gapower

Komponenty výkonové elektrotechniky
Osnovy přednášek:
1.
Úvod do problematiky
2.
Výkonové diody
3.
Proudem řízené součástky (výkonové tranzistory, tyristory)
4.
Moderní součástky tyristorového typu (GTO, IGCT, LTT)
5.
Napěťove řízené součástky (MOSFET, IGBT)
6.
Výkonové integrované obvody a moduly (PIC, IPM)
7.
Chlazení a proudová zatížitelnost součástek
8.
Pouzdra a chladiče výkonovych součástek
9.
Přepěťové a nadproudové ochrany
10.
Pasivní součástky – rezistory a kapacitory
11.
Indukčnosti a transformátory
12.
Kabely a vedení, spojovací vodiče
13.
Podmínky spolehlivého provozu
Literatura:
1. Benda, V., Papež, V. Výroba silnoproudých zařízení II. Praha: ČVUT. 2001
2. Benda, V., Gowar, J., Grant, G. A.: Power Semiconductor Devices.
Chichester: J.Wiley & Sons. 1999
Základní vlastnosti polovodičů
Volné nosiče náboje
- elektrony
-e
mn,
n
- díry
+e
mp
p
V termodynamické rovnováze platí
Koncentrace nosičů je možno vyjádřit pomocí Fermiho energie WF
dotace donory
typ N
dotace akceptory
typ P
kompenzovaný
polovodič,
obsahující donory i
akceptory
typ N
typ P
N+
-
silně dotovaný (degenerovaný) polovodič typu N
N
-
polovodič typu N - dotovaný (nedegenerovaný),
ν
-
málo dotovaný polovodič typu N (značí se také N-),
I
-
intrinsický (vlastní) polovodič,
π
-
málo dotovaný polovodič typu P (značí se také P-),
P
-
polovodič typu P - dotovaný (nedegenerovaný),
P+
-
silně dotovaný polovodič typu P (degenerovaný).
Konduktivita polovodičů
Nosiče náboje mají termickou rychlost vth
Pokud je přiloženo elektrické pole,
volné nosiče jsou urychlovány
Polovodičem prochází proud o hustotě
Konduktivita γ je vyjádřena
V oblasti běžných provozních teplot
polovodičových součástek pohyblivost
klesá s rostoucí teplotou, µ ~ T-r
tedy odpor s rostoucí teplotou roste
U křemíku je
3/2 < r < 5/2
V termodynamické rovnováze rovnovážné koncentrace
• elektronů n0
• děr p0
n0p0 = ni2
Při působení vnějších sil dochází ke zvýšení koncentrace
nosičů, takže bude termodynamická rovnováha narušena
∆n , ∆p se nazývají koncentrace nerovnovážných nosičů.
obvykle platí
∆n = ∆p
 ∆W 
np = (nP0 + ∆n(0) )( pP0 + ∆p (0) ) = n exp

 kT 
2
i
Rekombinace
nerovnovážných nosičů
∆n
 d∆n 
=
−


τ
dt

 rec
τ doba života nosičů
(nerovnovážných)
zářivá rekombinace
τr =
1
Cr N
τA =
1
C An N D2
τA =
1
C Au ∆n 2
Augerova rekombinace
τt =
Rekombinace pomocí lokálních center
Výsledná doba života nosičů
1
τ
=
1
τr
+
1
τA
+
1
τt
1
Ct N t
DIFÚZE A DRIFT NEROVNOVÁŽNÝCH NOSIČŮ
Pokud v polovodiči existuje gradient koncentrace nosičů, dochází k difúzi
S difúzním tokem nábojů je spojena hustota proudu
Difúzní koeficienty
Pokud zároveň působí el. pole, dochází rovnež k driftu
(pohybu vlivem el. pole) nerovnovážných nosičů.
Celkový proud je součtem proudu difúzního a driftového.
Celková hustota proudu
ROVNICE KONTINUITY
Změny koncentrace nosičů - vlivem difúze a driftu
- vlivem generace a rekombinace
Časová zmena koncentrace nosičů je podle II.Fickova zákona (po
doplnění o členy vyjadřující generaci a rekombinaci) dána vztahy
V jednorozměrném případě (pro G = 0)
Po zjednodušení (aproximace)
Jinou aproximací je rovnice nábojové bilance, která v integrální formě
vyjadruje časovou zmenu celkového náboje nerovnovážných
nosičů ve vyšetřované oblasti
POLOVODIČE S NEHOMOGENNÍ DOTACÍ
Poloha Fermiho energie WF v zakázaném pásu závisí na
koncentraci příměsí
Jestliže se mění koncentrace
příměsí s prostorovou souřadnicí,
mění se rovněž potenciální energie
volných nosičů náboje
U polovodiče typu P
Vnitřní elektrické pole vzniká rovněž při porušení elektroneutrality
Pokud existuje vnitřní elektrické pole, mohou nastat odchylky od Ohmova
zákona
VLASTNOSTI PŘECHODU PN
Na přechodu PN vzniká energ. bariéra eUdif
U diff =
kT  n n0 p p0
ln
e  ni2
Pokud je na oblast typu N přiloženo záporné napětí,
energetická bariéra se sníží na hodnotu e(Udif – U)
V typu P na n =nP0 + ∆n
V typu N na p = pN0 + ∆p
 eU 
np = (n P0 + ∆n(0) )( p P0 + ∆p (0) ) = ni2 exp

kT


Pro ∆n << pP0
Pak platí v typu P
V typu N platí
 eU 
np = (n P0 + ∆n(0) ) p P 0 = ni2 exp

kT


  eU  
∆n(0) = nP0 exp
 − 1
kT

 

  eU  
∆p = p N0 exp
 − 1
kT
 
 




Elektrony oblasti typu P difundují směrem od přechodu PN,
a přitom v oblasti typu P rekombinují,
rychlost rekombinace je charakterizována dobou života elektronů τn
V jednorozměrném případě a ustáleném stavu (∂n/∂t =0) je pak
d 2 ( ∆n) ∆n
Dn
=
2
τn
dx
v typu P, pro neomezenou tloušťku oblasti typu P je řešením
 −x
∆n( x ) = ∆n(0) exp 
 Ln 
hustota proudu elektronů
,
J n = eDn
d( ∆n)
dx
Ln = Dnτ
x =0
hustota proudu děr v typu N J = −eD d( ∆p )
p
p
dξ ξ = 0
 Dn
   eU  
Dp

J = Jn + Jp = e
nP0 +
pN0  exp
 − 1
L

Lp
 n
   kT  
 Dn 1
Dp 1    eU J  
  eU  

 exp
− 1 = J 0 exp J  − 1
+
J =ne

L p

  kT  
 n P0 Lp nN0    kT  
2
i
difúzní délka
Shockleyho aproximace
  eU  
J = J 0 exp
 − 1
  kT  
V případě U > 0 je přechod PN polarizován propustně
a proudová hustota rychle roste s rostoucím napětím.
Je-li U >> kT/e (kT/e ≈ 26 mV při T = 300 K), je exp(eU/kT) >> 1,
hustotu proudu lze vyjádřit
V případě závěrné polarizace U < 0;
pokud U >> kT/e,
je exp(eU/kT) << 1
a hustota proudu je
 Dn 1
Dp 1 


+
J = − J 0 = −n e
L p

 n p0 Lp nn0 
2
i
 eU 
J = J 0 exp

kT


Nelze-li tloušťku d oblasti prostorového náboje
zanedbat, je třeba uvažovat generaci párů
elektron -díra v této oblasti.
Rychlost generace nosičů , G = ni
τ sc
d
V oblasti prostorového náboje je tak generován proud o hustotě
Hustotu generačně-rekombinačního proudu Jgr lze
aproximovat vztahem
.
J gr =
J gr = e ∫ Gdx
eni d (U )   eU  
exp
 − 1

τ sc   αkT  
0
α ≥2
Generačně-rekombinační proud je tvořen majoritními nosiči
Celková hustota proudu přechodem PN je pak
dána vztahem
 Dn 1
Dp 1  
 exp eU
J = n e
+
L p

 kT
 n p0 Lp nn0  
2
i
  eni d (U ) 
 eU  
exp
+
−
1
 

 − 1

τ sc 
 αkT  
 
Injekční účinnost přechodu - poměr hustoty proudu přenášené
jedním typem nosičů (Jn, Jp)) a celkové proudové hustoty J = Jn + Jp
γ~n =
elektronová injekční účinnost
Jn
J
Jp
~
γp =
J
děrová injekční účinnost
Shockeyho model
 Dn 1    eU  
 exp
n e
−1
 L p    kT  
1
 n p0 
γ~n =
=
D p Ln pP 0

Dp 1    eU  
2  Dn 1
1
+

exp
ni e
+
 − 1

L p

Dn L p nN 0
 n p0 Lp nn0    kT  
2
i
Reálný přechod PN
 Dn 1  
 eU  


n e
 exp kT  − 1
L
p
 n p0 
γ~n =
 Dn 1
Dp 1  
2

 exp eU  − 1 + eni d (U ) exp eU  − 1
+
ni e

τ sc 
L
p
L
n
 kT  
 αkT  
n
p0
p
n0


2
i
γ~ n
Propustná V-A charakteristika
I.
3kT/e < U < 10 kT/e
výrazná G-R složka proudu,
injekční účinnost přechodu PN malá
(blízká nule)
eni d (U ) 
 eU  
exp
JF ≈
 − 1

τ sc 
 αkT  
II. U ≥ 15kT/e
nN0 >> pP0, je
pP0 >> nN0
γ~ n ≈ 1 (γ~p≈ 0).
γ~p ≈ 1
 eU 
J F = J 0 exp

 kT 
III. Oblast vysoké injekce
Závěrná charakteristika
Pro UR << UBR
Shockley
 Dn 1
Dp 1 

 = −J0
+
J R = −n e
L p

 n p0 Lp nn0 
2
i
Reálná chrakteristika
D 1
D 1  eni d (U )
+
+ p
J R 0 = − J (U ) = ni2 e n
L p

τ sc
 n p0 Lp nn0 
Pro UR ≤ UBR
Jestliže závěrné napětí výrazně vzroste, v oblasti
prostorového náboje dochází k lavinovému jevu
J R (U R ) = MJ R 0
Multiplikační činitel
 UR
1
= 1 − 
M
 U BR



κ
3<κ<6