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基于碰撞电离率的PNPN四层结构阻断到开启的机理
橘子说IGBT | 2019-11-14 10:26:10    阅读:24   发布文章

“基于碰撞电离率模型的平行平面结和晶闸管的研究”和“基于碰撞电离率模型的Miller公式S参数拟合”对平行平面结的雪崩击穿电压、碰撞电离率积分等进行了讨论,但作为IGBT器件的基本构成结构,PNPN四层结构的碰撞电离与耐压原理更为复杂。

本节就主要对PNPN四层结构的晶闸管正向阻断过程的机理进行深入探讨,尝试解释雪崩击穿条件,并给出在MEDICI中对各个重要参数(如γ1β1*、Mp、α1)的较为准确的提取方法,以及验证提取方法的正确性。

过去晶闸管被叫做硅控整流器(Silicon-controlled Rectifier)。单纯的PNPN结构无法控制,晶闸管加入了栅极因此它具有阳极、阴极和栅极。晶闸管导通电流大,正反都可耐高压。因此此次研究对象为单纯的PNPN四层Shockley二极管结构,其等效电路如下图1所示:

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图1 晶闸管及其等效电路

一、晶闸管内部载流子的分布模型

表1 / 各电流成分的符号和定义

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当阳极加上一定的电压时,如图2所示,J1结与J3结基本上处于零偏状态,外加电压几乎全部加在了J2结上,此时随着外加电压的增大,J2结耗尽区逐步扩大,其内部的载流子运动如图所示:

4.JPG图2 Shockley二极管PNPN结构在正向阻断时的内部各种电流成分的传输过程

二、阻断态下晶闸管内部载流子的解析分析

图2示出了由四层P1N1P2N2构成的Shockley二极管在正向阻断过程的内部各种电流成分的传输过程。

当在AK电极间施加正向电压后:

P1N1组成的J1结正偏(势垒区边界为D1和D2)

N1P2组成的J2结反偏(势垒区边界为D3和D4)

P2N2组成的J3结正偏(势垒区边界为D5和D6)

图中除JE1和JE2分别代表流入P1和流出N2区的电流外,其余所有表示电流的符号都是指流经各边界处的电子电流或空穴电流。注意,由于本文讨论的是一维的Shockley二极管,因此出于方便,文中所有电流均用电流密度代替。

流出边界D4的空穴电流JpC2(即红色虚框)主要包含如下成分:

❶ 从P1区注入N1区的少子空穴,边扩散边复合,到达边界D3时,被集电结J2的电场拉进并扫出边界D4时的空穴电流。可知该空穴电流等于流经边界D3时的空穴电流JpC1;

❷ 上述空穴在渡越J2势垒区到达边界D4过程中,原始空穴电流JpC1因雪崩倍增效应产生的再生空穴,该空穴电流为(Mp–1) JpC1;

❸ 从N2区注入到P2区的电子,边扩散边复合,进入边界D4后渡越J2势垒区到达边界D3过程中,原始空穴电流JnC2因雪崩倍增效应产生的再生空穴,空穴电流为(Mn–1) JnC2;

❹ 公共集电结J2势垒区产生的空穴流经边界D4时产生的空穴电流JpCO。而流出边界D4的电子电流则由JnC2构成;因此集电结J2势垒区边界D4处的总电流为:

JC2 = JpC2+ JnC2

= [MpJpC1 + (Mn–1)JnC2 + JpCO] + JnC2

= MpJpC1 + MnJnC2 + JpCO (1)

由于JC2也是器件的总电流(即JC2=JE2=J),从而JE2–JnC2 = JpC2。这说明从E2极进入的电子流在经过N2区、P2区直到边界D4时,所有的电子流的损失(包括在N2区、发射结J3势垒区及P2区中的所有复合),完全由边界D4进入P2区或N2区的所有空穴流来补充。

由于JE1 =JE2=J=MpJpC1+MnJnC2+JpCO,因此根据表3-2中的定义:

1=MpJpC1/JE1+MnJnC2/JE1+JpCO/J

=Mpγ1β1*+Mnγ2β2*+Jp (2)

从而

J=JpCO/(1–Mpγ1β1*–Mnγ2β2*)

= JpCO/(1–α1–α2) (3)

由上式的数学表达式看,当α1+α2=1且JpCO≠0时,Shockley二极管的总电流趋于无穷大值,该条件被称为雪崩击穿条件。以下尝试从器件的物理现象来加深对这个雪崩击穿条件的理解。

根据上文分析,流经边界D4的空穴电流为(α1+α2–γ2β2*)J+JpCO,电子电流为(γ2β2*)J,总电流为(α1+α2)J+JpCO。图3简单地表示了空穴流补充电子流的机制。图4更直观地表示出三种电流成分与总电流的关系。

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图3 空穴流补充电子流的简化图

三、正向阻断时的雪崩击穿条件的确定

由图4(a)容易理解,如果忽略公共集电结J2的势垒区产生的空穴电流JpCO(即JpCO=0),则从边界D4进入的所有空穴电流(α1+α2–γ2β2*)J刚好可完全补充因复合而损失的电子电流(1–γ2β2*)J,如图4(b)所示。

因此无需再提供额外的空穴,Shockley二极管就可以建立稳态电流,这一稳定条件(α1+α2–γ2β2*)J=(1–γ2β2*)J,即α1+α2=1且JpCO= 0。

6.JPG图4 各种条件下的电流所占的成分

然而J2的势垒区产生的空穴电流JpCO总是存在的(JpCO≠0),如图4(c)所示。

由于JpCO之外的所有电流已能为Shockley二极管建立一个稳定电流,因此该空穴电流一旦流入P2基区就为其提供一个净的基极电流,必能引起额外的电子(其电流为JpCO/(1–γ2β2*))从N2区向P2基区注入。

这些额外的电子一部分与JpCO的空穴完全复合,剩余部分由边界D4(此电流为γ2β2*JpCO/(1–γ2β2*),即β2JpCO)进入J2势垒区到达边界D3(此电流为Mnβ2JpCO)。

该电子流在渡越势垒区时不仅会因雪崩倍增效应产生一个空穴流到达边界D4(此电流为(Mn–1)β2JpCO),而且同理,当该电子流注入N1基区时将引起额外的空穴从P1区向N1区注入到达边界D3,进入J2势垒区并在边界D4又引入一个新的空穴流。

由此可见,若J2势垒区产生电流JpCO之外的电流能够建立一个稳定的电流条件,则JpCO的存在必然会导致两个发射结J1和J3向J2势垒区提供新的原始电流提供雪崩倍增以产生更多的空穴流,若该正反馈过程不受控制而无限进行下去,将使Shockley二极管发生雪崩击穿,产生无穷大的电流。

因此α1+α2=1且JpCO≠0是Shockley二极管处于正向阻断阶段时,建立载流子再生机制的唯一条件。

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图5 稳定条件与雪崩条件

如图5中的虚线所示,虚线下方的其他区域(黄色区域)为建立稳定电流的条件。

由上述的分析也可得出结论:在Shockley二极管达到正向阻断电压(触发导通)之前,随着外加电压的增加 α1+α2的值逐渐增大,但总是小于1。亦可推断,当触发后进入导通状态,只要公共集电结仍处于反偏,α1+α2仍然小于1,然而由于此时总电流远大于JpCO,因此α1+α2非常接近于1。

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