jonction p–n

Une jonction p-n est une frontière ou une interface entre deux types de matériaux semi -conducteurs , de type p et de type n , à l’intérieur d’un monocristal de semi-conducteur. Le côté “p” (positif) contient un excès de trous , tandis que le côté “n” (négatif) contient un excès d’ électrons dans les couches externes des atomes électriquement neutres . Cela permet au courant électrique de traverser la jonction dans une seule direction. La jonction pn est créée par dopage , par exemple par implantation ionique , diffusion de dopants , ou par épitaxie .(faire pousser une couche de cristal dopé avec un type de dopant au-dessus d’une couche de cristal dopé avec un autre type de dopant). Si deux morceaux de matériau séparés étaient utilisés, cela introduirait une limite de grain entre les semi-conducteurs qui inhiberait sévèrement son utilité en dispersant les électrons et les trous . ^{[ citation nécessaire ]}

Une jonction p–n. Le symbole du circuit s’affiche : le triangle correspond au côté p.

Les jonctions p–n sont des “blocs de construction” élémentaires de dispositifs électroniques à semi -conducteurs tels que des diodes , des transistors , des cellules solaires , des LED et des circuits intégrés ; ce sont les sites actifs où se déroule l’action électronique de l’appareil. Par exemple, un type courant de transistor , le transistor à jonction bipolaire , est constitué de deux jonctions p–n en série, sous la forme n–p–n ou p–n–p ; tandis qu’une diode peut être réalisée à partir d’une seule jonction pn. Une Jonction Schottky est un cas particulier de jonction ap – n, où le métal joue le rôle du Semi-conducteur de type N.

Propriétés

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Atomes de silicium (Si) agrandis d’environ 45 000 000x.

La jonction p-n possède une propriété utile pour l’électronique moderne. Un semi-conducteur dopé p est relativement conducteur . Il en va de même pour un semi-conducteur dopé n, mais la jonction entre eux peut devenir appauvrie en porteurs de charge , et donc non conductrice, en fonction des tensions relatives des deux régions semi-conductrices. En manipulant cette couche non conductrice, les jonctions p–n sont couramment utilisées comme diodes : des éléments de circuit qui permettent un flux d’ électricité dans un sens mais pas dans l’autre sens (opposé). La polarisation est l’application d’une tension à travers la jonction ap – n; la Polarisation directe est dans le sens du flux de courant facile, etla polarisation inverse est dans le sens du flux de courant faible ou nul.

Les propriétés de Polarisation directe et de polarisation inverse de la jonction p–n impliquent qu’elle peut être utilisée comme diode . Une diode à jonction p – n permet aux charges électriques de circuler dans un sens, mais pas dans le sens opposé; les charges négatives (électrons) peuvent facilement traverser la jonction de n à p mais pas de p à n, et l’inverse est vrai pour les trous. Lorsque la jonction p – n est polarisée en direct, la charge électrique circule librement en raison de la résistance réduite de la jonction p – n. Lorsque la jonction p – n est polarisée en inverse, cependant, la barrière de jonction (et donc la résistance) devient plus grande et le flux de charge est minimal.

Équilibre (zéro biais)

Dans la jonction ap – n, sans tension appliquée externe, une condition d’équilibre est atteinte dans laquelle une Différence de potentiel se forme à travers la jonction. Cette Différence de potentiel est appelée potentiel interne V b je {displaystyle V_{rm {bi}}} $V_{rm bi}$ $V_{rm bi}$ .

À la jonction, les électrons libres du type n sont attirés par les trous positifs du type p. Ils diffusent dans le type p, se combinent avec les trous et s’annulent. De la même manière, les trous positifs du type p sont attirés par les électrons libres du type n. Les trous diffusent dans le type n, se combinent avec les électrons libres et s’annulent. Les atomes dopants, donneurs et chargés positivement du type n font partie du cristal et ne peuvent pas bouger. Ainsi, dans le type n, une région proche de la jonction devient chargée positivement. Les atomes accepteurs et dopants chargés négativement du type p font partie du cristal et ne peuvent pas bouger. Ainsi, dans le type p, une région proche de la jonction devient chargée négativement. Le résultat est une région proche de la jonction qui agit pour repousser les charges mobiles loin de la jonction à travers le champ électrique que ces régions chargées créent. Les régions proches de l’interface p–n perdent leur neutralité et la plupart de leurs opérateurs mobiles, formant lerégion de charge d’espace ou Couche d’appauvrissement (voir figure A ).

Figure A. Une jonction p–n en équilibre thermique avec une tension de polarisation nulle appliquée. La concentration d’électrons et de trous est signalée par des lignes bleues et rouges, respectivement. Les régions grises sont neutres en charge. La zone rouge clair est chargée positivement. La zone bleu clair est chargée négativement. Le champ électrique est représenté en bas, la force électrostatique sur les électrons et les trous et la direction dans laquelle la diffusion tend à déplacer les électrons et les trous. (Les courbes de concentration logarithmique devraient en fait être plus lisses avec une pente variant avec l’intensité du champ.)

Le champ électrique créé par la Région de charge d’espace s’oppose au processus de diffusion des électrons et des trous. Il y a deux phénomènes simultanés : le processus de diffusion qui tend à générer plus de charge d’espace, et le champ électrique généré par la charge d’espace qui tend à contrecarrer la diffusion. Le profil de concentration des porteurs à l’équilibre est représenté sur la figure A avec des lignes bleues et rouges. Sont également représentés les deux phénomènes de contrepoids qui établissent l’équilibre.

Figure B. Une jonction p–n en équilibre thermique avec une tension de polarisation nulle appliquée. Sous la jonction, des tracés pour la densité de charge, le champ électrique et la tension sont rapportés. (Les courbes de concentration logarithmique devraient en fait être plus lisses, comme la tension.)

La Région de charge d’espace est une zone avec une charge nette fournie par les ions fixes ( donneurs ou accepteurs ) qui ont été laissés à découvert par la diffusion des Porteurs majoritaires . Lorsque l’équilibre est atteint, la densité de charge est approximée par la fonction échelon affichée. En fait, puisque l’axe y de la figure A est à l’échelle logarithmique, la région est presque complètement appauvrie en Porteurs majoritaires (laissant une densité de charge égale au niveau de dopage net), et le bord entre la Région de charge d’espace et la région neutre est assez nette (voir figure B, graphique Q(x)). La Région de charge d’espace a la même amplitude de charge des deux côtés des interfaces p – n, elle s’étend donc plus loin du côté le moins dopé dans cet exemple (le côté n sur les figures A et B).

Polarisation directe

En Polarisation directe, le type p est connecté à la borne positive et le type n est connecté à la borne négative.

Fonctionnement de la jonction PN en mode de Polarisation directe, montrant la réduction de la largeur d’appauvrissement.

Les panneaux montrent le diagramme de bande d’énergie , le champ électrique et la densité de charge nette . ^{Les jonctions p et n sont toutes deux dopées à un niveau de dopage de 1e15} /cm3 (0,00016C/cm3 ), ce qui conduit à un potentiel intégré d’environ 0,59 V. La réduction de la largeur d’appauvrissement peut être déduite du mouvement de rétrécissement du porteur à travers la jonction p–n , ce qui réduit par conséquent la résistance électrique. Les électrons qui traversent la jonction p – n dans le matériau de type p (ou les trous qui traversent le matériau de type n) diffusent dans la région neutre voisine. La quantité de diffusion minoritaire dans les zones quasi neutres détermine la quantité de courant qui peut traverser la diode.

Seuls les Porteurs majoritaires (électrons dans un matériau de type n ou trous dans un matériau de type p) peuvent traverser un semi-conducteur sur une longueur macroscopique. Dans cet esprit, considérez le flux d’électrons à travers la jonction. La Polarisation directe provoque une force sur les électrons les poussant du côté N vers le côté P. Avec une Polarisation directe, la région d’appauvrissement est suffisamment étroite pour que les électrons puissent traverser la jonction et s’injecter dans le matériau de type p. Cependant, ils ne continuent pas indéfiniment à traverser le matériau de type p, car il leur est énergétiquement favorable de se recombiner avec des trous. La longueur moyenne qu’un électron parcourt à travers le matériau de type p avant de se recombiner est appelée la longueur de diffusion , et elle est généralement de l’ordre du micromètre .. ^[1]

Bien que les électrons ne pénètrent que sur une courte distance dans le matériau de type p, le courant électrique continue sans interruption, car les trous (les Porteurs majoritaires) commencent à circuler dans la direction opposée. Le courant total (la somme des courants d’électrons et de trous) est constant dans l’espace, car toute variation entraînerait une accumulation de charge dans le temps (c’est La loi actuelle de Kirchhoff ). Le flux de trous de la région de type p vers la région de type n est exactement analogue au flux d’électrons de N à P (les électrons et les trous changent de rôle et les signes de tous les courants et tensions sont inversés).

Par conséquent, l’image macroscopique du flux de courant à travers la diode implique des électrons traversant la région de type n vers la jonction, des trous traversant la région de type p dans la direction opposée vers la jonction, et les deux espèces de porteurs se recombinant constamment dans le voisinage du carrefour. Les électrons et les trous se déplacent dans des directions opposées, mais ils ont également des charges opposées, de sorte que le courant global est dans la même direction des deux côtés de la diode, selon les besoins.

L’ équation de la diode de Shockley modélise les caractéristiques opérationnelles de Polarisation directe de la jonction ap – n en dehors de la région d’avalanche (conduction polarisée en inverse).

Biais inverse

Une jonction p – n en silicium en polarisation inverse.

Connecter la région de type p à la borne négative de l’alimentation en tension et la région de type n à la borne positive correspond à une polarisation inverse. Si une diode est polarisée en inverse, la tension à la cathode est comparativement plus élevée qu’à l’ anode . Par conséquent, très peu de courant circule jusqu’à ce que la diode tombe en panne. Les connexions sont illustrées dans le schéma ci-contre.

Étant donné que le matériau de type p est maintenant connecté à la borne négative de l’alimentation, les ” trous ” dans le matériau de type p sont éloignés de la jonction, laissant derrière eux des ions chargés et augmentant la largeur de la région d’appauvrissement . De même, parce que la région de type n est connectée à la borne positive, les électrons sont éloignés de la jonction, avec un effet similaire. Cela augmente la barrière de tension, provoquant une résistance élevée au flux de porteurs de charge, permettant ainsi à un courant électrique minimal de traverser la jonction p – n. L’augmentation de la résistance de la jonction p – n fait que la jonction se comporte comme un isolant.

L’intensité du champ électrique de la Zone d’appauvrissement augmente à mesure que la tension de polarisation inverse augmente. Une fois que l’intensité du champ électrique augmente au-delà d’un niveau critique, la Zone d’appauvrissement de la jonction p – n s’effondre et le courant commence à circuler, généralement par les processus de claquage de Zener ou d’ avalanche . Ces deux processus de claquage sont non destructifs et réversibles, tant que la quantité de courant circulant n’atteint pas des niveaux qui provoquent une surchauffe du Matériau semi-conducteur et provoquent des dommages thermiques.

Cet effet est mis à profit dans les circuits régulateurs à diode Zener . Les diodes Zener ont une faible tension de claquage . Une valeur standard pour la tension de claquage est par exemple de 5,6 V. Cela signifie que la tension à la cathode ne peut pas être supérieure d’environ 5,6 V à la tension à l’anode (bien qu’il y ait une légère augmentation avec le courant), car la diode tombe en panne , et donc conduire, si la tension devient plus élevée. Ceci, en effet, limite la tension sur la diode.

Une autre application de la polarisation inverse concerne les diodes Varicap , où la largeur de la Zone d’appauvrissement (contrôlée par la tension de polarisation inverse) modifie la capacité de la diode.

Équations gouvernantes

Learn more.

Isomorphisme

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Premier article sur la théorie des ensembles de Cantor

Jul 12, 2022

Énergie gravitationnelle

Jul 9, 2022

Sphère de Riemann

Jul 8, 2022

Taille de la région d’appauvrissement

Pour la jonction ap–n, soit C UN ( X ) {displaystyle C_{A}(x)} C_A(x) être la concentration d’atomes accepteurs chargés négativement et C D ( x ) {displaystyle C_{D}(x)} C_D(x) être les concentrations d’atomes donneurs chargés positivement. Laisser N 0 ( x ) {displaystyle N_{0}(x)} N_0(x) et P 0 ( x ) {displaystyle P_{0}(x)} P_0(x) être les concentrations d’équilibre des électrons et des trous respectivement. Ainsi, par l’équation de Poisson :

− d 2 V d x 2 = ρ ε = q ε [ ( P 0 − N 0 ) + ( C D − C A ) ] {displaystyle -{frac {mathrm {d} ^{2}V}{mathrm {d} x^{2}}}={frac {rho }{varepsilon }}={frac { q}{varepsilon }}left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})right]} ${displaystyle -{frac {mathrm {d} ^{2}V}{mathrm {d} x^{2}}}={frac {rho }{varepsilon }}={frac {q}{varepsilon }}left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})right]}$ ${displaystyle -{frac {mathrm {d} ^{2}V}{mathrm {d} x^{2}}}={frac {rho }{varepsilon }}={frac {q}{varepsilon }}left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})right]}$

où V {style d’affichage V} est le potentiel électrique , ρ {style d’affichage rho} rho est la densité de charge , ε {displaystyle varepsilon} est la permittivité et q {displaystyle q} est la grandeur de la charge de l’électron.

Pour un cas général, les dopants ont un profil de concentration qui varie avec la profondeur x, mais pour un cas simple de jonction abrupte, C A {displaystyle C_{A}} $C_{A}$ $C_{A}$ peut être supposée constante du côté p de la jonction et nulle du côté n, et C D {displaystyle C_{D}} ${displaystyle C_{D}}$ ${displaystyle C_{D}}$ peut être supposée constante du côté n de la jonction et nulle du côté p. Laisser d p {displaystyle d_{p}} $d_{p}$ $d_{p}$ soit la largeur de la région d’appauvrissement du côté p et d n {displaystyle d_{n}} d_n la largeur de la région d’appauvrissement du côté n. Puis, depuis P 0 = N 0 = 0 {style d’affichage P_{0}=N_{0}=0} P_0=N_0=0 dans la région d’appauvrissement, il faut que

d p C A = d n C D {displaystyle d_{p}C_{A}=d_{n}C_{D}} ${displaystyle d_{p}C_{A}=d_{n}C_{D}}$ ${displaystyle d_{p}C_{A}=d_{n}C_{D}}$

parce que la charge totale des côtés p et n de la région d’appauvrissement est égale à zéro. Par conséquent, laissant D {displaystyle D} et Δ V {displaystyle Delta V} Delta V représentent l’ensemble de la région d’appauvrissement et la Différence de potentiel à travers celle-ci,

Δ V = ∫ D ∫ q ε [ ( P 0 − N 0 ) + ( C D − C A ) ] d x d x = C A C D C A + C D q 2 ε ( d p + d n ) 2 {displaystyle Delta V=int _{D}int {frac {q}{varepsilon}}left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A })right],mathrm {d} x,mathrm {d} x={frac {C_{A}C_{D}}{C_{A}+C_{D}}}{frac {q}{2varepsilon }}(d_{p}+d_{n})^{2}} ${displaystyle Delta V=int _{D}int {frac {q}{varepsilon }}left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})right],mathrm {d} x,mathrm {d} x={frac {C_{A}C_{D}}{C_{A}+C_{D}}}{frac {q}{2varepsilon }}(d_{p}+d_{n})^{2}}$ ${displaystyle Delta V=int _{D}int {frac {q}{varepsilon }}left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})right],mathrm {d} x,mathrm {d} x={frac {C_{A}C_{D}}{C_{A}+C_{D}}}{frac {q}{2varepsilon }}(d_{p}+d_{n})^{2}}$

Et ainsi, laissant d {displaystyle d} soit la largeur totale de la région d’appauvrissement, nous obtenons

d = 2 ε q C A + C D C A C D Δ V {displaystyle d={sqrt {{frac {2varepsilon }{q}}{frac {C_{A}+C_{D}}{C_{A}C_{D}}}Delta V} }} ${displaystyle d={sqrt {{frac {2varepsilon }{q}}{frac {C_{A}+C_{D}}{C_{A}C_{D}}}Delta V}}}$

Δ V {displaystyle Delta V} Delta V peut être écrit comme Δ V 0 + Δ V ext {displaystyle Delta V_{0}+Delta V_{text{ext}}} $Delta V_0+Delta V_text{ext}$ $Delta V_0+Delta V_text{ext}$ , où nous avons décomposé la différence de tension en équilibre plus composants externes. Le potentiel d’équilibre résulte des forces de diffusion, et nous pouvons donc calculer Δ V 0 {displaystyle Delta V_{0}} en mettant en œuvre la relation d’Einstein et en supposant que le semi-conducteur est non dégénéré ( c’est-à -dire le produit P 0 N 0 = n i 2 {displaystyle {P}_{0}{N}_{0}={n}_{i}^{2}} ${displaystyle {P}_{0}{N}_{0}={n}_{i}^{2}}$ ${displaystyle {P}_{0}{N}_{0}={n}_{i}^{2}}$ est indépendant de l’ énergie de Fermi ):

Δ V 0 = k T q ln ⁡ ( C A C D P 0 N 0 ) = k T q ln ⁡ ( C A C D n i 2 ) {displaystyle Delta V_{0}={frac {kT}{q}}ln left({frac {C_{A}C_{D}}{P_{0}N_{0}}} droite)={frac {kT}{q}}ln left({frac {C_{A}C_{D}}{n_{i}^{2}}}right)} ${displaystyle Delta V_{0}={frac {kT}{q}}ln left({frac {C_{A}C_{D}}{P_{0}N_{0}}}right)={frac {kT}{q}}ln left({frac {C_{A}C_{D}}{n_{i}^{2}}}right)}$ ${displaystyle Delta V_{0}={frac {kT}{q}}ln left({frac {C_{A}C_{D}}{P_{0}N_{0}}}right)={frac {kT}{q}}ln left({frac {C_{A}C_{D}}{n_{i}^{2}}}right)}$ où T est la température du semi-conducteur et k est la constante de Boltzmann . ^[2]

Courant dans la région d’appauvrissement

L ‘ Équation de la diode idéale de Shockley caractérise le courant aux bornes de la jonction ap – n en fonction de la tension externe et des conditions ambiantes (température, choix du semi-conducteur, etc.). Pour voir comment il peut être dérivé, nous devons examiner les différentes raisons du courant. La convention est que la direction avant (+) soit dirigée contre le gradient de potentiel intégré de la diode à l’équilibre.

Courant direct ( J F {displaystyle mathbf {J} _{F}} )
- Courant de diffusion : courant dû à des déséquilibres locaux de la concentration des porteurs n {displaystyle n} , via l’équation J D ∝ − q ∇ n {displaystyle mathbf {J} _{D}propto -qnabla n} $mathbf{J}_Dpropto-qnabla n$ $mathbf{J}_Dpropto-qnabla n$
Courant inverse ( J R {displaystyle mathbf {J} _{R}} )
- Courant de champ
- Courant de génération

Jonctions non redresseuses

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Dans les schémas ci-dessus, le contact entre les fils métalliques et le Matériau semi-conducteur crée également des jonctions métal-semi-conducteur appelées diodes Schottky . Dans une situation idéale simplifiée, une diode à semi-conducteur ne fonctionnerait jamais, puisqu’elle serait composée de plusieurs diodes connectées en série à l’envers. Mais, en pratique, les impuretés de surface dans la partie du semi-conducteur qui touche les bornes métalliques réduisent considérablement la largeur de ces couches d’appauvrissement, à tel point que les jonctions métal-semi-conducteur n’agissent pas comme des diodes. Ces jonctions non redresseuses se comportent comme des contacts ohmiques quelle que soit la polarité de la tension appliquée.

Fabrication

La jonction pn est créée par dopage , par exemple par implantation ionique , diffusion de dopants , ou par épitaxie (croissance d’une couche de cristal dopé avec un type de dopant au-dessus d’une couche de cristal dopé avec un autre type de dopant). Si deux morceaux de matériau séparés étaient utilisés, cela introduirait une limite de grain entre les semi-conducteurs qui inhiberait sévèrement son utilité en dispersant les électrons et les trous . ^{[ citation nécessaire ]}

Histoire

L’invention de la jonction p–n est généralement attribuée au physicien américain Russell Ohl des laboratoires Bell en 1939. ^[3] Deux ans plus tard (1941), Vadim Lashkaryov rapporte la découverte de jonctions p–n dans les photocellules Cu ₂ O et sulfure d’argent et redresseurs au sélénium. ^[4]

Voir également

Wikimedia Commons a des médias liés aux diagrammes de jonction PN .

Transistor à jonction en alliage
Profilage capacité-tension
Spectroscopie transitoire de niveau profond
Electron délocalisé
Modélisation des diodes
Transistor à effet de champ
Transistor N–p–n
transistor p-n-p
Détecteur de semi-conducteur
Dispositif semi-conducteur
Logique transistor-transistor

Références

^ Crochet, JR; SE Hall (2001). Physique du Solide . John Wiley et fils. ISBN 978-0-471-92805-8.
^ Luque, Antonio; Steven Hegedus (29 mars 2011). Manuel de science et d’ingénierie photovoltaïques . John Wiley et fils. ISBN 978-0-470-97612-8.
^ Riordan, Michel ; Hoddeson, Lilian (1988). Feu de cristal : l’invention du transistor et la naissance de l’ère de l’information . États-Unis : WW Norton & Company. p. 88–97. ISBN 978-0-393-31851-7.
^ Lashkariev, VE (2008) [1941]. “Investigation d’une couche barrière par la méthode thermosonde” (PDF) . Ukr. J. Phys . 53 (édition spéciale): 53–56. ISSN 2071-0194 . Archivé de l’original (PDF) le 2015-09-28.

Lectures complémentaires

Shockley, William (1949). “La théorie des jonctions pn dans les semi-conducteurs et les transistors à jonction pn”. Journal technique du système Bell . 28 (3): 435–489. doi : 10.1002/j.1538-7305.1949.tb03645.x .

Liens externes

https://www.youtube.com/watch?v=JBtEckh3L9Q Vidéo éducative sur la jonction PN.
« PN Junction » – PowerGuru, août 2012.
Olav Torheim, Physique élémentaire des jonctions PN , 2007.
Calculateur de propriétés de jonction PN
PN Junction Lab gratuit à utiliser sur nanoHUB.org permet la simulation et l’étude de la diode à jonction ap – n avec différents dopages et matériaux. Les utilisateurs peuvent également calculer les sorties courant-tension (IV) et capacité-tension (CV).