SEMICONDUCTEURS Dans un premier temps nous allons essayer de comprendre les différences essentielles entre les matériaux conducteurs et les matériaux isolants. Nous montrerons que le semiconducteur est en fait un isolant un peu particulier I – Quelques rappels de physique atomique – Traitement classique Représentation planétaire et traitement classique: eNoyau: charge >0 Noyau Electron: charge <0 V Equilibre des forces : mV2= e2 r 4πε0r Energie cinétique : EC=1mV2= e 8πε0r 2 0 Energie potentielle : Ep = -eV (V potentiel electrostatique à la distance r) Ep = travail à fournir pour amener un e2 E =− électron de l'infini à la distance r : p 4πε0r E Ei Energie d'ionisation 11/09/01 e2 L'energie totale est donc : Etot=EC+Ep=− 8πε0r Pour extraire un électron il faut donc lui fournir de l'énergie. Cours d ’électronique analogique 100 SEMICONDUCTEURS I – Quelques rappels de physique atomique – Traitement classique Avec le traitement classique du problème toutes les énergies sont possibles jusqu'à Ei. Il existe cependant un problème de taille : comme l'électron gravite il perd de l'énergie et donc il doit s'effondrer sur le noyau au bout d'un certain temps. Bohr : • l'électron ne peut prendre ou perdre que certaines quantité d'énergie nE (n étant entier) • un atome qui se trouve dans son état de plus faible énergie ne rayonne pas (état fondamental) • Si l'atome a été excité (au moyen d'une source d'énergie extérieure) il retournera au niveau fondamental (se desexcitera) en émettant un photon d'énergie E = hυ où h est la constante de Planck = 6.62 10-34 J/s et υ la fréquence. On définit ainsi des niveaux d’énergie, K, L, M, … sur lesquels on vient placer les électrons, 2 sur le niveau K, 8 sur le niveau L, 18 sur le niveau M, etc… 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 101 SEMICONDUCTEURS II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique Orbitales atomiques On considère l'atome d'hydrogène. L'hamiltonien de l'électron dans son mouvement autour du noyau s'écrit : h2 2 r ∇ +V (r) H =− 2m Energie potentielle dans le champ Coulombien du noyau Energie cinétique L'équation aux valeurs propres s'écrit : H ϕ = Eϕ ϕ (Eq. de Schrodinger) ϕ : orbitale atomique ("trajectoire") 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 102 SEMICONDUCTEURS II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite) z z y x z y x Orbitale s z y x y x Orbitales p Il existe bien sûr d'autres orbitales qu'il est impossible de représenter. Ce sont les orbitales d au nombre de 5, les orbitales f au nombre de 7. Chaque niveau principal (niveaux K, L, M,...) se décompose en ces différentes orbitales. 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 103 SEMICONDUCTEURS II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite) Au maximum 2 électrons peuvent se placer sur une orbitale donnée (PAULI) Notation de physique atomique : H He . . B . Si etc … 1 électron 2 électrons 1s1 1s2 5 électrons 1s2 2s2 2p1 14 électrons 1s2 2s2 2p6 3s2 3p2 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 104 SEMICONDUCTEURS II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite) Orbitales moléculaires Formons par exemple une molécule d’hydrogène H H Niveaux profonds pas ou peu modifiés et apparition de niveaux moléculaires 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 105 SEMICONDUCTEURS II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite) Orbitales moléculaires (suite) Dans le cas de l'hydrogène : orbitale antiliante e- e- H1 H2 orbitale liante E2 E1 Mise en commun des électrons périphériques (électrons de valence). 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 106 SEMICONDUCTEURS II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite) Orbitales moléculaires (suite) 0 Idéalisé p antiliante Prenons un cas plus compliqué, celui d'une molécule constituée, par exemple, de deux atomes de carbone, et regardons ce qui se passe lorsque l'on rapproche les deux atomes. p liante Le carbone à la structure électronique : 1s2 2s2 2p2 (4 électrons de valence). s antiliante s liante 1/d 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 107 1/d SEMICONDUCTEURS III – Le cristal Considérons maintenant un cristal. C'est un arrangement périodique d'atomes dans les trois directions de l'espace. Exemple d'un cristal Cubique diamant Peut être le cas du carbone cubique simple : Vecteur de translation t = na + mb + lc (n, m, l entiers) CRYSTAL 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 108 SEMICONDUCTEURS III – Le cristal (suite) Soit N le nombre d'atomes, il y a alors 4N électrons (de valence) à placer METAL 0 p antiliants 3N N 3N N 1 Bande partiellement pleine s antiliants p liants s liants Bande permise vide = bande de conduction BC Eg Bande interdite Bande permise pleine= bande de valence BV 2 1/d ISOLANT 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 109 SEMICONDUCTEURS III – Le cristal (suite) Dans le cas 1 il s’agit d’un métal. Les états vides et les états pleins se jouxtant il est très facile d'ioniser les atomes Le cas 2 est le cas d’un isolant. A T = 0K aucun électron ne peut se déplacer puisque tous les niveaux permis sont occupés. Pour pouvoir conduire il faut amener des électrons dans la bande permise vide (la bande de conduction). Pour ce faire il faut fournir au système une énergie supérieure à Eg. Comme nous allons le voir dans la suite la température, T, peut, via la statistique de FERMI-DIRAC, jouer ce rôle. Statistique de FERMI-DIRAC Si on a dN places disponibles dans un intervalle d'énergie compris entre E et E + dE, le nombre dn d'électrons qui occupent effectivement ces places à la température T (K) est donné par : f(E)= dn = 1E−E dN 1 e kT + F où EF est l'énergie du niveau de Fermi et k la constante de Boltzmann = 1.38 10-23 J/K 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 110 SEMICONDUCTEURS Fermi-Dirac III – Le cristal (suite) Statistique de FERMI-DIRAC (suite) f(E) T = 0K f(E) a l'allure suivante : Cette statistique permet de comprendre comment on peut avoir de la conduction dans le cas d’un isolant T > 0K EF E E E BC EF EF BV METAL 11/09/01 f(E) Cours d ’électronique analogique ISOLANT 111 f(E) SEMICONDUCTEURS IV – Qu’est-ce qu’un semiconducteur ? BC Eg à température ambiante (Ta) kT ≈ 1/40 eV = 25 meV ISOLANT Eg > 200 kT SEMICONDUCTEUR Eg < 100 kT BV Exemples : Semiconducteur intrinsèque : Il n'y a pas d'atomes d'impuretes. Il n'y aura conduction que si la température est suffisante pour que la statistique de Fermi-Dirac ait une "queue" dans la bande de conduction. D'autre part le matériau est toujours neutre électriquement puisque le nombre d'ions est toujours égal au nombre d'électrons. 11/09/01 Cours d ’électronique analogique Matériau Eg (eV) SiO2 7 Si 1.12 Ge 0.75 GaAs 1.48 112 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 113 Le Silicium Réduction par du charbon Traitement par acide chlorhydrique Poussière de silicium fondue 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 114 SEMICONDUCTEURS V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque Tirage 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 115 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 116 SEMICONDUCTEURS V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque Découpe 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 117 SEMICONDUCTEURS V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque Et polissage ! 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 118 SEMICONDUCTEURS V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque Sans champ extérieur appliqué : Considérons un semiconducteur (par exemple le Si) à une température ≥ Ta. Des électrons sont donc dans la bande de conduction (et un même nombre d'atomes ionisés dans la bande de valence) grâce à la statistique de Fermi-Dirac. Electrons Ions 11/09/01 - - - - - - - - - - - +++++++++++ Eg En l'absence de champ extérieur on a un mouvement désordonné des électrons (mouvement brownien) BV Que se passe-t-il avec les ions ? BC Cours d ’électronique analogique 119 SEMICONDUCTEURS V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque (suite) Un atome ionisé capture l'électron d'un atome voisin. Donc la lacune passe de l'atome qui a capturé l'électron à l'atome qui a cédé un électron. On a donc un mouvement apparent des lacunes (que l'on appelle trous) qui est lui aussi désordonné. Animation 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 120 SEMICONDUCTEURS V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque Avec un champ extérieur appliqué : Que se passe-t-il ? Les trous (au nombre de p) se déplacent dans le sens du champ electrique avec une mobilité µp. E - - - - - - Les électrons (au nombre de n) se deplacent en sens inverse du champ avec une mobilité µn. Si +++++++ VCC + r r v=µE µn > µp La conductivité γ est donnée par: - γ=e(nµn+pµp) Pour un semiconducteur intrinsèque n = p = ni et : 11/09/01 Cours d ’électronique analogique γ=eni(µn+µp) 121 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Qu’est-ce qu’un semiconducteur extrinsèque ? n 2 3 4 5 6 III B Al Ga In Te ns2np IV C Si Ge Sn Pb ns2np2 V N P As Sb Bi ns2np3 Le semiconducteur extrinsèque est un semiconducteur dans lequel on introduit une impureté. C'est ce que l'on appelle le dopage du semiconducteur. Dans le cas du silicium, l'impureté peut être : • trivalente (colonne III) • pentavalente (colonne V) Colonnes III, IV et V de la table périodique des éléments Il existe différents moyens pour introduire cette impureté dans le cristal • au cours de la croissance du monocristal (tirage) • par diffusion • par implantation • par croissance épitaxique 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 122 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Méthodes de dopage Au cours du tirage du monocristal 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 123 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Méthodes de dopage Dépôt de la substance contenant le dopant ou recuit sous atmosphère dopante T1 Diffusion 11/09/01 T2 T3 FOUR Cours d ’électronique analogique 124 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Méthodes de dopage Implantation ionique 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 125 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Méthodes de dopage SiH4, SiCl4, B2H6, SiH3, PH3… T 10-4 Torr<Pgaz<1 atm T Si Epitaxie B Ultravide 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 126 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Le dopage par diffusion La diffusion s'appuie sur le déplacement des atomes par agitation thermique. Si l'on augmente la température, les impuretés migrent lentement au travers du cristal. La vitesse de migration dépend aussi de la nature du matériau; dans l'oxyde de silicium, elle est beaucoup plus faible que dans le silicium pur. Une fois les motifs en oxyde de silicium constitués, le disque est porté à une température de 1 000 °C, sous atmosphère de phosphore. Les impuretés pénètrent dans le silicium. Lorsqu'on juge la concentration d'impuretés suffisante, le disque est retiré, et la diffusion cesse. Mais à chaque réchauffement, la diffusion recommence, ce qui peut fausser la nature du circuit. Pour mieux le maîtriser, ce processus est scindé: on choisit la température de façon à fixer la solubilité du dopant dans le silicium, ce qui revient à contrôler la quantité de dopant introduite. Le paramètre température est ensuite modifié pour favoriser la diffusion à une profondeur précise. 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 127 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Le dopage par implantation ionique Dans la seconde méthode, l'implantation ionique, on opère à température ambiante. Les atomes des impuretés, d'abord ionisés puis accélérés grâce à un champ électrique, pénètrent dans le disque. Les composants sont créés en protégeant les zones par photomasque ou par un oxyde de silicium, qui oppose une résistance majeure à la pénétration par bombardement. Cette méthode présente aussi des inconvénients: les ions accélérés, en traversant le cristal, désorganisent tout ce qui se trouve sur leur parcours. Pour rétablir le réseau cristallin, une opération de recuit est nécessaire, mais une diffusion thermique se produit alors. Il faut dans ce cas aussi optimiser les deux phases pour obtenir le meilleur résultat possible. L'association de la diffusion et de l'implantation ionique Une troisième méthode, de plus en plus utilisée, combine les deux précédentes. L'implantation ionique se fait par bombardement, et la pénétration par diffusion. Le niveau de concentration et de pénétration des impuretés est ainsi mieux contrôlé. 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 128 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Dopage de type N On introduit dans le semiconducteur une impureté pentavalente. Les dopants de type n utilisés dans la technologie du silicium sont: •Phosphore •Arsenic •Antimoine (dans une moindre mesure) Ces matériaux sont aussi appelés donneurs (il vont donner un électron) Electron quasi libre BC EF - - - - - - - - - - - - ++ +++ + + ++ Eg Pas de trous mobiles autres que les thermiques Electrons majoritaires, trous minoritaires 11/09/01 Cours d ’électronique analogique + BV 129 ++ qques meV + SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Dopage de type P On introduit dans le semiconducteur une impureté trivalente. Le dopant de type p le plus couramment utilisé dans la technologie du silicium est le Bore (B). Ces matériaux sont aussi appelés accepteurs (il vont prendre un électron) Il manque un électron = une charge >0 en excès BC Eg + - - qques meV - - - - - - - - - EF +++++++++++++ BV Pas d'électrons mobiles autres que les thermiques Trous majoritaires et électrons minoritaires 11/09/01 Cours d ’électronique analogique FERMI Carrier conc. 130 SEMICONDUCTEURS VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque Conductivité d’un semiconducteur extrinsèque Considérons un semiconducteur intrinsèque. On a donc : ni = n = p Supposons que l'on dope le matériau avec une impureté donneuse (un élément de la colonne V, par exemple P). Soit Nd ce nombre de donneurs. Comme Nd >>ni (cas général), alors n ≈ Nd La loi d'action de masse nous dit que: n.p = ni2 Donc : 2 n i p= = Nd La conductivité γ = e(nµn + pµp) est donc dominée par les électrons et vaut : γn=eNdµn Le même raisonnement tient pour un matériau dopé p, c'est a dire que : où Na est la concentration d'atomes accepteurs 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 131 γp=eNaµp SEMICONDUCTEURS VII – Durée de vie des porteurs Nombre d'électrons Soit un semiconducteur avec une certaine concentration de trous, p0 et d'électrons n0 à une température T. Supposons que l'on injecte des électrons dans ce semiconducteur. Ces électrons vont avoir tendance à se recombiner avec les trous de manière à revenir à la concentration d'équilibre n0. L'évolution de la quantité d'électrons, n, Temps s'écrit sous la forme : no −t n=n0(1+b.e τ) où t est la durée de vie de l'électron 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 132 SEMICONDUCTEURS VIII – Longueur de diffusion des porteurs Injectons dans un cristal dont la concentration de trous est p0 et celle d'électrons de n0, une certaine quantité n d'électrons. Donc localement (à l'endroit où l'on a injecté les charges) la concentration en électrons est largement supérieure à n0. Les électrons vont donc diffuser dans le cristal afin de diminuer le gradient de concentration. La concentration n(x) à une distance x de la zone d'injection est alors donnée par : −x L n(x)=n0+(n−n0)e où L est une fonction de µ et de τ. 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 133 PN junction equilibrium PN fab SEMICONDUCTEURS IX – La jonction PN à l’équilibre BC - - BC -- -- - - --- -- - + + E0 = - grad V0 V0 = barrière de potentiel (≈ 0.6 eV pour Si à Ta) Les électrons de la zone n diffusent vers la zone p et les trous de la zone p diffusent vers la zone n. Il y a donc formation d'une charge d'espace constituée donc par les ions donneurs positifs dans la zone n et les ions accepteurs négatifs dans la zone p. Du fait de la présence de ces ions de part et d'autre de la jonction il existe un champ E0 qui tend à ramener les charges. L'équilibre est atteint lorsque le courant du au champ E0, i1, est égal au courant de diffusion, i2. 11/09/01 EF -- - - -- - ++ ++ + + EF + + + + + + + + ++ + + + BV + BV Trous majoritaires Electrons majoritaires ∆x ---> 0 Mécanisme de diffusion - + zone de charge d'espace W0 Bas de BC E - - - - - - - - - - - - - F Cours d ’électronique analogique eV 0 +++++++++++ + E0 134 + + Haut de BV PN junction Equi-2 SEMICONDUCTEURS IX – La jonction PN à l’équilibre Nous allons essayer de calculer ce courant de diffusion, i2. Pour ce faire nous allons reconsidérer la statistique de FD. La statistique de Fermi-Dirac (FD)est une statistique quantique. C’est à dire que les particules sont indiscernables et en d’autres termes que les particules de même nature ne sont pas numérotables. D’autre part il y a le principe d’exclusion de Pauli qui empêche de placer plus d’une particule dans un état donné d’énergie. Soit la statistique FD : f(E)= dn = 1E−E dN 1 e kT + F Lorsque le nombre de particules est petit devant le nombre de places disponibles, c’est à E−EF − E−EF kT dire que dn<<dN, alors e kT >>1 et l’équation ci-dessus devient : f(E)=e 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 135 SEMICONDUCTEURS IX – La jonction PN à l’équilibre (suite) Ce qui précède est équivalent à la statistique de Boltzmann que l’on peut écrire sous la forme plus générale : dn =e−∆kTE dN qui est classique (particules discernables) et qui va nous servir à définir le courant de diffusion recherché. −eV0 0 kT Si V0 est la barrière de potentiel entre les zones n et p, alors on peut écrire : n=n e Ce qui peut aussi se traduire par : −eV0 0 kT i=i e =i2=is ce courant est appelé courant de saturation. FERMI BOLTZMAN 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 136 SEMICONDUCTEURS X – La jonction PN polarisée Si (p) CAS 1 W>W0 Bas de BC - Charge d'espace e(V+V0) +++++ ++++++ V 1 2 - - - - - - - - - - - E0 Eappl + + + + Etot Haut de BV Courant de fuite de minoritaires 11/09/01 Cours d ’électronique analogique Si (n) 137 + + - SEMICONDUCTEURS X – La jonction PN polarisée (suite) CAS 2 zone de charge d'espace W <W0 Bas de BC - - - - - - - - - - - - - + - +++++ ++++++ + + + e(V0-V) Haut de BV E0 Eappl Etot PN Bias(2) 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 138 SEMICONDUCTEURS X – La jonction PN polarisée (suite) CAS 1; V négatif sur région p − Le courant de diffusion est donné par : i diff =i0e Le courant inverse (ou bloquant) est donné par : e(V0+V) kT − eV KT =ise − eV kT ii=idiff −is=is(e −1) CAS 2; V positif sur région p e(V0−V) − kT 0 Le courant de diffusion est donné par : idiff =i e Le courant direct (ou passant) est donné par : eV kT Plus généralement on peut écrire: i=is(e avec la convention suivante : eV s kT =i e eV kT id=idiff −is=is(e −1) −1) polarisation directe ---> V > 0 et i > 0. A température ambiante (RT) kT/e vaut 1/40 eV soit ~ 25 meV 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 139 SEMICONDUCTEURS X – La jonction PN polarisée (suite) Approximations : Polarisation directe (V>0) : Si V assez grand (> tension de seuil ~0.6 V pour Si) eV kT e >>1 eV s kT i= =i e Polarisation inverse (V<0) : eV kT e <<1 11/09/01 i=−is Cours d ’électronique analogique 140 PN Bias(2) SEMICONDUCTEURS X – La jonction PN polarisée Tension de rupture Deux effets : • Effet d'avalanche : L'énergie cinétique des porteurs minoritaires devient supérieure au gap du Si. Il y a alors création de paires électrons-trous qui elles-mêmes créent d'autres paires électrons-trous. Cet effet peut se manifester à partir de tensions inverses de 6V. • Effet Zener : Si les zones n et p sont fortement dopées la zone de déplétion devient très étroite. Par conséquent le champ électrique devient très fort. S'il est supérieur à ≈ 300.000 V.cm on peut extraire les électrons de valence. C'est ce que l'on appelle la rupture Zener. Cet effet se produit en général avant l'effet d'avalanche. Ex: Si W ≈ 1000 Å le phénomène Zener se produira dès 3 à 4 V. 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 141 SEMICONDUCTEURS XI – Capacités de la jonction PN Diode polarisée en inverse Ct=εsS W W P - Capacité de transition + + + N + + + Cette capacité vaut quelques dizaines de pF. Elle dépend de V car elle dépend de W Diode polarisée en direct Electrons de n vers p, trous de p vers n Charges séparées spatialement Effet capacitif Capacité de diffusion Cd. Cd = f(ττ1, τ2, I). Elle peut être de l'ordre de 1000 pF. Le schéma équivalent de la diode est donc : 11/09/01 Cours d ’électronique analogique rd C t ou Cd 142 SEMICONDUCTEURS XII – Les approximations de la diode Diode idéale : Diode réelle : rd rd + - 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 0.7 V 143 SEMICONDUCTEURS XIII – Utilisation des diodes •Différents types de redressement •Redressement mono-alternance VR ~ R VMcosωt Tension inverse : VM VR temps •Redressement bi-alternance (transformateur à point milieu) D1 ~ VM R L VR L VM D2 11/09/01 Cours d ’électronique analogique temps Tension inverse : 2VM 144 SEMICONDUCTEURS XIII – Utilisation des diodes (suite) •Redressement bi-alternance (Redresseur à pont de Graetz) D2 D1 VR L RL ~ D3 temps D4 Tension inverse : VM 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 145 SEMICONDUCTEURS XIII – Utilisation des diodes (suite) •Principe du filtrage R ~ VRL RL =∞ ∞ RL≠∞ temps Le taux d'ondulation est donné par : 11/09/01 C Taux d'ondulation La tension filtrée oscille entre deux valeurs Umax et Umin. ∆U=Umax−Umin 2 La valeur moyenne est : U= Umax+Umin 2 L'ondulation est : ∆U= Umax−Umin% U Umax+Umin Cours d ’électronique analogique 146 SEMICONDUCTEURS XIII – Utilisation des diodes (suite) • Multiplicateurs de tension V0 ~ 2V0 Si RL grand alors VR = 2V0 L V0 sin ω t RL • Diodes particulières •diodes de commutation •diodes HF (capacité faible) ex: diodes à pointe •diodes à capacité variable (Varicap) Ct croit avec V •diodes Zener •photodiodes: ionisation des porteurs dans la base par des photons incidents 11/09/01 Cours d ’électronique analogique 147