ясно, что для сохранения максимальной температуры нагрева перехода постоянной необходимо, чтобы энергия, рассеиваемая в структуре, уменьшалась с уменьшением 114
Знание защитных показателей силовых диодов не- обходимо для правильного подбора предохранителей, основной характеристикой которых является этот пока- затель. В информационных материалах на силовые диоды приводятся также зависимости допустимой амплитуды ударного прямого тока с приложением обратного напря- жения при временах до 200 мс (до 10 импульсов тока синусоидальной формы длительностью 10 мс и частотой следования 50 Гц). Прямым током перегрузки силового диода If(ov> на- зывается ток, который при постоянном протекании выз- вал бы превышение максимально допустимой темпера- туры перехода, но который так ограничен во времени, что эта температура не превышается. Прямой ток перегрузки недопустим, если диод предварительно был нагружен током, равным предельно допустимому при заданных условиях работы, т. е. температура перехода была равна максимально допустимому значению Гущ. Типичные зависимости максимально допустимого прямого тока перегрузки силовых диодов (в относитель- ных единицах) от времени представлены на рис. 3.35. В информационных материалах эти зависимости, как и зависимости ударного прямого тока, приводятся в абсо- лютных единицах (амперах). Однако для наглядного представления общего характера этих зависимостей от времени их удобно изобразить в относительных едини- цах. При этом за базовое значение удобно принимать амплитуду импульсов предельного тока при заданных условиях работы диодов. Из рисунка видно, что чем мень- ше отношение тока, предшествующего перегрузке, к пре- дельному току диода, тем больше максимально допусти- мый прямой ток перегрузки. Прямой ток перегрузки зависит не только от пред- шествующего тока, но и от условий охлаждения, так как при этом изменяется начальная температура перехода. Знание этих зависимостей необходимо для расчета пус- ковых и форсированных режимов работы преобразова- телей, когда диоды подвергаются перегрузке прямым током. Тепловые сопротивления переход—корпус и пере- ход— среда характеризуют установившийся тепловой режим работы диодов. Однако из-за конечных значений теплоемкостей н теплопроводностей материалов конст- рукции тепловые процессы в диодах являются инерцион- 8* 115
ными. При достаточно быстрых изменениях состояния диодов, т. е. при изменениях количества рассеиваемой теплоты, в диодах протекают переходные тепловые про- цессы. Эти процессы характеризуются такими парамет< рами, как переходные тепловые импедансы переход — корпус и переход — среда, которые зависят от времени. Переходные тепловые импедансы переход — корпус и переход—среда/(ihjfja силового диода с типовым Рис. 3.35. Зависимость макси- мально допустимого прямого тока перегрузки /лоп, от времени t при различных зна- чениях k (отношения пред- шествующего тока к предель- ному току). 1 — 0,2; 2 — 0,6; з— 1,0. Рис. 3.36. Переходные тепловые импедансы переход — корпус Z(i/.)Oc и переход — среда Z^wa силового диода с типовым охла- дителем при различных скоростях охлаждающего воздуха v (1— О м/с; 2—6 м/с; 3—12 м/с). охладителем представлены на рис. 3.36. Эти зависимо- сти, приведенные для примера, являются ориентировоч- ными. Они близки к соответствующим зависимостям для силового диода таблеточного исполнения с диаметром выпрямительного элемента 40 мм, габаритные размеры типового охладителя которого равны примерно 175Х х 175x150 мм3. Для диапазона времени от 0,001 до 0,1с зависимость приведена на рисунке отдельно. Видно, что в интервале времен от 0,001 с до единиц се- кунд переходные тепловые импедансы переход — корпус и переход — среда равны другу другу и не зависят от ре- 116
жима охлаждения. Это объясняется инерционностью тепловых процессов. За этот промежуток времени энер- гия, выделяемая в виде теплоты в структуре, поглоща- ется только элементами конструкции корпуса силового диода, а температура на его поверхностях, контактиру- ющих с охладителем, практически остается равной на- чальной. В интервале времен от единиц до нескольких десятков секунд значения Z(th)tja и Z^hytjc заметно расхо- дятся, причем Z(<ftWc достигает установившегося значе- ния, равного тепловому сопротивлению переход — кор- пус Rthjc, a Z(th)tja по-прежнему не зависит от режима ох- лаждения. Последнее связано с тем, что за указанный промежуток времени нагревается только тело охладите- ля, а температура на его оребренной поверхности, кон- тактирующей с охлаждающим воздухом, остается прак- тически неизменной. И, наконец, при временах свыше десятков и сотен секунд Z^hytja.зависит от режима охлаж- дения. Его значения при времени около 1000 с и более стремятся к значениям теплового сопротивле- ния переход —среда Rthja, зависящим от режима ох- лаждения. Переходные тепловые импедансы используются для расчетов допустимых ударных прямых токов и прямых токов перегрузки диодов. Соответствующие формулы для этих расчетов можно найти в справочниках по силовым полупроводниковым приборам и здесь не рассматрива- ются. Типичные зависимости времени обратного восстанов- ления и заряда восстановления от скорости спада пря- мого тока для обычного диода с диаметром выпрямитель- ного элемента 40 мм приведены на рис. 3.37. Видно, что заряд восстановления и время восстановления увеличи- ваются с ростом прямого тока, так как увеличивается избыточный заряд, накопленный в базе диода к моменту времени, предшествующему переключению диода в об- ратное направление. Заряд восстановления увеличива- ется и с увеличением скорости спада прямого тока, так как возрастает доля избыточного заряда, извлекаемая в процессе переключения, и уменьшается доля, рекомби- нирующая за время переключения. Время обратного вос- становления при этом уменьшается, поскольку с ростом скорости спада прямого тока концентрация избыточных носителей в базе диода на границе с р-п переходом бы- стрее падает до нуля. 117
Количественные значения t„ и Qrr для быстровосста- лавливающихся диодов значительно меньше, чем для обычных диодов.. Число циклов нагрузки, выдерживаемое диодами того или иного типа, резко уменьшается с ростом измене- ния температуры структуры ДГ,- при циклической токо- вой нагрузке (обратно пропорционально АГ, в степени 6—8). При ДГ,= 100°C силовые диоды с прижимными Рис. 3.37. Зависимости заряда восстановления Qrr и времени обратно- го восстановления trr от скорости спада прямого тока —dir/dt. Qrr'< i,r; /—/“800 А; 2 — 1- -400 A; 3-/-200 А. контактами выдерживают сотни тысяч циклов нагрузки. Максимальное число циклов нагрузки, выдерживаемое силовыми диодами с прижимными контактами, в десят- ки и сотни раз превышает соответствующие значения для диодов с паяными контактами. 3.7. РАЗНОВИДНОСТИ ДИОДОВ Туннельные и обращенные диоды Туннельные диоды, впервые разработанные по пред- ложению японского физика Лео Есаки, примечательны тем, что могут быть использованы в качестве активных элементов генераторов электрических сигналов. Это объ- ясняется их специфической, так называемой М-образной характеристикой, имеющей падающий участок и пред- ставленной на рис. 3.38. Отличительными особенностями туннельных диодов являются очень малые сопротивле- ния исходного материала: германия или арсенида гал- лия, нз которых в основном изготавливаются эти прибо- ры. Если в германии, идущем на изготовление большин- ства приборов, концентрация легирующей примесн около 1014—1018 см-3, то в туннельных диодах она не менее 118
101э см-3. В обычных полупроводниках атомы примеси, произвольно расположенные в исходном материале, до- статочно удалены друг от друга, так что между собой не взаимодействуют. На энергетической диаграмме это отоб- ражается расположением отдельных, не расщепленных в зону энергетических уровней электронов примесных атомов. Вследствие локализованности этих уровней элек- троны, находящиеся на них, не могут перемещаться по Рис. 3.38. Вольт-амперная ха- рактеристика туннельного дио- да. / — туннельный ток; 2 — диффузи- онный юк. кристаллу и участвовать, таким образом, в электропро- водности. Эти электроны становятся электронами прово- димости, когда в результате теплового возбуждения от- рываются от примесного атома и переходят в зону про- водимости. По мере увеличения концентрации примесей рассто- яния между их атомами уменьшаются, что увеличивает взаимодействие между ними. Это приводит к расщепле- нию примесных уровней в примесную зону, которая мо- жет слиться с зоной проводимости для электронного по- лупроводника или валентной зоной для дырочного по- лупроводника. Такое слияние зон наступает при концен- трации примеси около 2-Ю19 см-3 для германия и'бХ ХЮ19 см-3 для кремния. Такие сильнолегированные по- лупроводники называются вырожденными и характери- зуются тем, что уровень Ферми, вероятность заполнения которого равна половине, находится в разрешенных для проводимости зонах: зоне проводимости или валентной зоне. Это означает также, что вырожденные полупровод- ники имеют металлический тип проводимости, т. е. пе- ренос тока осуществляется электронами. Энергетическая диаграмма р-п перехода с вырожденными слоями п- и p-типа представлена на рис. 3.39. Положение уровня Ферми на диаграмме заштрихова- но снизу для выделения того уровня энергии электронов в разных материалах, который находится в одинаковых энергетических условиях при термодинамическом равно- весии тел. 119
В силу того что для термодинамического равновесия уровни Ферми должны сравняться, на диаграмме имеет место перекрытие зон. Дно зоны проводимости электрон- ной области находится ниже потолка валентной зоны ды- рочного полупроводника и контактная разность потен- циалов <рк близка к ширине запрещенной зоны исходного Рис. 3.39. Энергетическая диаграмма р-п перехода с вырожденны- ми слоями п- и p-типа при нулевом (а), прямом (б — (?) н обрат- ном (е) смещении. материала. Из-за высоких концентраций примесей шири- на р-п перехода получается около 10 нм. Перекрытие зон и чрезвычайно малая ширина перехода приводят к появлению аномалии в вольт-амперной характеристике, вызываемой квантово-механическим явлением—туннель- ным эффектом, который и определил название рассмат- риваемого прибора. Частица, например электрон, обладает конечной вероятностью проникновения через потенциальный барь- ер, даже если ее энергия меньше высоты этого барьера. Такой механизм преодоления потенциального барьера можно связать с волновым представлением движения электрона в твердом теле. Чем меньше ширина барьера, 120
тем больше прозрачность его для волны, т. е. тем боль- ше вероятность прохождения электрона через барьер. Поскольку р-п переходы на вырожденных материалах имеют малую толщину, туннельный эффект становится практически ощутимым лишь в сильнолегированных ма- териалах. При отсутствии внешнего напряжения, как показано на рис. 3.39, уровень Ферми имеет одинаковое энергети- ческое положение в р- и «-областях. Распределение элект- ронов выше и ниже уровня Ферми в обеих областях пе- рекрывающихся частей зон будет аналогичное, что опре- деляет одинаковые вероятности для туннельного перехода электронов в обоих направлениях. Суммарный ток че- рез переход равен нулю, что соответствует точке а на рис. 3.38. При подаче на переход прямого смещения, уменьшающего перекрытие зон (рис. 3.39,6), распреде- ления электронов смещаются относительно друг друга совместно с уровнями Ферми. Это приводит к преоблада- нию электронов в «-области над электронами одной и той же энергии в /?-области и количества свободных уровней в «-области над незанятыми уровнями в p-области на одинаковых уровнях в месте перекрытия зон. В резуль- тате поток электронов из «-области в /?-область будет преобладать над обратным потоком и во внешней цепи появится ток, что соответствует участку б на рис. 3.38. По мере роста внешнего смещения результирующий ток через переход будет увеличиваться, пока не начнет ска- лываться уменьшение перекрытия зон, как показано на рис. 3.39,в. Это будет соответствовать максимуму тун- нельного тока (точка в на рис. 3.38). При дальнейшем увеличении напряжения в результате уменьшения пе- рекрытий зон туннельный ток начинает спадать и, нако- нец, спадает до нуля (штриховая линия на рис. 3.38) в момент, когда границы дна зоны проводимости и потолка валентной зоны совпадут (см. рис. 3.39,г). Из рассмотре- ния вольт-амперной характеристики туннельного диода видно, что ток в точке г не равен нулю. Это, с одной сто- роны, объясняется вкладом диффузионной составляю- щей (инжекция электронов из электронной области в дырочную и дырок из дырочной области в элек- тронную), а также избыточного тока, обусловленного туннельным переходом носителей через глубокие уровни в запрещенной зоне. Дальнейший рост тока обусловлен диффузионной компонентой (участок д на рис. 3.38). 121
При подаче на переход обратного смещения перекрытие зон увеличится (рис. 3.39,е). В результате против элект- ронов на уровнях в валентной зоне p-слоя окажется уве- личенное число свободных уровней в зоне проводимости полупроводника n-типа. Это приведет к появлению ре- зультирующего потока электронов уже справа налево, и ток во внешней-цепи будет обратный. Туннельный меха- низм обратного тока обеспечивает малое обратное паде- ние напряжения. Для германиевых приборов оно состав- ляет около 50—60 мВ, а для арсенид-галлиевых 100— 140 мВ. Основное преимущество туннельного диода перед обычными полупроводниковыми диодами и транзистора- ми заключается в его большом быстродействии, обуслов- ленном высоким частотным пределом. Это связано с его Двумя особенностями. Во-первых, переход электрона че- рез потенциальный барьер осуществляется за время око- ло !0-13 с, определяемое скоростью распространения Электрического поля в полупроводнике, вследствие чего процесс туннелирования не зависит от температуры. Во- вторых, туннельный диод — прибор, работающий в от- личие от инжекционных приборов на основных носителях заряда. Приборы, работающие на неосновных носителях заряда, ограничены по частоте относительно низкими коэффициентами диффузии. В туннельных диодах элект- рон из зоны проводимости материала n-типа, пройдя сквозь потенциальный барьер, попадает в валентнукх зону вырожденного материала p-типа (а не в зону про- водимости, как у обычных диодов). Вследствие нахожде-' имя уровня Ферми внутри валентной зоны в таком мате- риале электропроводимость электронная, т. е. аналогич- ная электропроводности металлов. Быстродействие при- бора будет определяться временем диэлектрической ре- лаксации (спадания) пространственного заряда, которое для сильнолегированных полупроводников равно пример- но 10~13—10~14с. Таким образом, механизм действия тун- нельного диода позволяет ему работать до частот порядка 10’3 Гц. Частотный предел этих приборов практически ограничен техническими и конструктивными параметра- ми: емкостью р-п перехода, индуктивностью выводов и пр. Другим важным преимуществом туннельного диода является широкий температурный диапазон работы, так как, с одной стороны, туннельный эффект наблюдается в вырожденных полупроводниках, сохраняющих метал- 122
лический тип электропроводности почти вплоть до абсо- лютного нуля, с другой стороны, собственная электропро- водность будет неразличима на фоне примесной из-за Рис. 3.40. Вольт-амперная ха- рактеристика обращенного дио- да. сильного легирования полупроводника вплоть до высоких температур (отрицательный участок пропадает при тем- пературе +250 °C для германиевых, +400 °C для крем- ниевых и +600°C для арсенид-галлиевых приборов). Отмеченные особенности определяют области при- менения этих приборов, ко- торые используются для со- здания СВЧ генераторов и усилителей, работающих в широком диапазоне темпе- ратур. Остановимся еще на од- ной разновидности туннель- ного диода — так называе- мом обращенном диоде, ВАХ которого представлена на рис. 3.40. Подобная ха- рактеристика получится, если концентрацию приме- сей в материале диода по- добрать так, чтобы границы зон не перекрывались, а совпадали, т.е. при отсутствии внешнего смещения дно зоны проводимости электронно- го типа должно находиться на одном уровне с потолком валентной зоны дырочного полупроводника. Очевидно, это будет при концентрациях примесей несколько мень- ших, чем для получения туннельного диода. При таком расположении зон туннельный эффект при положитель- ных напряжениях смещения будет отсутствовать. При отрицательных напряжениях характеристика будет оп- ределяться туннельным эффектом из-за перекрытия зон. Как видно из рис. 3.40, обращенный диод имеет ярко выраженные нелинейные свойства, что дает возможность использовать его для выпрямления малых сигналов. Од- нако в отличие от других полупроводниковых диодов он будет проводящим при обратном включении, что и по- служило основанием назвать его обращенным диодом. Следует отметить, что из-за слабого вырождения или даже его отсутствия температурный диапазон работы обращенного диода уже, чем у туннельного диода. 423
Поверхностно-барьерные диоды В рассмотренных ранее диодах использованы свойст- ва электронно-дырочного перехода, который можно рас- сматривать как контакт между слоями полупроводника электронного и дырочного типов. В поверхностно-барь- ерных диодах или диодах Шоттки используются свойства контакта металл — полупроводник. Пусть между металлом и электронным полупровод- ником создан надежный контакт. При этом уровень Фер- ми изолированного металла £фм лежит ниже уровня Ферми полупроводника Еф Рис. 3.41. Энергетическая диа- грамма диода Шоттки в рав- новесном состоянии. д. е. работа выхода электрона из металла Фм больше ра- боты выхода из полупро- водника Фп. Поэтому в пер- вый момент соприкосновения поток электронов из полу- проводника превышает по- ток электронов из металла. В результате металл заря- жается отрицательно, а по- лупроводник положительно, т. е. возникает электричес- кое поле, которое будет препятствовать переходу электронов из полупроводника в металл. Электронный ток будет существовать до тех пор, пока уровни Ферми в системе не станут равными (рис. 3.41) и не установится динамическое равновесие, характеризующееся равенством токов термоэлектронной эмиссии. Контактная разность потенциалов, возникаю- щая при этом, 9Фк = Фм —Фп- Так как возникший объемный заряд сосредоточен в основном в полупроводнике, то контактная разность по- тенциалов срк практически полностью падает в прикон- тактной области полупроводника. На энергетической диаграмме (рис. 3.41) это явление находит отражение в том, что уровни Ферми искривляются вверх, это соответ- ствует уменьшению основных носителей (электронов) в зоне проводимости и увеличению неосновных носителей в валентной зоне, т. е. возникает запирающий слой с по- ниженной удельной проводимостью. При подключении к полупроводнику отрицательного, а к металлу положи- 124
тельного полюса источника питания контактная разность потенциалов между металлом и полупроводником уменьшится. В результате снижения потенциального ба- рьера из полупроводника в металл потечет больший ток по сравнению с равновесным состоянием. При подклю- чении к контакту прямого смещения высота барьера со стороны металла не изменилась, поэтому поток электро- нов будет тот же, что и в равновесном состоянии. Ре- зультирующая плотность тока, текущего через контакт, будет определяться выражением где Js=AT2e~^^kT—плотность тока насыщения. При изменении полярности напряжения через кон- такт протекает ток Is. Таким образом, контакт металл — полупроводник при рассматриваемых условиях обладает выпрямляющей характеристикой, аналогичной характе- ристике р-п перехода. Следует отметить, что здесь один слой полупроводника заменен металлом, что приводит к тому, что сопротивление поверхностно-барьерных диодов в открытом состоянии меньше сопротивления обычных диодов с р-п переходом. Потенциальный барьер располо- жен на поверхности полупроводника, что предъявляет повышенные требования к обработке поверхности, кото- рые не всегда удается реализовать. Отмеченные особен- ности ограничивают области применения поверхностно- барьерных диодов выпрямлением токов при относительно невысоком напряжении, обеспечивая при этом более вы- сокий, чем в обычных диодах, КПД. ГЛАВА ЧЕТВЕРТАЯ ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ТРАНЗИСТОРА 4.1. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ И СХЕМЫ ВКЛЮЧЕНИЯ ТРАНЗИСТОРА Применение полупроводниковых диодов, являющихся эффективными выпрямительными устройствами, способ- ствует решению ограниченного числа задач электроники. Сходство ВАХ электронно-дырочных переходов с анало- гичными ВАХ вакуумных диодов наводило на мысль, что возможно создание трехэлектродного усилительного по- 125
лупроводникового прибора, выполняющего функции электронной лампы. Такой прибор был создан в 1948 г. и получил название транзистора. Под транзистором в широком смысле этого слова по- нимают полупроводниковый усилительный прибор, со- держащий один или .несколько электронно-дырочных пе- реходов. Это понятие столь же емко, как и понятие элек- тронной лампы. В узком смысле этого слова под транзистором в силовой полупроводниковой технике по- нимают трехэлсктродпый полупроводниковый усилитель- ный прибор с двумя р-п переходами. Принцип действия Рис. 4.1. Схематический разрез структуры р-п-р транзистора (а) и п-р-п транзистора (б). Э — эмиттер; К — коллектор; Б — база. транзистора основан на особенности обедненного слоя обратносмещенного р-п перехода перебрасывать неос- новные носители (дырки для n-области п электроны для p-области), находящиеся от него на расстоянии не более диффузионной длины. Если в этой области каким-либо образом создавать неравновесные неосновные носители, то появляется возможность управлять током в цепи об- ратносмещенного р-п перехода. Если в цепи обратносмещенного р-п перехода имеется сопротивление нагрузки, то на нем будет выделяться по- лезная мощность, пропорциональная количеству нерав- новесных неосновных носителей, введенных в область, прилежащую к обедненному слою перехода. Для созда- ния неравновесных неосновных носителей в транзисторе используется свойство прямосмещенного р-п перехода инжектировать неосновные носители в прилежащие к обедненному слою области полупроводника. Для этой цели непосредственно вблизи от обедненного слоя обрат- 126
несмещенного р-п перехода создается р-п переход, сме- щаемый в прямом направлении и инжектирующий неосновные носители в область, прилежащую к обратно- смещенному р-п переходу. В результате, управляя током прямосмещенного р-п перехода, можно регулировать ток через нагрузочное сопротивление, включенное в цепь обратносмещенного перехода. Основу транзистора, таким образом, составляет трех- слойная полупроводниковая структура с чередующимся типом электропроводности р-п-р или п-р-п типа. Схема- тический разрез р-п-р структуры представлен на рис. 4.1, а. Слой электронного и дырочного типа образуют два электронно-дырочных перехода, взаимодействие между которыми и определяет свойства транзистора. Все три области р-п-р структуры снабжены омическими кон- тактами, к которым присоединены выводы, позволяющие подключать прибор во внешнюю схему. Наряду с прибо- рами р-п-р типа существуют приборы п-р-п типа (рис. 4.1, б), в которых в отличие от первых ток создается движением в основном не дырок, а электронов. Если с точки зрения физических особенностей работы р-п-р транзисторы в принципе не отличаются от п-р-п тран- зисторов, то с точки зрения их применения переход от одного типа транзистора к другому требует изменения полярности напряжения на электродах прибора. Чтобы не дублировать выводов, в дальнейшем будем рассмат- ривать только р-п-р транзисторы, оговаривая, где необ- ходимо, существенные- особенности п-р-п приборов. Условные обозначения обоих типов транзисторов пред- ставлены на рис. 4.2, а, б. Слои электронного и дырочного типа в р-п-р структу- ре выполняют различные функции и поэтому конструи- руются с различными электрофизическими свойствами. Соответственно электронно-дырочные переходы, образо- ванные этими слоями, имеют различные электрические характеристики. Слой pi с дырочной электропроводно- стью, в нормальном режиме работы являющийся постав- щиком неравновесных неосновных носителей, называется эмиттером. Он выполняется низкоомным с высокой кон- центрацией акцепторов. Эмиттерный слор р} и базовый слой П{ образуют эмиттерный переход, который в нор- мальном режиме смещен в прямом направлении. Для того чтобы большую часть тока эмиттерного пе- рехода составлял ток дырок, слой «1 имеет по крайней 12?
мере на порядок меньшее сопротивление, чем слой рь Слой р2 с дырочной электропроводностью, куда в основ- ном поступают инжектированные эмиттерным переходом носители, называется коллектором. Электронно-дырочный переход, образованный кол- лекторным слоем Pi и слоем пь называется коллектор* ным переходом. В нормальном режиме он смещен в обратном направлении (минус на коллекторе, плюс на базе) и перебрасывает («собирает») дырки из области п\ в область р2. Работа коллекторного перехода в режи- Рис. 4.2. Обозначения р-п-р транзистора (а) и п-р-п тран- зистора (б). 6) Рис. 4.3. Энергетическая диа- грамма и распределение токов в транзисторе с замкнутыми электродами. ме обратного смещения предъявляет требования к каче- ству обратной (запирающей) характеристики этого перехода (имеется в виду обратный ток). Для выполне- ния этих требований в транзисторах один из слоев ра или П\ изготавливается на основе полупроводника с очень большим по сравнению с другим слоем сопротив- лением. Слой с электронной электропроводностью пь лежащий между эмиттером и коллектором, называется базой. Если происхождение терминов «эмиттер» и «кол- лектор» определяется функциями, которые выполняют эти области в р-п-р структуре, то появление термина «база» («основание») связано с первыми точечным^ транзисторами, в которых средний слой монтировался на основании прибора. Следует отметить, что в настоящее время мощные транзисторы монтируются в корпусе та ким образом, что с основанием электрически связан не базовый, а коллекторный слой. Принцип действия транзисторов помогают уяснить зонные или энергетические диаграммы, позволяющие представить энергетические состояния р-п-р структуры при различных режимах работы прибора. На рис. 4.3, а представлена энергетическая диаграмма транзистора, находящегося в равновесном состоянии. Такой режим имеет место либо при замкнутых, как показано на рис. 4.3, б, либо при разомкнутых электродах. Уровень Ферми в этом случае занимает одинаковое положение для всех трех областей транзистора. Из диаграммы видно, что уровень Ферми для эмиттерного слоя pi лежит ближе к потолку валентной зоны, чем ко дну зоны проводимости для базового слоя щ. Это говорит о том, что количество основных носителей в слое pi (дырок) больше, чем коли- чество основных носителей в слое п\ (электронов), т. е. сопротивление слоя щ меньше сопротивления слоя п^ Аналогично сопротивление слоя рг меньше сопротивле- ния слоя Отметим, что лишь первые транзисторы, изготовленные методом сплавления, имели коллекторный слой низкоомным, что приводило к сильной зависимости ширины базы, а следовательно, и эффективности тран- зистора от коллекторного напряжения. Этот эффект будет рассмотрен ниже. Из диаграммы видно, чго элек- троны базы и дырки эмиттера и коллектора находятся в потенциальных ямах. Для перехода в смежный слой им нужно сообщить очень большую энергию, равную высоте потенциального барьера, что можно реализовать лишь при очень высоких температурах. При рабочих темпера- турах потенциальный барьер преодолевает лишь неболь- шая часть неосновных носителей, которые образуют диффузионные составляющие электронного тока эмитте- ра /«эдифИ коллектора /пкдиф и диффузионные составля- ющие дырочного тока эмиттера /РзДПф и коллектора //>кдиф. Для дырок базы и электронов эмиттера и коллек- тора имеет место другая картина. Они находятся на «по- тенциальных холмах» и легко переходят в соседнюю область. Они образуют дрейфовые составляющие элект- ронного тока эмиттера /п эдр и коллектора /«кдр и дрей- фовые составляющие дырочного тока эмиттера 1Рэ№ и коллектора 1„kw. В равновесном состоянии, которое ана- лизируется, имеется динамическое равновесие между но- 129 128
токами дырок и электронов, протекающих через перехо- ды в ту и другую сторону: 1рЭдр 1рЗдиф’ А13др Л1Эдиф> А>Кдр ’ Отметим, что количество актов перехода носителей через переходы в любом направлении определяется ко- личеством носителей дырок в эмиттере и коллекторе и электронов в базе, которые могут покинуть потенциаль- ные ямы, и зависит от температуры р-п-р структуры. В нормальном усилительном режиме на эмиттерный пе- реход подается положительное, а на коллекторный — отрицательное смещение (рис. 4.4,6). Тогда потенциаль- ный барьер эмиттера понижается и начинается инжекция дырок в базы и электронов в эмиттер (рис. 4.4, а). Диф- фузионные токи эмиттера /пэдпф и 1рэДиф резко возраста- ют. В связи с тем что эмиттер выполняется гораздо сильнее легированным, чем база, электронной составля- ющей диффузионного тока можно пренебречь. Инжекти- рованные дырки, пройдя базу, доходят до коллекторного перехода и перебрасываются его полем в коллектор. При Этом из-за малой протяженности базы небольшая часть дырок, как уже отмечалось ранее, рекомбинирует в базе. В выходной цепи, таким образом, протекает ток, близкий к току эмиттера. Если в цепь коллектора включено на- грузочное сопротивление RK, то на нем можно получить значительную выходную мощность и, главное, усиление по мощности, так как токи 1К и Iэ практически равны. Следует отметить, что дрейфовые токи, за исключением дрейфового тока инжектированных дырок через коллек- торный переход, практически остаются без изменений, т. е. существенно малыми по сравнению с диффузионны- ми, и поэтому во внимание не принимаются. Определим соотношения, связывающие токи р-п-р структуры при ее нормальном включении, когда эмиттер- ный переход инжектирует, а коллекторный собирает не- основные носители тока. Обозначим 1э — ток эмиттера, 1к —ток коллектора и I б — ток базы. Отношение тока дырок, инжектированных эмиттером и достигших коллектора, к полному току эмиттера, ха- рактеризующее эффективность транзистора, называется коэффициентом передачи эмиттерного тока и обознача- ется буквой а. В общем виде, как будет показано ниже, 130
коэффициент передачи эмиттерного тока зависит от вре- мени. При анализе статических характеристик времен- ной зависимостью а пренебрегают и используют устано- вившееся значение а, имея в виду, что для постоянных токов а=ао. Как следует из опре- деления, а всегда мень- ше единицы, но, что не- обходимо отметить, раз- ница между этими зна- чениями у современных транзисторов составляет около нескольких сотых или тысячных. Рис. 4.4. Энергетическая диа- грамма и распределение токов в транзисторе, работающем в усилительном режиме. Помимо дырочной составляющей эмиттерного тока а.1э через коллекторный переход, как показано на рис. 4.4, б, протекает электронная I„sk и дырочная Ipsk со- ставляющие тока насыщения собственно коллекторного перехода. Здесь и в дальнейшем, где специально не ого- ворено, для упрощения выкладок в качестве обратного тока р-п переходов рассматриваются только электронная и дырочная составляющие тока насыщения обратновклю- ченного р-п перехода, т. е. рекомбинационными процес- сами в слое объемного заряда пренебрегаем. Существует несколько возможных включений р-п-р структуры, однако наибольшее распространение получи- ли два из них: включение по схеме с общей или зазем- ленной базой и включение по схеме с общим или зазем- ленным эмиттером. Включение транзистора, когда базо- вый электрод является общим для входной и выходной цепей, называется включением с общей базой. На рис. 4.4, б представлено включение р-п-р структуры по схеме с общей базой. В этом случае входным или управляющим током является ток эмиттера, а выходным или нагрузоч- ным— ток коллектора. Соотношение между эмиттерным и коллекторным током получим из условия электронейт- пальности базовой области h IpsK IfisK. (4.1) 9* 131
Используя закон Кирхгофа для рассматриваемого вклю- чения • h = + (4-2) выражение для тока коллектора можно представить в виде суммы двух составляющих, одна из которых зави- сит, а другая не зависит от тока эмиттера: /к = /5а + /Л£0, (4.3) где / — / +1 . ‘КБО 'psK' nsK Независимая составляющая, которая представляет собой ток через нагрузочное сопротивление при отсутст- вии входного сигнала (/^ = 0), называется нулевым кол- лекторным током транзистора в схеме с общей базой 1кбо и является не чем иным, как обратным током соб- ственно коллекторного перехода. Коэффициент передачи эмиттерного тока, хотя он и меньше единицы, часто называют коэффициентом усиле- ния по току плоскостного транзистора, включенного по схеме с общей базой. Включение транзистора, когда эмиттерный электрод является общим для входной и выходной цепей, называ- ется включением по схеме с общим эмиттером. В этом случае (рис. 4.5) током управления и нагрузочным током являются соответственно токи базы и коллектора. Под- ставляя значение 1э из (4.2) в (4.1), получаем аналогич- но (4.3); ~ Б "t* ^КЭО' где В = а/(1 — а) (4,5) представляет собой коэффициент передачи тока в схеме с общим эмиттером, а '«о “'«/('-“I (М) является нулевым (цепь базы разомкнута) коллектор- ным током плоскостного транзистора в схеме с общим эмиттером. Поскольку а близок к единице, 1, а 1кэо~^>1кбо Включение транзистора, когда коллекторный элект- род является общим для входной и выходной цепей, на- 132
зывается включением по схеме с общим коллектором. В этом случае (рис. 4.6) током управления является ток базы, а нагрузочным — ток эмиттера. Из (4.1.\ получим выражение для тока эмиттера: 1р IБ + ^КЭО' (4.7) Рис. 4.6. Включение тран- зистора по схеме с общим коллектором. Рис. 4.5. Включение тран- зистора по схеме с общим эмиттером. — коэффициент передачи тока в схеме с общим, коллек- тором; ^кэо Лэ 1 — а/ (4.9) — нулевой эмиттерный ток, когда цепь базы разомкну- та; щ—коэффициент передачи транзистора при ин- версном включении, когда коллектор инжектирует, а эмиттер собирает носители тока. В большинстве случаев структура транзистора выполняется несимметричной, так что at<.a и соответственно коэффициент передачи в схе- ме с общим коллектором меньше, чем в схеме с общим эмиттером. Как уже отмечалось, коллекторный переход работает в режиме обратного смещения. Соответственно эффек- тивность транзистора как усилителя мощности зависит от напряжения, которое можно приложить в обратном направлении к коллекторному переходу. Рассмотрим включение транзистора по схеме с общей базой, когда цепь эмиттера разомкнута. В этом случае обратное на- 133
пряжение на коллекторе определяется запирающими свойствами коллекторного р-п перехода и описывается выражениями, полученными в § 1.6 для отдельного р-п перехода. Максимальное значение напряжения на коллекторном переходе может достигать напряжения ла- винного пробоя этого перехода. В случае схемы с общим эмиттером обратное напряжение прикладывается уже не к отдельному р-п переходу, а к р-п-р структуре в це- лом. В этом случае коллекторный переход смещен в об- ратном, а эмиттерный в прямом направлении. Если от- соединить базовый электрод от схемы (/£ = 0), то из (4.4) и (4.6) следует, что через транзистор потечет ток, в 1/(1—а) раз превышающий обратный ток отдельного коллекторного перехода. Это различие обусловлено пря- мым смещением эмиттерного перехода. Допустим, что напряжение Uкэ увеличено настолько, что начинается слабое лавинное умножение носителей в коллекторном переходе. Электроны, образовавшиеся в этом переходе вследствие ударной ионизации, выходят в базу п-типа, поскольку коллекторный слой находится под более отри- цательным потенциалом. В данном случае составляющие коллекторного тока соответственно выражению, полу- ченному из (4.4), (4.6): Iкэо ~ а)> (4.Ю) увеличиваются в М раз, где М — коэффициент умноже- ния [см. (1.47)]. Подставляя выражение (1.47) в равенство (4.10), по- лучаем: M(UKp.n) /кбоУкр-п) 1 - аМ (UKP.„) (4.Н) где UKP-n— напряжение на коллекторном переходе, примерно равное напряжению Uкэ- Из (4.11) видно, что при а/И(ДХр-п)-*1 ток !кэо-^°°, т. е. имеет место лавинное нарастание тока через тран- зистор. Физически это можно объяснить следующим об- разом. Увеличение концентрации электронов в базе, об- разованных ударной ионизацией в коллекторном перехо- де, вызывает увеличение отрицательного заряда в базе и увеличение прямого смещения на эмиттерном переходе, что приводит к увеличению эмиттерного тока. Из (4.11) 134
получим критерий пробоя в схеме с общим эмиттером и отсоединенной базой: аМ([/кэ)=1, (4» 12) При высоких значениях коэффициента усиления не- обходимо не очень большое лавинное умножение для реализации этого критерия (при а=0,90; Mas 1,11). В случае пробоя в схеме с общей базой при отсоединен- ном эмиттере следовательно, Ukb>Uks< Из (4.12) и (1.47) для коэффициента умножения нахо- дим: ~ UКБОп-роб V1 а> (4-13) Для кремниевых п-р-п транзисторов при n=2-i-3 и а=0,8 получим: UK<i as (0,3 -т-0,5) иккппппЛ. КЭ ' ’ ’ ' ДпОпроб 4.2. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ НЕРАВНОВЕСНЫХ НЕОСНОВНЫХ НОСИТЕЛЕЙ ТОКА В СЛОЯХ ТРАНЗИСТОРА Для того чтобы установить связь между электриче- скими характеристиками и физическими параметрами структуры транзистора, определим дырочные и элект- ронные составляющие токов, протекающих в р-п-р структуре. Прежде всего будем считать, что примесь в каждой области р-п-р структуры распределена равно- мерно. Рассмотрим случай, когда на прибор подаются только постоянные напряжения. Структура включена по схеме с общей базой, как показано на рис. 4.4, б. Здесь, как и ранее, рассматривается одномерное при- ближение, когда концентрация носителей тока изменяет- ся только в направлении, перпендикулярном к плоскос- ти р-п перехода. Кроме того, р-п переходы считают тон- кими, т. с. пренебрегают процессами, протекающими в слое объемного заряда. Рассмотрим малые уровни инжекции, когда концент- рация неосновных носителей в областях структуры не превышает равновесную концентрацию основных носите- лей электронов пп и напряжения U3B и f/кв падают на эмиттерном и коллекторном переходах; т. е. в этом слу- чае можно пренебречь падениями напряжения на толще полупроводника. Для принятых допущений преобладаю- щую роль при протекании тока будет играть диффузион- 135
ный перенос неосновных носителей тока. Распределение концентрации основных и неосновных носителей тока в слоях структуры при рассматриваемом включении при- ведено на рис. 4.7. В сильнолегированном р-эмиттере Ррэ — концентрация основных носителей дырок. Полная концентрация электронов в эмиттере склады- вается из равновесной концентрации прэ и неравновес- ной концентрации электронов, появление которой обус- ловлено инжекцией электронов из n-слоя. Максимальное Рис. 4.7. Распределение концентраций основных и неосновных носителей тока в слоях р-п-р структуры при работе в усилительном режиме. значение концентрации электронов пэо имеет место на границе со слоем объемного заряда эмиттерного перехо- да. Полная концентрация электронов пэ (х) в эмиттере пэ (х) = прЭ + [пэо — прЭ) exp{—x!Ln), (4.14) где Ln — диффузионная длина электронов в р-эмиттере. Из (4.14) следует, что для x^>Ln концентрация элек- тронов равна равновесной пРэ. Равновесная концентра- ция электронов определяется из (1.1): = 4 <415) Неравновесная концентрация электронов на границе слоя объемного заряда n50 = n5(0) = np5exp(pt75zW). (4.16) В слаболегнрованной n-базе на границе со слоем объемного заряда эмиттерного перехода имеет место повышенная концентрация дырок, обусловленная их ин- жекцией из эмиттерного слоя. Как и в случае отдельного р-п перехода, эта концентрация Ар(0) = рп[ехр(7П5Б/^)-1]. (4.17) Далее концентрация избыточных дырок спадает. Если базовая область достаточно велика (W’>LP), то 136
уменьшение концентрации дырок происходит, как и для диодов, по закону Др(х) = Др(0)ехр(— x/Lp). (4.18) Когда имеется узкая базовая область (№<сДр), на распределение дырок сильное влияние оказывает нали- чие близко расположенного коллекторного перехода, ко- торый находится под обратным смещением, причем qUкб/ЬТ^Х. Это приводит к тому, что концентрация дырок возле коллекторного перехода Поскольку Др^ро, концентрация дырок возле кол- лектора понижается практически до нуля. Распределе- ние дырок в базе становится не экспоненциальным, а ли- нейным и описывается выражением Др(х)«Др(0)(1-А\ (4.19) Из рис. 4.7 следует, что протекание тока в областях транзистора обусловлено движением дырок и электро- нов. При этом имеет место резко выраженная зависи- мость плотности неосновных носителей (электронов в эмиттере и коллекторе, дырок в базе) от расстояния. Следствием этой зависимости является зависимость плотностей тока электронов и дырок в слоях транзисто- ра от расстояния, представленная на рис. 4.8. В эмит- терном слое вблизи эмиттерного контакта протекание тока осуществляется за счет перемещения дырок, по- этому электронная составляющая /нравна нулю. Возле эмиттерного перехода электронная составляющая не равна нулю. Поскольку в сумме электронная 1эп и ды- рочная 1эр составляющие должны быть равны полному эмиттерному току 1Э, то возле эмиттерного перехода ды- рочная составляющая уменьшается. Это объясняется тем, что часть дырок расходуется на рекомбинацию с электронами, пришедшими в эмиттерный слой из базово- го слоя. Аналогичные процессы имеют место в коллек- торном слое. В базовом слое также имеет место зависи- мость тока дырок от расстояния, обусловленная тем, что дырки рекомбинируют с электронами, которые приходят в базовую область через базовый вывод. В общем виде выражения для токов, которые позволяют описать ВАХ транзистора, имеют сложный вид. 137
Тем не менее для идеализированной модели транзис- тора, которая не учитывает объемные сопротивления слоев, Дж. Эберсом и Дж. Моллом получены сравни- тельно простые выражения, связывающие напряжения и токи транзистора. Модель Эберса и Молла изображена на рис. 4.9. Здесь каждый из р-п переходов представлен в виде диодов. Взаимодействие р-п переходов учитыва- ется с помощью генераторов тока. При нормальном включении транзистора, когда эмиттерный переход сме- щен в прямом, а коллекторный —в обратном направле- ние. 4.8. Распределение токов Рис. 4.9. Эквивалентная схема в слоях р-п-р структуры при идеализированного транзистора, работе в усилительном режи- ме. нии, через эмиттерный переход протекает ток Ц, а в цепи коллектора протекает ток а!\, что на схеме обеспечива- ется генератором тока аЦ. При работе транзистора в ин- версном включении (положительное смещение на кол- лекторе и отрицательное — на эмиттере) прямому кол- лекторному току /2 соответствует эмиттерный ток aih, вытекающий из эмиттера (а< — инверсный коэффициент передачи коллекторного тока). В общем виде токи эмит- тера и коллектора состоят из двух составляющих — ин- жектируемой (Л или /2) и собираемой (ath или аЛ): 7э = /1-аг/2; (4.20) /х = «/,-/,. (4.21) Используя (1.21), устанавливающее связь между на- пряжением и током р-п перехода, получаем выражения, описывающие ВАХ транзистора: ' — 1эбо (eqUa^kT Й а* !кбо ( й; 3 1—ааг \ ) 1— acct \ /’ (4.22) 138
г uh™ I [ —• - — ЭБО I q ЭБ1 к 1 — аа^ \ до (eU‘ O.OL1 \ \blkT (4.23) коллектора и эмиттере; потенциалы эмиттера и коллектора отно- где 1эбо и 1кбо —обратные токи эмиттера и при соответственно разомкнутых коллекторе иэв и U кб— потенциалы эмиттера и колле сительно базы. Положительными приняты токи, втекающие в элект- род, и напряжения, положительные относительно базы. Из четырех параметров (а, а/,!ЭБ04КБ<), определяющих ВАХ транзистора, три являются независимыми, а четвер- тый может быть определен из соотношения а^эво = ai Irbo* Учитывая, что /в=—(/3+/л) и используя (4.23), получаем: ZR ----1^2-1 Б 1 —оисг 1 — at 1 — оисг Вводя в (4.25) потенциал базы относительно эмитте- ра UБЭ=—иэБ и потенциал коллектора относительно эмиттера ^кэ~^кб~^^бэ> получаем входную ВАХ тран- зистора с общим эмиттером; I — 1 —И j / J~qUБэ1кТ l\ * £ * QD Iе 1 I eqU^kT-l 1 — ааг (4.24) (4.22) и (4.25) qUK9~иБЭ ----kT — 1). (4.26) 1 — ааг \ / Уравнение, определяющее передаточные характерис- тики икэ= const и переходные характеристики IK(UK3), 1Б —const, получаем, используя соотношение В = а/(1—а): 1К^В1Б + (В + 1)1КБ ечикэ1кТ (j __ 1ЭБО (4.27) 139
Полученные выражения позволяют описать различ- ные режимы работы транзистора. Для транзистора, включенного по схеме с общей базой, получим выраже- ние, связывающее токи коллектора и эмиттера. Для это- го выразим двучлен е^3^ —1 из (4.22) и, подставив его в (4.23), получим соотношение, описывающее семей- ство коллекторных характеристик Ik(Uke) с парамет- ром 1э'- 1К = аЦ —.. f eqU*dkT — 1V (4.28) 7< 5 1 - СССС; \ ) Семейство эмиттерных характеристик UЭБ(1Э) с па- раметром икБ получим из (4.22), используя (4.24) тг kT \ Г W , / qUKB/kT .V иЭБ =----In —---------'+1+а е — 1 . 9 L !эбо \ /. (4.29) Для нормального усилительного режима работы транзистора, когда UKB<0 и (U(4.28) и (4.29) приобретают вид следующих уравнений: /к = «/а + /кю; (4.30) (4.31) л 1 ' Ч *ЭБО При выводе (4.31) было положено 1—а=0, что оп- равдано для реальных транзисторов. 4.3. КОЭФФИЦИЕНТ ПЕРЕДАЧИ ТОКА Выше было показано, что усилительные свойства транзистора зависят от коэффициента передачи тока транзистора. На этот коэффициент влияют конструктив- ные особенности (имеются в виду геометрические и электрофизические параметры) эмиттера, базы и кол- лектора, а также условия работы (режим) транзистора. При рассмотрении диода было введено понятие коэффи- циента инжекции р-п перехода, равное в случае эмит- терного перехода транзистора отношению дырочной со- ставляющей к полному току. Выражение для коэффициента инжекции эмиттера по аналогии с (1.32) для р-п перехода запишем в виде 140
ч = -----г1—,— • (4-32) I I I п I ‘ Рек Ip 1р Рекомбинационный ток /рек определяется процессами в р-п переходе и описывается (1.26), (1.27). Для коэф- фициента инжекции эмиттерного перехода применимо большинство выводов, полученных при рассмотрении одиночного р-п перехода. Зависимость коэффициента ин- жекции от тока аналогична зависимости, представленной на рис. 1.18. При малых токах, когда рекомбинационная составляющая больше диффузионной составляющей, значение у близко к нулю. При больших токах, когда рекомбинационный ток пренебрежимо мал по сравнению с диффузионным, ф « —!------------------да 1 — , (4,33) /р + /п t Ln где ап, ор —удельная проводимость базового и эмиттер- ного слоев; W — ширина базовой области; Ln — диффу- зионная длина электронов в эмиттерном слое. Сравнение (1.33) и (4.33) показывает, что влияние коллекторного перехода на распределение дырок в базо- вой области приводит к тому, что в выражении для у эмиттерного перехода параметр Lp заменяется на W. По мере увеличения тока, когда в базовой области реализуется высокий уровень инжекции, вследствие мо- дуляции базовой области, как .и в случае одиночного р-п перехода, имеет место снижение коэффициента ин- жекции. Транзисторы проектируются таким образом, что удельная проводимость эмиттера значительно выше удельной проводимости базового слоя, так что при боль- ших токах у — 1,0. Выше отмечалось, что от размеров базовой области относительно диффузионной длины дырок зависит коли- чество дырок, достигших коллекторного перехода, т. е. усилительные свойства транзистора. Эффективность ба- зовой области оценивается с помощью коэффициент а пе- реноса Р, который представляет собой отношение коли- чества дырок, достигших коллекторного перехода, к количеству дырок, инжектированных эмиттерным переходом. Дырки, которые не достигают коллекторного 141
перехода, рекомбинируют с электронами, приходящими через базовый вывод. Коэффициент переноса связан с шириной базы и диффузионной длиной дырок следую- щим соотношением: ₽ = Sch(-^l —(4.34) Чем уже базовая'область и чем больше диффузион- ная длина дырок, тем меньше коэффициент переноса от- личается от единицы. Необходимо отметить, что эффективность эмиттера у и коэффициент переноса р являются внутренними пара- метрами транзистора. На практике для оценки усили- тельных свойств транзистора используется коэффициент передачи эмиттерного тока, измеряемый в схеме с общей базой, который связан с эффективностью эмиттера и ко- эффициентом переноса соотношением а = yfk (4.35) При выводе (4.34) ширина базовой области транзи- стора считалась постоянной, что справедливо в том слу- чае, если толщина слоев объемного заряда эмиттерного и коллекторного переходов также постоянна. Это спра- ведливо только для постоянного напряжения на этих переходах. Эмиттерный переход смещен в прямом на- правлении, его ширина мала и изменения ее при измене- ниях напряжения на эмиттере незначительны. Коллек- торный переход смещен в обратном направлении, поэтому ширина слоя его объемного заряда относительно вели- ка, а ее изменения при изменении коллекторного напря- жения в связи с тем, что слой объемного заряда для рассматриваемой модели транзистора в основном сосре- доточен в базовой области, влияют на ширину базовой области, а следовательно, и на ряд параметров транзи- стора. Изменение ширины базы при изменении коллекторно- го напряжения получило название модуляции толщины базы или эффекта Йрли. В частности, по мере увеличения напряжения на кол- лекторном переходе ширина базы уменьшается и коэф- фициент передачи транзистора увеличивается. Следстви- ем этого эффекта является также увеличение градиен- та дырок при увеличении напряжения, что приводит к увеличению тока. 142
В гл. 1 было показано, что при напряжениях, близких к напряжению пробоя, в электронно-дырочном переходе начинается генерация носителей тока, обусловленная процессами лавинного умножения в слое объемного за- ряда. Этот эффект можно учесть, введя коэффициент умножения носителей тока в коллекторном переходе М, представляющий собой, как и в отдельном р-п переходе, отношение количества носителей, выходящих из коллек- торного перехода, к количеству носителей, введенных в этот переход. В этом случае коэффициент передачи эмит- терного тока а = yfVH (4.36) или а = М [ 1 ро 1-П ) . (4.37) При напряжениях, близких к напряжению лавинного пробоя, коэффициент передачи резко возрастает. В реальных конструкциях транзисторов рекомбинаци- онные процессы, определяющие усилительные свойства приборов, протекают Как в объеме, так и на поверхности полупроводника. При этом если учесть, что скорость ре- комбинации на поверхности, где имеется большое коли- чество нескомпенсированпых связей атомов, значительно выше, чем в объеме, или диффузионная длина дырок на поверхности существенно меньше диффузионной длины дырок в объеме, то становится ясным, что процессы на поверхности снижают коэффициент передачи эмиттер- ного тока. Если раскрыть скобки в (4.37) и ограничиться пер- выми тремя членами, то получим: а==м[1--^ —LpLV], (4.38) L Ln 2 \ Lp J J Учет поверхностной рекомбинации как одного из до- бавочных факторов, уменьшающих а, дает следующее выражение: 1 ап W 1--------— °р Ln 1 / IF ____IF 2 \LP) L, • (4.39) где Ls=DpA/SAs — некоторая эффективная поверхност- ная диффузионная длина, определяемая скоростью по- верхностной рекомбинации 5, площадью поверхностной 143
рекомбинации возле эмиттера Л8 и площадью эмитте- ра А. Полученные выражения позволяют объяснить зависи- мость коэффициента передачи а от тока эмиттера и ко- эффициента усиления транзистора в схеме с общим эмит- тером В от тока коллектора, которая представлена на рис. 4.10. Следует отметить, что качественно зависимости a=f(Ia) и В—{(Ik) близки, но количественно зависи- мость B=f(IK) имеет более резко выраженный макси- мум. Это связано с тем, что в выражении (4.5), устанав- Рис. 4.10. Зависимость коэф- фициента передачи в схеме с общим эмиттером от тока эмиттера. ливающем взаимосвязь меж- ду В и а, в знаменателе на- ходится 1 —а. Поскольку а близок к единице, то незна- чительные изменения а при- водят к существенным из- менениям В. Спад В при малых токах обусловлен снижением ко- эффициента инжекции эмит- терпого перехода, механизм которого рассмотрен в нача- ле этого параграфа и гл. 1. больших токах зависит от несколь- первую очередь модуляция прово- Изменение В при ких факторов. Это в димости базы, приводящая, как и в случае одиночного перехода, к снижению сопротивления базовой области и в конечном итоге к снижению коэффициента инжекции. Следующей причиной изменения В является электриче- ское поле, возникающее в базе транзистора при высоком уровне инжекции. На рис. 4.11 для сравнения представ- лены распределения неосновных и основных носителей и токов в базе транзистора при низком и высоком уров- нях инжекции. При протекании тока через р-п-р структуру в базе имеет место градиент концентрации дырок. Поскольку для каждой точки базы выполняется условие квазиней- тральности, то в ней также существует градиент концен- трации электронов (рис. 4.11, а, б). Если градиент ды- рок существует за счет их ухода через коллекторный переход, то для поддержания градиента электронов, ко- торые не могут преодолеть потенциальный барьер кол- лекторного перехода, необходимо наличие электрическо- го поля. Наличие электрического поля приводит к тому, 144
что помимо диффузионных дырочной и электронной со- ставляющих тока дИф и 1п дИф в базовой области текут дрейфовые дырочные и электронные составляющие I? ДР И In др- В случае низкого уровня инжекции, когда концентра- ция дырок в базе существенно меньше концентрации рав- новесных электронов, электрическое поле незначительно и дрейфовые составляющие малы по сравнению с Рис. 4.11, Распределение неосновных н основных носителей и токов в базе транзистора при низком (а) и высоком (б) уровнях инжек- ции (ООЗ — область объемного заряда). 1ркяф(1п диФ^/р диф), так как коэффициент инжекции эмиттерного перехода близок к единице. При высоком уровне инжекции, когда концентрация инжектированных дырок значительно превышает кон- центрацию равновесных электронов, для поддержания градиента концентрации электронов необходимо значи- тельное электрическое поле. В этом случае перенос тока имеет как диффузионную, так и дрейфовую природу. При этом возрастает диффузионная составляющая 1п ДИф, обусловленная возрастанием градиента электронов и компенсирующая дрейфовую составляющую 1п №. Возникшее электрическое поле оказывает влияние на ток неосновных носителей, ускоряя их движение. В пре- 10-673 145
деле, когда р^>п0 (п0, р0—равновесные концентрации электронов и дырок), наличие электрического поля при- водит к удвоению коэффициента диффузии и при посто- янном времени жизни согласно формуле Lp—^Dртр— к увеличению диффузионной длины. Как следует из (4.34), это должно привести к увели- чению коэффициента переноса 0. Физически это обу- словлено возрастанием скорости движения дырок через базовую область, что соответственно уменьшает долю ре- комбинирующих дырок. Это явление получило название эффекта Вебстера. При рассмотрении зависимости а и В от тока пред- полагалось, что Tp=const. В общем случае это не спра- ведливо, так как имеет место зависимость времени жизни инжектированных носителей от уровня инжекции. Одна- ко для различных типов транзисторов нет однозначной воспроизводимости этой зависимости. Время жизни за- висит от характера рекомбинационных центров, которые в зависимости от исходного материала, метода изготов- ления р-п перехода, вида примесей, с помощью которых регулируется время жизни в процессе изготовления, мо- гут быть различными. Качественно можно отметить, что при высоких уровнях инжекции повышение плотности дырок увеличивает вероятность акта рекомбинации, что в конечном итоге приводит к некоторому снижению тр. При высоких плотностях тока этот эффект противодей- ствует эффекту увеличения коэффициента диффузии ды- рок Dp, что согласно формуле Lp=VDpip приводит к снижению Lp и соответственно коэффициента передачи а. Спад коэффициента инжекции с ростом тока не объ- ясняет наблюдающегося для некоторых транзисторов ухудшения с ростом тока частотных свойств. Здесь не- обходимо остановиться на эффекте уменьшения протя- женности коллекторного р-п перехода с ростом коллек- торного тока. Этот эффект был описан Я. А. Федотовым, позднее К. С. Кирком. Он заключается в том, что при больших плотностях тока коллектора плотность заряда подвижных носителей, инжектированных из эмиттера, становится сравнимой с плотностью неподвижных иони- зированных примесей в коллекторном р-п переходе. В ре- зультате изменяется распределение поля в коллекторном переходе, уменьшается его ширина, увеличивается шири- на квазинейтральной базы и уменьшается коэффициент переноса 0. 146
Рассмотренные выше в настоящем разделе эффекты затрагивают только одномерную модель транзистора, когда концентрация носителей тока изменяется только в направлении, перпендикулярном плоскости р-п перехо- дов. Эта модель не позволяет изучить один из важных эффектов в мощных транзисторах — изменение плотно- сти тока эмиттера через р-п переход в зависимости от координаты. Физическую сущность этого процесса рас- смотрим с помощью модели, представленной на рис. 4.12, а, которая отражает конструктивные особенно- сти присоединения базового контакта к базовой области n-типа. При приложении прямого напряжения 11ЭБ меж- ду эмиттером и базой через эмиттерный переход начина- ет протекать ток. При этом условия для протекания тока на участке б у края эмиттера и на участке в, удаленном от края эмиттера, различны. Если не учитывать падение напряжения на толще эмиттерного перехода, которое мало по сравнению с падением на р-п переходе и толще базы, то напряжение UЭБ для составляющей тока 1-1 распределяется между эмиттерным р-п переходом и ба- зовым слоем протяженностью ab. Поскольку для состав- ляющей 2-2 протяженность базовой области, а следова- тельно, и базового сопротивления больше, то составляю- щая 2-2 меньше составляющей 1-1. В результате плотность базового тока и соответственно тока инжекции эмиттерного перехода убывает в направлении Ох. Выра- жение для плотности базового тока для линейной кон- струкции эмиттера и базы впервые было получено Н. Флетчером в виде J(x) = JE (0) (1 - ах)-2, (4.40) где а ~ у/"_L JБ (0); рв — удельное сопротивле- ние базы; /б (0) — плотность базового тока в точке с ко- ординатой х=0. Распределение плотности базового тока представлено иа рис. 4.12,6. Таким образом, имеет место вытеснение тока базы и соответственно тока эмиттера к внешнему краю эмиттера. При очень высоких плотностях тока ин- жектирует носители только наружная часть эмиттера. Эффект вытеснения можно оценить, вводя понятие эффективной площади эмиттера, под которой понимается площадь такого эмиттера, плотность тока которого по- 10* 147
стоянна и равна 7^,(0), а общий ток равен току реального эмиттера. Для практических оценок можно считат^, что работает только часть эмиттера хэ, обращенная к базо- вому выводу и определяемая по формуле хэ^0,54№ У В. (4.41) Согласно (4.40) эффект вытеснения становится более плотности тока, уменьшением степени легирования и тол- щины базы. Эффект вытес- нения сопровождается це- лым рядом дополнительных явлений. Это прежде всего усиление поверхностной ре- комбинации, приводящее к уменьшению коэффициента переноса и коэффициента усиления В. Возникает так- же внутренняя тепловая не- стабильность, обусловлен- ная неоднородным распре- делением плотности выде- ляющейся мощности и, сле- довательно, неоднородным заметным с увеличением Рис. 4.12. Двухмерная модель транзистора. распределением температуры в плоскости коллекторного перехода, особенно в мощных транзисторах. Чтобы ослабить эффект вытеснения, необходимо при заданной общей поверхности эмиттера получить как можно большую площадь эмиттирующей области и как можно меньшее расстояние от эмиттера до электрода ба- зы. Это условие можно выполнить, создавая специальные структуры транзисторов с большой протяженностью пе- риферии эмиттера, особенности которых будут рассмот- рены ниже. Существование зависимости коэффициента передачи от тока требует введения дополнительных понятий. Ин- тегральный коэффициент передачи тока р-п-р структуры в схеме с общей базой а = (4.42) где 1рк — ток неосновных носителей, инжектированных эмиттером и достигших коллектора; 1Э — полный ток эмиттерного р-п перехода. 148
Соответственно дифференциальный коэффициент пе- редачи а* = . (4.43) dla Дифференциальный коэффициент передачи описыва- ет усилительные свойства транзистора в схеме с общей базой для некоторого постоянного смещения при прило- жении бесконечно малого сигнала управления dl9. Выражая из (4.42) 1рк и дифференцируя обе части полученного равенства по Л, получаем: (4.44) dl3 ’ следовательно, а* = а + 1Э . (4.45) dia Из этого равенства следует, что определенные выше интегральный и дифференциальный коэффициенты пере- дачи совпадают лишь в том случае, если а не зависит от тока. Интегральный коэффициент передачи можно выра- зить через дифференциальный коэффициент передачи: ‘э a = -jj- fa*(/)d/. (4.46) 1э J о Из (4.27) следует, что в области малых токов эмит- тера, где а представляет возрастающую функцию, a*>a. 4.4. ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ТРАНЗИСТОРОВ Полученные в § 4.2 выражения для токов и напря- жений транзистора позволяют построить входные и вы- ходные статические характеристики для различных схем включения. На рис. 4.13 а представлена статическая кол- лекторная (выходная) ВАХ идеализированного транзис- тора в схеме с общей базой (ОБ), построенная с исполь- зованием выражений (4.30) и (4.31). Особенностью ха- рактеристик является их эквидистантность (равный сдвиг 1К при одинаковом приращении 1Э), обусловлен- ный принятым допущением постоянства параметра а. При иКБ=0 и при замкнутой цепи коллектора через не- 149
го продолжает протекать ток. Это связано с тем, что и при нулевом смещении на р-п переходе объемный заряд и соответственно электрическое поле сохраняются и кол- лекторный переход эффективно перебрасывает дырки из базовой области. Ддя компенсации этого тока необхо- димо сместить коллекторный переход в прямом направ- лении и вызвать инжекционный противоток. Смещение коллекторного перехода при /д=0 тем больше, чем боль- ше 1Э. Эмиттериые (входные) характеристики транзистора представлены на рис. 4.13, б. Кривая с параметром Рис. 4.13. Коллекторные (а) и эмиттериые (б) статические харак- теристики идеализированного транзистора в схеме с общей базой. Ukb =0 является обычной диодной характеристикой. При UK>0 коллекторный переход начинает инжектировать в базу неосновные носители, которые диффундируют к эмиттерному переходу, перебрасываются его полем в эмиттерный слой и создают противоток эмиттерному то- ку. Для компенсации противотока необходимо дополни- тельное смещение эмиттерного перехода. В результате характеристики смещаются вправо и вниз. При прило- жении к коллекторному переходу обратного напряжения через него начинает протекать обратный ток и в базовую область поступают дополнительные электроны, перебро- шенные полем коллекторного перехода из коллекторного слоя. Эти электроны для базы /г-типа являются основны- ми носителями и действуют аналогично базовому току. Соответственно для сохранения тока эмиттера необхо- димо некоторое уменьшение напряжения на эмиттерном переходе. Характеристики, таким образом,при t/квСО смещаются влево и вверх. Поскольку значение 1кбо по сравнению с 1Э незначительно этот сдвиг также незначи- телен, 150
Рассмотрение коэффициента передачи а, проведен- ное в предыдущем параграфе, показывает, что допуще- ние a=const является некорректным для реальных тран- зисторов. Существует еще ряд факторов, которые необ- ходимо учитывать для оценки реальных структур. На рис. 4.14, а представлены выходные статические ВАХ реального транзистора в схеме ОБ. Помимо неэквидис- тантности, обусловленной зависимостью а от тока, кри- Рис. 4.14. Коллекторные (а) и эмиттериые (б) статические харак- теристики реального транзистора в схеме с общей базой. вые коллекторного семейства имеют конечный, хотя и небольшой, наклон. Этот наклон при малых и средних UKE обусловлен уменьшением эффективной ширины базы (эффект Ирли), а при больших если не учитывать тепловые процессы, — эффектом ударной ионизации, имеющим место при лавинном пробое отдельного р-п пе- рехода. Сдвиг кривых в предпробойной области влево обусловлен увеличением тока инжектированных эмитте- ром носителей, который усиливается коллектором в М раз. В активном режиме работы транзистора (первый квадрант), усредняя нелинейное коллекторное сопротив- ление гк, можно характеризовать коллекторное семейст- во ВАХ следующим соотношением: + + («Л тк Необходимо отметить, что при описании ВАХ реаль- ного транзистора следует в некоторых местах изменить обозначения, так как ранее введенные обозначения каса- лись физической модели и естественно не учитывали не- которых явлений, имеющих место в реальных транзисто- рах. Так, например, в отличие от рис. 4.13, где рассмат- 151
риваются ВАХ идеального транзистора и обратный ток равен току насыщения коллекторного перехода Is, для ВАХ реального транзистора (рис. 4.14, а) используется обозначение обратного тока /КБ0. Этим подчеркивается, что обратный ток реального транзистора помимо состав- ляющей тока насыщения содержит генерационную со- ставляющую, а также неконтролируемые поверхностные и объемные утечки. Рис. 4.15. Эквивалентная схема, учитывающая со- противления слоев тран- зистора (схема ОБ). Рнс. 4.16. Эквивалентные схемы транзистора, работающего в ак- тивном режиме. с — ОБ; б — ОЭ. Сравнение входных ВАХ идеализированного (рис. 4.13,6) и реального (рис. 4.14,6) транзисторов по- казывают, что в последнем случае ВАХ имеют меньшую крутизну нарастания. Этот эффект обусловлен влиянием сопротивления толщи эмиттера гэ и толщи базы гБ, ко- торые включены последовательно с эмиттерным перехо- дом. Если учесть, что сопротивление эмиттерного слоя мало по сравнению с сопротивлением базового слоя, то выражение (4.31) преобразуем к виду ьт /о (1 — аа.) ---------------^ + 1эгБ, Я ‘эо где 1$о— обратный ток эмиттерного перехода, 152
Уточнения, сделанные в результате анализа ВАХ ре- альных транзисторов, позволяют откорректировать экви- валентную схему транзистора, изображенную на рис. 4.9, и представить ее в виде схемы па рис. 4.15. Для актив- ного режима, когда коллекторный переход не инжекти- рует носители, эта схема приводится к виду, представлен- ному на рис. 4.16, а. Аналогично для схемы ОЭ имеем эквивалентную схему, представленную на рис. 4.16,6. Коллекторные и базовые статические ВАХ транзисто- ра, включенного по схеме ОЭ, представлены на рис. 4.17. В этой схеме входным является ток базы. Выходное на- пряжение в схеме ОЭ складывается из напряжений на обоих переходах (см. рис. 4.6) и, следовательно, при оди- наковом токе больше, чем в схеме ОБ, на значение U эб- Особенностью выходных ВАХ является то, что они не пересекают ось координат и расположены в первом квадранте. Это объясняется сдвигом, который дает на- пряжение U3B, увеличивающееся по мере роста тока. Кривые коллекторного семейства имеют больший на- клон, которому соответствует сопротивление г^. Для оп- ределения этого параметра используем (4.47), куда под- ставим соотношения 1э~1к+1 б и В=а/(1—а) и выра- зим ток коллектора через ток базы: Ух,(1 +В) 1К = В1Б + 1КБ0 (1 4- В) + . (4.48) гк Из (4.48) следует, что сопротивление коллектора г*к схеме ОЭ в (1+В) раз меньше, чем в схеме ОБ. Ток утечки, как и в случае идеализированной модели [см. формулу (4.10)], в (1-J-B) раз больше тока утечки отдельного коллекторного перехода. Отметим также, что в соответствии с выражением (4.13) напряжение про- боя коллектор — эмиттер t/кзопроб в схеме ОЭ значитель- но меньше напряжения пробоя Uxsonpoe в схеме ОБ. Кривые базового семейства (рис. 4.17) имеют не только другой масштаб тока, но и смещены вниз на значение тока, который протекает в базе, когда /э=0. Что касается ВАХ транзистора в схеме ОК, то они принципиально не отличаются от характеристик в схеме ОЭ, за исключением того, что в силу специфики изготов- ления коэффициент передачи тока в этом включении меньше, чем в схеме ОЭ. Особенности изготовления эмит- терного перехода, который имеет низкое напряжение 153
пробоя, приводит к тому, что напряжения пробоя в схе- ме ОК меньше, чем в схеме ОЭ. Отмеченные особенно- сти объясняют крайне редкое применение транзисторов в схеме ОК. Существенная нелинейность статических ВАХ тран- зисторов затрудняет численные расчеты. На практике для расчета часто используют параметры транзисторов, Рис. 4.17. Коллекторные (а) и базовые (б) ха- рактеристики транзистора в схеме с общим эмит- тером. Рис. 4.19. Четырехполюсник тран- зистора и сопротивление нагруз- ки. Рис. 4.18. Представление тран- зистора в виде четырехполюс- ника. полученные экспериментально. Транзистор рассматрива- ется как «черный ящик», т. е. четырехполюсник с произ- вольной внутренней структурой (рис. 4.18). Четырехпо- люсник может характеризоваться различными системами параметров, однако в силу того, что для транзистора легко можно задать ток на входе и напряжение на вы- ходе, на практике используется так называемая смешан- ная /г-система, в которой на входе осуществляется ре- жим холостого хода (задается режимный ток), а на вы- ходе— режим короткого замыкания (задается режимное напряжение). Эта система соответствует принятым при 154
анализе транзистора режимным параметрам Iэ и UKB для схемы ОБ и /£ и UK3 для схемы ОЭ. Система уравнений четырехполюсника в Л-системе имеет следующий вид: t/j — Лц -f- ] 7 2 “ ^21 AH- ^22 ^2* J (4.49) Из (4.42) следует, что Ли — входное сопротивление при коротком замыкании на выходе (£Лг=О); Л12— ко- эффициент обратной связи по напряжению при холостом ходе на входе (Л=0); Л21 — коэффициент передачи тока при коротком замыкании на выходе; Л22 — выходная пол- ная проводимость при холостом ходе на входе. Система (4.49) применима только в том случае, если ее коэффи- циенты не зависят от Ц и U2. Это справедливо только для малых сигналов. Такой режим работы осуществляет- ся, например, в транзисторах при постоянном смещении и малом переменном сигнале на входе. Если считать, что рассматривается сигнал низкой частоты, т. е; реактив- ными свойствами элементов транзистора можно прене- бречь, то для малых переменных сигналов применимы Т-образные эквивалентные схемы, полученные для по- стоянных токов. Это позволяет установить связь пара- метров Лц,.... Л22 в схеме ОБ с параметрами Т-образной эквивалентной схемы на рис. 4.16, а. Задавая ток 1st Uk=0 (рис. 4.16, а) и определяя Ua и 1к, получаем: • Ja = Лп«г£(1-а); 7/< 7э 1/^=0 “ 7г21£ (4.50) (4.51) Полагая на рис. 4.16, а ток /э=0 и задавая UK, полу- чаем: 1Э ик=0 12 Б 'к !к ик (4.52) (4.53) в этих формулах индекс Б указывает на принадлежность параметров к схеме ОБ. 155
С помощью (4.50), (4.51) можно осуществить и об- ратный расчет параметров а, гк, гь по измеренным зна- чениям: (4.54) (4.55) (4.56) Следует отметить, что полученные значения ос, гк, г б определены для случая малого сигнала и по аналогии с дифференциальным коэффициентом передачи а* отлича- ются от значений а, гк, гб> рассчитанных для постоянного тока. Проведенный анализ показывает, что транзистор, так же как и электронная лампа, является активным элемен- том, характеризуемым усилением сигнала. Под усилени- ем всегда подразумевается усиление мощности — даже тогда, когда говорят об усилении напряжения и усиле- нии тока. Для того чтобы установить взаимосвязь между коэффициентами усиления по мощности, току и напря- жению, представим транзистор в общем виде как четы- рехполюсник (рис. 4.19). Определяя коэффициент уси- ления по мощности как отношение мощности сигнала на нагрузке к мощности сигнала на входе, получаем мощ- ность в нагрузке, входную мощность и коэффициент уси- ления по мощности в виде р =/2 £ = £/2//? ; Н I» н н п и2 р = р р = —, вх вх 'вх D • АВХ Р = ?11 — ( /н V Рвх \ ^вх / Rbx (4.57) (4.58) (4.59) Учитывая, что коэффициент усиления по току 1 вх и по напряжению к - и* ^вх (4.60) (4-61) 156
получаем соотношения, связывающие коэффициенты уси- ления; rz т/1 Rh г^2 ^вх Kp — Ki— Ки Лвх Лн Kj __ Rpx Ku Rh ’ (4.62) (4.63) Из (4,62) следует, что в зависимости от соотношения /?вх и /?в можно получить усиление мощности больше единицы при коэффициенте усиления по току или напря- жения меньше единицы, и наоборот. Входное сопротив- ление для схемы ОБ согласно (4.50) равно гБ (1—а), а для схемы ОЭ, как следует из рис. 4.16, при пренебре- жении падением напряжения на эмиттерном переходе может быть принято равным гБ. При этих допущениях получим коэффициенты усиле- ния по мощности; для схемы ОБ rz __ О? Rb BRh г£(1—а) ~ ГБ (4,64) и для схемы ОЭ К»Э~~УГ’ (4.65) Таким образом, схема ОЭ обеспечивает в В раз боль- шее усиление мощности, чем схема ОБ. Существенной особенностью параметров транзисторов является значительная Зависимость их усилительных свойств от температуры. Так, для кремниевых транзис- торов при повышении температуры от —50 до 100 °C ко- эффициент В на пологом участке зависимости B—f(IK) возрастает в 5—6 раз. Основной вклад в этот рост вносит время жизни (диффузионная длина) неосновных носи- телей заряда, которое нарастает пропорционально абсо- лютной температуре в степени 1,5, в результате чего со- гласно (4.34) увеличивается коэффициент переноса (3. Изменение обратного тока коллектора в схеме ОБ IК0Б с температурой имеет ту же природу, что и температур- ная зависимость обратного тока диода, рассмотренная в § 1.6. Изменение обратного тока коллектора в схеме ОЭ, равного 1КЗО = (В-{-1)/хв0, происходит более резко в 157
стемы. Эти условия были отмечены в предыдущих пара- графах при рассмотрении статических ВАХ. Под переходной характеристикой транзистора по то- ку принято понимать изменение выходного тока во вре- Рис. 5.1. Расчетные пере- ходные характеристики транзистора в схеме с об- щей базой. мени при подаче в начальный момент на вход прибора еди- ничной ступеньки тока. На рис. 5.1 представлена переходная характеристика (кривая /), заданная в отно- сительных величинах, для включения транзистора по схеме ОБ. Относительные ве- личины получаются как отно- шения а(/)/ао, где а(?)— временная зависимость коэф- фициента передачи эмиттер- ного тока; осо — статический коэффициент передачи эмит- терного тока. Приближенно эту характеристику можно описать выражением для 0 < t t3, — е (t *3’/T“) для t3, (5-1) где та равно усредненному времени пролета дырками ба- зовой области р-п-р структуры при диффузионном про- цессе переноса тока: Г2 ““ —— • “ 2Dp t3 — время задержки нарастания тока; (5.2) (5.3) t3 = Та In Переходная характеристика, описываемая (5.1), изо- бражена на рис. 5.1, кривая 2. В случае включения транзистора по схеме ОЭ вид пе- реходной характеристики в принципе не изменяется: 162
D //\ ( О ДЛЯ /С 4' - (в0 (1 для t>t3, (5-4) где хр — время жизни дырок в п-базе; 2L2 t3 = Тр 1п--— , (5.5) здесь Во — статический коэффициент усиления. Сравнение (5.1) — (5.3) и (5.4), (5.5) показывает, что включение транзистора по схеме ОБ происходит с мень- шей задержкой и меньшей постоянной времени (та<тР), чем в схеме ОЭ. Выражения для коллекторного тока транзистора, включенного по схеме ОБ и ОЭ, получим в виде /х(П = а(/)/х„ где Iks — установившееся значение коллекторного тока. Количественно инерционные свойства транзистора при включении оценивают с помощью времени нарастания 6ip, которое представляет собой интервал времени между моментом нарастания фронта выходного импульса от значения, соответствующего 10% его амплитуды, до зна- чения, соответствующего 90% его амплитуды. Для схе- мы ОБ оно равно 2,2та, а для схемы ОЭ 2,2тр. Проведем сравнительную оценку импульсных свойств транзистора в схемах ОЭ и ОБ. Крутизну нарастания тока в этих схемах согласно формулам (5.1) и (5.4) оп- ределяют постоянные та и тр. Используя соотношение Lp—У DpXp, из (5.2) получаем: Поскольку рассматривается случай, когда коэффици- ент инжекции транзистора равен единице, то, используя (4.5) и (4.37), получаем: г, 2L2 В =—р- — 1. W? Так как в транзисторах то B^2L2/W2 и ха=хр/В, т. е. нарастание тока коллектора для схемы ОБ происходит в В раз быстрее. Аналогичным образом можно показать, что время задержки в схеме ОБ мень- 11* 463
ше, чем в схеме ОЭ. Следовательно, транзистор, вклю- ченный по схеме ОБ, обладает лучшими импульсными свойствами. 5.2. ПЕРЕХОДНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ТРАНЗИСТОРА ПРИ РАБОТЕ В КЛЮЧЕВОМ РЕЖИМЕ Прежде чем анализировать переходные процессы в транзисторном ключе, рассмотрим так называемый ме- тод заряда, в основе которого лежит анализ уравнения избыточного заряда в базе. Для схемы ОБ оно имеет вид и отражает то, что изменение заряда в базе dQ/dt зави- сит от рекомбинационных процессов Q/tp и тока, посту- пающего через эмиттер Iэ и уходящего через коллек- тор 1К. Для схемы ОЭ его можно представить как f—f+'»- <57> В (5.6) и (5.7) Q — полный заряд неравновесных но- сителей (дырок) в базе: w Q = q§ (p~p0)dx. (5.8) о Уравнения (5.6), (5.7) получены для коэффициента инжекции эмиттера, равного единице. Отметим, что (5.6) удобно для анализа р-п-р структуры, включенной по схе- ме с общей базой, а (5.7) — для структуры, включенной по схеме с общим эмиттером. Если дырочный ток базы не изменяется во времени в пределах рассматриваемого этапа, то, зная начальное Q(0) и конечное Q значения полного избыточного заря- да, можно определить закон изменения его во времени. Полагая 7B=const и интегрируя (5.7), получаем: t = In /д-0(0) тр ~ Q (О (5.9) Решая (5.9) относительно заряда Q, имеема Q (0 « хр1Б - [тр IB - Q (0)] (5,10) 164
Используем теперь основные уравнения метода заря- да для анализа ключевого режима структуры плоскост- ного транзистора в схеме ОЭ. Если на вход р-п-р структуры с ОЭ поступает импульс тока прямоугольной формы с амплитудой IБ1 и длитель- ностью tu (рис. 5.2, а), то ток коллектора будет иметь форму, показанную на рис. 5.2, б. Формирование фронта и спада, длительность которых обозначена через 6j>i и /ф2, происходит в активной области. Вершина импульса коллекторного тока состоит из двух участков. Первый из чания формирования фронта и заканчивается в момент появления спада входного сигнала. Дли- тельность участка со- ставляет время tH—^фь Второй участок вер- шины выходного импуль- са начинается в момент начала формирования спада входного сигнала. Длительность этого уча- стка составляет время рассасывания tv. В про- цессе накопления кон- них начинается после ©кон- Рис. 5.2. Форма импульса кол- лекторного тока транзистора в режиме насыщения. центрация неосновных носителей в базе возрас- тает по экспоненциально- му закону, приближаясь к некоторому предельному значению, определяемому входным сигналом и временем жизни. В момент формирования спада входного сигнала структура не может мгновенно выйти из состояния насы- щения, а остается в этом состоянии до тех пор, пока кон- центрация неосновных носителей в базе у коллектора не уменьшается до значения равновесной. В процессе рас- сасывания неосновных носителей ток коллектора оста- ется приблизительно равным значению тока насыщения. Если входной стлал имеет форму, изображенную на рис. 5.2, а, т. е. после окончания входного импульса по базовой цепи протекает отрицательный ток, то рассасы- вание носителей происходит как через коллектор, так и через эмиттер. В процессе формирования спада импуль- 165
са заряд в базе уменьшается до равновесного значения, а ток коллектора практически до нуля. Для количественного рассмотрения переходного про- цесса используем соотношения (5.9) и (5.10), определив для этого начальные значения избыточного заряда базы для указанных выше этапов переключения. Так как в момент подачи входного сигнала заряд в базе отсутствует [Q(0)=0], то, используя (5.10), полу- чаем: <?(0 = S/£(l-e"z/T'’). (5.11) Из (5.4) имеем: ")• (5-12) Сравнивая это выражение с (5.11), получаем: (5-13) “о В конце формирования фронта, на границе перехода р-п-р структуры из активной области в область насыще- ния, зависимости (5.11) и (5.12) имеют вид: Q(W =тр/в(1-€-'фЛ); (5.14) /квас = Во /а (1 — e“WTp), (5,15) где /хнас — коллекторный ток в режиме насыщения: Ikw.~Eh[Rh. Отсюда видно, что избыточный заряд базы в конце этапа формирования фронта имеет значение Q (^ф1) -^-/кнас- “0 (5.16) Длительность этого этапа определяем, используя (5.9): /Ф1 = Тр In — . (5.17) Следующие два этапа протекают в области насыще- ния. Эффективное время жизни в области насыщения существенно меньше, чем в активной области, и близко к значению времени жизни при инверсном включении TPi. Учитывая это, запишем решение (5.10) для этапа 166
накопления, полагая, что начальное условие Q(0) = = Q(^i) определяется (5.14): Q(t) = xp{IEl + rp^-^-IBl)e~t,xpi. (5,18) Здесь время отсчитывается от начала данного этапа. В соответствии с полученным выражением начальное условие для этапа рассасывания имеет вид: <2(У =Vfiv> где *и__*ф V = ^1L = 1v (5.19) Q(°°) Wbi / обычно называют степенью накопления. Полагая Q(0) =Q(t„) и решая (5.10), получаем за- кон изменения избыточного заряда базы на этапе рас- сасывания: Q (0 = tw 1Б2 + тр[. (v/£1 - /Б2) e~tlxpi, (5.20) где время отсчитывается от момента формирования спа- да входного сигнала. В конце этапа рассасывания заряд в базе достигает значения, соответствующего границе области насыщения с активной областью и определяемого (5.16). Учитывая это, из (5.10) получаем: = . (5.21) Р Pl т DJ 7Хнас Do УБ2 Если длительность входного импульса достаточно ве- лика (/и>3трг) и степень накопления близка к единице, то (5.21) принимает вид: Р pt Г _____________ D J ;ХНас ао1Б2 (5.22) Из последних формул следует, что с увеличением от- рицательного (запирающего) значения базового тока время рассасывания уменьшается. Начальным условием этапа формирования спада яв- ляется Q(0) =Q(tp{) или 167
и решение (5.10) имеет вид: Q(t) = x IR2~xa(lR2--^'\e~i/xpt (5.23) Длительность спада коллекторного тока определяем, используя (5.9) и начальное условие С?(/фг) =0: 4 - — 7XHac/B /с- 9-п *ф2 = Хр 1П----------• (Э.^4) 1 Б'2 Сравнение переходных характеристик транзисторов, работающих в активном и ключевом режимах, показы- вает, что процесс включения протекает быстрее для транзистора, работающего в ключевом режиме. Однако в этом случае время выключения становится больше на значение времени рассасывания. 5.3. РАБОТА ТРАНЗИСТОРА В РЕЖИМЕ УСИЛЕНИЯ Произведем оценку частотных свойств транзистора, работающего в режиме линейного усиления. Поскольку входной сигнал может иметь различную полярность, входная цепь транзисторного усилителя содержит источ- ник постоянного смещения. Усиленная переменная со- ставляющая на выходе выделяется с помощью раздели- тельного конденсатора. Работу в режиме усиления рас- смотрим на примере входного сигнала синусоидальной формы, поступающего в цепь эмиттера транзистора, включенного по схеме ОБ. На низких частотах, когда период синусоидального тока значительно превышает время пролета носителей через базу та,. коллекторный ток по фазе совпадает с эмиттерным (рис. 5.3,а). Фор- ма коллекторного тока при высокочастотном сигнале, когда период следования сигнала сравним с временем пролета та, представлена на рис. 5.3,6. На высоких час- тотах наблюдаются два явления. Ток коллектора от- стает от тока эмиттера на угол <р, примерно равный то и обусловленный конечной скоростью движения дырок через базу. Амплитуда выходного сигнала значительно ниже, чем в случае низкой частоты, иначе говоря, ухуд- шаются усилительные свойства транзистора. Так как коэффициент передачи транзистора а в схе- ме ОБ представляет собой отношение тока сигнала в цепи коллектора к току сигнала в цепи эмиттера, то а 168
зависит от частоты и характеризуется модулем | ос | и фазой фа. Частотная зависимость модуля и фазы опре- деляется средним временем пролета (5.2), т. е. шириной базы и коэффициентом диффузии дырок Dp. Поскольку Dp является характеристикой материала, частотные свойства транзистора в схеме ОБ зависят в основном от ширины базы. Частота, на которой модуль коэффициен- та передачи тока падает наЗдБ (или в V2 раз) по срав- нению с его низкочастотным значением, называется Рис. 5.3. Форма коллекторного тока для низких (а) и высоких (б) частот сигнала. предельной частотой коэффициента передачи тока f На практике часто используется также предельная цик- лическая частота коэффициента передачи тока = 2яЪ Для сигнала синусоидальной формы соа играет туже роль для оценки частотных свойств, что и время проле- та та для импульсного режима. На это указывает и ис- пользующееся на практике соотношение = 1/та- Амплитудно-частотная и фазо-частотная характерис- тики | ос | (со) И фа (со) строятся обычно в нормирован- ных координатах. По оси абсцисс откладывается отно- сительное значение циклической частоты (о/а>0, по оси ординат — текущее значение модуля |а|, отнесенное к его значению на низкой частоте ао. Фазовый угол от- кладывается в абсолютных значениях. Типичные час- тотные характеристики транзистора представлены на рис. 5.4. 169
В схеме ОЭ коэффициент передачи тока В — а/ (1 — а). Изменение В, как и в случае схемы ОБ, описывается с помощью зависимости модуля | В | и фазового угла <рв от частоты. Следует с/гметить, что эти зависимости для схемы ОЭ выражены более резко. Большие значения фазового угла для схемы ОЭ объясняются тем, что, как покарано в предыдущем параграфе, постоянная нара- стания тока коллектора и задержка значительно превы- шают аналогичные параметры для схем ОБ. Существен- Рис. 5.4. Амплитудно-частотная а/ао и фазо-частотная характеристики транзистора в схеме с общей базой. ное увеличение фазового угла приводит к тому, что |В| изменяется более резко, чем |а|. Предельная частота коэффициента передачи тока в схеме ОЭ определяется так же, как в схеме ОБ, и оценивается с помощью вы- ражения ав= \/хв- 5.4. РАСЧЕТ КОММУТАЦИОННЫХ ПОТЕРЬ И ПРЕДЕЛЬНО ДОПУСТИМЫХ РЕЖИМОВ РАБОТЫ ТРАНЗИСТОРОВ В КЛЮЧЕВОМ И УСИЛИТЕЛЬНЫХ РЕЖИМАХ При работе в ключевом режиме транзистор попеременно нахо- дится то в состояннн отсечки, то в состоянии насыщения. Режим отсечки характеризуется малыми токами при значительных напря- жениях, а режим насыщения, наоборот, — малыми напряжениями 170
при больших токах. Очевидно, что мощности, рассеиваемые в двух основных состояниях ключа, меньше, чем в активном режиме, когда через прибор протекают значительные токи при значительных на» пряжениях. Такой вывод подтверждается справочными данными. Однако прн расчете допустимых токов в транзисторе следует учи- тывать также мощность, рассеиваемую при формировании фронтов, когда транзистор временно находится в активном режиме. При уве- личении частоты переключений эта мощность начинает играть оп- ределяющую роль в балансе мощностей, рассеиваемых прибором. Рассмотрим включение транзистора по схеме с общим эмиттером. В режиме отсечки при разомкнутой базовой цепи через прибор протекает ток /кз0 • Напряжение на коллекторном переходе рав- но, если не учитывать падения напряжения на прямосмещенном эмиттерном переходе, напряжению внешнего источника Ек, Таким образом, в режиме отсечки мощность определяется кол- лекторной цепью и составляет: ^ = ^^0- (5.25) Если МА> -5 к =50 В, то Р0то = 15 мВт. В режиме насыщения напряжение U КБ положительно, но ток 1к по-прежнему вытекает нз коллектора, т. е. мощность не выделя- ется, а поглощается коллекторным переходом. Результирующая мощность с учетом сопротивления слоев транзистора ?нас ~ IБ ГБ + ГЭ + ^ДНас ГК + ЭБ Хна с UКБ> (5.26) где гБ,гэ, г к —сопротивления базового, эмиттерного и коллек- торного слоев транзистора; /*вас — коллекторный ток в режиме на- сыщения. Наиболее тяжелый случай, когда UKB ->0, т. е. Uкв < <1/ЗБ0 . Положим Iз « Jк нас. Тогда ^Киао ~ ЭБ + ZKHaoг> (5.27) где г=гэ +гк. Для иЭБ =1 В, 7хвас=30 А и г=0,01 Ом получим Рвас= =0,3 Вт. Во время формирования фронта и спада для упрощения расче- тов примем изменения коллекторного тока и напряжения линейны- ми, а длительности обоих фронтов одинаковыми. В этом случае выражение для тока и напряжения на этапе формирования фронта запишем в виде iK = lKaae ~; икЭ = Ек 11 — - ), где /ф — *ф \ / длительность фронта. Тогда выражение для мгновенной мощности, рассеиваемой в коллекторном переходе, имеет следующий вид: t ! t\ PK~lJ<uK~EKJKHact Н-‘7~)* (5-28) Напряжение на эмиттерном переходе иа этапе формирования фронта и спада изменяется незначительно, и его можно считать 171
близким к значению U ЗБ , соответствующего режиму насыщения. Так как токи 13 а 1к примерно равны на всем протяжении фрон- та, а напряжение иЗБ<^.икз на большей части фронта, то мощ- ностью Р3 можно пренебречь по сравнению с мощностью Рк. Интегрируя (5.28) в пределах от 0 до /ф, деля полученный резуль- тат на период переключения Т н удваивая результат, получаем среднюю мощность, выделяемую за время формирования фронта и спада: _ Е *К, Л<нас 2/ф ф — 6 т (5.29) Например, при Ек=50 В, /кнас = 30 А получим Рф=50 Вт. Полную мощность, представляющую собой сумму мощностей, выделяемых за время отсечки /ото, время насыщения и время формирования фронта и спада, получаем, используя (5.27) и (5.29): , нас i г j Z°TC I jj т *нас Лнасг т т ^ЧэВ'Лнас т V^-aA- (5-3°) О 1 Эта мощность не должна превышать допустимого значения для данного типа транзистора. При этом в зависимости от частоты и скважности управляющего сигнала получаются различные значения допустимого тока коллектора. Если пренебречь вторым членом в (5.30), представляющим собой мощность, выделяемую в режиме от- сечки, то из условия РсРдоп получим следующее выражение, поз- воляющее определять максимальное значение тока в ключевом ре- жиме: Л<нас < £л0ф+3^д0„ас у 6с 0нас _____36г0цас Рдоп______। . . (£х 0ф + зи5Б енас)2 -1 Где Оф = /ф/Т; 0нас = ^яас/Т. Следует отметить, что выражения (5.30) и (5.31) позволяют получить значение максимального тока при работе транзистора и для активного (усилительного) режима. В этом случае в указанных выражениях необходимо принять 0иао—’’О. Сравним предельные токи, которые можно получить для тран- зистора в ключевом и активных режимах. При работе транзистора в ключевом режиме рассмотрим случай трапецеидального импульса 0ф=0нас = О,25. Тогда из (5.31) получим: ЕК + ^эб Г, Г 144гРДоп *нас< 6г [|/ (£K + 3tW (5.32) 172
Если принять г а: 0, что соответствует реализуемому на практике неравенству г<(Ец + ЗиЭБ ) 2/144 Рдоп, то разложение корня в ряд дает: /днас < 12РД0П/(ЕЛ + ЗиЭБ). (5.33) Максимальное значение импульсного тока нагрузки для актив- ного режима получим, очевидно, в случае, если импульсы имеют треугольную форму без участков насыщения и отсечки. Тогда, пола- гая в (5. 31) 0вас—*0 и разлагая корень в ряд, имеем: бРдпП Лснас < • (5-34) Л Сравнивая (5.33) и (5.34) и учитывая, что U ЭБ <&Еполучим что при работе в активном режиме коллекторный ток по крайней мере в 6 раз меньше, чем при работе в ключевом режиме. Анализ приведенных выражений позволяет сделать следующие выводы: 1. Рассеиваемая транзистором мощность увеличивается, а до- пустимый ток уменьшается с ростом частоты переключений. 2. Мощность, рассеиваемая в режиме отсечки, из-за своей ма- лости может не учитываться при расчете полной мощности. 3. Допустимые токи в ключевом режиме (по меньшей мере в 6 раз) больше, чем при работе в активном (усилительном) режиме. Расчет коммутационных потерь выполнен для транзистора, включенного по схеме ОЭ. С качественной точки зрения его можно использовать для расчета транзистора, включенного по схеме ОБ. Однако в количественном отношении между этими двумя схемами включения существует большое различие, обусловленное тем, что как было показано в § 5.1, переключение транзистора в схеме ОБ происходит в В раз быстрее, чем в схеме ОЭ. В результате комму- тационные потери при включении в схеме ОБ значительно меньше, чем в схеме ОЭ, что позволяет увеличить допустимые токи. Напомним также, что такой предельный параметр, как напря- жение коллектора, завнснт от схемы включения. Действительно, в схеме ОБ напряжение пробоя коллектора равно напряжению пробоя коллекторного перехода, а в схеме ОЭ для кремниевых транзисто- ров [см. (4.13)] в 2—3 раза меньше. ГЛАВА ШЕСТАЯ РАЗНОВИДНОСТИ ТРАНЗИСТОРОВ 6.1. ДРЕЙФОВЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ В модели транзистора, рассмотренной выше, пере- нос носителей через базовую область осуществляется посредством диффузии. При этом быстродействие при- бора определяется временем пролета дырок через ба- зовую область, которое зависит от ширины базовой об- ласти и коэффициента диффузии. Время пролета дырок 173
распределения примеси. 06- поля можно Рис. 6.1. Распределение при- меси в базе дрейфового тран- зистора (стрелкой показано направление электрического поля). через базовую область мож!)Ь уменьшить, если создать в базовой области электрическое поле, ускоряющее дыр- ки. В этом случае движение носителей будет опреде- ляться двумя процессами: диффузией и дрейфом в элек- трическом поле. Транзисторы со встроенным электриче- ским полем в базовой области получили название дрейфовых транзисторов, в отличие от транзисторов, где перенос носителей обусловлен только диффузией. Встро- енное электрическое поле в базе дрейфовых транзисто- ров создается за счет неравномерного легирующей разование объяснить следующим обра- зом. Пусть концентрация донорной примеси в базе велика у эмиттера и мала у коллектора. Так же меняет- ся и концентрация свобод- ных электронов, определяе- мая концентрацией приме- сей, поскольку свободные электроны создаются за счет ионизации атомов до- норной примеси. Так как концентрация свободных электронов возле эмиттер- ного перехода выше, чем у коллекторного, возникает градиент концентрации электронов и их часть ухо- дит к коллекторному переходу . Это перемещение соз- дает избыточный положительный заряд ионов возле эмиттерного перехода и избыточный отрицательный за- ряд электронов у коллекторного перехода. Таким обра- зом, создастся электрическое поле, которое направлено от эмиттера к колсктору и способствует движению ды- рок в этом направлении. Это поле не зависит от прило- женных к электродам напряжений и определяется толь- ко распределением концентрации примеси в базовой об- ласти. Постоянное электрическое поле реализуется при создании в базовой области экспоненциального распре- деления примеси, как показано на рис. 6.1. Распреде- ление примеси в базе М/(х) в этом случае описывается соотношением 174
ttd(x) = N3e-a*, (6.1) где Мэ —концентрация примеси возле эмиттера; а —- постоянная спада концентрации. Из (6.1) можно получить концентрацию примеси на границе коллекторного перехода: A\ = ;V5r">37. (6.2) Коэффициент переноса дрейфового транзистора ’’ЧН-г <6-3> где Поскольку в дрейфовом транзисторе всегда 1, то его коэффициент передачи эмиттерного тока больше, чем у бездрейфового транзистора и практически прини- мается за единицу. Это объясняется тем, что из-за боль- шей скорости движения в базовой области успевает прорекомбинировать меньшая часть дырок. Коэффициент инжекции эмиттерного перехода у в дрейфовых транзисторах ниже, чем в бездрейфовых, за счет того, что поле создается в результате неравномер- ного распределения примеси в базе, причем у эмиттер- ного перехода проводимость возрастает, в результате чего в соответствии с (4.33) у уменьшается. Непостоян- ная концентрация примеси в базовой области затрудня- ет расчет у также в связи с тем, что имеет место зависи- мость коэффициента диффузии носителей заряда от концентрации примесей. Для ориентировочных расчетов используется выражение (615) Чср Чср ч где DScp, ДЭср, #Бср, Л^Эср —усредненные коэф- фициенты диффузии носителей заряда и концентрации примесей в базовой и эмиттерных областях. Таким образом, в дрейфовых транзисторах в отличие от бездрейфовых, где, как правило, коэффициент пере- дачи тока а зависит в основном от коэффициента пере- носа р, можно считать, что 175
Увеличение скорости движения носителей в базовой области, обусловленное наличием встроенного электри- ческого поля, приводит к тому, что дрейфовые транзи- сторы обладают повышенным быстродействием и эф- фективно работают на высоких частотах. В частности, формула для времени пролета в дрейфовых транзисто- рах имеет вид xJaW, где та—время пролета в без- дрейфовом транзисторе, т. е. в раз меньше, чем в бездрейфовом транзисторе. 6.2. СПЛАВНЫЕ И ДИФФУЗИОННЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ Первыми были созданы сплавные транзисторы. Электронно-дырочные переходы в этих приборах полу- чались сплавлением электронного полупроводника с ак- Рис. 6.2. Конструкция структуры сплавного транзистора. Рис. 6.3. Конструкция струк- туры транзистора, изготовлен- ного методом диффузии. цепторным материалом или акцепторного полупровод- ника с донорным материалом. Конструкция сплавного кремниевого транзистора представлена на рис. 6.2. В исходной пластине n-типа выполнен паз для умень- шения толщины базовой области транзистора. Эмиттер- ный и коллекторный переходы получены в процессе сплавления алюминиевых навесок с кремниевой пласти- ной. Базовый контакт получен сплавлением навески сплава золота с сурьмой. Сурьма при рекристаллизации расплава задерживается в кристаллической решетке кремния и обеспечивает получение п+-слоя и создание омического контакта к кремнию. Особенностью сплавных транзисторов является создание сильнолегированных p-слоев, что обеспечивает высокий коэффициент инжек- ции эмиттера. Для коллекторного перехода это является нежелательным, так как приводит к сильной модуляции 176
ширины базы коллекторным напряжением. Хотя сплав- ная технология транзисторов позволяет изготовить транзистор за счет небольшого количества операций, она не получила применения для изготовления мощных транзисторов в основном из-за того, что на больших площадях весьма трудно обеспечить плоский фронт сплавления. Сплавную технологию сменила диффузи- онная, которая позволила более тонко регулировать толщину легированных слоев. Конструкция кремниево- го транзистора, изготовленного методами диффузии, изо- бражена на рис. 6.3. Коллекторный переход 1 и р-слой получены диффузией алюминия в исходный кремний n-типа. Эмиттерный переход 2 и м+-слой сформированы в результате диффузии фосфора в диффузионный p-слой. Для обеспечения малых сопротивлений контакта металл — полупроводник диффузией бора и фосфора созданы р+- и п+-слои со стороны катода. Металлиза- ция поверхности полупроводника осуществляется напы- лением алюминия. Кривая распределения разностной концентрации Nd— Na представлена на рис. 6.4. Ха- рактерной особенностью транзистора, изготовленного методом диффузии, является профиль распределения разностной концентрации примесей в базе, имеющий максимум в точке а. Правее точки а концентрация при- меси понижается в направлении к коллекторному пере- ходу, что обеспечивает наличие в этой части базы встро- енного электрического поля, ускоряющего электроны. Левее точки а поле будет тормозящим. Поскольку про- тяженность участка базы левее точки а для рральных транзисторов невелика по сравнению с размерами всей базы, то для этих приборов применима теория, развитая для дрейфовых транзисторов. Другой особенностью рас- сматриваемых приборов, в отличие от сплавных, явля- ется высокоомный коллектор. Это приводит к тому, что по мере увеличения напряжения слой объемного заряда в основном расширяется в сторону коллектора, благода- ря чему эффект модуляции базы коллекторным напря- жением (эффект Ирли) выражен незначительно. Нали- чие довольно протяженного высокоомного коллекторного слоя при ограниченных возможностях снижения толщи- ны исходных пластин приводит к тому, что в ключевом режиме на коллекторе падает значительное напряжение. В связи с этим р-п-р структура, изображенная на рис. 6.3, более перспективна для высоковольтных низко- 17? 12—673
частотных транзисторов, поскольку в них при макси- мальных напряжениях используется практически весь высокоомный слой коллектора. В этом случае исполь- зуется кремниевая структура в форме диска, на пери- ферии которой, как в силовых диодах, выполняется фаска, снижающая вероятность развития поверхностно- го пробоя коллекторного перехода. Низковольтные вы- сокочастотные транзисторы в последнее время получа- ются путем использования в качестве исходных пластин эпитаксиальных п+-п структур, где подложкой являет- Рис. 6.4. Распределение кон- центрации примесей в слоях диффузионного транзистора. Рис. 6.5. Распределение при- месей в слоях диффузионного транзистора с эпитаксиальным коллектором. ся пластина кремния с малым сопротивлением п+, на которую наращивается высокоомный n-слой. Далее в n-слое диффузией формируется p-слой и создается кол- лекторный переход. Остальные операции аналогичны предыдущему случаю. Кривая распределения разност- ной концентрации транзистора с эпитаксиальным кол- лектором изображена па рис. 6.5. Вполне понятно, что к высокоомному эпитаксиальному слою, в котором в основном сосредоточен объемный заряд коллекторного перехода, предъявляются высокие требования с точки зрения наличия в нем дефектов, понижающих напря- жение пробоя коллектора. В § 4.3 было указано на то, что вследствие явления вытеснения эмиттерного тока эффективно работает не- большой участок эмиттера возле базового электрода. Это накладывает отпечаток на геометрию базовых и эмиттерных электродов мощных транзисторов, которые выполняются разветвленными. На рис. 6.6, а представ- лена гребенчатая конструкция транзистора, которая применяется для структур в форме квадрата. Базовый 1 и эмиттерный 2 электроды разветвлены, что позволяет 178
значительно увеличить протяженность эффективно ра- ботающей области эмиттера. Для структур в форме диска более предпочтительной является эвольвентная конструкция базового и эмиттерных электродов, изобра- женная на рис. 6.6,6. При больших протяженностях пластин, когда на распределение тока эмиттера начи- нает влиять продольное сопротивление металлических Рис. 6.6. Гребенчатая (а), эвольвентная (б) и много- эмиттерная (в) конструкции эмиттерных переходов тран- зистора. электродов, применяют многоэмиттерную конструкцию, показанную на рис. 6.6, в. В заключение отметим, что структуры силовых тран- зисторов помещаются в корпуса, аналогичные по кон- струкции корпусам диодов, но снабженные третьим вы- водом. Особенности этих корпусов рассмотрены в г. 10. Диффузионная технология позволяет реализовывать более сложные конструкции транзисторов. Примером является структура составного транзистора, или транзи- стора Дарлингтона, представленная на рис. 6.7. Прин- цип действия этого прибора уясним из эквивалентной схемы на рис. 6.8. Составной транзистор можно рассматривать как ком- бинацию двух транзисторов — вспомогательного Т и основного Т". Они имеют общий коллектор, и эмиттер вспомогательного транзистора присоединен к базе ос- 12* 179
новного. При подаче сигнала в базу транзистора Т' про* исходит усиление сигнала этим транзистором. Усилен- ный сигнал поступает в базу основного. Ток коллектора составного транзистора может быть представлен в виде суммы коллекторных токов вспомогательного Гк и ос- новного Г'к транзисторов. 'к = 'к + Гк = '« В' + (1 + В‘) В' ~ 'в В'В'' <6-6’ где В', В" — коэффициенты передачи транзисторов в схеме с общим эмиттером. Рис. 6.7. Структура со- ставного транзистора. Рис. 6.8. Эквивалентная схема составного транзи- стора. Эта структура весьма перспективна для мощных транзисторов, так как позволяет скомпенсировать сни- жение коэффициентов передачи при повышенных плот- ностях тока. 6.3. ПОЛЕВЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ Полевой транзистор представляет собой полупровод- никовый прибор, усилительные свойства которого обу- словлены потоком основных носителей, протекающим через проводящий капал, и управляемым электрическим полем. Электроды, между которыми протекает ток, по- лучили название исток и сток, причем истоком считает- ся тот электрод, через который носители заряда втекают в прибор. Принцип действия полевого транзистора осно- ван на изменении толщины проводящего канала между истоком и стоком. Простейшая конструкция полевого транзистора представлена на рис, 6.9. Основу транзис-» 180
тора составляет структура, представляющая собой учас-. ток с электронной электропроводностью, заключенный между двумя областями дырочного типа. На областях p-типа и торцевой грани области n-типа созданы оми- ческие контакты. Принцип действия полевого транзис- тора заключается в том, что при изменении потенциала третьего электрода — затвора меняется ширина р-п пе- реходов, а следовательно, и рабочее сечение пластинки. В результате меняются ее сопротивление и соответст- венно ток в рабочей цепи. Так как р-п переходы р'абота- Рис. 6.9. Конструкция полево- го транзистора. И — исток; С — сток; 3 — затвор. Рис. 6.10. Выходные характерис- тики полевого транзистора. ют в обратном включении, их сопротивление для вход- ного сигнала велико, а входная мощность мала. Полез- ная мощность, определяемая питающим напряжением и соотношением сопротивлений участка между р-п пе- реходами, называемым каналом, и нагрузки, значитель- но превышает входную мощность. Полевой транзистор имеет много общего с электронной лампой. Это сходст- во помимо большого входного сопротивления выража- ется в том, что при достаточно большом отрицательном смещении затвора расширившиеся р-п переходы могут перекрыть сечение канала. Это вызовет отсечку тока в рабочей цепи. Типичные выходные ВАХ полевого тран- зистора представлены на рис. 6.10. При нулевом напря- жении па затворе транзистор имеет наименьшее сопро- тивление. Однако ВАХ не имеет линейного вида. Это обусловлено тем, что при протекании тока вдоль ка- нала создается дополнительное падение напряжения, которое усиливает смещение р-п перехода по направле- нию к стоку. В результате слой объемного заряда ис- 181
кривляется, как показано на рис. 6.11, и сечение канала уменьшается. В отличие от случая U3 =U30 , когда канал перекрыт полностью, это явление не приводит к отсечке тока, так как само искривление слоя объемного заряда является следствием увеличения тока. Вместо отсечки тока происходит отсечка его приращений, т. е. резкое возрастание дифференциального сопротивления канала. Такой режим называют насыщением, а напря- жение t/снас, при котором он наступает, напряжением Рис. 6.12. Конструкция текнетро- на. Рис. 6.11. Изменение сече- ния канала полевого тран- зистора. насыщения. Выходные ВАХ полевого транзистора очень похожи на характеристики пентода. Поскольку участок насыщения является, как и в пентодах, основным ра- бочим участком, усилительные свойства, количественно оцениваемые крутизной S (отношением приращения тока стока к приращению напряжения затвора), опреде- ляются для режима насыщения выражением $ = А/^нас = — f 1 — — Y (6.7) ^3 \ изо / где Rm-ph/ab — удельное сопротивление полупровод- ника; h, а, b — геометрические размеры канала (см, рис. 6.9). Переходя к оценке быстродействия полевого тран- зистора, отметим, что его работа не связана с инжек- цией неосновных носителей. Инерционность этого при- бора обусловлена в основном зарядом барьерной емко- сти переходов, которая очень мала. Поэтому граничная частота, определяемая соотношением /гр = 1/2лт3 (т3—s постоянная заряда барьерной емкости), составляет зна- чение свыше 1 МГц. Существует несколько конструктивных разновидно- стей полевого транзистора. На рис. 6.12 изображен тек~ нетрон, названный по имени изобретателя С. Тешнера, 182
Этот прибор представляет собой цилиндрический стер- жень полупроводника, торцевые грани которого явля- ются истоком и стоком, а затвором кольцевой р-п пере- ход, охватывающий стержень. К преимуществам текне- трона относятся малая межэлектродная емкость и вы- сокий частотный предел. Недостатками являются огра- ниченная мощность и небольшая крутизна. Дальнейшим развитием текнетрона явился мощный текнетрон, так называемый фильдтрон (от английского слова Jield — поле). Это прибор представляет собой многослойную структуру, состоящую из большого количества стерж- ней, напоминающих по форме текнетрон. Отличие за- ключается в том, что на торцевых участках созданы сильнолегированные слои. На рис. 6.12 они показаны штриховыми линиями. Со стороны истока создан дыроч- ный слой, образующий р-п переход, а со стороны стока п+-слой, снижающий сопротивления прибора в откры- том состоянии. Этот прибор работает, как диод с ин- жекцией неосновных носителей р-п переходом истока. Соответственно модулируется n-слой канала, снижается сопротивление в открытом состоянии, но и ухудшаются частотные свойства. Упрощенный вариант фильдтрона— гридистор (от английского слова grid — сетка) отлича- ется тем, что на обоих торцах создаются сильнолегиро- ванные слои электронного типа. Это позволяет прибору работать при любой полярности на основных электро- дах. При рассмотрении контакта металл — полупровод- ник в § 3.6 отмечалось, что за счет приложения внешне- го напряжения можно повышать или понижать концент- рацию носителей в приповерхностном слое полупровод- ника. Аналогичного эффекта можно добиться, если воздействовать на полупроводник электрическим полем, поместив между полупроводником и металлом слой изо- лятора. Этот эффект используется в полевом транзисто- ре с изолированным затвором, который представлен на рис. 6.13. Основу прибора составляет пластина полупро- водника p-типа, в которой на небольшом расстоянии друг от друга созданы две сильнолегированные п+-об- ласти, снабженные металлическим контактом. На по- верхности пластины находится слой изолятора, покры- тый металлической пленкой (контакт затвора). При по- даче смещения от внешнего источника ток между двумя п+-областями мал, так как он определяется токами 183
утечки двух п+-р диодов, включенных' навстречу друг другу. Если при этом на металлический контакт затво- ра подать положительный относительно полупроводника потенциал, то на поверхности полупроводника при оп- ределенной разности потенциалов возникает инверсион- ный слой с электронной электропроводностью. Этот слой соединит п+-области, и между стоком и истоком потечет ток. Роль канала в этом приборе играет инверсионный слой. Семейство ВАХ транзистора с изолированным за- твором аналогично семейству характеристик обычного Рис. 6.13. Полевой транзистор с изолированным затвором и индуцированным каналом. Рис. 6.14. Полевой транзистор с изолированным затвором и проводящим каналом. полевого транзистора с той лишь разницей, что ток сто- ка отсутствует при нулевом смещении на затворе, а с увеличением смещения на затворе — растет. В качестве изолирующего слоя в рассматриваемом приборе обычно используется пленка двуокиси кремния, отсюда его другое название: МОП-транзистор (металл— оксид — полупроводник, на английском языке MOS). Другим вариантом нолевого транзистора с изолиро- ванным затвором является структура, в которой между истоком и стоком создан тонкий приповерхностный ка- нал n-типа (рис. 6.14). В таком транзисторе возможно протекание тока стока даже при нулевом смещении на затворе. При подаче на затвор отрицательного относи- тельно истока смещения ток стока уменьшается, а при противоположной полярности — увеличивается, что свя- зано с изменением концентрации подвижных носителей в канале. Режим работы полевого транзистора с изо- лированным затвором, при котором увеличение абсолют- ного значения напряжения на затворе приводит к уве- личению тока стока, называется режимом обогащения. 184
Режим работы, при котором увеличение абсолютного значения напряжения иа затворе приводит к уменьше- нию тока стока, называется режимом обеднения. Так, транзистор, изображенный на рис. 6.13, может работать только в режиме обогащения и называется поэтому транзистором с индуцированным каналом. Транзистор, изображенный на рис. 6.14, может работать как в ре- жиме обогащения, так и в режиме обеднения и называ- ется транзистором с проводящим каналом. ГЛАВА СЕДЬМАЯ ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ ТИРИСТОРА И ЕГО ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА 7.1. ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ р-п-р-п СТРУКТУРЫ Полупроводниковой р-п-р-п структурой называется структура, состоящая из четырех чередующихся слоев электронного и дырочного типов проводимости, образу- ющих три электронно-дырочных перехода. Схематичес- кое изображение р-п-р-п структуры приведено на рис. 7.1. По аналогии с терминологией, принятой для транзис- торов, внешние слои pt, п2 и электронно-дырочные пере- ходы д и /з принято называть эмиттерными, а внутрен- ние слои «1 и р2 — базовыми. Центральный переход /2 называют при этом коллекторным.^ Смысл этих терми- нов станет ясным из последующего изложения принци- пу действия р-п-р-п структуры. Д Вольт-амперная характеристика р-п-р-п структуры изображена на рис. 7.2. Из рисунка видно, что в обрат- ном направлении ВАХ четырехслойной структуры подоб- на обратной ВАХ силового диода. В прямом направле- нии ВАХ р-п-р-п структуры немонотонна. Она состоит из трех участков. Участок /, простирающийся от 0 до точки а, соответствует закрытому состоянию структуры. Прямой ток в этом состоянии не превышает обычно еди- ниц или десятков миллиампер. Он медленно возрастает с ростом напряжения, которое может достигать сотен и тысяч вольт. Па участке //, простирающемся от точки а до точки б, напряжение на четырехслойной структуре уменьшается с ростом тока. Однако ток по-прежнему от- 185
носительно мал (не превышает обычно нескольких деся- тых долей ампера). Этот участок называется областью отрицательного дифференциального сопротивления. На участке III напряжение на р-п-р-п структуре снова воз- растает с ростом прямого тока. Для структур большой площади, составляющих основу силовых тиристоров, прямой ток на этом участке может достигать десятков, сотен и даже тысяч ампер, а напряжение остается малым и приближенно равным прямому напряжению на сило- Рис. 7.1. Схематическое изо- Рис. 7.2. Вольт-амперная харак- бражение р-п-р-п структуры. теристика р-п-р-п структуры. вых диодах. Этот участок соответствует открытому сос- тоянию четырехслойной структуры. Максимальное напряжение иа р-п-р-п структуре, со- ответствующее точке а на рис. 7.2, называется напряже- нием переключения и обозначается Цво). Ток через струк- туру при напряжении, равном напряжению переключе- ния, называется токолг переключения и обозначается 1(В0) - Сама точка а называется точкой переключения. Рассмотрим теперь принцип действия р-п-р-п струк- туры. В равновесном состоянии, когда какое-либо внеш- нее воздействие отсутствует, ток через структуру равен нулю. Все слои структуры электронейтральны, и концен- трации носителей в них соответствуют их равновесным значениям. У каждого перехода существует своя область объемного заряда, соответствующая его равновесному состоянию (рис. 7.3, а). Распределение потенциала фо по толщине структуры скачкообразно изменяется на р-п пе- реходах (рис 7.3,6). Скачки потенциала на переходах равны контактным разностям потенциалов этих перехо- дов в равновесном состоянии фю, фго и фзо. Контактные разности потенциалов, толщины слоев объемного заряда 186
и барьерные емкости переходов могут быть рассчитаны по формулам, приведенным в § 1.1. Уровень Ферми в равновесном состоянии занимает одно и то же положение во всех четырех слоях структур ры, и диаграмма ее энергетических зон имеет вид, пред* ставленный на рис. 7.3, в. Пунктиром на этом рисунке Рис. 7.3. р-п-р-п структура (а), распределение потенциа- ла (б) и диаграмма энергети- ческих зон (в) в равновесном состоянии. Рис. 7.4. р-п-р-п структура (а), распределение потенциала (б) и диаграмма энергетических зон (е) при смещении в обратном направлении. показано положение уровня Ферми в собственном полу* проводнике Еф,. Пусть теперь к р-п-р-п структуре приложено обрат* ное напряжение, полярность которого показана на рис. 7.4, а. Переходы и /3 оказываются смещенными в этом случае в обратном направлении, а центральный переход /г — в прямом./Внешнее напряжение падает в основном на электронно-дырочных переходах, причем падения на- пряжения на обратносмещенных переходах /, и /з зна- чительно превышают падение напряжения на централь- 187
ном переходе /2. Ток через р-п-р-п структуру, называе- мый в данном случае обратным, мал и ограничивается сопротивлениями переходов /г и /3, смещенных в обрат- ном направлении. Падения напряжения на всех четырех электронейтральных слоях р-п-р-п структуры при этом пренебрежимо малы. Изменение потенциала ср по толщи- не р-п-р-п структуры при ее смещении в обратном на- правлении показано на рис. 7.4, б. Пунктиром показано распределение потенциала по толщине структуры в рав- новесном состоянии фо. За нуль в обоих случаях принят Л ^2 /з Рис. 7.5. Смещение р-п-р-п структуры в прямом направлении (а) и ее транзисторная модель (б). потенциал слоя pi. При этом разность между потенциа- лами слоя п2 в равновесном и неравновесном состояниях равна по абсолютному значению обратному напряже- нию UR, приложенному к р-п-р-п структуре. Диаграмма энергетических зон р-п-р-п структуры при ее смещении в обратном направлении изображена на рис. 7.4,в. Пунктиром показано положение уровня Фер- ми в собственном полупроводнике. При смещении р-п-р-п структуры в прямом направ; лении внешний источник напряжения подключается пен ложительным полюсом к эмиттерному слою pi, а отри- цательным— к эмиттерному слою n2 (pwe: 7^,«). Для описания принципа действия р-п-р-п структуры при смен щеншГв прямом направлении ее удобно представить в виде комбинации двух транзисторов, один из которых р-п-р типа, а другой — п-р-п типа (рис. 7.5,6). Видно, что слой «1 четырехслойной структуры является одно- временно базовым слоем р-п-р транзистора и коллек- торным слоем п-р-п транзистора. Аналогично слой рг одновременно служит базовым слоем" п-р-п транзистор? 188
и коллектбрным слоем р-п-р транзистора. Переход /2 яв- ляется общим коллекторным переходом обоих транзис- торов. Представленная на рис. 7.5, б комбинация двух тран- зисторов называется транзисторной моделью р-п-р-п структуры, а сами транзисторы принято называть сос- тавными (иногда условными). Коэффициенты передачи тока этих транзисторов обозначены на рис. 7.5,6 через <Х1 и а2. При нодаче на р-п-р-п структуру напряжения, поляр- ность которого показана на рис. 7.5, а, эмиттериые пере- ходы ji и /з смещаются в прямом направлении, а коллек- торный переход — в обратном. Через коллекторный переход течет при этом обратный ток /л;2, обусловлен- ный тепловой генерацией носителей в слое объемного заряда этого перехода. Благодаря этому в базовые слои р-п-р-п структуры поступают равные-потоки основных носителей, пропорциональные току 7л/2. Для транзистор- ной модели структуры это означает, что коллекторные переходы обоих транзисторов смещены в обратном на- правлении и через эти переходы протекают равные об- ратные токи При этом обратный ток коллекторного перехода одного транзистора является базовым током для другого транзистора, и наоборот. Поток дырок в базовый слой р2, пропорциональный току /л/2, повышает потенциал этого слоя и тем самым приводит к смещению эмиттерного перехода /3 в. прямом направлении. При этом из эмиттерного слоя п2 в базо- вый слой р? инжектируются электроны, часть которых достигает границы коллекторного перехода и перебрасы- вается электрическим полем этого перехода в базовый слой Пь Таким образом, в базовый слой «1 помимо пото- ка электронов, пропорционального току 1щ2, поступает дополнительный поток электронов, пропорциональный коллекторному току п-р-п транзистора. Аналогично поток электронов, поступающий в базо- вый слой «1, понижает потенциал этого слоя и приводит к смещению перехода j\ в прямом направлении. При этом из эмиттерного слоя pi в базовый слой ги инжекти- руются дырки, часть которых достигает коллекторного перехода и перебрасывается электрическим полем этого перехода в базовый слой р2. В базовый слой р2 помимо потока дырок, пропорционального току 7Л/2, поступает, 189
таким образом, дополнительный поток дырок, пропорци- ональный коллекторному току составного р-п-р транзис- тора. Дополнительные потоки основных носителей в базо- вые слои составных транзисторов вызывают дальнейшее увеличение их коллекторных токов и т. д. Между сос- тавными транзисторами структуры существует, таким образом, положительная обратная связь. Коллекторный ток п-р-п транзистора, являясь базовым током для р-п-р Рис. 7.6. Зависимости суммы интегральных и дифференци- альных коэффициентов пере- дачи тока составных транзи- сторов тиристора от тока. транзистора, приводит к увеличению коллекторного тока р-п-р транзистора. В свою очередь коллекторный ток р-п-р транзистора, являясь базовым током для п-р-п транзистора, приводит к увеличению коллекторного тока п-р-п транзистора и т. д. Однако при малых токах коэффициенты гТередачи то- ка составных транзисторов кремниевых р-п-р-п структур малы и возрастают с ростом тока. Именно эта зависи- мость eti и «2 от тока и приводит к тому, что ВАХ р-п-р-п структуры в прямом направлении имеет вид, представленный на рис. 7.2. Ее часто называют S-об- разной. Рассмотрим, каким образом при положительной об- ратной связи между составными транзисторами зависи- мость их коэффициентов передачи oci и аг от тока при- водит к формированию S-образной _ ВАХ р-п-р-п структуры в прямом направлении. Положим, что зависимость суммы коэффициентов передачи тока составных транзисторов ai+аг от тока имеет вид, пред- ставленный на рис. 7.6. На этом же рисунке изображена зависимость от тока суммы дифференциальных коэффи- циентов передачи тока составных транзисторов р-п-р-п структуры ai*+a2*. Заметим, что коэффициенты переда- чи тока а, и аг в отличие от дифференциальных принято называть интегральными, однако для краткости слово «интегральные», как и выше, будем опускать, 190
Дифференциальные (или, как иногда говорят, мало* сигнальные) коэффициенты передачи тока связаны с ин-' тегральными коэффициентами соотношениями ai а2 da.j ' di ’ da2 di (7.1) При малых токах, соответствующих закрытому со- стоянию р-п-р-п структуры, сумма как интегральных, так и дифференциальных коэффициентов передачи тока составных транзисторов меньше 1. Положительная об- ратная связь между составными транзисторами струк- туры при этом относительно слабая. Поэтому при пря- мом напряжении, меньшем напряжения переключения, устанавливается стационарный режим работы р-п-р-п структуры в закрытом состоянии. Приложенное к струк- туре напряжение практически полностью падает на об- ратносмещенном коллекторном переходе, сопротивление которого намного больше сопротивлений прямосмещен- ных эмиттерных переходов. Распределение потенциала по толщине р-п-р-п структуры и диаграмма ее энергети- ческих зон для рассматриваемого случая представлены на рис. 7.7, а и б. Через р-п-р-п структуры в закрытом состоянии течет небольшой ток. Уравнение для этого тока в стационар- ном режиме работы может быть получено из условия сохранения электронейтральности базовых слоев струк- туры. Это условие означает, что избыточные концентра- ции основных и неосновных носителей, накопленных в той или иной базовой области при протекании тока 1, равны между собой. Исходя из этого условия или, что то же самое, из баланса зарядов подвижных носителей, поступающих и рекомбинирующих в той или иной базо- вой области, уравнение для тока через р-п-р-п структуру в закрытом состоянии можно записать в виде (7.2) 1 — (ai + «2) Это же уравнение легко получить из условия равен- ства токов через все три перехода структуры. Суммар- ный ток, протекающий через коллекторный переход структуры, как следует из рис, 7,5,6, равен /B/t+/ai + 191
-j-faz. Этот ток должен быть равен току /, протекающе- му через эмиттерные переходы. В.результате снова при- ходим к (7.2). Формула (7.2) справедлива до тех пор, пока ai-f- +«2< 1. Перепишем ее в виде + <7-3> и продифференцируем ее по току /: = (7.4) al где он* и аг* — описываются (7.1). Рис. 7.7. Распределение потен- циала (а) и диаграмма энер- гетических зон (б) р-п-р-п структуры в закрытом состоя- нии. Рис. 7.8. Распределение по- тенциала (а) и диаграмма энергетических зон (б) р-п-р-п структуры в открытом состоя- нии при больших плотностях тока. Из (7.4) следует, что, до тех пор пока ai*+a2*<l. Это означает, что обратный ток коллектор- ного перехода возрастает с ростом тока. Однако рост /н/-2 возможен только благодаря росту обратного напря- жения на коллекторном переходе, а следовательно, и росту напряжения на р-п-р-п структуре в целом. Это соответствует закрытому состоянию структуры (участку I на рис. 7.2). 192
Дифференциальные коэффициенты передачи тока составных транзисторов структуры возрастают с ростом тока быстрее, чем интегральные (см. рис. 7.6). Когда ai*+a2* = l> dlRjt/dl=Q. Это соответствует максималь- ному значению 7/?/, ,а следовательно, и максимальному значению обратного напряжения на коллекторном пере- ходе.ТОднако в закрытом состоянии напряжение, прило- женное к структуре, практически равно напряжению на обратносмещенном коллекторном переходе. Поэтому прямое напряжение на р-п-р-п структуре также дости- гает максимального значения При «1*4-02* = 1. При ai*+«2*>l производная dlRiJdl<0. Это озна- чает, что Irs, уменьшается с ростом тока при ai*4- J-a2*> 1, а следовательно, напряжение на коллекторном переходе и на структуре в целом также уменьшается. Это соответствует области отрицательного дифферен- циального сопротивления на прямой ВАХ структуры (участку II на рис. 7.2). Уменьшение 1щг с ростом тока происходит до тех пор, пока ai4-«2 не достигает 1. Когда «1-)-а2=1, обратный ток коллекторного перехода, а следовательно, и напря- жение на этом переходе падают до 0, как это следует из (7.3). Значение тока, при котором ai+a2=l, называ- ется током удержания и обозначается 1н. При значениях тока, превышающих ток удержания, формулы (7.2) — (7.4) теряют смысл. Сумма интеграль- ных коэффициентов передачи тока составных транзисто- ров при этих токах превышает 1, и коллекторный пере- ход смещается в прямом направлении. Полярность на- пряжения на этом переходе становится противоположной полярности внешнего напряжения, приложенного к р-п-р-п структуре. Это соответствует открытому состоя- нию р-п-р-п структуры (участку III на рис. 7.2). Ток через структуру ограничивается в этом случае внешней нагрузкой и может достигать десятков и сотен ампер. Распределение потенциала по толщине структуры и ди- аграмма ее энергетических зон для этого случая пред- ставлены на рис. 7.8, а и б. Изменение потенциала по толщине базовых областей в рассматриваемом случае связано с тем, что при больших токах падения напряже- ния на базах структуры могут стать сравнимыми с па- дениями напряжения на р-п переходах. Все три перехо- да структуры в открытом состоянии смещены в прямом направлении. 13—673 193
Максимальное значение напряжения на р-п-р-п структуре, достигаемое при ai*+a2*=l, называется напряжением переключения U{boi, а соответствующее ему значение тока — током переключения Цво). Состоя- ние р-п-р-п структуры в области отрицательного диф- ференциального сопротивления является неустойчивым. При малейшем превышении напряжения (тока) пере- ключения р-п-р-п структура переходит из закрытого со- стояния в открытое. Условие переключения р-п-р-п структуры из закрытого состояния в открытое может| быть записано в виде at + аг = 1 при •/ = / (во)« (7.5) Остановимся еще коротко на следующем обстоятель- стве. При относительно слабой зависимости коэффици- ентов передачи тока составных транзисторов от тока напряжение переключения р-п-р-п структуры может превышать напряжение лавинного пробоя коллекторно- го перехода. В этом случае при высоких напряжениях необходимо учитывать лавинное умножение носителей в слое объемного заряда коллекторного перехода. Если принять, что коэффициенты лавинного умножения для дырок Мр и электронов Мп равны между собой и равны М, то вместо (7.2) в рассматриваемом случае получим: / =----. (7.6) 1 — («1 + a2) М Под в (7.6) следует понимать обратный ток кол- лекторного перехода без учета лавинного умножения но- сителей в слое объемного заряда этого перехода. Пос- леднее учитывается коэффициентом лавинного умноже- ния М. Условие переключения р-п-р-п структуры из закры- того состояния в открытое с учетом лавинного умноже- ния носителей имеет вид: М (а? + о£) = 1 при I = Цво)- (7.7) Так как при напряжениях, превышающих напряже- ние пробоя коллекторного перехода, коэффициент М заметно превышает 1, то переключение структуры в от- крытое состояние в данном случае происходит при <zi*+, 4-а2*<1. Тем не менее ток переключения в рассматри- ваемом случае больше, чем в случае, когда из-за более сильной зависимости си и аг от тока напряжение пере- 194
ключения структуры меньше напряжения лавинообра- зования коллекторного перехода. И в заключение остановимся коротко на причинах, обусловливающих зависимость коэффициентов передачи тока составных транзисторов р-п-р-п структуры от тока. К ним можно отнести:^рекомбииацию носителей в слоях объемного заряда эмиттерных переходов, омические то- ки утечки через эти переходы, зависимости времени жиз- ни неосновных носителей в базах от уровня инжекции и т. д. При этом следует отметить, что в закрытом состоя- нии структуры ai и аг возрастают также с ростом пря- мого напряжения из-за модуляции толщин базовых сло- ев структуры^ Лавинное умножение носителей в слое объемного заряда коллекторного перехода при больших напряжениях также эквивалентно увеличению коэффи- циентов передачи тока составных транзисторов, как это следует из (7.6) и (7.7). 7.2. ВКЛЮЧЕНИЕ р-п-р-п СТРУКТУРЫ ПО УПРАВЛЯЮЩЕМУ ЭЛЕКТРОДУ Включение р-п-р-п структуры в открытое состояние может быть реализовано различными способами: путем кратковременного превышения напряжения переключе- ния, подачи импульса напряжения с крутым фронтом (§ 8.2), воздействия света (§ 13.2) и т. д. На практике наиболее широкое применение нашел способ включения р-п-р-п структуры в открытое состоя- ние путем введения в один из базовых с^оев основных носителей через дополнительный электрод. ‘ В реальных структурах дополнительный электрод, называемый управляющим, соединен, как правило, с базовой обла- стью дырочной электропроводности (рис. 7.9). Схему подсоединения структуры к внешним источникам, пока- занную на рис. 7.9, называют при этом трехэлектродной. Полупроводниковая р-п-р-п структура с управляющим электродом составляет основу силовых тиристоров. Поэ- тому такую структуру часто называют тиристорной или даже просто тиристором. Ток управляющего электрода обозначают /с- Он мо- жет быть прямым и обратным. Ток управляющего элект- рода считается прямым в том случае, если он течет в направлении к базовой области (рис. 7.9). В противном случае этот ток считается обратным. Включение в от- 13* 195
крытое состояние р-п-р-п структур с управляющим электродом, подсоединенным к базовой области дыроч- ной электропроводности, осуществляется прямым током управляющего электрода. Именно этот наиболее рас- пространенный случай и изображен на рис. 7.9. На ана- лизе этого случая остановимся ниже. Пусть к р-п-р-п структуре приложено напряжение U, Меньшее напряжения переключения Цвоу и ток управ- Рис. 7.9. р-п-р-п структура с управляющим электродом и схема сс подсоединения к внешним источникам. Рис. 7.10. Транзисторная модель р-п-р-п структуры с управляю- щим электродом. ляющего электрода Л?=0. Структура находится в этом- случае в закрытом состоянии. Ее коллекторный переход смещен в обратном направлении, и через него протекает обратный ток /в/2. Ток через р-п-р-п структуру' I связан при этом с током 7r/2 соотношением (7.2) или (7.6). Пусть теперь при том же значении напряжения, при- ложенного к р-п-р-п структуре, в базовый слой Рг пода- ется ток управляющего электрода Ig- Этот ток вносит в базовый слой р2 дополнительный поток основных носи- телей— дырок. Дырки повышают потенциал базы р2 от- носительно слоя пз, и эмиттерный переход /3 сильнее смещается в прямом направлении. Инжекция электро- нов из эмиттерного слоя п2 в базу р2 при этом увеличи- вается. Часть инжектированных электронов достигает границы коллекторного перехода и перебрасывается электрическим полем этого перехода в базовый слой п{. Таким образом, ток Ig, поступающий в базу р2, приводит к увеличению потока электронов в базу щ. Увеличение потока электронов в базу щ приводит, в свою очередь, к росту инжекции дырок из эмиттерного перехода Часть этих дырок, достигающая границы 196
коллекторного перехода, перебрасывается в базу Рг, вы- зывая дальнейшее увеличение инжекции электронов из слоя п2 в эту базу, и т. д. Ток через р-п-р-п структуру / при этом возрастает, и увеличиваются коэффициенты передачи тока составных транзисторов, зависящие от тока. Рост тока I и суммы щ-фаг тем сильнее, чем боль- ше ток Ig. При некотором значении Ig ток и сумма ai+a2 возрастают в достаточной мере, чтобы р-п-р-п структура перешла в открытое со- стояние при анодном напряжении U, меньшем напряже- ния переключения U(bo). Для вывода соотношения, описывающего взаимо- связь тока / с током Ig, воспользуемся опять транзистор- ной моделью р-п-р-п структуры. Для случая трехэлект- родного включения р-п-р-п структуры, изображенного на рис. 7.9, эта модель представлена на рис. 7.10. В рас- сматриваемом случае ток через эмиттерный переход /з составного п-р-п транзистора равен сумме тока через структуру I и тока Ig. Ток же через эмиттерный переход /1 составного р-п-р транзистора и суммарный ток через коллекторный переход /г равны току /. Суммируя все токи, протекающие через коллекторный переход /2 (при этом следует помнить, что ток /д/2 в сумму входит толь- ко один раз, так как он один и тот же Для обоих состав- ных транзисторов), получим: / = 2^+ , (7.8) 1 — (at + a2) Если напряжение, приложенное к структуре, доста- точно велико и в слое объемного заряда коллекторного перехода имеет место лавинное умножение носителей, соотношение для тока I вместо (7.8) можно представить в виде , д + '»3)-И. (7.9) 1 — (®i + «а) М Под 7r/2 в (7.9), как и в (7.6), следует понимать об- ратный ток коллекторного перехода без учета лавинно- го умножения носителей в области объемного заряда этого перехода. 7 Сравнивая (7.8) и (7.9) с (7.2) и (7.6), которые спра- ведливы при отсутствии тока Ig, легко заметить, что по- дача тока Ig как бы эквивалентна увеличению обратно- 197
го тока коллекторного перехода. Включение р-п-р-п структуры из закрытого состояния в открытое'происхо- дит в этом случае при меньшем напряжении. Чем боль- ше ток 7g, тем меньше напряжение переключения струк- туры в открытое состояние. Когда лавинное умножение носителей в слое объем- ного заряда коллекторного перехода мало и справедли- ва формула (7.8), условие переключения р-п-р-п струк- туры в открытое состояние при наличии тока Ig имеет вид «1 4~ а2 — 1 — (а2 a2j при / =/(£0), (7.10) При /g=0 (7.10) совпадает с (7.5). Дифференциаль- ный коэффициент передачи тока составного п-р-п тран- зистора a2*>«2- Поэтому из (7.10) следует, что при /с=И=0 переключение p-ru-p-п структуры в открытое со- стояние происходит при ai*4-a2*<l, причем ai* зави- сит от тока /, а аг* и аг зависят от суммарного тока Z-f- 4~7g- Чем больше ток Ig, тем при мепыпем значении «1*4-02* происходит переключение р-п-р-п структуры в открытое состояние. Это означает, что с ростом тока 1а ток переключения уменьшается. Одновременно с этим значительно быстрее уменьшается напряжение переклю- чения. Вольт-амперная характеристика р-п-р-п структу- ры при различных токах Ig имеет при этом вид, пред- ставленный на рис. 7.11. Когда лавинное умножение носителей в слое объем- ного заряда коллекторного перехода существенно и справедлива формула (7.9), условие переключения р-п-р-п структуры в открытое состояние при наличии тока Ig имеет вид: (а; 4- «;) М - 1 — -~- (а* — а2) при I = 7(ад. (7.11) На рис. 7.12 изображены в относительных единицах зависимости напряжений переключения от тока управ- ляющего электрода для двух типов р-п-р-п структур. Кривая 1 — это зависимость для р-п-р-п структур, у которых сумма коэффициентов передачи тока составных транзисторов относительно быстро возрастает с ростом тока. Для этих структур справедлива формула (7.8), Даже при Ig = 0 переключение этих структур в откры- тое состояние происходит при напряжениях, меньших 198
минимального напряжения пробоя коллекторного пере- хода. Уменьшение напряжения переключения с ростом тока Ig приводит к уменьшению обратного тока коллек- торного перехода /д/2. Но из-за малости /в/2 его умень- шение легко компенсируется соответствующим ростом тока Ig- Кривая 2 — это зависимость для структур, у которых сумма коэффициентов передачи тока составных транзи- сторов относительно слабо возрастает с ростом тока. Рис. 7.11. Вольт-амперная ха- рактеристика тиристора прн различных токах управляюще- го электрода. Рис. 7.12. Зависимость напря- жения переключения (в отно- сительных единицах) от тока управляющего электрода. Для таких структур справедлива формула (7.9). При нулевом токе управлиющего электрода переключение этих структур в открытое состояние происходит при на- пряжениях, превышающих минимальное напряжение пробоя коллекторного перехода, и коэффициент лавин- ного умножения Л43>1. Небольшое уменьшение напряже- ния переключения приводит в этом случае к резкому уменьшению коэффициента лавинного умножения М. Для выполнения условия переключения при этом требу- ется существенный рост тока /ц. Но после того как на- пряжение переключения уменьшается до значения ми- нимального напряжения пробоя коллекторного перехо- да, практически М=1. Это достигается при значении тока управляющего электрода, обозначенного на рис. 7.12 через /а*. При Ig>Ig*, когда для рассмат- риваемых структур становится справедлива (7.8). Их напряжения переключения, как и в первом случае, резко уменьшаются при этом с дальнейшим ростом тока Ig при его значениях, превышающих Ig*- При малых значениях напряжений переключения их зависимости от тока управления становятся менее рез- 199
кими (рис. 7.12). Это связано с тем, что коэффициенты передачи тока составных транзисторов зависят не толь- ко от тока, но и от напряжения (из-за модуляции тол- щин базовых слоев). Степень модуляции толщин базо- вых слоев наиболее существенно изменяется при малых напряжениях.иУмепьшепие коэффициентов передачи то- ка с уменьшением напряжения требует для выполнения условия переключения соответствующего увеличения этих коэффициентов за счет роста тока. Это достигает- ся путем увеличения тока Ig. При определенном значении Ig включение р-п-р-п структуры в открытое состояние можно осуществить при нулевом напряжении на коллекторном переходе (при напряжении около 1 В на р-п-р-п структуре в целом). Вольт-амперная характеристика четырехслойной струк- туры при этом становится подобной ВАХ диодной струк- туры в прямом направлении. Рассмотрим теперь коротко влияние обратного тока управляющего электрода на ВАХ р-п-р-п структуры в закрытом состоянии. Влияние этого тока, очевидно, про- тивоположно рассмотренному выше влиянию прямого тока Ig. Для оценки влияния обратного тока Ig на ВАХ р-п-р-п структуры достаточно в (7.8) — (7.11) знак, стоящий перед слагаемыми, содержащими 1g, изменить на противоположный. При обратном токе Ig возрастают ток и напряжение переключения р-п-р-п структуры. Зна- чение суммы дифференциальных коэффициентов переда- чи тока составных транзисторов, при котором происхо- дит переключение структуры в открытое состояние, так- же возрастает. Когда лавинное умножение носителей в слое объем- ного заряда коллекторного перехода пренебрежимо ма- ло, значение этой суммы при обратном токе управляю- щего электрода превышает 1. Структура, напряжение переключения которой при /с = 0 было меньше напряже- ния пробоя коллекторного перехода, при Zg<0 может иметь напряжение переключения, превышающее мини- мальное напряжение пробоя коллекторного перехода. Все эти факторы обусловлены тем, что при Ig<0 часть дырок, поставляемых в базовый слой р2 обратным током управляющего электрода, отводится из этой базы через управляющий электрод, не вызывая инжекции электро- нов из эмиттерного слоя п2. 200
7.3. ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА СИЛОВОГО ТИРИСТОРА В ОБРАТНОМ НАПРАВЛЕНИИ Все электрические параметры силовых тиристоров определяются свойствами р-п-р-п структур, составляю- щих основу этих тиристоров. Поэтому под ВАХ силового тиристора в обратном направлении понимают обратную ВАХ р-п-р-п структуры. В § 7.1 было показано, что при подаче на р-п-р-п структуру обратного напряжения коллекторный переход смещается в прямом, а эмиттерные переходы — в обрат- ном направлении. Приложенное к структуре напряжение падает при этом практичес- ки полностью на обратно- смещенных эмиттерных пе- реходах. Обратные токи эмит- терных переходов, как и лю- бых электронно-дырочных переходов, состоят из объем- ной и поверхностной состав- Рис. 7.13. р-п-р-п структура при обратном смещении. ляющих. Природа поверх- ностных токов была описана в § 1.6 при анализе обрат- ных ВАХ силовых диодов. Диаметры р-п-р-п структур силовых тиристоров лежат в интервале примерно от 6 до 60 мм и более. Объемные составляющие обратных то- ков силовых тиристоров при этом обычно значительно превышают поверхностные, особенно при современных методах очистки, пассивации и защиты фасок р-п-р-п структур от окружающей среды. Поэтому, как и в слу- чае силовых диодов, будем полагать, что поверхностные токи пренебрежимо малы и обратные токи р-п-р-п струк- тур приближенно равны их объемным составляющим. Объемные составляющие обратных токов кремние- вых р-п переходов представляют собой генерационный ток (см. § 1.6). Рассмотрим несколько подробнее физику процессов в р-п-р-п структуре, смещенной в обратном направлении (рис. 7.13). Области объемных зарядов р-п переходов структуры па рисунке заштрихованы. Из рис. 7.13 видно, что в области объемного заряда обратносмещенного эмиттерного перехода fa генерируются электроны и дыр- ки. Генерируемые дырки выбрасываются электрическим полем перехода Д в эмиттерный слой pi. Поток этих ды- 201
рок пропорционален обратному (генерационному) току IRll перехода Д. Генерируемые электроны выбрасыва- ются электрическим полегл перехода /1 в базовый слой «в Поток этих электронов также пропорционален току /«/!, Часть электронов, поступающих в базу nlt рекомби- нирует в этой базе. Некоторая часть их рекомбиниру- ет в слое объемного заряда прямосмещенного коллек- торного перехода /2. Остальная часть электронов переб- расывается (инжектируется) переходом /2 в базовый слой р2. В свою очередь, часть электронов, инжектирован- ных в базу р2, рекомбинирует в этой базе. Остальная часть их, достигающая границы области объемного заряда перехода /3, перебрасывается электрическим полем это- го перехода в эмиттерный слой п2. Аналогично ведут себя и носители, генерируемые в области объемного за- ряда обратносмещенного эмиттерного перехода /3. Элек- троны, генерируемые в этой области, выбрасываются электрическим полем перехода /3 в эмиттерный слой п2. Поток этих электронов пропорционален обратному (ге- нерационному) току /к/з перехода /з- Генерируемые дыр- ки выбрасываются электрическим полем перехода /3 в базовый слой р2. Поток этих дырок также пропорциона- лен обратному току /л/3. Часть дырок, поступающих в базу р2, рекомбинирует в этой базе с электронами, ин- жектируемыми в базу р2 прямосмещенным коллектор- ным переходом /2. Некоторая часть дырок рекомбиниру- ет с электронами в области объемного заряда перехода /2. Остальная часть дырок перебрасывается (инжекти- руется) переходом /2 в базовый слой «ь В свою очередь, часть дырок, инжектированных в базу «ь рекомбиниру- ет в этой базе с электронами, поступающими в базу nt из области объемного заряда перехода /ь Остальная часть дырок, достигающая границы области объемного заряда перехода /|, перебрасывается электрическим по- лем этого перехода в эмиттерный слой р{. Описанные процессы соответствуют стационарному режиму работы р-п-р-п структуры при ее смещении в обратном направлении. Из сказанного следует, что об- ратный ток, протекающий через р-п-р-п структуру, не- сколько больше обратного (генерационного) тока каж- дого из ее обратносмещенных эмиттерных переходов. Это обусловлено тем, что через переход /1 помимо его обратного тока течет дополнительный ток дырок, 202
генерируемых в области объемного заряда перехода /з и частично достигающих границы перехода /1 со стороны базы Пь Аналогично через переход /3 помимо его обрат- ного тока /я/з течет дополнительный ток электронов, генерируемых в области объемного заряда перехода Ji и частично достигающих границы перехода /з со сторо- ны базы р2. В рассматриваемом случае, как и при смещении в прямом направлении, р-п-р-п структура может быть Рис. 7.14. Транзисторная модель р-п-р-п структуры при обратном смещении. представлена в виде комбинации двух р-п-р и п-р-п тран- зисторов (рис. 7.14). Однако в данном случае эти тран- зисторы включены в инверсном (обратном) направле- нии. Они имеют общий эмиттерный переход /2, которым служит прямосмещенный коллекторный переход р-п-р-п структуры, и разные коллекторные переходы /1 и /3, роль которых играют обратносмещенные эмиттериые перехо- ды. Коэффициенты передачи тока составных транзисто- ров в рассматриваемом случае называются инверсными и обозначаются ац и а2г соответственно. Уравнение для обратного тока р-п-р-п структуры /я можно представить в виде = (7.12) 1 — а1г 1 — а2г Это уравнение получается из условия непрерывности тока через все р-п переходы четырехслойной структуры. При этом учитывается, что базовым током для каждого составного транзистора служит обратный (генерацион- ный) ток его коллекторного перехода. 203
Одной формулы (7.12) в общем случае недостаточно для описания ВАХ р-п-р-п структуры в обратном направ- лении. Дело в том, что обратный ток через структуру Ir зависит от обратного напряжения U R, приложенного к структуре в целом, а обратные токи Ir^ и /Л/3 зависят от обратных напряжений URjx и Ur^, падающих на эмит- терных переходах /] и /3 соответственно. Поэтому необ- ходимо знать, каким образом обратное напряжение, при- ложенное к структуре, распределяется между перехода- ми /1 и /3. При этом можно пренебречь падением напряжения на прямосмещенном коллекторном перехо- де и принять, что Однако в реальных р-п-р-п структурах база р2 леги- рована примесями значительно сильнее, чем база п\, и переход /3 шунтируется в отдельных точках с омиче- ским контактом (см. § 7.6). Поэтому можно принять, что URli^UR, так как <g.URj,, и выражение для обрат- ного тока можно представить в виде ШМЛ)/(|-4 р-14) Индекс i в обозначении коэффициента передачи тока составного р-п-р транзистора в инверсном направлении в формуле (7.14) опущен. Это связано с тем, что коэф- фициенты передачи тока этого транзистора при прямом и инверсном включениях практически одинаковы. Объ- ясняется это тем, что в реальных р-п-р-п структурах пе- реходы /] и /г изготавливаются, как правило, одновре- менно и имеют одинаковые распределения легирующих примесей в слоях, образующих эти переходы. Переходы /1 р-п-р-п структур силовых тиристоров по характеру распределения легирующих примесей и сте- пени легирования слоев, образующих эти переходы, практически не отличаются от электронно-дырочных пе- реходов структур силовых диодов. Поэтому все, о чем го- ворилось в § 1.6 при описании ВАХ силовых диодов в об- ратном направлении, справедливо и для ВАХ переходов четырехслойных структур силовых тиристоров. В част- ности, обратный ток перехода /1 Может быть приближен- но рассчитан по формуле 17.15) 204
где S — площадь р-п-р-п структуры (перехода /1); щ— концентрация собственных носителей в кремнии; тр, тп — времена жизни дырок и электронов в слое объемного за- ряда перехода ji; WOn — толщина слоя объемного заря- да, мкм: Го„^0,52]Л^;, (7.16) причем рп — удельное сопротивление кремния в базе пц Ом/см; UR — обратное напряжение, В. При больших обратных напряжениях может стать су- щественным лавинное умножение носителей в слое объ- емного заряда перехода Д. Полагая при этом, что коэф- фициенты лавинного умножения для дырок и электронов одинаковы и равны М, уравнение для обратного тока р-п-р-п структуры можно представить в виде где м = ——г-; (7-18) ь / UR V \U(BR)ii / C7(br)/! — напряжение пробоя перехода /1, соответствую- щее бесконечно большому обратному току, а коэффици- ент п в случае кремниевых структур колеблется в преде- лах от 3 до 9. Напряжение пробоя Цвкщ перехода ji определяется из условия, что Л4—>оо. В то же время напряжение лавин- ного пробоя р-п-р-п структуры в обратном направлении определяется из условия, что 7й->оо, которое согласно (7.17) эквивалентно условию A7->l/ai. Чем больше ои, тем меньше соответствующее значение М и, следователь- но, меньше обратное напряжение пробоя р-п-р-п струк- туры (силового тиристора). С учетом модуляции толщи- ны базы Hi значения ai при обратных напряжениях, близких к напряжению пробоя, могут превышать 0,5. Об- ратное напряжение пробоя силового тиристора (7(ВЙ), рассчитанное из условия Af->l/ai, заметно отличается при этом от напряжения пробоя U(br)iv На рис. 7.15 изо- бражена зависимость их отношения от aj для случая, когда в (7.18) л=6. 205
Рассмотрим влияние тока Ig на ВАХ р-п-р-п струк- туры в обратном направлении. Обозначим обратный ток структуры при отсутствии тока Ig через I°r. Пусть теперь в базу р2 подается IG>0 (рис. 7.16, а). До тех пор пока Ig<ZI°r, переход /3 остается обратносмещенным. Через этот переход течет обратный ток, равный разности —Ig. Он уменьшается с ростом Ig- Уменьшается при этом и обратное напряжение на переходе /3. Однако об- ратное напряжение на переходе /3 намного меньше об- о о,г opt о,б о,б »f Рис. 7.15. Зависимость обрат- ного напряжения пробоя ти- ристора (в относительных еди- ницах) от коэффициента пе- редачи тока составного р-п-р-п транзистора. Рис. 7.16. Обратиосмещенная р-п-р-п структура при прямом (а) и обратном (б) токе управления. ратного напряжения на переходе ji. Поэтому уменьше- ние обратного напряжения на переходе /3 при постоян- ном значении напряжения, приложенного к структуре, приводит к незначительному увеличению обратного на- пряжения на переходе ji. Обратный ток через р-п-р-п структуру остается при этом практически неизменным и равным /д. Когда ток Ig, возрастая, становится равным гО /д, напряжение на переходе /3 и ток через него достигают нуля. Обратный ток р-п-р-п структуры, оставаясь рав- ным /«, течет при этом полностью через управляющий электрод. И, наконец, когда Ig>Ir, переход /3 смещается в прямом направлении и начинает инжектировать элек- троны в базу р2. Ток через переход /3 равен при этом раз- 206
ности Ig—Ir, и поток электронов, инжектируемых в ба- зу р? и достигающих границы коллекторного перехода /2, пропорционален току (Ig—Ir)&2- Этот поток электронов переходит в базу щ, что равносильно увеличению базово- го тока составного р-п-р транзистора на (Ig—Ir}^2- Об- ратный ток через р-п-р-п структуру при этом возрастает и вместо (7.14) описывается формулой ^R ~ ^R + ( ^О~ ^°r) а1 а2 1 — 04 + ctj ota /c>/v (7.19) Из (7.19) следует, что при больших прямых токах 7g обратный ток р-п-р-п структуры резко возрастает. При высоких значениях обратного напряжения на структуре это приводит к увеличению мощности потерь. Поэтому значения прямого тока (напряжения) управляющего электрода при смещении силовых тиристоров в обратном направлении всегда ограничиваются определенным допу- стимым значением. Пусть теперь через управляющий электрод течет ток /g<0 (рис. 7.16,6). Обратный ток через переход /3 и об- ратное напряжение на нем при этом возрастают. Однако обратное напряжение на катодном переходе намного меньше обратного напряжения на анодном переходе, и обратный ток через структуру остается при этом практи- чески неизменным. Обратный ток через переход /3 ра- вен сумме Ig+Ir. При больших значениях обратного тока Ig возрастает мощность потерь, рассеиваемая на переходе /з. Поэтому значения обратного тока (напряжения) IG для силовых тиристоров также ограничиваются опреде- ленным допустимым значением. 7.4. ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА СИЛОВОГО ТИРИСТОРА В ПРЯМОМ НАПРАВЛЕНИИ Вольт-амперные характеристики силовых тиристоров в прямом направлении, как и в обратном, полностью оп- ределяются свойствами р-п-р-п структур. Вольт-амперные характеристики этих структур в закрытом состоянии бы- ли подробно рассмотрены в § 7.1. Здесь можно добавить только следующее. Переходы /1 и /3 реальных р-п-р-п структур, как было отмечено в § 7.3, практически иден- тичны друг другу. Поэтому обратный (генерационный) ток коллекторного перехода Irj, и толщина слоя объем- 207
кого заряда этого перехода могут быть рассчитаны по формулам, аналогичным (7.15) и (7.16). Подставляя най- денное значение I в (7.2) или (7.6), можно рассчитать ток через р-п-р-п структуру в закрытом состоянии. Рассмотрим ВАХ р-п-р-п структуры в открытом со- стоянии. При анализе ВАХ в открытом состоянии обычно полагают, что легирующие примеси распределены одно- родно по толщине каждого слоя р-п-р-п структуры. Обо- значения концентраций легирующих примесей и толщи- ны различных слоев структуры приведены на рис. 7.17. переходами. Рис. 7.18. Распределение нерав- новесных дырок в базе н1 и электронов в базе р2 четырехслой- ной структуры при низких уров- нях инжекции. Как было показано в § 7.1, в открытом состоянии р-п-р-п структуры коллекторный переход смещен в пря- мом направлении. Условие смещения коллекторного пере- хода в прямом направлении можно записать в виде “1 ('т) + а2 (? т) > 1 ПРИ ^т > ^н' (7.20) где 1н — ток удержания; 1Т — ток в открытом состоянии. При токе, меньшем тока удержания, р-п-р-п структу- ра может перейти в закрытое состояние. При токе, равном току удержания, напряжение на коллекторном переходе структуры равно 0. Распределе- ние неравновесных концентраций неосновных носителей в базовых слоях структуры имеет при этом вид, представ- ленный на рис. 7.18. Штрихпунктирными линиями на этом рисунке выделены области объемных зарядов элект- ронно-дырочных переходов. Толщины этих областей пре- небрежимо малы по сравнению с толщинами соответству- ющих базовых и эмиттерных слоев структуры. 208
Из рис. 7.18 видно, что неравновесные концентрации неосновных носителей, наибольшие на границах базовых слоев с эмиттерными переходами, уменьшаются в направ- лении к коллекторному переходу. На границах этого пе- рехода неравновесные и равновесные концентрации неос- новных носителей, показанные пунктиром, равны между собой, так как напряжение на коллекторном переходе равно 0. Представленный на рис. 7.18 случай соответст- вует низким уровням инжекции в обеих базах структуры. В действительности на участке слаболегированной базы ni, прилегающем к переходу ji, уровень инжекции при 7=/н может быть средним или даже высоким. Неравновесные концентрации неосновных носителей на границах баз с эмиттерными переходами /i и /3 связа- ны с напряжениями на этих переходах U\ и t/3 соотноше- ниями Р (- = Р.. ехР f» " (^.) - «Р &) Р-2» \ пл 1 \ пл j где рщ и Лр2 —равновесные концентрации дырок в базе п.\ и электронов в базе р2 соответственно. При малых токах падениями напряжения на всех слоях структуры, в том числе и базовых можно пренебречь. Тог- да при 1=1н напряжение на р-п-р-п структуре в открытом состоянии приближенно равно сумме напряжений U\ и Uz на переходах д и /3. При токах, больших тока удержания, когда выполня- ется условие (7.20), коллекторный переход смещается в прямом направлении. Распределения неравновесных кон- центраций неосновных носителей в базовых слоях струк- туры имеют при этом вид, изображенный на рис. 7.19. Представленный на этом рисунке случай соответствует низкому уровню инжекции электронов в сильнолегиро- ванной базе р2 и высокому уровню инжекции в слабо- легированной базе П[. В реальных р-п-р-п структурах этот случай реализуется обычно, начиная со значений плотностей токов порядка десятых долей и единиц ампе- ра на квадратный сантиметр. Неравновесные концентрации электронов и дырок в базе П] при высоких уровнях инжекции приближенно рав- ны друг другу (пар) и превышают концентрацию до- норных примесей в этой базе Na. В базе р2, в которой уро- вень инжекции низкий, концентрация дырок практически сохраняется равной концентрации акцепторных примесей 14—673 209
Na, <a неравновесная концентрация электронов намного меньше Na„ и уменьшается в направлении к коллекторно- му переходу. Неравновесные концентрации неосновных носителей в базовых слоях на их границах с р-п перехо- дами, в том числе и с коллекторным переходом, связаны с напряжениями на этих переходах соотношениями, ана- логичными (7.21). При этом неравновесная концентрация дырок (электронов) в базе п\ на границе с коллекторным переходом намного больше неравновесной концентрации электронов в базе р2 на границе с этим же переходом. Рис. 7.19. Распределение не- равновесных дырок и элект- ронов при высоких уровнях инжекции в базе П\ и низких уровнях инжекции в базе р? четырехслойной структуры. Объясняется это тем, что база р2 легирована примесями значительно сильнее, чем база «ь и, следовательно, пР2 <Рпг Полярность напряжения U2 на коллекторном переходе при его смещении в прямом направлении противоположна полярности напряжений Ui и 63 на эмиттерных перехо- дах. Суммарное падение напряжения на переходах /1 и /2 — U2 = — In(+ \, (7.22) q \ at + a2 — 1 / Разность U\ — U23 неявном виде зависит от тока, так как ai и а2 зависят от тока. Однако эта разность мала, если ai4-a2 заметно больше 1. Она не превышает, напри- мер, IkTlq (примерно 0,05 В), когда ai4-a2>l,l. Сум- марное падение напряжения на всех трех переходах струк- туры приближенно равно при этом падению напряжения f/з на переходе /3. Напомним, что в (7.20) и (7.22) под cq и а2 следует понимать коэффициенты передачи тока составных тран- зисторов структуры при нулевом напряжении на коллек- торном переходе, т. е. в ненасыщенном режиме работы. Если перейти к коэффициентам передачи тока в режиме насыщения и обозначить их через ais и a2s, то получим, что au-f-a2s==l при любых токах, превышающих ток 210
удержания. Это означает, что при выполнении условия (7.20) составные транзисторы благодаря смещению кол- лекторного перехода в прямом направлении входят в та- кой режим насыщения, что коллекторный ток одного транзистора сохраняется в точности равным базовому току другого транзистора. При токах, соответствующих высоким уровням инжек- ции в базе щ, падение напряжения на этой базе может оказаться существенным и его следует учитывать. Паде- ния же напряжения на базе р2 и на эмиттерных слоях по- прежнему остаются пренебрежимо малыми. Приближен- ное выражение для падения напряжения U Бп на базе/ii имеет, вид: ^'57ехрШ’ (7'23) где S’p,—диффузионная длина дырок в базе nt при вы- соких уровнях инжекции. Рис. 7.20. Распределение не- равновесных дырок и элект- ронов при высоких уровнях инжекции в базовых слоях р-п-р-п структуры. X Формула (7.23) справедлива, когда высокий уровень инжекции реализуется по всей толщине базы п\, а коэф- фициенты инжекции эмиттерных переходов равны 1 и не зависят от тока. Падение напряжения на базе tit в этом случае не зависит от тока, так как проводимость этой базы увеличивается пропорционально току из-за роста избыточных концентраций электронов и дырок с ростом тока. При больших токах высокий уровень инжекции может иметь место в обеих базах р-п-р-п структуры (рис. 7.20). Последняя становится тогда подобной многослойной р+-п-п+ структуре силового диода с толщиной базовой области, равной сумме Wni+Wp2. Следует заметить, что в общем случае при этом времена жизни носителей в ба- зовых слоях р-п-р-п структуры щ и р2 могут быть разными (в частности, из-за разной степени легирования этих баз). 14* 211
Коллекторный переход в рассматриваемом случае зали- вается неравновесными носителями, концентрации кото- рых превышают значения равновесных концентраций ос- новных носителей по обе стороны этого перехода. Потен- циальный барьер коллекторного перехода уменьшается при этом практически до 0. Рассматриваемый случай соответствует высоким плот- ностям прямого тока через структуру (около ста и более ампер на квадратный сантиметр). Концентрации избы- точных носителей, накопленных в базах, велики и могут превышать 1017 см-3. При этих условиях необходимо учи- тывать в общем случае снижение коэффициентов инжек- ции эмиттерных переходов с ростом тока и снижение под- вижностей электронов и дырок из-за их взаимного рас- рассеяния. Напряжение на р-п-р-п структуре в открытом состоянии приближенно описывается в этом случае фор- мулой ит^2—шт Wn. + WP. , 163 т' + Wp, 2^Pt (7.24) где, как и в случае силовых диодов, Iai—qDpnilL Pi (LP1 —диффузионная длина дырок при низком уровне инжекции в базе nb причем 2?Р1 « 1,21LP1). Значения Wni и WP1 в формулу (7.24) нужно под- ставлять в сантиметрах, а значение площади структуры S — в квадратных сантиметрах. Тогда коэффициент пе- ред током /т в последнем слагаемом имеет размерность сопротивления, выраженного в омах. Как будет показано в § 10.1, распределение легирую- щих примесей неоднородно по толщине различных слоев реальных р-п-р-п структур. Расчеты прямых падений на- пряжения иа структурах в открытом состоянии при этом усложняются и могут быть выполнены корректно только с помощью ЭВМ. Приближенно же эти расчеты можно проводить по приведенным выше формулам, используя модель р-п-р-п структуры с однородно легированными слоями. Для удобства расчетов средней мощности потерь при работе в том или ином режиме, как и в случае силовых диодов, используется прямолинейная аппроксимация ВАХ силового тиристора (р-п-р-п структуры) в откры- 212
том состоянии (см. рис. 1.20). Напряжение в открытом состоянии полагается при этом равным (/т = £/тсго)+^гГг, где Utito) — пороговое напряжение, а гт — дифферен- циальное сопротивление тиристора в открытом со- стоянии. В реальных р-п-р-п структурах при больших токах помимо падений напряжения на переходах и базовых слоях могут оказаться существенными и падения напря- жения на омических контактах к эмиттерным слоям. Однако при высокой степени легирования этих слоев и качественной их металлизации (например, путем напы- ления слоя алюминия толщиной 10 мкм и более) паде- ниями напряжения на омических контактах можно пре- небречь. Выше характеризовалось открытое состояние р-п-р-п структуры как состояние, при котором выполняется ус- ловие (7.20) и коллекторный переход смещается в пря- мом направлении. Говорят, что такие структуры в откры- том состоянии работают в режиме насыщения. Однако на практике встречаются р-п-р-п структуры, для которых условие (7.20) выполняется только при больших значе- ниях прямого тока либо вовсе не выполняется. Вольт-ам- перные характеристики таких структур после переклю- чения обычно имеют вид, изображенный на рис. 7.21. Участок ВАХ этих структур до точки А представляет по существу продолжение участка отрицательного диффе- ренциального сопротивления. Однако значение отрица- тельного дифференциального сопротивления на этом участке мало и структура может устойчиво работать при токах, меньших 1а- Обычно говорят, что такие структуры работают в ненасыщенном или активном режимах, а са- ми структуры называют ненасыщенными. Падение на- пряжения на этих структурах существенно выше, чем на структурах, работающих в режиме насыщения. Приведенная на рис. 7.21 ВАХ ненасыщенных струк- тур обусловлена тем, что сумма а!+«2 при значениях, близких к 1, очень медленно возрастает с ростом тока. Условие переключения для этих структур выполняется благодаря росту сп+аг как за счет роста тока, так и за счет модуляции толщин баз и лавинного умножения но- сителей в области объемного заряда коллекторного пе- рехода. Но после переключения обратное напряжение на коллекторном переходе не уменьшается до нуля вследствие того, что в широком интервале токов при ну- 213
левом напряжении на коллекторном переходе ai+a2<l. Остаточное обратное напряжение на коллекторном пере- ходе при этом таково, что ai+a2=l за счет модуляции толщин базовых слоев и соответствующего роста коэф- фициентов переноса неосновных носителей через базы. Благодаря медленному росту ai-J-аг с ростом тока для обеспечения равенства ai+ct2=l требуется меньшая степень модуляции толщин базовых слоев, и остаточное обратное напряжение на коллекторном переходе медлен- Рис. 7.21. Вольт-амперная характеристика ненасыщен- ной р-п-р-п структуры в открытом состоянии. Рис. 7.22. Зависимость коэф- фициента переноса дырок че- рез базу «1 тиристора от тока. но уменьшается. Уменьшается при этом и падение на- пряжения на р-п-р-п структуре в целом. Одной из причин медленного роста ai+«2 с ростом тока является зависимость коэффициента переноса ды- рок рп через базу л, от уровня инжекции в этой базе. При низких уровнях инжекции Ц7 pn = sch-^. (7.25) С ростом уровня инжекции возрастает напряжен- ность электрического поля в базе щ. Это поле направле- но от перехода jt к /3. Оно способствует перемещению электронов, поступающих в базу и* через коллекторный переход, в направлении к переходу Но это же поле ускоряет движение дырок в базе nt в направлении к кол- лекторному переходу и (Зп возрастает с ростом тока (уровня инжекции). При токах, когда высокий уровень инжекции реализуется практически по всей толщине ба- зы пь 214
₽n = —— + —— sch ("M. (7.26) “ 6 + 1 6 + 1 ^pJ где b — отношение подвижностей электронов и дырок, равное примерно 2,8 для кремния; 2?Pi « 1,21LP1 (как отмечалось выше). При WnJLPl =3 зависимость рп от тока (уровня ин- жекции) изображена на рис. 7.22. Видно, что рп возра- стает от значения 0,1 при низких уровнях инжекции, до 0,4 при высоких уровнях инжекции. Однако значения то- ка, при котором начинается заметный рост рп, и тока, при котором рп практически достигает максимального значения, могут отличаться в сотни и тысячи раз. Отно- шение этих токов зависит от концентрации доноров в ба- зе rti и отношения WnJLPi. Рассмотрим теперь коротко влияние/тока управляю- щего электрода на ВАХ тиристоров в открытом состоя- нии. Если ток Ig>0, то в базу р2 поступает дополнитель- ный поток дырок, пропорциональный току Ig- Поток дырок в базу р2, поступающий через коллекторный пере- ход, должен при этом уменьшиться, так как часть ды- рок, рекомбинирующих в этой базе, поставляется током Ig- Уменьшение потока дырок в базу р2 через коллектор- ный переход при заданном значении тока возможно только благодаря более сильному смещению коллектор- ного перехода в прямом направлении. Модуляция элек- тропроводности базы п\ при этом увеличивается, а па- дение напряжения на этой базе уменьшается. Уменьша- ется й разность падений напряжения на эмиттерном переходе /] и коллекторном переходе j2. В результате уменьшается и суммарное напряжение на р-п-р-п струк- туре. Особенно сильное влияние ток /с>0 оказывает в случае ненасыщенных р-п-р-п структур. Коллекторный переход такой структуры, слегка смещенный в обратном направлении при отсутствии тока Ig, может сместиться в прямом направлении при достаточном токе Ig- При токе /(,<0 часть дырок отводится из базы р2 че- рез управляющий электрод. Поток дырок в базу р2, по- ступающий через коллекторный переход, должен при этом увеличиться. Другими словами, при заданном зна- чении тока коэффициент передачи тока составного р-п-р транзистора должен возрасти. Это возможно толь- ко за счет уменьшения прямого напряжения на коллек- торном переходе. Разность напряжений на эмиттерном 215
переходе /1 и коллекторном переходе /2 при этом возра- стает. Степень модуляции проводимости базы nt умень- шается, и падение напряжения на этой базе также воз- растает. В результате суммарное напряжение на р-п-р-п структуре увеличивается с ростом обратного тока управ- ляющего электрода. Структура, работавшая в режиме насыщения, может перейти в активный режим работы или даже в выключенное состояние. Подробнее этот вопрос будет рассмотрен в § 11.4. 7.5. ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ВАХ СИЛОВОГО ТИРИСТОРА Зависимость ВАХ силовых тиристоров {р-п-р-п струк- тур) от температуры обусловлена теми же причинами, что и зависимость ВАХ силовых диодов, а именно: резким, экспоненциальным ростом концентрации соб- ственных носителей с повышением температуры; уменьшением подвижностей (а следовательно, и ко- эффициентов диффузии) электронов и дырок с ростом температуры; ростом времен жизни и уменьшением коэффициентов ударной ионизации электронов и дырок с повышением температуры. Рассмотрим сначала влияние перечисленных факто- ров на ВАХ обратного непроводящего состояния р-п-р-п структуры. Графически ВАХ обратного непроводящего состояния р-п-р-п структуры при различных температу- рах изображена на рис. 7.23. При значениях обратного напряжения, меньших ми- нимального напряжения пробоя коллекторного перехо- да, лавинное умножение носителей в слое объемного за- ряда этого перехода пренебрежимо мало. Обратный ток р-п-р-п структуры описывается при этом формулой (7.14). Он пропорционален генерационному току перехо- да /1, который приближенно описывается (7.15). Генера- ционный ток перехода р экспоненциально растет с тем- пературой из-за роста концентрации собственных носи- телей щ в кремнии. Его температурная зависимость аналогична зависимости обратного тока силового диода от температуры (1.46). Графически эта зависимость изоб- ражена на рис. 1.23. Коэффициент передачи тока состав- ного р-п-р-п транзистора щ, входящий в (7.14), увели- чивается с ростом температуры в основном из-за 216
увеличения коэффициента инжекции анодного перехода (коэффициент переноса дырок через базу п\ практически не зависит от температуры, если время жизни дырок возрастает пропорционально абсолютной температуре Т в степени 1,5, а коэффициент диффузии дырок уменьша- ется пропорционально Т в степени минус 1,5 из-за уменьшения их подвижности). Однако температурные зависимости ai и разности 1—щ относительно слабые. Поэтому обратный ток р-п-р-п структуры, как и в случае силового диода, возрастает практически экспоненциаль- но с ростом температуры. При этом обратный ток Рис. 7.23. ВАХ тиристо- ра в обратном направ- лении при различных температурах. Рис. 7.24. Зависимость обратного напряжения пробоя тиристора от температуры. р-п-р-п структуры (силового тиристора) может заметно превышать обратный ток силового диода, если разность в знаменателе (7.15) существенно меньше 1. При высоких значениях обратного напряжения, пре- вышающих минимальное напряжение пробоя коллектор- ного перехода, лавинное умножение носителей в слое объемного заряда этого перехода может быть значи- тельным. Обратный ток р-п-р-п структуры описывается при этом (7.17). Генерационный ток перехода по-прежпему экспоненциально растет с ростом темпера- туры. Однако коэффициент лавинного умножения носи- телей М уменьшается с ростом температуры из-за умень- шения коэффициентов ударной ионизации электронов и дырок. Зависимость обратного тока от температуры ста- новится при этом немонотонной (рис. 7.23). До тех пор, пока уменьшение М преобладает над увеличением //?/,, обратный ток р-п-р-п структуры уменьшается с ростом температуры (точки а и б на кривых 1 и 2 рис. 7.23). Но после того как М, приближаясь к 1, начинает слабо за- висеть от температуры, увеличение Iпреобладает над уменьшением М и обратный ток р-п-р-п структуры 217
снова практически экспоненциально растет с температу- рой (точка в на кривой 3 рис. 7.23). На практике обратное напряжение р-п-р-п структур измеряют при заданном ограниченном значении обрат- ного тока. Плотность обратного тока при этих измерени- ях не превышает, как правило, 10 мА/см2. Значения об- ратного напряжения, соответствующие заданному значе- нию обратного тока, называют обратным напряжением пробоя и обозначают С1(вп>. Схематически ограничение обратного тока показано на рис. 7.23 горизонтальной пунктирной линией. Значения О'(вд) при трех температу- рах соответствуют при этом точкам г, д и е. Видно, что Цвн) сначала растет, а затем уменьшается с ростом тем- пературы. Типичная зависимость Цвн> от температуры представлена на рис. 7.24. Значения температуры Тт, соответствующие максимуму на температурной зависи- мости £7(вв), лежат для реальных структур обычно в диа- пазоне от 120 до 150 °C. На значения Тт существенное влияние оказывает коэффициент передачи тока состав- ного р-п-р транзистора. Чем меньше а>, тем выше зна- чения Тт. Рассмотрим теперь температурную зависимость ВАХ силового тиристора в закрытом состоянии. Напряжение и ток через тиристор в закрытом состоянии обозначают через UD и Id- Графически ВАХ закрытого состояния при различных температурах изображена на рис. 7.25. Пунктиром на рисунке показаны области отрицательного дифференциального сопротивления ВАХ тиристора в прямом направлении. При напряжениях, меньших минимального напряже- ния пробоя коллекторного перехода, ток в закрытом со- стоянии р-п-р-п структуры (тиристора) описывается (7.2). Обратный ток коллекторного перехода, практичес- ки являясь генерационным током, экспоненциально рас- тет с температурой. При малых значениях коэффициен- тов передачи тока составных транзисторов (ц и щ ток утечки тиристора примерно равен обратному току кол- лекторного перехода и по существу также экспонен- циально возрастает с ростом температуры. Однако ког- да сумма дифференциальных коэффициентов передачи тока приближается к 1 (при этом обычно сумма сиН-аг также близка к 1), т. е. вблизи точки переключения, ток тиристора существенно превышает обратный' ток кол- лекторного перехода. 218
При напряжениях, больших минимального напряже- ния пробоя коллекторного перехода, ток в закрытом состоянии описывается (7.6). Температурные зависимо- сти обратного (генерационного) тока коллекторного пе- рехода и коэффициента лавинного умножения имеют противоположный характер. Ток в закрытом состоянии тиристора при этом, как и его обратный ток, может не- монотонно зависеть от температуры. Однако после того как с повышением температуры напряжение переключе- ния тиристора становится меньше минимального напря- о и, Рис. 7.25. ВАХ тиристо- ра в закрытом состоя- нии при различных тем- пературах. Рис. 7.26. Зависимость напряжения переключе- ния от температуры. жения пробоя коллекторного перехода, ток однозначно возрастает с ростом температуры. Напряжения переключения £/(во> реальных тиристо- ров при комнатной температуре, как правило, превыша- ют минимальные напряжения пробоя их коллекторных переходов. В определенном диапазоне температур £7<во) при этом возрастает с ростом температуры из-за умень- шения коэффициента лавинного умножения М. Однако с ростом температуры экспоненциально возрастает об- ратный (генерационный) ток коллекторного перехода. Возрастают при этом и коэффициенты передачи тока составных транзисторов. Поэтому при определенной температуре напряжение переключения тиристора стано- вится равным, а затем и меньше минимального напря- жения пробоя коллекторного перехода. При этом коэф- фициент лавинного умножения Л4«1 и не зависит от температуры. Рост генерационного тока коллекторного перехода с температурой уже не компенсируется умень- шением М. Поэтому напряжение переключения тиристо- ра резко падает с дальнейшим ростом температуры. Ти- пичная температурная зависимость напряжения пере- 219
ключения изображена на рис. 7.26. Температура Тт, соответствующая максимальному значению Цво», для реальных тиристоров колеблется обычно в пределах 100—120 °C. Чем слабее зависимость коэффициентов пе- редачи тока составных транзисторов от тока, тем выше значения Тт. Температурная зависимость напряжения на тиристо- рах в открытом состоянии мало чем отличается от соот- ветствующей зависимости напряжения на силовых ди- одах. При малых плотностях тока в открытом состоянии напряжение на тиристоре практически равно сумме па- дений напряжения на электронно-дырочных переходах (коллекторный переход смещен в прямом направлении, и падение напряжения на этом переходе вычитается из суммарного падения напряжения на эмиттерных перехо- дах, см. § 7.4). Повышение температуры приводит к экс- поненциальному росту концентрации собственных носи- телей П{. Плотности токов насыщения переходов также экспоненциально увеличиваются при этом с ростом тем- пературы. Благодаря этому при неизменном значении плотности тока в открытом состоянии падения напряже- ния на переходах практически линейно уменьшаются с ростом температуры. Температурная зависимость напря- жения на тиристоре при малых плотностях тока в откры- том состоянии при этом отрицательна и примерно ли- нейна: UT(T) = UT(T0)-ku(T-T0), (7.27) При больших плотностях тока в открытом состоянии существенную роль начинает играть и падение напряже- ния на базовых слоях тиристора (в основном на толстой высокоомной базе). Температурная зависимость падения напряжения на базах тиристоров положительна из-за снижения подвижности носителей с ростом температуры. Когда рост падения напряжения на базовых слоях с по- вышением температуры начинает преобладать над уменьшением падений напряжения на электронно-дыроч- ных переходах, температурная зависимость напряжения в открытом состоянии из отрицательной переходит в по- ложительную. Типичные ВАХ открытого состояния силового тири- стора при 25 и 125°C приведены на рис. 7.27. Точка ин- версии А температурной зависимости напряжения соот- ветствует обычно плотности тока около 100—200 А/см2. 220
При малых плотностях тока в открытом состоянии температурная зависимость напряжения на тиристоре отрицательна при любых температурах (рис. 7.28). При высоких плотностях тока в открытом состоянии темпера- турная зависимость напряжения положительна вплоть до температур около 400—500 °C и выше. Только после того как концентрация собственных носителей, экспонен- циально растущая с температурой, достигает концентра- ции инжектированных носителей в высокоомной базе, Рис. 7.27. ВАХ ти- ристора в откры- том состоянии при 25 и 125 °C. Рис. 7.29. Зависи- мость критического заряда включения ти- ристора от напря- жения в закрытом состоянии. Рис. 7.28. Зависи- мость напряжения на тиристоре в открытом состоянии от темпе- ратуры при малых (кривая 7) и высо- ких (кривая 2) плот- ностях тока. напряжение в открытом состоянии при высоких плотно- стях тока уменьшается с дальнейшим ростом темпера- туры. Практически линейная отрицательная температурная зависимость напряжения в открытом состоянии при ма- лых плотностях тока используется, как и в случае сило- вых диодов, для измерения температуры нагрева струк- тур тиристоров нагрузочным током. Ток удержания тиристора 1н соответствует выполне- нию условия cti +«2=1. Коэффициенты передачи тока со- ставных транзисторов cq и а2 увеличиваются с ростом температуры (в основном, как было указано выше, за счет повышения коэффициентов инжекции эмиттерных переходов). Вследствие этого с ростом температуры ус- ловие (Zi+«2=1 выполняется при меньших значениях тока. Поэтому ток удержания тиристора уменьшается с ростом температуры. В заключенно вводом понятие критического заряда включения тиристора н рассмотрим его температурную 221
зависимость. Под критическим зарядом включения тири- стора в стационарном режиме работы понимают заряд избыточных носителей, накопленный в базовых слоях при значениях тока, соответствующих области отрица- тельного дифференциального сопротивления (ОДС). Обозначим критический заряд включения тиристора че- рез QKp, а соответствующие значения тока — через 70де- Выражение для QKp в общем случае имеет вид: 0«р = /оде fTn U «2 (/одс, U)] + Тр [1 cq (/ОДС> t/)J}• (7-28) Первое слагаемое 70дстп(1—а2) описывает избыточ- ный заряд электронов в базе р2, а второе слагаемое /одсЪ(1—си)—избыточный заряд дырок в базе th ти- ристора. Типичная зависимость QKP от напряжения на тиристо- ре представлена на рис. 7.29. Резкое увеличение QKp с уменьшением напряжения при значениях, близких к на- пряжению переключения, связано с уменьшением коэф- фициента лавинного умножения носителей в коллектор- ном переходе. Ток /ОдС при этом быстро возрастает, а следовательно, растет и QKp. При напряжениях, меньших напряжения пробоя коллекторного перехода, лавинное’ умножение носителей практически отсутствует. Относи- тельно медленный рост QKp с уменьшением напряжения связан при этом с уменьшением щ и а2 из-за снижения степени модуляции толщин базовых слоев. Указанное уменьшение ой и а2 компенсируется соответствующим их ростом за счет увеличения /Одс- Поэтому возрастает и критический заряд включения тиристора. При 7одс=7н, когда /72=0 и ai+a2=l, <7-29) С ростом температуры коэффициенты передачи тока составных транзисторов возрастают (в основном за счет роста коэффициентов инжекции эмиттерных переходов). При этом необходимое значение ai+аг достигается при меньшем значении /ОДс. Другими словами, /Одс и тбк удержания уменьшаются с ростом температуры. Поэто- му, несмотря на рост времени жизни дырок тр в базе п\ и электронов ти в базе р2, критический заряд включения тиристора уменьшается с ростом температуры (пример- но в 2 раза с повышением температуры от 25 до 125°C). 222
7.6, ТИРИСТОР С ЗАШУНТИРОВАННЫМ ЭМИТТЕРНЫМ ПЕРЕХОДОМ Технологическая шунтировка эмиттерных переходов р-п-р-п структур является одним из наиболее широко распространенных способов регулирования зависимостей коэффициентов усиления составных транзисторов от то- ка. Она используется для повышения температурной стабильности напряжения переключения и стойкости ти- ристоров к высоким скоростям нарастания напряжения в закрытом состоянии (§ 8.2). Технологическая шунтировка эмиттерных пе- реходов оказывает также влияние на времена выклю- чения (см. § 8.3) и ряд дру- гих параметров тиристоров. На практике использует- ся, как правило, технологи- ческая шунтировка эмиттер- ного перехода /3 р-п-р-п структуры (рис 7.30). Из рис. 7.30 видно, что при шунтировке перехода /3 ба- зовый слой р2 на отдельных, Рис. 7.30. Тиристор с техно- логической шунтировкой пе- рехода /8. дискретных участках вы- водится на поверхность структуры. Эти дискретные участки базы р2 называются шунтами. Они имеют оми- ческий контакт 1 с эмиттерным слоем п2. Переход /3 оказывается, таким образом, зашунтированным на от- дельных, дискретных участках. Шунты имеют обычно цилиндрическую форму. Они распределяются равномерно по всей площади р-п-р-п структуры. Наиболее часто на практике используются квадратная и гексагональная шунтировки переходов /3 р-п-р-п структур (рис. 7.31). В первом случае (рис. 7.31, а) шунты располагаются по вершинам квадратов, а во втором (рис. 7.31,6) —по вершинам равносторон- них треугольников. Вообще же на практике применяется шунтировка переходов /3 самой разнообразной формы. Иногда, например, шунты располагаются по концентри- ческим окружностям, диаметры которых отличаются на постоянное значение, или по радиальным лучам, исходя- щим от центра структуры, и т. д. Шунтировка переходов /3 р-п-р-п структур осущест- 223
вляется следующим образом. После изготовления трех- слойной р-п-р структуры кремниевые пластины окисля- ются (обычно при температурах около 1100—1200°C в потоках влажного и сухого кислорода). Затем с по- мощью фотолитографии с использованием соответствую- щих фотошаблонов пленка двуокиси кремния БЮг, име- ющая толщину примерно 0,5—1 мкм, удаляется с одной стороны пластины, за исключением тех локальных участ- ков, где будут располагаться шунты. После этого диф- фузией донорных примесей (обычно фосфора) создается Рис. 7.31. Квадратная (а) и гексагональная (б) тех- нологические шунтнровки перехода j3. эмиттерный слой п2. Коэффициент диффузии фосфора в двуокиси кремния очень мал. Поэтому за время созда- ния эмиттерного слоя п2 на тех участках, где была со- хранена двуокись кремния, фосфор в кремний не прони- кает и эти участки сохраняют дырочную электропро- водность. Затем двуокись кремния удаляется со всей поверхности и р-п-р-п структуры металлизируются. Технологическая шунтировка в реальных р-п-р-п структурах именно эмиттерных переходов /3 обусловлена следующими факторами. Базовый слой с дырочной элек- тропроводностью в реальных структурах легирован при- месями значительно сильнее, чем базовый слой с элект- ронной электропроводностью (§ 10.1). Поэтому напря- жение пробоя перехода /3 намного меньше напряжения пробоя анодного перехода. Вследствие этого шунтировка перехода /3 практически не влияет на напряжение, кото- рое выдерживает р-п-р-п структура при ее смещении в обратном направлении. Кроме того, как будет показано ниже, эффективность технологической шунтировки зави- сит от удельной проводимости базового слоя и коэффи- 224 циента передачи тока составного транзистора, эмиттер- ный переход которого зашунтирован. В реальных струк- турах удельная проводимость базы р2 и коэффициент передачи тока составного п-р-п транзистора при относи- тельно больших токах значительно превышают удель- ную проводимость базы щ и коэффициент передачи тока составного р-п-р транзистора. И, наконец, технологичес- ки существенно проще реализовать шунтировку перехо- да /з, чем шунтировку перехода д. Рис. 7.32. «Элементарная» р-п-р-п структура с одним шунтом в переходе /з. Рассмотрим теперь, как действует шунтировка эмит- терного перехода. Всю площадь р-п-р-п структуры мож- но условно разбить на от- дельные участки. На рис. 7.32 изображен один у из таких участков р-п-р-п структуры. Это участок ци- J2 линдрической формы с ра- диусом го- Радиус го при- Л мерно равен половине рас- стояния между центрами со- седних шунтов. На этот участок структуры прихо- дится только один шунт, показанный на рисунке. Этот шунт воздействует только па выделенный участок структуры. На остальные аналогичные участки структуры воздействуют другие шунты. Выделенный участок структуры можно рассмат- ривать как самостоятельную р-п-р-п структуру с одним шунтом. Поведение этого участка при различных воз- действиях совпадает с поведением остальных участков и, следовательно, всей структуры в целом. На рис. 7.32 изображен случай, когда р-п-р-п струк- тура смещена в прямом направлении и находится в за- крытом состоянии. Коллекторный переход смещен при этом в обратном направлении. Область его объемного заряда на рисунке заштрихована. Через этот переход течет обратный ток плотностью J Rj* . Благодаря этому току в базовый слой р2 поступают основные носители — дырки. Плотность дырочного тока в базу р2 равна JRj . При отсутствии шунтировки перехода /3 все дырки, по- ступающие в базу р2, повышают потенциал этой базы и приводят к смещению перехода /3 в прямом направле- 15-673 225
нни, вызывая инжекцию электронов из эмиттерного слоя п2 в базу р2. Однако при наличии шунтировки перехода /з часть дырок, поступающих в базу р2, доходит до оми- ческого контакта к шунту и рекомбинирует на этом кон- такте с электронами. Стрелками на рис. 7.32 показано направление потока этих дырок к омическому контакту шунта. Таким образом, при наличии шунтировки не все дыр- ки, поступающие в базу р2, приводят к смещению перехо- да /з в прямом направлении. Вследствие этого при одной и той же плотности обратного тока коллекторного пере- хода переход /3 смещается в прямом направлении при наличии шунтировки несколько слабее, чем при отсут- ствии шунтировки. Распределение напряжения на переходе /3 в радиаль- ном направлении в пределах выделенного участка струк- туры (рис. 7.32) показано на рис. 7.33. При г=гш, т. е. на границе шунта, напряжение Uj3 (гш) равно падению на- пряжения на сопротивлениях канала шунта и омического контакта к шунту. При высокой степени легирования ба- зы р2 в области канала шунта и качественном омическом контакте напряжение Uj3 (гш) близко к 0. По мере удале- ния от границы шунта напряжения на переходе /3 по- вышается, достигая максимального значения при г=г0. Это обусловлено тем, что проводимость базы р2 ограни- чена. Протекание дырочного тока по базе р2 к шунту, по- казанное на рис. 7.32 стрелками, приводит при этом к падению напряжения на этой базе в радиальном направ- лении. В результате потенциал удаленных от шунта уча- стков базы р2 оказывается более положительным, чем потенциал участков, ближе расположенных к шунту. При шунтировке перехода /3 рекомбинация части ды- рок, поступающих в базу р2, на омических контактах с шунтом эквивалентна уменьшению коэффициента ижек- ции этого перехода. Для анализа влияния шунтировки на коэффициент инжекции перехода /3 р-п-р-п структуру удобно изображать в виде, представленном на рис. 7.34. Роль технологической шунтировки перехода /3 играет в данном случае резистор /?ут. Сопротивление этого рези- стора зависит от расстояние между центрами соседних шунтов, диаметров шунто^, толщины и степени легиро- вания базы р2, т. е. от электропроводности этой базы. Когда можно пренебречь падениями напряжения в кана- 226
лах шунтов и на омических контактах к шунтам, при- ближенное выражение для /?ут имеет вид: ' — рр» /W-^Ц—-[1 — (— VB ут 2W7 S I Уш / 2 L \ га / 1Г (7.30) где р₽2—удельное сопротивление кремния в базе р2‘, —толщина базы рг! 5 — площадь р-п-р-п структуры. Если переход /3 смещен в прямом направлении и на- пряжение на нем равно Uj3, то через резистор /?ут течет Рис. 7.33. Радиальное рас- пределение напряжения на переходе «элементарной» р-п-р-п структуры. Рис. 7.34. Эквивалентное сопро- тивление технологической шунти- ровки перехода /3. ток, равный /ут=/7 ji/Ry-r- Полагая переход /3 идеаль- ным, получим, что при том же напряжении Uу, через этот переход течет электронный ток I = / [ехр&) —1], (7.31) Э/. sn I г \ kT / J ' ' где /si, —тод насыщения перехода /3 (точнее, электрон- ная составляющая тока насыщения); тогда полный ток, протекающий через переход /з, включая шунты, / QU г \ U; ' = Щ + = +}Г’ <М2> \ К1 i *\ут а коэффициент инжекции перехода /3 описывается соот- ношением V/, /л/, I ^Ут ZS/. expir Н (7.33) 1 1 При известных значениях /?ут и /s/3 (7.32) и (7.33) можно определить зависимость у /, от тока I через пере- ход /з. Эта зависимость при /s/s =10-12 А и различных 15* 227
значениях /?ут изображена на рис. 7.35. Видно, что при любых значениях /?ут коэффициент инжекции перехода /3 при больших токах стремится к 1. Однако, чем меньше /?Ут, тем при больших значениях тока наблюдается су- щественный рост у/, . Зависимость у;., от тока с умень- шением 7?ут сдвигается в сторону больших токов. Коэффициент передачи тока составного п-р-п транзи- стора равен произведению у/3РР2, где рР2— коэффициент переноса электронов через базу р2. При заданном значе- нии зависимость а2 от тока, как и зависимость у/3 от тока, с уменьшением RyT смещается в сторону больших токов. Сопротивление шунтировки /?ут перехода /3 в ре- альных структурах таково, что коэффициент передачи тока составного п-р-п транзистора практически равен нулю при малых значениях тока в закрытом состоянии. Полагая в формуле (7.2), что а2~0, получаем, что ток тиристора в закрытом состоянии при напряжениях, меньших напряжения пробоя коллекторного перехода, описывается приближенно формулой <7-34) Эта формула аналогична (7.14) для обратного тока тиристора при напряжениях, меньших напряжения про- боя перехода /|. Переходы ji и /3 в реальных структурах аналогичны друг другу. Поэтому при одинаковых значе- ниях обратного напряжения и напряжения в закрытом состоянии обратные токи и токи тиристоров в закрытом состоянии примерно равны между собой. Благодаря шунтировке переходов /3 переключение реальных структур в открытое состояние происходит при напряжениях, превышающих напряжения пробоя их коллекторных переходов. Чем меньше сопротивление шунтировки /?ут, тем при ббльших токах происходит пе- реключение р-п-р-п структур в открытое состояние. Ток переключения тиристора возрастает с уменьшением RyT из-за смещения зависимости а2 в сторону больших токов. В предыдущем параграфе отмечалось, что напряже- ние переключения начинает резко уменьшаться с даль- нейшим ростом температуры только после того, как оно становится равным либо меньше напряжения пробоя коллекторного перехода (рис. 7.26). Лавинное умножение носителей в коллекторном переходе при этом отсутствует и условие переключения а* +«-2 — достигается толь- ко благодаря обратному току коллекторного перехода, 228
который экспоненциально возрастает с температурой. Однако с уменьшением сопротивления шунтировки пере- хода /2 ток переключения возрастает. Для достижения условия переключения aj+aj = 1 ПРИ этом требуются большие значения обратного тока коллекторного перехо- да, а следовательно, и более высокие значения темпера- туры. Вследствие этого с уменьшением /?ут высокие зна- чения напряжения переключения сохраняются до более высоких значений температуры, Рис. 7.35. Зависимость коэф- фициента инжекции перехода /з тиристора от тока при раз- личных сопротивлениях шун- тировки. Рис. 7.36. Зависимость напря- жения переключения тиристо- ра от температуры при раз- личных сопротивлениях шун- тировки перехода у'з- Типичные зависимости напряжения переключения р-п-р-п структуры от температуры при различных значе- ниях #ут изображены на рис. 7.36. Критический заряд включения тиристора возрастает с уменьшением сопротивления шунтировки перехода /3, так как зависимость аг, а следовательно, и ai+a2 сдви- гается при этом в сторону больших токов. ГЛАВА ВОСЬМАЯ ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ В СИЛОВЫХ ТИРИСТОРАХ. ЭФФЕКТ du/dt 8.1. ПЕРЕХОДНЫЙ ПРОЦЕСС ВКЛЮЧЕНИЯ Под переходным процессом включения понимают про- цесс включения тиристора из закрытого состояния с низ- кой проводимостью в открытое состояние с высокой про- водимостью. 229
Включение тиристора из закрытого состояния в от- крытое может осуществляться различными способами: приложением напряжения, равного напряжению переклю- чения (включение по аноду); приложением напряжения, меньшего напряжения переключения, но с крутым фрон- том (эффект du/dty, облучением р-п-р-п структуры светом соответствующей длины волны; подачей внешне- го тока управляющего электрода в одно или оба базо- вых слоя р-п-р-п структуры и т. д. Физическая сущность всех этих способов включения тиристора одна и та же; Рис. 8.1. Электрическая схема для наблю- дения переходного процесса включения тиристора. под действием того или иного фактора в базовых слоях р-п-р-п структуры накапливается избыточный заряд не- равновесных носителей, достаточный для выполнения условия включения. Рассмотрим переходный процесс включения тиристора под воздействием импульса тока управляющего электро- да. Этот способ включения, как было отмечено в § 7.2, является в настоящее время наиболее распространен- ным. При этом примем, что управляющий электрод под- соединен к базовой области с дырочной электропровод- ностью р-п-р-п структуры. На рис. 8.1. изображена электрическая схема для на- блюдения переходного процесса включения тиристора (р-п-р-п структуры). Между катодом Л и анодом А ти- ристора подсоединены источник питания с напряжением 230
Uuci: и нагрузка /?ю которая в данном случае принята чисто активной. На управляющий электрод G в некото- рый момент, принятый за начало отсчета времени, пода- ется импульс тока /д. Зависимости анодного напряжения и и анодного тока i от времени наблюдаются с помощью двухлучевого осциллографа. Горизонтальная развертка осциллографа калибруется по времени. При больших на- пряжениях и токах для измерения напряжения исполь- зуется высокоомный делитель, соединенный параллельно с тиристором, а для измерения тока — низкоомный шунт, соединенный последовательно с нагрузкой /?н. Типичные зависимости анодного тока и напряжения от времени при включении тиристора на активную на- грузку изображены на рис.8.2 сплошными кривыми. На- пряжение и ток связаны в этом случае соотношением = (8.1) При активно-индуктивном характере нагрузки анод- ное напряжение и ток через тиристор связаны соотноше- нием u(t) = UBCT-iRH-LB^- , (8.2) at где Ln — индуктивность анодной нагрузки. Зависимости анодного напряжения и тока от времени при активно-индуктивной нагрузке изображены на рис. 8.2 пунктирными кривыми. Анодное напряжение в этом случае спадает быстрее, а анодный ток возрастает мед- леннее, чем при активной нагрузке в цепи тиристора. 11а практике исследования переходного процесса вклю- чения проводят, как правило, при активной нагрузке в цени тиристора. Именно этот случай, Изображенный на рис. 8.1, будет рассматриваться ниже. Переходный процесс включения тиристора характе- ризуемся определенной длительностью во времени. По- следняя с кладывается из длительностей трех основных этапов процесса включения тиристора: задержки, лавино- обра того роста анодного тока и установления стационар- ного состояния. Рассмотрим каждый из этих этапов в от- дельности. Задержка включения Под задержкой понимают начальный этап переход- ного процесса включения тиристора, охватывающий про- 231
межуток времени от момента подачи импульса тока управляющего электрода IG до момента, соответствую- щего началу, резкого, лавинообразного роста анодного тока. Рис. 8.2. Зависимости напря- жения и тока от времени в процессе включения тиристора. Рис. 8.3. Четырехслойная струк- тура, смещенная в прямом направлении. Рис. 8.4. Зависимости от вре- мени импульса тока управ- ляющего электрода (а), тока через переход /з (б), элект- ронной (в) и дырочной (г) составляющих тока через кол- лекторный переход и тока через тиристор (д) в процессе включения. Рассмотрим физическую сущность этапа задержки включения тиристора импульсом тока IG. Обратимся для этого к рис. 8.3, на котором изображена р-п-р-п структу- ра, смещенная в прямом направлении. До момента пода- чи импульса тока IG к р-п-р-п структуре приложено на- пряжение, равное напряжению внешнего источника £7ИСТ 232
(см. рис. 8.1). Это напряжение практически полностью падает на коллекторном переходе /2. Область объемного заряда коллекторного перехода на рис. 8.3 заштрихована. Эффективные толщины базовых слоев п\ и р? обозначены на рисунке через W* и W* соответственно. Коэффици- енты передачи тока составных транзисторов обозначены через а, и аг. До момента подачи импульса тока Ig тиристор (р-п-р-п структура) находится в закрытом состоянии и анодный ток мал. Коэффициенты передачи тока составных тран- зисторов, зависящие от тока, при этом также малы. В момент подачи импульса тока Ig (рис. 8.4, а) ток че- рез эмиттерный переход составного п-р-п транзистора К скачкообразно возрастает на IG (рис. 8.4, б). Изэмит- терного слоя П2 в базу р2 составного п-р-п транзистора инжектируются при этом электроны, часть которых до- стигает коллекторного перехода за время, равное време- ни пролета электронов 0^ через базу рг- Поэтому кол- лекторный ток составного п-р-п транзистора 1цп возра- стает с определенной задержкой относительно момента подачи импульса тока Ig (рис. 8.4 а). По окончании вре- мени задержки этот ток возрастает, стремясь к устано* вившемуся значению: в= “го (1 “го)”1 * (8.3) где аго — коэффициент передачи тока составного п-р-п транзистора в стационарном состоянии, зависящий толь- ко от тока. Коллекторный ток составного п-р-п транзистора явля- ется базовым током для составного р-п-р транзистора че- ты рехслойной структуры. Благодаря этому току в базо- вом слое /1! накапливаются основные носители-электроны. Опп вызывают инжекцию дырок из эмиттерного слоя pj в базу п\, часть которых достигает границы коллекторно- го перехода за время, равное времени пролета дырок 0Я, «lepei базу rh. Поэтому коллекторный ток р-п-р транзи- стора i/,p возрастает с определенной задержкой относи- тельно коллекторного тока п-р-п транзистора t/2n (рис. 8.4,г). До тех пор пока коллекторный ток р-п-р транзистора равен нулю, анодный ток i=ii,n + ij.p определяется со- ставным п-р-п трапшетором и равен его коллекторному току i/,n (рис. 8.4, д). 233
После того как начинает возрастать коллекторный ток р-п-р транзистора, в базовый слой р2 поступает дополни- тельный поток дырок, пропорциональный этому току. С этого момента базовым током служит не только внеш- ний ток Ig, но и коллекторный ток р-п-р транзистора. По- этому коллекторный ток, достигнув значения Iу,пу , опи- сываемого (8.3), продолжает возрастать (рис. 8.4, в). В свою очередь рост коллекторного тока п-р-п транзи- стора приводит к дальнейшему росту коллекторного тока р-п-р транзистора и т. д. Рис. 8.5. Зависимость анодного тока от времени при различ- ных токах управляющего электрода. Возрастает при этом и анод- ный ток через тиристор (рис. 8.4, Д). При заданном значении анодного напряжения вклю- чение тиристора в открытое состояние возможно только при строго определенном значении тока /о, который называют отпирающим то- ком управляющего электро- да и обозначают Igt. При подаче на тиристор импуль- са тока Ig могут иметь место три случая, а именно: ам- плитуда импульса тока IG меньше, равна или больше Igt. При Ig<Igt тиристор остается в закрытом состоянии (кривая 1 на рис. 8.5). По истечении некоторого времени с момента подачи импульса тока Ig устанавливается стационарный режим работы тиристора, при котором его анодный ток /~Аза2О(1 а10 а2о) '> (^-4) где аю и а2о — коэффициенты передачи тока составных транзисторов тиристора в стационарном состоянии, зави- сящие от тока. Этот ток меньше тока включения в стационарном ре- жиме, и тиристор остается в закрытом состоянии. При Ig—Igt анодный ток через тиристор достигает со временем значения тока переключения (кривая 2 на рис. 8.5). Теоретически тиристор остается при этом в за- крытом состоянии сколь угодно долго, и время задержки включения бесконечно большое. Однако закрытое состо- яние при /g=/gt является неустойчивым и малейшее от- клонение тока в большую сторону приводит к переходу 234
тиристора в открытое состояние. Реальная длительность этапа задержки достигает при этом десятков микросе- кунд. При Ig>Igt тиристор всегда переходит в открытое состояние (кривая 3 на рис. 8.5). Окончанию этапа за- держки включения соответствует точка А на кривой 3. Длительность этого этапа обозначена на рисунке через t]. Значение анодного тока в конце этапа задержки боль- ше тока переключения тиристора в стационарном режи- ме. Это связано с тем, что в рассматриваемом случае ко- эффициенты передачи тока составных транзисторов тиристора зависят как от тока, так и от времени. Из-за конечных значений времени пролета неосновных носите- лей через базовые слои рост коэффициентов передачи тока отстает от роста тока. При любом мгновенном зна- чении тока, т. е. в любой момент времени, значения щ и аг меньше своих стационарных значений при том же значении тока. Вследствие этого достаточно сильная по- ложительная обратная связь между составными транзи- сторами тиристора, необходимая для последующего рез- кого, лавинообразного роста тока, достигается при зна- чепих анодного тока, превышающих значение тока пере- ключения в стационарном режиме. Чем больше амплиту- да импульса тока Л;, тем меньше длительность этапа за- держки, но больше значение анодного тока, соответст- вующее окончанию этапа задержки, т. е. точка А на кри- вой 3 смещается влево и вверх. Выражение для анодного тока на этапе задержки включения весьма громоздкое и здесь не рассматрива- ется. С этапом задержки включения тиристора тесно связан этап накопления критического заряда включения. Дли- тельность этапа накопления /я лг тн In (- - 'j, Ia 1GT f (8.5) \1G~ JGT / которую при /gO/сг можно представить в виде (8.6) ‘г; где ти — постоянная времени нарастания тока в откры- том состоянии. 235
1, (8.8) w" 1 / T \ W sch I/ 1 + -x + sch \ Lp ’ TH ) \ Ln где Lp, Тр и Ln, Tn — диффузионные длины и время жиз- ни дырок в базе п\ и электронов в базе ра соответственно. По мере роста анодного тока уровень инжекции в слаболегированной базе п\ повышается. Коэффициент- переноса дырок через эту базу увеличивается. При высо- ких уровня инжекции по всей толщине базы п\ этот ко- эффициент превышает свое значение при низких уровнях Рис. 8 8. Записимость тока через тиристор от времени на этапе его лавинообразного роста. Рис. 8.9. Зависимость постоянной времени на- растания тока при низ- ких уровнях инжекции в базе Л| тиристора от анодного напряжения. инжекции примерно на 1/(6+1), где 6— отношение по- движностей электронов и дырок (см. § 7.4). При этом сумма аю+«2о существенно превышает 1 и постоянная времени та уменьшается. Типичные значения ти равны в этом случае нескольким десятым долям микросекунды. Приближенно постоянная времени тн в рассматривае- мом случае зависит только от электрофизических пара- метров составного п-р-п транзистора. Это связано с тем, что составляющая коэффициента переноса дырок через базу П\, равная 1/(6+1), обусловлена дрейфом, а не диффузией дырок, и является практически безынерцион- ной. Постоянная времени та при высоких уровнях ин- жекции в базе «1 — ~ _Рч Arsch f——'I--------- , (8.9) где Dn — коэффициент диффузии электронов в базе р2. При резком, лавинообразном росте анодного тока мо- 238
дуляция проводимости базы rti отстает от роста анодно- го тока. Избыточная концентрация неравновесных носи- телей в базе п\ в любой момент времени на этапе лави- нообразного роста анодного тока меньше избыточной концентрации этих носителей в стационарном состоянии при том же значении анодного тока. Этот разрыв между нестационарными и стационарными избыточными кон- центра иг я ми неравновесных носителей увеличивается на этапе л.о.инообразного роста анодного тока. Вследствие этого в базовом слое п\ на этапе лавинообразного роста анодного тока возникает направленное от пере- хода /| в сторону кол- лекторного перехода. Именно это поле и поддерживает коэффи- циент переноса дырок в базе п\ примерно равным 1/(6+1). Напря жеиность электрического поля, возникающего в базе сильное электрическое поле, Рис. 8.10. Зависимость отношения подвижностей электронов и дырок в кремнии от напряженности электри- ческого поля. п\, возрастает с ростом анодного тока из-за увеличивающегося раз- рыва между стацио- парными и нестацио- нарными концентрациями неравновесных носителей. Однако с ростом напряженности поля отношение под- вижностей электронов и дырок уменьшается (рис. 8.10). Постоянная времени тн согласно (8.9) при этом также уменьшается. Это соответствует последнему участку на- растания анодного тока на этапе его лавинообразного роста (см. рис. 8.8). Этап установления стационарного состояния По мере роста анодного тока напряжение на тирис- торе при активной нагрузке уменьшается в соответствии с (8.1). Одновременно с этим возрастает падение напря- жения UБп на базе п\ на этапе лавинообразного роста анодного тока из-за роста электрического поля в этой базе. Когда анодное напряжение (уменьшаясь) и па- дение напряжения на базе П\ (возрастая) становятся 239
примерно равными друг другу, этап лавинообразно- го роста анодного тока за- вершается. Дальнейший рост анодного тока стано- вится возможным только при условии уменьшения падения напряжения на ба- зе п\. С этого момента вре- мени начинается этап уста- новления стационарного ре- жима работы тиристора в открытом состоянии. Этот этап сопровождается повы- шением уровня модуляции проводимости базы п\. Па- дение напряжения на базе «1 при этом уменьшается и приближается в стационар- Рис. 8.11. Зависимости тока (а) и падения напряжения на базе nt (б) от времени в про- цессе включения тиристора. ном состоянии к установив- шемуся значению, лежащему обычно в пределах от не- скольких десятых долей до единиц вольта. В начальный момент времени этапа установления па- дение напряжения на базе п\ тиристора может достигать нескольких десятков и даже сотен вольт. При активной нагрузке в цепи тиристора наибольшие значения паде- ния напряжения на базе п.\ достигают значения, пример- но равного произведению где IFni—толщина ба- зы п\\ Екр— критическая напряженность электрического поля, начиная с которой дрейфовые скорости движения электронов и дырок перестают зависеть от поля (Екрж « 10 000 В/см). Очевидно, что максимальное значение падения напря- жения на базе П|, достигаемое к началу этапа установ- ления стационарного состояния, зависит от исходного значения анодного напряжения, с которого тиристор включается в открытое состояние, и от установившегося значения анодного тока в открытом состоянии. Другими словами, максимальное значение падения напряжения на базе П\ зависит от напряжения источника Дист и сопро- тивления нагрузки в цепи тиристора /?н. Чем больше t/ист и меньше /?н, тем больше максимальное значение падения напряжения на базе п\ тиристора к началу этапа установления стационарного состояния. Для того чтобы 240
максимальное значение падения напряжения достигало значения Ц7Я1ЕКр, необходимо, чтобы иист~>Ц7Я1Екр. На рис. 8.11, а изображена зависимость анодного то- ка от времени, охватывающая все три этапа переходного процесса включения тиристора (Л и /2 — моменты време- ни, соответствующие окончанию этапов задержки вклю- чения и лавинообразного роста анодного тока соответст- венно, 1тм — установившееся значение анодного тока в открытом состоянии). Время Л равно длительности эта- па задержки включения, а разность /2—6 равна длитель- ности этапа лавинообразного роста анодного тока. Изменение падения напряжения на базе п\ тиристо- ра в течение всего переходного процесса включения по- казано па рис. 8.11,6. Падение напряжения на базовом слое я, тиристора па этапе установления стационарного состояния уменьшается примерно по экспоненциальному закону: UEnt (О = ^£Я, + [U£nt (^2) ^£Я1] еХР ( Т-5')’ (8.10) где UБП1 — установившееся значение падения напряже- ния на базе п.\ тиристора; иБп — максимальное зна- чение падения напряжения иа базе п/ тиристора в мо- мент окончания этапа лавинообразного роста анодного тока; Ту — постоянная времени установления стационар- ного состояния, примерно равная времени жизни дырок в базе nt тиристора. Анодный ток на этапе установления стационарного со- стояния также изменяется со временем примерно по экс- поненциальному закону. i (0 = ~ У тм - ‘N] exp (- V > /2, (8.11) \ Ту / где t(/2) —значение анодного тока в момент окончания этапа его лавинообразного роста, 8.2. ЭФФЕКТ du/dt В ТИРИСТОРАХ Под эффектом du/dt в тиристорах понимают умень- шение напряжения переключения с ростом скорости на- растания анодного напряжения в закрытом состоянии. Обусловлен эффект du/dt в тиристорах наличием барь- ерной емкости коллекторного перехода. 16—673 241
Рассмотрим р-п-р-п структуру, изображенную на рис. 8.3. Предположим, что на эту структуру, находя- щуюся в равновесном состоянии, в некоторый момент, принятый за начало отсчета времени, подается импульс анодного напряжения с линейным фронтом и амплитудой Ud (рис. 8.12, а). Напряженность электрического поля в области объ- емного заряда коллекторного перехода направлена в сторону от базы щ к базе р2. Под действием электриче- ского поля электроны из участ- ков базы Hi, охватываемых обла- стью объемного заряда коллек- торного перехода, вытесняются в электронейтральный участок этой базы, который сужается. Анало- гично дырки из участков базы р2, охватываемых областью объемно- го заряда коллекторного перехо- да, вытесняются в электронейт- ральный участок этой базы, ко- торый также сужается. На участ- ках базовых слоев и р2, охваченных областью объемного заряда коллекторного перехода, остаются нескомпенсированные неподвижные заряды ионизиро- ванных атомов донорных и ак- цепторных примесей соответст- Рис. 8.12. Зависимости анодного напряжения (а) и емкостного тока кол- лекторного перехода (б) от времени. венно. В любой момент времени положительный заряд ионизи- рованных атомов доноров на участке базы п\, охвачен- ном областью объемного заряда коллекторного перехо- да, должен быть равным отрицательному заряду ионизи- рованных атомов акцепторов на участке базы р2, охваченном областью объемного заряда коллекторного* перехода. Поэтому количество дырок, вытесняемых за единицу времени в электронейтральный участок базового слоя р2, равно количеству электронов, вытесняемых за это же время в электронейтральный участок базы п\. Таким образом, с ростом анодного напряжения в электронейтральные участки базовых слоев поступают потоки основных носителей — дырок в базу р2 и элек- тронов в базу п\. Потоки электронов в базу п\ и дырок 242
в базу р2 равны между собой и пропорциональны неко- торому току, который называется емкостным током кол- лекторного перехода. Зависимость емкостного тока кол- лекторного перехода от времени имеет вид, представлен- ный на рис. 8.12,6. Аналитически этот ток описывается формулой iCt = Sc2(u)^,O^t^ta, (8.12) где S — площадь р-п-р-п структуры; с2 — барьерная ем- кость единицы площади коллекторного перехода; du/dt — скорость нарастания анодного напряжения. Уменьшение амплитуды импульса емкостного тока коллекторного перехода со временем обусловлено уменьшением барьерной емкости этого перехода с рос- том анодного напряжения. При заданной скорости нарас- тания анодного напряжения область объемного заряда коллекторного перехода расширяется тем медленнее, чем больше анодное напряжение. Вследствие этого при по- стоянной скорости нарастания анодного напряжения по- токи основных носителей в электронейтральные участки базовых слоев уменьшаются по мере роста анодного на- пряжения. Для наглядности барьерную емкость коллекторного перехода можно представить в виде емкости внешнего конденсатора, включенного параллельно коллекторному переходу тиристора (рис. 8.13). При нарастании анод- ного напряжения этот конденсатор заряжается и через него течет емкостный ток ц. Этот ток можно рассмат- ривать как внешний ток управляющего электрода, по- ступающий в базовый слой р2 и вытекающий из базового СЛОЯ П\. Внешний ток, поступающий в базовый слой р2, явля- ется прямым током управляющего электрода. При опре- деленных условиях он приводит к включению тиристора в открытое состояние. Внешний ток, вытекающий из ба- зы п\, также называется прямым. Включение тиристора через базу п\ тоже происходит при прямом токе управ- ляющего электрода, так как именно при этом в базу щ вносятся основные носители заряда — электроны. Таким образом, протекание емкостного тока коллек- торного перехода в период нарастания анодного напря- жения эквивалентно подаче импульса прямого тока Ig в базу р2 и равного по абсолютному значению амплиту- 16* 243
ды импульса тока IG в базу п\ тиристора. Оба эти им- пульса способствуют переключению тиристора в откры- тое состояние. Вследствие этого тиристор переходит в от- крытое состояние при амплитудном значении напряже- ния, меньшем напряжения переключения в статическом режиме J7(bo)ct (при нулевом емкостном токе коллектор- ного перехода). Типичная зависимость напряжения пере- ключения тиристора от скорости нарастания анодного напряжения приведена на рис. 8.14. Эта зависимость объясняется следующим образом. Под воздействием емкостного тока коллекторного пере- (во) U(BD)vr U(BOpnln du/clt Рис. 8.13. Барьерная емкость Рис. 8.14. Типичная зависимость коллекторного перехода р-п- напряжения переключения тири- р-п структуры. стора от скорости нарастания анодного напряжения. хода в каждый из базовых слоев тиристора вносится за- ряд основных носителей vd <2bhoc = S fc2(«)d«= \ic2dt. (8.13) Если коллекторный переход резкий и база п\ легиро- вана примесями намного слабее базы рг, этот заряд *?ВНОС ~ %Ёг S0 (8.14) Заряд, накопленный в базах тиристора за время на- растания импульса прямого напряжения, меньше вноси- мого заряда, так как часть последнего успевает за это время рекомбинировать. Следовательно, включение ти- ристора возможно только при условии, что вносимый за- ряд больше критического. В противном случае тиристор остается в закрытом состоянии, 244
При напряжениях, близких к 1/(во)ст, вносимый заряд, намного больше критического (рис. 8.15). Накопление критического заряда в базах тиристора возможно в этом случае при относительно больших временах нарастания импульса анодного напряжения (малых du/dt). Однако незначительное уменьшение анодного на- пряжения при его значениях, близких к £7(во)ст, приводит к резкому увеличению критического заряда из-за умень- шения коэффициента лавинного умножения в коллек- торном переходе. Накопление критического заряда обес- печивается при этом соответствующим ростом du/dt (уменьшением времени нарастания импульса анодного напряжения). Это соответствует участку I зависимости U(во) от du/dt на рис. 8.14. Уменьшение анодного напряжения при, значениях, за- метно меньших £/(во)ст, сопровождается незначительным ростом критического и уменьшением вносимого зарядов. Несмотря на уменьшение разности между Qbhoc и Qk₽ накопление критического заряда легко обеспечивается за счет сокращения времени нарастания напряжения и уменьшения доли вносимого заряда, рекомбинирующе- го за это время. Напряжение переключения резко умень- шается при этом с ростом du/dt (участок 7/ на рис. 8.14). При значениях анодного напряжения, меньших У(во)т/п, вносимый заряд меньше критического и вклю- чение тиристора невозможно при любых значениях du/dt. Поэтому с дальнейшим ростом du/dt напряжение переключения тиристора стремится к минимальному зна- чению, равному U(BO)min (участок Ill на рис. 8.14). Эффект du/dt редко используется как способ вклю- чения тиристора. Более того, этот эффект зачастую яв- ляется нежелательным, и к тиристорам предъявляется требование выдерживать высокие скорости нарастания анодного напряжения без существенного снижения на- пряжения переключения. Способность тиристоров выдерживать, не переключа- ясь, тс или иные скорости нарастания напряжения в за- крытом состоянии принято называть стойкостью к эф- фекту du/dt (или просто (/«/(//-стойкостью). Рассмотрим расчет du/(//-стойкости тиристоров. В ре- зультате зависимости коэффициентов передачи тока со- ставных транзисторов тиристора от тока и напряжения этот расчет требует в общем случае решения сложных нелинейных уравнений. Поэтому расчет (/«/(//-стойкости 245
тиристоров проводится обычно при целом ряде упрощаю- щих предположений. В реальных условиях применения к тиристорам в закрытом состоянии обычно не допускается приклады- вать анодные напряжения, превышающие напряжение пробоя коллекторного перехода. Поэтому практический интерес представляет стойкость тиристоров к эффекту du/dt при напряжениях, меньших напряжения пробоя коллекторного перехода (второй и третий участки зави- Рис. 8.15. Зависимости крити- ческого и вносимого зарядов от напряжения в закрытом со- стоянии. Рис. в1.16. Распределение ды- рок в базе П| тиристора в раз- личные моменты времени. симости Цво) от du/dt на рис. 8.14). Влиянием обратно- го тока коллекторного перехода на зависимость Цво> от du/dt при этом можно пренебречь. На практике широко используется технологическая шунтировка катодных переходов тиристоров. Поэтому целесообразно рассмотреть расчет t/u/t/f-стойкости имен- но таких тиристоров. Благодаря технологической шун- тировке преобладающим механизмом зависимости ко- эффициентов передачи тока составных транзисторов ти- ристора являются омические утечки через переход /3. Коэффициент инжекции незашунтированного перехода jj может быть принят при этом равным 1. С ростом анодного напряжения коэффициенты пере- носа неосновных носителей через базовые слои увеличи- ваются в результате уменьшения эффективных толщин этих слоев. Учет этого обстоятельства чрезвычайно усложняет расчет du/di-стойкости тиристоров. Поэтому обычно предполагают, что независимо от скорости на- растания анодного напряжения эффективные толщины базовых слоев скачкообразно уменьшаются до значений, 246
соответствующих амплитудному значению импульса анодного напряжения. В реальных тиристорах базовый слой р2 легирован примесями значительно сильнее, чем базовый слой п\. Поэтому уровень инжекции в базе р2 сохраняется низким вплоть до больших значений прямого тока. Однако в слаболегированпой базе п\ уже при малых токах может реализоваться средний и даже высокий уровень инжек- ции. При этом уровень инжекции в базе п\ изменяется не только со временем, но и по толщине этой базы (рис. 8.16). Он может оказаться высоким на участке ба- зы п.\, прилегающем к переходу ji (при х, близких к 0, на рис. 8.16), п низким вблизи границы объемного заряда коллекторного перехода (при х, близких к U/’J. В ре- зультате изменения уровня инжекции изменяется коэф- фициент переноса дырок через базу п\. Учет этого об- стоятельства сильно усложняет расчет du/t/f-стойкости тиристоров. Поэтому обычно полагают, что в базе п.\ уро- вень инжекции либо низкий, либо высокий по всей эф- фективной толщине этой базы. Ток омических утечек через зашунтированный пере- ход /з тиристора пропорционален напряжению на этом переходе и обратно пропорционален сопротивлению тех- нологической шунтировки. При подаче на тиристор им- пульса прямого напряжения переход /3 смещается в пря- мом направлении и напряжение на этом переходе воз- растает со временем. Вследствие этого ток омических утечек через катодный переход также увеличивается со временем. Однако напряжение на переходе /3 пропор- ционально натуральному логарифму отношения нерав- новесной и равновесной концентраций электронов в ба- зе р2 на границе с этим переходом. Оно быстро возрас- тает в начальный момент времени до значения, примерно равного 0,35—0,5 В, и в дальнейшем слабо изменяется со временем (если только тиристор не переходит в откры- тое состояние). Поэтому обычно полагают, что с момента подачи импульса анодного напряжения через катодный переход течет постоянный ток омических утечек /_т « — In [ -------?------1 (8.15) т gRy? д RyTl^, P„, + P₽,-V ' где /?ут — сопротивление технологической шунтировки перехода /3, описываемое формулой (7.34); 1SJ3—ток на- 247
сыщения перехода /3; 0П1 и 0Р2—коэффициенты перено- са дырок через базу П\ и электронов через базу р2, за- висящие от эффективных толщин этих баз. При рассмотренных допущениях напряжение пере- ключения тиристора связано со скоростью нарастания напряжения соотношением где (8.16) при низких уровнях инжекции в базе П\ и Скр = /утт„-±-[1-8сь(^-1/ 1 (8.18) О-Г I \ <£р V ТН / J при высоких уровнях инжекции в базе «ь Постоянная времени тн, входящая в эти формулы, рассчитывается при низких и высоких уровнях инжекции в базе п\ по (8.8) и (8.9) соответственно. Функция Ф в (8.16) обозначает интеграл вероятности. График этой функции был приведен на рис. 2.4. Заряд, описываемый (8.17) и (8.18), можно назвать критическим зарядом включения тиристора для случая, когда в оба базовых слоя тиристора подаются равные по абсолютному значению токи управляющего электрода (благодаря, например, емкостному току коллекторного перехода). Превышение критического заряда приводит к включению тиристора в открытое состояние. Левая часть (8.16) обозначает заряд, накопленный под воздействием емкостного тока коллекторного пере- хода. Из этой формулы следует, что напряжение пере- ключения и скорость нарастания напряжения связаны та- ким образом, что накопленный заряд в точности равен критическому заряду включения тиристора. Полагая, что скорость нарастания анодного напряжения стремит- ся к бесконечности, из (8.16) легко получить выражение для минимального значения напряжения переключения U(BO)min (8-19) 248
Это же выражение получается, если принять, что Qkp=Qbhoc, где Qbhoc описывается (8.14). Следует пом- нить, что QKp зависит от анодного напряжения (за счет модуляции толщин базовых слоев), и, следовательно, (8.19) является трансцендентным уравнением. Экспериментальные исследования (рис. 8.17) пока- зали, что лучшее соответствие между расчетными и эк- спериментальными зависимостями £/(во> от du/dt наблю- дается, если при расчетах принять, что в базе «1 тирис- тора реализуется низкий уровень инжекции. Эксперимен- тальные исследования были проведены на тиристорах, изготовленных на основе кремния с удельным сопротив- лением около 45 Ом-см. Время жизни дырок в базе было равно примерно 8—10 мкс, а электронов в базе р2— примерно 2—2,5 мкс. Толщина базы щ Wni^220, а ба- зы р2 №р2~60 мкм. Наибольший интерес для проектирования силовых тиристоров представляет зависимость du/dt-croviKOcm от сопротивления технологической шунтировки катодно- го перехода при заданном напряжении переключения. На рис. 8.18 представлена расчетная зависимость du/dt от /?Ут для низких уровней инжекции в базе «1 тиристора при напряжении переключения, равном 1000 В. При рас- четах были приняты следующие значения параметров тиристора: U7rtl = 120 мкм и WPt =40 мкм при U(bo) — = 1000 В; A/d=8-1013 см-3; тР=5 мкс; тп=2 мкс; S= = 1 см2; /8/3=10~12 А. На этом же рисунке приведена зависимость критического заряда от /?ут, причем пункти- ром показано предельное значение QKp, выше которого 249
du/dt стремится к бесконечности. Значение статического напряжения переключения для рассматриваемого тирис- тора около 1600 В. Из рис. 8.18 видно, что du/dt резко зависит от /?ут. Если требуемое значение скорости нарастания анодного напряжения для рассматриваемого тиристора равно, на- пример, 1000 В/мкс, то значение /?ут должно быть при- мерно равным 10 Ом. При известном значении /?ут по (7.34) могут быть определены параметры шунтировки перехода /3 тиристора. Помимо технологической шунтировки на du/dt- стой- кость тиристоров влияет также ряд других параметров Рис. 8.18. Расчетные зависимости скорости нарастания напряже- ния в закрытом со- стоянии н критичес- кого заряда включе- ния тиристора от со- противления шунти- ровки перехода /з. р-п-р-п структуры. Чем больше времена жизни неоснов- ных носителей и меньше толщины базовых слоев, тем больше коэффициенты переноса неосновных носителей через эти слои и меньше критический заряд включения, а следовательно, ниже du/dt-cionкость тиристора. Рекомбинация неравновесных носителей в слоях объ- емного заряда прямосмещенных эмиттерных переходов приводит к снижению коэффициентов инжекции и тем самым к увеличению критического заряда включения ти- ристора. Поэтому <7ц/Л-стойкость тиристоров возрас- тает с повышением рекомбинации неравновесных носите- лей в слоях объемного заряда эмиттерных переходов. 8.3. ПЕРЕХОДНЫЙ ПРОЦЕСС ВЫКЛЮЧЕНИЯ ТИРИСТОРА Переходный процесс выключения тиристора пред- ставляет собой процесс перехода из открытого состояния в закрытое. Выключение тиристора может быть осущест- 250
влено различными способами: путем уменьшения прямо- го тока до нуля или смены полярности анодного напря- жения (выключение по основной цепи), подачи на уп- равляющий электрод обратного тока Ig (см. § 11.4), смены полярности анодного напряжения с одновремен- ной подачей в базу рг обратного тока Ig (комбинирован- ное выключение) и т. д. Сущность всех перечисленных способов выключения тиристоров заключается в следующем. При работе в от- крытом состоянии в базовых слоях тиристора накапли- вается большой избыточный заряд неравновесных носи- телей. Этот заряд существенно превышает критический заряд включения, и тиристор не может мгновенно, перей- ти из открытого состояния в закрытое. Чтобы тиристор выключился, т. е. стал способным выдерживать анодное напряжение, оставаясь в закрытом состоянии, необходи- мо, чтобы накопленный избыточный заряд в базах умень- шился до значения, не превышающего критический за- ряд включения. Вне перечисленные способы выключения как раз и способствуют уменьшению избыточного заря- да неравновесных носителей в базах тиристора. При этом время, необходимое для уменьшения накопленно- го заряда неравновесных носителей до значения, не превышающего критический заряд включения, опреде- ляет длительность переходного процесса выключения тиристора. Выключение тиристора по основной цепи без приложе- ния обратного напряжения Зависимости анодного тока и напряжения иа тирис- торе от времени в рассматриваемом случае имеют вид, изображенный на рис. 8.19, а и б. До момента времени, принятого за нуль, тиристор находился в открытом состоянии и через него протекал ток /т. Напряжение на тиристоре в открытом состоянии мало и равно примерно 1—2 В. В момент времени t—О ток через тиристор с определенной скоростью уменьша- ется до нуля. С этого момента времени начинается про- цесс выключения тиристора. Одновременно с уменьше- нием тока слегка уменьшается н анодное напряжение на тиристоре. По мере спада тока уменьшается также и из- быточный заряд в базовых слоях тиристора. В момент времени t\ ток через тиристор становится 251
равным нулю. Однако напряжение на тиристоре и избы- точный заряд неравновесных носителей в его базах при t=ti еще не достигают нуля. Обусловлено это тем, что в интервале времени от 0 до tx избыточный заряд в ба- зах тиристора уменьшается благодаря взаимной реком- бинации электронов и дырок. Однако этот процесс яв- ляется инерционным. Его скорость зависит от времени жизни электронов и дырок. Поэтому к моменту времени t{ в базах тиристора сохраняется некоторый избыточный заряд неравновесных электронов и дырок, концентрации Рис. 8.19. Эпюры тока и на- пряжения при выключении ти- ристора без приложения об- ратного напряжения. 1,р(х,*) п1 Pi О Рис. 8.20. Распределение избыточных дырок в базе «1 тиристора в про- цессе выключения без приложения обратного напряжения. которых на границах с р-п переходами отличаются от равновесных значений. При этом переходы к моменту времени Л остаются прямосмещенными. При ток через тиристор равен нулю. Избыточ- ный заряд в базе рг быстро уменьшается до нуля. Это связано с тем, что время жизни неравновесных носите- лей в этой базе мало и намного меньше, чем в базе п}. Кроме того, часть избыточных носителей из базы р2 че- рез технологические шунты переходит в эмиттерный слой п2 и рекомбинирует в этом слое. Избыточный заряд дырок в базе п, при стремится равномерно распре- делиться по толщине этой базы (рис. 8.20), и неравно- весные концентрации дырок в базе nt на границах пе- реходов ji и /г приближенно равны друг другу. Напря- жения на этих переходах при этом также примерно равны друг другу, но противоположны по полярности. 252
Поэтому суммарное напряжение на тиристоре тоже рав- но нулю. Избыточный заряд дырок в базе п{ тиристора при t>t{ продолжает уменьшаться за счет рекомбинации. Когда этот заряд, уменьшаясь, становится меньше кри- тического заряда включения, переходный процесс вы- ключения тиристора считается завершенным. На прак- тике момент окончания переходного процесса выключе- ния тиристора определяется путем подачи на Хего импульса напряжения, нарастающего с определенной скоростью (см. рис. 8.19, б). При этом в момент приложе- ния к тиристору импульса напряжения благодаря воз- действию емкостного тока коллекторного перехода че- рез тиристор протекает импульс прямого тока (см. рис. 8.19, а). Тиристор считается выключенным,*если он спо- собен, не включаясь в открытое состояние, выдержать приложение импульса напряжения с заданной скоростью нарастания. Минимальный промежуток времени от момента спа- да анодного тока до нуля t{ до момента t2, когда тирис- тор способен выдержать приложение импульса анодного напряжения с заданной скоростью нарастания, называ- ется временем выключения. Обозначается время выклю- чения tq (рис. 8.19). При t2—ti<.tq тиристор при подаче на него импульса напряжения снова переходит в откры- тое состояние. Этот случай изображен на рис. 8.10, а и б пунктирными кривыми. Выключение тиристора по основной цепи с приложением обратного напряжения Зависимости анодного тока и напряжения от времени в рассматриваемом случае имеют вид, представленный на рис 8.21, а и б. Они отличаются от соответствующих зависимостей, изображенных на рис. 8.19, а и б, тем, что в течение определенных промежутков времени через ти- ристор протекает обратный ток и к нему прикладывает- ся обратное напряжение. Поведение тиристора от момента t=0, соответствую^ щего началу процесса выключения, до момента спада тока до нуля в обоих случаях одинаково. Однако в рассматриваемом случае из-за смены полярности на- пряжения в анодной цепи ток через тиристор, упав до нуля, меняет знак и течет в обратном направлении. 253
Вследствие изменения направления тока изменяет свою полярность и падение напряжения на базовых слоях ти- ристора. Падение напряжения на базах вычитается при этом из суммарного падения напряжения на электронно- дырочных переходах тиристора. Поэтому напряжение на тиристоре после спада тока до нуля быстро уменьшается и, так же как и ток, изменяет свое направление. Благодаря протеканию обратного тока при кон- центрации избыточных неосновных носителей в базовых слоях на границах с эмиттерными переходами быстро пряжения при выключении тиристора с приложением об- ратного напряжения. Рис. 8.22. Распределение избыточных дырок в базе n-i тиристора в процессе выключения с приложени- ем обратного напряжения. убывают со временем. Первым свое обратное сопротив- ление восстанавливает обычно переход /3. Это связано с тем,что накопленный заряд и время жизни электронов в базе р2 существенно меньше, чем накопленный заряд и время жизни дырок в базе П\. Однако напряжение пробоя перехода /з не превышает примерно 10 В. Поэ- тому восстановление обратного сопротивления перехода /з практически не приводит к ограничению обратного то- ка через тиристор. Обратный ток через тиристор продол- жает возрастать до тех пор, пока концентрация дырок в базе п.\ на границе с переходом /1 в момент времени ts не упадет до нуля. В этот момент времени обратный ток через тиристор достигает максимального значе- ния. После этого переход смещается в обратном на- правлении и его сопротивление быстро возрастает. Об- ратный ток через тиристор при этом уменьшается, а об- 254
ратное напряжение на тиристоре возрастает до значе* ния напряжения источника в силовой цепи. В момент времени t3 обратное сопротивление пере- хода /1 можно считать полностью восстановленным. Избыточный заряд неравного’ их электронов в базе рг к этому моменту времени практически полностью исче- зает. Избыточный же заряд неравновесных дырок в ба- зе П| к моменту времени t3 остается еще существенно отличным от нуля. Распределение неравновесных дырок в базе «1 в этот момент времени имеет вид, представлен- ный на рис. 8.22. Оно неоднородно по толщине электро- нейтрального участка базы н, и отличается от распре- деления, характерного для предыдущего случая (см. рис ’0). В<смотря па то что в интервале времен от 6 до (см. рис. 8.21) через тиристор протекает значительный обратный ток, избыточный заряд в базе п, убывает со временем преимущественно благодаря рекомбинации дырок с электронами. Это связано с тем, что взамен ды- рок, уходящих через переход /1, в базу переходят дырки из базы р2, в которую они в свою очередь посту- пают благодаря лавинному умножению в слое объемно- го заряда перехода /3. При избыточный заряд дырок в базе П| про- должает уменьшаться благодаря рекомбинации дырок и электронов. К тиристору в этот период времени прило- жено обратное напряжение, и через него протекает не- значительный обратный ток (см. рис. 8.21). В момент времени напряжение на тиристоре начинает умень- шаться с определенной скоростью и, пройдя через нуль, в момент времени меняет полярность с обратной на прямую и возрастает в последующем до значе- ния UD. Анодный ток через тиристор в момент времени мо- жет изменить направление с обратного на прямое, как показано на рис. 8.21, а. Обусловлено это следую- щим. Уменьшение обратного напряжения на тиристоре сопровождается соответствующим уменьшением обрат- ного напряжения на переходе j\. Область объемного за- ряда перехода /1 при этом сужается. Участки базы п]г ранее охваченные областью объемного заряда перехода /ь заполняются электронами, отрицательный заряд ко- торых компенсирует положительный заряд ионизирован- ных атомов доноров. Аналогично участки анодного слоя 255
pi, ранее охваченные областью объемного заряда пере- хода /ь заполняются дырками, положительный заряд которых компенсирует отрицательный заряд ионизиро- ванных атомов акцепторов. Это эквивалентно протека- нию через переход ]\ емкостного тока, направленного от слоя р\ в сторону базы Емкостный ток перехода ji пропорционален его барьерной емкости и скорости из- менения анодного напряжения. Если этот ток превыша- ет обратный ток перехода результирующий ток через тиристор изменяет направление с обратного на прямое. С уменьшением обратного напряжения на переходе ji его обратный ток уменьшается. Емкостный же ток воз- растает при заданной постоянной скорости изменения напряжения, так как барьерная емкость перехода /1 увеличивается с уменьшением обратного напряжения. Поэтому в интервале времен от Ц до /5 ток через тири- стор возрастает со временем. Начиная с момента времени /5 коллекторный пере- ход тиристора смещается в обратном направлении и че- рез него протекает емкостный ток, направленный от ба- зы /11 в сторону базы р2. Благодаря тому что концент- рация дырок в базе П\ на границе с коллекторным переходом существенно превышает равновесное значе- ние, емкостный ток коллекторного перехода в началь- ный период при t>ts может быть весьма значительным. Поэтому в момент /5 ток через тиристор заметно воз- растает (см. рис. 8.21,а). В последующем по мере пере- мещения границы области объемного заряда коллек- торного перехода в глубь базы ni ток через тиристор уменьшается. Под воздействием емкостного тока коллекторного перехода при <>/5 эмиттерные переходы тиристора сме- щаются в прямом направлении и в базовых слоях снова начинают накапливаться избыточные концентрации не- равновесных носителей. Переходный процесс выключе- ния тиристора считается завершенным, если после мо-' Мента времени /5 тиристор оказывается способным вы- держать приложение анодного напряжения с заданной амплитудой и скоростью нарастания. Под временем вы- ключения в рассматриваемом случае понимают мини- мальный промежуток времен от момента спада прямого тока до нуля ti до момента времени ts, когда полярность напряжения на тиристоре меняется с обратной на пря- мую. 256
Расчет времени выключения Рассмотрим этот расчет сначала для случая, когда выключение тиристора происходит без приложения об- ратного напряжения (см. рис. 8.19). Положим, что анод- ный ток в интервале времен от 0 до Л спадает по линей- ному закону. Примем, кроме того, что коэффициент передачи тока составного п-р-п транзистора тиристора остается постоянным в период спада тока. Тогда из решения уравнения непрерывности можно получить сле- дующее выражение для избыточного заряда дырок в базе П{ тиристора в момент времени tp Q(4) = Q(0)-Ml-exp(--4-}], (8.20) rjxfi Q(0) — избыточный заряд дырок в базе п\ в момент времени, предшествующий началу процесса выключения: Q (0) = 1Т тра2. (8.21) Время спада ti связано с током через тиристор 1т в открытом состоянии и скоростью его спада —dir/dt со- отношением На рис, 8.23 представлены расчетные зависимости отношения QGi)/Q(0) от скорости спада тока при 1т — = 300 А и нескольких значениях времени жизни дырок в базе П1. Видно, что отношение Q(ti)/Q(O) возрастает с ростом скорости спада тока, стремясь в пределе к 1, так как при больших скоростях избыточный заряд ды- рок в базе п\ практически не успевает рекомбинировать за время спада тока до нуля. Чем больше время жизни дырок в базе ni тиристора, тем при меньших скоростях спада тока отношение Q(6)/Q(0)->-l. В интервале времен от t\ до /2 (см. рис. 8.19) избы- точный заряд дырок в базе ni уменьшается за счет ре- комбинации и к моменту времени t2 достигает значения Q(Q = Q(G)exp(-4/Tp). (8.23) В момент времени t2 к тиристору прикладывается импульс анодного напряжения с амплитудой Uo и ско- ростью нарастания du/dt. Под воздействием емкостно- го тока коллекторного перехода в базах тиристора до- 17-673 257
полнительно накапливается при этом избыточный заряд неравновесных носителей. Этот заряд описывается фор- мулой, аналогичной левой части (8.16): <2нак = 5 1/ ~e,re.oqNdxn-^- X w £ al (8.24) Минимальный промежуток времени от момента 6 до момента tz, равный времени выключения, приближенно Рис. 8.23. Расчетные зависи- мости нормированного заряда избыточных дырок в базе тиристора от скорости спада тока в открытом состоянии. определяется из условия, что сумма зарядов Q(i2) + +Q на к равна критическому заряду включения тиристо- ра. В результате имеем: tq « тр In [Q (/i)/(QKP - QBaK)l. (8.25) При выключении тиристора с приложением обрат- ного напряжения (см. рис. 8.21) в интервале времени от h до ti часть избыточного заряда в базе П\ затрачивает- ся на нейтрализацию слоя объемного заряда перехода /ь напряжение на котором за это время уменьшается от значения UR до нуля. Учет этого обстоятельства приво- дит к следующему выражению для расчета времени вы- ключения: tg хр In [Q (/г)/((2кР - QBaK + Q/,)], (8.26) где ^==ё.тр-^- 1-ехр (8.27) здесь Cjt — усредненное значение барьерной емкости перехода /ь 258
и* = (8.28) UR J UR U Qlt является зарядом обедненной области перехода ц при напряжении (7Д. Формулы (8.25) и (8.26) являются приближенными. Более точный расчет требует учета распределения не- равновесных дырок в базе «1 в момент приложения им- пульса анодного напряжения (см. рис. 8.20 и 8.22). Од- нако для приближенных расчетов времени выключения тиристора вполне приемлемо пользоваться (8.25) и (8.26), которые отличаются простотой и наглядностью. Из приведенных формул следует, что время выклю- чения тиристора зависит от тока в открытом состоянии перед началом процесса выключения, от скорости спа- да тока, от обратного напряжения, прикладываемого к тиристору в процессе выключения, и от амплитуды и скорости нарастания повторно прикладываемого импуль- са напряжения. Расчетные зависимости времени выключения от то- ка представлены на рис. 8.24 при четырех значениях скорости спада тока. При расчетах были использованы следующие значения параметров тиристора: 5 = 4 см2; A/d = 8-10'-» см-3; =4-10-12 A; W'p, =50 мкм и Я7п, =120 мкм при f7D=1000 В; тР=10 мкс; тп = =2,5 мкс; /?ут = 2,5 Ом. Кроме того, было принято, что UD= 1000 В; duldt=2Q В/мкс и (7й=100 В. Уровень инжекции в базе «1 в период воздействия повторно при- кладываемого импульса анодного напряжения предпо- лагался низким. Экспериментальные исследования по- казали, что лучшее совпадение расчетных и эксперимен- тальных результатов наблюдается именно в случае, когда при расчетах уровень инжекции в базе ti\ предпо- лагается низким. Порядок расчета времени выключения следующий. Сначала по (8.8), (8.15), (8.17) и (8.24) рассчитываются значения тн, /ут, QKP и QHaK соответст- венно. Затем по (8.20) с учетом (8.21) и (8.22) рассчи- тывается зничепие <?(Л), а по (8.27) с учетом (8.28) — значение Q /,. И, наконец, по (8.26) рассчитывается время выключения тиристора. Из рис. 8.24 видно, что при заданной скорости спада тока время выключения тиристора сначала увеличива- 17* 259
ется с ростом тока в открытом состоянии, а затем стре- мится к насыщению. Чем больше скорость спада тока, тем круче зависимость tq(IT) и тем при большем значе- нии h время выключения стремится к насыщению. Уве- личение времени выключения с ростом скорости спада тока связано с ростом избыточного заряда Q(ti) в ба- зе «1 тиристора в момент времени t\ (см. рис. 8.23). На- сыщение же времени выключения с ростом 1т при за- данной скорости спада тока обусловлено следующим. С увеличением 1т возрастает избыточный заряд в базах Рис. 8.24. Расчетные зависимо- сти времени выключения тири- стора от тока в открытом со- стоянии. Рис. 8.25. Расчетные зависи- мости времени выключения от сопротивления шунтировки пе- рехода /з тиристора. тиристора в момент времени, предшествующий началу процесса выключения. Однако при постоянной скорости спада тока одновременно с ростом 1т возрастает и вре- мя спада тока до нуля. При этом увеличивается доля избыточного заряда, успевающая рекомбинировать к моменту времени t\. Вследствие этого при значениях тока /т>2,3тр(—diT/dt) заряд Q(^) и время выключе- ния tq практически перестают зависеть от тока. На рис. 8.25 приведены расчетные зависимости вре- мени выключения тиристора от сопротивления техноло- гической шунтировки /?ут перехода /3 при трех значени- ях du/dt. Эти зависимости построены для тиристора с теми же, что и выше, значениями остальных параметров. Видно, что при малых значениях /?ут время выключе- ния растет пропорционально логарифму /?ут и затем резко увеличивается, стремясь в пределе к бесконечно- сти. Это связано с тем, что QKp уменьшается с ростом /?ут, и когда разность в (8.26) QHaK—Q;i->QKp, то —>-оо. Чем больше du/dt, тем больше (Знак. Поэтому с 260
ростом du/dt tq-*-oo при меньшем значении 7?ут (при большем значении QKP). При постоянных значениях скорости нарастания анодного напряжения зависимости времени выключения to от амплитуды импульса анодного напряжения по ха- рактеру аналогичны зависимостям, изображенным на рис. 8,25. С ростом амплитуды импульса анодного на- пряжения критический заряд включения тиристора уменьшается, а накопленный в базовых слоях заряд увеличивается. До тех пор пока накопленный заряд Рис. 8.26. Расчетные зависи- мости нормированного времени выключения тиристора от об- ратного напряжения. Хт/зоо)1’5 ___i_____।____i___Тл ^(Г)/^(300) 2 7 V 300 325 350 375 МО К Рис. 8.27. Зависимость норми- рованного времени выключения тиристора от температуры. Qiuik^Qkp, tq слабо растет с ростом анодного напряже- ния. Однако после того как разность QK₽— QHaK стано- вится малой, время выключения tq начинает резко воз- растать с дальнейшим ростом анодного напряжения и стремится к бесконечности, когда при заданных значе- ниях du/dt и UR разность фнак — Q /, ->QKp. На рис. 8.26 представлены расчетные зависимости нормированного времени выключения от обратного на- пряжения при /?ут=2,5 Ом, —diT/dt=5 А/мкс и тех же, что и выше, значениях остальных параметров тиристо- ра. Через tq(O) на рисунке обозначено время выключе- ния тиристора без приложения обратного напряжения. Видно, что tq уменьшается с ростом обратного напряже- ния, стремясь в пределе к насыщению. Последнее связано с тем, чго Q,, стремится к насыщению с ростом Ur. Видно также, что относительное уменьшение tq тем больше, чем больше du/dt. Объясняется это тем, что с ростом du/dt увеличивается фИак, а разность QKp — Фнак уменьшается и роль слагаемого Q/, в (8.26) возрастает. Температурная зависимость времени выключения 261
тиристоров в основном обусловлена увеличением вре- мени жизни дырок в базе П\ с ростом температуры (при- мерно пропорционально абсолютной температуре Г1’5). В диапазоне температур от 25 до 125 °C (примерно от 300 до 400 К) tq возрастает обычно в 1,5 раза. Однако на практике может наблюдаться иногда бо- лее резкая зависимость времени выключения от темпе- ратуры, чем Г1-5 (пунктирная зависимость на рис. 8.27). Это имеет место в случае измерения tq при высоких ско- ростях нарастания повторно прикладываемого импульса напряжения и объясняется следующим образом. При высоких скоростях нарастания анодного напряжения заряд, накапливаемый в базах тиристора под воздейст- вием емкостного тока коллекторного перехода, близок к критическому заряду включения и разность QKp— <2нак мала. С ростом температуры критический заряд вклю- чения тиристора уменьшается. Разность QKp — (Знак при этом также уменьшается, a tq возрастает быстрее, чем время жизни дырок в базе пь Чем выше темпера- тура, тем меньше разность QKp — QHaK и тем быстрее эта разность уменьшается с ростом температуры. По- этому чем выше температура, тем сильнее отклоняется температурная зависимость времени выключения от за- висимости вида Г1’5. 8.4. КОММУТАЦИОННЫЕ ПОТЕРИ В СИЛОВЫХ ТИРИСТОРАХ При включении, в период работы в открытом состоянии и при выключении в тиристорах рассеивается определенная энергия. Эта энергия выделяется в р-п-р-п структурах силовых тиристоров в ви- де теплоты. Энергия, рассеиваемая в тиристорах в период их включения и выключения, называется энергией коммутационных по- терь (или просто коммутационными потерями). Коммутационные потери при включении тиристора Эти потери складываются из потерь иа этапах задержки вклю- чения, лавииообразиого роста тока и установления стационарного состояниям Для расчета коммутационных потерь необходимо зиать зависимости анодного тока и напряжения от времени иа всех эта- пах включения тиристора. При известных зависимостях анодного тока и напряжения от времени энергия потерь при включении ти- ристора вгт = | (8.29) б 262
i.'ifU Рис. 8.28. Зависимости тока и напряжения (а) и мгновенной мощности потерь (б) от вре- мени в процессе включения тиристора. Где tgt — ^з + ^нар + ^yj ^нар и — длительности этапов задержки включения, лавинообразного роста анодного тока и установления стационарного состояния соответственно. Трудность расчетов энергии потерь при включении тиристора за- ключается в том, что в общем случае зависимости анодного тока н напряжения от времени весьма сложны. Характер изменения анод- ного тока и напряжения во времени зависит как от параметров са- мого । ирпсюра, так и от режима его включения в открытое состоя- ние (от напряжения источника, характера нагрузки в силовой цепи, пмнлшуды и скорости нарастания импульса тока управляющего электрода). Поэтому па практике широко используется графический метол определения энергии потерь при включении тиристора. Для этого по осциллограммам анодно- го токп н напряжения (рис. 8.28, а) строится график зависимости мгновенной мощности потерь от времени (рис. 8.28, б). Затем про- водите» । рафическое интегриро- вание мощности потерь в интерва- ле времен от 0 до tai. Энергия потерь численно равна при этом заштрихованной площади иа рис. 8.28, б. Для ориентировочных расче- тов энергии потерь на этапе за- держки включения анодное на- пряжение иа тиристоре можно считать неизменным и равным иа- ПрЯЖСНПЮ ИСТОЧПНКЗ С^ист. А иод- ный гок на siane задержки вклю- чения можно принять в среднем равным установившемуся значе- нию коллекторного тока состав- ного п-р-п трапзистора,*кетерое описывается (8.3). Длительность эта- па задержки включения тиристора приблизительно можно предста- вить в виде /з ~ min ^и> (8.30) где I, „.in — минимальное значение времени задержки включения, зависящее только от времени пролета неосновных носителей через бвюиые । |”Н тиристора и равное примерно нескольким десятым до- лим мпк|скупды; is — время накопления критического заряда ю ’ и, зависящее от амплитуды импульса тока /ц“7и описывае- ма । . .) или (8.6). —' ( При этих предположениях энергия потерь иа этапе задержки включения тиристора ^ГГ» * (?G *1 min + тн ^ст) ~j ~ • Iq (8.31) 1 — “20 01 ш с.1 сет, то опа возрастает с ростом амплитуды импульса Лиа In. •• обусловлено ростом анодного тока на этапе задержки включении. (' ’ iko энергией потерь на этапе задержки включения тирис।оря обычно пренебрегают по сравнению с энергией потерь иа последующих лапах включения тиристора. 263
На этапе лавинообразного роста э'гдный ток возрастает по экспоненциальному закону (8.7), а анодное напряжение уменьшается в общем случае в соответствии с (8.2). Энергия потерь на этапе лавинообразного роста тока ^ТТП ~ Тн i (*2) С/иот - Y (*н тн + Ч) f2)> (8’32) где 1(^2)—значение тока в момент окончания этапа его лавинооб- разного роста. При выводе (8.32) предполагалось, что намного больше значения тока в момент начала его лавинообразного роста Значение i(t2) зависит от характера нагрузки в силовой цепи тиристора. Предположим, например, что этап лавинообразного роста тока заканчивается при некотором вполне определенном значении напряжения на тиристоре и(/2). Тогда, учитывая, что в соответствии с (8.7) на этапе лавинообразного роста di/dt = 1/та, из (8.2) полу- чаем: »Щ = ^ИСТ~ЫУ2)тн. (8.33) ан тн “г 7-н Чем больше индуктивность нагрузки в силовой цепи тиристора, тем при меньшем значении тока заканчивается этап его лавинообраз- ного роста. Это связано с тем, что с ростом индуктивности нагрузки напряжение на тиристоре уменьшается быстрее, а ток нарастает медленнее, чем в случае, например, чисто активной нагрузки рис. 8:2)-. На этапе установления стационарного состояния анодный ток продолжает экспоненциально возрастать, стремясь к своему уста- новившемуся значению 1тм = (Ают/Ян. С -учётом (8.11) н (8.2} энергия потерь на этапе установления стационарного состояния ^Гу«у(^нту-Гн)[/к-‘2(У]- (8-34) Следует помнить, -аде (8.32) и (8.34) являются приближенны- ми. Приближенность этих формул связана с тем, что постоянные времени тя и ту в действительности не являются постоянными, а изменяются со временем. В § 8.1 было показано, что постоянная времени нарастания тн уменьшается на этапе лавинообразного роста тока. К моменту окончания этого этапа тн достигает своего мини- мального значения. Однако в момент окончания этапа лавинообраз- ного роста изменяется характер нарастания анодного тока. Нараста- ние анодного тока по экспоненте с положительным показателем сменяется его ростом по экспоненте с отрицательным показателем. Скорость нарастания анодного тока на начальном участке этапа установления сохраняется при этом примерно такой же, как и на конечном участке этапа лавинообразного роста тока. Поэтому при времени, близком к t2, т. е. к моменту времени, когда один этап сме- няется другим, постоянная времени установления стационарного со- стояния ту«Тп. В дальнейшем по мере роста тока ту возрастает. Это связано с тем, что по мере роста тока уменьшается напряжение на тиристоре (уменьшается падение напряжения на базовом слое П|). Вследствие этого время пролета дырок через базу n,L увеличи- вается, а коэффициент переноса дырок через эту базу уменьшается. 264
Уменьшается при этом и скорость нарастания анодного тока, что равносильно увеличению постоянной времени ту. Учитывая изложенное, при расчетах энергии потерь по (8.32) и (8.34) следует брать усредненные значения тн и ту, которые можно определить, например, из графиков экспериментальных зависимостей анодного тока от времени, построенных в полулогарифмическом масштабе. Коммутационные потери при включении тиристора являются наиболее существенными на этапе установления стационарного со- стояния Этот вопрос будет еще раз рассмотрен в гл. 9 при изуче- нии нсодиомериых процессов в период включения тиристоров в от- крытое состоя пне. Коммутационные потери при выключении тиристора по основной цепи Наиболее существенными коммутационные потери при выклю- чении тиристоров являются в случае выключения с приложением обратного напряжения (см. рис. 8.21). В период спада анодного тока и нарастания обратного тока, т. е. в интервале времен от 0 до t2, напряжение на тиристоре мало. Мала при этом и мощность потерь на тиристоре. Однако после мо- мента времени t2, когда восстанавливается обратное сопротивление анодного перехода, обратный ток через тиристор падает, а обратное напряжение на тиристоре резко возрастает. Напряжение и ток через тиристор в интервале времени от t2 до t3 большие, и мгновенная мощность потерь на этапе спада обратного тока может достигать единиц и десятков киловатт. После момента времени обратный ток через тиристор мал и мгновенная мощность потерь в этот пери- од незначительна. Зависимость мгновенной мощности потерь от вре- мени в процессе выключения тиристора изображена на рис. 8.29. Таким образом, в процессе выключения тиристоров, как и в случае силовых1 диодов, коммутационные потери являются наиболее существенными на этапе спада обратного тока. Поэтому энергию коммутационных потерь при выключении тиристоров приближенно рассчитывают путем интегрирования мгновенной мощности потерь в интервале времен от t2 до t3. Энергия потерь численно равна при этом заштрихованной площади на рис. 8.29. Для расчета энергии потерь реальную зависимость обратного тока от времени на этапе спада аппроксимируют экспонентой: i(0 = /ггехр (— t > t2, (8.35) \ BfTp ) где В/ — константа, зависящая от параметров р-п-р-п структуры силового тиристора. Для различных типов тиристоров значение В/ колеблется обыч- но в пределах or 0,1 до 0,3. Поэтому конкретное значение В/ следу- ет определять экспериментально для тиристоров каждого типа. Амплитудное значение обратного тока 1ГГ зависит от скорости спада прямого тока (—dir/dt) и времени жизни дырок в базе nt тиристора. Теоретически нремя восстановления обратного сопротив- ления перехода /, тиристора, как и время восстановления обратного сопротивления диода, составляет примерно 0,6—0,7 тр. Эксперименты 265
подтверждают теоретические выводы. Поэтому значение /гг можно рассчитать по формуле di’p /гг«-(0,6^0,7)тр—. at (8.36) При активной нагрузке в силовой цепи обратное напряжение на тиристоре в период спада тока возрастает по экспоненциальному закону: Рис. 8.29. Зависимости тока I, напряжения и и мгновенной мощности потерь ртт от вре- мени в процессе выключения тиристора. Рис. 8.30. Зависимости тока I, напряжения на тиристоре и л напряжения источника «ист от времени t при активно-индук- тивной и активной нагрузках. Энергия потерь на этапе спада обратного тока 1 / di-г \ ^RQ « — }тт UR Bt \ * (0’3 * °>35) Bt xpUR (- • (8-38) При синусоидальной форме тока где /гм и ti — амплитуда и длительность импульса тока. При активной нагрузке в момент окончания этапа спада обрат- ного тока UnxinftpUм, где UM — амплитудное значение напря- жения. Энергия потерь в процессе выключения тиристора SRQ = (12н- 14)В,т* f2lTMUM, (8.40) где Um = ItmRh (Rb — сопротивление нагрузки). При активно-индуктивной нагрузке в силовой цепи тиристора ток отстает по фазе от напряжения. Зависимости напряжения на тиристоре и тока через него от времени в процессе выключения при активно-индуктивной нагрузке изображены на рис. 8.30 сплош- ными кривыми. Пунктирной кривой изображена зависимость от времени напряжения источника, а штрихпунктирной — зависимость от времени напряжения на тиристоре при активной нагрузке. 266
Из рис. 8.30 видно, что при активно-индуктивиой нагрузке в ок- рестности точки /2 производная от обратного тока по времени плав- но изменяет свой знак с положительного иа отрицательный. В мо- мент времени <2, когда обратный ток проходит через максимум» на- пряжение на индуктивности нагрузки равно нулю и к тиристору оказывается приложенным обратное напряжение источника и (/,) « (0,6 + 0,7) тр-2л)/ГЛ1 Ra + 2л//ГЛ1 L*. (8.41) В период спада обратного тока индуктивность нагрузки стре- мится поддерживать неизменным обратный ток через тиристор. На индуктивности нагрузки возникает противо-ЭДС, которая прикла- дывается к тиристору, 18'42) Таким образом, в течение всего этапа спада обратного тока в рассматриваемом случае тиристор находится под напряжением и R~u(tz} + Ul. Энергия коммутационных потерь при выключении тиристора « (12 -е- 14) В, х} f2 12тм *и + 8 (« + ^) Bf x2f2 I2M Ls. (8.43) Из (8.43) следует, что с ростом индуктивности нагрузки энер- гия потерь при выключении тиристора возрастает. Если индуктив- ность нагрузки равна нулю, то формула (8.43) переходит, в форму- лу (8.40), справедливую при активной нагрузке. Потери в открытом состоянии и средняя мощность потерь Средняя мощность потерь в открытом состоянии тиристора при синусоидальной фЬрме тока рассчитывается по формуле PT(AVi‘=‘L,T(TO) JTAv + 2^rT JTAV ’ (8.44) где Utvfo) и rT — пороговое напряжение и дифференциальное сопро- тивление тиристора в открытом состоянии; Itav—среднее значе- ние тока в открытом состоянии, равное 1тм!п. При частоте переменного тока синусоидальной формы f средняя мощность потерь в тиристоре с учетом коммутационных потерь при включении и выключении PT(AV) ~ ^Т(ТО) Itav + 2,5rг ^tav *1“ тт *Ь f- (8-45) Энергия потерь при выключении £rq приближенно рассчитыва- ется по (8.40) или (8.43). Она пропорциональна квадрату частоты, а средняя мощность коммутационных потерь при выключении — кубу частоты. Энергия потерь при включении тиристора §тт не рассматрива- лась примсннтсльно к току синусоидальной формы. Этот вопрос бу- дет рассмотрен в гл. 9 при изучении неодиомериых процессов в ти- ристорах. Заметим только, что при прочих равных условиях энер- гия коммутационных потерь при включении тиристора, также увели- чивается с ростом частоты (с уменьшением длительности импульса тока). 267
ГЛАВА ДЕВЯТАЯ НЕОДНОМЕРНЫЕ ПРОЦЕССЫ В СИЛОВЫХ ТИРИСТОРАХ 9.1. ОБЩИЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ ОБ ОДНОМЕРНЫХ И НЕОДНОМЕРНЫХ ПРОЦЕССАХ В ТИРИСТОРАХ Все процессы, протекающие в тиристорах при том или ином воздействии на них, можно разделить на од- номерные и неодномерные. Одномерные процессы ха- рактеризуются тем, что они протекают во времени оди- наковым образом по всей площади р-п-р-п структуры (тиристора). Неодномерные же процессы характеризу- ются тем, что они протекают во времени различным об- разом в разных участках тиристора. Для изучения одномерных процессов используется одномерная модель тиристора. Изменение концентраций неравновесных носителей заряда, которое отражает из- менение состояния тиристора или изменение режима его работы, в этом случае исследуется только вдоль одной координатной оси, нормальной к плоскостям электрон- но-дырочных переходов. При неодномерных процессах концентрации нерав- новесных носителей заряда по толщине базовых слоев в один и тот же момент времени распределяются по-раз- ному в различных участках тиристора. Для изучения не- одномерных процессов используется неодномерная мо- дель тиристора. Изменение концентраций неравновесных носителей заряда исследуется в этом случае не только вдоль координатной оси, нормальной к плоскостям р-п переходов, но и вдоль координатных осей, параллельных плоскостям р-п переходов тиристора. К числу одномерных процессов в тиристорах можно отнести процесс включения импульсом анодного напря- жения с крутым фронтом, процесс выключения по ос- новной цепи, а также процессы, протекающие в тири- сторе при изменении режима его работы в закрытом или открытом состоянии (например, при изменении тока в открытом состоянии). К числу неодномерных процессов прежде всего отно- сятся процесс включения тиристоров большой площади по управляющему электроду, а также процесс выклю- чения по управляющему электроду. 268
Следует отметить, что процессы, отнесенные выше к одномерным процессам, в реальных тиристорах практи- чески являются также неодномерными. Это связано с тем, что значения электрофизических и прочих парамет- ров всегда имеют тот или иной разброс по площади ре- альных тиристоров. Так, например, значения времени жизни неосновных носителей в базовых слоях в разных участках тиристора могут отличаться в 1,5 раза и бо- лее. Изменяются в пределах площади тиристора и зна- чения''концентраций легирующих примесей, толщины базовых слоев, сопротивления технологической шунти- ровкн эмнттерного перехода /8 и т. д. Все это приводит к тому, что включение тиристора импульсом анодного напряжения с крутым фронтом происходит не по всей площади, а локально (например, на участке с наиболь- шим сопротивлением технологической шунтировки эмит- терного перехода /3). Процесс выключения по аноду также протекает неоднородно. Очевидно, что в процессе выключения в первую очередь обратное сопротивление перехода /1 восстанавливается на том участке, в пре- делах которого время жизни дырок в базовом слое с электронной электропроводностью наименьшее, и т. д. Неоднородность (неодномерность) процессов,- отне- сенных нами к одномерным процессам, обусловлена, та- ким образом, разбросом значений электрофизических и прочих параметров по площади тиристоров. По мере совершенствования технологии изготовления исходного кремния и самих тиристоров разброс значений их пара- метров по площади уменьшается. Влияние этого раз- броса на характер протекация тех или иных процессов при этом также уменьшается. Использование одномер- ной модели предполагает, что разброс параметров по площади тиристора отсутствует. Привлечение этой мо- дели для анализа процессов, отнесенных нами к одно- мерным процессам, дает количественные результаты, близкие к действительным. Разброс электрофизических и прочих параметров тиристоров по их площади влияет также и на характер протекания неодномерных процессов. Однако даже при отсутствии разброса параметров тиристоров по их пло- щади эти процессы остаются неодномерными. В этом заключается принципиальное отличие неодномерных процессов от одномерных. Часто для изучения неодномерных процессов ис- 269
пользуется также одномерная модель тиристора, т. е. неодномерные процессы рассматриваются как одномер- ные. Это было сделано в гл. 8 при описании процесса включения тиристора по цепи управления, что позволи- ло выявить некоторые качественные стороны неодномер- ных процессов и даже вывести ряд количественных со- отношений для этих процессов. Однако одномерный анализг неодномерных процессов является неполным. Полученные при одномерном анализе количественные результаты могут резко отличаться от действительных, а многие качественные стороны неодномерных процессов могут оказаться нераскрытыми. Тем не менее использо- вание одномерной модели для изучения неодномерных процессов оказывается полезным, особенно на началь- ной стадии изучения этих процессов. Это связано с су- щественным упрощением математического анализа при использовании одномерной модели тиристора. В этой главе будут рассмотрены только неодномер- ные процессы в тиристорах, связанные с локальным их включением по управляющему электроду. 9.2. ЛОКАЛЬНОЕ ВКЛЮЧЕНИЕ ТИРИСТОРА ПО УПРАВЛЯЮЩЕМУ ЭЛЕКТРОДУ Для изучения неодномерных процессов, связанных с локальным включением по управляющему электроду, рассмотрим тиристор {р-п-р-п структуру) прямоуголь- ной формы (рис. 9.1). Плоскость Y0Z прямоугольной системы координат на рис. 9.1 совмещена с границей пе- рехода /з. Размер тиристора вдоль оси У примем равным 1У, а вдоль оси X — 1Х- Буквой G на рис. 9.1 обозначен управляющий электрод, а буквами А и К. — анод и катод тиристора соответственно. Предполагается, что тири- стор смещен в прямом направлении и область объемно- го заряда коллекторного перехода охватывает приле- гающие к этому переходу участки базовых слоев ги и Область объемного заряда коллекторного перехода на рисунке заштрихована. Толщины электронейтральных участков базовых слоев (эффективные толщины базо- вых слоев) обозначены на рис. 9.1 через и Wp . Через Wpi и W обозначены толщины эмиттерных слоев. Обычно полагают, что при подаче импульса тока уп- равляющего электрода 1а включение тиристора вдоль 270
оси У происходит однородно. Это предположение поз- воляет ограничиться изучением неодномерного характе- ра включения тиристора только вдоль координатной оси X. При подаче импульса тока 1а переход /з смещается в прямом направлении и из эмиттерного слоя п2 в базо- вый слой р2 инжектируются электроны. При х>0 ин- жектированные электроны движутся к базе р2 преиму- щественно в направлении к коллекторному . переходу (вдоль осн Z). Однако одновременно происходит инжек- ция электронов и через гранцчную поверхность перехо- да /8, площадь которой равна LyWnt. Инжектированные через эту поверхность элект- роны движутся в базовом слое р2 преимущественно в направлении, противополож- ном направлению оси X. Эти инжектированные электроны быстро рекомбинируют в приповерхностных участках базового слоя р2 и практи- чески не оказывают влияния на процесс включения тири- стора. Поэтому при изуче- нии процесса включения ти- ристора будем учитывать инжекцию электронов в Рис. 9.1. Тиристор прямоуголь- ной формы. базовый слой р2 только В направлении, нормальном к плоскости коллекторного перехода (вдоль оси Z). Если бы сопротивление базового слоя р2 было нуле- вым, ток управляющего электрода распределился бы равномерно по всей площади тиристора. Инжекция электронов в базовый слой р2 происходила бы при этом равномерно по всей площади перехода /з, и включение тиристора протекало бы одновременно по всей его пло- щади. г Однако сопротивление базового слоя р2 всегда имеет отличное от нуля значение. Вследствие этого тока 1g не распределяется равномерно по всей площади тири- стора, а локализуется вблизи границы базового выво- да. Именно это является причиной локального включе- ния тиристора по управляющему электроду., Рассмотрим начальный период времени, приняв за нуль момент подачи импульса тока 1а- В начальный пе- 271
риод времени составной р-п-р транзистор тиристора из-за своей инерционности еще не реагирует на воздей- ствие импульса тока 1а. Ток через тиристор в этот пе- риод времени определяется его составным п-р-п тран- зистором. Поэтому в начальный период времени вместо тиристора можно ограничиться рассмотрением его со- ставного п-р-п транзистора. Ток 1а тиристора является базовым током для со- ставного п-р-п транзистора. В § 5.3 были рассмотрены неодномерные явления в транзисторах.^ Там было пока- зано, что из-за падения напряжения на сопротивлении базового слоя плотности эмиттерного и базового токов быстро уменьшаются по мере удаления от границы ба- зового вывода транзистора. Уменьшается по мере уда- ления от границы базового вывода и плотность коллек- торного тока транзистора. Аналогичное явление имеет место и в составном п-р-п транзисторе тиристора. Отличительной особенностью составных п-р-п тран- зисторов реальных тиристоров является технологичес- кая шунтировка их эмиттерных переходов. Вследствие этого плотность эмиттерного тока составного п-р-п тран- зистора можно представить в виде J. = J. -\-J. . (9.1) /з /Зинж 1 /зУТ v ' Плотности токов инжекции и утечек связаны с напря- жением на эмиттерном переходе U (х), зависящим от координаты, соотношениями ^инжМ^Л/з^р^г-1); 7 и^х) ~ г 'ут (9-2) (9.3) где Js/3 — плотность тока насыщения эмиттерного пе- рехода /3; гут — сопротивление технологической шунти- ровки единицы площади эмиттерного перехода /3 (гут имеет единицу Ом-см2). Напряжение на эмиттерном переходе увеличивается с ростом тока 10. Оно наибольшее на границе эмиттера с базовым выводом (при х=0) и уменьшается по мере удаления от этой границы (с ростом х) из-за падения напряжения на сопротивлении базового слоя р%. Плот- ность тока инжекции 7/зИИж экспоненциально зависит от U. Поэтому она быстро падает по мере удаления 272
от границы базового вывода. В то же время плотность тока утечки эмиттерного перехода J цут линейно зави- сит от Uj3 , в результате чего плотность тока утечки по мере удаления от границы базового вывода уменьша- ется медленнее, чем плотность тока инжекции. На рис. 9.2 изображен случай, когда при достаточно большом токе 1а плотность тока инжекции преобладает над плотностью тока утечки вблизи границы базового вывода (при значениях х, близких к нулю). Из рисунка Рис. 9.2. Распределение плот- ностей токов инжекции J/1ИНЖ, утечек Jуаут и полного J j перехода /з тиристора в на- чальный период его включе- ния. видно, что при этом на некотором удалении от границы базового вывода плотность тока утечки становится срав- нимой с плотностью тока инжекции, а затем и преобла- дает над ней. Пунктирной кривой на рис. 9.2 изображено распределение суммарной плотности токов инжекции и утечки. Плотность, базового тока составного п-р-п транзис- тора также может быть представлена в виде суммы двух составляющих — рекомбинационной 7др2рек(х) и утечек J БРгУт(х): (М) где Лда«М = <„„(1-₽р,); (9-5) = <9-6> здесь рр, — коэффициент переноса электронов через базу рг (с учетом модуляции толщины этой базы). Плотность коллекторного тока составного п-р-п тран- зистора при этом « = j,.« - Ju.« = <9-7) Распределения плотностей эмиттерного, базового и коллекторного токов составного п-р-п транзистора изоб- ражены на рис. 9.3. Видно, что на некотором расстоянии 18—673 273
от границы базового вывода плотность коллекторного тока практически падает до нуля, а плотности базового и эмиттерного токов уменьшаясь, становятся примерно равными между собой. Это связано с резким уменьше- нием плотности тока инжекции эмиттерного перехода по мере удаления от границы базового вывода. Плотности базового и эмиттерного токов становятся при этом прак- тически равными плотности тока утечек, которая также уменьшается по мере удаления от границы базового вы- вода (с ростом х). Рис. 9.3. Распределение плот- ностей токов (эмиттерного Уд, базового JБРг и коллекторно- го Jсоставного п-р-п тран- зистора тиристора в началь- ный период включения. Интеграл от плотности базового тока по всей пло- щади тиристора равен току ас Ir = l I J r.„ (х) dx, О у ) Бр, ' ' (9.8) В гл. 8 было введено понятие отпирающего тока управляющего электрода тиристора Igt и было показа- но, что тиристор включается в открытое состояние, если Ig>Igt. Однако в гл. 8 была рассмотрена одномерная модель тиристора. При этом предполагалось, что ток Ig равномерно распределяется по всей площади тиристора, которую обозначим через S. Плотность базового тока со- ставного п-р-п транзистора равна при этом отношению Ig/S. Аналогично можно ввести понятие плотности отпи- рающего тока управляющего электрода тиристора Igt= —Igt/S. Отсюда следует, что тиристор включается из закрытого состояния в открытое, если I бр,> Igt- В рассматриваемом нами случае неодномерной моде- ли тиристора плотность базового тока составного п-р-п транзистора уменьшается по мере удаления от границы базового вывода (рис. 9.3). Очевидно, что в этом случае включение тиристора в открытое состояние возможно только на том участке, в пределах которого плотность базового тока I ep,>Igt. 274
Если Ibp2<.1gt вплоть до границы с базовым выво- дом, то включение тиристора в открытое состояние не- возможно. Таким образом, для неодномерной модели тиристора его включение в открытое состояние происхо- дит только тогда, когда хотя бы па границе с базовым выводом ]пр. (0) >/ст. Плотность базового тока 1 врг (0) увеличивается с рос- том тока lG. При некотором значении IG выполняется ра- венство Jер, (0)=7сл Естественно, что именно это значе- ние тока следует принять за отпирающий ток управляю- щего электрода при неодномерной модели тиристора. Тогда при Ig>Igt имеем /яр, (0) >7Сг, и тиристор оказы- вается способным перейти в открытое состояние. Плотность отирающего тока управляющего электро- да тиристора при технологической шуптировке перехо- да /3 J0T ж -У— In f— — ---------—Ь*-------Y (9.9) °Т q Jsl.sryT Р,г> + Рр,-1 / При допущении, что справедлива одномерная модель, отпирающий ток управляющего электрода тиристора Igt — J (9.10) где 1Х — размер тиристора в направлении оси х (см. рис. 9.1). Для неодномерной модели тиристора ~1чт l/lh (/. 1/). (9.11) \ ' Рг УТ / Зависимости отпирающего тока управляющего элек- трода тиристора от его размера вдоль оси х для одномер- ной и неодномерной моделей изображены на рис. 9.4. Видно, что для одномерной модели IGT линейно возрас- тает с увеличением размера тиристора 1Х, для неодно- мерной модели тиристора IGt также возрастает линейно при малых значениях и стремится к насыщению при больших значениях 1Х. Максимальное значение, к кото- рому в этом случае стремится IGr с увеличением 1Х, ^втт ~ V4, ryrlVp, • (9.12) Значение /*, ври котором IGt практически достигает максимального значения, определяется из условия 18- -I.S X . (9.13) 275
При этих значениях 1Х гиперболический тангенс в (9.11) примерно равен 1 и (9.11) преобразуется в (9.12). В (9.11) — (9.13) через рР2обозначено среднее значе- ние удельного сопротивления базового слоя р2 тиристора. Из этих выражений следует, что чем больше сопротивле- ние базы р2 (чем больше отношение Ppj/I^pJ, тем мень- ше при прочих равных условиях ток IGT и тем при мень- шем размере тиристора Рис. 9.4. Зависимость отпира- ющего тока управляющего электрода от размера тири- стора прямоугольной формы. он достигает максимального значения 1отт. Объясняется это тем, что локализация тока 1а вблизи границы ба- зового (управляющего) вы- вода тем сильнее, чем боль- ше сопротивление базы р2. Очевидно, что при зна- чениях 1Х, удовлетворяющих условию (9.13), размер тири- стора вдоль оси х может быть принят неограниченным. Конкретное значение 1Х пе- рестает при этом влиять как на ток 1&г, так и на размер участка Хо, способного включиться под воздействием тока IG. Приближенно можно принять, что площадь первона- чального включения тиристора Зн,вкл~/Ухо, где хо зави- сит от тока IG, поэтому 1рТ \ / 'Н.вкл ~ ly Хотах I 1 ^G ^GT> (9.14) где хотах — максимальный размер области первоначаль- ного включения тиристора в направлении, нормальном к границе управляющего электрода (вдоль оси х) : х0тах 9>3 гут (9.15) Из (9.14) следует, что при значениях тока IG, пример- но в 5—10 раз превышающих IGt, площадь первоначаль- ного включения тиристора практически достигает макси- мального значения, равного 1ухОтах, и перестает зависеть от тока IG. Само же значение Хотах согласно (9.15) уве- 276
личивается в результате уменьшения сопротивления ба- зы р2 и увеличения сопротивления технологической шун- тировки перехода j3. При типичных для реальных тирис- торов значениях отношения p^/UZp, «400 Ом и сопро- тивления технологической шуптпровки единицы площа- ди перехода /3 около 5 Ом-см2 значение Хотах«0,035 см. Это соответствует экспериментально наблюдаемым зна- чениям. Следует обратить внимание еще на следующее об- стоятельство. Из (9.15) следует, что хотах возрастает с увеличением гут и, если гут->оо (технологическая шунти- ровка перехода отсутствует), хотах-^°°. Другими слова- ми, при больших значениях гут тиристор под воздействи- ем тока 1с, включается по всей площади. Это связано с тем, что рассмотренная выше технологическая шунтиров- ка перехода /3 является единственным фактором, обу- словливающим зависимость коэффициента передачи то- ка п-р-п транзистора от тока и S-образный характер ВАХ тиристора. В действительности помимо технологической шунтировки перехода /3 на формирование S-образной ВАХ тиристора влияет еще и ряд других факторов, на- пример рекомбинация носителей в слоях объемного за- ряда прямосмещенных эмиттерных переходов, зависи- мость времени жизни дырок в базе п\ и коэффициента переноса дырок через эту базу от уровня инжекции и т. д. Поэтому полученные выше соотношения справедливы только до тех пор, пока технологическая шунтировка пе- рехода /з остается преобладающим фактором, влияющим на формирование S-образной ВАХ тиристора. В против- ном случае необходимо учесть и другие факторы. Выра- жения для JGt (9.9), IGt (9.11) и хОтах (9.15) принима- ют При ЭТОМ ДРУГОЙ ВИД. Значения Хотах И 5н,вкл остаются в этом случае ограниченными даже при г ут->оо. Кроме того, при значениях х, близких к хОтах, плот- ность базового тока составного п-р-п транзистора может быть намного меньше, чем при значениях х, близких к 0 (вблизи границы управляющего электрода). Как было показано в § 8-1, время задержки включения тиристора резко зависит от отношения 1g/Igt [или, что то же самое, от отношения J Бр, (0)/7gt]. Поэтому время задержки включения тиристора в начальный период наименьшее вблизи границы управляющего электрода и наибольшее при х«Хота*. Вследствие этого фактический размер об- 277
ласти первоначального включения тиристора в направле- нии, нормальном к границе управляющего электрода, всегда несколько меньше расчетного значения Хотах. И в заключение заметим, что сечение (площадь) об- ласти первоначального Рис. 9.5. Сечение области первоначального включения тиристора. включения непостоянно по тол- щине тиристора (вдоль оси Z на рис. 9.1). На рис. 9.5 схе- матически изображено сечение тиристора и стрелками пока- заны линии тока в области первоначального включения. Видно, что сечение этой обла- сти увеличивается в направле- нии от перехода /з к /ь Это связано с тем, что инжектиро- ванные через переход /3 элект- роны движутся не строго в направлении оси Z, а за счет диффузии и дрейфа существенно растекаются вдоль оси X, особенно в толстом базовом слое щ. 9.3. НЕОДНОМЕРНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ТИРИСТОРАХ В ПЕРИОД НАРАСТАНИЯ АНОДНОГО ТОКА Под воздействием тока управляющего электрода Ig в базовых слоях тиристора в области первоначального включения накапливается критический заряд неравно- весных электронов и дырок. Одновременно возрастают динамические коэффициенты передачи тока составных транзисторов тиристора, и между этими транзисторами устанавливается достаточно сильная положительная об- ратная связь. Поэтому через некоторое время после по- дачи импульса тока IG этап задержки включения закан- чивается и начинается этап лавинообразного роста анод- ного тока. При этом анодный ток полностью протекает через область первоначального включения тиристора. Нарастание анодного тока сопровождается соответ- ствующим спадом анодного напряжения. При этом важ- но отметить, что анодный ток, нарастая, протекает толь- ко через область первоначального включения, а анодное напряжение уменьшается одновременно по всей площади тиристора. Последнее связано с тем, что металлизиро- ванные эмиттерные слои тиристора pi и «2 являются эк- випотенциальными. При этом разность потенциалов 278
межд^ этими слоями в любой момент времени одна и та же на любом участке тиристора. Уменьшение анодного напряжения в период, нара- стания тока в спою очередь сопровождается соответству- ющим уменьшением обратного напряжения на коллек- торном переходе тиристора. Область объемного заряда коллекторного перехода при этом сужается со временем. Однако для сужения области объемного заряда кол- лекторного перехода необходимо, чтобы на границах этой области подвижные носители заряда — электроны и дырки — компенсировали соответствующие заряды непо- движных ионизированных атомов легирующих примесей. При этом положительный заряд ионизированных атомов доноров в области объемного заряда коллекторного пе- рехода со стороны базового слоя П\ компенсируется элек- тронами, а отрицательный заряд ионизированных атомов акцепторов со стороны базового слоя р2— дырками. Компенсация дырками и электронами неподвижных зарядов ионизированных атомов акцепторов и доноров в области объемного заряда коллекторного перехода эк- вивалентна протеканию через этот переход емкостного тока в направлении от базового слоя р2 к базовому слою «1. Для иллюстрации сказанного представим барьерную емкость коллекторного перехода тиристора в виде емко- сти внешнего конденсатора, подключенного параллельно коллекторному переходу (рис. 9.6). До момента вклю- чения тиристора напряжение на конденсаторе Сг прак- тически равно напряжению, приложенному к тиристору. Полярность этого напряжения показана'на рисунке. При включении тиристора напряжение на нем уменьшается, уменьшается напряжение и на конденсаторе Сг. Проис- ходит как бы перезаряд этого конденсатора, при этом че- рез него протекает емкостный ток 1Сг , направление ко- торого показано на рисунке стрелкой. Из рис. 9.6 видно, что направление емкостного тока коллекторного перехода в рассматриваемом случае про- тивоположно направлению анодного тока через тирис- тор, показанному на рисунке стрелкой. Легко заметить, что рассматриваемый процесс перезаряда (разряда) барьерной емкости коллекторного перехода противопо- ложен процессу ее заряда при нарастании напряжения, рассмотренному в § 8.2 (см. рис. 8.13). Процесс перезарядки барьерной емкости коллектор- 279
ного перехода в период спада анодного напряжения при локальном включении тиристора током управления яв- ляется неодномерным процессом. Он по-разному проте- кает в области первоначального включения и в невклю- ченной области тиристора. Для описания этого процесса представим рассматри- ваемый тиристор условно в виде двух тиристоров Т\ и Т2, соединенных параллельно (рис. 9.7). При этом под ти- ристором 1\ будем понимать область первоначального включения исходного тиристора, а под тиристором Т2— Рис. 9.7. Модель тиристора для описания процесса пере- зарядки барьерной емкости коллекторного перехода в пе- риод спада анодного напря- жения. Рис. 9.6. Перезаряд барьерной емкости коллекторного пере- хода тиристора в период спа- да анодного напряжения. некоторый произвольный участок невключенной области исходного тиристора. Эмиттерные слои тиристоров 7\ и Т2 замкнуты накоротко, так как в исходном тиристоре эти слои эквипотенциальны из-за высокой проводимости металлических контактов к ним. Базовые слои тиристо- ров Ti и Т2 соединены между собой через резисторы Кбр2 и RBltl. Эти резисторы отображают сопротивления растекания базовых слоев (сопротивления базовых сло- ев вдоль плоскостей электронно-дырочных переходов между различными участками исходного тиристора). Со- противления резисторов Rep2 и 7?бл, тем больше, чем дальше расположен участок невключенной области, обо- значенный тиристором Т2, от области первоначального включения исходного тиристора, обозначенной тиристо- ром Ti. До момента подачи импульса тока IG тиристоры Т\ и Т2 находятся в закрытом состоянии. Через них протекают 280
небольшие токи. Избыточные концентрации неравновес- ных носителей заряда, накопленных в базовых слоях под воздействием этих токов, чрезвычайно малы. Из-за техйо- логической шунтировки переходов /3 избыточные концент* трацпи электронов и дырок в базовых слоях р2 тиристо- ров Т[ н '/’2 можно принять равными пулю. Можно пока- зать, что избыточные заряды электронов, накопленных в базовых слоях л, до подачи импульса тока управления, относятся к зарядам ионизированных доноров в области объемного заряда коллекторных переходов тиристоров Т] и Т2 примерно так, как концентрация собственных носителей rii относится к концентрации доноров Nd в ба- зах iii. В диапазоне температур вплоть до максимально допустимой температуры структур тиристоров обычно вы- полняется неравенство ni^Nd- Поэтому избыточных за- рядов электронов и дырок, накопленных в базах тиристо- ров до момента подачи импульса тока управляющего Электрода, недостаточно для компенсации зарядов иони- зированных атомов легирующих примесей в областях объемных зарядов их коллекторных переходов. При подаче импульса тока /с тиристор Т\ включается, а тиристор Т2 остается в закрытом состоянии. В период нарастайия тока через тиристор Т\ анодное напряжение уменьшается одновременно на обоих тиристорах. При этом неподвижные заряды ионизированных атомов при- месей в области объемного