Overheating of an Optically Triggered SiC Thyristor

during Switch-on and Turn-on Spread

M. E. Levinshtein, T. T. Mnatsakanov, S. N. Yurkov, and J. W. Palmour

Ioffe Physical–Technical Institute, Russian Academy of Sciences, St. Petersburg, 194021 Russia

Ecirc;-mail: melev@nimis.ioffe.rssi.ru

Lenin All-Russia Electrotechnical Institute, Moscow, 111250 Russia

CREE Inc., 4600 Silicon Dr., Durham NC 27703, USA

Submitted February 7, 2012; accepted for publication, March 12, 2012

Abstract—A simple adiabatic model of the switch-on and turn-on spread in an optically triggered SiC thyristor has been developed. The model makes it possible to evaluate the overheating of the structure with consideration for the switched current I_max, the rate of current increase dI/dt, the power/energy of the UV light source used for switching, the area initially switched-on by light, and the switch-on time constant tau; of the thyristor. The applicability of the adiabatic approximation to evaluation of the device overheating is substantiated. It is shown that the instantaneous maximum power density is approximately inversely proportional to the area of the initially switched-on portion of the thyristor. The estimates obtained demonstrate that, to preclude the inadmissible overheating of the structure, the maximum current density during switch-on, j_max,

should not exceed ~(2–3) times; 10⁴ A cm^–2. With j_max asymp; I_max/pi;r₀²asymp; U₀/pi;r₀²R_l taken for estimation, it is possible to estimate the radius of the optical window r₀ for a given voltage U₀ at which the structure is switched on and a chosen load resistance R_l.

DOI: 10.1134/S1063782612090151

1. INTRODUCTION

Optically switched semiconductor devices,including optically triggered GaAs and Si thyristors, have found numerous practical applications, among which one should mention the synchronization of high-power lasers, excitation of excimer lasers, and high-voltage galvanic decoupling of control and power circuits .

Optically triggered thyristors based on silicon carbide were first examined in [7, 8]. In these studies, a 4H-SiC thyristor with a blocking voltage of 2.6 kV was switched-on to the maximum current I_max = 11 A by a pulse of UV laser light with a wavelength lambda; = 337 nm.Recently, the switch-on of a 4H-SiC thyristor with a blocking voltage of 12 kV to a current of 40 A by a pulse of light from a UV laser with an emission wavelength lambda; = 266 nm (photon energy E_ph asymp; 4.66 eV) was described in [9]. It should be noted that an optically triggered silicon thyristor with a blocking voltage of 7 kV can be switched by a laser pulse to a current of 2000 A [6].

One of the main tasks in the further development of optically triggered SiC thyristors is to raise the maximum switched current I_max. It was shown in [9] that solving this problem requires a physically substantiated compromise to be established between the size of the initially switched-on areas of the thyristor, the switched current, the rate of current increase dI/dt,the power and energy of the UV light source used for switching, and the switch-on time constant tau; of the thyristor.

It is known that the initial switch-on of a thyristor by an external action can be achieved within a comparatively small area (initial turn-on region (ITR)).After that, the switched-on state spreads to the entire thyristor area via the turn-on spread first described in [10]. This process has been studied in sufficient detail for Si and GaAs thyristors, but it remains hardly investigated for SiC thyristors.

The smaller the ITR, the lower the energy delivered from the source of light. This is exceedingly important for SiC thyristors, because the wide energy gap of silicon carbide (3.22 eV at room temperature) requires the use of sources of light with a very high photon energy (E_ph ge; 3.6 eV) to trigger thyristors of this kind.Semiconductor UV light-emitting diodes (LEDs) [11] could serve as optimal sources of light. However, the power attainable from such sources even in the pulse mode is low. The energy necessary to switch 4H-SiC thyristors can be easily provided by gas or solid-state lasers. However, these sources of light are bulky, have poor efficiency, and, in addition, the distribution of light within their light spot is rather nonuniform.

At a small ITR size, the switch-on current density may be tens and even hundreds of times that in the steady state, when the current is distributed over the whole area of the thyristor structure. If the switch-on is rather fast (large values of dI/dt), the device may disintegrate because of overheating in the switch-on stage.

Fig. 1. Schematic of an optically triggered 4H-SiC thyristor structure.

The switched current I_max can be raised by series connecting the resistive load with a rather high inductance L_l [9, 12]. The inductance slows the increase in current. Therefore, the turn-on spreads during the switch-on time to a larger area and the current density decreases, which precludes disintegration of the device. However, connection in this way eliminates one of the main advantages of optically triggered SiC thyristors: the substantially shorter, compared with Si and GaAs thyristors, switch-on time constant tau; at the same blocking voltage [13].

The above conditions can only be optimized using a model that takes into account heating of the thyristor structure during the course of switch-on and turn-on spread. Complete solution to this proble

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光控晶闸管在开启和接通时的过热

莱温施泰因先生，纳扎卡诺，于库物，帕默

约费物理技术研究所，俄罗斯科学院，圣彼得堡，194021俄罗斯

电子邮件：melev@nimis.ioffe.rssi.ru

列宁全俄电工学院，莫斯科111250

科锐公司，4600硅博士，达勒姆27703数控，美国

2012年2月7日提交；2012年3月12日接受出版

摘要：一个简单的绝热模型的开关和导通扩散的光触发SiC晶闸管已经研制成功。该模型可以考虑开关电流I_max，电流增加速率dI / dt，用于切换的UV光源的功率/能量，最初由光源接通的区域，来评估结构的过热以及晶闸管的接通时间常数tau;。绝热近似对装置过热评估的适用性得到证实。它显示出了瞬时最大功率密度与晶闸管的初始接通部分的面积大致成反比。得出的估计表明，为了排除结构不允许的过热，开启时的最大电流密度，j_max，

不得超过~(2–3) times; 10⁴ A cm^–2。 对于用于估计的j_max asymp; I_max/pi;r₀²asymp; U₀/pi;r₀²R_l，可以估计结构被接通的给定电压U0和选择的负载电阻R1的光学窗口r0的半径。

工业部：10.1134/S1063782612090151

1、介绍

含有光控Si和GaAs晶闸管的光学开关半导体器件已经被发现了许多实际应用，其中应该提及高功率激光器的同步、激发准分子激光器以及控制电源电路的高压电流去耦。

首先研究了基于碳化硅的光学触发晶闸管[7,8]。在这些研究中，具有2.6kV截止电压的4H-SiC晶闸管通过波长lambda;= 337nm的UV激光脉冲被接通到最大电流I_max = 11A。最近，通过发射波长lambda;= 266nm的UV激光器的光脉冲（光子能量Ephasymp;4.66eV）被描述为将截止电压为12kV的4H-SiC晶闸管接通到40A的电流[9]。应注意，具有7kV阻断电压的光触发硅晶闸管可以通过激光脉冲切换到2000A的电流[6]。

进一步开发光触发SiC晶闸管的主要任务之一是提高最大接通电流I_max。结果表明[9]，解决这个问题需要在晶闸管的初始区域的大小、开关电流、电流增加速率dI / dt、用于开关的UV光源的功率和能量以及晶闸管的接通时间常数tau;之间建立物理上的折中点。

已知通过外部动作的晶闸管的初始接通可以在相对小的区域（初始导通区域（ITR））内实现）。在那之后，接通状态从先前描述的导通扩展扩展到整个晶闸管区域[10]。对Si和GaAs晶闸管的这个过程已经进行了充分的研究，但对SiC晶闸管几乎没有进行研究。ITR越小，光源的能量就越低。这对于SiC晶闸管是非常重要的，因为SiC的宽能隙（室温下为3.22eV）需要使用具有非常高的光子能量（Ephge;3.6eV）的光源来触发这种晶体管。半导体 UV发光二极管（LED）[11]可以作为最佳的光源。然而，即使在脉冲模式下也能从这些光源获得的功率很低。接通4H-SiC晶闸管所需的能量可以很容易地由气体或固体激光器提供。然而，这些光源庞大的、效率差。另外，光线在其光斑内的分布是不均匀的。在ITR小的情况下，当电流分布在晶闸管结构的整个区域上时，接通电流密度可能在稳定状态下几十甚至几百倍。如果接通相当快（dI / dt值较大），则由于接通阶段过热，器件可能会分解。

图1 光触发4H-SiC晶闸管结构示意图

接通电流I_max可以通过将电阻负载与相当高的电感L_l [ [9,12]串联连接来提高。电感会降低电流的增加。因此，在接通时间较大的区域的导通时间和电流密度减小，从而排除了设备的解体。然而，以这种方式的连接消除了光触发SiC晶闸管的一个主要优点：与Si和GaAs晶闸管相比，在相同的阻断电压下的接通时间常数tau;相当短[13]。

上述条件只能使用在开启和接通扩散过程中考虑到晶闸管结构的加热的模型进行优化。 完全解决这一问题需要开发一个相当复杂的模型，即使是最简单的轴对称结构。但是，由于以下情况，可以显着简化问题。首先，在晶闸管中释放的热量到达散热器的特征时间t_D几乎在所有情况下都大大超过晶闸管的接通时间，t_r =（2-3）tau;。第二，从简单的物理考虑（并且通过下面的计算确认）可以清楚的是，在几个t_r上开启的晶闸管结构中，即在比t_D短的时间内达到了主要的过热程度。最后，如下图所示，即使是迄今为止开发和研究的最大的光学触发SiC结构的开启时间也是t_D的数量级。

实际上，特征t_D可以估计为[14]

（1）

其中W是晶闸管的阻塞（“厚”）基极的宽度，chi;是热导率。

取W = 90 mu;m [9]，室温chi; =1.7 cm² s^–1 [15]，我们得到从结构上部，最热过热部分到散热片的热扩散特征时间的估计值t_D asymp;48 mu;s。随着温度的升高，chi;稳步下降，因此t_D稳步增长。同时，根据施加的阳极电压[9]W = 90 mu;m的SiC晶闸管的tr值为（20-80）ns。因此，条件t_r lt;lt;t_D当然是满足的。

据我们所知，SiC晶闸管的开启扩散速度从未被研究过。然而，碳化硅中导通扩散速度[16]的参数与硅的相应值没有显著差异。因此，在估计的情况下，我们可以假定限制扩散速度vs为~10⁴ cm s^–1 [16,17]。因此，对于光学触发的SiC晶闸管，导通的扩展时间为~60 mu;s，目前，最大的结构半径R = 0.6厘米的轴向对称的情况下，其中的导通扩散从圆柱形结构的中心到外围。因此，当释放的热量全部加热到结构时，大部分扩散过程发生在几乎绝热的条件下，其中电流密度和加热范围特别高：晶闸管的初始接通面积的大小、I_max、dI / dt、时间常数tau;和用于切换的UV光源的能量。

在本研究中，我们在绝热近似分析了光触发SiC晶闸管接通期间可能的热模式的主要特征以及沿结构的开启扩散。

2、制定问题和模拟条件

在开关和导通扩散过程中，可以分析热模式的具体特征的最简单的模型是如图1所示的轴对称模型。与传统的Si和GaAs晶闸管相反，SiC晶闸管具有p型导电性的轻掺杂阻挡基。相对重掺杂的窄碱基具有n型导电性。半径R的晶闸管结构通过具有半径r₀的光学窗口内的光脉冲而被接通。导通的径向扩散速度取决于流过晶闸管的瞬时电流密度。晶闸管的截面如图2所示。晶闸管的参数对应于在光触发模式中描述[18]和研究[9]的器件的参数。掺杂到10¹⁹ cm^–3的4H-SiC衬底的厚度为300 mu;m。p 型缓冲层限制正向偏压下的空间电荷区域（SCR）。考虑到在Na =5 times; 10¹⁷ cm^–3的掺杂水平下杂质的不完全电离，该层中的室温游离孔浓度为p = 7 times; 10¹⁶ cm^–3。对于结构的其他p层也考虑了杂质的不完全电离。这种效应对于重掺杂的p 发射极特别重要。在p 发射极的掺杂水平为Na = 2 times;10¹⁹ cm^–3，室温无孔浓度为p = 4.7 times; 10¹⁷ cm^–3。在晶闸管的阻挡基（宽为W_p = 90 mu;m）和tau;_p0ⁿ=tau;_n0ⁿ= 0.1 mu;s的狭窄基底中，载流子寿命为tau;_p0^p =tau;_n0^p = 1 mu;s。在重掺杂的p 发射极中的载流子寿命取为0.85ns。在这些参数下，开启期间电流累积的时间常数接近实验观测值[9]。

图2 晶闸管结构截面图[9,18]

使用“Issledovanie”（调查）软件[19]模拟晶闸管结构中的瞬态过程。该程序基于描述半导体中的载流子传输的现代方程式。这些方程可以正确地考虑与高注入和掺杂水平相关的整套非线性效应：俄歇复合，电子空穴散射，能隙减少以及动力学系数和载流子寿命对结构重掺杂层中的掺杂水平的依赖性等[20]。以前，我们使用该程序成功地模拟了4H-SiC二极管和晶闸管的静态和动态特性[20-22]。SiC参数的值根据报道[13]的数据进行。在具有恒定的阳极电压U0 = 800V和串联负载电阻R1 =5.0Omega;的简单电阻电路中，晶闸管接通。通过引入超过临界电荷密度q_cr的非平衡电荷进入晶闸管基极来影响导通[23,24]。对于给定的结构，q_cr的值为3.9 times; 10^–7 C cm^–2。

对光窗半径r0的三个值进行计算（图1）：r₀ = 800 mu;m（初始接通面积S₀ asymp; 0.02 cm²），r₀ = 400 mu;m （S₀ asymp;0.005 cm²），r₀ = 200 mu;m （S₀ asymp; 1.25 times; 10^–3 cm²）。在所有情况下，晶闸管结构的半径r₀为6000mu;m。

在我们的模拟中，我们以自我一致的方式考虑了当前的建立，导通面积的增加以及结构的温度升高。如上所述，加热被认为是绝热的。

由于在SiC晶闸管中没有研究v(j)依赖性，所以在我们的计算中，我们使用了更为适合的方法，我们认为，对于具有阻挡基底厚度200 mu;m [的Si晶闸管[17] 具有良好的精度通过表达

（2）

其中A = 316.4 cm² s^–1 A^–1/2和 j₀ = 1 A cm^–2。

使用表达式（2）计算的扩展速度在电流密度为j = 1000 A cm^–2时为104 cm s^–1。如下所示，在某些条件下，接通过程中的电流密度可能会显着更高。同时，所有的扩散和场相关的扩散理论都预测，在无限电流密度积累下，开启传播速度对数趋向于由临界电荷密度确定的极限值[16]。因此，对于由表达式描述的v(j)依赖性，我们进行了计算

（3）

图3显示了光学半径r0的三个不同值的接通过程初始阶段的电流和电流密度的时间依赖关系。图3中的所有曲线清楚地显示了大面积晶闸管的相对局部接通特征的全部三个部分。这些是电流随时间呈指数增长的再生部分，电流累积减慢的“饱和”部分和场控制的载流子传输给予扩散相关载流子传输，而其中的部分导通扩散以电流密度随着接通面积的增加而减小。

图3 在光学半径r₀的三个值（图1）处，光触发晶闸管接

通时电流的时间依赖性。r₀：（1）800，（2）400和（3）200

mu;m。在所有情况下，导通都受到将非平衡电荷q = 5q_cr =

1.95 times;10^–6 C cm^–2引入晶闸管基极的影响。插图显示了导

通过程中电流密度的相应时间依赖关系。

对于图3中所示的所有过程，通过在晶闸管基极中引入无平衡电荷q = 5q_cr = 1.95 times; 10^–6 C cm^–2来影响接通。要在最小半径r₀（曲线3）下接通晶闸管，由晶闸管开启的光源提供的能量比对应于曲线1的情况低16倍。然而，如预期的那样，在这

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