†
|
ƒ≥оди
1
¬ступ 2
–озд≥л 1. ≈лектроф≥зичн≥ властивост≥ нап≥впров≥дник≥в 3
1.1 ¬ласн≥ й дом≥шков≥ нап≥впров≥дники 3
1.2. ≈нергетичн≥ д≥аграми нап≥впров≥дник≥в 6
1.3 —илов≥ д≥оди. 11
–озд≥л 2. «агальн≥ в≥домост≥ про нап≥впров≥дников≥ розмикач≥ струму. 13
–озд≥л 3. ќсновн≥ типи нап≥впров≥дникових розмикач≥в струму. 18
3.1. ƒрейфовий д≥од з р≥зким в≥дновленн¤м. 18
3.2. SOS-д≥оди. 25
3.3. –озмикач≥ струму на основ≥ карб≥ду кремн≥ю. 30
–озд≥л 4. ѕромислов≥ генератори ≥мпульс≥в на основ≥ ƒƒ–¬ й SOS-д≥од≥в. 32
¬исновок. 35
—писок використаноњ л≥тератури. 41
¬ступ
ƒл¤ проведенн¤ досл≥джень в експериментальн≥й ф≥зиц≥ широко використовують ≥мпульсн≥ джерела живленн¤ дл¤ потужн≥х лазер≥в, прискорювач≥в зар¤джених частинок, рентген≥вських апарат≥в. јле дл¤ створенн¤ таких ≥мпульсних джерел живленн¤ потр≥бно мати потужн≥ перемикаюч≥ пристроњ, ¤к≥ б перемикали, ≥з достатньо високою швидк≥стю джерела живленн¤ ≥з режиму накопиченн¤ енерг≥њ в режими розр¤ду та навпаки. “ак≥ перемикаюч≥ пристроњ повинн≥ витримувати напруги пор¤дку 103 - 106 ¬ та струми густиною 102 - 105 ј/см2 та мати можлив≥сть генерувати ≥мпульси ≥з частотою 104 √ц ≥ вище. “аким параметрам в≥дпов≥дають певн≥ типи нап≥впров≥дникових д≥од≥в.
” робот≥ розгл¤нуто нап≥впров≥дников≥ д≥одн≥ перемикач≥ струму дл¤ потужньоњ наносекундноњ ≥мпульсноњ техн≥ки. ќсобливу увагу прид≥лено дрейфовим д≥одам ≥з р≥зким в≥дновленн¤м ƒƒ–¬ та SOS - д≥одам. ѕерший тип д≥од≥в був запропонований ≥ розроблений у ‘≥зико-техн≥чному ≥нститут≥ ≥м. ј. ‘. ≤оффе –јЌ, другий в ≤нститут≥ електроф≥зики ”р¬ –јЌ. «а допомогою ƒƒ–¬ вдаЇтьс¤ перемикати потужн≥сть до сотень мегават≥в за наносекунду при щ≥льност≥ струму пор¤дку 102 ј/см2. SOS - д≥оди дозвол¤ють перемикати потужност≥ в к≥лька г≥гават за так≥ ж коротк≥ часи при щ≥льност≥ струму б≥льше 103 ј/см2. ўе одною позитивною рисою таких нап≥впров≥дникових пристроњв Ї њх великий строк роботи.
–озробка генератор≥в потужних наносекундних ≥мпульс≥в та нап≥впров≥дникових перемикач≥в струму спри¤тиме розвитку роб≥т з рел¤тив≥стськоњ надвисокочастотноњ електрон≥ки, широкополосноњ рад≥олокац≥њ, систем живленн¤ лазер≥в, прискорювач≥в електрон≥в.
–озд≥л 1. ≈лектроф≥зичн≥ властивост≥ нап≥впров≥дник≥в
Ќап≥впров≥дниками Ї речовини, що займають по величин≥ питомоњ пров≥дност≥ пром≥жне положенн¤ м≥ж пров≥дниками й д≥електриками [1,2,3]. ÷≥ речовини волод≥ють ¤к властивост¤ми пров≥дника, так ≥ властивост¤ми д≥електрика. –азом з тим вони волод≥ють р¤дом специф≥чних властивостей, що р≥зко в≥др≥зн¤ють њх в≥д пров≥дник≥в ≥ д≥електрик≥в, основним з ¤ких Ї сильна залежн≥сть питомоњ пров≥дност≥ в≥д впливу зовн≥шн≥х фактор≥в (температури, св≥тла, електричного пол¤ ≥ т. п.). ƒо нап≥впров≥дник≥в в≥днос¤тьс¤ елементи четвертоњ групи пер≥одичноњ таблиц≥ ƒ. ≤. ћенделЇЇва, а також х≥м≥чн≥ сполуки елемент≥в третьоњ й п'¤тоњ груп типу AIII BV (GaAs, InSb) ≥ другоњ й шостоњ груп типу AII B VI (Cd, B, CdFe). ѕров≥дне м≥сце серед нап≥впров≥дникових матер≥ал≥в, ¤к≥ використовуютьс¤ у нап≥впров≥дников≥й електрон≥ц≥, займають кремн≥й, герман≥й й арсен≥д гал≥ю GaAs. ’оча у наш час у наукових установах ведетьс¤ пошук нових нап≥впров≥дникових матер≥ал≥в, розробл¤ютьс¤ орган≥чн≥ нап≥впров≥дники.
1.1 ¬ласн≥ й дом≥шков≥ нап≥впров≥дники
¬ласними нап≥впров≥дниками або нап≥впров≥дниками типу i (в≥д англ≥йського intrinsic - власний) називаютьс¤ чист≥ нап≥впров≥дники, що не м≥ст¤ть дом≥шок. ƒом≥шковими нап≥впров≥дникам називаютьс¤ нап≥впров≥дники, що м≥ст¤ть дом≥шки, валентн≥сть ¤ких в≥др≥зн¤Їтьс¤ в≥д валентност≥ основних атом≥в. ¬они п≥дрозд≥л¤ютьс¤ на електронн≥ й д≥рков≥. ¬ласн≥ нап≥впров≥дники мають кристал≥чну структуру, що характеризуЇтьс¤ пер≥одичним розташуванн¤м атом≥в у вузлах просторовоњ кристал≥чноњ реш≥тки. ” так≥й реш≥тц≥ кожен атом взаЇмно пов'¤заний ≥з чотирма сус≥дн≥ми атомами ковалентними зв'¤зками (мал. 1.1), у результат≥ ¤ких в≥дбуваЇтьс¤ усусп≥льненн¤ валентних електрон≥в й утворенн¤ ст≥йких електронних оболонок, що складаютьс¤ з восьми електрон≥в. ѕри температур≥ абсолютного нул¤ (T=0∞K) вс≥ валентн≥ електрони перебувають у ковалентних зв'¤зках, отже, в≥льн≥ нос≥њ зар¤ду в≥дсутн≥, ≥ нап≥впров≥дник под≥бний до д≥електрика[2,3]. ѕри п≥двищенн≥ температури або при опром≥ненн≥ нап≥впров≥дника св≥тловою енерг≥Їю, рентген≥вським випром≥нюванн¤м валентний електрон може вийти з ковалентного зв'¤зку й стати в≥льним нос≥Їм електричного зар¤ду. ѕри цьому ковалентний зв'¤зок стаЇ дефектним, у ньому утворитьс¤ в≥льне (вакантне) м≥сце, що може зайн¤ти один з валентних електрон≥в сус≥днього зв'¤зку, у результат≥ чого вакантне м≥сце перем≥ститьс¤ до ≥ншоњ пари атом≥в. ѕерем≥щенн¤ вакантного м≥сц¤ усередин≥ кристал≥чноњ реш≥тки можна розгл¤дати ¤к перем≥щенн¤ де¤кого ф≥ктивного (в≥ртуального) позитивного зар¤ду, величина ¤кого дор≥внюЇ зар¤ду електрона. “акий позитивний зар¤д прийн¤то називати д≥ркою.
ѕроцес виникненн¤ в≥льних електрон≥в ≥ д≥рок, обумовлений розривом ковалентних зв'¤зк≥в, називаЇтьс¤ тепловою генерац≥Їю нос≥њв зар¤ду. …ого характеризують швидк≥стю генерац≥њ G, що визначаЇ к≥льк≥сть пар нос≥њв зар¤ду, що виникають в одиницю часу в одиниц≥ об'Їму нап≥впров≥дника. Ўвидк≥сть генерац≥њ тим б≥льше, чим вище температура й чим менша енерг≥¤, ¤ка затрачуЇтьс¤ на розрив ковалентних зв'¤зк≥в. ”творен≥ в результат≥ генерац≥њ електрони й д≥рки, перебуваючи в стан≥ хаотичного теплового руху, через де¤кий час, середнЇ значенн¤ ¤кого називаЇтьс¤ часом житт¤ нос≥њв зар¤ду, зустр≥чаютьс¤ один з одним, у результат≥ чого в≥дбуваЇтьс¤ в≥дновленн¤ ковалентних зв'¤зк≥в. ÷ей процес називаЇтьс¤ рекомб≥нац≥Їю нос≥њв зар¤ду й характеризуЇтьс¤ швидк≥стю рекомб≥нац≥њ R, що визначаЇ к≥льк≥сть пар нос≥њв зар¤ду, що зникають в одиницю часу в одиниц≥ об'Їму. ƒобуток швидкост≥ генерац≥њ на час житт¤ нос≥њв зар¤ду визначаЇ њхню концентрац≥ю, тобто к≥льк≥сть електрон≥в ≥ д≥рок в одиниц≥ об'Їму. ѕри незм≥нн≥й температур≥ генерац≥йно - рекомб≥нац≥йн≥ процеси перебувають у динам≥чн≥й р≥вноваз≥, тобто в одиницю часу народжуЇтьс¤ й зникаЇ однакова к≥льк≥сть нос≥њв зар¤ду (R=G). ÷¤ умова називаЇтьс¤ законом р≥вноваги мас. —тан нап≥впров≥дника, коли R=G, називаЇтьс¤ р≥вноважним; у цьому стан≥ у власному нап≥впров≥днику встановлюютьс¤ р≥вноважн≥ концентрац≥њ електрон≥в ≥ д≥рок, ¤к≥ позначають ni й pi . ќск≥льки електрони й д≥рки генеруютьс¤ парами, то виконуЇтьс¤ умова: ni=pi . ѕри цьому нап≥впров≥дник залишаЇтьс¤ електрично нейтральним, тому що сумарний негативний зар¤д електрон≥в компенсуЇтьс¤ сумарним позитивним зар¤дом д≥рок. ÷¤ умова називаЇтьс¤ законом нейтральност≥ зар¤ду. ƒл¤ знаходженн¤ концентрац≥њ нос≥њв струму запропонована формула:
(1.1)
ѕри к≥мнатн≥й температур≥ в кремн≥њ ni=pi=1,4Ј1010 см-3, а в герман≥њ ni=pi=2,5Ј1013 см-3. –≥зниц¤ в концентрац≥¤х по¤снюЇтьс¤ тим, що дл¤ розриву ковалентних зв'¤зк≥в в кремн≥ю потр≥бно б≥льше витратити енерг≥њ, чим в герман≥ю. ≤з ростом температури, концентрац≥¤ електрон≥в та д≥рок зростаЇ по експоненц≥йному закону, що видно ≥з (1.1.)
≈лектронним нап≥впров≥дником або нап≥впров≥дником типу n ( в≥д латинського negative - негативний) називаЇтьс¤ нап≥впров≥дник, у кристал≥чн≥й реш≥тц≥ ¤кого кр≥м основних (чотирьохвалентних) атом≥в утримуютьс¤ дом≥шков≥ п'¤тивалентн≥ атоми, ¤к≥ називають донорами. ” так≥й кристал≥чн≥й реш≥тц≥ чотири валентних електрони дом≥шкового атома зайн¤т≥ в ковалентних зв'¤зках, а п'¤тий (УзайвийФ) електрон не може вступити в нормальний ковалентний зв'¤зок ≥ легко в≥докремлюЇтьс¤ в≥д дом≥шкового атома, стаючи в≥льним нос≥Їм зар¤ду. ѕри цьому дом≥шковий атом перетворюЇтьс¤ в позитивний ≥он. ѕри к≥мнатн≥й температур≥ практично вс≥ дом≥шков≥ атоми ви¤вл¤ютьс¤ ≥он≥зованими. ѕор¤д з ≥он≥зац≥Їю дом≥шкових атом≥в в електронному нап≥впров≥днику в≥дбуваЇтьс¤ теплова генерац≥¤, у результат≥ ¤коњ утворюютьс¤ в≥льн≥ електрони й д≥рки, однак концентрац≥¤ виникаючих у результат≥ генерац≥њ електрон≥в ≥ д≥рок значно менша за концентрац≥ю в≥льних електрон≥в, що утвор¤тьс¤ при ≥он≥зац≥њ дом≥шкових атом≥в, тому що енерг≥¤, необх≥дна дл¤ розриву ковалентних зв'¤зк≥в, ≥стотно б≥льша енерг≥њ, затрачуваноњ на ≥он≥зац≥ю дом≥шкових атом≥в. онцентрац≥¤ електрон≥в в електронному нап≥впров≥днику позначаЇтьс¤ nn, а концентрац≥¤ д≥рок - pn. ≈лектрони в цьому випадку Ї основними нос≥¤ми зар¤ду, а д≥рки - неосновними.
ƒ≥рковим нап≥впров≥дником або нап≥впров≥дником типу p ( в≥д латинського positive - позитивний) називаЇтьс¤ нап≥впров≥дник, у кристал≥чн≥й реш≥тц≥ ¤кого (рис. 1.4) утримуютьс¤ дом≥шков≥ тривалентн≥ атоми, ¤к≥ називають акцепторами. ” так≥й кристал≥чн≥й реш≥тц≥ один з ковалентних зв'¤зк≥в залишаЇтьс¤ незаповненим. ¬≥льний зв'¤зок дом≥шкового атома може заповнити електрон, що покинув один ≥з сус≥дн≥х зв'¤зк≥в. ѕри цьому дом≥шковий атом перетворюЇтьс¤ в негативний ≥он, а на тому м≥сц≥, зв≥дки п≥шов електрон, виникаЇ д≥рка. ” д≥рковому нап≥впров≥днику, також ¤к й в електронному, в≥дбуваЇтьс¤ теплова генерац≥¤ нос≥њв зар¤ду, але њхн¤ концентрац≥¤ в багато раз≥в менша за концентрац≥ю д≥рок, що утворюютьс¤ в результат≥ ≥он≥зац≥њ акцептор≥в. онцентрац≥¤ д≥рок у д≥рковому нап≥впров≥днику позначаЇтьс¤ pp, вони Ї основними нос≥¤ми зар¤ду, а концентрац≥¤ електрон≥в позначаЇтьс¤ np, вони Ї неосновними нос≥¤ми зар¤ду.
1.2. ≈нергетичн≥ д≥аграми нап≥впров≥дник≥в
¬≥дпов≥дно до постулат≥в квантовоњ ф≥зики електрони в атом≥ можуть приймати строго визначен≥ значенн¤ енерг≥њ або, ¤к говор¤ть, займати певн≥ енергетичн≥ р≥вн≥. ѕри цьому, в≥дпов≥дно до принципу ѕаул≥, у тому самому енергетичному стан≥ не можуть перебувати одночасно не б≥льше чим два електрони ≥з протилежними сп≥нами. “верде т≥ло, ¤ким Ї нап≥впров≥дниковий кристал, складаЇтьс¤ з безл≥ч≥ атом≥в, ¤к≥ взаЇмод≥ють один з одним, завд¤ки малим м≥жатомним в≥дстан¤м. “ому зам≥сть сукупност≥ дозволених дискретних енергетичних р≥вн≥в, властивих окремому атому, тверде т≥ло характеризуЇтьс¤ сукупн≥стю дозволених енергетичних зон, що складаютьс¤ з великого числа близько розташованих енергетичних р≥вн≥в. ƒозволен≥ енергетичн≥ зони розд≥лен≥ ≥нтервалами енерг≥й, ¤кими електрони не можуть волод≥ти ≥ ¤к≥ називаютьс¤ забороненими зонами. ѕри температур≥ абсолютного нул¤ електрони заповнюють к≥лька нижн≥х енергетичних зон. ¬ерхн¤ ≥з заповнених електронами дозволених зон називаЇтьс¤ валентною зоною, а наступна за нею незаповнена зона називаЇтьс¤ зоною пров≥дност≥. ” нап≥впров≥дник≥в валентна зона й зона пров≥дност≥ розд≥лен≥ забороненою зоною. ѕри нагр≥ванн≥ речовини електронам надаЇтьс¤ додаткова енерг≥¤ й вони переход¤ть ≥з енергетичних р≥вн≥в валентноњ зони на б≥льше висок≥ енергетичн≥ р≥вн≥ зони пров≥дност≥. ” пров≥дниках дл¤ зд≥йсненн¤ таких переход≥в потр≥бна незначна енерг≥¤, тому пров≥дники характеризуютьс¤ високою концентрац≥Їю в≥льних електрон≥в (пор¤дку 1022 см-3). ” нап≥впров≥дниках дл¤ того, щоб електрони змогли перейти з валентноњ зони в зону пров≥дност≥, њм повинна бути надана енерг≥¤ не менша за ширину забороненоњ зони. ÷е ≥ Ї та енерг≥¤ , що необх≥дна дл¤ розриву ковалентних зв'¤зк≥в. ≈нергетичн≥ д≥аграми власного електронного й д≥ркового нап≥впров≥дник≥в, на ¤ких за допомогою EC позначена нижн¤ границ¤ зони пров≥дност≥, а через EV - верхн¤ границ¤ валентноњ зони. Ўирина забороненоњ зони ƒEз= Ec- Ev. ” кремн≥ю вона дор≥внюЇ 1,1 е¬, у герман≥ю - 0,7 е¬.
« погл¤ду зонноњ теор≥њ п≥д генерац≥Їю в≥льних нос≥њв зар¤ду сл≥д розум≥ти перех≥д електрон≥в з валентноњ зони в зону пров≥дност≥ (мал. 1.5,а). ” результат≥ таких переход≥в у валентн≥й зон≥ з'¤вл¤ютьс¤ в≥льн≥ енергетичн≥ р≥вн≥, в≥дсутн≥сть електрон≥в на ¤ких сл≥д трактувати ¤к на¤вн≥сть на них ф≥ктивних зар¤д≥в - д≥рок. ѕерех≥д електрон≥в ≥з зони пров≥дност≥ у валентну зону сл≥д трактувати ¤к рекомб≥нац≥ю рухомих нос≥њв зар¤ду. „им ширша заборонена зона, тим менше електрон≥в здатно перейти через нењ. ÷им по¤снюЇтьс¤ б≥льше висока концентрац≥¤ електрон≥в ≥ д≥рок у герман≥ю в пор≥вн¤нн≥ ≥з кремн≥Їм. ¬ електронному нап≥впров≥днику (рис. 1.5,б) за рахунок на¤вност≥ п'¤тивалентних дом≥шок у межах забороненоњ зони поблизу дна зони пров≥дност≥ з'¤вл¤ютьс¤ дозволен≥ р≥вн≥ енерг≥њ ED. ќск≥льки один дом≥шковий атом припадаЇ приблизно на 106 атом≥в основноњ речовини, то дом≥шков≥ атоми практично не взаЇмод≥ють один з одним. “ому дом≥шков≥ р≥вн≥ не утворюють енергетичну зону ≥ њх зображують ¤к один локальний енергетичний р≥вень ≈D, на ¤кому перебувають "зайв≥" електрони дом≥шкових атом≥в, не зайн¤т≥ в ковалентн≥ зв'¤зках. ≈нергетичний ≥нтервал ƒEи= Ec-ED називаЇтьс¤ енерг≥Їю ≥он≥зац≥њ. ¬еличина ц≥Їњ енерг≥њ дл¤ р≥зних п'¤тивалентних дом≥шок лежить у межах в≥д 0,01 до 0,05 е¬, тому "зайв≥" електрони легко переход¤ть у зону пров≥дност≥.
” д≥рковому нап≥впров≥днику введенн¤ тривалентних дом≥шок веде до по¤ви дозволених р≥вн≥в ≈A (pис.1.5, в), ¤к≥ заповнюютьс¤ електронами, що переход¤ть на нього з валентноњ зони, у результат≥ чого утворюютьс¤ д≥рки. ѕерех≥д електрон≥в з валентноњ зони в зону пров≥дност≥ вимагаЇ б≥льших витрат енерг≥њ, чим перех≥д на р≥вн≥ акцептор≥в, тому концентрац≥¤ електрон≥в np ви¤вл¤Їтьс¤ менше концентрац≥њ ni, а концентрац≥ю дыpок pp можна вважати приблизно р≥вною концентрац≥њ акцептор≥в NA.
1.2. P-N - перех≥д ¤к основа нап≥впров≥дникових д≥од≥в ≥
транзистор≥в
¬ основ≥ б≥льшост≥ нап≥впров≥дникових д≥од≥в ≥ транзистор≥в лежить контакт двох нап≥впров≥дник≥в з р≥зним типом електропров≥дност≥. “акий контакт називають електронно-д≥рковим переходом або p-n-переходом. ¬≥н може бути отриманий, наприклад, шл¤хом дифуз≥њ донорноњ дом≥шки в нап≥впров≥дник p-типу. —труктура p-n-переходу зображена на рис. 1.6,а. ¬ключений в електричний ланцюг p-n-перех≥д маЇ одноб≥чну пров≥дн≥сть, тобто його вольтамперна характеристика нел≥н≥йна. Ѕудемо вважати, що концентрац≥¤ легуючоњ дом≥шки в област¤х n- ≥ p- типу розпод≥лена р≥вном≥рно, причому концентрац≥¤ донорноњ дом≥шки ND в n-нап≥впров≥днику значно б≥льша, н≥ж концентрац≥¤ акцепторноњ дом≥шки NA в p- нап≥впров≥днику (ND>>NA). Ќазвемо n-область ≥з б≥льшою концентрац≥Їю дом≥шки ем≥тером, а p-область ≥з меншою концентрац≥Їю дом≥шки базою. ÷е допущенн¤ дозвол¤Ї вважати, що повний струм через p-n-перех≥д визначаЇтьс¤ переважно електронною складовою. ƒ≥ркова складова струму через p-n-перех≥д мала й нею можна знехтувати. ћожна вважати, що зовн≥шн≥ контакти до структури ( вони по своњй природ≥ повинн≥ мати двосторонню пров≥дн≥сть ≥з дуже малим опором ) вилучен≥ в≥д контакту на в≥дстань, що значно перевищуЇ дифуз≥йну довжину електрон≥в Ln у баз≥ й д≥рок Lp в ем≥тер≥. оеф≥ц≥Їнт дифуз≥њ електрон≥в в нап≥впров≥днику можна визначити за допомогою формули:
(1.2)
оеф≥ц≥Їнт дифуз≥њ залежить в≥д зм≥ни температури ≥ дану зм≥ну описуЇ формула:
(1.3)
“од≥ дифуз≥йна довжина руху електрон≥в складе:
(1.4)
÷е допущенн¤ дозвол¤Ї вважати, що p-n-перех≥д локал≥зований поблизу границ≥ x0. ѕозначимо границ≥ p-n-переходу через xn й xp. –озпод≥л концентрац≥њ електрон≥в уздовж ос≥ x. ќск≥льки концентрац≥¤ електрон≥в в n-нап≥впров≥днику nn (основн≥ нос≥њ зар¤ду) значно перевищуЇ концентрац≥ю електрон≥в в p-нап≥впров≥днику np (неосновн≥ нос≥њ зар¤ду), то в площин≥ контакту виникаЇ дифуз≥¤ електрон≥в з n-област≥ в p-область. јналог≥чн≥ м≥ркуванн¤ привод¤ть до дифуз≥њ д≥рок з p-област≥ в n-область. ” такий спос≥б через p-n-перех≥д прот≥кають дифуз≥йн≥ потоки основних нос≥њв зар¤ду. ≤дучи з нап≥впров≥дника n-типу, електрони залишають у приконтактн≥й област≥ n-нап≥впров≥дника нескомпенсований позитивний нерухомий зар¤д ≥он≥в донор≥в QD+. јналог≥чно в приконтактной област≥ p-нап≥впров≥дника з'¤вл¤Їтьс¤ р≥вний по величин≥ нескомпенсований негативний нерухомий зар¤д ≥он≥в акцептор≥в QA-. ” такий спос≥б в област≥ контакту з'¤вл¤Їтьс¤ електричне поле локал≥зоване поблизу границ≥ x0. Ѕудемо характеризувати його контактною р≥зницею потенц≥ал≥в цK0. ”творене поле перешкоджаЇ руху основних нос≥њв через перех≥д й Ї причиною по¤ви зустр≥чного дрейфового руху електрон≥в з p-област≥ в n-область. “аким чином, потоки неосновних нос≥њв зар¤ду по своњй природ≥ Ї дрейфовими. ѕри зростанн≥ концентрац≥њ легуючих дом≥шок ND й NA контактна р≥зниц¤ потенц≥ал≥в зростаЇ , а ширина p-n-переходу зменшуЇтьс¤. Ќеобх≥дно в≥дзначити, що область p-n-переходу зб≥днена рухомими нос≥¤ми зар¤ду, тому що будь-¤кий виникший у ц≥й област≥ або потрапивший в нењ рухомий зар¤д виштовхуЇтьс¤ з област≥ переходу електричним полем. “ому оп≥р p-n-переходу значно вище, н≥ж оп≥р n- ≥ p- областей. ƒл¤ основних нос≥њв зар¤ду це поле створюЇ потенц≥йний бар'Їр, а, отже, величина потоку основних нос≥њв зар¤ду через перех≥д залежить в≥д величин цього бар'Їра. ƒл¤ неосновних нос≥њв зар¤ду поле в переход≥ створюЇ потенц≥йну ¤му, а, отже, пот≥к неосновних нос≥њв зар¤ду не буде залежати в≥д глибини потенц≥йноњ ¤ми: вс≥ електрони (неосновн≥ нос≥њ), що з'¤вилис¤ в краю потенц≥йноњ ¤ми, упадуть у нењ. ѕоле в p-n-переход≥ можна зм≥нити шл¤хом подач≥ на структуру зовн≥шньоњ напруги. якщо пол¤рн≥сть зовн≥шньоњ напруги спр¤мована проти пол¤ в переход≥, то гальмуюче дл¤ основних нос≥њв зар¤ду поле в переход≥ ( або потенц≥йний бар'Їр), зменшуЇтьс¤, ≥ пот≥к основних нос≥њв зар¤ду через p-n-перех≥д зб≥льшуЇтьс¤ й значно перевищуЇ ≥снуючий пот≥к неосновних нос≥њв. “ака напруга на p-n-переход≥ називаЇтьс¤ пр¤мою. ѕри пр¤м≥й напруз≥ пр¤мий струм визначаЇтьс¤ потоком основних нос≥њв зар¤ду й при пр¤мому струм≥ nn >> pp , то д≥рковою складовою пр¤мого струму можна знехтувати. ѕри зворотн≥й напруз≥ зворотний струм визначаЇтьс¤ потоком неосновних нос≥њв зар¤ду; оск≥льки pp >> nn.
1.3 —илов≥ д≥оди.
ƒ≥оди, ¤к≥ використовуютьс¤ в електричних пристро¤х дл¤ перетворенн¤ зм≥нного струму в струм одн≥Їњ пол¤рност≥ називаютьс¤ випр¤мними. Ќа вольтамперн≥й характеристиц≥ (¬ј’) «наченн¤ пр¤мого й зворотного струм≥в в≥др≥зн¤ютьс¤ на к≥лька пор¤дк≥в, а пр¤ме спаданн¤ напруги не перевищуЇ одиниць вольт≥в у пор≥вн¤нн≥ з≥ зворотною напругою, що може становити сотн≥ й б≥льше вольт≥в. “ому д≥оди мають одноб≥чну пров≥дн≥сть, що дозвол¤Ї використати њх ¤к випр¤мн≥ елементи. « малюнка також можна зробити висновок, що з ростом температури зворотний струм зростаЇ. ” б≥льшост≥ д≥од≥в цей струм при температур≥ 125Ї— може зб≥льшитьс¤ на 2-3 пор¤дки в пор≥вн¤нн≥ з≥ струмом при 25Ї—
«≥ зб≥льшенн¤м зворотноњ напруги зворотний струм також росте, але пов≥льн≥ше, н≥ж з п≥двищенн¤м температури. Ћише при подач≥ зворотноњ напруги, б≥льше нормованоњ, в≥дбуваЇтьс¤ р≥зке його зб≥льшенн¤, що може привести до пробою p - n-переходу.
ѕр¤ма напруга при малих пр¤мих струмах, коли переважаЇ спад напруги на переход≥ д≥ода, з ростом температури зменшуЇтьс¤. ѕри б≥льших струмах, коли переважаЇ спад на баз≥ д≥ода, залежн≥сть пр¤моњ напруги в≥д температури стаЇ позитивною. “очка, у ¤к≥й в≥дсутн¤ залежн≥сть пр¤мого спаду напруги в≥д температури або ц¤ напруга м≥н¤Ї знак, називаЇтьс¤ точкою ≥нверс≥њ.
” б≥льшост≥ д≥од≥в малоњ й середньоњ потужност≥ допустимий пр¤мий струм, ¤к правило, не перевищуЇ точки ≥нверс≥њ, а в силових потужних д≥од≥в допустимий струм може бути вище ц≥Їњ точки.
–озд≥л 2. «агальн≥ в≥домост≥ про нап≥впров≥дников≥
розмикач≥ струму.
Ќано- ≥ субнаносекундн≥ електричн≥ ≥мпульси п≥ковою потужн≥стю в≥д мегават до терават використовуютьс¤ в ц≥лому р¤д≥ областей найсучасн≥шоњ техн≥ки, таких ¤к рел¤тив≥стська надвисокочастотна електрон≥ка, широкополосна рад≥олокац≥¤, досл≥дженн¤ електромагн≥тноњ сум≥сност≥ складних систем, п≥дземна рад≥олокац≥¤, системи живленн¤ лазер≥в ≥ прискорювач≥в ≥ т.п. ѕотужн≥ коротк≥ ≥мпульси використовуютьс¤ також й у ц≥лому р¤д≥ напр¤мк≥в сучасноњ експериментальноњ ф≥зики, наприклад, в област≥ керованого термо¤дерного синтезу й в ≥нших широкомасштабних ф≥зичних експериментах.
ƒл¤ генеруванн¤ потужних наносекундных ≥мпульс≥в Ї два п≥дходи, що розр≥зн¤ютьс¤ за способом нагромадженн¤ енерг≥њ - нагромадженн¤ в Їмн≥сних накопичувачах (мало≥ндуктивн≥ конденсатори й формуюч≥ л≥н≥њ) з наступною передачею енерг≥њ в навантаженн¤ через замикаючий ключ ≥ нагромадженн¤ в магн≥тному пол≥ ≥ндуктивного контуру з≥ струмом; в останньому випадку дл¤ передач≥ енерг≥њ в навантаженн¤ необх≥дно зд≥йснити наносекундне розмиканн¤ великого струму. ƒругий метод представл¤Ї дуже великий ≥нтерес дл¤ потужноњ ≥мпульсноњ техн≥ки, оск≥льки густина накопиченоњ енерг≥њ в ≥ндуктивних накопичувачах на п≥втора - два пор¤дки б≥льша, н≥ж у Їмн≥сних, ≥стотно менша варт≥сть накопичувач≥в й, що теж ≥стотно, ≥мпульсна напруга на навантаженн≥ при обрив≥ струму може бути значно вища, н≥ж напруга на попередн≥х р≥вн¤х формуванн¤ ≥мпульсу. ќднак швидкий обрив б≥льших струм≥в, коли потр≥бно розмикати струми в дес¤тки килоампер при ≥мпульсн≥й напруз≥ мегавольтного р≥вн¤, Ї значно б≥льше складн≥шим, чим швидке замиканн¤.
Ќа стад≥њ лабораторних експеримент≥в ц¤ проблема звичайно вир≥шуЇтьс¤ за допомогою плазмових розмикач≥в з нано- ≥ м≥кросекундним накачуванн¤м, ≥нжекц≥йних тиратрон≥в. ќднак дл¤ реального застосуванн¤, особливо в област≥ промислових технолог≥й, така елементна база не може бути використана - в основному через малий терм≥н служби розмикач≥в, нестаб≥льност≥ спрацьовуванн¤ й неможливост≥ њхнього використанн¤ в пер≥одично.
«≥ звичайних прилад≥в, що випускаютьс¤ промислов≥стю, розмиканн¤ струму за час пор¤дку 10 нс може бути зд≥йснене в спец≥альних типах польових транзистор≥в. “акий транзистор ¤вл¤Ї собою, по сут≥, силову ≥нтегральну схему ≥з сотень тис¤ч паралельно працюючих м≥кротранзистор≥в з розм≥ром 10-15 мкм. –обоча напруга приладу к≥лька сотень вольт, струм дес¤тки ампер, ≥ дл¤ створенн¤ ≥мпульсу потужн≥стю, скажемо, 50 ћ¬т розмикач повинен складатис¤ з 104 транзистор≥в. „ерез очевидну складн≥сть ≥ високу варт≥сть таких систем питанн¤ про њхнЇ створенн¤ нав≥ть не обговорювалос¤.
Ќайпрост≥шим нап≥впров≥дниковим розмикачем струму Ї звичайний д≥од. ѕри проходженн≥ через нього струму в пров≥дному напр¤мку слабколегована п-база заповнюЇтьс¤ електронно-д≥рковою плазмою внасл≥док ≥нжекц≥њ електрон≥в ≥ д≥рок через потенц≥йн≥ бар'Їри п+п- ≥ р+п-переход≥в. ѕот≥м через д≥од пропускаЇтьс¤ ≥мпульс зворотного струму (м≥нус на р+-контакт≥), при цьому д≥рки ≥з плазми вит¤гаютьс¤ зовн≥шн≥м полем через р+-, а електрони - через п+-контакти. ѕоки концентрац≥¤ д≥рок поблизу р+п-переходу перевищуЇ р≥вноважну, через д≥од прот≥каЇ пост≥йний струм, що обмежуЇтьс¤ опором навантаженн¤ - це фаза високоњ зворотноњ пров≥дност≥ (¬«ѕ).
ѕот≥м починаЇ формуватис¤ область об'Їмного зар¤ду (ќќ«), границ¤ ¤коњ зм≥щуЇтьс¤ в≥д р+п-перехода в п-базу, напруга на прилад≥ зростаЇ, а струм у ланцюз≥ зменшуЇтьс¤ - це фаза в≥дновленн¤ зворотного опору (¬«ќ). ѕроблема, по сут≥, пол¤гаЇ в т≥м, ¤к зробити цей процес досить швидким.
¬перше субнаносекундний нап≥впров≥дниковий розмикач був створений ще в 50-х роках минулого стол≥тт¤ - це був так званий д≥од з нагромадженн¤м зар¤ду (ƒЌ«). онструктивно цей прилад надзвичайно простий: у пластин≥ кремн≥ю п-типу пров≥дност≥, завд¤ки дифуз≥њ бору з поверхн≥, створюЇтьс¤ р+п-переход ≥ базова область ≥з р≥зким град≥Їнтом концентрац≥њ, тобто ≥з сильним вбудованим електричним полем. ѕри прот≥канн≥ пр¤мого струму ≥нжектован≥ цим переходом д≥рки при малому р≥вн≥ ≥нжекц≥њ гальмуютьс¤ вбудованим полем поблизу ≥нжектора. ѕот≥м через д≥од пропускаЇтьс¤ швидко наростаючий ≥мпульс зворотного струму, накопичен≥ д≥рки майже повн≥стю вивод¤тьс¤ на стад≥њ високоњ зворотноњ пров≥дност≥, п≥сл¤ чого струм через д≥од р≥зко, за , обриваЇтьс¤, переход¤чи на п≥дключене паралельно д≥оду навантаженн¤. ƒЌ«, безумовно, гранично простий розмикач ≥з дуже гарною швидкод≥Їю, але напруга лавинного пробою такого р+п-переходу з високолегованою базою лежить у межах 10-50 ¬, а робочий струм становить сотн≥ м≥л≥ампер≥в, чого недостатньо дл¤ створенн¤ генератор≥в потужних високовольтних ≥мпульс≥в.
«агалом кажучи, самий звичайний потужний високовольтний нап≥впров≥дниковий д≥од теж Ї розмикачем струму при перемиканн≥ ≥з пр¤мого на зворотний струм, причому розмикаЇ потужн≥сть, що дл¤ одиничного приладу може бути дуже великою, пор¤дку мегавата, але у звичайних умовах тривал≥сть процесу розмиканн¤ лежить не в нано-, а в м≥кросекундному д≥апазон≥. ‘≥зика цього процесу в умовах високоњ густини зворотного струму була детально розгл¤нута в роботах ф≥зик≥в ще в 1967 р., ≥ хоча нагромадженн¤ електронно-д≥рковоњ плазми в п-базе р+пп+-структури при пр¤мому струм≥ розраховувалос¤ без врахуванн¤ вс≥х нел≥н≥йних ефект≥в, а процес в≥дновленн¤ р+п-переходу при прот≥канн≥ великого зворотного струму розраховувавс¤ з р¤дом нереальних наближень (стал≥сть у час≥ зворотного струму, незалежн≥сть рухливост≥ нос≥њв в≥д пол¤ й др.), основн≥ ф≥зичн≥ особливост≥ процесу були визначен≥ дуже ч≥тко[3,4]. Ќасамперед, було показано, що спад до р≥вноважного значенн¤ концентрац≥њ нос≥њв у блокуючого р+п-переходу й початок формуванн¤ там област≥ об'Їмного зар¤ду не приводить до р≥зкого спаду зворотнього струму, ¤кщо на границ≥ ќќ« Ї область, заповнена електронно-д≥рковою плазмою; характер спаду зворотного струму контролюЇтьс¤ процесами "розсмоктуванн¤" плазми саме в ц≥й област≥. –озрахункова форма розпод≥лу плазми при високому р≥вн≥ ≥нжекц≥њ в п-базе кремн≥Ївоњ р+пп+-структури при прот≥канн≥ пр¤мого струму ≥ пот≥м зворотного струму при сп≥вв≥дношенн≥ показано. ¬идно, що плазмовий "резервуар" на границ≥ ќќ« (л≥ва частина структури) ≥снуЇ тривалий час, визначаючи пов≥льний спад зворотного струму й зат¤гуючи процес вимиканн¤. Ќесиметричн≥сть розпод≥лу плазми при прот≥канн≥ пр¤мого струму й б≥льша швидк≥сть процесу в≥дновленн¤ в л≥воњ границ≥, в б≥к ¤коњ вит¤гуютьс¤ зовн≥шн≥м полем д≥рки, пов'¤зан≥ з тим, що в кремн≥њ рухлив≥сть д≥рок втроЇ менша рухливост≥ електрон≥в,.
ѕоказано форму розпод≥лу електронно-д≥рковоњ плазми в п-баз≥ кремн≥Ївоњ р+пп+-структури при прот≥канн≥ пост≥йного пр¤мого струму (t = 0) ≥ пот≥м при прот≥канн≥ зворотного струму . “овщина п-базы d, дор≥внюЇ амб≥пол¤рн≥й дифуз≥йн≥й довжин≥ , де Dn- коеф≥ц≥Їнт амбвпол¤рноњ дифуз≥њ, ф час житт¤ нос≥њв у п-баз≥ при високому р≥вн≥ ≥нжекц≥њ; п -- середн¤ концентрац≥¤ плазми.
—хематичне зображенн¤ розпод≥лу нос≥њв й утворенн¤ плазмових фронт≥в у п-баз≥ з товщиною Wп при прот≥канн≥ великого зворотного струму у р+пп+-структур≥ наведено нам на рис. 2.2. ќќ« - область об'Їмного зар¤ду. Ќам показана також спрощена картина руху плазмових фронт≥в при прот≥канн≥ зворотного струму п≥сл¤ по¤ви ќќ«. ‘ронти тут вважаютьс¤ р≥зкими, а концентрац≥¤ плазми - пост≥йною по координат≥. «вичайно середн¤ концентрац≥¤ п плазми досить велика (1016 -1017 см-3 ≥ час релаксац≥њ порушенн¤ нейтральност≥ в н≥й малий (10-12 с), тому процеси виносу д≥рок вл≥во й електрон≥в вправо жорстко взаЇмозалежн≥. Ѕуло показано, що в цих умовах швидк≥сть руху л≥воњ границ≥ описуЇтьс¤ формулою 2.1:
(2.1).
ј л≥воњ формулою 2.2:
(2.2)
≥ в кремн≥Ївому д≥од≥, де , л≥ва границ¤ рухаЇтьс¤ втроЇ швидше. якщо щ≥льн≥сть зворотного струму , де - концентрац≥¤ р≥вноважних електрон≥в у п-базе, а - њхн¤ насичена швидк≥сть, то поле в ќќ« праворуч ≥ л≥воруч контролюЇтьс¤ зар¤дом рухомих нос≥њв, тобто залежить в≥д щ≥льност≥ струму.
¬ принцип≥, такий р≥вень розум≥нн¤ процесу в≥дновленн¤ потужного д≥ода при велик≥й густин≥ зворотного струму вже в 60-т≥ роки дозвол¤в сформулювати основн≥ принципи створенн¤ потужного наносекундного д≥одного розмикача, однак це зроблено не було. ѕричиною був недостатн≥й р≥вень розвитку потужноњ нап≥впров≥дниковоњ ≥мпульсноњ техн≥ки того часу в ц≥лому.
–озд≥л 3. ќсновн≥ типи нап≥впров≥дникових розмикач≥в струму.
3.1. ƒрейфовий д≥од з р≥зким в≥дновленн¤м.
Ќа даний час створено дек≥лька основних тип≥в нап≥впров≥дникових розмикач≥в великих струм≥в. ” дан≥й робот≥ ми розгл¤немо њх основн≥ види. ≤ почнемо даний розгл¤д ≥з дрейфових д≥од≥в ≥з р≥зким в≥дновленн¤м
÷≥леспр¤мована робота з≥ створенн¤ потужного д≥одного наносекундного розмикача була розпочата на початку 80-х рок≥в минулого стол≥тт¤ у ‘≥зико-техн≥чному ≥нститут≥ ≥м. ј.‘. ≤оффе –јЌ (‘“≤ –јЌ). ѕоштовхом послужили результати роботи [11], у ¤к≥й досл≥джувалас¤ можлив≥сть створенн¤ високовольтного силового д≥ода ≥з накопиченн¤м зар¤ду ≥ було показано, що тривал≥сть фази ¬«ѕ зб≥льшуЇтьс¤, а фази ¬«ќ зменшуЇтьс¤ до величини менше 0,1 мкс у м≥ру зб≥льшенн¤ глибини зал¤ганн¤ дифуз≥йного р+п-переходу.
«алежн≥сть tвзо (1, 2) ≥ tвзп (3, 4) в≥д глибини зал¤ганн¤ рп-перехода хр. ѕараметри д≥од≥в: питомий оп≥р бази 50 ќм/см, товщина бази 100 мкм, час житт¤ нос≥њв тр = 20 мкс. “ут сл≥д зазначити, що д≥оди в ц≥й робот≥ були створен≥ за технолог≥Їю дл¤ силового нап≥впров≥дникового приладобудуванн¤. ќсновною особлив≥стю технолог≥њ Ї те, що глибок≥ р+п-переходи виготовл¤ютьс¤ за допомогою сп≥льноњ дифуз≥њ в пов≥тр¤ному середовищ≥ бору й алюм≥н≥ю з њхн≥х оксид≥в. ѕоверхнева концентрац≥¤ ј1 у цьому процес≥ маЇ строго визначену величину (5-7)Ј1016см-3, ≥ тому дифуз≥йний шар складаЇтьс¤ ≥з двох областей: сильно легованоњ (~ 1019 см-3) "борноњ" р+-област≥ глибиною 10-20 мкм ≥ прот¤жноњ (80-120 мкм), в≥дносно слабко легованоњ "алюм≥н≥Ївоњ" област≥ ≥з плавно зменшуваним град≥Їнтом концентрац≥њ дом≥шки. Ўокл≥-р≥довський час житт¤ неосновних нос≥њв tп у ц≥й област≥ зменшуЇтьс¤ з ростом концентрац≥њ основних нос≥њв р ≥ описуЇтьс¤ формулою (3.1):
(3.1)
«наченн¤ часу житт¤ р≥вне пор¤дку дес¤тка м≥кросекунд. “ому при прот≥канн≥ пр¤мого струму через такий р+рпп+-д≥од р-область ви¤вл¤Їтьс¤ "залитою" електронно-д≥рковою плазмою. ѕри перемиканн≥ в≥дбуваЇтьс¤ швидке зменшенн¤ концентрац≥њ плазми в р+р-переход≥, однак, на в≥дм≥ну в≥д ситуац≥њ з р≥зким р+п-переходом, це не приводить до утворенн¤ ќќ«, оск≥льки в проведенн≥ струму беруть участь основн≥ нос≥њ р-шару. ѕлазмовий фронт перем≥щаЇтьс¤ по р-шару в б≥к рп-переходу, ≥ лише при наближенн≥ до нього цього фронту починаЇ формуватис¤ ќќ« ≥ зменшуватис¤ зворотн≥й струм. “аким чином, зб≥льшенн¤ глибини р+рп-переходу приводить до зб≥льшенн¤ тривалост≥ фази ¬«ѕ ≥ зменшенню тривалост≥ ¬«ќ, оск≥льки до моменту утворенн¤ ќќ« значна частина зар¤ду ви¤вл¤Їтьс¤ виведеною з д≥ода. —аме така конструкц≥¤ р+р-переходу надал≥ використовувалас¤ у вс≥х потужних наносекундних д≥одних розмикачах.
як вже в≥дзначалос¤ вище, присутн≥сть електронно-д≥рковоњ плазми на зростаюч≥й границ≥ ќќ«, гальмуЇ процес розширенн¤, тобто зменшуЇ швидк≥сть наростанн¤ напруги на д≥од≥ й зат¤гуЇ спад струму. “ому, в≥дпов≥дно до сучасних у¤влень, процес в≥дновленн¤ повинен прот≥кати так, щоб рухомий плазмовий фронт в р-области в≥д р+р- до рп-переходу, ≥ фронт, що рухаЇтьс¤ по п-базе в≥д п+п- до рп-переходу, зустр≥лис¤ точно в площин≥ рп-переходу. ” цьому й т≥льки в цьому випадку прот≥канн¤ зворотного струму й розширенн¤ ќќ« буде в≥дбуватис¤ за рахунок швидкого руху т≥льки основних нос≥њв у протилежних напр¤мках в≥д рп-переходу.
ќднак т≥льки конструктивними засобами це зд≥йснити досить складно. “ак, ¤кщо конструювати прилад з робочою напругою, наприклад, 1,7 к¬ на основ≥ кремн≥ю п-типа пров≥дност≥, звичайно використовуваного дл¤ потужних прилад≥в, то максимальна ширина ќќ« й, отже, товщина п-бази повинна бути б≥льше 140 мкм, а товщина р-област≥, виконаноњ дифуз≥йним методом, не може бути б≥льше, н≥ж 100-120 мкм. “од≥ при б≥льш-менш однор≥дному розпод≥л≥ плазми в р- ≥ п-област¤х приладу зустр≥ч фронт≥в в≥дбудетьс¤ в п-баз≥ (оск≥льки швидк≥сть руху фронту в р-област≥ втроЇ б≥льше), ≥ обрив струму буде досить пов≥льним. Ќаносекундний обрив струму в кремн≥Ївому р+рпп+-д≥од≥ можна зд≥йснити, ¤кщо зробити тривал≥сть ≥мпульсу пр¤мого струму досить малою дл¤ того, щоб б≥льша частина загальноњ к≥лькост≥ виведеноњ плазми була зосереджена в р-област≥.
ќсновний експериментальний результат цих роб≥т наведений .
„ерез зразок проходив ≥мпульс пр¤мого струму IF з ампл≥тудою 3 ј ≥ тривал≥стю в≥д 0,4 до 1,2 мкс, а пот≥м прикладавс¤ ≥мпульс зворотноњ напруги, що наростаЇ до 1,7 к¬ за 40 нс (крива 4, IF = 0). ƒобре видно, ¤к у м≥ру зменшенн¤ tF скорочуЇтьс¤ час наростанн¤ напруги на д≥од≥ до ~ 2 нc при tF = 400 нc. ѕроцеси, що в≥дбуваютьс¤ при цьому, схематично показан≥ на рис. 3.3.
–ис. 3.3.
а) будова нап≥впров≥дниковоњ структури; штриховою л≥н≥Їю показаний розпод≥л плазми п≥сл¤ прот≥канн¤ короткого ≥мпульсу пр¤мого струму,
б) рух плазмових фронт≥в при прот≥канн≥ ≥мпульсу зворотного струму,
в) утворенн¤ ќќ« п≥сл¤ закритт¤ фронт≥в.
ƒосл≥джен≥ р+рпп+-структури (рис.3.3а) виготовлен≥ за допомогою сп≥льноњ дифуз≥њ ј1 ≥ ¬ у п- S≥ з концентрац≥Їю донор≥в 1014 см-3, глибина рп-переходу 120 мкм, товщина р+-шару 50 мкм, товщина п-бази 200 мкм, робоча площа 0,3 см2. п+-область виготовлена за допомогою дифуз≥њ фосфору на глибину 50 мкм. ‘орма розпод≥лу плазми при накачуванн≥ коротким (400 нс) ≥мпульсом струму показана на рис. 3.3а штриховою л≥н≥Їю. ѕоблизу р+-шару формуЇтьс¤ тонкий шар електронно-д≥рковоњ плазми з концентрац≥Їю пор¤дку 1017 см-3, товщина ¤кого зростаЇ внасл≥док дифуз≥њ.
ѕеред цим шаром утворитьс¤ концентрац≥йна хвил¤, фронт ¤коњ в умовах б≥пол¤рного дрейфу (при концентрац≥њ ~ 1015 см-3) швидко перем≥щуЇтьс¤ до п+-шару.
” результат≥ формуЇтьс¤ р≥зко неоднор≥дний розпод≥л - б≥льша частина (~ 75 %) плазми зосереджена в р-шар≥. оли через прилад проходить швидко наростаючий ≥мпульс зворотного струму, фронт концентрац≥йноњ хвил≥ швидко рухаЇтьс¤ у зворотну сторону в≥д п+-шару до рп-переходу (рис. 3.3б). ќдночасно поблизу р+р-переходу концентрац≥¤ плазми зменшуЇтьс¤ через винос д≥рок вл≥во, ≥ концентрац≥йний фронт, що утворивс¤, рухаЇтьс¤ вправо до рп-переходу. —п≥вв≥дношенн¤ м≥ж параметрами ≥мпульс≥в пр¤мого ≥ зворотнього струм≥в дл¤ конкретноњ конструкц≥њ р+рпп+-структури вибираЇтьс¤ так, щоб фронти зустр≥лис¤ поблизу рп-переходу. ѕочинаючи ≥з цього моменту в д≥од≥ вже немаЇ плазми, а прот≥канн¤ зворотного струму зд≥йснюЇтьс¤ за рахунок перем≥щенн¤ основних нос≥њв у протилежних напр¤мках в≥д рп-перехода (рис. 3.3в). ѕри цьому поблизу рп-переходу утворитьс¤ ќќ«, напруга на д≥од≥ р≥зко зростаЇ, а струм через нього обриваЇтьс¤. Ўвидк≥сть цього процесу визначаЇтьс¤ в основному швидк≥стю перем≥щенн¤ границ≥ ќќ« у п-баз≥. ѕроцес нагромадженн¤ плазми при прот≥канн≥ струму через д≥од вивчений досить докладно. ‘ундаментальним процесом, що обмежуЇ гранично можливу концентрац≥ю плазми в кремн≥њ, Ї рекомбинац≥¤, через ¤ку фпр р≥зко знижуЇтьс¤ з ростом концентрац≥њ в≥д ~7Ј10-5 при п<< 1017 см-3 до 10-9 ≥з при п <<1019 см-3. ўе б≥льш ≥стотним обмеженн¤м Ї те, що кремн≥Їв≥ р+р- ≥ п+п-гомопереходи Ї далеко не ≥деальними ≥нжекторами д≥рок й електрон≥в. « ростом густини струму коеф≥ц≥Їнт ≥нжекц≥њ знижуЇтьс¤ через в≥дх≥д нер≥вноважних нос≥њв через потенц≥йн≥ бар'Їри у високолегован≥ р+- ≥ п+-шари з дуже високою швидк≥стю рекомб≥нац≥њ. ѕот≥к через бар'Їр приблизно пропорц≥йний квадрату концентрац≥њ плазми, що обмежуЇ можлив≥сть зб≥льшенн¤ к≥лькост≥ накопиченоњ плазми в д≥од≥ шл¤хом зб≥льшенн¤ густини пр¤мого струму. «вичайно ц¤ густина становить 30 - 50 ј/см2 , а накопичений зар¤д у плазм≥ при тривалост≥ ≥мпульсу, наприклад, 400 нс дор≥внюЇ (10 - 15)х10-6 л/см2. “од≥ при л≥н≥йному наростанн≥ ≥мпульсу зворотного струму необх≥дна робоча густина його (~ 200 ј/ см2) буде дос¤гнута за 100-150 нс, п≥сл¤ чого струм об≥рветьс¤, тому що плазма буде повн≥стю виведена з д≥ода. Ќа практиц≥ через р≥зн≥ втрати зар¤ду цей час повинен бути ≥стотно меншим. ќписаний вище прилад був названий дрейфовим д≥одом з р≥зким в≥дновленн¤м (ƒƒ–¬).
ƒ≥апазон робочих напруг ƒƒ–¬ звичайно лежить у межах в≥д 500 до 1700 ¬, що в≥дпов≥даЇ р≥вню легуванн¤ вих≥дного кремн≥ю в≥д 1015 см-3 до 1014 см-3 ≥ граничн≥й швидкод≥њ в≥д ~ 0,6 до ~ 2 нс; при б≥льшому р≥вн≥ легуванн¤ утруднюЇтьс¤ процес одержанн¤ глибоких дифуз≥йних рп-переход≥в з малою поверхневою концентрац≥Їю дом≥шки, а при п0<<1014 см-3 спаданн¤ напруги на п-баз≥ п≥сл¤ проходженн¤ заднього фронту концентрац≥йноњ хвил≥ стаЇ занадто великим. ¬и¤вилос¤, що, незважаючи на пор≥вн¤но малу робочу напругу одиничних прилад≥в, створенн¤ на њхн≥й основ≥ високовольтних - на сотн≥ к≥ловольт≥в - зб≥рок не Ї серйозною проблемою. ќск≥льки висока напруга прикладаЇтьс¤ до приладу т≥льки в процес≥ обриву струму, тобто на к≥лька наносекунд, прот¤гом ¤ких поверхневий проб≥й не встигаЇ розвитис¤, то немаЇ необх≥дност≥ н≥ в д≥льниках напруги, н≥ в спец≥альн≥й конструкц≥њ крайового контуру приладу, що значно спрощуЇ конструкц≥ю зб≥рок.
ѕринципово важливе значенн¤ дл¤ генерац≥њ високовольтних наносекундних ≥мпульс≥в маЇ синхронн≥сть процесу в≥дновленн¤ великоњ к≥лькост≥ д≥од≥в, з'Їднаних посл≥довно. «розум≥ло, ампл≥туда й тривал≥сть ≥мпульсу пр¤мого струму, а також швидк≥сть наростанн¤ ≥мпульсу зворотного струму Ї строго однаковими дл¤ вс≥х д≥од≥в зб≥рки, однак загальна к≥льк≥сть плазми, введеноњ в р- ≥ п-област≥ ≥мпульсом пр¤мого струму, ≥ форма њњ розпод≥лу, у принцип≥, можуть в≥др≥зн¤тис¤ в≥д д≥ода до д≥ода через розброс часу житт¤ нос≥њв у р- ≥ п-шарах. ÷е може привести до неузгодженост≥ в≥дновленн¤ д≥од≥в у час≥, ≥ сумарний процес обриву струму спов≥льнитьс¤. ¬и¤вилос¤, однак, що розроблен≥ технолог≥чн≥ процеси забезпечують достатню в≥дтворюван≥сть цих параметр≥в дл¤ одержанн¤ наносекундного обриву струму в зб≥рц≥, оск≥льки тривал≥сть ≥мпульсу пр¤мого струму (сотн≥ наносекунд) багато менше середнього часу житт¤ фѕ– нер≥вноважних нос≥њв у р- ≥ п-шарах, а коеф≥ц≥Їнт ≥нжекц≥њ р+р-переходу практично однаковий у вс≥х прилад≥в.
јмпл≥туда ≥мпульсу зворотного струму одиничного елемента ƒƒ–¬ може бути дуже великою, оск≥льки простота технолог≥њ дозвол¤Ї виготовл¤ти прилади на кремн≥Ївих пластинах будь-¤ких д≥аметр≥в, використовуваних у промисловост≥ (до 125 мм). ќднак експерименти показують, що на пластинах д≥аметром б≥льше 25 мм тривал≥сть процесу обриву струму зростаЇ з≥ зб≥льшенн¤м д≥аметра. ѕередбачаЇтьс¤, що це зв'¤зано з≥ ск≥н-ефектом, але ц≥леспр¤мованих досл≥джень ц≥Їњ проблеми проведено не було. –обоча площа приладу на пластин≥ д≥аметром 25 мм дор≥внюЇ ~ 4 см2, тобто при JR = 200 ј/см2 ампл≥туда ≥мпульсу становить 800 ј, а ≥мпульсна потужн≥сть дор≥внюЇ 1,2 ћ¬т при робоч≥й напруз≥ 1,5 к¬. « таких прилад≥в, оск≥льки њх легко з'Їднувати посл≥довно й паралельно, можна створювати генератори наносекундних ≥мпульс≥в великоњ потужност≥. ѕо¤ва ƒƒ–¬ в 1983-1985 р. привела до радикальних зм≥н у потужн≥й нап≥впров≥дников≥й ≥мпульсн≥й техн≥ц≥ - генератори наносекундних ≥мпульс≥в потужн≥стю в дес¤тки мегават≥в, що працюють на частотах у сотн≥ герц, стали ц≥лком звичайними. –обоча частота ƒƒ–¬-зб≥рок, у принцип≥, може бути дуже високою, оск≥льки п≥сл¤ проходженн¤ ≥мпульс≥в пр¤мого й зворотного струм≥в (тобто через ~ 500 нс п≥сл¤ початку циклу) наступний цикл може починатис¤ практично в≥дразу. ” д≥йсност≥ ж частотн≥ можливост≥ визначаютьс¤ тепловими обмеженн¤ми у формувачах ≥мпульс≥в пр¤мого ≥ зворотнього струм≥в, де ¤к ключ≥ звичайно використовуютьс¤ транзистори (польов≥ або б≥пол¤рно-польов≥).
” де¤ких област¤х застосуванн¤, зокрема, у лазерн≥й техн≥ц≥, затримка м≥ж керуючим сигналом ≥ потужним наносекундним ≥мпульсом повинна бути м≥н≥мально можливою. ” пристро¤х на основ≥ ƒƒ–¬ ц¤ затримка визначаЇтьс¤ сумарною тривал≥стю ≥мпульс≥в пр¤мого ≥ зворотнього струм≥в й не може бути менше 200-300 нс, причому основна њњ частина - це тривал≥сть ≥мпульсу пр¤мого струму. якщо створити нап≥впров≥дникову структуру, у ¤к≥й необх≥дна дл¤ р≥зкого обриву зворотного струму неоднор≥дн≥сть розпод≥лу плазми забезпечуЇтьс¤ при пост≥йному пр¤мому струм≥, то затримка буде дор≥внювати тривалост≥ ≥мпульсу зворотного струму й може бути зменшена до 15-20 нс. “ак≥ структури були створен≥ шл¤хом зниженн¤ коеф≥ц≥Їнта ≥нжекц≥њ п+п-перехода в р+рпп+-структур≥ за допомогою строго контрольованого зниженн¤ р≥вн¤ легуванн¤ п+-шару в т≥й його област≥, з ¤коњ в≥дбуваЇтьс¤ ≥нжекц≥¤ електрон≥в. ” ц≥й структур≥ концентрац≥¤ плазми в п+п-переход≥ при прот≥канн≥ пр¤мого струму набагато менше, н≥ж у р+р-переход≥, ≥ при прот≥канн≥ ≥мпульсу зворотного струму першим утворитьс¤ плазмовий фронт не в р+р-, а в п+п-переход≥. як показали експерименти, у такому д≥од≥ з ≥нверсним пор¤дком в≥дновленн¤, робоча густина пр¤мого струму ≥стотно нижче, н≥ж у ƒƒ–¬, ≥ трохи менша накопичена к≥льк≥сть плазми. ќднак оптимальна густина зворотного струму повинна мати таку ж величину, ¤к й у ƒƒ–¬, тому час наростанн¤ зворотного струму повинне бути не б≥льше 15-20 нс, що й визначаЇ час затримки ≥мпульсу.
3.2. SOS-д≥оди.
як було показано в попередньому розд≥л≥, робоча густина струму в дрейфових д≥одах з р≥зким в≥дновленн¤м принципово не може перевищувати 200-300 ј/см2, а ск≥н-ефект обмежуЇ можлив≥сть зб≥льшенн¤ робочоњ площ≥ д≥ода вище ~ 4 см2. “ому дл¤ створенн¤ на основ≥ ƒƒ–¬ розмикач≥в г≥гаватного д≥апазону потужностей, ¤кий би розмикав струми у дес¤тки к≥лоампер ≥з робочою напругою в сотн≥ к≥ловольт≥в необх≥дно з'Їднувати паралельно й посл≥довно дуже велику к≥льк≥сть д≥од≥в. ќц≥нки показують, що варт≥сть ≥ складн≥сть таких систем стаЇ нереально високою.
ѕрорив в область г≥гаватних потужностей в≥дбувс¤ в 1992-1993 р., коли в ≤нститут≥ електроф≥зики (≤≈‘) ”р¬ –јЌ було експериментально встановлено, що при дуже великих густинах струм≥в пр¤мий ≥ зворотний струми (на один-два пор¤дки б≥льш≥, н≥ж оптимальн≥ дл¤ ƒƒ–¬-режиму) у певному д≥апазон≥ густин струм≥в ≥ тривалостей ≥мпульс≥в також спостер≥гаЇтьс¤ р≥зкий обрив струму, причому механ≥зм його ¤вно в≥др≥зн¤Їтьс¤ в≥д ƒƒ–¬. Ќаступн≥ експерименти й розрахунки дозволили створити ф≥зичну картину цього ¤вища, ¤ке автори назвали SOS-ефект (SOS - Semiconductor Opening Switch).
‘≥зико-математичне моделюванн¤ SOS-процесу пол¤гало в сп≥льному чисельному розв'¤зку р≥вн¤нн¤ ≥рхгофа дл¤ електричноњ схеми з SOS-д≥одом, р≥вн¤нь неперервност≥ потоку дл¤ електрон≥в ≥ д≥рок у д≥одн≥й структур≥ й р≥вн¤нн¤ ѕуассона. як приклад на рис. 3.4 наведен≥ розрахунков≥ параметри SOS-процесу при накачц≥ й в≥дновленн≥ зборки, що складаЇ з 160 диодных р+рпп+-структур ≥з площею 0,36 см2, глибиною зал¤ганн¤ рп-перехода 165 мкм, товщиною п-базы ~ 65 мкм ≥ концентрац≥Їю донор≥в у н≥й 1014 см-3.
а)–озпод≥л концентрац≥њ електрон≥в п (суц≥льна л≥н≥¤) ≥ д≥рок р (штрихова) наприк≥нц≥ ≥мпульсу пр¤мого струму при ≤р = 0,8 кјЈсм-2 ≥ тривалост≥ 360 нс.
б, в) –озпод≥л надлишковоњ концентрац≥њ д≥рок р ≥ напруженост≥ пол¤ при обрив≥ ≥мпульсу зворотного струму JRmах = 4,2 кјЈсм-2 у момент максимальноњ напруги на структур≥.
“ехнолог≥¤ виготовленн¤ дифуз≥йних шар≥в аналог≥чна описан≥й в попередньому розд≥л≥. ќп≥р навантаженн¤ становив 200 ќм. –озрахунковий розпод≥л плазми в прилад≥ в к≥нц≥ накачуванн¤ коротким (~ 360 нс) ≥мпульсом пр¤мого струму JR = 0,8 кјЈсм-2 показано на рис. 3.4а; на рис. 3.4б показано положенн¤ плазмових фронт≥в, а на рис. 3.4в розпод≥л пол¤ при обрив≥ струму ≥з щ≥льн≥стю 4,2 кјЈсм-2 ≥ часом наростанн¤ 35 нс.
ƒобре видно, що через велику густину пр¤мого струму концентрац≥¤ плазми, внесеноњ б≥пол¤рним дрейфом у центральну частину д≥ода, вище, н≥ж у ƒƒ–¬-процес≥. Ўвидко наростаючий ≥мпульс зворотного струму формуЇ крут≥ плазмов≥ фронти в р- ≥ п-шарах, що рухаютьс¤ назустр≥ч один одному, причому фронт у р-област≥ рухаЇтьс¤ з ≥стотно б≥льшою швидк≥стю. √устина потоку д≥рок, що винос¤тьс¤ полем ≥з плазми через л≥ву границю: безупинно росте з ростом струму, а плазмовий фронт, перем≥щаючись вправо по дифузному р-шару, проходить област≥ з неперервно зменшуваною концентрац≥Їю легуючоњ акцепторноњ дом≥шки. ѕри р > Nа об'Їмний зар¤д нескомпенсованих в≥льних д≥рок створюЇ електричне поле, обумовлене р≥зницею концентрац≥й д≥рок, що рухаютьс¤ з насиченою швидк≥стю, ≥ концентрац≥Їю нерухомих акцептор≥в. Ќапружен≥сть пол¤ р≥зко наростаЇ, а ширина област≥ об'Їмного зар¤ду зб≥льшуЇтьс¤ в м≥ру перем≥щенн¤ границ≥ плазми.
Ќа цьому етап≥ напруга на д≥од≥ швидко зб≥льшуЇтьс¤, а струм переходить у навантаженн¤, включене паралельно д≥оду. «меншенн¤ струму через д≥од, природно, зменшуЇ густину потоку д≥рок в ќќ« (за час пор¤дку часу прольоту ~ 0,2 нс), але одночасно зменшуЇтьс¤ й концентрац≥¤ акцептор≥в, оск≥льки границ¤ зм≥щаЇтьс¤ до рп-переходу; це затримуЇ спад напруженост≥ пол¤ в ќќ«. –озрахунок показуЇ, що при спад≥ струму на 30-40 % поле в ќќ« дос¤гаЇ порогу ударноњ ≥он≥зац≥њ в кремн≥ю (>2Ј105 ¬Јсм-1), що приводить до по¤ви електронного компоненту струму в ќќ«, що зменшуЇ швидк≥сть руху фронту:
(3.2)
ѕринципово важливою особлив≥стю SOS-процесу Ї те, що вс≥ описан≥ ¤вища в≥дбуваютьс¤ в досить сильно легован≥й р-област≥; на в≥дм≥ну в≥д ƒƒ–¬-процесу, рп-перех≥д ≥ слабко легована п-база залишаютьс¤ "залитими" елктронно-д≥рковою плазмою високоњ густини й майже н≥¤коњ участ≥ в обрив≥ струму не приймають. ƒругою важливою особлив≥стю SOS -ефекту Ї те, що через ударну ≥он≥зац≥ю в ќќ« виведений з д≥ода зар¤д може бути ≥стотно б≥льший в≥д "накачаного" ≥мпульсом пр¤мого струму.
ћоделюванн¤ показало, що основний вплив на динам≥ку обриву струму робить форма початкового розпод≥лу плазми в д≥од≥ й форма розпод≥лу легуючоњ дом≥шки в р-шар≥. ≈кспериментально було п≥дтверджено, що чим коротший ≥мпульс пр¤мого струму (тобто чим б≥льша к≥льк≥сть плазми втримуЇтьс¤ у вузьк≥й област≥ р+р-переходу) ≥ чим менший град≥Їнт концентрац≥њ дом≥шок у р-шар≥ (тобто чим глибше розташований рп-переход), тим швидше прот≥каЇ процес обриву струму. “ак, при надглибокому рп-переход≥ (180 - 200 мкм) ≥ короткому (дес¤тки наносекунд) ≥мпульс≥ зворотного струму обрив струму прот≥каЇ за час, менше наносекунди.
|
|
|
|
ƒ≥оди
1
¬ступ 2
–озд≥л 1. ≈лектроф≥зичн≥ властивост≥ нап≥впров≥дник≥в 3
1.1 ¬ласн≥ й дом≥шков≥ нап≥впров≥дники 3
1.2. ≈нергетичн≥ д≥аграми нап≥впров≥дник≥в 6
...
»зучение основных правил работы с радиоизмерительными приборами.
÷ель работы: знакомство с основными характеристиками радиоизмерительных приборов, правилами их подключени¤ к измер¤емому объекту, методикой проведени¤ измерений и оценкой их погрешностей.
«адание є1: »змерение напр¤жени¤ сигнала...
–адиоактивные изотопы и соединени¤
–адиоактивные изотопы и соединени¤, меченные радиоактивными изотопами, широко примен¤ютс¤ в самых разных област¤х человеческой де¤тельности. ѕромышленность и технологический контроль, сельское хоз¤йство и медицина, средства св¤зи и...
|
|
|
|
|
