1.1 L`environnement radiatif naturel - Accueil thèses

1.1 L`environnement radiatif naturel - Accueil thèses
THÈSE
En vue de l'obtention du
DOCTORAT DE L’UNIVERSITÉ DE TOULOUSE
Délivré par l’Université Toulouse III – Paul Sabatier
Discipline ou spécialité : Conception de Circuits en Microélectronique et Microsystèmes
Présentée et soutenue par
Aurore LUU
Le 12 Novembre 2009
Titre :
Méthodologie de prédiction des effets destructifs dus à l’environnement radiatif naturel sur
les MOSFETs et IGBTs de puissance
M. Thierry Parra
M. Pascal Fouillat
M. Christian Schaeffer
M. Florent Miller
M. Christian Poivey
Mme Marise Bafleur
M. Thierry Carrière
M. Patrick Heins
JURY
Université Toulouse III
IMS Bordeaux
INP Grenoble
EADS IW France
ESA ESTEC
Université Toulouse III
Astrium Space Transportation
Airbus France
Président
Rapporteur
Rapporteur
Examinateur
Examinateur
Invité
Invité
Invité
Ecole doctorale : GEET
Unité de recherche : LAAS-CNRS
Directeur(s) de Thèse : M. Patrick Austin
Rapporteurs : M. Pascal Fouillat, M. Christian Schaeffer
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Remerciements
Le travail présenté dans ce mémoire a été effectué au sein du centre de recherche
“EADS Innovation Works” (IW) du groupe EADS, à Suresnes, ainsi qu’au sein du groupe
“Intégration de Systèmes pour la Gestion de l’Energie” (ISGE) du Laboratoire d’Analyse et
d’Architecture des Systèmes (LAAS) à Toulouse. Je remercie Monsieur Yann Barbaux,
Directeur d’EADS IW, ainsi que Monsieur Raja Chatilla, Directeur du LAAS pour m’avoir
accueillie dans leur société et laboratoire.
Je remercie également Madame Marise Bafleur, qui dirige le groupe ISGE, ainsi que
Madame Nadine Buard, qui dirigeait l’équipe “Environnement Radiatif Naturel” (ERN) avant
de devenir la Directrice du département des systèmes électroniques d’EADS IW. Je les
remercie de m’avoir ouvert les portes de leurs équipes et j’adresse un merci particulier à
Nadine qui m’a fait confiance et qui m’a encouragée avec beaucoup de bienveillance.
Je remercie tout particulièrement Monsieur Patrick Austin qui a dirigé ces travaux. Ses
qualités pédagogiques et l’aide sans faille qu’il m’a fournie aux moments opportuns m’ont
beaucoup appris et ont par ailleurs grandement contribué à la clarté de ce mémoire.
Je remercie très chaleureusement Monsieur Florent Miller qui a encadré ces travaux.
Son enthousiasme et ses idées foisonnantes ont rendu le travail à ses côtés très stimulant. En
outre, sa bonne humeur et son sens de l’humour font qu’il est toujours agréable de travailler
avec lui.
J’exprime tous mes remerciements à Monsieur Pascal Fouillat et Monsieur Christian
Schaeffer pour le privilège qu’ils m’ont fait en acceptant d’être rapporteurs de ce mémoire.
Je remercie très sincèrement Monsieur Thierry Parra pour m’avoir fait l’honneur de
présider le jury de ma thèse. Je tiens également à remercier Monsieur Christian Poivey d’avoir
accepté d’être membre de mon jury.
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J’exprime tous mes remerciements et ma sympathie à Monsieur Thierry Carrière pour
avoir suivi et participé avec enthousiasme à mes travaux. Les discussions scientifiques que
nous avons pu avoir ont toujours été très éclairantes pour moi !
Je remercie également Monsieur Patrick Heins pour l’intérêt qu’il a porté à ce travail
et pour avoir accepté d’être membre invité du jury.
Je souhaite remercier chaleureusement Monsieur Richard Dufayel, qui m’a tout appris
de la machine ASAP et de l’ouverture chimique des composants. Merci d’autre part pour tous
les coups de main demandés souvent en urgence et pour les heures sup’ que tu as faite bien
volontiers pour nous !
Je remercie sincèrement Monsieur Eric Imbernon qui a pris le temps de tout me
montrer et de tout m’apprendre lors de mes séjours “reverse engineering” au LAAS. J'ai eu
plaisir à retourner en salle blanche et j’ai beaucoup apprécié ta pédagogie et ton entrain !
Je remercie particulièrement Monsieur Patrick Poirot dont l’aide fut réellement
précieuse tout au long de cette thèse et maintenant encore. Merci de croire en moi et de
m’entraîner vers le haut.
Je tiens à remercier Monsieur Frédéric Morancho, qui m’a appris à construire une
cellule de MOS digne de ce nom sous Silvaco et qui a toujours pris le temps de répondre à
mes questions. Merci pour ta disponibilité et ton amabilité.
Un grand merci à Monsieur Christian Binois qui m’a donné un sacré coup de pouce en
nous fournissant les plans de sa maquette très ingénieuse conçue pour le test de MOSFETs au
GANIL. Sans aucun doute la manip’ la plus riche de ma thèse !
J’adresse aussi un clin d’œil à Monsieur Guy Berger, mon collègue belge (!!) ainsi
qu’à Messieurs Renaud Mangeret, Daniel Peyre et Gérard Salvaterra, mes collègues
d’Astrium que j’ai toujours beaucoup de plaisir à retrouver en manip’ ou en conférence.
J’exprime tous mes remerciements à Monsieur Rémi Gaillard avec qui les discussions
ont été très instructives et qui a suivi de prés mes travaux.
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Je souhaite remercier vivement mon équipe du LAAS qui m’a accueillie si
chaleureusement : Nicolas Mauran, dont la bonne humeur est communicative, Sandrine AssieSouleille (je suis définitivement addict de la boutique de thés à Toulouse !), Magali Brunet,
Fabrice Caignet, Patrick Austin, à qui je tenais à remettre un petit mot plus personnel car tu as
fait de cette période de rédaction intensive un vrai bon souvenir (il m’arrive de rire seule en
repensant à certaines de tes blagues !), David Tremouilles, qui m’a fait en 2-2 un programme
aux p’tits oignons pour recalculer des tensions et dont les graphes (ou courbes, j’ai toujours
un doute..) sont dans ce mémoire (merci encore !), Nicolas Nolhier, Isabelle Nolhier, Karine
Isoird, Patrick Tounsi, Jean Louis Sanchez, Christophe Salaméro, qui s’est occupé de moi
avec enthousiasme quand j’ai débarquée, Gérard Sarrabayrouse, Pierre Aloisi, Abdelhakim
Bourennane… Je garde un excellent souvenir de mes passages au LAAS.
Je tiens aussi à saluer et remercier mes collègues de thèse, dont bon nombre a
d’ailleurs fini : Rodolphe de Maglie, qui m’a fait à mon arrivée un cours lumineux sur les
IGBTs, Nicolas Lacrampe et Jean-Baptiste Sauveplane, qui m’ont accueillie tous les 2 dans
leur bureau et m’ont fait profiter du café & carré de chocolat, Christian Caramel, Loïc
Théolier, Yann Weber, Julie Legal, Florence Capy, Mathieu Boutillier, Simon Rocheman,
Mathias Marinoni…
Enfin, je remercie du fond du cœur mes collègues de Suresnes qui ont fait passer ces 3
ans de thèse si vite ! : Cécile Weulersse, si gentille et toujours prête à m’aider, Alexandre
Douin, qui est arrivé tel un vent de fraîcheur dans l’équipe et avec qui il a été extrêmement
enrichissant de travailler, Alexandre Bocquillon, Bruno Vece, l’homme qui a rencontré le
loup à tête de renard ET corps de renard (“heuu.. ben c’était un renard non ?!!”.. haaa, tu nous
as bien fait rire !), Sébastien Morand, qui m’a fait découvrir l’excellent jeu du time’s up, et à
qui je souhaite le meilleur pour la suite de sa thèse, Antonin Bougerol, Nicolas Guibbaud,
Florent Miller, Guillaume Hubert, qui est parti vers d’autres horizons mais dont j’ai eu le
plaisir de partager le bureau, Christine Mongault, Bruno Foucher, Patrick Luna, et bien sûr
Paulo, mon fournisseur officiel de petits sachets de thé abandonnés sur les chariots. ….Les
gars, sachez que je vous aime, un truc gros comme ça !
Enfin, je termine avec une pensée et un grand sourire pour Florence. A nos brunchs du
Dimanche dans Paris et à nos bavardages de filles !
5
A mon grand-père Jean,
Avec toute mon affection.
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« La science a eu de merveilleuses applications, mais
la science qui n'aurait en vue que les applications ne serait
plus de la science, elle ne serait plus que de la cuisine. »
Henri Poincaré
7
Table des matières
Introduction générale .................................................................................................. 13
Chapitre 1 : Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à
semiconducteur MOSFET et IGBT de type planar.................................................. 17
1.1 L’environnement radiatif naturel .......................................................................... 18
1.1.1
L’environnent spatial................................................................................ 18
1.1.1.1
Les éruptions solaires........................................................................ 18
1.1.1.2
Le vent solaire ................................................................................... 20
1.1.1.3
La magnétosphère ............................................................................. 20
1.1.1.4
Le rayonnement cosmique ................................................................. 20
1.1.1.5
Les ceintures de radiations................................................................ 21
1.1.1.6
Synthèse de l’environnement radiatif spatial .................................... 22
1.1.2
L’environnent atmosphérique .................................................................. 24
1.2 Les outils expérimentaux permettant de simuler les effets de l’environnement
naturel ........................................................................................................................... 26
1.2.1
Les accélérateurs ...................................................................................... 26
1.2.2
Source naturelle radioactive ..................................................................... 28
1.2.3
Microfaisceau d’ions lourds ..................................................................... 28
1.2.4
Les lasers .................................................................................................. 28
1.3 Les interactions particule-matière ......................................................................... 31
1.3.1
8
Ions lourds ................................................................................................ 31
1.3.1.1
Nature de l’interaction ...................................................................... 31
1.3.1.2
Parcours d’un ion lourd dans la matière : notion de range.............. 32
1.3.1.3
Répartition spatiale et temporelle de la trace d’ionisation............... 33
1.3.2
Protons et neutrons ................................................................................... 34
1.3.3
Notion de Pouvoir d’Arrêt et de Transfert d’Energie Linéique ............... 36
1.3.4
L’interaction faisceau laser-silicium ........................................................ 38
1.3.4.1
Nature de l’interaction photon/silicium ............................................ 38
1.3.4.2
Profondeur de pénétration du faisceau laser .................................... 41
1.3.4.3
Répartition spatiale et durée d’impulsion ......................................... 42
1.4 Effets des radiations sur les composants électroniques......................................... 43
1.4.1
Les Evènements Singuliers (SEE)............................................................ 44
1.4.2
Effets de dose ........................................................................................... 46
1.5 Les composants MOSFET et IGBT ...................................................................... 46
1.5.1
Le MOSFET ............................................................................................. 47
1.5.1.1
Présentation générale........................................................................ 47
1.5.1.2
La structure et le fonctionnement parasite du MOSFET................... 49
1.5.2
L’IGBT..................................................................................................... 50
1.5.2.1
Présentation générales ...................................................................... 50
1.5.2.2
Les structures et fonctionnements parasites de l’IGBT..................... 52
1.6 Etat de l’art sur les phénomènes du Single Event Burnout et Single Event Latchup
............................................................................................................................... 53
1.6.1
Le SEB dans les MOSFETs ..................................................................... 53
1.6.2
Le SEL et le SEB dans les IGBTs............................................................ 59
1.7 Conclusion............................................................................................................. 61
Chapitre 2 : Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité
au SEB par test laser ................................................................................................... 63
2.1 Les limitations des accélérateurs pour les tests SEE............................................. 64
2.2 Intérêt du laser pour l’étude des SEE .................................................................... 66
2.3 Présentation de l’installation expérimentale.......................................................... 69
2.3.1
Le banc laser............................................................................................. 69
2.3.2
Le circuit de test ....................................................................................... 71
2.3.3
Caractéristiques et préparation des composants pour les tests SEEs ....... 76
2.4 Résultats expérimentaux et analyses ..................................................................... 79
2.4.1
Définitions d’une cartographie laser, des sections efficaces et de la SOA ..
.................................................................................................................. 80
9
2.4.1.1
Cartographies laser........................................................................... 80
2.4.1.2
Section efficace .................................................................................. 81
2.4.1.3
Aire de sécurité (SOA)....................................................................... 83
2.4.2
Résultats des cartographies laser.............................................................. 83
2.4.3
Comparaison des sections efficaces obtenues par laser et accélérateur ... 85
2.4.4
Comparaison des SOA obtenues par laser et accélérateur ....................... 90
2.4.5
Ebauche d'une équivalence entre le LET et l'énergie laser ...................... 98
2.4.6
Dégradation de l’oxyde de grille ............................................................ 101
2.4.7
Détermination de SOA par laser pour les IGBTs................................... 102
2.5 Conclusion........................................................................................................... 104
Chapitre 3 : Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs
lors des interactions ions lourds et neutron-proton sur silicium. Méthodologie
power DASIE pour l’environnement atmosphérique............................................. 107
3.1 Description des outils des simulations TCAD et du véhicule test de simulation 108
3.1.1
L’outil de simulations 2D TCAD........................................................... 108
3.1.2
Véhicule test de simulation .................................................................... 111
3.2 Recherche du volume sensible ............................................................................ 112
3.2.1
Recherche du volume sensible par simulations...................................... 113
3.2.2
Recherche expérimentale du volume sensible en accélérateur .............. 118
3.2.3
Recherche du volume sensible à l'aide du laser ..................................... 123
3.3 Recherche des critères de déclenchement du SEB à l'aide des simulations........ 125
3.3.1
Traces ionisantes verticales générées à différentes profondeurs au sein de
l’épitaxie............................................................................................................. 125
3.3.2
Traces ionisantes horizontales générées au sein de l’épitaxie................ 133
3.4 Adaptation du code MC DASIE aux MOSFETs de puissance ........................... 136
3.4.1
Présentation des bases de données nucléaires ........................................ 136
3.4.2
Présentation des codes de prédiction MC-DASIE pour les SRAM ....... 138
3.4.3
Analyse des bases de données nucléaires pour les MOSFETs de puissance
................................................................................................................ 139
10
3.4.4
Simulations de l'effet de deux particules couplées sur le déclenchement
d'un SEB ............................................................................................................. 143
3.4.4.1
Mise en conduction du transistor bipolaire parasite: étude de la
particule 1........................................................................................ 144
3.4.4.2
Accélération du phénomène d'avalanche: étude de la particule 2.. 153
3.4.4.3
Le code de Power DASIE ................................................................ 158
3.5 Conclusion........................................................................................................... 163
Conclusion générale et perspectives ......................................................................... 165
Bibliographie
......................................................................................................... 170
11
12
Introduction générale
Introduction générale
Les systèmes électroniques fonctionnent dans divers environnements dont les
caractéristiques peuvent être très variées. Ce peut être par exemple des environnements
corrosifs, des environnements caractérisés par une très haute ou très basse température, des
vibrations, ou encore des phénomènes radiatifs. Tous ces environnements peuvent conduire à
des fonctionnements en régimes extrêmes qui peuvent détruire les composants à semiconducteurs et les systèmes associés.
Notre étude s'est concentrée sur les environnements radiatifs. On distingue parmi
ceux-ci les radiations artificielles produites par l'homme de celles naturelles. Les
environnements radiatifs naturels sont constitués de particules diverses provenant du soleil ou
d'origine extra galactiques. La nature de ces particules ainsi que les gammes d'énergies
rencontrées dans l'espace sont très variées. Lorsque ces particules arrivent vers la Terre, elles
rencontrent l'atmosphère qui agit comme un filtre puisqu'elle permet d'arrêter la plus grande
partie des ces rayonnements. L'environnement radiatif atmosphérique est ainsi beaucoup
moins agressif que l'environnement spatial mais il n'en reste pas moins potentiellement
dangereux. Plus les particules pénètrent dans l'atmosphère, plus celles-ci sont freinées voire
stoppées. Ainsi, au niveau du sol l'environnement radiatif naturel est inoffensif pour l'être
humain. Il reste peu agressif pour les systèmes électroniques bien que des destructions
d’IGBTs utilisés dans les systèmes ferroviaires aient déjà été observées et imputés aux
radiations. Au regard du nombre important et en constante augmentation des systèmes
électroniques utilisés et au vu de leurs intégrations toujours en progression, des normes
radiations ont été très récemment mises en place pour le domaine de l'automobile afin de
garantir la sécurité des équipements électroniques. Pour ces mêmes raisons et parce que
l'environnement radiatif spatial est beaucoup plus sévère, il est capital de déterminer le degré
de sensibilité des systèmes électroniques embarqués. De nombreuses études ont été réalisées
depuis une trentaine d'années sur tous les différents types de composants à semiconducteurs
afin d'en comprendre les effets, de pouvoir les prédire et de s'en prémunir.
Parmi les différents types de systèmes électroniques, nous nous sommes intéressés en
particulier aux systèmes dédiés à la puissance. Ces systèmes sont utilisés pour la gestion et la
conversion de l'énergie électrique. Ils utilisent des composants discrets tels que les VDMOS et
les IGBTs. Les premiers sont largement intégrés dans les systèmes spatiaux. Les IGBTs quant
13
Introduction générale
à eux ne sont utilisés que dans les systèmes avioniques quoique leur intégration dans les
systèmes spatiaux soit en discussion. Ces deux types de composants sont en outre utilisés en
très grand nombre au niveau du sol.
Afin de caractériser expérimentalement ces composants vis-à-vis des rayonnements
naturels, la technique couramment utilisée est celle reproduisant les rayonnements à l'aide
d'accélérateurs de particules. Cependant diverses limitations s'opposent à ces derniers. Les
heures de tests en accélérateurs ont en effet des coûts conséquents associés à des contraintes
de test lourdes et une faible accessibilité de ces moyens. En outre, la part d'électronique
embarquée augmentant continuellement et les composants durcis aux radiations ayant un cout
prohibitif pour des performances électriques réduites, l'utilisation de composants
commerciaux standards se voit augmentée de manière significative, augmentant du même
temps les besoins de tests et les coûts liés.
Ces différents points ont donc conduit à développer des outils complémentaires
permettant de pallier aux différentes limitations des accélérateurs énoncées. Le premier outil
est basé sur les lasers pulsés qui permettent de reproduire les effets des radiations grâce à des
interactions photoélectriques. La validité de cette méthode a d'ores et déjà été démontrée pour
les systèmes électroniques de traitement du signal. En revanche, très peu d'études ont été
réalisées pour les composants de puissance. La seconde méthode est basée sur un logiciel de
calcul permettant de prédire la sensibilité aux radiations des composants de puissance à partir
d'informations simples relatives au design des structures. De même que précédemment, un tel
code, appelé MC DASIE (Monte Carlo Detailed Analysis of Secondary Ions Effects), a déjà
été développé pour les systèmes électroniques de traitement du signal uniquement. Ce code
n'existe pas pour les composants de puissance car il nécessite la connaissance de critères de
déclenchement du mécanisme de défaillance qui ne sont à ce jour pas clairement identifiés.
Dans ce contexte, le but de ces travaux est de définir une nouvelle méthodologie
expérimentale de caractérisation de la sensibilité des composants de puissance de type
VDMOS basée sur le test laser par face arrière. En outre, une première version du logiciel de
prédiction MC DASIE adaptée aux VDMOS sera développée, elle s'appuiera sur une
meilleure compréhension du phénomène de défaillance grâce à des simulations 2D.
Le premier chapitre présente le contexte de notre étude. Les différents environnements
radiatifs naturels sont présentés ainsi que les moyens expérimentaux permettant de reproduire
les effets de ces radiations, en particulier les accélérateurs de particules et les lasers. Les
interactions ion/silicium d'une part et photons d'un faisceau laser/silicium d'autre part sont
14
Introduction générale
expliquées puis les différents types de défaillances qu'elles engendrent sur les composants à
semiconducteurs sont exposés. Enfin, les composants étudiés qui sont les VDMOS et les
IGBTs sont brièvement présentés et l'état de l'art sur l'étude de leur défaillance liée à
l'environnement radiatif naturel est donné.
Le second chapitre présente la méthodologie de test laser par face arrière mise en
œuvre pour déterminer la sensibilité aux radiations de composants VDMOS classiques. Des
premiers résultats sur les IGBTs sont donnés. Nous exposons en détails dans un premier
temps les limitations des tests en accélérateurs et l'intérêt des lasers pulsés pour l'étude des
défaillances liées aux radiations. Puis les différents résultats obtenus à l'aide du laser et des
accélérateurs sur des MOS de puissance commerciaux sont analysés.
Enfin, le troisième chapitre présente la méthodologie de prédiction de sensibilité
développée pour un environnement atmosphérique. Cette méthodologie est basée sur un code
de calcul existant appelé MC DASIE et utilisé pour des composants à base de SRAM. Afin de
développer cette méthode pour les composants de puissance, les critères de déclenchement du
phénomène de défaillance sur les VDMOS sont recherchés par simulations et
expérimentations et les résultats sont analysés.
15
16
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Chapitre 1 :
1.Effet de l’environnement radiatif naturel sur
les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Les particules de l’environnement radiatif naturel peuvent interagir avec l’électronique
embarquée et avoir des effets potentiellement dommageables et donc compromettant pour le
succès de la mission. Les phénomènes associés aux ions lourds ont été découverts et pris en
compte seulement au début des années 1980. L'impact des ions lourds n'avait jusqu'alors que
peu d'effet sur l'électronique, les composants étant beaucoup moins intégrés qu’aujourd’hui.
En 1996 des tests ont montré une sensibilité des systèmes et composants électroniques de
puissance aux neutrons [OBER96]. La part croissante d'électronique embarquée dans les
missions spatiales, l’allongement de ces missions et l’évolution des technologies font
qu'aujourd'hui, la prise en compte de l'effet des ions lourds est d'une importance majeure dans
le choix de certains composants pour la fiabilité d’un satellite. Il en va de même pour les
systèmes avioniques qui sont principalement concernés par les effets des neutrons et en
particulier dans le cadre du projet de l’avion plus électrique dans lequel des commandes
électriques de puissance sont implémentées en complément des commandes hydrauliques.
Ce chapitre présente dans un premier temps les différents types de radiations naturelles
spatiales et atmosphériques auxquelles sont soumis les systèmes électroniques. Les outils
expérimentaux permettant de reproduire les effets de ces radiations sur les composants à
semiconducteurs sont ensuite décrits. Ceux sont principalement les accélérateurs de
particules, les sources naturelles radioactives et les lasers. Les différents mécanismes
d'interactions particule-matière d'une part et faisceau laser-matière d'autre part sont expliqués.
Les effets électriques résultant de ces interactions peuvent conduire à une défaillance des
composants. Les différents types de défaillances sont identifiés et brièvement présentés.
Celles faisant l’objet de cette étude sont le Single-Event Burnout et le Single-Event Latchup.
Ces évènements peuvent se produire dans les transistors de puissance de type MOSFET et
IGBT. Après avoir rappelé le mode de fonctionnement de ces transistors, leur structure
17
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
parasite et les mécanismes de défaillance associés sont expliqués. Enfin, nous terminons avec
l'état de l'art sur l'étude de ces phénomènes dans les composants étudiés.
1.1
L’environnement radiatif naturel
Les environnements radiatifs spatial et atmosphérique auxquels sont soumis les
systèmes électroniques et en particulier ceux affectés à la gestion de l’énergie structurés à
partir de composants de puissance (MOSFET et IGBT) sont décrits dans ce paragraphe. Ces
deux environnements radiatifs naturels se distinguent principalement par la nature des
particules qui les composent.
1.1.1 L’environnent spatial
Il existe principalement quatre sources de rayonnement dans l’environnement spatial
qui sont successivement les éruptions solaires, le vent solaire, le rayonnement cosmique, la
magnétosphère et les ceintures de radiations. Les composants de puissance plongés dans cet
environnement sont soumis à des particules d'origines et énergies diverses telles que des
photons, des électrons, des protons et des ions couvrant une large gamme de numéros
atomiques [BOUD-95].
1.1.1.1 Les éruptions solaires
Une éruption solaire est un évènement primordial dans l’activité du soleil. Elle se
produit à la surface de la photosphère, couche de gaz qui constitue la surface visible du soleil,
et projette un jet de matière ionisée qui se perd dans la couronne solaire à des centaines de
milliers de kilomètres d’altitude avant de se diluer dans l’espace environnant (cf. Figure 1-5).
En plus des particules et des rayons cosmiques, l’éruption solaire s’accompagne d’un intense
rayonnement (UV, rayons X, etc.) qui perturbe les transmissions radioélectriques terrestres
(orage magnétique) et provoque l’apparition d’aurores boréales.
L’activité du soleil est cyclique et se compose d’années actives suivies d’années
calmes. La période des cycles solaires récents a varié entre 9 et 13 ans. L’intensité de cette
activité est caractérisée par le nombre de taches visibles observées sur la surface du soleil. La
Figure 1-1 montre la corrélation entre le nombre de taches solaires (courbe continue) et la
18
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
fluence de protons émis (raies de rayonnement) [BAR97]. Une période d’activité solaire
importante est donc caractérisée par un nombre de taches élevé et par des fluences de protons
significatives. De plus, cette figure illustre le caractère cyclique des éruptions solaires.
Aout 1972
Figure 1-1: Cycles d'activité solaires. Corrélation entre les fluences de protons nés d’évènements
solaires et le nombre de taches solaires pour les cycles 20 à 22. Le nombre de taches solaires est représenté par
la courbe et les fluences de protons solaires par les lignes verticales. [BAR97]
Il existe deux types d'éruptions solaires en fonction de la prédominance des particules
émises.
- Les éruptions solaires dont l'émission principale est constituée de protons (particule
d’hydrogène ionisée) d'énergie importante (jusqu'à quelques centaines de MeV) et dont la
durée est de quelques heures à quelques jours. L’éruption solaire à protons de référence est
celle d'Août 1972 représentée sur la Figure 1-1. Cet évènement a représenté à lui seul 84%
de la fluence totale de protons de haute énergie reçue par l’un des huit satellites OSO durant
la totalité du 20ème cycle solaire qui a duré 11 ans.
- Les éruptions solaires dont l'émission principale est constituée d'ions lourds de numéro
atomique pouvant être supérieur à 44 et possédant des énergies comprises entre 1 à 10
MeV. La durée de telles éruptions est de quelques heures au plus. La référence en ce
domaine est l'éruption à ions lourds de septembre 1977.
19
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
1.1.1.2 Le vent solaire
La couronne solaire est définie par un flot de matière ionisée et n’a pas de frontière
précise puisque son expansion se fond dans le milieu interplanétaire. Cette extension
correspond au vent solaire (cf. Figure 1-5) qui est donc un plasma peu dense résultant de
l’évaporation de la couronne proche du soleil. Ce plasma est essentiellement constitué
d’électrons, de protons et d’hélium, et sa densité est de l’ordre de 1012 particules/cm3 au
niveau du soleil et tombe à 10 particules/cm3 au niveau de l’orbite terrestre.
Le vent solaire est observé depuis une trentaine d’années. Au niveau de l’orbite
terrestre, sa vitesse moyenne est de l’ordre de 400 km.s-1 mais peut être considérablement
augmentée par les éruptions solaires.
1.1.1.3 La magnétosphère
La magnétosphère est une région de l’espace dominée par l’interaction entre le vent
solaire et le champ géomagnétique. En effet, en passant au voisinage de la Terre, le bouclier
magnétique terrestre dévie le vent solaire qui en modifie la forme et la structure du champ. La
magnétosphère se présente comme une cavité au centre de laquelle se trouve la Terre jouant
ainsi le rôle de bouclier la protégeant des phénomènes radiatifs spatiaux (Figure 1-5).
Toutefois, au niveau des régions polaires, les particules issues des rayonnements cosmiques
peuvent pénétrer à de basses altitudes en raison de la rigidité géomagnétique réduite. Les
satellites dont les orbites ont de grands angles d’inclinaison sont donc soumis à de plus forts
risques de défaillances.
Les propriétés de la cavité magnétosphérique ne sont pas constantes en raison des
variations du vent solaire et du champ magnétique interplanétaire. Il en résulte une dynamique
complexe à l’origine des orages magnétiques dont les manifestations les plus spectaculaires
sont les aurores boréales et les perturbations radioélectriques.
1.1.1.4 Le rayonnement cosmique
Le rayonnement cosmique a été découvert par V. Hess en 1912 grâce à des mesures
effectuées à partir de ballons-sondes. La nature de ce rayonnement, dont les origines sont mal
connues, n'a toutefois été entrevue qu'aux environs de 1950 [FREI-48]. Il est constitué de 1%
d'ions de très grande énergie (>1 MeV), de 87% de protons (H+) et de 12% de noyaux
20
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
d'hélium [FLEI-75]. La Figure 1-2 donne l’abondance relative des ions cosmiques en fonction
de leur numéro atomique [STAS-88], [PRIC-70]. Les ions les moins énergétiques sont
d'origine galactique et les plus énergétiques sont d’origine extragalactique. Quelque soit leur
origine, ces rayonnements restent extrêmement énergétiques (certains ions atteignent 1010
GeV) mais les flux associés sont relativement faibles. Cependant, dans le cas de missions
spatiales longues (sur plusieurs années), la probabilité d’occurrence d'un événement,
potentiellement destructif, est non négligeable.
Abondance Relative
1000
O
C
100
Li
B
Ne
N
10
Mg
Si
Cr
Ca
Ti
S Ar
a function
Be
Flux of Heavy ions
Na as
F
Al
K
of 1their enegy [FLEISHER-1975]
P
Sc
Fe
V Mn
Ni
Cl
0,1
0
5
10
15
20
25
30
Numéro Atomique Z
Figure 1-2: Abondance relative des ions cosmiques
1.1.1.5 Les ceintures de radiations
Les particules chargées qui entrent en contact avec le champ magnétique terrestre
peuvent être piégées de façon plus ou moins stable dans un environnement proche de la Terre
appelé ceintures de radiations. Découvertes en 1958 par J.A Van Allen (mission Explorer I),
ces ceintures sont constituées de protons, d’électrons et de quelques ions lourds. Leur énergie
se situe entre une dizaine de keV et quelques centaines de MeV. Elles sont soumises à la force
de Lorentz et ont des trajectoires hélicoïdales suivant les lignes de champ magnétique terrestre
donnant ainsi aux ceintures un aspect de tores ou « pneus » symétriques par rapport à l’axe du
dipôle magnétique (Figure 1-3).
Terre
Ceintures de radiations
Figure 1-3: à gauche: mouvement d'une particule chargée prise au piège dans le champ magnétique de
la terre. A droite: aspect des ceintures de radiations
21
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Les ceintures de Van Allen sont au nombre de trois :
● 2 ceintures d’électrons centrées aux altitudes de 9000km et 30000km,
● 1 ceinture de protons à l’altitude de 12000km.
Il existe une dissymétrie des ceintures due d’une part, à la déformation de la
magnétosphère sous l’effet du vent solaire et, d’autre part à l’inclinaison (23°26’) entre l’axe
magnétique et l’axe de rotation terrestre. Ce décalage entre les deux axes donne lieu à une
région particulièrement riche en protons : l’Anomalie Sud-Atlantique (SAA). Le champ
magnétique y est très faible et les flux de protons évoluent en fonction de l’altitude et de
l’activité solaire. Ainsi, les orbites utilisées sont donc situées hors des ceintures (orbite
géostationnaire GE0 ou orbites basses, LEO type ISS). Des exemples de missions sont donnés
sur la Figure 1-4.
Les ceintures de Van Allen subissent des perturbations dues à des variations de flux du
vent solaire durant l’activité solaire et ne sont pas stables.
GPS (20000 km - 55o)
SPOT
(800 km - 98o)
Geostationnary
(35500 - 0o)
Flux (cm-².s-1)
(35500 - 0o)
SPOT
(800 km - 98o)
(cm-2 s-1)
eV
M
eV
0
M
eV
10
0
M
3
>
>
10
>
Geostationnary
GPS (20000 km - 55o)
CONSTELLATION
(1400 km - 52o)
CONSTELLATION
(1400 km - 52o)
Rayon terrestre
Rayon terrestre
Figure 1-4: ceintures de radiations et caractéristiques de différentes orbites et missions. Rayon terrestre :
6371Km
1.1.1.6 Synthèse de l’environnement radiatif spatial
La Figure 1-5 schématise les différents phénomènes radiatifs de l’environnement
spatial et le Tableau 1-1 résume la nature et la provenance des particules rencontrées dans
l'espace. Au regard de ces données, l’environnement radiatif spatial apparaît comme un milieu
22
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
hostile. Il est donc capital de caractériser les systèmes électroniques embarqués spatiaux et de
comprendre les défaillances engendrées.
Ceintures de radiations
Particules : Protons, électrons
Vents solaires
Particules : Protons,
Hélium et électrons
Éruptions solaires
Particules : Protons, ions lourds
Rayons cosmiques
Particules : Protons,
Hélium et ions lourds
Figure 1-5: effet des radiations spatiales sur la magnétosphère et ses déformations sous l'interaction
avec le vent solaire
PORVENANCE
PARTICULES
ENERGIES
< qq 100MeV
(dont 99%<10MeV)
<7MeV
(dont 99%<2MeV)
FLUX
10 à 106 cm-²s-1
10-2 à 107 cm-²s-1
Ceintures de
radiations
Protons
Electrons
Vent solaire
protons
<100 KeV
Electrons
<qq KeV
Particules α (7 à 8%)
108 à 1010 cm-²s-1
Eruptions solaires
Protons
Particules α
Ions lourds
10MeV à 1 GeV
10MeV à qq
100MeV
1010 cm-²s-1
~ 102 à 103 cm-²s-1
Rayons cosmiques
Protons
(87%)
Particules α (12%)
Ions lourds (1%)
102 à 106 MeV
Fortes énergies
1 MeV à 1014 MeV
1 cm-²s-1 100 MeV
10-4 cm-²s-1 106MeV
Tableau 1-1: caractéristiques des différentes particules rencontrées dans le milieu radiatif spatial
23
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
1.1.2 L’environnent atmosphérique
La terre est protégée par l'atmosphère qui constitue un véritable écran semi-perméable
laissant passer la lumière mais arrêtant la plus grande partie des radiations issues de l'espace.
L'environnement
radiatif
atmosphérique
est
donc
beaucoup
moins
agressif
que
l’environnement spatial mais n’en reste pas moins potentiellement dangereux. Il est
principalement dû à l'interaction du rayonnement cosmique avec les atomes de l'atmosphère
[DYRE-97].
Les particules hautement énergétiques (des dizaines de MeV/nucléons à des centaines
de GeV/nucléons) issues des rayonnements cosmiques ne sont pas piégées par le champ
magnétique terrestre. Elles entrent alors en collision avec les atomes constituant l’atmosphère
et interagissent de deux manières différentes. Dans la première, elles perdent une partie de
leur énergie en ionisant directement les éléments de l’atmosphère. Dans la deuxième, elles
déclenchent sur ces éléments des réactions nucléaires en chaîne formant ainsi une cascade de
particules secondaires (Figure 1-6). Les particules secondaires générées sont essentiellement
des neutrons, des protons, des électrons, des muons, des pions et des photons. Ces particules
peuvent à leur tour interagir avec les molécules de l’atmosphère. Du fait de ces collisions
multiples et de la perte d’énergie consécutive, le flux de radiations diminue à mesure qu’il se
rapproche du sol. Il est environ 300 fois moins sévère au niveau de la mer qu’il ne l’est à 12
km d’altitude. Par ailleurs, il varie aussi en latitude et il est 4 fois plus important aux pôles
qu’à l’équateur. La Figure 1-6 représente la production en cascade de particules issues d’un
unique rayon cosmique énergétique.
La Figure 1-7 représente les flux des différentes particules en fonction de l’altitude à
une latitude de 54°. Elle montre en particulier qu’au niveau des altitudes avioniques, les
particules prédominantes sont les neutrons et les électrons. Toutefois ces derniers ne jouent
aucun rôle dans les mécanismes de défaillance électriques d’origine ionisante qui sont étudiés
dans cette thèse. Par contre, ils peuvent entraîner des défaillances de type cumulatives de
charges conduisant, par exemple, à des ruptures d’oxydes. Les neutrons, quant eux, ne sont
pas directement à l’origine des défaillances observées dans les équipements électroniques car
ces particules ne sont pas ionisantes. Ils peuvent en revanche entrer en collision avec les
atomes constitutifs des différentes couches semi-conductrices des composants électroniques et
générer des ions secondaires qui peuvent déclencher des défaillances électriques. Ce sont ces
dernières qui seront étudiées par la suite dans ce mémoire. Les mécanismes indirectes
d’ionisation dus aux protons sont les mêmes que ceux dus aux neutrons, mais en raison d’un
24
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
flux beaucoup plus faible (cf. Figure 1-7), la probabilité d’un évènement lié à un proton à une
altitude avionique est négligeable. Il est à noter que dans le cas des protons par rapport aux
neutrons, il existe aussi une ionisation directe de la matière.
Rayons cosmiques
Basses énergies
déviées
Figure 1-6: Représentation schématique de la production des particules secondaires dans l'atmosphère
[ALL 84]
neutrons
1
10
protons
electrons
Flux total (cm-2.s-1)
1
muons
pions chargés
-1
10
-2
10
A
V
I
O
N
I
Q
U
E
-3
10
-4
10
latitude : 54°
-5
10
0,7
1,4
2,1
2,8
3,8
4,8
6,1
7,6
9,6
12,3
17
30
Altitude (km)
Figure 1-7: flux total des particules se trouvant dans l'atmosphère en fonction de leur altitude
[BRIE71], [BRIE78]
25
Chapitre 1
1.2
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Les outils expérimentaux permettant de simuler les
effets de l’environnement naturel
Avant d’utiliser dans un environnement naturellement radiatif un composant
commercial standard ou bien un composant spécialement durci, il est crucial de connaître son
véritable degré de sensibilité lors de sa mission effective. Pour ce faire, des moyens
expérimentaux permettent de reproduire des évènements radiatifs. Les moyens de test sont les
accélérateurs de particules, les sources naturelles radioactives, les microfaisceaux d’ions
lourds et le laser. Dans ce paragraphe, nous allons décrire ces différents moyens de simuler les
effets du rayonnement naturel sur la matière, sachant que seuls les accélérateurs et le laser
seront utilisés dans le cadre de nos travaux de recherche.
1.2.1 Les accélérateurs
L’un des moyens de caractérisation le plus utilisé pour déterminer la sensibilité des
composants électroniques est donc l’accélérateur de particules. Ce dernier produit des ions
plus ou moins chargés et les accélère sous l’action d’un champ de force. Il faut toutefois noter
que les énergies des particules produites en accélérateurs restent souvent inférieures à celles
pouvant être rencontrées dans l’espace. Les accélérateurs les plus utilisés pour le test de
sensibilité aux SEEs sont les accélérateurs électrostatiques linéaires (notamment ceux de type
Tandem Van de Graaff (TVDG)) et les accélérateurs circulaires de type cyclotron et
synchrotron. La Figure 1-8-a et la Figure 1-8-b montrent respectivement ces deux types
d’accélérateurs.
Les accélérateurs linéaires de type TVDG permettent d’accélérer des ions lourds entre
deux électrodes soumises à une différence de potentiel de l’ordre de 10 MV. Le principe de
base est d’utiliser le changement d’état de charge des ions entre deux accélérations. Une
source produit initialement des ions négatifs qui subissent une première accélération entre les
électrodes 1 et 2 (cf. Figure 1-8-a). L’ion change de signe en traversant un éplucheur (cibles
minces de carbone ou milieu gazeux) qui lui arrache assez d’électrons pour qu’il soit chargé
positivement. Il subit alors une deuxième phase d’accélération entre les électrodes 2 et 3 avant
d’être prélevé et dirigé vers la chambre d’analyse.
Les accélérateurs circulaires utilisent à la fois l’accélération par un champ électrique
mais aussi la courbure de la trajectoire des ions par l’action d’un champ magnétique. Son
26
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
utilisation fournit l’énorme avantage de pouvoir faire passer les ions plusieurs fois entre les
électrodes d’accélération et donc d’augmenter le domaine d’énergies accessibles. Ces
accélérateurs offrent donc une plus grande variété d’ions capables de traverser plusieurs
dizaines à quelques centaines de micromètres de silicium.
Quelque soit le type d’accélérateur, le faisceau accéléré est conduit vers une ligne de
test maintenue généralement sous vide de façon à ne pas dégrader ses qualités énergétiques.
Des tests à l’air libre ne peuvent être effectués qu’avec les accélérateurs les plus énergétiques
tels que celui du GANIL.
Figure 1-8: principe d'accélération pour un accélérateur tandem Van de Graaff (a) et un accélérateur
circulaire (b)
Les principaux accélérateurs utilisés pour tester la sensibilité des composants sont:
● Type Tandem Van de Graaff : IPN (Orsay, France), BNL (Upton, USA),
TASSC (Tandem Accelerator Superconducting Cyclotron in Canada)
● Type accélérateur circulaire : GANIL (Caen, France), GSI (Darmstadt,
Allemagne), CYCLONE (Louvain la neuve, Belgique), IUCF (Bloomington, USA), LBL
(Berkeley,USA), TAMU (Texas A&M’s University cyclotron) (USA), synchrotron
SATURNE (Saclay, France)
Dans le cadre de nos travaux de recherche, nous avons utilisé les accélérateurs de Caen
(le GANIL) et de Louvain La Neuve (le CYCLONE).
27
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
1.2.2 Source naturelle radioactive
Un autre moyen de caractériser la sensibilité d’un composant aux effets des radiations
est d’utiliser des sources naturelles radioactives. Les deux principales utilisées sont la source
californium
252
Cf et la source
60
Co. Cette dernière est utilisée pour reproduire les effets de
dose déposée dans les oxydes mais n’est pas utilisée pour les tests de SEE car elle émet
principalement des particules légères (alpha, bêta, etc.). La source
252
Cf émet, quant à elle,
différents types de particules : alpha, bêta, rayons gamma et/ou neutrons, et dans 3% des
émissions, les fragments de la fission du californium sont deux ions lourds.
La principale limitation de la méthode vient du parcours des ions. En effet l’énergie
des ions émis par la source Californium est très faible en regard de l’énergie des ions obtenus
en accélérateur et à plus forte raison en environnement spatial. Leur parcours dans le silicium
est par conséquent faible, typiquement de 6 µm à 15 µm. Ainsi, les ions émis par la source
peuvent ne pas atteindre les zones sensibles si elles sont enterrées dans le silicium ou si les
différentes couches en surface ont des épaisseurs importantes [BUC96].
1.2.3 Microfaisceau d’ions lourds
Les microfaisceaux d’ions lourds permettent d’adresser une première limitation des
accélérateurs classiques puisqu’ils fournissent la localisation spatiale du point d’impact des
particules. Cela permet de remonter à l’information particulièrement intéressante de l’origine
de la sensibilité du circuit ou de cartographier les zones sensibles d’un composant [MUS99].
Les meilleurs résolutions disponibles sont de l’ordre de 1 µm. Ces installations sont encore
rares et les valeurs de LET accessibles sont généralement limitées [SEXT96]. D’autre part, les
cartographies ne permettent de révéler que de manière surfacique la localisation des zones de
collection de charges [SEXT96] [BAR96] [BAR98], mais ne permettent pas d’accéder aux
volumes sensibles du fait des énergies limitées disponibles.
1.2.4 Les lasers
L’utilisation de lasers pulsés picosecondes pour reproduire les effets des ions lourds
dans les composants à semi-conducteurs est plus récente. Cet outil a été développé en
complément des accélérateurs, puisqu’il fournit en particulier la résolution spatiale et
temporelle qui leur fait défaut (cf. chapitre 2 partie 2.1). D'autre part, c'est un très bon outil de
28
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
pré-caractérisation. En effet, au cours des années, ces lasers ont permis d’évaluer avec succès
les effets des ions lourds dans différents composants et circuits dont les SRAMs, les DRAMs,
les circuits logiques, les convertisseurs analogique-digitaux, etc. … (notamment les effets de
type des évènements singuliers (SEEs) que nous définirons dans la partie1.4.1) ([BUC87],
[BUC90], [MCM94], [MEL94], [MOS95], [BUC96], [BUC97], [MCM00], [BUC04]).
Malgré les différences entre les traces d'ionisation générées par un ion et une impulsion laser,
il a par ailleurs été montré que des formes de courants transitoires parasites obtenues par le
laser étaient identiques à celles obtenues avec des ions lourds [MCM94]. Pour les composants
plus complexes, des méthodologies permettant de corriger l'effet de taille de spot ont été
développées [MIL06].
Jusqu’à présent, deux méthodes différentes d’injection de charges utilisant le
rayonnement laser ont été développées pour l’étude des évènements singuliers. La première
approche, bien établie, est basée sur l’absorption d’un seul photon pour la création d’une paire
électron-trou (mécanisme d’absorption linéaire). La seconde, développée plus récemment,
repose sur l’absorption simultanée de deux photons dont l’énergie est inférieure au gap du
matériau (mécanisme d’absorption non linéaire). La sélection de la longueur d’onde, de
l’énergie et de la largeur du pulse permettent de sélectionner l’un ou l’autre de ces processus
[MEL94].
Il y a actuellement cinq installations de lasers pulsés utilisés pour étudier les SEEs.
Deux se trouvent aux Etats-Unis, un au Naval Research Laboratory [MEL94], [MCM00] et
l’autre à l’Aerospace Corporation [MOS95], [LAL02]. Il en existe un en Angleterre à Matra
BAE Dynamics [CHU02], et deux sont en France, à l’IMS à Bordeaux [POU99], [LEW01] et
à EADS IW à Suresnes [DAR02], [MIL04]. Nous présenterons en détails ce dernier dans le
chapitre II puisque c’est celui que nous avons utilisé pour nos travaux.
La Figure 1-9 illustre schématiquement une installation d’un laser pulsé pour
reproduire l’effet des radiations. Il s’agit d’un schéma générique qui peut s’appliquer au laser
un photon ou deux photons. En général, les installations laser pour le test d’évènements
singuliers requièrent une source laser pulsée dans laquelle la fréquence des impulsions peut
être contrôlée, du tir simple jusqu’à une fréquence de l’ordre du MHz. La durée du pulse peut
être de l’ordre de quelques femtosecondes à quelques centaines de picosecondes. Les énergies
de ces lasers dépendent de leur longueur d'onde.
29
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Deux types de cavités laser sont principalement utilisés parmi les installations dédiées
aux tests SEEs. Il s'agit des lasers pulsés ND:YAG et des lasers pulsés Ti:sapphire. Les lasers
ND:YAG offrent une large gamme de longueurs d'onde, du visible au proche infrarouge et
possèdent des durées d'impulsion typiquement de 1 ps à 100 ps. Les lasers Ti:sapphire ont des
longueurs d'onde de 770 nm à 900 nm dans le proche infrarouge avec des durées d'impulsion
de l'ordre de 100fs.
Figure 1-9: schématisation d'une installation typique de laser pulsé pour simuler l'effet des particules.
PD1 et PD2 sont des photodiodes, DUT est le composant sous test, xyz est une platine de déplacement
motorisée et λ/2 est une lame demi-onde [BU-Mc05]
Les autres éléments optiques symbolisés sur la Figure 1-9 sont communs à toutes les
installations laser dédiées au test d’évènements singuliers, bien que certains détails varient
suivant la longueur d’onde utilisée. C’est le cas pour la lame demi-onde combinée au
polariseur utilisés pour un ajustement continu de l’énergie du pulse laser. Ces éléments
peuvent être complémentés par des filtres (non indiqués sur la figure). Des photodiodes
permettent de mesurer l’énergie du pulse laser incident sur (PD2) et du pulse réfléchi par la
surface du composant sous test sur (PD1). Il est à noter que les filtres gris ainsi que les
photodiodes doivent être calibrés pour chaque longueur d’onde. Le faisceau optique est
focalisé dans le composant sous test grâce à un objectif de microscope fixant la taille du spot
laser. Cette taille peut être d'approximativement 1 µm au minimum pour les longueurs d’onde
dans le visible et quelques microns pour des longueurs d’onde dans l’infrarouge. Le
composant sous test est monté sur des platines motorisées et contrôlées suivant les directions
x-y-z avec une résolution de l’ordre de 0,1 µm typiquement. Un système d’imagerie optique
permet d’observer la position du spot laser au niveau de la surface de la puce. De plus, avec
30
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
une source de lumière blanche focalisée par l’objectif de microscope, il est possible
d’observer la surface du composant en regard de l’objectif ainsi que la surface opposée (en
regard des platines) grâce à une caméra CCD.
1.3
Les interactions particule-matière
Les particules de l’environnement radiatif naturel peuvent interagir avec la matière et
en particulier avec le silicium des composants à semi-conducteurs. Ces interactions peuvent
avoir des effets sur les composants que les gens de la communauté ont cherché à reproduire
par les différents moyens expérimentaux présentés dans la partie précédente. Si les
accélérateurs et les sources naturelles radioactives sont communément acceptés et utilisés car
ils génèrent des particules du même type que celles de l’environnement radiatif, les lasers se
doivent d’être plus discutés car leurs mécanismes d’interactions pour reproduire les effets des
radiations sont différents. Nous allons donc expliquer dans ce paragraphe les différents
mécanismes d’interactions entre les ions, les protons et les neutrons avec la matière d’une
part, et d’autre part entre les photons d’un faisceau laser avec la matière. Nos travaux traitant
des composants à semi-conducteurs, il sera souvent fait référence au silicium.
1.3.1 Ions lourds
1.3.1.1 Nature de l’interaction
L’interaction des ions lourds (Z>2) avec la matière peut être de deux types. Le premier
est une interaction coulombienne qui est une collision inélastique d’une particule chargée
incidente (c-à-d un ion) avec le cortège électronique du réseau cristallin. Le second est une
interaction résultant de collisions élastiques de l'ion sur les noyaux des atomes du réseau
cristallin. La probabilité d’interaction forte avec les noyaux, qui correspond au deuxième type,
est généralement négligeable [ENG72], sauf en fin de parcours. Le processus de dépôt
d’énergie de l’ion incident est donc l’ionisation des atomes du réseau cristallin, accompagnée
éventuellement de rayonnements Bremsstralung et Cerenkov [MOR99]. Il est à noter que les
pertes d’énergie des particules incidentes sont quantifiées par la notion de LET qui sera
définie dans le chapitre II. Le mécanisme d’ionisation se produit lorsque l’énergie de la
particule incidente est supérieure à l’énergie nécessaire à la création d’une paire électron/trou.
31
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Des relations empiriques issues de mesures expérimentales [BOUD98] existent pour relier la
valeur de l’énergie moyenne nécessaire à la création d’une paire électron trou à la valeur du
gap du matériau considéré.
Généralement les ions issus de l’environnement spatial sont fortement chargés et ont
donc une forte interaction coulombienne avec les électrons liés du semiconducteur. La grande
efficacité en termes de génération de charges libres d’un ion lourd réside dans le fait qu’il ne
perd qu’une quantité infime de son énergie cinétique lors de l’interaction avec un électron lié.
En effet, le pourcentage maximal d’énergie que peut prendre un électron à un ion lourd est de
l’ordre de 0,05 % dans le cas d’une particule alpha (4He), de 0,02 % pour un ion 12C, de 0,005
% pour un ion 52Fe et moins encore pour des ions plus lourds. Le nombre de charges que peut
générer un ion lourd dans un semiconducteur est donc très important.
1.3.1.2 Parcours d’un ion lourd dans la matière : notion de range
Chaque ion a une trajectoire propre résultant de ses interactions avec le matériau cible.
La longueur de cette trajectoire est appelée « le range ». Cette longueur reste dans l’absolu
inconnue puisque le comportement d’un faisceau de particules est gouverné par les lois de la
statistique. Ces lois permettent toutefois de définir et calculer un range moyen. Il est calculé à
partir de la perte d’énergie de l’ion par unité de longueur. Ainsi, pour un ion incident
d’énergie E, le range r(E) est donnée par l’équation Eq. 1-1 où les valeurs des bornes
d’intégration correspondent à l’ion arrêté en fin de parcours (E=0) et à l’énergie cinétique (E)
du début de parcours.
r(E) = ∫
0
E
dE
 dE 


 dx  Total
Eq. 1-1
Les fluctuations autour de ce range sont le résultat de la déviation due à l’incertitude
concernant le nombre et l’efficacité de chaque collision. Cependant pour les ions lourds, ces
fluctuations sont peu importantes et la trajectoire reste rectiligne comme l’illustre la Figure
1-10-a. Ceci s’explique par la différence de masse entre l’ion incident et l’électron cible du
réseau cristallin qui conduit à un transfert d’énergie ∆E faible lors de l’interaction
coulombienne [BOUD99]. Il faut noter que, sans être un ion lourd, le proton possède une
trajectoire du même type. A tire d’exemple et pour réaliser une comparaison, la Figure 1-10-b
montre les trajectoires d’électrons incident dans du silicium. Les électrons étant légers par
32
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
rapport aux noyaux cibles, chaque collision conduit à une forte déviation entraînant des
trajectoires dispersées.
Le range dépend donc de la masse et de l’énergie de la particule incidente, mais aussi
de la densité du matériau. Plus le matériau est dense, plus les ranges sont courts. En fonction
de ces paramètres, la gamme du range peut être comprise entre quelques microns et plusieurs
millimètres.
Ions Mg de
500 MeV
Electrons
de 100keV
Silicium
Silicium
Figure 1-10: image du parcours d'ions magnésium d'énergie initiale 500 MeV et d’électrons d’énergie
initiale 100 keV dans 500 µm de silicium
1.3.1.3 Répartition spatiale et temporelle de la trace d’ionisation
Répartition spatiale :
L’énergie transmise à l’électron par un ion lourd au moment de l’ionisation d’un
atome du réseau cristallin peut atteindre plusieurs keV. L’énergie d’ionisation étant à peine de
quelques électronvolts (3,6 eV), l’électron possède alors une énergie cinétique importante et
peut à son tour ioniser les atomes du matériau (création d’une paire électron trou). Ces
électrons hautement énergétiques sont appelés rayons δ et s’éloignent de la trajectoire suivie
par l’ion incident suivant un parcours pratiquement perpendiculaire (cf. Figure 1-11-a). Ils
augmentent donc l’étendue radiale de la zone de dépôt effectif de charges [FAG93]. Le
parcours moyen R d’un rayon δ d’énergie cinétique Ec dans le silicium est estimé par la
formule empirique suivante [EQU88]:
R[µm] = (1,83 × 10-2)Ec[keV]1,75
Eq. 1-2
33
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Ce parcours peut atteindre plusieurs micromètres selon l’énergie dont dispose l’ion en
entrant dans le milieu. Comme l’énergie cinétique de l’ion diminue au fil de son parcours, la
valeur maximale du parcours moyen R des rayons δ diminue d’autant. En d’autres termes, le
rayon de la trace d’ionisation diminue avec la profondeur du range. La Figure 1-11-b illustre
ce phénomène en montrant la trace d’ionisation (dépôt de charges par abus de langage) pour
différents ions lourds de ranges identiques (H à Fe).
Ion
incident
δ
- + +-
+
-
+ -
- +
+ -
- +
- +
δ
Figure 1-11: trajectoire de quelques ions lourds (H à Fe) dans le silicium [BOU96]
Répartition temporelle :
Deux processus régissent la cinématique de la création de paires électron-trou dans le
silicium. L’établissement de sa longueur totale, c'est-à-dire du range, dépend du temps mis par
l’ion pour s’arrêter (au plus quelques picosecondes). L’établissement de son étendue radiale
dépend du temps mis par les rayons δ pour effectuer leur parcours maximal (quelques
centièmes voire dixièmes de picosecondes). Dans le même temps se produit au sein de la trace
la thermalisation des électrons libres par décroissance phononique vers le minimum de la
bande de conduction du semiconducteur. Cette dynamique se produit suivant une échelle
temporelle limitée à quelques picosecondes [RIC87]. La trace de charges s’établit donc en
quelques picosecondes.
Un ion lourd énergétique peut donc conduire à la formation d’une densité de porteurs
atteignant plus de 1020 paires électron-trou par centimètre cube, sur une profondeur variable
(quelques µm à quelques 100 µm) dans le semiconducteur.
1.3.2 Protons et neutrons
Le proton étant une particule chargée, il possède naturellement la capacité d’ioniser les
atomes qu’il rencontre sur son parcours au travers d’interactions coulombiennes. Cette
capacité est cependant beaucoup moins efficace que celle d’un ion lourd et n'apparaît que
34
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
pour des énergies inférieures au MeV. Le principal mode d'interaction du proton est
l'interaction nucléaire. Un proton peut en effet interagir par chocs avec les noyaux des atomes
du semiconducteur [BOU98] en leur transmettant une partie de son énergie. Pour des énergies
suffisamment élevées, il peut fragmenter les noyaux des atomes du silicium par interactions
nucléaires. Parmi les produits résultant de ces fragmentations, il existe des ions lourds
mobiles, appelés aussi ions de recul, dont le comportement est beaucoup plus agressif en
termes d’ionisation que le proton incident. Ainsi un proton incident suffisamment énergétique
peut induire dans un matériau un nombre de charges significatif. Il n’en reste pas moins vrai
que la nature des produits résultant de la réaction proton-silicium est difficile à prévoir car elle
varie beaucoup en fonction de l’énergie du proton.
En ce qui concerne les neutrons, l’ionisation coulombienne n’a plus cours puisque
cette particule possède par définition une charge nulle. Comme pour les protons, ils peuvent
cependant produire des ions lourds par réaction nucléaire pouvant générer des charges libres
de façon conséquente [Fleu95].
Les différentes réactions nucléaires provoquées par des neutrons ou des protons se
divisent en deux catégories et sont représentées schématiquement sur la Figure 1-12.
•
Les réactions élastiques : n ou p + 28Si → n ou p + 28Si
Suite au choc du neutron ou du proton sur le noyau de silicium, l’énergie cinétique et la nature
des particules en interaction sont conservées.
•
Les réactions inélastiques et non-élastiques : n ou p + 28Si → A + B + C
L’énergie cinétique n’est pas conservée car une partie de l’énergie incidente est utilisée pour
modifier la nature du noyau cible ou son énergie d’excitation.
35
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
28
n/p
Si
n
28
Collision élastique
Si
p
Mg, Al…
Collision non-élastique
α
28
n/p
Si
28
Si*
n/p
hυ
Collision inélastique
Figure 1-12: représentation schématique des deux catégories d'interactions nucléaires
1.3.3 Notion de Pouvoir d’Arrêt et de Transfert d’Energie
Linéique
Pour les ions lourds et les protons, les notions de pouvoir d’arrêt et de transfert
d’énergie linéique sont couramment utilisées pour caractériser leur comportement d’ionisation
directe dans un matériau donné. Cependant, ces notions sont très peu utilisées pour les protons
en raison de leur faible valeur et on préférera utiliser la notion d’énergie incidente. Pour les
neutrons ces notions ne sont absolument pas utilisées car ces derniers ionisent la matière de
manière indirecte par réactions nucléaires.
Les particules chargées ionisent les atomes et les molécules de la matière traversée en
perdant peu à peu leur énergie cinétique. Le pouvoir d'arrêt, mesuré en MeV/cm, est la perte
moyenne d'énergie de la particule par distance parcourue (Eq. 1-1). Le pouvoir d’arrêt est
calculé en supposant que les interactions entre la particule, les électrons et les noyaux
atomiques sont de type coulombiennes. Il dépend du type de la particule, de son énergie
cinétique et de la matière traversée. Mais la valeur et les unités sont les mêmes et cette valeur
est positive.
Pouvoir d ' arrêt : S ( E ) = −
36
dE
dx
[ MeV / cm]
Eq. 1-3
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Il existe en réalité deux types de pouvoir d’arrêt qui interviennent de manière
simultanée: le pouvoir d’arrêt électronique et le pouvoir d’arrêt nucléaire. Le premier provient
du ralentissement par des collisions inélastiques de l'ion avec le cortège électronique des
atomes du matériau. Ces collisions ionisent la matière et donc génèrent des paires électrontrou dans les matériaux semiconducteurs. Le second est produit par les collisions élastiques
entre l'ion et les noyaux des atomes du réseau cristallin. C’est la phase ultime du
ralentissement puisque le trajet de la particule incidente finit par se terminer par choc sur un
ou quelques atomes du réseau cristallin. La contribution nucléaire est en générale négligeable
excepté pour les basses énergies (cf. Figure 1-13). Elle intervient donc soit en fin de parcours
soit pour des énergies incidentes faibles. L’unité de l’axe des abscisses de la Figure 1-13
correspond à la vitesse et à la masse de la particule. Ainsi les pouvoirs d’arrêt évoluent au fur
et à mesure que la particule est ralentie.
Il existe différents modèles semi-empiriques pour calculer le pouvoir d'arrêt,
notamment le modèle de Ziegler, Biersack et Littmark décrit à l'origine dans leur ouvrage
[ZIE85] et désormais largement utilisé par l'intermédiaire de programmes téléchargeables
[SRIM].
Pouvoir d'Arrêt (MeV/cm)
3,0E+04
2,5E+04
2,0E+04
S(E) électronique
s(E) nucléaire
1,5E+04
1,0E+04
5,0E+03
0,0E+00
0,01
0,1
1
10
100
1000
10000
Energie (MeV)
Figure 1-13: pouvoirs d'arrêt nucléaire et électronique pour l'ion aluminium dans le silicium
Le LET (Linear Energy Transfer) ou transfert d’énergie linéique est le rapport du
pouvoir d’arrêt total sur la masse volumique du matériau cible exprimé en MeV.cm².mg-1 (cf.
Eq. 1-4). Il permet de supprimer la dépendance du pouvoir d’arrêt de la densité du matériau.
C'est l'unité la plus couramment utilisée. Toutefois, il peut être pratique d'exprimer le LET en
37
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
pC/µm. Pour le silicium, il existe un facteur 100 entre ces deux unités (1 pC/µm ≈ 100
MeV.cm²/mg), sachant qu’il faut 3,6 eV en moyenne pour créer une paire électron-trou dans
le silicium. Plusieurs tables donnant la valeur du LET existent, la plus connue et la plus
complète est celle de Ziegler qui donne le LET pour tous les ions, de l’hydrogène à l’uranium,
dans tous les matériaux, pour des énergies incidentes comprises entre 0,2 MeV/nucléon et
1000 MeV/nucléon. La Figure 1-14 montre le LET de quelques ions en fonction de leur
parcours, le matériau cible étant le silicium. Un peu avant la fin du parcours, on note que la
perte d'énergie passe par un maximum, le pic de Bragg.
Ces notions de LET, énergie et pénétration de la particule incidente seront utilisées
lors de la caractérisation des composants face aux évènements singuliers présentés dans le
chapitre suivant.
LET =
S (E)
ρ
[ MeV .cm².mg −1 ]
Eq. 1-4
10
100
Fe
10
LET (MeV/cm².mg)
LET (MeV/cm².mg)
Al
He
1
0.1
1
0
1
10
0.1
parcours (µm)
1
10
parcours (µm)
Figure 1-14: LET (MeV/cm².mg) en fonction du parcours dans le silicium des ions Al, Fe et He pour des
énergies initiales de 80MeV, 40Mev et 5MeV respectivement
1.3.4 L’interaction faisceau laser-silicium
1.3.4.1 Nature de l’interaction photon/silicium
La gamme de longueurs d'onde des lasers utilisés pour l’étude des effets des radiations
naturelles est telle que l’interaction prédominante est l’effet photoélectrique. Les autres
interactions, comme l’effet Compton, ne sont significatifs que lorsque les photons ont des
38
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
énergies supérieures à 105 eV [WRO02] [CHEV86]. Comme les lasers utilisés fournissent des
photons d'énergies inférieures à quelques nJ, c'est-à-dire dizaines de peV (cf. paragraphe
1.2.4), ces derniers ne sont pas pris en compte.
L’effet photoélectrique dans un semiconducteur résulte de différents mécanismes
d’absorption conduisant à la création de paires électron-trou. Lorsqu’un photon possède une
énergie (hυ) au moins égale à la largeur de la bande interdite (le gap) du matériau, il peut être
absorbé pour faire passer un électron de la bande de valence dans la bande de conduction.
C’est l’effet photoélectrique par absorption inter-bandes. Pour un gap direct (cf. Figure 1-15
a), l’électron passe directement de la bande de valence à la bande de conduction par une
transition verticale dans l’espace réciproque en absorbant au moins l’énergie égale au gap
direct Egap direct. Lorsque le gap est indirect – ce qui est le cas du silicium - l’électron passe de
la bande de valence à la bande de conduction soit par une transition verticale en absorbant
l’énergie égale au gap direct Egap direct, soit par un mécanisme d’absorption indirect (cf. Figure
1-15 b). On rappelle que le gap du silicium a une valeur de 1,12 eV. La transition se fait alors
vers le niveau le plus bas en énergie de la bande de conduction de manière non verticale. Ce
type de transition nécessite un photon incident d’énergie supérieure à Egap indirect (1.12eV pour
le silicium) ainsi qu’une impulsion fournie par les phonons du réseau. Dans le cas du silicium
et pour le domaine de longueurs d’ondes du laser utilisé (cf. chapitre II), seule l’absorption
indirecte interviendra.
Energie
Energie
Bande de
conduction
●
Bande de
conduction
●e-
e-
Phonon
hυ
Egap direct
Egap indirect
Egap direct
○
h+
Bande de
valence
Gap direct
Vecteur
d’onde k
e-
●
○
h+
Vecteur
d’onde k
Bande de
valence
Gap indirect
Figure 1-15: mécanisme d'absorption inter bande
39
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Un autre mécanisme de création de paires électron-trou est celui de l’absorption de
l’énergie du photon par les impuretés présentes en sites de conduction. Bien entendu, ces
impuretés sont principalement les atomes dopants. Les impuretés dopantes introduisent des
niveaux d’énergie proches de la bande de conduction (dopant type N) ou de la bande de
valence (dopant type P) et réduisent par conséquent la bande interdite apparente du
semiconducteur. La transition d’un électron ne nécessite plus alors de phonon (cf. Figure
1-15) et le mécanisme d’absorption est alors plus efficace, et ce d’autant plus que le matériau
est fortement dopé.
L’absorption par porteurs libres est un mécanisme qui permet de retarder la
recombinaison d’une paire électron-trou. En effet, les électrons quasi-libres présents dans la
bande de conduction peuvent également absorber des photons et accéder ainsi à des niveaux
d’énergie plus élevée de la bande. Le processus réciproque pour les trous dans la bande de
valence est également possible. Ce mécanisme d’absorption est un mécanisme intra-bande car
il n’y a pas de passage d’un porteur d’une bande à l’autre. Il est prépondérant pour des
photons dont l’énergie est inférieure au gap.
Lorsque l’intensité optique est suffisamment importante, le phénomène d’absorption
non linéaire peut permettre le passage d’un électron de la bande de valence à la bande de
conduction même si l’énergie des photons est inférieure au gap (indirect) du silicium. Ce
mécanisme nécessite l’absorption de deux photons ([McMOR02]). Une des interprétations
possibles de ce phénomène est l’existence d’un niveau virtuel dans la bande interdite du
silicium. L’absorption d’un premier photon permet à l’électron de la bande de valence de
passer au niveau virtuel. Un deuxième photon est alors quasiment simultanément absorbé
pour faire passer l’électron du niveau intermédiaire à la bande de conduction. La probabilité
d’absorption simultanée de deux photons étant faible, l’intensité optique doit être importante
pour générer une très grande quantité de photons. Ainsi, un laser ayant une longueur d’onde
telle que l’énergie des photons est inférieure au gap du silicium peut tout de même créer des
paires électron-trou. C’est typiquement le cas pour des longueurs d’ondes supérieures à 1,15
µm. Le laser d’EADS IW émet à une longueur d’onde de 1,06 µm, ce dernier type
d’absorption non linéaire n’entre donc pas dans les mécanismes de création de paires électrontrou.
40
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
1.3.4.2 Profondeur de pénétration du faisceau laser
Dans le cas d’absorptions linéaires (c'est-à-dire l’absorption d’un seul photon pour
créer une paire électron-trou), l’intensité optique I au centre du faisceau et en fonction de la
pénétration dans le silicium z est donnée par la loi de Beer Lambert :
I ( z ) = I 0 ⋅ e −α ⋅ z
[W .cm²]
Eq. 1-5
où I0 est l’intensité optique du faisceau incident en surface du matériau (z=0), α est le
coefficient d’absorption du matériau et R le coefficient de réflexion à la surface.
La valeur du coefficient α va donc conditionner la profondeur moyenne de pénétration
du faisceau à l’intérieur du matériau considéré. Ce coefficient est fonction principalement de
la longueur d’onde du faisceau incident et du niveau du dopage du cristal semi-conducteur.
Ainsi, pour du silicium de type P peu dopé, le coefficient d’absorption à température ambiante
et pour des longueurs d’onde comprises entre 0,7µm et 1,07µm, est calculé par la formule
empirique donnée par [Ger93]. La Figure 1-16 montre cette variation en fonction de la
longueur d’onde du faisceau pour un dopage P de 1017 cm-3.
La profondeur de pénétration d du faisceau optique est directement liée à l’intensité
optique et donc à son paramètre d’absorption α. Plus le paramètre α est important, plus la
profondeur de pénétration est faible (Figure 1-16). D’autre part, la profondeur de pénétration
du faisceau diminue avec la longueur d’onde.
Figure 1-16: coefficient d’absorption et profondeur de pénétration en fonction de la longueur d’onde
pour du silicium de type P peu dopé (<1017 cm-3) à température ambiante
41
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
1.3.4.3 Répartition spatiale et durée d’impulsion
Répartition spatiale :
Au même titre que pour les ions lourds, le faisceau laser est caractérisé par une
répartition spatiale. Cette répartition est fonction du mode de l’onde électromagnétique et de
l’objectif de microscope utilisé pour focaliser le faisceau. Dans le cas d’un faisceau laser de
mode fondamentale TEM00, la répartition spatiale est modélisée de façon idéale par une
gaussienne radiale:
I (r , z ) = I 0 ⋅ e
−2⋅r ²
ω ( z )²
⋅ e −α ⋅ z
  λ(z − z ) 2 
0
 
ω ( z ) = ω 0 ²1 + 
  π ⋅ n ⋅ ω 0 ²  


Eq. 1-6
où ω0 est le « beam waist » c’est à dire largeur du faisceau au point de focalisation (ici
en z=z0), défini pour I0/e² et n l’indice de réfraction du milieu.
En r = 0, c'est à dire au centre du faisceau, I=I0 .e-α.z qui correspond à l’équation Eq.
1-5.
La taille la plus petite du diamètre à mi-hauteur du spot laser qui peut alors être
obtenue dépend de l’objectif qui est utilisé pour focaliser le faisceau. Il s’agit de la limite de
diffraction. Cette valeur minimale est donnée par :
D=
1,22 ⋅ λ
O.N .
Eq. 1-7
où O.N. est l’ouverture numérique. A 1,06 µm, pour une ouverture numérique de 0.75,
D vaut 1,7 µm.
Il est possible de régler expérimentalement w0 et z0 en contrôlant les conditions de
focalisation du faisceau laser. La Figure 1-17 donne une représentation en coupe suivant l’axe
de propagation du faisceau d’une onde gaussienne. La divergence θ du faisceau est définie par
l’angle formé par l’axe de propagation du faisceau (z) avec les asymptotes à l’infini de
l’enveloppe de l’onde.
42
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Position, arb
Radial
distance, r-ro
Figure 1-17: Représentation du caractère radial gaussien de l’onde laser [DAR03]
Durée d’impulsion :
De nombreuses applications des lasers, et en particulier l'étude des défaillances dues
aux radiations, demandent que son intensité soit délivrée de façon finie dans le temps et selon
un taux de répétition connu. S’il est possible d’utiliser des interrupteurs optiques externes à la
cavité laser pour transformer un faisceau continu en succession d’impulsions pratiquement
carrées, il est beaucoup plus efficace de faire en sorte que la cavité laser produise elle-même
des impulsions lumineuses. C’est notamment l’unique moyen de parvenir à des durées
d’impulsion inférieures à la dizaine de nanosecondes. Une large gamme de durées
d’impulsion laser est ainsi disponible, des lasers femtosecondes aux lasers continus. La forme
temporelle de l’impulsion laser est correctement décrite par une gaussienne.
1.4
Effets
des
radiations
sur
les
composants
électroniques
Les interactions des particules avec la matière constituant les composants
électroniques à semi-conducteurs peuvent engendrer des effets électriques non désirables. Ces
effets peuvent être générés par une unique particule ou par un phénomène cumulatif. Le
premier cas correspond aux évènements singuliers et le second à des effets de dose. Ces effets
interviennent à la fois dans le milieu spatial et le milieu atmosphérique. Ils sont décrits cidessous, sachant que seuls les évènements singuliers seront étudiés par la suite.
43
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
1.4.1 Les Evènements Singuliers (SEE)
Un évènement singulier – ou plus communément Single Event Effect (SEE) – est
l’effet lié à l’interaction d’une seule particule incidente avec les matériaux semiconducteurs
(le silicium dans notre cas). Cet effet peut être le résultat soit d’une ionisation directe du
matériau dans le cas des ions lourds et, dans une moindre mesure, des protons, soit le résultat
d’une ionisation indirecte dans le cas des neutrons et des protons. L’interaction de cette
particule peut engendrer une perturbation qui peut avoir des conséquences sur les composants
électroniques ou le circuit. Les évènements les plus sévères peuvent conduire à la destruction
du système. Les effets sont donc classés en deux catégories : les évènements non destructifs et
les évènements destructifs. Les évènements non destructifs sont liés à un phénomène
transitoire (principalement un courant) dont les erreurs engendrées peuvent être corrigées. Les
évènements destructifs correspondent à la dérive importante d’un paramètre d’état (courant,
tension, etc.…) entraînant une perte de fonctionnalité totale et permanente.
Il existe principalement deux types d’effets parmi les évènements non destructifs et
trois parmi ceux destructifs.
Principales défaillances liés aux évènements singuliers non destructifs :
● Le SEU : Single Event Upset. Cette défaillance intervient dans les composants
logiques du traitement du signal et de l’information en technologie MOS (mémoire SRAM,
SDRAM). Il s’agit du basculement d’un état logique vers l’état logique complémentaire. Cet
effet est réversible dans une mémoire RAM car il suffit uniquement de réécrire le bit. Cette
correction est réalisée à l’aide de circuit de rattrapage de bits. Historiquement, l’étude de ce
phénomène sur les SRAM a fait l’objet de très nombreuses publications et thèses [DAR03],
[CAS03], [HUB02], [ROCH99], [DETC97]. Par ailleurs, la diminution des dimensions des
cellules élémentaires des circuits intégrés a entraîné l’apparition de SEU multiples provoqués
par une seule particule incidente. On distingue entre autre le Multiple Bit Upset (MBU) et le
Multiple Cell Upset (MCU). Il existe en outre le Single Event Functional Interrupts (SEFI)
qui provient d'un SEU survenant dans la partie de configuration d'un composant complexe. Le
composant est alors inutilisable jusqu'à ce que sa mémoire soit réinitialisée.
● Le SET : Single Event Transient. Cette défaillance correspond à la perturbation
transitoire d’une cellule d’un circuit analogique. Elle est provoquée par la collection des
44
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
charges créées par le passage d’une particule ionisante dans la cellule. Le courant temporaire
parasite résultant peut éventuellement entraîner des perturbations dans la réponse du
composant et dans tout le système environnant.
Principales défaillances liés aux évènements singuliers destructifs:
● Le SEL : Single Event Latch-up. Cette défaillance est le phénomène de latchup
toujours induit par une particule incidente. Elle apparaît dans les composants de technologie
MOS et IGBT. Ce phénomène est la mise en conduction d'une structure thyristor parasite
PNPN déclenché par un courant seuil circulant dans la base d'un des deux transistors (NPN ou
PNP) qui conduit au verrouillage de la structure thyristor. La particularité de cette dernière est
de présenter une résistance à l’état passant de très faible valeur entraînant des courants
pouvant devenir importants s’ils ne sont pas limités par le circuit extérieur. Cette défaillance
est d’autant plus marquée dans les composants de puissance de conception multicellulaire. En
effet, la particule incidente peut déclencher le phénomène de latchup d’une unique cellule
dans laquelle la densité de courant dépasse un seuil critique alors même que le courant total
aux bornes du composant reste admissible. Ce seuil critique entraîne la fusion locale du
silicium ou des pistes métalliques [SEXT03], [DRES-81], [SCHW-96].
● Le SEB : Single Event Burnout. Le SEB est la destruction d’un composant de
puissance suite à l’emballement thermique résultant de la combinaison du déclenchement
d’un transistor bipolaire parasite et du mécanisme d’avalanche ([TIT96], [JOH96],
[SEXT03]). La structure bipolaire parasite NPN (pour un composant à canal N) peut être mise
en conduction par un courant de trous provenant d’une trace d’ionisation laissée par une
particule incidente. Lorsque le composant est à l’état bloqué, le champ électrique présent peut
initier le phénomène d’ionisation par impact. Si les niveaux initiaux de courant et de champ
électrique sont suffisants, le bipolaire parasite et l’avalanche s’auto alimentent en charges
jusqu’à aboutir à la fusion locale du silicium de la cellule si le courant n’est pas limité par le
circuit extérieur ([WASK86], [OBER87], [FIS87]).
Ce mécanisme est l’objet de notre recherche et sera étudié plus en détails dans la suite
de ce mémoire.
● Le SEGR : Single Event Gate Rupture. Le SEGR est la destruction d’un
composant à grille isolée due au claquage de l’oxyde de grille induit par le passage d’un
45
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
unique ion lourd dans le silicium. En effet, sous polarisation drain-source suffisante, les
charges déposées dans le silicium peuvent s’accumuler sous l’oxyde de grille, conduisant à
l’apparition d’une charge image dans l’électrode de grille. L’augmentation transitoire du
champ électrique résultant aux bornes de l’oxyde peut conduire à la destruction de ce dernier
et donc à la perte de fonctionnalité totale du composant [JOHN96]. Ce mécanisme est
accentué par la présence d’une tension de grille. Le phénomène électrique caractéristique du
SEGR est une augmentation brusque et significative du courant de fuite de grille (l’oxyde est
percé). De récentes études ont mis en lumière un deuxième phénomène qui lui est cumulatif.
L’effet de plusieurs particules successives peut entraîner une augmentation progressive du
courant de fuite de grille [PEY08]. Le transistor reste commandable malgré la fuite
importante.
1.4.2 Effets de dose
Les particules de l’environnement radiatif, en particulier les photons (γ, X), les protons
et les électrons, sont susceptibles de déposer des charges dans les parties isolantes des
composants électroniques. Ces charges s’accumulent dans le temps dans les oxydes
contrairement aux charges générées dans les parties métalliques et semi-conductrices qui sont
soumises aux lois de la conduction électronique. L’accumulation de charges est définie par la
dose qui est l’énergie déposée dans un matériau donné par unité de masse. Les unités utilisées
sont le rad (1 rad = 10-2 J/kg) ou le gray (1 Gy = 1 J/kg). Les effets provoqués par la dose sur
les composants électroniques sont nombreux et prennent différents aspects. L’un des
principaux problèmes rencontrés concerne la dérive des paramètres électriques comme, par
exemple, la dérive de la tension de seuil des transistors MOS (Métal Oxyde Semiconducteur). Une dérive importante de ces paramètres peut rendre un composant totalement
inutilisable. [SAIG98].
1.5
Les composants MOSFET et IGBT
Les applications dans le domaine spatial travaillent aux alentours de 200V et aux
alentours de 600V pour les applications aéronautiques. En respectant des normes de sécurité
classiques, les tenues en tension des composants de puissance doivent donc être d’environ
500V et 1200V. Au regard de ces niveaux de tension, des structures MOS et IGBT de type
planar « classique » seront respectivement utilisées.
46
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Il est bon de rappeler que les composants de puissance fonctionnent comme des
interrupteurs commutant d’un état passant à un état bloqué. Leur optimisation passe par une
réduction de la résistance à l’état passant et par une augmentation de la capacité de la tenue en
tension. Cette optimisation conduit au compromis bien connu des gens de l’état de l’art qui
porte sur la tenue en tension et les vitesses de commutation. Les structures utilisées dans cette
étude sont commandables à l’amorçage et au blocage par l’application d’une tension. Les
principales caractéristiques physiques et électriques de ces structures vont être rappelées
brièvement dans un premier temps. Dans un deuxième temps, les structures et
fonctionnements parasites seront décrits puisque ces mécanismes sont à l’origine des
phénomènes de déclenchement des SEEs.
1.5.1 Le MOSFET
1.5.1.1 Présentation générale
Dans le domaine de l’électronique de puissance, l’avènement de la technologie MOS
au niveau industriel date du début des années 70 et a permis le développement de transistors
MOS qui sont utilisés dans de nombreuses applications pour des gammes de tensions allant de
10 à 600 Volts pour un calibre en courant allant de quelques 100 mA à quelques ampères. Les
structures MOS ont un comportement de type unipolaire et possèdent donc des temps de
commutation rapides. En effet il ne présente pas de retard associé à la recombinaison de
porteurs minoritaires dans la phase de blocage contrairement aux composants bipolaires. Les
temps de commutation sont de l'ordre de 100 ns. La contre partie réside dans des tenues en
tension moyenne en raison d’une région de drift N- non modulée en conductivité qui
entraînerait, pour des tensions élevées, des chutes de tensions à l’état passant élevées.
En technologie planar classique, c’est le transistor DMOS (D pour double diffusé) qui
est aujourd’hui encore le composant MOS de puissance de base. Il se décline en une
configuration verticale (VDMOS) ou latérale (LDMOS). La structure VDMOS est de
conception multicellulaire. La Figure 1-18-a en représente une cellule élémentaire. Le calibre
en courant du composant est directement lié au nombre de cellules mises en parallèle. Cette
dimension multicellulaire apparaît donc comme fondamentale dans le cadre de nos travaux de
recherche puisqu'une particule ionisante incidente impactera une seule cellule élémentaire
47
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
dont la résistance à une perturbation est bien plus faible que celle de l’ensemble. Il existe
différentes formes de cellules élémentaires liées à la géométrique du caisson P : hexagonale
(HEXFET), carrée alignées ou non alignées, triangulaire ou à bandes parallèles. Nos études se
sont principalement concentrées sur des motifs hexagonaux.
Outre ces différentes géométries du caisson P de surface, il existe de nouvelles
architectures dont les MOS à superjonction et semi-superjonction – telles que le coolMOSTM
d’Infineon ou le MDmesh de STMicroelectronics commercialisées en 1999 et 2000
respectivement. Les technologies utilisées diffèrent de la technologie planar classique par la
réalisation des caissons P+ comme l’indiquent les Figure 1-18 b et c. Ces structures
permettent de dépasser « les limites du silicium » [MOR04] définie par le compromis
résistance passante spécifique/tenue en tension. Il faut toutefois noter que la technologie de
réalisation est plus complexe que dans le cas des structures VDMOS classiques.
Figure 1-18: structure de cellule de type (a) VDMOS classique, (b) VDMOS à Superjonction (type
coolMOSTM Infineon) et (c) transistor MOS à semi-superjonction
A titre d’illustration, la Figure 1-19 montre l’évolution des technologies des MOS de
puissance. La figure (a) correspond à une structure hexfet classique et la figure (b) à une semisuperjonction type stripfet. D’autre part, ces représentations 3D montrent bien l’aspect
multicellulaire de la conception qui peut varier d’une technologie à une autre.
P-mesh N-source
Gate finger
Drain
Substrat
Back metal
Figure 1-19: coupe schématique 3D de la structure (a) MOS classique et (b) MOS semi-superjonction
48
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
1.5.1.2 La structure et le fonctionnement parasite du MOSFET
Dans les structures de type MOSFET et en particulier le VDMOS de puissance, il
existe un transistor bipolaire parasite NPN comme indiqué sur la
Figure 1-20. La source N+ constitue l’émetteur, le caisson P, la base et la couche
épitaxiée N- avec le substrat N+ forment le collecteur. Ce transistor bipolaire parasite
normalement inactif peut être mis en conduction lors de commutations rapides (fort [dV/dt])
ou bien par le passage de radiations ionisantes. Sa mise en conduction couplée au mécanisme
d’avalanche peut alors provoquer un emballement irréversible en courant que l’on appelle le
second claquage. Le principe de fonctionnement nécessite d’être en polarisation inverse avec
une zone de charge d'espace suffisamment étendue permettant de générer des porteurs par
avalanche. Le phénomène est initié par la captation de trous diffusant latéralement sous la
source dans le caisson P jusqu’à polariser en direct la jonction émetteur-base du transistor
bipolaire (cf. Figure 1-20). Une fois ce dernier actif, des électrons sont injectés de l’émetteur
vers la région épitaxiée par effet bipolaire. Si la condition de champ électrique est suffisante
dans la région épitaxiée, cette arrivée d’électrons a pour conséquence de précipiter le
phénomène d’avalanche. En effet, les électrons traversant la zone de charge d'espace
acquièrent une énergie cinétique suffisante pour arracher un électron à un atome du réseau
cristallin, créant ainsi une paire électron-trou lors des collisions. Le phénomène s’auto
entretient : l’avalanche fournit de plus en plus de trous au bipolaire parasite, provoquant une
injection d’électrons du bipolaire de plus en plus importante qui alimente l’avalanche et ainsi
de suite. Le très fort courant résultant qui passe dans une seule cellule conduit à la destruction
du composant par emballement thermique. Dans le cas d’une particule incidente, les trous
proviennent dans un premier temps de la trace d’ionisation créée par le passage de cette
dernière. Si le courant provenant du filament d’ionisation est trop faible et/ou si le champ
électrique dans la zone de charge d’espace est insuffisant, le bipolaire parasite s’éteint et le
phénomène se traduit simplement par un courant transitoire suivit du retour à l’état initial
bloqué. Le transistor bipolaire parasite doit donc être désensibilisé à l’aide d’un design
spécifique de la structure du VDMOS. Pour cela, une zone P+ fortement dopée est implantée
sous la zone de source permettant de diminuer la résistance latérale et de retarder la mise en
conduction de la jonction émetteur-base du transistor bipolaire (cf. Figure 1-20).
49
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Source
N
P base
P+
NPN
Grille
e- +
+ - +
N- épitaxie + - +
+ -
Source
N
h+
P+
Augmentation
du potentiel
localement
Polarisation
en direct de la
jonction
N+
Drain
Figure 1-20: structure d'une cellule de VDMOSFET illustrant le mécanisme de mise en conduction du
transistor bipolaire parasite NPN par une particule ionisante
1.5.2 L’IGBT
1.5.2.1 Présentation générales
Introduit dans les années 1980, l’IGBT (Insulated Gate Bipolar Transistor) a fait
l’objet d’un développement très rapide et constitue aujourd’hui un composant standard dans la
gamme des interrupteurs de moyenne puissance. Les dispositifs disponibles peuvent bloquer
des tensions jusqu’à 6,5 kV et peuvent transiter des densités de courant de plus de 150 A/cm².
Les transistors IGBT sont des dispositifs mixtes dont la structure dérive de celle des VDMOS
de puissance par substitution d’un émetteur P à la place de la région N+ de drain (Figure
1-21). Cet émetteur a pour fonction d’injecter dans la région faiblement dopée N− des
porteurs minoritaires (trous) afin d’assurer à l’état passant la modulation de conductivité qui
fait défaut aux composants unipolaires de type MOS. Il est ainsi possible d’augmenter la
capacité de la tenue en tension sans que la chute de tension à l’état passant ne devienne
prohibitive. La contre partie est que ces composants ont des temps de commutation plus
importants, de l’ordre de plusieurs centaines de nanosecondes. La technologie des IGBT reste
étroitement apparentée à celle des transistors MOS de puissance, notamment dans la
conception multicellulaire.
Parmi les structures les plus courantes, il existe des structures punch-through (PTIGBT) et non punch-through (NPT-IGBT) références. Les IGBTs de type NPT sont réalisées
sur des substrats massifs et l’anode P+ est diffusée sur la face arrière. Ils permettent donc de
50
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
PT-IGBT
Grille
Emetteur/Cathode
n+
J3
p base
J2
NPT-IGBT
Emetteur/Cathode
n+
J3
p base
J2
Trench IGBT
Grille
J3
100 µm
J1
n- drift
Canal
Emetteur/Cathode
p+
J2
n+
p base
Oxyde
n- buffer
15 µm
n- drift
n- drift
190 µm
Substrat P+
250 µm
J1
J1
Collecteur/Anode
(a)
n- buffer
P+
Collecteur/Anode
1 µm P anode transparente
(c)
Collecteur/Anode
(b)
Figure 1-21: coupe de demi-cellule d'IGBT (a) PT, (b) NPT, (c) Trench, et ordre de grandeur de la
taille des différentes zones pour une tension d’environ 1000V
tenir des tensions élevées mais la contrepartie est qu’ils ont une chute de tension à l’état
passant importante. Les IGBTs de type PT sont réalisés par épitaxie sur un substrat dopé P+,
ils ont une chute de tension à l’état passant plus faible mais peuvent tenir des tensions
également plus faibles. Les derniers progrès technologiques ont fait émerger de nouvelles
structures de type IGBT parmi lesquelles des IGBTs à tranchées (Trench IGBT) références et
des IGBT Field stop aussi appelés Soft punch-through IGBT. La Figure 1-21 schématise des
structures d’IGBT planar de type PT et NPT ainsi qu’une structure d’IGBT à tranchée
permettant de montrer l’évolution technologique. La structure en tranchée a pour intérêt
d'éliminer l'effet JFET parasite des cellules IGBT classiques. La chute de tension à l'état
passant et la résistance de canal de l'IGBT sont également réduites. La faible largeur de la
grille enterrée, non plus disposée en surface comme dans une cellule planar conventionnelle,
autorise une densité de courant plus importante, tandis que les effets de latchup sont
minimisés. L'inconvénient principal est l'accroissement de la capacité grille-émetteur qui
modifie le comportement dynamique de l'IGBT.
51
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Relativement peu de travaux ont été réalisés par le passé sur la sensibilité aux SEEs
des IGBTs et aucune étude expérimentale laser n'existe. Aussi, notre étude s’est concentrée
sur les structures les plus couramment utilisées que sont les IGBTs punch-through et non
punch-through.
1.5.2.2 Les structures et fonctionnements parasites de l’IGBT
Comme dans la structure VDMOS, il existe dans l’IGBT un transistor bipolaire
parasite NPN pouvant conduire au mécanisme de Burnout (c'est-à-dire le SEB quand ce
mécanisme est initié par une particule ionisante). De plus, la structure interne de l’IGBT est
structurée autour de deux transistors bipolaires NPN et PNP retrobouclées qui, sous certaines
conditions, peuvent se déclencher en mode thyristor : c’est le phénomène de Latchup.
Il existe trois modes de déclenchement du latchup qui sont tous liés au dépassement
d’un courant critique (IAK). Le premier apparaît lorsque que le composant est à l’état passant
(faible VAK) et que le courant passant (IAK) excède donc cette valeur seuil de déclenchement.
L’augmentation du courant IAK peut être liée, par exemple, à une augmentation de la
température ou à l’apparition d’un sur-courant généré par le circuit extérieur au composant.
Le second intervient durant les phases de commutations où les dV/dt peuvent être importants
et générer des courants de déplacements significatifs dans la zone de charge d’espace. Le
troisième mode se produit pendant la phase de blocage du composant où une particule
ionisante dépose des paires électron-trou dans la zone de charge d’espace ; c’est le Single
Event Latchup (SEL) défini dans le paragraphe 1.4.1.
Le déclenchement de ce thyristor parasite doit donc être désensibilisé au même titre
que celui du transistor bipolaire parasite dans le MOSFET car il entraîne la perte du contrôle
de l’IGBT et, bien souvent, sa destruction.
Grille
Cathode
P+
Cathode
N
P
N
P P+
I
NPN
II
N- épitaxie
PNP
P+
Anode
Figure 1-22: cellule d'IGBT (type NPT)
52
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Quelque soit la cause entraînant le dépassement de la valeur critique de courant IAK, le
mécanisme de latchup qui en résulte est le même. Les trous se déplacent normalement de
l’anode vers la métallisation de cathode suivant deux parcours (cf. Figure 1-22). Le premier
(I) est direct et correspond au déplacement majoritaire des porteurs et n’a aucune incidence
sur le déclenchement du Latchup. Le second correspond à l’itinéraire II de la Figure 1-22 et
est emprunté par une faible partie du courant de trous. Ce courant passe donc latéralement
sous la source N dans le caisson P provoquant une chute de tension qui peut dépasser la
tension de mise en conduction de la jonction NP (Figure 1-22). Le transistor NPN devient
alors passant et alimente la base du transistor PNP. Les deux transistors NPN et PNP sont
alors conducteurs simultanément, ils s’alimentent mutuellement en boucle fermée et le
thyristor associé est amorcé : c’est le latchup de l'IGBT. Une fois le latchup activé, la
commande de grille n'a plus aucun contrôle sur la structure et donc sur le courant total. La
seule manière de couper le courant dans l'IGBT est celle utilisée dans le cas d’un thyristor,
c'est le passage par zéro du courant. Dans le cas de l’IGBT, la durée de la phase de Latchup
doit être brève afin d’éviter sa destruction.
1.6
Etat de l’art sur les phénomènes du Single Event
Burnout et Single Event Latchup
Comme nous venons de le voir dans le paragraphe précédent, les phénomènes de SEB
et SEL peuvent entraîner la destruction des transistors de type MOSFET et IGBT. La gravité
des conséquences est relative à la criticité de l’application dans laquelle se trouve le
composant impacté. Afin de comprendre les mécanismes de ces défaillances et de pouvoir
s’en prémunir, de nombreuses études ont été conduites. Ces phénomènes ont d’abords été
observés et étudiés pour le domaine spatial où sont utilisés des MOSFETs. Les IGBTs n’étant
utilisé que dans les systèmes avioniques et donc soumis uniquement à l’environnement
atmosphérique, moins sévère, les études sont plus récentes et sont relativement peu
nombreuses.
1.6.1 Le SEB dans les MOSFETs
Les études étant réalisées pour le domaine spatial, le phénomène a été étudié dans un
premier temps avec les particules les plus ionisantes, les ions lourds. L’effet des particules
53
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
légères telles que les neutrons et les protons fut observé et démontré plus tard sur les
MOSFETs. Cette chronologie sera respectée pour la présentation de l’état de l’art du SEB
dans les MOSFETs.
Sans toutefois mentionner le terme de Burnout, ce mécanisme dans les MOSFETs de
puissance est postulé pour la première fois par T. Wrobel et al. en 1985 [WRO85]. Celui-ci
propose un modèle d’avalanche induite par un courant (CIA pour Current Induced Avalanche)
pour décrire le mécanisme de destruction de MOSFETs de puissance irradiés par des
radiations ionisantes. T. Wrobel explique la destruction des MOSFETs par le second claquage
de la structure parasite NPN induit par une particule ionisante. Le terme de Burnout, en
référence au Single-Event Burnout tel qu’il est défini aujourd’hui ainsi que les premières
expérimentations sont publiés pour la première fois par A. Waskiewicz et al. en 1986
[WASK86]. A. Waskiewicz rend compte expérimentalement du phénomène de Burnout induit
par des ions lourds d’une source de Californium-252 sur des MOSFETs de puissance à canal
n et propose une première interprétation du phénomène basée sur le déclenchement du
transistor bipolaire parasite et sur le phénomène d’avalanche dans le collecteur qui conduit à
l’emballement thermique et à la fusion locale du silicium dans une cellule (Figure 1-23). De
nombreuses autres études du SEB ont par la suite suivi. En 1987, D.L. Oberg et T.A. Fischer
publient de façon indépendante des techniques permettant des tests non destructifs du Burnout
en limitant le courant par une forte résistance en série [OBER87] [FIS87]. L’observation du
Burnout se fait grâce à une capacité externe qui fournit suffisamment de courant pour voir
l’initiation du phénomène mais pas assez pour détruire le composant [FIS87]. L’efficacité de
cette technique repose sur le fait que l’énergie stockée en interne par le MOSFET n’est pas
suffisante pour aboutir à un Burnout.
Figure 1-23: vue optique d'un Burnout à la surface d'une puce de MOSFET [STASS92]
54
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Lors de ses tests, D.L. Oberg observe que l’énergie des ions incidents a une influence
sur les valeurs de sections efficaces et que le LET n’est pas le paramètre clé. En effet, pour
des ions dont les valeurs de LET sont similaires, il trouve des valeurs de surface sensible de
puce (sections efficaces que nous définirons dans le chapitre II) jusqu’à 2 ordres de grandeur
différents suivant l’énergie des ions. Des tests où le composant est incliné par rapport au
faisceau incident révèlent de plus que la loi du cosinus (définie dans le chapitre II) pour
calculer le LET effectif ne s’applique pas puisque la section efficace diminue lorsque l’angle
d’incidence augmente. La même année, A.K. Richter et al. démontrent sur un IRF120
(MOSFET 100V) qu’un SEB peut être simulé avec un laser pulsé (de type Nd : Yg) de
longueur d’onde 1064 nm permettant une pénétration supérieure à 700 µm dans le silicium
[RIC87]. Ses tests sont réalisés par la face avant à travers une ouverture dans la métallisation
de source et les résultats sont corroborés par ceux de D.L Oberg [OBER87].
Afin d’apporter une meilleure compréhension de la physique du SEB, des
modélisations du phénomène sont données par différents auteurs. J.H. Hohl et K.F. Galloway
([HOHL87]) développent en 1987 un modèle analytique afin d’étudier la sensibilité au SEB
en fonction des paramètres du composant. Ils déterminent que l’intensité du champ électrique
dans la région faiblement dopée N-épi contribue de façon prédominante à la sensibilité. Ils
montrent d’autre part que réduire le maximum du champ électrique dans la zone de déplétion
et diminuer la résistance de la zone du caisson P sous la source ainsi que sa distance au
contact de source permet de durcir le MOSFET au SEB. Ils notent de plus que le mécanisme
régénératif de rétroaction dépend du gain du transistor bipolaire parasite NPN, de la résistance
de la région de base p, et de la multiplication par avalanche dans la région du drain. En 1989
J.H. Hohl et G.H. Johnson ([HOHL89]) explorent le changement d’intensité du champ
électrique lors du phénomène de SEB. Ils montrent qu’avec l’augmentation du courant, le pic
de champ électrique se déplace de la jonction PN- vers la jonction homotype N+N- entre la
couche épitaxiée et le substrat avec une rapide augmentation de la génération de trous à cet
endroit. C’est à ce niveau que le taux de génération maximum de trous se produit par
ionisation par impact. Cela est cohérent avec le modèle d’avalanche induite par un courant
(CIA) proposé par T. Worbel [WRO85]. En 2006, S. Liu [LIU06] étudie l’influence d’une
couche tampon (buffer N) entre la zone épitaxiée faiblement dopée N- et le substrat N+. Ses
simulations montrent qu’une telle structure est moins vulnérable au SEB en comparaison
d’une structure classique principalement grâce à la diminution du maximum du champ
électrique dans la zone de charge d’espace. D’autre part, elle relie directement la valeur du
55
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
second claquage à la valeur de la tension seuil de déclenchement du SEB en recoupant ses
simulations numériques à des tests en accélérateur (cf. Figure 1-24). Elever la valeur du
second claquage revient donc à élever la tension seuil de SEB, ce qui peut être réalisé en
réduisant le dopage de la région de N+ de source (diminution de l’efficacité d’injection du
transistor bipolaire).
En 2000 et 2004, des travaux de simulations numériques sont réalisés sur la sensibilité
au SEB des MOS à super-jonctions. S. Huang et al. ([HUA00]) analysent la distribution du
champ électrique dans une structure de cette technologie. Leurs travaux montrent qu’elle est
plus robuste au SEB en comparaison de la technologie classique grâce à l’augmentation du
dopage dans la zone active, la diminution du maximum du champ électrique et l’existence
d’une composante horizontale du champ (permettant de rabattre les trous vers les piliers P et
de les évacuer directement vers le contact de source). Les travaux de N. Ikeda et al. en
revanche ne montrent pas de différence de sensibilité entre les deux technologies [IKE04].
Une explication possible à cela peut être que les structures qu’utilise N. Ikeda sont en réalité
des semi super-jonctions où les caissons P sont moins profonds que dans les structures
classiques et où il existe une région N- de faible épaisseur épitaxiée sur le substrat N+ (cf.
partie 1.5.1.1).
Figure 1-24: [LIU06] relation entre la tension de second claquage et la tension seuil de déclenchement
du SEB sur une structure durcie d'IR
En 1991 et 1992, des tests sont réalisés afin d’évaluer la sensibilité au Burnout en
fonctionnement dynamique. P. Calvel et al. ([CAL91]) observent une nette diminution de
56
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
cette dernière, de deux ordres de grandeur entre les sections efficaces à saturations statique et
dynamique. Stassinopoulos et al. font les mêmes observations [STAS92]. En revanche, Tastet
et al. n’observent pas de différence de sensibilité entre les deux modes de fonctionnement
[TAS92]. Cela peut être expliqué par le fait que la température est stabilisée dans les
expériences de Tastet alors qu’il se produit un échauffement des composants dû au
fonctionnement en commutation dans les tests de P. Calvel, ce qui défavorise le
déclenchement du Burnout [JOHN96] (Figure 1-25). Le Burnout se produisant pendant l’état
OFF, le rapport cyclique peut d’autre part expliquer la différence de sensibilité entre le mode
dynamique et le mode statique [STAS92].
Par ailleurs, la communauté scientifique a cherché à définir une norme expérimentale
pour les tests en accélérateurs. En effet, P. Tastet [TAS92] observe que le LET n’est pas le
paramètre le plus adéquat pour définir correctement la sensibilité d’une structure MOS au
Burnout et émet l’hypothèse qu’il faut lui associer l’énergie et le parcours des particules ou
tout au moins l’un des deux. T. Fischer [FIS87] arrive à la même conclusion puisqu’il observe
que pour une même valeur de LET, les particules ayant les ranges les plus grands déclenchent
des SEB à des polarisations plus faibles. Des tests réalisés en mode statique et pour une
polarisation donnée sur des IRF150 (MOS 100V) par E. Stassinopouloss [STAS92] montrent
que le volume sensible correspond à la zone épitaxiée et que la trace d’ionisation doit la
traverser. En étudiant la variation du LET dans ce volume sensible, il postule que la
distribution de charges le long de la trace ionisante ainsi que la quantité de charges collectée
dans la région épitaxiée sont les paramètres critiques pour le déclenchement du Burnout. Pour
sa part, S. Kuboyama [KUB92] définit une charge collectée critique de déclenchement d’un
Burnout qu’il mesure avec un système d’analyseur de hauteur de pulses couplé avec un
amplificateur sensible. Cette technique lui permet d’estimer la charge seuil de déclenchement
du SEB qui se trouve être constante quelque soit la valeur du LET et quelque soit la tension
de polarisation du MOSFET. Il démontre donc que cette charge critique ne dépend que de la
conception du MOSFET, c'est-à-dire des paramètres physiques et géométriques.
Par ailleurs, des travaux de simulation utilisant les outils TCAD ont été menés afin de
mieux comprendre les mécanismes de déclenchements du SEB dans les VDMOS. Les travaux
de F. Roubaud ([ROUB93]), C. Dachs ([DACH95]) et O. Musseau ([MUSS99]) montrent que
le SEB est favorisé lorsque la position d’impact de l’ion incident est localisée soit au niveau
du canal, soit dans la région intercellulaire. Cette dernière se situe immédiatement sous
57
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
l’oxyde de grille entre les canaux des cellules élémentaires (région que l’on appelle de neck).
F. Roubaud réalise des expérimentations avec une source de californium C-252 qui viennent
appuyer cette conclusion obtenue à l’aide de simulations.
Les premières études expérimentales sur l’effet des protons et des neutrons comme
source de SEB dans des MOSFETs 200 V à 500V sont publiés en 1988 par A. Wasciewicz
[WAS88] et en 1996 par D.L. Oberg ([OBER96]). Toujours en 1996, Adolphsen rend compte
de SEB causés par des protons dans des MOSFETs de 200V durant l’expérience CRUX
(Cosmic Ray Upset Experiment) sur le satellite APEX [ADOL96]. L’orbite du satellite
rencontre les protons piégés dans les ceintures de radiations et par l’anomalie de l’Atlantique
Sud (SAA). Cette orbite est à éviter puisqu’elle expose les composants à des énergies
supérieures à 50 MeV et des flux d’environ 104 particules/(cm².s).
L’effet des neutrons au niveau du sol est démontré sur des MOSFETs de 500 à 600V
par C. Davidson [DAV04] en 2004. Ces tests réalisés à l’accélérateur du TRIUMF, où le
spectre d’énergies des neutrons reproduit est proche de celui au niveau de la mer, montrent
l’apparition de SEB dès 77% de la valeur de la tenue en tension.
Pour d’autres structures, il faut noter que le SEB induit par des neutrons est observé au
niveau du sol par E. Normand et al. en 1997 ([NORM97]) dans des diodes et thyristors
utilisés dans les trains. Le mécanisme d’injection de l’émetteur n’existant pas dans une diode
suggère que le mécanisme de SEB est dominé par la multiplication par avalanche au niveau
de la jonction épitaxie-substrat et est exacerbé dans le MOSFET de puissance par
l’amplification du bipolaire.
Figure 1-25: dépendance du SEB avec la température. Section efficace en fonction de VDS et de la
température pour le MOSFET IR6766 [JOHN92]
58
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
1.6.2 Le SEL et le SEB dans les IGBTs
Comparativement aux MOSFETs, relativement peu de publications existent sur le
phénomène de SEL dans les IGBTs. La principale raison est que ces composants ne sont pas
encore utilisés dans le domaine spatial - les tensions utilisées n'allant guère au-delà de 500V
pour des applications fonctionnant au maximum à 300V - mais uniquement dans les systèmes
avioniques où l’environnement atmosphérique est beaucoup moins sévère (neutrons
majoritairement). A défaut d’une procédure de test normée comme dans le cas des VDMOS et
d’outils de prédiction d’erreurs, les constructeurs utilisent des règles de sécurité importantes
(derating) pour se prémunir contre une éventuelle défaillance. D’autre part, les études
concernent majoritairement l’influence des ions lourds et l’influence des particules légères n’a
que très peu été abordée pour l’instant. Tout un domaine de recherche reste donc en friche…
Bien que plusieurs travaux aient montré que les phénomènes de Latchup et second
claquage pouvaient être provoqués par une radiation ionisante de type flash ou ion lourd (en
particulier en laboratoire [ROUB93B], [DELA95], [DACH95], [SUDR95]), relativement peu
de publications existent sur le sujet de défaillances d’IGBTs de puissance provoquées par
radiations en environnement réel d’utilisation. Les premières observations de destructions
d'IGBTs ont été faites par Rockwell et Boeing en 1992 et 1993 et publiées en 1994 [NICH94].
Il est à noter que cette publication ne donne pas d'explications quant aux causes et
mécanismes de déclenchement responsables de ces défaillances. E. Lorfèvre et al. ([LOR97])
explorent en détails pour la première fois le mécanisme de défaillance des IGBTs du aux
radiations.
En 1997, E. Lorfèvre ([LOR97]) étudie expérimentalement le phénomène de
destruction d’IGBTs 600V par irradiations au californium 252 grâce à un circuit de protection
basé sur la limitation du courant par une forte résistance et une coupure de l’alimentation
ajustable dans le temps. La Figure 1-26 (a) montre une cellule IGBT détruite par un ion lourd.
Il étudie ainsi les formes de courants suivant la tension de polarisation. Des simulations 2D lui
permettent d’observer que le mécanisme d’ionisation par impact n’est pas nécessaire au
déclenchement de la défaillance dans l’IGBT, contrairement au MOSFET [LOR97],
[LOR98]. Cela indique que la mise en conduction et le verrouillage du thyristor parasite
NPNP suffit à détruire l’IGBT et qu’il s’agit donc d’un Single-Event Latchup. Néanmoins, il
observe que l’avalanche favorise le déclenchement du Latchup (à tension VAK fixée, le
latchup arrive plus tôt dans le temps si le modèle d’ionisation par impact est activé). Ses
59
Chapitre 1
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
simulations lui permettent d’autre part de déterminer les zones en surface les plus sensibles au
SEL pour un impact normal à la surface. Comme dans le MOSFET, le canal et la zone
intercellulaire sont les régions les plus sensibles. Il compare enfin le mécanisme de
défaillance par un ion lourd dans trois types d’IGBTs : deux IGBTs à canal N, punch-through
et non punch-through, et un IGBT à canal P non punch-through. Il observe que le mécanisme
est le même dans les trois type d’IGBTs et correspond à celui du Latchup. La structure punchthrough à canal N qu’il a utilisée étant toutefois moins sensible au latchup induit par un ion
lourd comme le monte la Figure 1-26 (b).
La défaillance d’IGBT causée par des particules légères est observée en 1996 et 1997
par D. Oberg [OBER96] et E. Normand [NOR97]. Leurs tests en accélérateur sur des IGBTs
de 600V et 1200V montrent des défaillances induites par des protons d’énergie 150 MeV et
par des neutrons dont le spectre d’énergie est similaire à celui des neutrons atmosphériques
(accélérateur du Laboratoire National de Los Alamos, Weapons Neutron Research (WNR)).
Ces publications font état de ces défaillances mais ne rentrent pas dans l’explication des
mécanismes liés.
(a)
(b)
Figure 1-26: d’après Eric Lorfèvre [LOR98] (a) : Observations microscope d'une défaillance induite
par un ion lourd dans un IGBT (x100). (b) : Simulations du LET seuil SEL en fonction de la position d'impact de
l’ion en surface pour 3 technologies d’IGBT : à canal N PT et NP et à canal P NPT
60
Chapitre 1
1.7
Effet de l’environnement radiatif naturel sur les composants à semiconducteur MOSFET et
IGBT de type planar
Conclusion
Les environnements radiatifs naturels spatiaux et atmosphériques ont été présentés
dans ce chapitre. Ces milieux naturellement radiatifs sont hostiles pour les systèmes
électroniques embarqués puisqu’ils peuvent être la source de défaillances potentiellement
critiques pour le système électrique impacté. Il est donc capital de connaître la sensibilité des
composants électroniques dans de tels environnements. Il existe pour cela divers outils
permettant de reproduire expérimentalement les défaillances liées aux radiations. Les plus
utilisés sont les accélérateurs de particules et les plus récents les lasers. Face aux différences
entre les mécanismes de génération des charges de ces outils et afin de comprendre l'origine
des défaillances observées, nous avons explicité les mécanismes d'interactions entre les ions,
les protons, les neutrons sur la matière d'une part et les photons d'un faisceau laser sur la
matière d'autre part. Le laser permet de générer des paires électron-trou le long d'un parcours
rectiligne comme dans le cas d'un ion, avec néanmoins une profondeur d'interaction bien
supérieure aux ions disponibles en accélérateur ce qui est représente un grand avantage.
Malgré la différence concernant les mécanismes d'interactions et la différence des profils de
traces d'ionisations résultantes, les lasers aussi bien que les accélérateurs créent des paires
électron-trou dans le volume du semiconducteur et permettent d'engendrer des défaillances
dans les composants telles que celles générées par l'environnement radiatif naturel. Ces
défaillances peuvent être le résultat de l'interaction d'une seule particule ou celui de particules
cumulées. Ceux sont respectivement les Single-Event Effects (SEEs) et les effets de dose que
nous avons présentés. Parmi ces effets, le Single-Event Burnout (SEB) et le Single-Event
Latchup (SEL) nous préoccupent particulièrement puisqu'ils se produisent dans les transistors
VDMOS et IGBTs étudiés dans ces travaux. De nombreux travaux ont permis d'appréhender
le sujet par le biais d'expérimentations, de simulations et de modélisations. Pour autant, ces
phénomènes ne sont pas encore entièrement compris et de nombreux travaux d'investigations
restent à faire. Dans cette optique, le laser se pose comme un outil très utile et
complémentaire à l'accélérateur de particules. Ce dernier possède en effet certaines limitations
que nous détaillerons dans le chapitre 2 et qui ont conduit à l'émergence des lasers pour les
tests de SEEs. La validité de cet outil a d’ores et déjà été montrée sur des composants
logiques et analogiques. Nous nous attacherons dans le chapitre 2 à montrer sa pertinence sur
les composants de puissance de type MOSFETs et IGBTs.
61
62
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Chapitre 2 :
2.Développement d’une méthodologie de
détermination de la sensibilité au SEB par test
laser
Les composants électroniques des systèmes évoluant en milieu spatial ou
atmosphérique sont soumis aux divers rayonnements naturels de ces environnements. Ainsi,
afin de garantir au mieux le succès de la mission, la tenue aux radiations de ces composants
doit impérativement être évaluée. Pour ce faire, l'outil expérimental classique et faisant
référence est l'accélérateur de particules. Malgré l'utilité indéniable de cet outil, l'accélérateur
comme n'importe quel outil présente certaines limitations qui font obstacle à l'étude de
certains types de tests SEEs et à la compréhension de certains de ces mécanismes d'erreurs.
Ces dernières années ont ainsi vu l'émergence des lasers pulsés comme outils
complémentaires aux accélérateurs. La validité de ces derniers a d'ores et déjà été démontrée
sur des composants logiques et analogiques. Peu d'études ont en revanche été effectuées sur
les composants de puissance type MOSFETs et IGBTs. Ce chapitre aura donc pour objet de
montrer la validité d'une méthode de test de SEB sur ces composants par laser.
Le chapitre commence donc par présenter les limitations des accélérateurs de
particules pour certaines études SEEs et l'intérêt des lasers pulsés. Après une présentation de
l'installation expérimentale utilisée et des composants testés, les différents résultats sont
exposés et analysés. Ces résultats portent sur la détermination de cartographies laser de
sensibilité, des sections efficaces définissant la sensibilité aux SEB et des aires de sécurité.
Des premiers résultats sur les IGBTs seront de plus donnés.
63
Chapitre 2
2.1
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Les limitations des accélérateurs pour les tests SEE
Les accélérateurs de particules permettent d’irradier un composant à semi-conducteur
dans des conditions de manipulation relativement bien maîtrisées. En effet, les conditions de
polarisation sont contrôlées. D'autre part, la nature et l’énergie de la particule incidente sont
fixées et connaissant la nature du matériau, il est possible de déduire la profondeur de
pénétration et le LET. En outre les flux utilisés peuvent être beaucoup plus grands que les flux
naturels de l’espace ou de l’atmosphère ce qui permet d’augmenter la fréquence d’apparition
d’un évènement.
Cependant, outre les problèmes que la radioprotection pose, le coût et l’accessibilité
aux accélérateurs sont deux paramètres qui limitent les fréquences et les durées de campagne
de test. Avec un coût moyen d’environ 500 euros/h et des réservations à effectuer plusieurs
mois à l’avance, il est donc nécessaire de bien planifier ce type de manipulations.
Par ailleurs, en raison des contraintes liées aux dimensions de la chambre à vide
lorsqu'il y en a une, et du fait que l’environnement du faisceau représente un danger potentiel
pour l’utilisateur et peut perturber les appareils de mesure et de commande, ces derniers
peuvent être éloignés de plusieurs mètres de la carte où se trouvent les composants sous test.
Ainsi, la longueur de câble nécessaire peut engendrer des problèmes de bruit et d’intégrité du
signal, notamment de diaphonie et de réflexion, limitant la fréquence de test au-dessous du
GHz. Les conditions de test sous vide peuvent, d’autre part, être problématiques au regard de
l’échauffement des composants dans des conditions de test en dynamique. Il faut alors mettre
en œuvre des systèmes de refroidissement plus ou moins contraignants qui s’adaptent à la
chambre sous vide et qui ne masquent pas le composant du faisceau. En d’autres termes, la
souplesse d’utilisation n’est pas des plus adaptée pour des tests paramétriques couramment
réalisés dans des laboratoires classiques et qui sont bien souvent nécessaires pour caractériser
de manière complète un composant vis-à-vis des radiations.
Le boîtier du composant sous test représente un obstacle pour la majeure partie des
ions disponibles en accélérateur. Il est donc généralement ouvert par des moyens chimiques
afin de mettre la puce à jour. Cette ouverture est délicate et impose des précautions pour
éviter, d’une part, d’endommager la partie semiconductrice et, d’autre part, l’oxydation des
métallisations de surface lors de la conservation des composants.
64
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Pour les composants du traitement du signal et de l’information où l’épaisseur de la
zone active ne dépasse pas quelques microns par rapport à la surface, la sensibilité aux SEEs
peut être définie uniquement par un LET critique. Par contre, pour déclencher des
phénomènes de type SEB dans les transistors de puissance, la profondeur de pénétration des
particules incidentes dans le silicium doit pouvoir atteindre plusieurs dizaines de microns
puisque les structures sont verticales (cf. chapitre I partie 1.5). Dans ce cas, il est nécessaire
d’avoir des profondeurs de pénétration des particules incidentes du même ordre de grandeur.
Pour un même LET, il suffit d’augmenter l’énergie E de la particule pour augmenter la
profondeur de pénétration comme le monte la Figure 2-1. La difficulté réside dans le fait que
tous les accélérateurs ne disposent pas d’une énergie suffisante permettant d’obtenir de telles
profondeurs de pénétration.
100
dE/dx (Mev/mg/cm²)
95
E1
90
E2
85
80
75
70
0
50
100
150
200
250
Parcours (µm)
Figure 2-1: courbe de LET en fonction du parcours pour des ions plomb d'énergie initiale 29 MeV/A
Les faisceaux de particules issus des accélérateurs possèdent des diamètres de
quelques centimètres. Les puces et circuits électroniques à tester sont donc irradiés de manière
globale. Afin d’obtenir une irradiation sélective, il est possible de collimater le faisceau pour
affiner la zone à irradier mais il n’en reste pas moins que la position d’impact des particules
ne peut être définie au micromètre prés. Ce problème de résolution spatiale rend impossible la
détermination fine de zones sensibles et de la cartographie associée de l’ensemble de la puce.
Par exemple, l'identification des ressources les plus critiques et l’analyse de la propagation de
l’erreur sont impossibles dans le cas de circuits logiques tels que par exemple les FPGA si la
position d’impact de la particule correspondant à l’erreur observée n’est pas connue. En effet,
il est nécessaire de localiser la ressource associée à l’erreur pour pouvoir modéliser les
mécanismes physiques impliqués et concevoir des systèmes de mitigation connaissant les
65
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
ressources responsables d’erreurs critiques. Pour résoudre ce problème, une solution serait
d’utiliser un microfaisceau d’ions lourds avec les contraintes inhérentes (installations rares,
énergies et ranges faibles, choix des particules limité,… (cf. chapitre 1 paragraphe 1.2.3)).
Dans le cas des composants de puissance, cette solution n’est donc pas adéquate.
Il existe aussi un problème de synchronisation. L’instant d’arrivée de chaque ion ne
peut être contrôlé individuellement. Il est donc impossible de déterminer expérimentalement
les phases critiques dans le fonctionnement dynamique d’un circuit. Il est aussi impossible de
réaliser une synchronisation de mesure avec l’instant d’impact d’une particule.
2.2
Intérêt du laser pour l’étude des SEE
Comme cela a été montré dans le premier chapitre, les interactions ion-silicium et
laser-silicium peuvent générer des paires électron-trou malgré des mécanismes physiques
différents. Les ions incidents ionisent directement les atomes de silicium par des interactions
coulombiennes tandis que les photons d’un faisceau laser interagissent avec le silicium par
effet photoélectrique. Dans les deux cas une trace d’ionisation est créée localement dont la
longueur, la répartition spatiale et la répartition temporelle sont comparées dans les
paragraphes suivants.
La longueur du parcours d’un ion est finie puisqu’elle dépend de son énergie ; elle
peut s’étendre de quelques microns à la totalité de l’épaisseur de la puce voire au delà. Malgré
le caractère évanescent de l’onde, on considère que la profondeur de pénétration du faisceau
laser est significative jusqu’à ce que la valeur de l’intensité du faisceau atteigne 37% de
l’intensité initiale. Ce pourcentage correspond à une profondeur égale à l’inverse du
coefficient d’absorption α, ce qui conduit à diviser l’intensité initiale I0 par e (cf. équation 1.5
chapitre 1).
La profondeur de pénétration dépend donc du coefficient d’absorption α qui dépend
lui-même du dopage du matériau et de la longueur d’onde du laser. La Figure 2-2 présente
l’évolution du coefficient d’absorption α pour le silicium en fonction du dopage et pour une
longueur d’onde du faisceau incident de 1,06 µm. Deux remarques peuvent être faites. La
première est que pour des dopages inférieurs à 1018 cm-3, la variation du coefficient α est
moindre. La deuxième remarque est que la variation de ce paramètre dépend du type du
dopage et qu’elle est importante pour des dopages supérieurs à 1018 cm-3. Ces deux remarques
66
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
ont des conséquences sur l’utilisation du laser dans les structures de puissance à semiconducteurs où il existe un empilement de couches semi-conductrices de type et de dopages
différents. Comme cela a été expliqué dans le premier chapitre, les tests laser se font par la
face arrière. Afin d’atteindre la région de faible dopage N- (cf. figure 1.18 chapitre 1), le
faisceau laser doit franchir les couches N+ ou P+ fortement dopées. Dans le cas d’IGBT NPT,
l’épaisseur de ces couches n’excède pas une dizaine de microns, et dans le cas des VDMOS et
des IGBT PT, elle peut atteindre plusieurs centaines de microns. L’intensité initiale du
faisceau doit donc être suffisamment importante. Dans la pratique, des mesures en
transmission de l'énergie laser permettent de s'assurer que le faisceau traverse la totalité de
l’épaisseur de la puce.
Figure 2-2: Évolution du coefficient d’absorption dans le silicium pour une longueur d’onde de 1.06µm
en fonction du dopage (type P ou N)
La Figure 2-3 présente pour différents niveaux de dopage et longueurs d’onde la
distance d=1/α sur laquelle le faisceau perd 63% de son énergie initiale I0. L’ordre de
grandeur des épaisseurs des plaquettes silicium pour les composants de puissance standards
est compris entre 200 µm et 1000 µm au maximum. Il est donc nécessaire de travailler avec
une longueur d’onde permettant de couvrir cette gamme d’épaisseurs. Une longueur d’onde
de 1,064 µm est donc parfaitement adaptée pour réaliser des tests laser par la face arrière (cf.
Figure 2-3). A ce stade, le laser a un avantage sur les accélérateurs puisque ces derniers ne
permettent pas d’obtenir des profondeurs de pénétration aussi élevées et qui pourrait aboutir à
sous-estimer de la sensibilité des composants testés. C’est en outre plus représentatif d’une
67
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
partie importante de la population des ions rencontrés dans l’espace qui ont des LET faibles à
intermédiaires associés à des parcours forts (rayons cosmiques galactiques [BEZ05]).
Figure 2-3: Distance sur laquelle le faisceau laser perd 63% de son énergie initiale, en fonction de sa
longueur d’onde et pour différents dopages (d’après [DAR03])
Les répartitions spatiales et temporelles des dépôts de charges créés par les ions et par
le laser présentent des différences mais peuvent être comparables sous certaines conditions
d'énergie et de durée d'impulsion. Pour un ion, le rayon de la trace d’ionisation peut aller de
0,05 µm jusqu’à quelques micromètres suivant son énergie. Dans le cas du laser, le rayon de
la trace d’ionisation est limité par les lois de la diffraction ; il peut valoir au minimum 1 µm
pour un laser de longueur d’onde 1,06 µm. En termes de répartition spatiale, le laser est donc
plus proche des ions très énergétiques. Malgré les différences de diamètre des traces
d’ionisation qu'il peut exister, elles restent très inférieures aux dimensions des volumes
sensibles des composants de puissance.
La durée d’établissement de la colonne d’ionisation est de quelques picosecondes pour
un ion. Pour les lasers impulsionnels, cette durée est variable et peut aller de quelques
femtosecondes à quelques centaines de picosecondes suivant les installations. Il faut noter que
ces temps restent beaucoup plus courts que les temps de commutation des composants de
puissance qui sont de l’ordre de la microseconde. Dans le cadre d’une étude dynamique (ce
qui n’est pas le cas de nos travaux), la durée du dépôt de charge ne devrait pas poser de
problème majeur.
68
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Comme cela a déjà été dit, les paramètres utilisés pour caractériser les ions incidents et
le faisceau laser sont différents. Pour rappel, l’énergie, le range et le LET définissent les
caractéristiques d’un ion pénétrant dans un matériau et la longueur d’onde, l’intensité I et le
diamètre définissent celles du faisceau laser. Ces différences conduisent naturellement au
problème de l’équivalence énergétique ion-laser. En d’autres termes, il existe un travail à
réaliser avant de pouvoir utiliser le laser pour caractériser de manière quantitative l’impact
d’un ion donné. Différents auteurs se sont penchés sur ce problème complexe (notamment
[POU00], [DAR03], [MIL06]). Ce problème ne sera pas le cœur de notre étude et nous
proposerons simplement une démarche permettant de corréler l'énergie laser au LET des ions
pour les MOSFETs de puissance testés. Peu d'études laser ayant été réalisées par le passé sur
des composants de puissance, nous allons donc montrer que malgré la différence des
mécanismes de générations des charges, le laser peut tout à fait simuler les effets électriques
dus à l’impact d’ions lourds dans les MOSFETs de puissance. Les résultats obtenus à l’aide
de ces deux moyens de tests seront comparés. Ces résultats portent sur la détermination des
sections efficaces, de l’aire de sécurité et de cartographies laser de sensibilité. Les
paragraphes suivant commencent donc par présenter les installations expérimentales puis
définissent ces notions avant d’aborder les résultats proprement dit.
2.3
Présentation de l’installation expérimentale
Dans ce paragraphe, le banc laser utilisé, le circuit de test de SEB ainsi que les
composants testés sont présentés. Le laser a été développé par EADS IW et est utilisé dans les
locaux de Suresnes. Le circuit de test permet de polariser les composants de puissance et
d’observer de manière non destructive le phénomène de SEB. Les composants étudiés sont
des MOSFETs et des IGBTs commerciaux.
2.3.1 Le banc laser
La source laser utilisée est une source Nd:YAG pulsée émettant à une longueur d'onde
de 1064 nm. L’intégralité du banc de test est fibrée afin d’en faciliter l’utilisation et
d’augmenter la sécurité oculaire. L’automatisation des tests laser est rendue possible par le
pilotage par ordinateur de divers éléments. Ces éléments sont :
• Une commande de l’impulsion laser, en mono-coup ou en fréquence,
• Un atténuateur variable permettant de contrôler l’énergie du faisceau,
69
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
• Des platines de déplacements en x-y,
• La carte de test du composant à caractériser (commande de la tension de polarisation
par exemple).
Le chemin optique emprunté par le faisceau laser est le suivant. La source laser fibrée
en sortie émet une impulsion laser suite à une commande du PC de manipulation. Le faisceau
se propage dans une fibre optique jusqu’à un atténuateur variable permettant de régler
l’énergie. Le faisceau atténué est conduit jusqu’à un collimateur, point d’injection du laser
dans la tête du microscope. Une lame semi-réfléchissante permet de renvoyer une partie du
faisceau vers une photodiode. L’autre partie arrive dans un objectif qui la focalise au niveau
du composant électronique à tester. Une caméra CCD, pouvant détecter les longueurs d'onde
dans le visible et l'infrarouge, permet d’observer la surface mise à nue du composant, le
faisceau laser et la surface opposée du composant au travers de l’épaisseur du silicium. Des
platines motorisées permettent de déplacer le composant dans le plan de sa surface (x,y). La
translation de l’objectif suivant l’axe z se fait soit manuellement grâce à une molette
micrométrique graduée, soit automatiquement grâce à une platine motorisée. Il est ainsi
possible de mesurer l’épaisseur des puces testées. Le Tableau 2-1 récapitule les principales
caractéristiques des deux bancs laser et la Figure 2-4 est une photo du banc numéro 2 où sont
indiqués les divers éléments mentionnés précédemment.
Caractéristiques
Banc laser no 1
Banc laser no 2
Longueur d’onde
1064 nm
1064 nm
Proche de 620 ps
Proche de 620 ps
4 µm
2 µm
Energie disponible
8 nJ
45 nJ
Résolution des pas de
déplacements x-y
0,05 µm
0,05 µm
Durée de l’impulsion
laser
Taille du spot au
point de focalisation
Tableau 2-1: principales caractéristiques des bancs laser d'EADS IW
70
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Fibre laser
Collimateur
Caméra IR
Lame semiréfléchissante
Source de
lumière
blanche
Objectifs de
microscope
Platines
motorisées
Figure 2-4: photo du banc laser d’EADS IW
2.3.2 Le circuit de test
Le circuit de test doit permettre la polarisation des structures tests et les protéger lors
du déclenchement d’un évènement. Comme l’étude porte sur le déclenchement de SEB (cf.
chapitre I), la polarisation se réduit uniquement à l’état bloqué. Ce circuit de protection a été
initialement mis en œuvre en 1987 pour tester la sensibilité des MOSFETs au phénomène de
SEB [OBER87] [FIS87]. Il a été légèrement adapté pour étudier les IGBTs. L’une de ses
principale caractéristiques est la limitation en courant afin d’éviter la destruction par
emballement thermique des composants testés. Le circuit est décrit dans la Figure 2-5. Il faut
noter que ce circuit est aussi utilisé pour les tests sous accélérateur.
71
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
V
V supply
(1 MΩ)
(1 nF)
Laser
Particule
(50 Ω)
Figure 2-5: schéma électrique du circuit de test des SEB et SEL pour les MOSFETs et IGBTs
La tension d’alimentation (Valimentation) permet d’ajuster la tension de polarisation VAK
(VDS dans le cas des MOSFETs) à l’état bloqué. La grille est reliée à la masse au travers d’un
filtre RC et non pas à une tension négative comme dans les applications standards afin
d’éviter de favoriser le SEGR dans le cas de tests ions lourds. Il faut noter que dans le cas des
tests laser, il n’existe pas de phénomène de dégradation de la grille et sa polarisation peut tout
à fait être négative. Une résistance Rp de forte valeur (1 MΩ) est placée en série avec
l’alimentation afin de limiter le courant continu fournit à l'interrupteur de puissance dans le
cas d'un déclenchement d'un évènement. Ce courant permet aussi de charger la capacité C1 de
valeur 1 nF. Le rôle de cette capacité est de fournir un courant transitoire permettant
d’observer le déclenchement d’un SEB. Cette capacité doit être dimensionnée de façon à être
suffisamment faible pour ne pas fournir le courant nécessaire à la destruction d’une cellule
mais doit toutefois être suffisante pour détecter le phénomène de Burnout. Sa valeur peut donc
être ajustable à chaque composant. La tension supportée par cette capacité quand elle est
chargée correspond à la tension d'alimentation (Valim) : la tension VAK aux bornes de
l'interrupteur de puissance à l'état bloqué est donc égale à la tension Valim.
Si on considère le composant de puissance comme un interrupteur idéal (et donc
l'ensemble des cellules élémentaires), lorsqu'un SEB est initié suite à une trace ionisante, la
cellule impactée se comporte comme un court-circuit. Le circuit de la Figure 2-5 se réduit
donc à la capacité C1 chargée sous Valim se déchargeant dans la résistance R1 de valeur 50Ω.
La valeur du courant maximum de décharge (IdMax) est donc égale à Valim/R1 et ce courant
diminue de manière exponentielle avec une constante de temps τd égale à R1C1. La tension
aux bornes de la capacité diminue de la même manière. La tension VR aux bornes de la
résistance R1 donne donc une image du courant I de décharge de la capacité. Cette tension
72
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
augmente avec la constante de temps τd de la valeur -Valim (c-à-d -VDS à l'état bloqué) à la
valeur nulle. C'est l'apparition de cette tension qui montre que le transistor de puissance est
devenu conducteur suite à un évènement. La tension VDS passe donc de Valim à 0V de manière
discontinue. Si le phénomène de Burnout était permanent (MOSFET en court-circuit par
exemple), la capacité C1 ne pourrait pas se recharger. En réalité, le Burnout ne peut être
maintenu dans un interrupteur de puissance si le courant est inférieur à une valeur seuil Iseuil.
Ainsi, quand le courant de décharge de la capacité C1 devient inférieur à ce courant Iseuil que
nous allons considérer égal à zéro dans l'idéal (VR=0V), l'interrupteur se ré-ouvre et la
capacité C1 peut alors se recharger à travers la résistance Rp avec une constante de temps τc
égale à RpC1. Le courant maximum de charge IcMax est égal à Valim/Rp. Au moment de la
charge, la tension VR devient brusquement positive à la valeur très faible R1Valim/Rp et
diminue exponentiellement jusqu'à zéro avec la constante de temps τc. La tension VDS
remonte à la tension Valim avec cette même constante de temps. Cette dernière a pour valeur
1ms et τd a pour valeur 50ns. La Figure 2-6 représente les chronogrammes des formes d'ondes
en tension et en courant pour ce cas idéal où l'interrupteur est considéré comme un courtcircuit et où le courant Iseuil est égal à zéro. Dans ce cas idéal, la mise en conduction de
l'interrupteur de puissance est instantanée et la résistance à l'état passant est nulle.
Dans le cas non idéal, il existe un temps d'établissement de la mise en conduction du
composant de puissance et une résistance à l'état passant non nulle. Ces deux derniers
paramètres sont très complexes à estimer mais au premier ordre, ils peuvent exprimer
l'intensité du déclenchement du SEB. Le courant de décharge de la capacité C1 s'établit
progressivement suivant le temps de mise en conduction du composant de puissance jusqu'à la
tension VR rejoigne sa courbe théorique. Par conséquent, le minimum atteint par la tension VR
est supérieur à -Valim : plus le temps d'établissement du courant sera faible, plus la tension VR
sera faible. La capacité C1 se décharge donc avec une constante de temps supérieure au cas
idéal et égale à (R1+RMOS)C1 où RMOS correspond à la résistance à l'état passant de la cellule.
La tension VDS diminue jusqu'à une valeur correspondant à la chute de tension à l'état passant
du transistor de puissance avant de remonter très lentement à la valeur Valim. La Figure 2-7
représente les formes d'ondes associées aux différentes tensions dans ce cas non idéal.
73
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
600
Tensions (V)
400
200
Vc1
0
Vr
Vds
-200
-400
-600
-2,0E-07
0,0E+00
2,0E-07
4,0E-07
6,0E-07
8,0E-07
1,0E-06
1,2E-06
1,4E-06
Temps (s)
Alim
Rp
Vr R1
Vc1
Vc=VDS
R1
Vr=VC
Figure 2-6 : formes d'ondes des tensions Vc, Vds et Vr dans le cas idéal
600
Tensions (V)
400
Vc1
200
Vr
0
Vds
-200
Vr théorique
-400
-600
-1,0E-07
0,0E+00
1,0E-07
2,0E-07
3,0E-07
Temps (s)
VdsON RMOS
Vc1
Vr R1
Vr + VdsON=VC
Figure 2-7 : formes d'ondes des tensions Vc, Vds et Vr dans le cas non idéal
74
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Pour les IGBTs testés en revanche, le circuit de protection s'est avéré inefficace et les
tests ont donc été destructifs que ce soit en laser ou en accélérateur. Cela peut s'expliquer par
l'importance de la densité de courant qui traverse une seule cellule lors d'un évènement. Cette
densité de courant est en effet très supérieure à celle circulant dans une des cellules des MOS
puisque d'une part, la taille des cellules de ces IGBTs est deux fois plus petite que celles des
MOS testés et que d'autre part, le mécanisme du Latchup entraine des densités de courants
supérieures à celles engendrées par un Burnout (en particulier lorsque le courant est très
fortement limité et que le taux d'avalanche est par conséquent relativement faible). Afin de
tenter de limiter ces densités de courants, nous avons supprimé la capacité extérieure de 1 nF
sur le circuit de test. Cela a permis d'observer des évènements non destructifs sur la référence
d'IGBT 600V jusqu'à une polarisation d'environ 400V, les évènements étant au-delà
destructifs. Les tests sont en revanche restés destructifs sur la référence d'IGBT 1200V.
MOSFET / IGBT
sous test
Ouverture dans le
contact de drain pour
le faisceau laser
Figure 2-8 : photo de la maquette de tests de SEB utilisée pour le banc laser
La Figure 2-8 montre la maquette de test utilisée avec le banc laser présenté dans le
paragraphe précédent 2.3.1. Pour les tests ions lourds en accélérateur, une autre maquette a été
conçue. La Figure 2-9 est une photo de la maquette de test utilisée au GANIL et à l’UCL
[BIN06]. La carte peut supporter six MOSFETs en même temps. L’avantage d’avoir plusieurs
composants sur une même maquette est l’économie du temps d’accès à la salle d’irradiation
pour changer le composant dans le cas du GANIL, ou du temps mis pour rompre et refaire le
vide dans l’enceinte à vide dans le cas de l’UCL. Ces temps peuvent représenter une partie
importante du temps de faisceau total s’il y a beaucoup de changements de composants à
effectuer.
75
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Tous les composants sont polarisés à la même tension ; si l’un ou plusieurs d’entre eux
entrent en court-circuit, de façon temporaire ou définitive suite à une défaillance, le circuit est
tel que la polarisation des autres MOSFETs reste constante (grâce à la forte résistance de
protection). Le faisceau de l’UCL est fixe et permet d’irradier chaque composant tour à tour.
Le faisceau du GANIL en revanche balaie horizontalement la carte de test. Pour cette raison,
des caches en laiton motorisés ont été insérés afin de protéger ou bien exposer les composants
sous test. L’ensemble est piloté à distance et il est possible de visualiser les composants via
une caméra dans la salle d’irradiation ou un hublot dans l’enceinte à vide.
MOSFET
Cache motorisé
Figure 2-9: maquette pour les tests ions lourds des MOSFETs
2.3.3 Caractéristiques et préparation des composants pour les
tests SEEs
L’étude a principalement été réalisée sur des MOSFETs commerciaux de 500V de
conception hexfet et MDmesh (type superjonction ou semi superjonction, cf. chapitre I.4) et a
été complémentée par un MOSFET de 1 kV. Deux références d’IGBTs PT ont été testées de
600V et 1200V.
Afin d'obtenir un maximum d'informations sur les caractéristiques physiques et
géométriques, un "reverse engineering" a été effectué sur chacun de ces composants dans la
centrale technologique du LAAS. Les boîtiers en époxy (type TO220) ont été supprimés à
l'aide d'une solution de H2SO4 à 96% chauffée à 200°C. Le contact de cuivre face en arrière a
été dissous grâce à une solution contenant du HCl, H2O et de l'eau déminéralisée en
proportions égales. Enfin, une solution de HF (40mL), K2Cr2O7 (0,88g) et H2O (20mL) sur les
76
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
puces clivées suivie d'un bain à ultrasons a permis de révéler les jonctions. Le Tableau 2-2
récapitule les principales données concernant les composants testés. La Figure 2-10 montre
des photos prises au microscope électronique à balayage de la coupe des puces de l'IGBT 2 et
du MOS 1. Les jonctions N/P+ et N-/N+ sur les figures (a) et (b) respectivement sont
clairement marquées, ce qui permet de délimiter l'épaisseur des couches épitaxiées.
Nom et
type
MOS 1
MOS 2
MOS 3
MOS 4
MOS 5
IGBT 1
IGBT 2
Technologie
Hexfet
classique
Stripfet type
superjonction
Hexfet
classique
Stripfet type
semisuperjonction
Hexfet
classique
PT
PT
VBR
Taille Népi
(µm)
Epaisseur
de la puce
(µm)
Surface
active
(mm²)
Nombre de
cellules
500 V
50
430
6
3200
500 V
50
390
8,7
-
500 V
45
430
9,1
9300
500 V
-
-
-
-
1 kV
100
475
7
4800
600 V
1200 V
140
400
-
-
Tableau 2-2 : Principales caractéristiques des composants testés
Face arrière
Face
arrière
P+ (anode)
N+ (drain)
400µm
50µm
140µm
Népi
Face avant
Face avant
(a)
(b)
Figure 2-10 : images MEB des coupes (a) de la puce d'IGBT 2 et (b) du MOS 1 après révélations
chimiques
77
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Puisque le faisceau laser est réfléchi par les métallisations de la face avant, l’injection
des charges dans la puce doit se faire au travers d’une ouverture pratiquée dans le contact de
drain en face arrière comme le schématise la Figure 2-11.
Une partie du cuivre constituant le contact de drain et possédant une épaisseur
d’environ 2 mm doit être supprimée mécaniquement grâce à une machine utilisant des forets
millimétriques (machine ASAP). La dimension minimale de l’ouverture réalisable à l’aide de
ce procédé est de 3x3 mm². C’est cette dimension que nous avons choisie. Cette technique
permet d’arrêter l’usinage de manière relativement précise à l’interface cuivre-silicium
(imprécision de l'ordre de la trentaine de microns). Cependant, afin d’éviter des problèmes de
réflexion du faisceau laser, le silicium doit posséder une surface de faible rugosité et doit donc
être poli à l’aide d’un foret adapté. Cette étape entame environ 30 µm du silicium. La
profondeur totale d’usinage dans le silicium varie de manière contrôlée et peut atteindre
plusieurs dizaines à quelques centaines de microns. Dans le cas de tests en accélérateur où les
ranges sont limités, ce contrôle de la profondeur d’usinage permet de diminuer l’épaisseur du
substrat N+ de manière à localiser le point d’impact des ions lourds. Cette opération n’altère
pas la fonctionnalité électrique du composant puisque la couche N+ assure simplement la
tenue mécanique de la puce de MOS. Des tests électriques sont quoiqu'il en soit
systématiquement réalisés avant et après ouverture. Ce type de mesures ainsi que des
simulations reportées dans [MIL06B] n'ont montré aucune différence sur les caractéristiques
électriques suite à une ouverture en face arrière.
La Figure 2-12-a montre le cas d’un IGBT NPT où la difficulté de la méthode vient de
la technologie du composant. En effet, comme décrit dans la partie 1.5.2 du chapitre 1, les
technologies Non Punch-Through (NPT) et Soft Punch-Through (SPT ou Field Stop)
présentent une couche dopée P+ en face arrière appelée anode transparente, et dont l’épaisseur
est de l’ordre de quelques microns. Cette couche joue un rôle dans le fonctionnement de
l’IGBT - elle assure la conduction bipolaire - elle ne peut donc être supprimée. L’ouverture
des composants se faisant par micro-usinage et l’étape de polissage étant nécessaire pour les
tests laser, la couche d’anode P+ a toutes les chances d’être supprimée sur les dimensions de
l’ouverture pratiquée. Pour cette raison, seuls des IGBTs de type Punch-Through présentant
une épaisse couche P+ coté collecteur ont été choisis pour le test laser.
Cette méthode présente l’avantage d’être relativement facile d’utilisation et donne un
taux de composants défaillants assez faibles (1 pour 10, suivant l’habileté de l’opérateur). Une
ouverture en face avant se fait chimiquement et est beaucoup plus fastidieuse suivant la
78
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
composition de l'époxy du packaging. Elle est d'autre part très délicate car les divers niveaux
de métallisations ainsi que les bondings se trouvent en face avant.
Ouverture
Figure 2-11: photo d'un MOSFET 500V (IRF830A) ouvert en face arrière. Les dimensions de
l’ouverture sont de 3x3 mm²
b- IGBT PT
a- IGBT NPT
Grille
Emetteur (Cathode)
n p
p+
Grille
Emetteur (Cathode)
n p
p+
n drift
n drift
Substrat p+
p+
400µm
10µm
Collecteur
(Anode)
Collecteur
(Anode)
Suppression partielle
du contact face arrière
Figure 2-12: schémas des structures d'IGBT NPT et MOS vertical et de l’ouverture face arrière
2.4
Résultats expérimentaux et analyses
Ce paragraphe porte sur l’analyse des résultats expérimentaux effectués à l’aide du
laser et de l’accélérateur sur les composants de puissance définis précédemment. L’analyse
porte sur les cartographies de la sensibilité au SEB d’une puce de MOS, sur la détermination
des sections efficaces et de l’aire de sécurité. Ces différents résultats permettent de définir la
sensibilité des composants de puissance vis-à-vis des radiations. Les résultats obtenus en
accélérateur seront comparés à ceux obtenus en laser afin de montrer la validité de ce dernier
sur les MOSFETs de puissance. Les notions de cartographie, de section efficace et de SOA
vont donc être définies dans un premier temps.
79
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
2.4.1 Définitions d’une cartographie laser, des sections efficaces
et de la SOA
2.4.1.1 Cartographies laser
L’un des avantages du laser est la maîtrise du point d’impact du faisceau dans le temps
et dans l’espace. En contrôlant la position du faisceau laser par rapport au composant, il est
possible de déterminer quelles sont les zones sensibles aux SEEs d’un composant. Une
cartographie de ces zones sensibles peut alors être établie en fonction de l’énergie du faisceau
incident ou de la tension de polarisation.
Le laser balaie la surface du composant avec un pas d’incrémentation ∆X et ∆Y. Une
impulsion laser est envoyée pour chaque position et la réponse électrique du composant est
observée sur un oscilloscope. Le système est automatisé et les données peuvent être analysées
à l’aide d’un PC. Pour une position donnée, l’énergie du laser ou bien la tension de
polarisation peuvent être ajustées jusqu’à obtenir le déclenchement d’un évènement à partir
d’une impulsion. Cette méthode permet de réaliser une cartographie de type « seuil » en
énergie laser ou en Vds. Il est à noter que la précision de la cartographie dépend du pas de
déplacement ainsi que de la taille du spot laser.
Laser
Ouverture partielle
du contact de cuivre
Contact de drain
en face arrière
Platines de
déplacement
Y
X
Figure 2-13: principe du test laser par face arrière
80
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Sensibilité maximum
Sensibilité minimum
Spot laser
Figure 2-14: schématisation du principe d'une cartographie laser
2.4.1.2 Section efficace
La sensibilité d’un composant aux SEEs est décrite par une courbe appelée courbe de
section efficace représentée Figure 2-15. Cette courbe représente la surface sensible du
composant (en cm²) en fonction d’un des paramètres des conditions expérimentales, les autres
étant constants. Classiquement, pour des tests ions lourds, la sensibilité est mesurée en
fonction du LET des ions incidents pour une tension de polarisation donnée. Pour les
composants de puissance qui supportent une large plage de tensions (de la centaine de volts à
quelques kV), il est intéressant de définir la sensibilité du composant en fonction de la tension
de polarisation VDS pour un LET donné. Dans le cas de tests protons ou neutrons, le LET des
ions de recul (cf. chapitre 1) n’est pas accessible et la section efficace se définie avec l’énergie
des protons ou neutrons incidents. Quant aux tests laser, ils permettent de tracer deux types de
sections efficaces qui sont soit fonction de la tension VDS, soit de l’énergie laser incidente.
Pour des tests sous accélérateur, la section efficace, notée σ, est définie par la relation
suivante où la fluence est le nombre de particules reçues par cm² pour la durée d’irradiation :
σ [cm² ] =
nombre d ' évènements SEEs
fluence [ particules / cm² ]
Eq. 2-1
Pour des tests laser, la section efficace d’un composant peut être extraite des
cartographies de sensibilité en seuil. En effet, la définition de la section efficace renvoie à la
notion de surface sensible du composant. Il est donc possible de tracer la courbe de section
81
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
efficace en fonction de la tension de polarisation ou en fonction de l’énergie laser (en réalisant
alors des cartographies à plusieurs énergies laser).
Afin de pouvoir comparer la sensibilité de différentes technologies, il est pratique de
donner des valeurs de section efficace normalisées par rapport à la surface active des puces
dans le cas de MOSFETs.
La Figure 2-15 montre un exemple de l'évolution de la section efficace en fonction du
LET ou d'une tension de polarisation. Deux valeurs peuvent être définies :
•
la section efficace à saturation (σsat) qui correspond à la valeur asymptotique atteinte
pour de forts LETs ou de fortes tensions de polarisation. Cette valeur représente la
surface sensible maximale du composant. Elle peut être égale à la surface totale de la
puce ou même être supérieure dans le cas d'évènements multiples (MBU, MCU etc. cf.
chapitre 1 paragraphe 1.4.1).
•
le LET seuil (ou la tension VDS seuil) de déclenchement d’un SEE. Cette valeur
correspond à la valeur minimale du déclenchement d'un évènement.
SEE section efficace (cm²)
1,E-01
σsat
1,E-02
1,E-03
1,E-04
LETth ou VDS th
1,E-05
0
10
20
30
LET (MeV.cm²/mg) ou VDS (V)
40
50
Figure 2-15: courbe de section efficace typique en fonction du LET ou de VDS
Dans le cas des composants du traitement du signal et de l'information où les
profondeurs des zones actives sont faibles, il est pratique de définir le LET effectif (Eq. 2-2).
En effet, comme le schématise la Figure 2-16, la création d’un angle θ entre le composant
sous test et le faisceau incident augmente le parcours de la particule dans le volume sensible
dans le cas où ce dernier est plus large que profond. Le LET effectif correspond à une
augmentation fictive du LET de l’ion incident et permet d’accroître la quantité de charges
82
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
déposées sans changer l’énergie de l’ion utilisé. Cette "astuce" n'est toutefois plus valable
dans le cas de transistors de puissance puisqu'ils ont des volumes sensibles plus profonds que
larges. Différents tests sous accélérateurs ont par ailleurs confirmé ce résultat (cf. chapitre I
partie VI.1).
Particule incidente
θ
Leff = LET / cos θ
d/cosθ
Qd = Leff ⋅ d
d
Eq. 2-2
Volume sensible
Figure 2-16: effet de l’inclinaison sur la charge déposée et le LET : le LET effectif
2.4.1.3 Aire de sécurité (SOA)
L’aire de sécurité ou SOA (pour Safe Operating Area) désigne la zone de
fonctionnement électrique autorisé dans le plan courant-tension de sortie d'un composant
semiconducteur. Elle est définie à partir de la puissance maximale que peut supporter la
structure.
Pour le domaine des radiations, la notion de SOA inclue d’autres paramètres. Pour les
composants de puissance type MOSFET et IGBT, elle est définie uniquement à l’état bloqué
et pour des tensions où aucun évènement destructif de type SEB ou SEL ne peut être
déclenché. Par exemple, sur la courbe de section efficace Figure 2-15, la SOA correspond à la
plage de tensions comprises entre 0V et VDS seuil.
Pour nos travaux, nous avons défini la SOA pour une tension de grille de 0V. Une
polarisation négative de la grille ne changerait pas la valeur de la SOA relative au SEB,
cependant le phénomène de SEGR serait favorisé, en particulier lors de tests en accélérateurs.
2.4.2 Résultats des cartographies laser
Grâce à la maîtrise de la position d'impact de l'impulsion laser et à l'automatisation du
banc, il est possible de sonder la sensibilité d'une puce sur une surface définie et de réaliser
des cartographies de sensibilité en seuil. Le principe a été présenté dans le paragraphe 2.4.1.1.
Les composants cartographiés sont le MOS 1 et le MOS 2 dont les caractéristiques principales
83
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
sont dans le Tableau 2-2. Nous allons maintenant présenter les résultats obtenus sur des
MOSFETs de 500 V et 1 kV.
La taille du faisceau laser au point de focalisation est de 4 µm et le pas de balayage de
2 µm. La zone cartographiée a une dimension de 100x100 µm² et est située
approximativement au centre de la puce. Ces cartographies sont réalisées en énergie laser
seuil pour des polarisations en inverse de 480V pour le MOS 1 et le MOS 2. La Figure 2-17
montre les cartographies ainsi réalisées pour les deux types de technologies. Sur ces
cartographies ont été superposées une photo de la topologie de la face avant des composants
correspondants afin de relier la sensibilité des différentes zones à l’architecture des puces.
Dans les deux cas, le design des composants est retrouvé grâce à la cartographie laser et les
zones les plus sensibles aux SEB correspondent au canal et à la zone n épitaxiée sous la grille
(les zones roses et rouges sur la Figure 2-17-a et bleu clair à blanc sur la Figure 2-17-b). La
zone la moins sensible correspond à la prise p+ se trouvant sous le contact de source (zones
bleues et vertes sur la Figure 2-17-a et bleu foncé à noir sur la Figure 2-17-b) puisqu'elle
demande une impulsion laser d'énergie plus importante pour provoquer un SEB. Ces résultats
sont tout à fait en accord avec les résultats des simulations numériques de la littérature (cf.
chapitre I partie VI.1).
Énergie laser
(nJ)
Plus
sensible
Moins
sensible
Énergie
laser (nJ) :
Plus
sensible
50µm
Moins
sensible
Canal
10µm
Plug
p+
(a)
(b)
Figure 2-17: superposition de la cartographie laser face arrière et de la photo de sa face avant
correspondante pour (a) le MOS 1 (b) le MOS 2
La Figure 2-18 montre la cartographie en tension seuil du MOS 5 (1kV). L'énergie
laser est fixée à une valeur de 3,4nJ. La cartographie de sensibilité obtenue est cohérente avec
les résultats précédemment observés sur des MOS de structure hexfet où on retrouve la
topologie du design et la zone intercellulaire comme la plus sensible. Cependant pour ce
dernier point, la cartographie est plus précise puisqu'elle permet d'observer la diminution de la
84
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
sensibilité au SEB au centre de la région intercellulaire (zones bleues au sein des zones noires
sur la figure). Cette précision accrue est due au fait que le diamètre du faisceau au point de
focalisation ainsi que le pas de balayage sont plus fins (2 µm et 0,5 µm respectivement). La
diminution de la sensibilité peut s’expliquer par une baisse de l’efficacité de la collection des
porteurs par une cellule puisque les charges générées se répartissent de manière quasiment
équitable entre les cellules adjacentes. Ce qui a pour conséquence d'élever les seuils de
déclenchement d'une cellule. A. Haran a également observé ce phénomène avec un
microfaisceau d’ion argon sur un MOSFET de 400V [HAR07].
Tension
Vds seuil :
Région
intercellulaire
Prise p+
Canal
Figure 2-18: MOSFET 1 kV : cartographie laser en tension Vds seuil pour une énergie laser fixe de
3.4nJ
2.4.3 Comparaison des sections efficaces obtenues par laser et
accélérateur
Comme nous l'avons vu dans le paragraphe 2.4.1.2, la section efficace d’un composant
peut être extraite des cartographies laser en seuil et des tests en accélérateur. Afin de pouvoir
comparer les résultats obtenus, les sections efficaces ont été déterminées en fonction de la
tension de polarisation. Dans les composants de puissance verticaux à l'état bloqué, les zones
sensibles se trouvent principalement dans le volume du semiconducteur. Il est donc nécessaire
que les traces d'ionisation traversent toute la région épitaxiée. Si le laser ne pose pas de
problème pour y accéder, il est nécessaire de choisir des ranges élevés pour les tests sous
accélérateur. Puisque nous voulons tracer les sections efficaces en fonction de la tension de
polarisation, il faut être sûr que les autres paramètres n'ont pas d'influence sur le
déclenchement. C'est la raison pour laquelle l'énergie laser choisie est élevée et les LETs des
ions importants. Ainsi, le laser a une profondeur de pénétration supérieure à 400µm et une
énergie de 6nJ et l'ion lourd utilisé est le plomb qui possède un LET de 72 MeV.cm²/mg, un
85
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
range de 258 µm et une énergie de 5 GeV (tests réalisés au Grand Accélérateur National
d'Ions Lourds à Caen).
Comme nous l'avons précisé précédemment, le faisceau laser pénètre par la face
arrière des composants. Par contre, les ions lourds peuvent, en fonction du choix des
conditions de manipulation, pénétrer dans le cristal par la face avant ou par la face arrière. Il
est donc nécessaire de montrer que cette dernière condition n'a pas d'influence sur les sections
efficaces puisque le principal étant que les traces ionisantes traversent la région épitaxiée.
Pour ce faire, nous avons donc comparé des résultats de tests ions lourds face avant avec des
résultats face arrière. Pour cette dernière configuration, afin d'être sûr de traverser la zone
épitaxiée, les puces ont été amincies de 200 µm et 300 µm en supprimant une partie du
substrat (hors épitaxie). La Figure 2-19 montre les valeurs de sections efficaces obtenues pour
les tests face avant et face arrière amincie pour le MOS 3. L'allure générale des variations de
la section efficace est identique pour les trois configurations de tests et les valeurs de la
section à saturation et de la tension de seuil de déclenchement de SEB sont les mêmes. Il faut
noter que pour ces dernières tensions qui sont symbolisées par des points et une flèche vers le
bas, aucun évènement n'a été observé pendant la durée de l'irradiation. Cependant, afin de
pouvoir représenter ces sections efficaces de valeur nulle sur une échelle log, on considère
qu'au maximum un évènement a eu lieu pour la fluence reçue par le composant.
La conclusion de ces résultats est que le sens de pénétration des ions par la face avant
ou par la face arrière du MOS n'a pas d'influence et il est donc possible de comparer
simplement des irradiations laser et ions lourds dans ce cas d'étude.
Section efficace (cm²)
1,E-01
1,E-02
face avant
amincissement de 200µm
amincissement de 300µm
1,E-03
1,E-04
0
100
200
300
400
500
Tension drain-source (V)
Figure 2-19 : section efficace du MOS 3 obtenue avec des ions lourds pénétrant par la face avant et la
face arrière
86
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Des tests ions lourds et laser ont donc été effectués sur 3 MOS 500V (MOS1, 2 et 3) et
les résultats sont donnés sur les Figure 2-20, Figure 2-21 et Figure 2-22. Les tensions seuil de
déclenchement obtenues par les deux moyens de test sont identiques pour chaque composant.
Les valeurs des sections efficaces à saturation pour le MOS 3 sont très proches dans les deux
cas. Pour des tensions plus faibles, l'écart observé peut provenir de l'extrapolation de la
cartographie laser réalisée sur une dimension de 100x100 µm² à l'ensemble de la puce. D'autre
part, une partie de cet écart de mesure peut provenir de l'évaluation de la surface ouverte dans
le cas d’une ouverture chimique en face avant pour les tests ions lourds. Sur les MOS 1 et 2,
les mesures ions lourds se limitent à des tensions de polarisation faibles car ces composants se
sont montrés très sensibles au phénomène de SEGR (cf. paragraphe 2.4.6). La conclusion de
cette étude est que les tests laser forte énergie permettent d'obtenir des sections efficaces
semblables à celles obtenues aux tests en accélérateur avec des ions de forts LET et forte
pénétration. Cette conclusion conforte l'intérêt de l'utilisation du test laser.
Section efficace (cm²)
10 -1
10 -2
ions lourds forts LET & range
laser forte énergie
10 -3
10 -4
0
100
200
300
400
500
Tension drain-source (V)
Figure 2-20: section efficace en fonction de Vds pour le MOS 3 (500V). Superposition des mesures
expérimentales laser et ions lourds
87
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Section efficace (cm²)
10 -1
10 -2
ions lourds forts LET & range
laser forte énergie
10 -3
10 -4
0
100
200
300
400
500
Tension drain-source (V)
Figure 2-21:section efficace en fonction de Vds pour le MOS 2 (500V). Superposition des mesures
expérimentales laser et ions lourds
Section efficace (cm²)
10 -1
10 -2
ions lourds forts LET & range
laser forte énergie
10 -3
10 -4
0
100
200
300
400
500
Tension drain-source (V)
Figure 2-22: section efficace en fonction de Vds pour le MOS 1 (500V). Superposition des mesures
expérimentales laser et ions lourds
Les courbes de section efficace donnant la sensibilité au SEB des MOS peuvent aussi
être tracées en fonction du LET des ions ou de l'énergie laser. Dans ce cas, la tension de
polarisation reste fixe. La Figure 2-23 et la Figure 2-24 représentent les sections efficaces du
MOS 1 déterminées par des ions lourds et par le laser respectivement et pour différentes
tensions de polarisation. L'accélérateur utilisé est celui de l’Université Catholique de Louvain
La Neuve (UCL), les caractéristiques des ions sont données dans le Tableau 2-4 du
paragraphe 2.4.4. Les ions possèdent un range très supérieur à la taille de l'épitaxie (de 92 à
199 µm) et les tests sont réalisés en face avant. Les tests laser sont quant à eux toujours
réalisés en face arrière et la courbe est extraite d'une cartographie laser en énergie seuil.
88
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
La Figure 2-23 montre que la section efficace qui représente la surface sensible du
composant diminue avec la tension. Cela est cohérent avec la diminution du champ électrique
qui entraine une plus faible multiplication des porteurs par impact et donc une plus faible
efficacité des charges déposées à mesure que la tension baisse.
La comparaison des deux figures montre que les courbes ont globalement la même
allure, c'est-à-dire qu'elles tendent vers une saturation pour les plus fortes valeurs de LET et
d'énergie laser et vers une valeur de LET seuil et d'énergie laser seuil de déclenchement du
Burnout pour les plus faibles valeurs de ces paramètres. Pour les mesures laser réalisées à une
tension de 480V (cf. Figure 2-24), la section efficace atteint la valeur à saturation pour une
énergie d'environ 4 nJ. La surface représentée par la section efficace vaut alors la surface
totale de la puce, soit 0,06 cm². Pour les mesures ions lourds (cf. Figure 2-23), cette dernière
valeur n'est pas atteinte, soit que les tensions (350V et 450V) ne le permettent pas, soit que les
valeurs de LET sont trop faibles. La courbe laser définie assez nettement la valeur d'énergie
laser seuil qui est d'environ 1,5 nJ à 480V. Sa précision dépend du pas d'incrémentation en
énergie choisi pour la cartographie. Pour les courbes ions lourds, la précision sur la mesure du
LET seuil dépend principalement des valeurs de LET disponibles. Ainsi, à 350V, la valeur du
LET seuil est comprise entre 3,3 et 10,1 MeV.cm²/mg et est inférieure à 3,3 MeV.cm²/mg à
450V.
Le laser permet donc de définir la section efficace d'un VDMOS en fonction de
l'énergie laser de manière assez précise et relativement rapide en comparaison de tests en
accélérateur (le changement d'énergie est immédiat et n'est restreint que par la valeur
d'énergie maximum). Néanmoins, un travail de corrélation entre le LET des ions et l'énergie
du laser reste à faire pour pouvoir exploiter pleinement ce type de section efficace. Une telle
démarche sera proposée plus en amont dans le chapitre (cf. paragraphe 2.4.5).
En conclusion de cette partie, la comparaison des résultats obtenus par les tests laser et
les tests ions lourds montre que les sections efficaces sont comparables. Nous allons donc
étudier de manière plus précise la SOA.
89
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
1,E-01
section efficace (cm²)
1,E-02
1,E-03
Vds=450V
Vds=350V
1,E-04
1,E-05
1,E-06
0
5
10
15
20
25
30
35
40
LET (MeV/mg.cm²)
Figure 2-23: section efficace en fonction du LET des ions pour le MOS 1 (BV=500V)
1,E-01
section efficace (cm²)
1,E-02
1,E-03
Vds=480V
1,E-04
1,E-05
1,E-06
0
1
2
3
4
5
6
7
8
Energie laser (nJ)
Figure 2-24: section efficace en fonction de l'énergie laser pour le MOS 1 (BV=500V)
2.4.4 Comparaison des SOA obtenues par laser et accélérateur
Des mesures de SOA ont été réalisées dans les mêmes conditions de manipulation que
pour le paragraphe précédent, à savoir un laser à forte énergie et des ions lourds traversant la
zone épitaxiée. Nous étudierons de plus l'influence du LET et de l'énergie laser sur la
sensibilité. Il faut noter que les mesures de SOA dans le cas du laser ne se sont pas déduites
des courbes de sections efficaces mais sont obtenus par une méthode complémentaire
permettant d'obtenir directement la SOA en s'affranchissant du temps d'acquisition d'une
cartographie.
90
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Les mesures de SOA par laser se font de la manière suivante : le laser est positionné à
la verticale du canal ou de la région intercellulaire (les zones les plus sensibles, cf. paragraphe
2.4.2) grâce à une caméra infrarouge. L’énergie laser minimale déclenchant un SEB est
recherchée sur la gamme de tensions de polarisation s'étalant de 0V à la tension inverse de
claquage BVDSS. Les courbes recherchées vont donner l'énergie laser seuil d'un
déclenchement de SEB en fonction de la tension de polarisation. La Figure 2-25 montre les
résultats obtenus pour le MOS 3 (500V) où les SEB apparaissent à partir d'une tension de
90V. Cette tension délimite très clairement la SOA du composant. Même en augmentant
l'énergie du laser d'un facteur trois, aucun déclenchement n'apparaît en dessous de cette
tension. Nous tenons à rappeler que cette valeur est la tension minimale pour déclencher un
SEB mais qu'elle ne donne aucune information sur la qualité de ce déclenchement. Il faut
d'autre part rappeler que les points avec les flèches sur les figures ne correspondent pas à des
mesures réelles mais à un symbole stipulant un non-évènement. Plus la tension inverse de
polarisation augmente, plus l'énergie laser minimum nécessaire à un déclenchement diminue.
Ceci est dû au fait que la zone de charge d'espace s'élargissant avec l'augmentation de la
tension, les charges déposées susceptibles d'être collectées par la base du transistor parasite
Energie laser seuil de SEB (nJ)
NPN sont plus importantes et sont en outre multipliée en plus grand nombre.
10
8
6
4
2
0
0
100
200
300
400
500
Tension de polarisation VDS (V)
Figure 2-25: LET minimum déclenchant un SEB en fonction de la polarisation VDS pour un MOSFET
500V classique de type hexfet
Tout en gardant la même méthode de mesure, il est aussi possible de représenter la
SOA sur une courbe donnant l'amplitude de la chute de tension survenant sur le drain du
VDMOS lors du déclenchement d'un évènement en fonction de la tension de polarisation. Les
variations de la tension drain-source sont mesurées directement au moyen d'une sonde haute
tension. Il est à noter que ce dernier type de mesure n'est pas possible en accélérateur en
91
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
raison de la longueur très limitée du câble de la sonde. Son impédance étant de 1 MΩ, le câble
ne peut être prolongé par plusieurs BNC classiques d'impédance 50Ω sans altérer le signal de
façon conséquente. Pour ces mesures, l'énergie laser peut être gardée constante et d'une valeur
importante ou bien ajustée au seuil de déclenchement d'un évènement. La valeur de l'énergie
tant qu'elle est supérieure au seuil ne modifie pas l'amplitude ni la forme du signal de VDS si
l'évènement déclenché est un Burnout. Ce n'est en revanche pas le cas lorsque la tension est
devenue trop faible pour provoquer un SEB et que l'évènement déclenché est un courant
transitoire. Ce dernier point est un autre moyen de détecter la SOA. La Figure 2-26 présente
les résultats de SOA pour le MOS 5 (1 kV) sous cette représentation. En dessous d'une
polarisation de 150V, aucun Burnout n'est déclenché et seuls des courants transitoires (ou
Transient) sont observés. Cette tension définie la SOA du composant. Le passage
d'évènements de type Transient à des évènements de type Burnout est marqué par une brusque
variation de l'amplitude de la tension VDS. En effet, lors d'un Burnout, la circulation des deux
types de porteurs permet de moduler la conductivité de la cellule et peut donner lieu à une
résistance à l'état passant extrêmement faible. La tension VDS(ON) qui en résulte peut donc être
de même très faible ce qui se traduit dans nos mesures par une chute de la polarisation initiale
VDS d'autant plus grande que les porteurs sont en nombre important et que le phénomène
Chute de la tension Vds lors
d'un évènement (V)
d'avalanche est déclenché fortement.
no SEB SEB
700
600
500
400
300
Mesures laser
200
100
0
0
100
200
300
400
500
600
700
Tension drain-source (V)
Figure 2-26 : chute de la tension de polarisation aux bornes du MOS 5 lors du déclenchement d'un
évènement en fonction de la polarisation initiale. Mesures faites avec une énergie laser incidente de 6nJ.
Les mêmes types de courbes ont été obtenus pour tous les 5 MOSFETs de puissance
testés. Le Tableau 2-3 (à la fin de ce paragraphe) récapitule les résultats obtenus. Parmi les 4
MOSFET de 500V, le MOS 2 de type superjonction avec une topologie de type stripfet ne
92
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
présente pas de différence en ce qui concerne la valeur de la SOA avec les MOS 1 et 3 de
technologie planar classique et de design hexfet. Pour ces deux derniers MOS, il est a priori
normal d'obtenir la même SOA puisqu'ils possèdent la même tenue en tension et donc les
mêmes caractéristiques de la couche épitaxiée. Le MOS 4 en revanche possède une SOA
supérieure de 22%. Le MOS 5 de tenue en tension 1000V a une tension seuil de SEB
supérieure de 67%. Il est difficile d'expliquer ces écarts observés sur la SOA entre tous ces
composants puisqu'ils sont par nature de technologie et de design différents. Cependant, il
semble que les structures à superjonction possèdent des SOA supérieures aux structures
classiques et quelques explications physiques simples permettent d'abonder dans ce sens. En
effet, puisque les valeurs de SOA sont faibles, la multiplication par avalanche n'a que très peu
d'impact sur le déclenchement et seul le nombre de porteurs collectés sous la région de source
ainsi que la valeur de la résistance de cette région semble être la différence entre une structure
à superjonction et une structure classique. En tout état de cause, une étude plus complète à la
fois sur l'explication physique et en nombre de composants testés mériterait d'être réalisée.
En accélérateur, la mesure de SOA se fait à LET et/ou énergie fixés. La tension
inverse est progressivement augmentée jusqu’à obtenir un évènement (on procède
généralement par pas de 10V jusqu’à obtenir une certaine fluence ou un évènement). La
Figure 2-27 donne pour le MOS 3 la valeur maximale de la chute de tension VR aux bornes de
la résistance R1 en fonction de la tension inverse (cf. paragraphe 2.3.2). Une acquisition du
signal VR est représentée sur la Figure 2-28 pour une polarisation initiale de 300V (évènement
provoqué par un ion). Les tensions VDS et VC1 ont été recalculées à partir de la tension VR
acquise grâce à un programme contenant les équations de ces tensions. Ces tensions sont
données par l'équation (Eq. 2-3). Les signaux sont tout à fait en accord avec ce que nous
avions expliqué lors de la présentation du circuit de test et illustrent le cas où le MOS ne se
comporte pas comme un interrupteur idéal.
Récupération des valeurs de V R1 (t ) acquises
et stockées dans un fichier excel
V (t )
i (t ) = R1
R1
Eq. 2-3
t
VC1 (t ) = VDS (t 0 ) +
1
idt
C1 t∫0
VDS (t ) = VR1 (t ) + VC1 (t )
93
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Sur la Figure 2-27, les mesures laser ont été faites avec une énergie de 6nJ, très
suffisante pour déclencher un Burnout (cf. Figure 2-25). Les mesures ions lourds ont été
réalisées avec des ions plomb utilisés précédemment avec une énergie de 5 GeV, une forte
pénétration de 258 µm et un fort LET de 72 MeV.cm²/mg. On peut observer qu’en dessous
d’une tension VDS de 90V, aucune chute de tension n’est observée aux bornes de R1: le
MOSFET reste à l’état off et aucun SEB n’est déclenché et ce malgré la forte énergie ou le
fort LET et la forte pénétration du laser et des ions. Cette tension définie la SOA ions lourds.
Les résultats obtenus avec le laser et les ions lourds sont tout à fait en accord. Le laser à une
énergie de 6 nJ est une fois encore représentatif des ions lourds de fort LET et forte
pénétration. Cette figure montre d'autre part qu'il existe un écart entre la tension VR et la
Chute de tension de R1 lors d'un SEB (V)
tension d'alimentation. Cet écart est d'autant plus faible que cette dernière est élevée.
350 no SEB SEB
300
250
200
150
Laser forte énergie (6nJ)
Ions lourds
(forts LET & range)
100
50
0
0
100
200
300
400
500
Tension drain-source (V)
Figure 2-27: chute de la tension aux bornes de la résistance R1 lors du déclenchement d'un Burnout en
fonction de la polarisation initiale. Mesures faites avec une énergie laser incidente de 6nJ et des ions de
LET=72 MeV.cm²/mg et range=258µm
VC1
Tension (V)
VDS
VR
Temps (s)
Figure 2-28 : acquisition de la tension VR lors d'irradiations ions lourds sur le MOS 3. Tension VDS et
VC1 déduites par le calcul
94
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
La Figure 2-29 représente l'écart en pourcentage entre la tension VR et la tension Valim
en fonction de Valim pour les MOS 1 et 3 (500V). Comme nous l'avons expliqué dans le
paragraphe 2.3.2 (cf. Figure 2-6), dans le cas idéal où le MOS est considéré comme un
interrupteur parfait et est assimilé à un court circuit lorsqu'il subit un SEB, la tension VR chute
brutalement à un minimum égal à -Valim (il n'y a pas de temps d'établissement du courant). Le
comportement du MOS 1 se rapproche de ce cas idéal où VR dépasse 90% de Valim à partir de
350V. Ce comportement suggère un phénomène de SEB intense où le transistor bipolaire
parasite est très fortement alimenté par le mécanisme d'avalanche. En effet, pour des tensions
inférieures à 350V et donc pour des zones de charges d'espace moins développées qui
affaiblissent la multiplication des porteurs par avalanche, le temps d'allumage du transistor
parasite est plus long et conduit à des tensions VR plus faibles en valeur absolue. Ce n'est en
revanche pas le cas du MOS 3 puisque la tension VR n'atteint que 67% de Valim. Pour les deux
MOSFETs, plus la tension d'alimentation se rapproche des tensions seuil d'apparition du SEB,
plus l'écart entre les tensions VR et Valim se creuse. Les commutations des MOSFETs
s'éloignent de plus en plus de l'interrupteur idéal et il existe un temps de mise en conduction
qui ralentit l'établissement du courant de décharge de la capacité C1. La tension VR qui est
l'image de ce courant décroît par conséquent plus lentement et atteint des valeurs minimum
bien supérieures à -Valim (cf. Figure 2-7 paragraphe 2.3.2). L'écart qui existe entre le MOS 1 et
le MOS 3 est certainement dû aux caractéristiques physiques et géométriques propres à
chaque à composant.
100
Vr/Valim (%)
80
60
MOS 1
MOS 3
40
20
0
0
100
200
300
400
500
Valim (V)
Figure 2-29 : pourcentage VR/Valim en fonction de la tension d'alimentation. Mesures pour le MOS 1 et
le MOS 3.
Le Tableau 2-3 récapitule les SOA déterminées par laser et par ions lourds (la
précision est de +/- 10V). Pour les MOS 1, 2 et 3, la valeur de la SOA mesurée par cette
méthode laser est identique à celle obtenue par ions lourds : l'intérêt du laser est une nouvelle
95
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
fois confortée. D'autre part, la SOA obtenue représente 15 à 22% de la tenue en tension
V(BR)DS des composants. L'observation par le passé de la SOA de MOSFETs de 200V avait
permis de fixer de manière empirique une règle de derating à 50% de la tension nominale au
blocage. Les valeurs de SOA trouvées dans cette étude confirment que cette règle de derating
n’est pas valable sur des composants de plus forte tenue en tension.
Référence du
MOSFET
MOS 1
MOS 2
MOS 3
MOS 4
MOS 5
Tenue en
tension VBR
(V)
SOA laser (V)
(forte énergie)
500
500
500
500
1000
90
90
90
110
150
SOA ions
lourds (fort
LET, forte
pénétration)
90
90
90
-
% de VBR(DS)
représenté par
la SOA
18%
18%
18%
22%
15%
Tableau 2-3: tableau récapitulatif des SOA des composants testés
L’influence du LET sur la valeur de la SOA a été évaluée sur les MOS 1 et 3. Les tests
ont été réalisés à l’Université Catholique de Louvain La Neuve (UCL) et au Grand
Accélérateur National d’Ions Lourds à Caen (GANIL). Les valeurs de LET balayées se situent
entre 3,3 et 72 MeV.cm²/mg et pour des ranges tous très supérieurs à la zone épitaxiée N(50µm). Les configurations de tests sont telles que les ions traversent toujours toute la zone
N-. Le Tableau 2-4 résume les caractéristiques des différentes particules utilisées.
Ion
Ne
Ar
Ni
Kr
Pb
Pb
Pb
Laser
LET
(MeV.cm²/mg)
3.3
10.1
20.6
32.4
72
95
98
-
Range
(µm)
199
119
98
92
258
92
64
> 400
Energie
(MeV)
235
372
500
756
5.103
2.103
1.103
6 nJ
Accélérateur
UCL
GANIL
EADS IW
Tableau 2-4: caractéristiques des particules utilisées pour le test de SOA des MOS 1 et 3 de 500V
La Figure 2-30 et la Figure 2-31 présentent la variation de la SOA en fonction du LET
des particules et de l'énergie laser respectivement. Les tendances des variations de ces deux
96
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
courbes sont similaires. Deux domaines de LET et d'énergie laser se distinguent. Le premier
correspond à la gamme de LET et d'énergies laser pour lesquels la SOA semble varier de
manière linéaire. La diminution du LET des ions incidents ainsi que de l'énergie laser
entraînent une augmentation de la tension requise pour engendrer un SEB. Cela est tout à fait
cohérent avec le fait qu’il faille augmenter le champ électrique dans la zone épi pour
augmenter la multiplication des charges afin de compenser la plus faible quantité de charges
déposées et donc les plus faibles courants induits. Le second domaine correspond aux plus
fortes valeurs de LET et d'énergie laser et se traduit par une saturation de la SOA à 90V. Ce
plateau indique que le seuil de déclenchement du Burnout ne dépend plus que des conditions
électriques. Il faut noter que pour un LET supérieur à 72 MeV.cm²/mg et une énergie laser
supérieure à 3 nJ, les valeurs de SOA sont identiques et correspondent à la plus faible valeur
possible. Il est donc possible d'affirmer qu'un laser haute énergie indiquera la SOA la plus
faible sans risquer de commettre une quelconque surestimation. Une fois de plus, le laser peut
avantageusement complémenter un accélérateur.
500
Vds seuil (V)
400
300
200
100
0
0
20
40
60
80
100
120
LET (MeV.cm²/mg)
Figure 2-30: mesures de la SOA en fonction du LET des ions (les ranges étant tous supérieurs à
l’épitaxie N-) pour le MOS 3
600
500
SOA (V)
400
300
200
100
0
0
1
2
3
4
5
6
Energie laser (nJ)
Figure 2-31 : mesures de la SOA en fonction de l'énergie laser pour le MOS 3
97
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
2.4.5 Ebauche d'une équivalence entre le LET et l'énergie laser
Comme nous venons de le voir, la courbe laser donnant la tension seuil de
déclenchement d'un Burnout en fonction de l'énergie laser permet donc de déterminer la plus
faible valeur de la SOA d'un VDMOS sans que la question d'une équivalence entre l'énergie
du laser et le LET des ions ne se pose. Toutefois, pour la gamme d'énergies laser où la valeur
de la SOA varie, la question redevient d'intérêt. Afin de tenter d'y répondre, nous proposons
dans ce paragraphe une méthodologie qui permettrait de corréler ces deux grandeurs. Nous
tenons à souligner que nous n'exposerons que la démarche afin de donner des premiers
éléments de réflexion à de futures études et que d'autres tests seront à mettre en œuvre afin de
valider cette méthodologie.
Le nombre de paires électron-trou créées par unité de longueur pour une surface de
dimensions a et b est donné par la relation Eq. 2-4. Cette relation est détaillée dans le mémoire
de thèse de F. Miller (cf. [MIL06], équations V-6 à V-9 intégrées sur x et y).
[
]
ncharges cm −1 = η


 a 
λ.(1 − R) 4 E 0
 ⋅ erf  b  ⋅ α ⋅ e −αz
⋅
⋅ erf 
ω 2 
ω 2 
π
h.c
 0

 0

Eq. 2-4
L'efficacité quantique η est considérée proche de 1, hc/λ est l'énergie des photons, E0
est l'énergie laser incidente, ω0 est le rayon du faisceau laser en 1/e² de son énergie, R est le
coefficient de réflexion et α est le coefficient d’absorption. La surface sensible pour une
cellule de VDMOS correspond comme nous l'avons vu dans la partie 2.4.2 à presque toute la
surface de la cellule (de l'ordre de 30x30µm² pour le MOS 3). Les paramètres a et b sont donc
grands devant ω0 (de l'ordre de 2µm) et les fonctions d'erreur tendent vers 1. Afin d'obtenir
une relation homogène à un LET, la quantité de charge ncharges créées par cm est multipliée par
la charge électrique élémentaire de 1,6.10-19 C. Le coefficient entre une unité en pC/µm et en
MeV.cm²/mg est d'environ 100 (cf. chapitre 1 paragraphe 1.3.3).
Dans le cas de test laser par face arrière, la part d’énergie absorbée par le substrat
fortement dopé N+ doit être prise en compte. Cette quantité est représentée par l'exponentielle
e-αz où α correspond au coefficient d’absorption du substrat N+ et z à l'épaisseur de ce
substrat. Le second coefficient α de la relation Eq. 2-5 correspond au coefficient d'absorption
de la région épitaxiée N- puisque c'est dans cette couche que le LET laser équivalent est
calculé. La relation ainsi obtenue est donnée par l'équation Eq. 2-5 et permet d'estimer quel
serait le LET laser équivalent à celui d'un ion lourd. Cette approche purement analytique lie
98
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
l’énergie laser au LET dans le cas des structures de MOS de puissance par une relation de
type linéaire.
LETlaser équivalent [MeV .cm² / mg ] =
λ .(1 − R) 4 E 0
⋅
⋅ α N − ⋅ e −α
h.c
π
N + zN +
⋅ q ⋅ 100
Eq. 2-5
Nous avons fait ce calcul pour les énergies laser de la courbe Figure 2-31 réalisée pour
le MOS 3 (dont les caractéristiques sont données dans le paragraphe 2.3.3). Seules les valeurs
des coefficients d'absorption nous sont inconnues et ont été estimées à 50 cm-1 pour la couche
épitaxiée et 100 cm-1 pour le substrat N+. La Figure 2-32 représente le LET laser ainsi calculé
et superposé à la courbe de SOA ions lourds de la Figure 2-30.
600
SOA (V)
500
400
ions lourds fortes
pénétrations
300
LET laser équivalent
200
100
0
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
LET (MeV.cm²/mg)
Figure 2-32 : tension seuil de déclenchement d'un SEB en fonction du LET équivalent laser et du LET
des ions (de ranges très supérieurs à l'épitaxie N-)
La figure met en évidence que pour des valeurs de LET supérieures à 30 MeV.cm²/mg,
les SOA obtenues par le laser et les ions lourds sont tout à fait comparables. En dessous de ces
valeurs, les ordres de grandeurs sont cohérents mais un écart apparaît. Celui-ci peut
éventuellement s’expliquer par certaines spécificités du test accélérateur qui ne peuvent pas
être reproduites par le laser, comme notamment l'évolution du LET de la particule au cours de
son parcours. Dans notre cas, les ions argon, nickel et krypton, de LET 10.1, 26 et 32.4
MeV.cm²/mg respectivement présentent une variation importante de leur LET puisque le pic
de Bragg se positionne dans la zone épitaxiée du composant. La valeur du LET à prendre en
compte est alors plus grande que la valeur habituellement considérée pour l’énergie incidente
de l’ion. Cela reviendrait à décaler ces points vers la droite sur la figure, réduisant de ce fait
l'écart observé sur les SOA pour les faibles valeurs de LET et d'énergie laser. Cet écart peut
aussi être dû en partie aux incertitudes liées aux tests accélérateurs, à savoir sur la précision de
la valeur des LET.
99
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Cette partie fait l'objet d'une
classification Confidentiel EADS
100
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
La recherche d'équivalence proposée dans ce paragraphe des résultats de SOA laser et
ions lourds sur une gamme étendue de LET et d'énergies a permis de montrer la cohérence de
l’évolution de la SOA en fonction de ces deux paramètres. Elle a montré qu'une équivalence
énergie laser/LET pour des VDMOS classiques n'était pas impossible ni aberrante mais
qu'elle n'était peut être pas aussi simple qu'une relation linéaire. Les bases de cette
équivalence ont donc été posées, des tests expérimentaux complémentaires seront néanmoins
nécessaires pour permettre de consolider la corrélation proposée.
2.4.6 Dégradation de l’oxyde de grille
Lorsque nous avons présentés les résultats ions lourds des sections efficaces, nous
avons mentionné pour les MOS de type 1 et 2 l'absence de mesures pour des tensions
moyennes à importantes en raison de la sévère dégradation de l’oxyde de grille par les ions
avant même de pouvoir observer un SEB (cf. Figure 2-22 et Figure 2-21). En effet, la valeur
du courant de fuite de grille iG résultant de l’impact des ions s’est vu croître rapidement avec
le temps d’exposition sous le faisceau. Cette augmentation a conduit dans presque tous les cas
à la rupture complète de l'oxyde de grille. Le temps de test et les tensions VDS applicables ont
par conséquence été fortement limités.
La Figure 2-33 présente l’augmentation du courant de grille en fonction de la fluence
reçue par le MOS 1 polarisé à 100V (soit 20% de tenue en tension VBR(DS)), pendant une
exposition de 100s. A la fin de l'exposition, le courant de grille iG est passé de 0.1µA à 16µA
(soit une augmentation de 160 fois!) pour une fluence de 6.10+4 particules/cm² : le
comportement électrique du composant est nettement dégradé.
Ce graphe montre que le phénomène de dégradation de l’oxyde de grille est très
dépendant de la fluence. Cependant, cette rapide dégradation n’est pas représentative de ce
qui peut se produire dans l'environnement spatial ou atmosphérique où les flux sont beaucoup
moindres.
Ce phénomène n’a pas été observé en test laser. Le laser utilisé – de longueur d’onde
1,06µm – ne permet pas le déplacement d’atomes dans l’oxyde ni son ionisation. Certaines
études ont montrées que le SEGR (notamment le SEGR cumulatif [PEY08]) pouvait aussi être
déclenché par des ions ne traversant qu'une partie de l’épitaxie sans atteindre l’oxyde, mais
induisant de forts courants de Burnout. Or, malgré des centaines de SEB déclenchés par laser
sur un même composant, aucune dégradation des caractéristiques de grille n’a été observée.
101
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Une explication peut résider dans la différence entre les profils de dépôt de charges d’un ion
et du laser. Quoiqu’il en soit, cela reste un avantage considérable du laser sur
l’accélérateur que de permettre le test SEB en s’affranchissant du problème de SEGR ou
SEGR progressif.
Courant de Grille (A)
2x10 -5
1.5x10 -5
1x10 -5
5x10 -6
0
0
1x10 4
2x10 4
3x10 4
4x10 4
5x10 4
Fluence (part/cm²)
Figure 2-33: évolution du courant de grille en fonction de la fluence reçue par le MOS 1 polarisé à
100V
2.4.7 Détermination de SOA par laser pour les IGBTs
La grande difficulté pour caractériser la sensibilité des IGBTs au SEB et SEL a résidé
dans le caractère destructif des tests, la protection en courant utilisée pour les MOSFETs étant
inefficace (cf. partie 2.3.2).
102
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
Cette partie fait l'objet d'une
classification Confidentiel EADS
103
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
La Figure 2-34 montre un SEB/SEL déclenché par un tir laser en face arrière sur un
IGBT de 600V. Le contraste des photos est peu élevé car la face avant du composant est
visualisée au travers de l'épaisseur de silicium de la puce, depuis la face arrière, grâce à une
caméra infrarouge. La photo (1) montre la puce avant tir laser, la photo (2) montre la position
de l’impulsion laser située dans le canal d’une cellule - la tension VCE étant insuffisante pour
que l’évènement soit destructif - et la photo (3) réunie les conditions de polarisation et
d’énergie laser pour voir apparaître une zone d’ombre où le silicium a fondu suite à un
SEB/SEL. La dégradation existante est très localisée car la résistance de protection Rp en série
avec l'alimentation limite fortement le courant et la tension de polarisation est au seuil
d'apparition de l'évènement destructif. La SOA ainsi obtenue correspond à la tension à partir
de laquelle le composant est détruit. Il est donc impossible d'obtenir des courbes de sections
efficaces par laser et d'autre part de SOA en fonction de l'énergie laser sauf à changer de
composant pour chaque mesure comme ce qui est fait en accélérateur. Pour l'IGBT 1 dont la
tenue en tension est de 600V, la SOA obtenue par laser est de 300V et pour l'IGBT 2 dont la
tenue en tension est de 1200V, la SOA laser est de 620V. Les résultats obtenus en laser forte
énergie donnent une SOA d’environ 50% de VBR(DS).
Impact laser
SEB et/ou SEL
20µm
Source
Plug p+
Région intercellulaire N-
Canal
Figure 2-34 : photo des métallisations vues au travers de la puce Si (par caméra infrarouge) de l’IGBT
1. Visualisation d’un évènement destructif (SEB/SEL) déclenché par laser
2.5
Conclusion
Nous avons présenté dans ce chapitre l'intérêt du laser pour les études de sensibilité
aux SEEs des composants à semiconducteurs et nous avons montré la pertinence de tels tests
sur des VDMOS commerciaux. Comme nous l'avons vu, le laser permet de répondre à
certaines limitations des accélérateurs d'ions lourds et se positionne ainsi comme un outil
104
Chapitre 2
Développement d’une méthodologie de détermination de la sensibilité au SEB par test laser
complémentaire d'une grande utilité pour l'analyse des sensibilités aux SEEs. En effet, les
lasers pulsés fournissent en particulier la résolution spatiale et temporelle qui fait défaut aux
accélérateurs. La maitrise de ces deux paramètres est primordiale pour la recherche des zones
sensibles et la compréhension des mécanismes d'erreur. Les lasers sont en outre plus souples
d'accès et d'utilisation et sont ainsi parfaitement adaptés pour des tests paramétriques. Ils
possèdent d'autre part une profondeur de pénétration pouvant être supérieure à l'épaisseur des
puces ce qui permet de s'affranchir du problème de la limitation des ranges posé en
accélérateur.
Diverses études laser ont donc été réalisées sur des MOSFETs de puissance afin de
déterminer leur sensibilité au SEB. Des cartographies de sensibilité en énergie laser seuil et en
tension seuil ont été réalisées et ont permis de visualiser avec précision la sensibilité relative
des différentes zones de la surface des puces. Ces cartographies laser ont permis de déduire
des courbes de sections efficaces en fonction de l'énergie laser ou de la tension de
polarisation. La comparaison des résultats obtenus à l'aide du laser et des l'accélérateurs d'ions
lourds sur les sections efficaces en fonction de la polarisation et sur la SOA ont montré un très
bon accord et ont de fait validé l'utilisation du laser. D'autre part, le phénomène de la
dégradation progressive de la grille lors de tests en accélérateur n'a jamais été observé au laser
malgré des centaines de Burnout déclenchés par laser. Ce dernier point est un avantage
considérable du laser que de permettre l'étude du SEB de manière complètement décorrélée
du SEGR. Enfin, nous avons proposé une première approche d'équivalence entre le LET des
ions et l'énergie laser pour des VDMOS classiques ainsi que des premiers résultats laser sur la
sensibilité des IGBTs aux radiations.
105
106
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Chapitre 3 :
3.Recherche des critères de déclenchement du
SEB dans les MOSFETs lors des interactions
ions lourds et neutron-proton sur silicium.
Méthodologie
power
DASIE
pour
l’environnement atmosphérique
Le chapitre précédent a permis de montrer la validité du laser pulsé pour induire le
phénomène de SEB et de SEL dans les transistors de puissance de manière similaire à ce qui
peut être obtenu avec des ions lourds sous accélérateurs. En particulier, la pertinence du laser
pour déterminer la SOA et les sections efficaces de ces composants a été montrée.
Néanmoins, tester expérimentalement l'influence de toutes les particules atmosphériques et
spatiales sur l'ensemble des composants embarqués serait trop onéreux et trop long. En outre,
s'il existe bien un domaine d'énergies laser correspondant au LET des particules légères, le
laser ne permet pas de prendre en compte l'aspect statistique lié aux interactions nucléaires.
Afin de répondre à ces problèmes, une méthodologie de prédiction des SEEs a été développée
depuis 1998, et continue à l'être, par EADS en collaboration avec l'université de Montpellier
sur les composants de type SRAM et portes logiques. Cette méthodologie consiste en un code
de prédiction appelé MC DASIE qui nécessite en entrée des bases de données nucléaires ainsi
que des informations simples relatives au design des structures et composants à
semiconducteurs. Cet outil permet de prédire directement la sensibilité d'un composant dans
un environnement radiatif donné ou de la déduire pour un autre type d'environnement à partir
de sa connaissance dans un autre environnement.
Ce type de code n'existe pas pour les transistors de puissance et en particulier pour les
VDMOS. L'objet de ce chapitre sera donc d'adapter la version de DASIE existante qui
deviendra Power DASIE. Pour cela, nous définirons dans un premier temps le volume
sensible de ces composants à l'aide de simulations numériques et de résultats expérimentaux.
Dans un second temps, nous nous intéresserons plus particulièrement aux mécanismes
107
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
physiques du SEB en vue de dégager des critères de déclenchements du phénomène. Ces
critères seront définis pour des interactions ions lourds d'une part et neutrons/protons d'autre
part. La connaissance des critères de déclenchement ions lourds du SEB permettra de définir
les conditions expérimentales optimales pour des tests ions lourds en accélérateurs de
composants VDMOS classiques. Les critères de déclenchement neutrons/protons du SEB
permettront de construire le code de prédiction Power DASIE qui sera validé sur les
composants testés.
3.1
Description des outils des simulations TCAD et du
véhicule test de simulation
Afin de définir le volume sensible et des critères de déclenchement du SEB valables
pour des ions lourds pour les MOSFETs de technologie planar classique, il est nécessaire de
mieux comprendre les mécanismes du phénomène de SEB à l'aide de simulations numériques.
Nous avons donc simulé un véhicule test de type MOS de puissance dont les paramètres
physiques et géométriques sont représentatifs de la technologie de type planar classique de
design hexfet.
3.1.1 L’outil de simulations 2D TCAD
Dans le domaine de la microélectronique, la simulation numérique est devenue une
activité incontournable pour la mise au point des filières technologiques, pour l'analyse de
l'impact de nouveaux matériaux et pour la conception de nouvelles architectures de dispositifs
à semiconducteurs. Ces simulations aident à la compréhension des mécanismes physiques et
électriques mis en jeu dans ces dispositifs. Parmi les différents niveaux de modélisation, la
modélisation TCAD (Technology Computer Aided Design), appelée également modélisation
numérique car elle se base sur la résolution numérique des équations de la physique, se situe
au niveau le plus microscopique permettant de "voir" le comportement interne des dispositifs
électroniques. Ces simulations sont bornées par la puissance des ordinateurs et les temps de
calcul. L'inconvénient de ces simulations numériques de composants est qu'elles ne
correspondent pas à une approche circuit. La modélisation TCAD se compose en deux
grandes parties. La partie Process modélise les différentes étapes de la fabrication d’un
108
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
composant, telles que l’implantation ionique ou les diffusions par exemple. La partie Device
modélise le comportement électrique d’une structure d’après sa topologie.
Nous avons utilisé les outils de simulation SILVACO pour l’ensemble des simulations
présentées dans ce chapitre.
La méthode utilisée pour résoudre numériquement les équations aux dérivées partielles
(telle que l’équation de Poisson ainsi que les équations de transport et de continuité) est la
méthode dite des éléments finis. Son principe de base repose sur une discrétisation par
éléments des équations à traiter. Ces éléments sont des triangles constituant le maillage de la
structure simulée. Les intersections de ces mailles sont des nœuds où une partie des équations
de la physique des semiconducteurs est résolue, permettant d’obtenir un vecteur solution des
diverses équations mise en jeu. Les conditions initiales et aux limites des dérivées partielles
sont prises sur les nœuds adjacents. Des itérations successives permettent de faire converger
une solution globale pour un point de fonctionnement donné. La solution globale sera d’autant
plus précise que le maillage est dense. Toutefois un compromis s’impose car le nombre de
nœuds est directement proportionnel au temps de calcul. Il convient de définir un maillage
relativement lâche dans les zones les moins sensibles électriquement et de le resserrer dans les
zones influentes. En tout état de cause, la qualité et la densité du maillage dans une zone d'une
structure dépendent des résultats recherchés.
Les différents modèles utilisés pour nos travaux sont :
•
le modèle de recombinaisons Shockley-Read-Hall avec une dépendance des durées de vie
des porteurs en fonction de la concentration en impuretés,
•
le modèle de recombinaison Auger,
•
le modèle de dépendance de la mobilité en fonction des champs électriques et de la
concentration en impuretés,
•
le modèle permettant de tenir compte du rétrécissement de la largeur du gap du silicium
dans les régions de fort dopage (« bandgap narrowing »),
•
le modèle d’ionisation par impact, essentiel pour modéliser les phénomènes de claquage et
de Burnout dans les MOSFETs.
•
La statistique utilisée est une celle de Fermi.
Tous ces modèles sont parfaitement décrits dans le manuel d'utilisateur de SILVACO
[SILVACO].
109
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
La particularité de notre activité de recherche est de simuler un impact ionisant d'un
ion lourd. La solution utilisée est de générer des paires électrons-trous dans une région précise
de la structure grâce à une fonction donnant le taux de génération des charges créées. Les
dimensions de la région sont ajustables et permettent donc de simuler une trace semblable à
celle créée par un ion lourd. D'autre part, l'avantage de cette méthode est de pouvoir
positionner la trace n'importe où dans la structure. Le taux de génération des porteurs est
modélisé par des gaussiennes spatiales et temporelles et est donné par l'équation Eq. 3-1. Le
rayon de la trace ionisante est fixé à 0,05 µm, la largeur TC de la gaussienne temporelle est de
2.10-12s et le temps T0 de génération de la trace est 4.10-12s. La Figure 3-1 représente le
maillage de la demi-cellule simulée avec un resserrement au niveau de la trace d'ionisation.
Taux de génération pour une trace ionisante verticale :
Pour y 0 ≤ y ≤ y1 : rate( x, y ) =
 ( x − x0 )² 
 (t − T0 )² 
LET
 ⋅ exp −

exp −
ω0 ² 
qπω 0TC
TC ² 


LET : en pC / cm
ω 0 : rayon de la trace ionisante en cm
Eq. 3-1
x0 : abscisse de la trace ionisante en cm
T0 : temps initial de la gaussienne temporelle en s
TC : largeur de la gaussienne temporelle en s
Contact de source
0
Contact de grille
N+
P+
P
10
Maillage de
la trace
d'ionisation
20
30
Epitaxie N-
40
50
Substrat N+
60
70µm
0
10
20
30
40 µm
Contact de drain
Figure 3-1 : représentation de maillage de la demi-cellule de VDMOS simulée
110
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Pour les simulations 2D, afin d'exprimer dans leur unité usuelle les différentes
grandeurs électriques (courant, champ électrique...), la troisième dimension est simulée par
une translation perpendiculaire au plan 2D d'une valeur égale à 1 µm par défaut. Cette
translation ne pose pas de problème dans la mesure où elle respecte le parcours des porteurs et
la géométrie de la structure simulée comme dans le cas d'une cellule de VDMOS. Cependant,
pour une trace d'ionisation dont le profil est une gaussienne, le parcours et la géométrie ne
sont plus respectés (cf. Figure 3-2) et la simulation 2D introduit une erreur. La conséquence
est qu'il est impossible d'être représentatif à la fois de la quantité de charges générées et du
LET. Néanmoins dans le cadre des travaux présentés dans ce chapitre, les résultats recherchés
sont de type qualitatif et leurs valeurs de LET données seront comparées de manière relative
entre elles mais leurs valeurs ne seront pas significatives.
Profil 3D réel
∫Gdt
z
1µm
x
y
dl
r
dE=LET dl
Figure 3-2 : allure de la trace d'ionisation pour des simulations 2D
3.1.2 Véhicule test de simulation
Comme nous l'avons indiqué dans le chapitre I (cf. paragraphe I.4.2.2), diverses
simulations 2D utilisant les outils TCAD ont été conduites par le passé sur des structures
académiques de transistors VDMOS afin d’appréhender les mécanismes du SEB. Ces
simulations ont permis en particulier d’évaluer les positions les plus sensibles en surface visà-vis d’un impact ionisant en incidence normale. Ce type de simulations a été repris et
approfondi dans le cadre de nos travaux de recherche. La structure utilisée est un MOSFET de
puissance représentative de la technologie de type planar classique de design hexfet. Cette
structure est basée sur une filière technologique flexible développée au LAAS. La tenue en
tension de ce composant est de 600V. La Figure 3-3 montre une coupe de la structure et
indique le profil de dopage en fonction de la profondeur dans la cellule. Le Tableau 3-1
111
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
résume les différentes grandeurs des diverses régions de la cellule. Toutes les simulations ont
été effectuées en 2D.
Dopage (/cm3)
9.1019
1018
3.1019
1014
3.1019
Région
Source N
Caisson P
Prise P+
Epitaxie NSubstrat N++
Largeur (µm)
4
20
16
40
40
Profondeur (µm)
1,1
5
7
50
70
Tableau 3-1 : caractéristiques
1021
P body
1020
N source
Dopage (cm-3)
1019
Prise P+
N source
1018
1017
Népi
P body
1016
N++
1015
1014
1013
N_épi
1012
Substrat N++
1011
0
10
20
30
40
50
60
70
Profondeur (µm)
Figure 3-3: à gauche : profil de dopage de la cellule de MOSFET simulée en fonction de la profondeur.
Section perpendiculaire de la cellule à travers la source, le corps P, la zone épitaxiée et le substrat N++. A
droite : image de la demi-cellule simulée avec ses niveaux de dopage
3.2
Recherche du volume sensible
Le volume sensible est défini comme la région d'un composant initiant un évènement
de type SEE pour des conditions d'ionisation minimum et quelque soit la nature de la particule
incidente. Les charges permettant de déclencher un évènement à partir de ce volume sensible
sont déposées et/ou générées soit dans cette région, soit dans une région adjacente. Dans ce
dernier cas, les porteurs sont en transit dans le volume sensible. La localisation de ce volume
permet de choisir le range des ions incidents permettant d'atteindre ce dernier pour les tests en
accélérateur. D'autre part, les dimensions du volume sensible constituent des données d'entrée
importantes pour le code de prédiction DASIE pour les VDMOS. Le volume sensible est
défini pour des polarisations données. L'étude va porter sur une tension maximale de
112
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
polarisation du composant et donc pour un développement de la zone de charge d'espace
maximum. Cette condition est choisie car elle correspond au cas le plus favorable au
déclenchement d'un évènement.
Des simulations numériques sur une demi-cellule élémentaire de type VDMOS
présentée dans le paragraphe précédent ont été réalisées afin de déterminer son volume
sensible. Des tests expérimentaux sous laser et accélérateurs vont être réalisés afin de
conforter les résultats obtenus par simulation. Il faut noter que des premières études de
recherche du volume sensible des IGBTs par simulations ont aussi été effectuées.
3.2.1 Recherche du volume sensible par simulations
Dans ce paragraphe, des traces ionisantes simulant un ion lourd en incidence normale
par rapport à la cellule élémentaire et de profondeurs de pénétrations différentes ont été
simulées sur la structure définie dans le paragraphe 3.1.2 afin de déterminer le volume
sensible. Deux cas de pénétration des ions, depuis la face avant et depuis la face arrière,
permettent de délimiter l'épaisseur et la profondeur du volume. La position d'impact en
surface se situe dans la région intercellulaire immédiatement à droite du canal puisque les
précédentes études de simulations et d'expérimentations ont montré que cette région était la
plus sensible aux charges déposées (cf. chapitre I paragraphe VI.1 et chapitre II, cartographies
paragraphe V.2). Le volume est déterminé par le déclenchement d'un évènement associé au
LET le plus faible. Ce LET minimum provoquant un SEB est recherché par simulations
successives. Il faut noter qu'à la différence du cas réel, le LET est constant le long de la trace
d’ionisation simulée afin de faciliter l'interprétation des résultats. La quantité de charge
déposée peut donc être déduite de la relation Eq. 3-2.
LET [ pC / µm ] ⋅ range[ µm] = Qdéposée [ pC ]
Eq. 3-2
L’indication donnée par la quantité de charge déposée ne nous a pas semblé le
paramètre le plus pertinent vis-à-vis du seuil de déclenchement car toutes les charges
déposées ne contribuent pas forcément au déclenchement du SEB.
Conditions des simulations:
Le rayon de la trace est de 0.05µm et la durée de la génération est de 2ps. Toutes les
traces d’ionisation sont générées juste à proximité du canal (cf. Figure 3-4). Cette position qui
est la plus sensible comme nous l'avons déjà vu permet en outre de simuler uniquement une
113
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
demi cellule et de gagner des temps de calculs. En effet, avec une telle position, l'influence
d'une demi-cellule adjacente peut être considérée comme négligeable. Afin de pouvoir
comparer plus facilement les résultats, l'ensemble des traces simulées est représenté sur le
même schéma de la Figure 3-4 mais étalé suivant l’axe des abscisses. La cellule schématique
a été élargie pour contenir toutes les traces et n'est donc pas à l'échelle suivant cet axe. Dans
un premier temps, toutes les simulations sont effectuées pour une polarisation de 500V de la
cellule qui correspond à la tension d'utilisation maximum fournie par la datasheet du
fabricant.
Analyses des résultats de simulation par face avant:
La Figure 3-4 schématise le parcours d’ions dans une demi cellule de MOSFET et la
Figure 3-5 reprend ces résultats sous forme de graphe donnant le LET minimum entraînant un
SEB en fonction du range de l’ion. Les simulations montrent que le LET nécessaire pour
amorcer un SEB diminue avec l'augmentation du range de l’ion dans la zone d’épitaxie N-.
L’écart est significatif puisque le LET associé à un range de 10 µm est 8 fois supérieur au
LET associé à un range de 50 µm. En effet, ces simulations ont été réalisées pour une tension
de polarisation de 500 V, c'est-à-dire pour une extension de la zone de charge d'environ 50
µm qui correspond à la quasi-totalité de la profondeur de la zone épitaxiée. Ainsi, quelque soit
les ranges, des charges sont systématiquement déposées dans la zone de charge d'espace. Un
range important permet de générer des porteurs par avalanche dans la zone de charge d'espace
et nécessite donc un faible LET. A contrario, un faible range nécessite un LET important
puisque le parcours des charges déposées dans la zone de charge d'espace étant plus faible, il
existe moins de génération par le phénomène d'avalanche. Le pire cas de déclenchement d'un
SEB n'est donc pas celui d'une trace courte venant simplement mettre en conduction le
transistor bipolaire parasite mais celui d'une trace longue traversant une grande partie de la
zone de charge d'espace. Il existe une saturation du LET sur la Figure 3-4 à partir d'un range
de 40 µm. Pour une polarisation de 500V, cette profondeur correspond à la zone sensible et il
n'est donc pas nécessaire que la trace ionisante traverse entièrement la zone épitaxiée.
114
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Position en x de génération
de toutes les traces
N
0 µm
P+
10
LET=0.05
Q=0.5
20
LET=0.02
Q=0.4
LET=0.007
Q=0.2
Népi
LET : pC/µm
30
Qdéposée : pC
40
LET=0.006
Q=0.24
50
LET=0.006
Q=0.3
LET=0.006
Q=0.36
70µm
LET=0.006
Q=0.4
Figure 3-4: schématisation de traces d'ions arrivant en incidence normale sur la face avant et
s'arrêtant à différentes profondeurs dans la cellule de MOSFET. Toutes les traces sont simulées à la même
position suivant l’axe x, symbolisée par les pointillés verticaux violets
Face arrière
Face avant
0,05
LET (pC/µm)
0,04
Népi
Substrat N+
0,03
0,02
0,01
0
0
10
20
30
40
50
60
70
Range l'ion (µm)
Figure 3-5: LET minimum provoquant un SEB en fonction de la profondeur de pénétration de l'ion
arrivant en incidence normale sur la face avant de la cellule
Analyses des résultats de simulation par face arrière:
Les conditions de simulation en termes de polarisation et de positions de l'impact selon
l'axe des abscisses sont identiques au cas des simulations par face avant. La Figure 3-6
schématise le parcours d’ions pénétrant par la face arrière dans une demi-cellule de MOSFET,
et le graphe Figure 3-7 synthétise les résultats. De même que pour les résultats en face avant,
115
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
les simulations montrent que la valeur du LET nécessaire pour provoquer un SEB diminue
avec l'augmentation du range de l’ion incident. Pour l’ion ne déposant aucune charge dans
cette zone, c'est-à-dire traversant seulement le substrat N+, le LET requis pour déclencher un
SEB est 30 fois plus important que pour l’ion parcourant 10 µm dans la zone Népi et 500 fois
plus important que pour l’ion traversant toute la cellule. En effet, les charges déposées dans le
substrat N+ ne se situent pas dans le champ électrique. Seuls les trous collectés au contact de
source traversent la zone de charge d'espace et peuvent donc être multipliés, les électrons
étant directement collectés au contact de drain, ils ne peuvent participer à la multiplication par
avalanche contrairement aux électrons directement déposés dans la zone de charge d'espace
située dans la zone épitaxiée. Par ailleurs, la Figure 3-7 montre qu'à partir d'un range de 40
µm (c'est-à-dire 20 µm dans la région épitaxiée polarisée en inverse) l'évolution du LET
nécessaire pour déclencher un SEB est moins importante. Cependant, et contrairement à la
saturation franche du LET observée dans le cas d'un impact par face avant (cf. Figure 3-5), il
existe une légère diminution du LET à partir d'un range de 40 µm. Contrairement à un ion
impactant par la face avant, le LET le plus faible déclenchant un évènement est obtenu pour
les ions traversant la totalité de la zone épitaxiée. Pour ce dernier cas, il existe un écart
uniquement de 17% sur le LET avec celui obtenu avec un range de 40 µm. En d'autres termes,
pour une polarisation de 500V, le volume sensible peut être défini à partir d'un range de 40
µm.
Q0.35
LET 0.006 0 µm
N
Q 0.35
LET 0.007
P+
Q 0.4
LET 0.008
Q 0.4
LET 0.01
Népi
Q3
LET 0.1
Q 60
LET 3
10
20
30
LET : pC/µm
Qdéposée : pC
40
50
70µm
Figure 3-6: schématisation de traces d'ions arrivant en incidence normale sur la face arrière et
s'arrêtant à différentes profondeurs dans la cellule de MOSFET. Toutes les traces sont simulées à la même
position suivant l’axe x, symbolisée par les pointillés verticaux violets
116
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Face avant
Face arrière
LET (pC/µm)
10
1
Népi
Substrat N+
0,1
0,01
0,001
0
10
20
30
40
50
60
70
Range de l'ion (µm)
Figure 3-7: LET minimum provoquant un SEB en fonction de la profondeur de pénétration de l'ion
arrivant en incidence normale sur la face arrière de la cellule
Synthèse des résultats en face avant et face arrière :
La Figure 3-8 récapitule les résultats obtenus en face avant et en face arrière pour une
polarisation de 500V. La profondeur la plus sensible que doit atteindre la trace ionisante,
c'est-à-dire pour laquelle le LET nécessaire pour engendrer un SEB devient très faible, est
identique que ce soit pour un impact face avant ou pour un impact face arrière. Elle se trouve
approximativement au milieu de la zone de charge d'espace puisque la polarisation est,
rappelons le, de 500V. A cette profondeur, les électrons et les trous générés par la trace
ionisante possèdent suffisamment "d'espace" pour être multipliés par le phénomène d'impact
par avalanche et nous sommes donc dans l'optimum de génération des électrons et des trous.
En fait, chaque type de porteur parcourt une distance égale à la moitié de la zone de charge
d'espace. En réalité, la profondeur n'est pas exactement située au milieu de la zone de charge
d'espace mais à une profondeur de 30 µm, ce qui correspond à un décalage d'une dizaine de
microns vers la région de substrat N+. Ainsi, les électrons possèdent un parcours d'environ 20
µm et les trous de 25 µm (en effet, la profondeur de jonction est de 5 µm). Cet écart entre les
distances nécessaires aux trous et aux électrons peut s'expliquer par un plus faible coefficient
d'ionisation des trous qui doivent donc parcourir une plus grande distance en compensation.
En conclusion, le volume sensible pour 500V est défini par un impact dans la région
intercellulaire ou dans le canal et à partir du moment où la trace ionisante atteint le milieu de
la zone de charge d'espace à partir de la face avant ou de la face arrière.
117
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Face avant
Face arrière
LET (pC/µm)
0,1
0,08
Népi
Substrat N+
Pénétration de
l'ion par:
0,06
face avant
face arrière
0,04
0,02
0
0
10
20
30
40
50
60
70
Profondeur z dans la cellule
depuis la face avant (µm)
Figure 3-8: LET minimum provoquant un SEB en fonction de la profondeur de pénétration de l'ion
depuis la face avant ou la face arrière pour une polarisation de 500V
3.2.2 Recherche
expérimentale
du
volume
sensible
en
accélérateur
Des tests de sensibilité au SEB à l'aide de l'accélérateur ont été réalisés afin de valider
expérimentalement les résultats obtenus par simulation. Le MOSFET testé est le MOS de
500V de type 1, déjà utilisé et présenté dans le chapitre II (cf. paragraphe IV.3). Il faut
rappeler que ce MOS est de technologie classique, de type planar de même que pour les
simulations. Le MOS 1 de même technologie n'a pas été testé car ce composant s'est trouvé
très sensible au phénomène de SEGR. Les tests ont été conduits au Grand Accélérateur
National d’Ions Lourds (le GANIL à Caen). Les ions lourds choisis ont eu comme
caractéristiques un LET élevé afin que celui-ci ne soit jamais le paramètre limitant dans le
déclenchement du SEB. Les profondeurs de pénétrations varient de 64 à 258 µm. l'impact des
ions se fait en face avant et en face arrière et les différents amincissements du substrat (face
arrière) permettent de fixer des parcours atteignant la zone épitaxiée. Le Tableau 3-2
récapitule les caractéristiques des ions disponibles et utilisés.
118
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
LET
(MeV.cm²/mg)
Range in Si
(µm)
Energie
(GeV)
72
258
5
95
92
2
98
64
1
Tableau 3-2 : LETs, ranges et énergies des ions plomb utilisés au GANIL
Différentes configurations de tests ont été mises en place afin de varier plus encore
l’influence de la pénétration des ions dans le but de déduire le volume sensible. Ces
configurations sont schématisées sur la Figure 3-9. Dans le cas (a), l’ouverture est faite
chimiquement du coté de la face avant, c’est le cas des irradiations classiques. Dans les cas
(b) et (c), l’ouverture est faite en face arrière, avec un amincissement partiel du substrat de
silicium de 200 à 300 µm, permettant des irradiations par la face arrière atteignant la zone
épitaxiée N-.
100 µm
200 µm
400 µm
(a)
(b)
(c)
Figure 3-9: schémas des différentes ouvertures pour les tests ions lourds : (a) ouverture face avant pour
les ions lourds, (b) ouverture face arrière avec amincissement de 200µm, (c) ouverture face arrière avec
amincissement de 300µm
La Figure 3-10 synthétise les conditions de manipulation. Les pointillés à 100 et
200µm symbolisent l'épaisseur des plaquettes après amincissements pour des impacts en face
arrière. Ainsi, en fonction du range, les ions peuvent traverser la plaquette ou bien s'arrêter
dans le volume du cristal. Dans le cas des impacts face avant, les plaquettes ne sont pas
amincies. Les traits verticaux roses représentent le parcours de l’ion dans le volume du
composant arrivant par la face avant ou par la face arrière amincie (indiqué par les flèches).
Pour chacune des configurations indiquées sur cette figure, la tension VDS seuil provoquant un
SEB est recherchée.
119
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Dans un premier temps, nous allons analyser les traces de LET 95 MeV.cm²/mg et
range 92 µm (traces 2, 5 et 6). Les traces 2 et 5 initient un Burnout pour une tension seuil de
100V. L'extension de la zone de charge d'espace est de 30µm pour cette tension. L'ion de la
trace numéro 2 traverse entièrement cette zone de charge d'espace alors que l'ion de la trace
numéro 5 ne parcours que 22µm dans la zone de charge d'espace. Il devrait donc y avoir une
légère différence sur les tensions seuils mais, le niveau des LETs d'une part et le pas
d'incrémentation de la tension (10V) d'autre part, empêche de la quantifier. La trace numéro 6
quant à elle ne déclenche aucun évènement même pour la tension maximum de 500V. En
effet, cette trace n'atteint pas la zone épitaxiée qui est, rappelons-le, de 50µm. La première
conclusion intermédiaire est de confirmer ce qui avait été trouvé par la simulation, à savoir
que pour déclencher un évènement, l'ion doit atteindre la zone de charge d'espace.
Les traces 3 et 4 sont effectuées pour un LET de 98 MeV.cm²/mg et un range de 64
µm. Dans les deux cas, il existe un déclenchement avec une tension de seuil de 100V pour la
trace 3 et de 200V pour la trace 4. Pour la trace 3 en face avant, l'ion traverse toute la zone de
charge d'espace de 30µm et déclenche un évènement. Or pour cette tension de 100V, la trace
4 ne pénètre uniquement que de 6µm dans cette zone, ce qui est insuffisant pour déclencher
un évènement et conduit naturellement à l'augmentation de la tension seuil. Ainsi, à 200V la
zone de charge d'espace est de 40µm et l'ion y parcourt donc 14µm. Ce résultat confirme que
l'ion doit pénétrer suffisamment dans la zone de charge d'espace pour déclencher un
évènement. Nous avions trouvé en simulation que le volume sensible devait aller jusqu'à la
moitié à peu prés de la zone de charge d'espace avec un léger décalage vers la région N+ lié à
la différence des coefficients d'ionisation entre les électrons et les trous. La valeur de 14µm
confirme ce constat puisque l'ion s'arrête à 1/3 de la zone de charge d'espace.
Les traces 1, 7 et 8 ont pour caractéristiques un LET de 72 MeV.cm²/mg, donc plus
faible que les traces étudiées précédemment, et un range maximum de 258µm. Les traces 7 et
8 traversent entièrement les plaquettes amincies. Les tensions de seuil pour les trois traces
sont ici aussi de 100V ce qui conduit à dire qu'elles traversent entièrement la zone de charge
d'espace. La comparaison de ces traces montre que la génération de charges en dehors de la
zone de charge d'espace est superflue pour déclencher un évènement lorsque l'ion a déjà
traversé la zone de champ électrique.
La comparaison des traces 4 et 8 indique clairement que si l'ion pénètre suffisamment
dans la zone de charge d'espace, un évènement peut être déclenché avec un LET plus faible et
une tension de seuil plus faible. La pertinence du parcours des ions dans la zone de charge
d'espace est donc évidente.
120
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
208
Pb
Face avant
- 0µm
Pénétration de l’ion
depuis la face avant
P+
(98,64)
Népi
(95,92)
2
- 100µm
3
(98,64) (95,92)
4
(72,258)
5
8
- 200µm
Substrat N+
(95,92) (72,258)
(72,258)
6
7
1
208
Pb
- 400µm
Face arrière
Pénétration de l’ion
depuis la face arrière
/
Pénétration des ions par la face avant / arrière
(72,258) (LET [MeV.cm²/mg], range [µm])
Tension seuil de SEB: 90-100V
Tension seuil de SEB: 200V
Non sensible
Figure 3-10: schéma des traces d'ionisation pénétrant par la face avant ou arrière dans une cellule
MOSFET d'IRF830A IR.
Les Figure 3-11 a et b synthétisent, en les présentant de manière différente, les
résultats présentés sur la Figure 3-10 en les comparant avec des simulations effectuées dans
des conditions de tension et de LET similaires et en y ajoutant les tensions seuils. Les
simulations ont été réalisées sur la demi cellule de VDMOS présentée partie 3.1.1. La Figure
3-11 (a) synthétise les résultats face arrière et la Figure 3-11 (b) synthétise les résultats face
avant. Les LETs ne sont pas indiqués sur les graphiques puisqu’ils sont de toute façon très
suffisants pour induire un Burnout et que donc, l'absence d'évènement ou une tension seuil
plus importante est causé par un range insuffisant dans le volume sensible.
Sur la Figure 3-11 a, le résultat expérimental qui ne montre aucun déclenchement
quand l'ion n'atteint pas la zone épitaxiée (point avec une flèche vers le haut) est conforté par
la simulation. Les déclenchements n'interviennent que lorsque les ions atteignent la zone de
charge d'espace. L'ion déclenchant un SEB à partir de 200V ne traverse pas toute la zone de
charge d'espace et nécessite donc une tension plus importante. Les ions arrivant jusqu’à la
face avant, c'est-à-dire traversant tout ou une grande partie de la zone de charge d'espace,
constituent la configuration pire cas au vu du SEB et déclenchent au plus faible niveau de
tension possible, dès 100V.
121
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Sur la Figure 3-11 b, les trois ions représentés sur le graphe traversent toute l’épitaxie
et s’arrêtent plus ou moins loin dans le substrat fortement dopé N+. Ces ions déclenchent tous
un SEB dès 100V, quelque soit leur parcours dans le substrat. Ce résultat vient appuyer
l’hypothèse selon laquelle la zone épitaxiée dans laquelle se trouve la zone de charge d'espace
correspond au volume sensible, puisque déposer des charges au delà n’abaisse pas la tension
seuil de déclenchement. Des simulations ont été faites pour des ions arrivant par la face avant
et s’arrêtant à différentes profondeurs dans l’épitaxie. Leur LET est fixé à une valeur élevée et
la tension minimum provoquant un Burnout est recherchée. Les simulations montrent que la
SOA est d’autant plus surestimée que le parcours des ions est faible dans la zone de charge
d'espace.
En conclusion de ce paragraphe, les résultats de tests en ions lourds confortent les
simulations présentées dans le paragraphe précédent. Le positionnement du volume sensible
est situé dans la région épitaxiée du VDMOS et de manière plus précise, à la zone de charge
d'espace. Pour une tension suffisante, un évènement ne peut être déclenché que si l'ion
parcourt une distance non négligeable de cette zone.
208
208
Pb
500
400
Substrat N+
Népi
300
200
100
0
0
100
200
300
400
Tension VDS seuil (V)
500
Tension VDS seuil (V)
Pb
400
Népi
200
100
0
0
Profondeur de pénétration (µm)
Face arrière
Face avant
Ions lourds
Simulations
(a)
Substrat N+
300
100
200
300
400
Profondeur de pénétration (µm)
Face avant
Simulations
Ions lourds
Face arrière
(b)
Figure 3-11: tension seuil de SEB en fonction de la pénétration de l’ion dans le MOS 3 (500V) (a) pour
un ion en incidence normale en face arrière (b) pour un ion en incidence normale en face avant
122
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
3.2.3 Recherche du volume sensible à l'aide du laser
Des tests de sensibilité au SEB à l'aide du laser sont réalisés afin de conforter les
résultats expérimentaux et ceux obtenus par simulation. Le MOSFET testé est le même que
celui utilisé et présenté dans le chapitre II (cf. paragraphe IV.3), à savoir le MOS de 500V de
type 3. Contrairement aux tests ions lourds, il est possible d'utiliser tous les types de MOS
puisque le laser ne génère pas de dégradations de l'oxyde de grille. Nous avons complémenté
ces tests par le MOS de 1kV de type 5. Il faut rappeler que les tests laser ne permettent pas de
définir des ranges puisque le faisceau traverse systématiquement la totalité de la puce.
Cependant, il est possible de focaliser le faisceau de manière à obtenir une densité photonique
importante à une profondeur voulue. Ceci veut dire que la densité de paires électron-trou
générées au point de focalisation est plus importante que sur le reste du parcours du laser. Le
déplacement de ce point de focalisation permet de déterminer les zones les plus sensibles. Les
tests sont réalisés à partir de la face arrière du composant mais pour une meilleure lisibilité
des résultats, ceux-ci seront présentés depuis la face avant (0µm correspond à la surface
avant). La Figure 3-12-a représente l’énergie laser minimale requise pour déclencher un
Burnout sur le MOS de type 3 en fonction de la profondeur de focalisation du laser et pour
des tensions de polarisation de 200V et 400V. Si le laser est focalisé dans la zone épitaxiée,
l'énergie nécessaire pour déclencher un évènement est minimale. Par contre, si le laser est
focalisé dans la région N+, l'énergie nécessaire pour déclencher un évènement est plus
importante et augmente avec l'éloignement de ce point de focalisation. La zone épitaxiée
apparaît une nouvelle fois comme étant le volume sensible. Ce résultat corrobore parfaitement
ceux obtenus par la simulation et présentés dans la Figure 3-8. D'autre part, l'énergie laser
nécessaire pour déclencher un évènement, quelque soit le point de focalisation, est supérieure
pour la tension de 200V. Ceci est la conséquence de la compensation d'une zone de charge
d'espace plus étroite à 200V qu'à 400V. Si on regarde de manière plus précise le niveau
d'énergie nécessaire pour déclencher un évènement dans la région épitaxiée, on remarque que
les plateaux ne possèdent pas la même largeur. Le plateau pour 200V est plus court que celui
correspondant à la tension de 400V. Ceci traduit très clairement, comme nous l'avons vu lors
des simulations et des tests ions lourds, que la zone sensible correspond plus particulièrement
à la région délimitée par l'extension de la zone de charge d'espace.
Il nous a semblé intéressant, dans l'optique de démontrer l'intérêt du laser dans le cadre
de notre étude, de tester une structure possédant une tenue en tension différente afin de valider
ce type d'expérimentation. La Figure 3-12-b est réalisée pour le MOS de type 5 de 1kV,
123
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
polarisé à 300V. L'allure de la courbe est identique à celle obtenue précédemment et montre
un plateau qui décroche un peu avant la jonction Népi/N+. L'analyse conduit aux mêmes
conclusions que celles données pour le MOS de type 1 et valide de fait l'utilisation du laser.
7
7
6
6
5
4
3
2
Vds=200V
1
Vds=400V
énergie laser seuil (nJ)
Energie laser seuil (nJ)
N+ substrat
Népi
N+ substrat
Népi
8
5
4
3
2
Vds=300V
1
0
0
0
50
100
150
200
250
300
Profondeur de focalisation depuis la face avant (µm)
(a)
0
100
200
300
400
Profondeur de focalisation depuis la face avant (µm)
(b)
Figure 3-12: énergie laser minimum déclenchant un SEB en fonction de la profondeur de focalisation
du laser (a) pour le MOS 3 (500V) (b) pour le MOS 5 (1000V)
En conclusion intermédiaire de ce paragraphe concernant la recherche du volume
sensible d'un VDMOS classique de type planar, nous pouvons dire que les simulations, les
tests ions lourds et les tests laser convergent vers la même localisation de ce volume. Il
correspond en profondeur à la région d'épitaxie et plus particulièrement à la zone de charge
d'espace. En surface, il est localisé à la région intercellulaire et au canal, résultat connu grâce
à l'étude portant sur la cartographie (et ceux aussi décrits dans la littérature).
La connaissance de ce volume va permettre lors de tests en accélérateur de choisir des
ions de range adapté afin de ne pas surestimer la SOA d'un composant ou sous-estimer sa
section efficace. Cette donnée nous sera d'autre part utile pour développer le code de
prédiction DASIE pour les MOSFETs de puissance.
124
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
3.3
Recherche des critères de déclenchement du SEB à
l'aide des simulations
Maintenant que le volume sensible dans un VDMOS classique de type planar est
déterminé, il est nécessaire de trouver des critères de déclenchement du phénomène de SEB
afin d'adapter le code de prédiction DASIE aux MOSFETs de puissance. Ces critères de
déclenchement, qui doivent être relativement simples et accessibles, sont des conditions
permettant de statuer sur le déclenchement ou non d'un évènement. Ces critères peuvent par
exemple porter sur la tension inverse de polarisation, sur les caractéristiques de la particule
incidente, sur son parcours dans le volume sensible… Si les différentes conditions définies
sont remplies, un évènement est alors comptabilisé.
L'influence du range, de la profondeur de dépôt de charge et de la tension de
polarisation sur le phénomène de SEB ont été étudiés grâce à des simulations de traces
ionisantes verticales et horizontales de différentes longueurs et générées au sein du volume de
la cellule de VDMOS polarisée à différentes tensions. L'évolution des LETs seuils
déclenchant un évènement ainsi que du champ électrique dans la cellule ont été observés en
particulier. L'ensemble des résultats de simulation va donc nous permettre de dégager des
critères de déclenchement du SEB.
3.3.1 Traces
ionisantes
verticales
générées
à
différentes
profondeurs au sein de l’épitaxie
Cette partie étudie le cas d'ions générés verticalement dans le volume de la demicellule du VDMOS. Les traces ont des longueurs de 10, 20, 30, 40 et 50µm et sont générées à
partir de différentes profondeurs dans la région épitaxiée qui est le lieu définissant le volume
sensible. L'abscisse de génération reste celle définie dans le paragraphe précédant (cf. partie
3.2.1), c'est à dire dans la région intercellulaire à proximité du canal qui est la plus sensible.
Les simulations sont faites pour deux tensions de polarisation : 200V et 500V. Pour chaque
cas, on recherche le LET minimum provoquant un SEB.
La Figure 3-13 et la Figure 3-17 représentent les résultats obtenus pour des tensions de
200 et 500V respectivement. De même que dans le paragraphe 3.2.1, les traces ionisantes sont
générées le long de l’axe violet représenté en pointillés. Afin de faciliter la comparaison et la
lecture des résultats, les traces sont représentées de façon décalée suivant l’axe des abscisses.
125
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
La présence d'une étoile indique que ces positions sont les plus sensibles puisque leur LET est
le plus faible.
Afin de permettre au lecteur une bonne compréhension de l’analyse des résultats, nous
rappelons que les électrons et les trous sont collectés aux contacts de source et de drain
respectivement (cf. Figure 3-1 paragraphe 1.2). En outre, deux conditions sont requises afin
que les porteurs puissent être multipliés par le mécanisme d’ionisation par impact : les
électrons et les trous doivent atteindre leurs vitesses de saturation sous l’effet d’un champ
électrique et ils ont besoin de parcourir une distance minimum à cette vitesse afin d’acquérir
l’énergie suffisante pour pouvoir créer une nouvelle paire électron-trou [KUB04]. Ainsi, plus
les porteurs parcourent de distance dans la zone de charge d’espace, plus le nombre de paires
qu’ils génèrent est important, autrement dit plus le taux de multiplication est grand.
Analyse des résultats pour les simulations à partir des Figure 3-13 et Figure 3-17 :
L'intérêt de réaliser des analyses à 200V sur des structures de tenue en tension de
500V est de prendre en compte les cas où la zone de charge d'espace ne s'étale pas
entièrement dans la zone épitaxiée. D'autre part, d'un point de vue applicatif cette tension
correspond à peu prés à la tension de fonctionnement en régime normal.
Une première observation est que le LET minimum requis pour entraîner un SEB
diminue lorsque le range de la trace augmente, et ce quelque soit sa profondeur de génération
dans la zone de charge d'espace. Cette observation rejoint la conclusion des résultats des
simulations et des tests ions lourds présentés dans les paragraphes 3.2.1 et 3.2.2, à savoir que
l'efficacité des porteurs déposés est d'autant plus grande que ceux-ci sont déposés dans la zone
de charge d'espace où s'étend le champ électrique.
Considérant chaque longueur de range séparément, suivant la position en profondeur
de la trace ionisante, le LET nécessaire pour déclencher un SEB varie et il existe un optimum
pour le dépôt de charges. Pour une polarisation de 200V, la zone de charge d'espace s'étend
sur un peu moins de 40 µm. La Figure 3-13 montre clairement que les traces positionnées en
dehors de cette zone nécessitent un LET beaucoup plus important puisqu'un seul type de
porteur est à l'origine de la multiplication en traversant la zone de champ électrique. Par
ailleurs, et comme nous l'avons vu dans le paragraphe 3.2.1, pour que les porteurs puissent
être multipliés au plus grand nombre par le mécanisme d'ionisation par impact, le parcours
des électrons et des trous dans la zone de charge d'espace doit être aussi grand que possible.
126
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Les électrons et les trous circulant en sens opposé et le coefficient d'ionisation des trous étant
plus faible que celui des électrons, le parcours des trous dans la zone de charge d'espace doit
être légèrement supérieur à celui des électrons. Ainsi, la profondeur optimum du dépôt des
charges se situe un peu plus bas que le milieu de la zone de charge d'espace (cf. Figure 3-8).
De ces premiers constats, on pourrait être amené à penser qu'un dépôt de charges
ponctuel au niveau du centre de la zone de charge d'espace constitue le cas le plus efficace
entrainant un Burnout. Cependant il n'en est rien au regard des résultats des simulations. En
effet, le range des traces a une influence sur le phénomène de Burnout puisque la quantité de
charges déposées au LET seuil diminuent avec l'augmentation du range. En effet, il n’est pas
équivalent de déposer la même quantité de charges sur 10µm ou 30µm : le cas le plus
favorable pour un range de 10µm nécessite une charge beaucoup plus élevée que le cas
optimum pour un range de 30µm, à savoir 6 pC contre 2 pC respectivement (Figure 3-13 (a)
et (c)). C’est aussi ce que l’on voit sur les valeurs de LET. En effet, dans le cas du
positionnement optimum des traces, s'il n'existe qu'un rapport de 3 entre le range de 10µm et
de 30µm, il faut par contre un rapport de 9 sur les LETs (LET10µm/LET30µm ≈ 9) pour
déclencher un SEB. Il apparaît donc plus efficace de déposer sur 30µm que sur 10µm à
positionnement de traces identique (Figure 3-13 (a) et (c)). Cela signifie d'ores et déjà que le
critère de déclenchement ne peut pas être uniquement un critère portant sur la charge déposée
mais plus vraisemblablement sur des associations de critères dont l'influence du range fait
parti.
L'influence du range des traces sur le phénomène de SEB peut s'expliquer comme suit.
Le mécanisme de SEB est lié à deux mécanismes, l'avalanche et la mise en conduction du
transistor bipolaire qui s'auto-alimentent en charges. Afin que le phénomène de Burnout
devienne irréversible, les mécanismes d'avalanche et de conduction du transistor bipolaire
doivent être maintenus. C'est-à-dire que l'avalanche doit être alimentée par le courant
d'électrons injecté par le transistor bipolaire et ce dernier doit être alimenté par le courant de
trous provenant du mécanisme d'avalanche. L'observation systématique du champ électrique
dans la structure simulée suite à un Burnout nous a montrés que le taux de multiplication des
porteurs par avalanche était toujours le plus fort au niveau de l'homo-jonction N-/N+, lieu du
maximum du champ électrique en fin de simulation, c'est-à-dire bien après le Burnout. C'est
en effet cette configuration du champ électrique qui permet d'obtenir le plus fort taux de
multiplication des trous par impact, assurant au transistor bipolaire un courant de base
suffisant afin que ce dernier reste allumé. Considérons la configuration initiale du champ
127
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Position en x pour la
génération de toutes les traces
n
0µm
x
p
LET=1.2
Q=12
LET=0.6
Q=6
LET=0.6
Q=6
LET=3
Q=30
*
n
epi
*
10
20
ZCE
z
30
40
LET : pC/µm
Qdéposée : pC
50
LET=12
Q=120
n++
VDS=200V
70µm
(a) : traces ionisantes de 10µm
n
n
0µm
0µm
p
p
LET= 0.26
Q=5.2
LET= 0.16
Q=3.2
LET=0.41
Q=8.2
n
epi
*
LET=2.5
Q=50
n++
10
10
20
20
30
n
epi
40
*
30
LET=0.07
Q=2.1
LET=0.08
Q=2.4
50
50
LET=0.45
Q=13.5
n++
70µm
70µm
(c) : traces ionisantes de 30µm
(b) : traces ionisantes de 20µm
n
40
n
0µm
0µm
p
p
10
10
20
20
LET=0.04
* Q=1.6
n
epi
30
LET=0.05
Q=2
40
n
epi
*
LET=0.025
Q=1.25
30
40
50
50
n++
n++
70µm
70µm
(d) : traces ionisantes de 40µm
(e) : traces ionisantes de 50µm
Figure 3-13: schématisation de traces ionisantes dans la demi-cellule de MOSFET polarisée à 200V.
Les traces sont positionnées à la même abscisse x mais à différentes profondeurs et sont simulées chacune
indépendamment. La longueur des traces est de : (a) 10 µm, (b) 20 µm, (c) 30 µm, (d) 40 µm et (e) 50 µm. Le
LET est en pC/µm, la charge Q est en pC et le range en µm
128
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
électrique dans Figure 3-14 (courbe à tinitial). Dans cette configuration, les électrons situés
proches de la surface du composant rencontrent un champ électrique intense et une
profondeur maximale de la zone de charge d'espace leur permettant d'être accélérés et
multipliés par impact de manière significative. Les trous en revanche n'ont plus qu'une faible
distance à parcourir dans le champ électrique lorsqu'ils rencontrent les plus fortes valeurs de
ce dernier. Ils sont par conséquent multipliés en moins grand nombre que les électrons, et ce
d'autant plus que leur coefficient d'ionisation est plus faible. Dans la configuration finale du
champ électrique suite à un Burnout, lorsque celui-ci est maximum au niveau de la jonction
N-/N+ (Figure 3-14, courbe à tfinal), le phénomène est inversé et les trous peuvent être
multiplié par impact en plus grand nombre, compensant en outre leur plus faible coefficient
d'ionisation αp. Ce courant de trous provenant de l'avalanche est plus critique que le courant
d'électrons provenant de l'avalanche puisque, comme nous l'avons dit, il assure l'état en
conduction du transistor bipolaire qui à son tour permet d'entretenir le phénomène d'avalanche
par l'injection d'un courant d'électrons. Le déplacement du maximum du champ électrique de
la jonction P+/N- à la jonction N-/N+ est du à l'effet Kirk ([KIRK62], [HOHL89]). Le courant
provenant de la collection des charges déposées par l’ion modifie la pente du champ
électrique. Cette pente du champ électrique s’écrit en effet en partant de l’équation de
Poisson :
dE ρ ( x)
=
dx
ε
En se plaçant du côté N de la jonction Base / Collecteur c' est − à − dire Pbody / N épi : Eq. 3-3
J 
dE q
q
= ( N d − n( x)) =  N d − n 
dx ε
ε
qv n 
Si la densité de porteurs Jn augmente telle que le terme Jn/qvn devient supérieur au
dopage Nd de la couche Népi, la pente du champ électrique s’inverse et le maximum du champ
se déplace de la jonction émetteur/base (P/N-) vers la jonction épi/substrat. Ainsi, une trace
traversant la région épitaxiée sera plus favorable à l'effet Kirk pour l'établissement d'un
courant Jn qu'un dépôt de charges ponctuel. La Figure 3-15 illustre l’effet Kirk observé sur
notre structure de transistor MOS bloquée, suite à un impact ionisant déclenchant un Burnout.
L'influence du range peut donc être expliquée par ce phénomène de déplacement du champ
électrique avec les densités de courant circulant dans la zone de charge d'espace dans le cas où
les porteurs deviennent en concentration très largement supérieur au dopage de la région
épitaxiée.
129
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
P+
Champ électrique E (V/cm²)
2,0E+05
Substrat N+
Népi
e-
h+
…
…
1,5E+05
Tension
VDS=300V:
t(initial)
1,0E+05
t(final)
5,0E+04
0,0E+00
0
10
20
30
40
50
60
70
Profondeur dans la cellule (µm)
Figure 3-14 : allure du champ électrique dans la cellule de VDMOS simulée avant un impact ionisant
(tinitial) et après un SEB (tfinal)
Valeur du champ électrique (V/cm)
2.0E+05
P+
1.5E+05
Temps t suite à
un impact ionisant:
t=4 ps
Substrat N+
Népi
t=10 ps
t=100 ps
t=1E3 ps
1.0E+05
t=1E4 ps
t=1E5 ps
t>1E6 ps
5.0E+04
0.0E+00
0
10
20
30
40
50
60
70
Profondeur z de la demi-cellule MOSFET (µm)
Figure 3-15: évolution du champ électrique suite à un impact ionisant vertical traversant toute
l'épitaxie (en t=2 ps) dans la demi-cellule de MOSFET polarisée à 200V
Pour une polarisation de 200V, le cas le plus favorable au déclenchement d’un SEB
est donc celui où l’ion traverse toute la région épitaxiée profonde de 50 µm. Cette
configuration requiert le plus faible LET et la plus faible quantité de charges déposées. Pour
des traces plus courtes, au regard de la Figure 3-13 (d), par comparaison des niveaux de LET
et de charge requis pour entrainer un Burnout suivant la position de celles-ci, il apparaît
clairement que les traces doivent traverser toute la zone de charge d'espace afin d'avoir un
maximum d'efficacité pour déclencher un Burnout.
130
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
La Figure 3-17 reprend les simulations de la Figure 3-13 pour une polarisation de
500V, c'est-à-dire pour une tension proche du claquage de la cellule. On retrouve les
constations réalisées pour les simulations faites à 200V avec en plus des variations de LET et
de charges déposées entre chaque simulation relativement faibles dues au très fort champ
électrique déjà établi dans la zone épitaxiée N- (cf. Figure 3-16 représentant la valeur du
champ électrique en fonction de la profondeur et de la tension). La quantité de charges
déposées au LET seuil varie relativement peu entre les traces de 30, 40 et 50 µm. Pour une
polarisation de 500V, le cas le plus favorable à l’apparition du SEB n’est plus celui où l’ion
traverse toute l’épitaxie, mais correspond à celui où l’ion ne pénètre que de 30 µm dans le
volume sensible, à partir de la surface ; les pénétrations supérieures apportent une quantité de
charges supplémentaire superflue du fait du champ électrique important déjà établi dans la
cellule.
En conclusion, les critères de déclenchement du SEB dans les VDMOS portent sur le
range et le LET. Les traces ionisantes doivent traverser toute la zone d'épitaxie N- ou, pour
des niveaux de tension proches de la tenue en tension du composant, seulement une partie de
la zone de charge d'espace. Ce range critique est associé à une valeur seuil de LET qui ne
pourra être déterminé qu'expérimentalement.
3.E+05
Champ électrique E (V/cm²)
Substrat N+
Népi
P+
2.E+05
Tension VDS:
100V
2.E+05
200V
300V
400V
1.E+05
500V
5.E+04
0.E+00
0
10
20
30
40
50
60
70
Profondeur dans la cellule (µm)
Figure 3-16: valeur du champ électrique suivant une coupe verticale dans la demi-cellule de MOSFET
(au milieu de la source N+) à différentes polarisations VDS
131
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Position en x pour la
génération de toutes les traces
n
0µm
p
LET=0.047
n
epi
x
10
*Q=0.47
LET=0.055
* Q=0.55
LET=0.05
* Q=0.5
20
z
30
40
LET=0.06
Q=0.6
LET : pC/µm
Qdéposée : pC
50
LET=0.1
Q=1
n++
VDS=500V
70µm
(a) : traces ionisantes
n
n
0µm
p
0µm
p
*
n
epi
LET= 0.015
Q=0.3
LET= 0.016
Q=0.32
LET=0.017
Q=0.34
*
*
10
10
20
20
30
n
epi
40
*
50
LET=0.03
Q=0.6
n++
*
30
LET=0.007
Q=0.21
LET=0.008
Q=0.24
50
LET=0.015
Q=0.45
n++
70µm
70µm
(b) : traces ionisantes
n
40
(c) : traces ionisantes
n
0µm
0µm
p
p
n
epi
10
20
20
30
40
LET=0.006
* Q=0.24
n++
10
30
n
epi
40
50
*
LET=0.007
Q=0.28
50
n++
*
LET=0.006
Q=0.3
70µm
(d) : traces ionisantes
70µm
(e) : traces ionisantes
Figure 3-17: schématisation de traces ionisantes dans la demi-cellule de MOSFET polarisée à 500V.
Les traces sont positionnées à la même abscisse x mais à différentes profondeurs et sont simulées chacune
indépendamment. La longueur des traces est de : (a) 10 µm, (b) 20 µm, (c) 30 µm, (d) 40 µm et (e) 50 µm. Le
LET est en pC/µm, la charge Q est en pC et le range en µm
132
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
3.3.2 Traces ionisantes horizontales générées au sein de l’épitaxie
L'étude précédente a permis de définir les conditions expérimentales permettant
d'obtenir le LET et la tension de déclenchement d'un SEB les plus faibles possibles pour des
traces verticales. Il s'agissait d'une particule possédant un range au moins égal à l'épaisseur de
la couche épitaxiée et traversant celle-ci en incidence normale. Dans le cas des réactions
nucléaires n/Si et p/Si, les ions de recul peuvent être émis dans toutes les directions. Afin
d'évaluer dans quelle mesure la sensibilité au Burnout diminue lorsque l'ion s'écarte d'un
parcours vertical, nous avons simulé des traces ionisantes horizontales de différentes
longueurs, générées au sein du volume sensible de la demi-cellule. Les simulations ont été
réalisées pour une tension de 200V qui, contrairement à une tension maximum de 500V,
permet d'observer une plus grande variation de sensibilité entre les différentes positions. Les
résultats sont représentés sur la Figure 3-18 et sur la Figure 3-19, pour des profondeurs de
génération de 20µm et 10µm respectivement.
De même que pour l'étude précédente, le LET seuil nécessaire pour entrainer un
Burnout diminue avec l'augmentation du range des ions. Toutefois, les variations ne sont
marquées que pour le range de 10µm par rapport aux autres (cf. figures (a)) et sont faibles
pour les parcours supérieurs (figures (b), (c) et (d)). On retrouve d'autre part les mêmes
variations de sensibilité en surface que pour des impacts normaux, à savoir une sensibilité
maximale au niveau du canal et de la région intercellulaire et une sensibilité faible au niveau
du caisson P+ (cf. chapitres 1 et 2).
L'influence de la profondeur de génération se vérifie par comparaison des LET seuils
de déclenchement obtenus pour les Figure 3-18 et Figure 3-19. La profondeur z de 10µm est
moins sensible que celle de 20µm puisque les trous sont multipliés par avalanche sur une
distance plus faible.
Enfin, la comparaison des valeurs de LET seuils entre les simulations verticales et
horizontales montre que le cas des ranges de 10µm sont équivalents mais que tous les ranges
supérieurs sont moins efficaces générés horizontalement que verticalement. On observe
jusqu'à un facteur 10 entre la trace traversant toute la longueur de la cellule et celle traversant
toute sa largeur.
En conclusion, pour des ranges courts (jusqu'à environ 20µm), l'orientation de la trace
d'ionisation semble avoir peu d'influence sur les valeurs de LETs seuils déclenchant un SEB.
133
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
En revanche, pour des ranges plus conséquents voire traversant toute l'épitaxie, l'orientation
des trace est importante et les traces verticales sont les plus dangereuses car elles requièrent
les LETs seuils les plus faibles.
0
10
20
30
40µm
0µm
n
p
0
10
20
30
n
p
10
10
20
LET=3.5
Q=35
LET=0.51
Q=5.1
LET=1.1
Q=11
20
LET=0.8
Q=16
LET=0.52
30
Q=5.2
40
n_épi
epi
40µm
0µm
LET=0.37
Q=7.4
LET=0.27
Q=5.4
40
n_épi
epi
50
30
50
n++
n++
0
10
20
30
40µm
0µm
n
p
70µm
70µm
(a) : traces ionisantes de 10µm
(b) : traces ionisantes de 20µm
0
10
20
30
n
p
10
10
20
20
LET=0.36
Q=10.8
LET=0.22
Q=6.6
LET=0.23
Q=9.2
30
40
n_épi
epi
40µm
0µm
n_épi
epi
50
n++
30
40
50
n++
70µm
x
z
70µm
(d) : traces ionisantes de 40µm
(c) : traces ionisantes de 30µm
LET : pC/µm
Qdéposée : pC
• VDS=200V
• z=20µm : profondeur de génération
de toutes les traces
Figure 3-18: schématisation de traces ionisantes dans la demi-cellule de MOSFET polarisée à 200V.
Les traces sont positionnées à la même profondeur z=20µm mais à différentes abscisses et sont simulées
chacune indépendamment. La longueur des traces est de : (a) 10 µm, (b) 20 µm, (c) 30 µm et (d) 40 µm. Le LET
est en pC/µm et le range en µm
134
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
0
10
20
30
40µm
0µm
n
p
0
10
20
30
n
p
10
LET=2.4
Q=24
LET=0.7
Q=7
LET=1
Q=10
LET=1
Q=10
10
LET=0.6
Q=12
20
LET=0.41
Q=8.2
LET=0.4
Q=8
30
20
30
40
n_épi
epi
40µm
0µm
40
n_épi
epi
50
n++
50
n++
70µm
70µm
(b) : traces ionisantes de 20µm
(a) : traces ionisantes de 10µm
0
10
20
30
40µm
0µm
n
p
0
10
p
n
20
30
10
LET=0.33
Q=9.9
LET=0.28
Q+8.4
20
10
LET=0.24
Q=9.6
30
50
n++
20
30
40
n_épi
epi
40µm
0µm
n_épi
epi
40
50
n++
70µm
x
z
70µm
(d) : traces ionisantes de 40µm
(c) : traces ionisantes de 30µm
LET : pC/µm
Qdéposée : pC
• VDS=200V
• z=10µm : profondeur de génération
de toutes les traces
Figure 3-19: schématisation de traces ionisantes dans la demi-cellule de MOSFET polarisée à 200V.
Les traces sont positionnées à la même profondeur z=10 µm mais à différentes abscisses et sont simulées
chacune indépendamment. La longueur des traces est de : (a) 10 µm, (b) 20 µm, (c) 30 µm et (d) 40 µm. Le LET
est en pC/µm et le range en µm
135
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
3.4
Adaptation du code MC DASIE aux MOSFETs de
puissance
Les outils de prédiction permettant d'évaluer le risque lié à l’utilisation des composants
électroniques dans un environnement radiatif donné sont indispensables. De nombreux
logiciels de simulation électrique des composants existent, comme ceux développés par
Synopsys ou SILVACO, mais les temps de calcul pour une structure élémentaire peuvent
prendre plusieurs heures et nécessitent la connaissance de nombreux paramètres
technologiques des composants souvent très difficiles à obtenir de la part des fondeurs.
EADS a développé en collaboration avec le laboratoire IES (Institut Electronique du
Sud- Université de Montpellier II) un logiciel nommé DASIE (Detailed Analysis of
Secondary Ions Effects) dédié aux composants SRAM. Ce code initialement analytique a
ensuite évolué vers une version Monte Carlo appelée MC DASIE. Ce code permet à partir
d’une base de données nucléaires d’interactions particule/silicium adaptée de calculer le taux
d’erreurs induit dans les mémoires SRAM par des neutrons atmosphériques et des protons
spatiaux. En effet, il est bon de rappeler que, outre les ions lourds, les neutrons et les protons
en milieu atmosphérique ou spatial génèrent dans le silicium des ions secondaires qui peuvent
déclencher des SEB.
Un tel outil pour la prédiction n'existe pas pour les composants de puissance et en
particulier pour les MOSFETs. L'objet de cette partie est de développer une première version
de ce code adaptée aux structures de puissance et permettant de prédire leur sensibilité aux
neutrons et aux protons. Les parties précédentes nous ont permis de définir le volume sensible
et les critères de déclenchements du SEB dans les VDMOS classiques de type planar.
L'analyse des bases de données nucléaires au vu de ces informations va nous permettre de
construire ce code que nous appellerons Power DASIE et d'adapter les critères de
déclenchement du SEB au cas des protons et des neutrons.
3.4.1 Présentation des bases de données nucléaires
Les bases de données nucléaires synthétisent les informations relatives aux produits
secondaires émis lors de la réaction nucléaire entre un proton ou un neutron sur un noyau de
silicium [WRO03]. Ces données portent sur le nombre, la nature et l'énergie des particules
émises. Elles ont été une fois pour toute calculées à partir de codes faisant intervenir des lois
136
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
de la physique fondamentale nucléaire. Compte tenu de l’étendue énergétique (de 1 MeV à 1
GeV) des différents types d’interactions nucléaires élastiques ou non élastiques, il est difficile
pour un seul code de décrire tous les mécanismes d’interaction. Différents codes ont donc été
utilisés suivant le type de réaction et d’énergie considéré pour alimenter les bases de données
nucléaires. Parmi ces codes de calcul, on peut citer HETC, MC-RED, MC-Recoil, GEANT4,
GNASH, ou MCNP. Les premières bases de données nucléaires créées synthétisaient
l'ensemble des ions secondaires émis et associent à chacun d'eux une probabilité d'apparition
en fonction de leur énergie. Les ions secondaires étaient alors indépendants les uns des autres.
Ces dernières bases de données ont été remplacées par les bases de données nucléaires dites
événementielles qui respectent la conservation du nombre de nucléons du silicium. Ainsi,
pour chaque proton ou neutron incident, l'ensemble des produits de la réaction sont émis
simultanément ce qui permet d'être plus représentatif de la réalité et de prendre en compte
l'effet cumulé des particules pour le déclenchement d'un évènement. Ces bases ont été créées
pour un échantillonnage représentatif de 12 énergies de neutrons et de protons incidents
comprises entre 1MeV et 200MeV. Pour chaque énergie, un fichier synthétise un échantillon
de 100 000 réactions nucléaires élastiques et non élastiques et pour chaque réaction,
l'ensemble des ions secondaires émis sont décrits par leur nombre nucléaire Z, leur nombre de
masse A, leurs énergies et leurs caractéristiques d’émission (cf. Figure 3-20).
Ces bases de données nucléaires servent comme nous l'avons dit de données d'entrée
aux codes de prédiction MC DASIE.
Réaction 1
A1, Z1, E1
Réaction 2
Réaction 3
Vx Vy Vz
n/p
Réaction 4
Si
Vx Vy Vz
A2, Z2, E2
Réaction 1E5
A
Z
E(MeV)
1
27
28
1
1
26
1
27
.
.
.
4
23
1
1
13
14
1
1
12
1
13
.
.
.
2
11
1
35.7
1.05
0.32
4.66
3.16
7.5
2.2
1.69
.
.
.
9.6
0.8
22.7
Angle
0.19
0.21
0.12
0.31
0.17
0.45
0.7
0.07
.
.
.
0.17
0.62
0.02
0.01
0.14
0.40
0.17
0.10
0.06
0.63
0.11
.
.
.
0.03
0.18
0.02
0.80
0.65
0.48
0.52
0.73
0.59
0.30
0.82
.
.
.
0.80
0.20
0.96
Figure 3-20 : schématisation d'une réaction nucléaire entre un proton ou un neutron et un noyau de
silicium, tableau schématisant les informations contenues dans la base de données nucléaires évènementielle
137
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
3.4.2 Présentation des codes de prédiction MC-DASIE pour les
SRAM
Le code Monte Carlo DASIE (MC DASIE) a été développé initialement afin de
prédire le taux d'évènements induit par des protons, des neutrons et des ions lourds dans des
composants de type SRAM et CMOS ([HUB05] [WEU08]). Ce code MC DASIE utilise en
entrées les bases de données nucléaires, les courbes SRIM décrivant l'évolution du LET des
ions lors de leur passage dans le silicium et des informations technologiques relatives au
composant telles que la topologie et la profondeur des diffusions de drains par exemple. Les
différentes particules, c'est-à-dire les ions lourds ou bien les ions secondaires provenant des
bases de données nucléaires, sont générées aléatoirement dans le volume d'une cellule (tirage
Monte Carlo). Le code modélise la diffusion des charges déposées et calcule la quantité de
charges collectées au niveau des volumes sensibles modélisés par des parallélépipèdes
rectangles (modèle RPP) [HUB01], [PAL01], [HUB02]. La comparaison avec un critère de
charge seuil propre à chaque technologie permet de statuer sur l'apparition d'un évènement. La
Figure 3-21 illustre le principe de l'outil de prédiction du taux de défaillances MC DASIE.
BdD nucléaires
evenmentielle
Topologie
SRIM
Efficacité de
collection
MC DASIE
Tirage d’une réaction nucléaire
Calcul de la charge collectée
Calcul pour
chaque cellule
SEU ?
Critère
Section efficace SEU/MBU
Figure 3-21: Principe de l'outil de prédiction du taux de défaillances MC DASIE
Deux déclinaisons de ce code existent. Le code SMC-DASIE (Simplified Monte Carlo
DASIE) est dédié aux mémoires SRAM et permet de calculer très rapidement des sections
efficaces et des taux de SEU et MBU. Le code TMC-DASIE (Tansient MC-DASIE) permet
138
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
quant à lui de calculer les formes d'onde des courants transitoires parasites générés dans des
portes logiques CMOS. Couplée avec le logiciel SPICE, TMC DASIE permet de calculer les
taux de défaillances induit par un ou plusieurs de ces courants transitoires ([HUB06]). La
Figure 3-22 est un exemple de courants transitoires prédits par TMC DASIE pour une
technologie particulière dont le layout, illustré dans cette figure, est fourni en entrée.
TMC DASIE
Layout d’une cellule logique
avec les zones sensibles en rouge
Exemple d’impulsions de courants prédits par
TMC DASIE pour une énergie neutron donnée
Figure 3-22 : exemple illustrant l'outil de prédiction TMC DASIE
3.4.3 Analyse des bases de données nucléaires pour les MOSFETs
de puissance
Les études de simulations dans les paragraphes précédents ont permis de définir le
volume sensible des VDMOS ainsi que les critères de déclenchement du SEB. Les critères
définis portent sur le LET et le range des ions et constituent la configuration de
déclenchement pire cas, c'est à dire telle que le déclenchement d'un SEB est le plus favorisé.
Les valeurs des ranges ont été définis par les simulations dans les paragraphes précédents. Les
valeurs des LETs seuils associées ont été déterminées expérimentalement par des ions lourds
très pénétrants dans le chapitre II pour certains niveaux de polarisation. Ces différentes
données expérimentales sont synthétisées ci-dessous pour le MOS 3 :
•
Pour une polarisation moyenne (environ 300V) :
LET ≈ 15 à 20 MeV.cm²/mg
Range ≈ taille de l’épitaxie N-, soit 50µm
•
Pour une polarisation proche de la tension nominale (400V) :
LET ≈ 3 MeV.cm²/mg
Range ≥ 30µm
139
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Ces caractéristiques peuvent être considérées comme celles d'ions secondaires
générées par un neutron ou un proton incident. Or, l’analyse des bases de données nucléaires
indique qu’il n'existe pas d'ion secondaire généré par un proton ou un neutron possédant de
tels ranges associés à de tels LETs, ou en de très faibles proportions et uniquement à de fortes
énergies de neutrons ou protons incidents (énergies supérieures à 150 MeV). En d'autres
termes, les ions utilisés sous accélérateur pour déclencher des évènements n'ont pas
d'équivalent en ions secondaires générés par des neutrons et des protons. Cependant, les tests
neutrons et protons que nous avons effectués sous accélérateurs et qui seront présentés plus en
avant dans le chapitre ont montré une sensibilité non nulle des composants au SEB pour des
énergies incidentes comprises entre 30 et 60 MeV. Cela signifie que les ions de recul (ou
secondaires) responsables des SEB ont des caractéristiques différentes de celles obtenues sous
accélérateur dans les cas les plus favorables. Il est donc nécessaire de déterminer d'autres
critères de déclenchement permettant d'engendrer un Burnout.
L'analyse de la population des ions secondaires répertoriés dans les bases de données
montre que les particules possédant un range relativement important (supérieur à la trentaine
de microns) sont presque exclusivement des particules légères dont les LETs sont inférieurs
au MeV.cm²/mg comme l'indique la Figure 3-23. Cette figure donne la répartition des LETs
des ions secondaires ayant un parcours minimum de 30 µm dans le silicium en fonction du
numéro de tirage des réactions nucléaires implémentées dans la base de données. Il faut noter
que cette courbe correspond à 20000 réactions nucléaires tirées successivement et
aléatoirement dans la base de données nucléaires et produites par des neutrons d’énergies
incidentes de 63 MeV et 200 MeV. Pour un neutron incident de 63 MeV, aucune particule
secondaire ne possède un LET supérieur à 0,6 MeV.cm²/mg. Cette gamme de LETs compris
entre 0 et 0,6 MeV.cm²/mg correspond aux ions légers, c'est-à-dire aux particules de numéro
atomique Z égal à 1 et 2 (proton, deutéron, triton, alpha et hélium). Ces derniers peuvent
parcourir jusqu’à 8 cm dans le silicium et donc traverser entièrement de fait les plaquettes des
composants de puissance. Pour autant, elles ne peuvent engendrer de SEB dans les MOSFETs
de puissance puisque leurs LETs sont trop faibles.
Une énergie de neutron incident de 200 MeV permet d’observer des particules de LET
supérieur à 0,6 MeV.cm²/mg. Toutefois elles ne représentent que 0.3% des ions émis et leur
LET n’atteint que 4 MeV.cm²/mg au maximum (cf. Figure 3-23). Ces particules
correspondent aux ions lourds, c'est-à-dire aux particules dont le numéro atomique Z est
supérieur ou égal à 3. Leurs parcours dans le silicium est toutefois relativement limité, ce
140
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
d’autant plus que leur LET augmente. Ces particules peuvent créer un Burnout pour des
tensions élevées (dès 400V environ pour nos MOS de 500V). Néanmoins elles existent en de
trop faible proportion pour correspondre aux sections efficaces observées expérimentalement.
Figure 3-23: LET des ions secondaires ayant un parcours minimum de 30µm. Ces ions sont issus des
réactions nucléaires neutrons / noyaux de silicium pour des neutrons incidents d'énergie de 63 et 200MeV
La Figure 3-24 représente le range et le LET de tous les ions secondaires qu’il est
possible de produire en fonction de leur numéro atomique, pour une énergie de neutron
incident de 200 MeV. Lorsque le LET de l’ion augmente, son parcours associé dans le
silicium diminue naturellement. Le LET maximum qu’un ion secondaire puisse avoir est
d'environ 14 MeV.cm²/mg pour un range inférieur à 10µm et correspond à l'ion aluminium
(Z=13). Au regard des valeurs expérimentales données au début de ce paragraphe, cet ion
secondaire ne pourra générer de SEB. Une fois de plus, des ions possédant à la fois des LETs
et des ranges importants n'existent pas dans les bases de données.
La Figure 3-25 représente le LET des ions secondaires émis en fonction de leur range
dans le silicium, et toujours pour une énergie neutron de 200 MeV. Les 14 courbes
correspondent aux 14 ions secondaires qu’il est possible de produire (Z=14 étant le silicium).
La courbe la plus basse en LET correspond aux particules de numéro atomique Z égal à 1, la
courbe au dessus correspond à Z=2 (hélium) et ainsi de suite. Les particules possédant des
LETs importants, compris entre 12 et 14 MeV.cm²/mg possèdent des parcours dans le
silicium inférieurs à une dizaine de micromètres. Inversement, les particules ayant des
parcours d’au moins 50 µm ont des LETs faibles, inférieurs à 2 MeV.cm²/mg.
Pour des énergies incidentes de neutrons plus faibles, la population de particules
possédant des LETs importants se raréfie et les particules de LET intermédiaires
141
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
disparaissent. Les ions secondaires sont d’autre part d’autant moins énergétiques que l’énergie
incidente des protons et des neutrons diminue.
Figure 3-24: Range et LET des ions secondaires issus des bases de données nucléaires en fonction de
leur numéro atomique. Pour une énergie de neutron incident de 200 MeV
Z=14
Z=1
Figure 3-25: LET des ions secondaires issus des bases de données nucléaires en fonction de leur range
dans le silicium. Pour une énergie de neutron incident de 200 MeV
En conclusion, aucun ion secondaire ne réunit à la fois des critères de LET et de range
importants. La configuration pire cas de déclenchement d'un SEB (à 300V, LET=15-20
MeV.cm²/mg et range=50 µm) n’apparaît pas dans les produits de la réaction nucléaire d’un
proton ou un neutron. Cela explique pourquoi les SOA expérimentales proton/neutron
observée dans la littérature (et qui seront confortées par nos résultats expérimentaux) sont
bien supérieures à celles obtenues avec des ions lourds. Les critères de déclenchement du SEB
que nous avons identifiés dans le paragraphe 3.3 ne s'appliquent donc qu'aux ions lourds et
142
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
sont particulièrement utiles pour des tests en accélérateur. Ces critères, qui sont une incidence
normale et un range traversant toute l'épitaxie (pour des VDMOS classiques), permettent de
se placer dans les conditions de déclenchement les plus favorables et permettent ainsi
d'obtenir les seuils de déclenchement les plus faibles (en SOA et LET). Puisque les seuils de
SEB sont beaucoup plus élevés aux protons et aux neutrons qu'aux ions lourds, nous devons
définir de nouveaux critères de déclenchement du Burnout qui s'appliquent aux particules
légères. Les observations sur les mécanismes du phénomène de SEB présentées dans le
paragraphe 3.3.1 nous ont amené à considérer l’effet de deux particules simultanées provenant
de la même réaction nucléaire. Le paragraphe suivant présente cette étude qui permettra
d'alimenter le code Power DASIE.
3.4.4 Simulations de l'effet de deux particules couplées sur le
déclenchement d'un SEB
Le phénomène de SEB repose sur deux mécanismes : la mise en conduction du
transistor bipolaire parasite et le phénomène d’avalanche. Puisqu’il n’existe pas, comme nous
venons de le voir dans le paragraphe précédent, de particule secondaire possédant les
caractéristiques de LET et de range permettant de déclencher à elle seule les deux
mécanismes, nous avons donc pensé à associer à chacun d’eux et de manière simultanée une
particule.
La première particule doit activer le bipolaire parasite qui se situe en surface de la
structure. Sa trace doit rendre passante la jonction émetteur-base située dans le caisson P du
VDMOS. Elle est représentée par la trace numéro 1 dans la Figure 3-26. Au regard de la
technologie du VDMOS, un range de quelques microns devrait suffire ce qui induit la
possibilité d'avoir des LETs importants. Ce type de caractéristiques existe parmi les ions
secondaires (cf. Figure 3-25). A priori, le volume sensible associé à la particule 1 peut être
défini par le rectangle horizontal englobant le canal, le caisson P et la région intercellulaire.
Le second mécanisme est celui de l’avalanche dont l'établissement est accéléré par la
génération de porteurs dans toute la profondeur de la zone épitaxiée et particulièrement la
zone de charge d'espace (cf. Figure 3-13). La seconde particule est représentée par la trace
numéro 2 sur la Figure 3-26 qui correspond au cas largement étudié dans les paragraphes
précédents. Le range associé doit donc être de l'ordre de grandeur de la zone épitaxiée qui
correspond au volume sensible défini précédemment dans ce chapitre. Le déclenchement du
143
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
transistor bipolaire étant pris en charge par la première particule, on peut supposer que le LET
requis par cette seconde particule puisse être plus faible. Une fois de plus, ce type de
caractéristiques existe parmi les ions secondaires issus des réactions nucléaires. Ces deux
particules étant issues d'une même réaction nucléaire initiée par un neutron ou un proton, il est
naturel que le point initial des traces soit commun.
Les simulations présentées dans les paragraphes suivant vont permettre de définir plus
précisément les caractéristiques des particules 1 et 2 ainsi que le volume sensible associé à la
particule 1.
Figure 3-26: représentation du couplage de deux particules avec leur volume sensible associé pour le
déclenchement d’un SEB
3.4.4.1 Mise en conduction du transistor bipolaire parasite: étude de la
particule 1
La première partie de cette étude porte sur la définition du volume sensible associé à la
mise en conduction du transistor bipolaire parasite par la particule 1. L'influence de la tension
de polarisation sur le déclenchement du bipolaire et sur les caractéristiques de la particule 1
sera étudiée dans une seconde partie.
Volume sensible associé à la particule 1 pour une tension maximum de 500V:
La Figure 3-27 schématise les différentes configurations de positions et de ranges
simulées dans la structure polarisée à 500V. Nous nous sommes placés à ce niveau de tension
élevé car dans ce cas, le déclenchement du bipolaire parasite devient le mécanisme critique,
l’avalanche se déclenchant facilement. Pour chaque simulation, le LET minimum induisant un
SEB est recherché par itérations successives. Les variations sur les valeurs des LETs et des
144
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
charges associées vont nous permettre d'évaluer la sensibilité des différentes zones et de
délimiter ainsi un volume sensible. Les positions des traces sont les suivantes. La particule 1
de range 5µm est positionnée sous le canal, à mi hauteur du caisson P, et coupe la jonction PN
afin que les porteurs déposés rencontrent le champ électrique et soient séparés par celui-ci.
Cette position est à priori la plus sensible puisque tous les trous devront circuler sous la
diffusion de source N+. La position de la trace numéro 3 est identique à celle de la trace 1, le
paramètre qui varie est son range, de 1µm. La trace numéro 2 de range 5µm est située à la
même hauteur que la trace 1 mais dans la région intercellulaire. La trace numéro 4 de range
1µm est positionnée tout au bas du caisson P, sous la trace 3. Enfin la trace numéro 5 de range
1µm est située au bas du caisson P, toujours dans le champ électrique, et à mi chemin de la
longueur de la diffusion de source.
L'analyse des résultats de simulation montre que pour les traces numérotées de 1 à 4 et
situées à droite de la source, la quantité de charges déposée au LET seuil est relativement
constante et vaut 0,6 pC. Ainsi, une trace 5 fois plus courte nécessite un LET 5 fois plus
important. Cela indique que la sensibilité est relativement homogène dans cette zone. La
particule numérotée 5 générée sous la source au milieu du caisson P nécessite un LET et une
charge de 1,7 fois supérieurs pour engendrer un Burnout. Ce résultat n'est pas surprenant
puisque générées à cet endroit, les charges circulant sous la source ne peuvent induire une
chute de potentiel que sur la moitié de la longueur de la jonction N/P. Au regard du niveau de
LET, cette trace reste néanmoins relativement efficace pour rendre passante la jonction. Les
cas de traces situées dans le caisson P+ n’ont pas été explorés puisque une précédente étude à
montré une très faible sensibilité de cette zone face à des impacts verticaux (cf. chapitre 1
bibliographie § 1.6 et chapitre 2 cartographies §2.4.2).
Le volume sensible associé à la mise en conduction du transistor bipolaire a donc été
défini de la manière suivante : il correspond à toute surface de la cellule moins la zone du
caisson P+, et il s’étend en profondeur jusqu’à la jonction peu profonde P/N-.
145
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Grille : 0V
Source : 0V
0
10
20
n+
p+
5
p
30
40µm
3
Numéro de
la trace
LET
(pC/µm)
Range
(µm)
Charge
déposée
(pC)
1
0.13
5
0.65
2
0.12
5
0.6
3
0.6
1
0.6
4
0.6
1
0.6
5
1
1
1
0µm
4 1
2
10
n_épi
20
Figure 3-27: définition du volume sensible pour l’activation du transistor bipolaire parasite. A droite :
schématisation de la position et du range des différentes traces ionisantes simulées. A gauche : tableau donnant
les caractéristiques des traces (cellule polarisée à 500V)
Etude de la mise en conduction du transistor bipolaire :
Afin d’évaluer l’influence d'une tension de polarisation plus faible sur le
déclenchement du transistor bipolaire parasite par une trace horizontale, une trace ionisante de
caractéristiques figées a été simulée dans la demi cellule de VDMOS pour deux tensions
différentes, 500V et 300V. La Figure 3-28 schématise cette trace dans la structure, sa position
correspond à celle de la trace 1 dans l'étude précédente, son LET est fixé à 0,2 pC/µm et son
parcours à 5 µm. cette valeur de LET a été choisie ainsi car elle est légèrement supérieure au
LET seuil de SEB à 500V. Cette trace engendre un Burnout pour la tension de 500V tandis
que le courant s’annule et la structure revient à l’état initial pour la tension de 300V. La
Figure 3-29 donne le courant de drain de la structure pour ces deux tensions de polarisation.
Si le transistor bipolaire est effectivement mis en conduction dans le cas à 500V, qu'en
est-il pour la polarisation de 300V? En effet, il peut y avoir un déclenchement du transistor
bipolaire de manière momentanée qui s'éteint si le courant d'avalanche est trop faible. Afin de
déterminer si ce déclenchement à lieu, le courant d'électrons injecté par l'émetteur a été
observé. La Figure 3-30 et la Figure 3-31 montent la répartition de ce courant dans la zone
sensible définie plus haut, c'est-à-dire dans le caisson P, pour des polarisations de 500V et
300V respectivement.
146
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Grille 0V
Source 0V
0
10
20
n+
p+
30
p
40µm
0µm
LET fixe
Range fixe
10
20
30
40
n_épi
epi
50
n++
70µm
Drain +V
Simulations pour :
• VDS = 500V activation du bipolaire et SEB
• VDS = 300V activation du bipolaire sans SEB
Figure 3-28: influence de la polarisation sur la mise en conduction du bipolaire parasite: simulation
d’une trace ionisante de LET, range et position fixés pour les tensions 500V et 300V
1.E+02
1.E+01
Burnout
Courant drain-source (A)
1.E+00
1.E-01
1.E-02
1.E-03
Vds=500V
1.E-04
Vds=300V
1.E-05
1.E-06
1.E-07
1.E-08
1.E-09
Aucun Burnout
1.E-10
1.E-11
1.E-12
1.E-11
1.E-10
1.E-09
1.E-08
1.E-07
1.E-06
1.E-05
Temps (s)
Figure 3-29: évolution du courant de drain en fonction du temps suite à un impact ionisant identique
pour deux tensions de polarisation
La Figure 3-30 (a) représente la jonction à l'instant t=4 ps où la trace ionisante est
déposée. Les figures suivantes visualisent l'allumage progressif de la jonction émetteur/base
avec un envahissement d'électrons injectés dans la région de base. A l'instant t=10-7s,
l'émetteur injecte totalement des porteurs et le transistor est verrouillé en conduction par
147
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
l'injection des trous provenant du substrat Népi donc générés par le phénomène d'avalanche. Le
Burnout est effectif.
La Figure 3-31 reprend ce type de simulations pour une tension de 300V. De même
que pour la tension de 500V, on observe sur les figures (a), (b), (c) et (d) la mise à l'état
passant progressive de la jonction émetteur/base et donc de l'injection d'un courant d'électrons
dans la région de base. Le transistor bipolaire parasite est donc bien mis en conduction pour
une tension de 300V. Néanmoins, comme le montrent les Figure 3-31 (e) et (f), ce courant
d'électrons n'est pas maintenu et retombe à zéro et conduit à l'extinction du transistor
bipolaire. Le retour à l'état initial de la structure de VDMOS s'explique par le fait que le
champ électrique à 300V ne permet pas une multiplication des porteurs, et en particulier des
trous, suffisante pour maintenir un courant de base suffisant.
En conclusion, la tension de polarisation n'a pas ou peu d'influence sur la mise en
conduction du transistor bipolaire parasite lorsque les traces ionisantes sont déposées à
proximité de la jonction N+/P, dans le volume sensible numéro 1 associé à la particule 1.
L'activation du bipolaire ne signifie pas forcément qu'un Burnout est déclenché, en particulier
si la tension de polarisation est trop faible. Cependant, une polarisation faible pourra être
compensée par la présence de la particule 2. Ce dernier cas sera étudié plus en amont dans le
texte.
Pour le code de Power DASIE, nous considérerons donc que le transistor bipolaire
sera mis en conduction si la charge déposée dans le volume sensible 1 est supérieure à un
critère de charge constant quelque soit la tension.
148
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Injection des
électrons
Trace ionisante
(a) VDS=500V - t=4.10-12 s
(b) VDS=500V - t=1.10-11 s
(c) VDS=500V - t=1.10-10 s
(d) VDS=500V - t=1.10-9 s
(e) VDS=500V - t=1.10-8 s
(f) VDS=500V - t=1.10-7 s
Figure 3-30: évolution au cours du temps du courant d'électrons et des lignes de potentiel au niveau de
la jonction émetteur_N+/base_P. Structure de VDMOS polarisée à 500V, trace ionisante générée à t0=10-12 s,
en ([x1=20 ;y1=3], [x2=25 ;y2=3])
149
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Injection des
électrons
Trace ionisante
(a) VDS=300V - t=4.10-12 s
(b) VDS=300V - t=1.10-11 s
(c) VDS=300V - t=1.10-10 s
(d) VDS=300V - t=1.10-9 s
(e) VDS=300V - t=1.10-8 s
(f) VDS=300V - t=1.10-7 s
Figure 3-31: évolution au cours du temps du courant d'électrons et des lignes de potentiel au niveau de
la jonction émetteur_N+/base_P. Structure polarisée à 300V, trace ionisante générée à t0=10-12s, en
([x1=20 ;y1=3], [x2=25 ;y2=3])
150
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Influence de la tension sur le LET seuil de la particule 1 et critère de déclenchement :
Les simulations précédentes ont montré que la quantité de charges nécessaire pour
déclencher le transistor bipolaire parasite était identique pour une tension de 500V et de
300V. Le mise en conduction de ce transistor ne signifie pour autant pas qu'un Burnout ait
lieu. Les simulations suivantes vont donc permettre de déterminer la quantité de charges et les
LETs seuil nécessaire pour déclencher un Burnout à des tensions de 500V, 300V et 100V.
La position et le range de la particule simulée correspondent à la trace de l'étude
précédente (cf. Figure 3-28). Le Tableau 3-3 synthétise les résultats obtenus. Le LET de la
particule 1 augmente de manière conséquente lorsque la tension diminue. En effet, la
diminution du champ électrique n'assure plus un taux de multiplication des porteur par impact
suffisant afin de maintenir le courant de base du transistor bipolaire qui s'éteint par
conséquent. Les niveaux de LET seuil et de charge déposée deviennent importants et risquent
de ne pas trouver d'équivalent parmi les ions secondaires issus des bases de données
nucléaires.
VDS=500V VDS=300V VDS=100V
LET (pC/µm)
Range (µm)
Q déposée (pC)
0,13
5
0,65
0,38
5
1,9
>10
5
>50
Tableau 3-3 : synthèse des résultats de simulations sur le LET minimum de la particule 1 entrainant un
SEB en fonction de la tension
Afin de déterminer si un SEB a été déclenché uniquement par la particule 1 dans le
code Power DASIE, nous avons défini de manière empirique une fonction permettant
d'obtenir la quantité de charge nécessaire à un Burnout en fonction de la tension de
polarisation. La quantité de charge Qseuil1_bipolaire représente la charge nécessaire pour mettre
en conduction le transistor bipolaire parasite, constante quelque soit la tension. A 500V, cette
quantité est suffisante pour engendrer un Burnout puisque le champ électrique déjà élevé
permet de multiplier les porteurs en nombre suffisant pour aboutir à l'emballement des
courants. La quantité de charge Qseuil1_SEB est alors égal à Qseuil1_bipolaire.
151
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Cette partie fait l'objet d'une
classification Confidentiel EADS
152
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
3.4.4.2 Accélération du phénomène d'avalanche: étude de la particule 2
Le volume sensible associé à la particule numéro 2 correspond au volume sensible
défini par les simulations et les tests ions lourds présentés dans le paragraphe 3.2. Nous
rappelons qu'il correspond en surface à la diffusion de source, au canal et à la région
intercellulaire et s'étend en profondeur jusqu'à la jonction N-/N+. Lorsque le déclenchement
d'un SEB incombe à la particule 2 seule, ce qui est typiquement le cas dans des tests ions
lourds, cette dernière doit posséder un range de l'ordre de l'épaisseur de l'épitaxie. Dans le cas
toutefois de polarisations relativement proches de la tension de claquage, il suffit que cette
particule ne traverse que les 2/3 de la région épitaxiée qui correspond à l'extension de la zone
de charge d'espace pour être la plus efficace possible. Cela est dû à la présence d'un champ
électrique déjà fort qui génère un taux important de porteurs par avalanche. Ainsi, si la tension
de polarisation est suffisamment importante, un SEB peut être déclenché uniquement par cette
particule 2.
Nous avons étudié dans les paragraphes précédents la mise en conduction du transistor
bipolaire parasite par la particule numéro 1, de faible range et située en surface à proximité de
la jonction N+/P. La particule numéro 2, émise simultanément, a donc pour tache de faciliter
et d'accélérer l'apparition du phénomène Kirk qui conduira au taux de multiplication des trous
le plus important. Des simulations ont été réalisées afin d'évaluer l'influence de la présence de
la particule 1 et de la tension sur l'abaissement des valeurs du LET et du range de la particule
2 pour entrainer un Burnout.
Influence de la particule 1 et de la tension sur le LET de la particule 2 :
Des simulations ont été effectuées pour les 2 particules émises simultanément dans la
demi-cellule de VDMOS. La position et le range des traces sont représentées sur la Figure
3-32. Les caractéristiques et la position de la particule 1 sont invariables et sont celles notées
sur la figure. Le range et la position de la particule 2 restent de même identiques, elle est
verticale et traverse toute la région épitaxiée. Nous avons recherché le LET minimum de la
particule numéro 2 entrainant un Burnout pour quatre tensions de polarisations, 500V, 400V,
300V et 100V. Plusieurs tensions sont effectivement simulées afin de bien mesurer l'impact
de la particule 2 sur le maintien en conduction du transistor parasite puisque c'est elle qui
alimentera en trous la base de ce dernier. Les résultats sont synthétisés dans le Tableau 3-4. Il
153
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
est bon de rappeler que nos simulations 2D sont uniquement qualitatives et en aucun cas
quantitatives. Les valeurs de LET seront donc simplement comparées entre elles de manière
relative.
Figure 3-32 : schématisation des positions et longueurs des traces simulées dans la demi-cellule de
VDMOS
Une première constatation est que le couplage de la particule 1 avec la particule 2
permet de diminuer de manière significative la valeur du LET seuil de cette dernière lorsque
la tension est de 500V. Cette dernière possède alors un LET très inférieur à celui de la
particule 1 (facteur 100). Des caractéristiques de LET très faible associé à un range important
sont typiquement des caractéristiques que l'on retrouve en grand nombre parmi les produits de
la réaction nucléaire n/Si et p/Si.
Le LET seuil de la particule 2 associée à la particule 1 a été déterminé pour les
tensions de 400V, 300V et 100V. Ce LET seuil augmente lorsque la tension de polarisation
diminue puisque la multiplication des porteurs par impact diminue avec la valeur du champ
électrique. Le LET seuil de la particule 2 reste inférieur au LET seuil de la particule 1 pour les
tensions de 400V et 300V. Pour la tension de 100V, il rejoint le niveau du LET de la particule
1. Cette dernière particule 2 possédant à la fois un LET et un range importants n'existe pas
dans ions secondaires produits comme nous l'avons vu précédemment.
Les SOA expérimentales déterminées sur nos MOSFETs de 500V sont de l'ordre de
350V, ce qui signifie que les évènements n'apparaissent qu'au-delà de 350V. Nos simulations
paraissent donc tout à fait cohérentes en ce qui concerne le niveau de LET de la particule 2, à
savoir qu'à partir d'une certaine tension, son LET devient suffisamment faible pour
correspondre à des ions secondaires existants naturellement.
154
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Tension VDS
Particule 2
Particule 1
500V
LET = 0,009 pC/µm
Range = 50 µm
Charge = 0,45 pC
Aucune
500 V
LET = 0,001 pC/µm
Range = 50 µm
Charge = 0,05 pC
400 V
LET = 0,004 pC/µm
Range = 50 µm
Charge = 0,02 pC
LET = 0,1 pC/µm
Range = 5 µm
Charge = 0,5 pC
300 V
LET = 0,008 pC/µm
Range = 50 µm
Charge = 0,4 pC
100 V
LET = 0,1 pC/µm
Range = 50 µm
Charge = 5 pC
Tableau 3-4 : caractéristiques des particules 1 et 2 entrainant un SEB, déterminées par simulations
Influence de la particule 1 et de la tension sur le range de la particule 2:
Les simulations sur l'association des particules 1 et 2 ont été poursuivies en étudiant
cette fois l'influence de la diminution du range de la particule 2 sur son LET. Les positions
des particules restent identiques au paragraphe précédent. La Figure 3-33 schématise les
positions et ranges des traces simulées ainsi que l'extension de la zone de charge d'espace
représentée par une bande grise. De même que précédemment, le LET seuil de la particule
numéro 2 induisant un SEB est recherché. Le Tableau 3-5 synthétise les résultats de ces
simulations.
Pour une polarisation de 500V (cf. Figure 3-33 (a)), la réduction du range d'un facteur
3 (de 50µm à 17µm) entraine une augmentation du LET seuil d'un facteur 3 et ne change donc
pas la quantité de charges déposées. Même augmentée, la valeur du LET de la particule 2
reste très inférieure au LET de la particule 1 (facteur 33). Il en va de même pour la
polarisation de 300V où il existe un facteur d'environ 1,6 sur les ranges répercuté sur les
valeurs de LET associés. La quantité de charges déposées varie relativement peu. Pour la
155
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
polarisation de 100V en revanche, cette même réduction du range entraine une augmentation
du LET seuil d'un facteur 6 et la quantité de charges déposées est multiplié par 3. Pour ce
faible niveau de tension, il existe clairement une influence du range sur les valeurs des LET
seuils et des charges associées qui n'est plus négligeable.
En conclusion, pour des tensions élevées, de 500V à environ 300V, l'association des
particules 1 et 2 permet de diminuer le range nécessaire de la particule 2 sans que cela n'ait
d'impact sur la quantité de charges déposées au LET seuil. Les valeurs de LET varient dans
les mêmes proportions que les ranges. Pour des polarisations plus faibles, une diminution du
range de la particule 2 entraine une forte augmentation de la charge déposée et du LET
associé.
(a) VDS=500V, range(2)=50 et 17 µm
(b) VDS=300V, range(2)= 50, 30 et 27 µm
(c) VDS=100V, range(2)=27 µm
Figure 3-33 : schéma des positions et des ranges des particules 1 et 2 simulées simultanément.
L'extension de la ZCE est représentée par la bande grise
156
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Cas 1
Particule 2
Cas 2
500 V
LET = 0,001
Range = 50
Charge = 0,05
LET = 0,003
Range = 17
Charge = 0,051
---
300 V
LET = 0,008
Range = 50
Charge = 0,4
LET = 0,012
Range = 30
Charge = 0,36
LET = 0,011
Range = 27
Charge = 0,30
100 V
LET = 0,1
Range = 50
Charge = 5
LET = 0,6
Range = 27
Charge = 16,2
---
Tension
VDS
+ Particule 1
Cas 3
LET = 0,1
pC/µm
Range = 5 µm
Charge = 0,5 C
Tableau 3-5 : résultats des simulations schématisées Figure 3-33. Le LET est en pC/µm, le range en µm
et la charge déposée en pC
Ces études nous ont donc permis d'observer l'influence de la particule 1 et de la
tension de polarisation sur le LET et le range de la particule 2 nécessaires pour déclencher un
SEB. Pour la gamme des tensions élevées, c'est-à-dire d'environ 300V à la tension maximum
de 500V, le LET de la particule 2 nécessaire pour entrainer un Burnout est de 12 à 100 fois
plus petit que celui de la particule 1. D'autre part, son range ne doit plus nécessairement
traverser toute la zone épitaxiée mais peut se limiter au 2/3 de celle-ci sans que la quantité de
charges déposées au LET seuil ne varie ou que le LET n'atteigne des valeurs prohibitives.
Pour des tensions plus faibles, le LET de la particule 2 devient de l'ordre de grandeur de celui
de la particule 1 et toute diminution de son range entraine une forte augmentation de son LET
et de la charge déposée associée. Cette seconde particule qui possède un LET comparable à
celui de la particule 1 associé à un range important (de l'ordre de l'épaisseur de l'épitaxie) n'a
pas d'équivalent parmi les ions secondaires produits par la réaction nucléaire d'un proton ou
d'un neutron sur un noyau de silicium. L'observation des SOA expérimentales déterminées sur
nos MOSFETs de 500V (cf. chapitre I) a montré que le SEB n'apparaissait qu'à partir de
350V, nous confortant dans nos résultats de simulation.
Ces différentes constatations nous ont permis de dégager pour la particule numéro 2
des critères de déclenchement d'un SEB que nous implémenterons dans le code Power
DASIE. Puisque les SEB induits par des protons et des neutrons ont lieu pour les tensions
élevées et que pour ces niveaux de tension, la quantité de charges déposées au LET seuil ne
157
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
varie pas tant que le range reste supérieur ou égal aux 2/3 de la zone épitaxiée (soit 30µm),
nous avons choisi un critère de range minimum couplé avec un critère de charge déposée
minimum. Si un ion secondaire provenant des bases de données nucléaires et généré dans une
cellule de VDMOS possède au minimum ce parcours dans l'épitaxie et dépose au moins cette
charge, un Burnout sera comptabilisé.
3.4.4.3 Le code de Power DASIE
Le code Power DASIE que nous allons définir dans ce paragraphe permettra de
prédire la sensibilité aux neutrons et aux protons de VDMOS de puissance classiques de type
planar. Ce code développé par EADS comporte 1556 lignes dont nous présentons les grandes
lignes de l'algorithme de la partie codant le déclenchement d'un SEB.
Les différentes études présentées dans les paragraphes précédents nous ont permis de
dégager des critères de déclenchement du SEB portant sur les caractéristiques des particules 1
et 2, associées ou non pour provoquer un Burnout. Ces particules, nous le rappelons,
correspondent aux ions secondaires provenant de la réaction nucléaire d'un proton ou d'un
neutron avec un atome de silicium du cristal.
Le critère de déclenchement retenu pour la particule 1 est un critère de charges
minimum déposées uniquement. Lorsque la particule 1 est associée à la particule 2, cette
charge critique permet simplement de mettre en conduction le transistor bipolaire parasite.
Lorsqu'elle est seule, cette charge permet de provoquer un SEB et doit donc être supérieure.
Pour la particule 2, compte tenu de la gamme de tensions relativement élevées pour
lesquelles des SEB neutrons/protons se produisent, nous avons défini un critère de charges
minimum associé à un critère de range minimum. L'observation des résultats de simulation
nous a permis de fixer le range critique de la particule 2 aux 2/3 de la zone épitaxiée (qui
correspond à la zone de charge d'espace pour ces tensions), soit une trentaine de microns pour
les MOS testés (cf. chapitre 2.3.3).
158
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Cette partie fait l'objet d'une
classification Confidentiel EADS
159
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Lorsque cette particule 2 est associée à la particule 1 pour le déclenchement d'un évènement,
les simulations ont montré que le LET seuil de la particule 2 diminuait de manière
significative, d'un facteur 10 à 500V. Ce facteur a été retenu pour le code.
L'algorithme concernant la partie du code Power DASIE permettant de déterminer si
un SEB est déclenché est donc le suivant:
-
Un tirage Monte Carlo d'une réaction nucléaire est effectué dans les bases de données
nucléaires. La réaction est ensuite générée aléatoirement dans le volume de la cellule du
VDMOS étudié
-
La charge déposée dans le volume sensible numéro 1 est calculée : Qcollectée 1
-
La charge déposée dans le volume sensible numéro 2 est calculée : Qcollectée 2
Cas où la particule 1 uniquement déclenche un SEB :
Si Qcollectée 1 ≥ Qseuil 1_SEB
Un SEB est comptabilisé
Sinon, le cas suivant est examiné
Cas où la particule 2 uniquement déclenche un SEB :
Si Qcollectée 2 ≥ Qseuil 2
Si range2 ≥ 2/3 ZCE
Un SEB est comptabilisé
Sinon, le cas suivant est examiné
Cas où les particules 1 et 2 associées déclenchent un SEB :
Si Qcollectée 1 ≥ Qseuil 1_bipolaire
Si Qcollectée 2 ≥ Qseuil 2 / 10
Si range2 ≥ 2/3 ZCE
Un SEB est comptabilisé
Sinon, une autre réaction nucléaire est générée dans la cellule.
Une fois le nombre de réactions choisi atteint, la section efficace en fonction de la
tension de polarisation est calculée pour la surface d'une cellule. La connaissance du nombre
de cellules permet de ramener cette section à la surface active du composant. La Figure 3-34
et la Figure 3-35 montrent les résultats de sections efficaces obtenues expérimentalement et
par Power DASIE. Les points sont en accord, ce qui valide de fait nos critères développés
dans cette thèse pour le déclenchement du SEB des transistors de puissance de tenue en
tension 500V. Le code de Power DASIE a été appliqué sur une structure commerciale de
160
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
MOS 200V, le code a montré qu'aucun évènement n'avait lieu pour des protons d'énergie
incidente de 62 MeV, quelque soit la tension, ce qui corrobore tout à fait avec les tests
expérimentaux que nous avons réalisés. Des travaux futurs devront néanmoins être faits afin
de vérifier les critères sur des MOSFETs de tenue en tension différente.
Le code Power DASIE permet donc de déterminer la sensibilité aux neutrons et aux
protons de composants VDMOS. Il a été créé dans l'optique de s'appliquer à n'importe quel
MOS de puissance commercial classique de type planar, des travaux devront toutefois être
réalisés afin de valider les critères de déclenchement sur d'autres tenue en tension. Le code
nécessite pour fonctionner différentes données d'entrée qui sont les bases de données
nucléaires, le nombre de cellules du MOS considéré, la géométrie de ses cellules (taille de
l'épitaxie et du caisson P+, qui peuvent être déterminés par le laser) et des courbes ions lourds
donnant la SOA en fonction du LET.
1,E-05
Section efficace (cm²)
1,E-06
1,E-07
XS exp 63MeV
XS DASIE 63MeV
1,E-08
XS exp 30MeV
XS DASIE 30MeV
1,E-09
1,E-10
1,E-11
0
100
200
300
400
500
Tension VDS (V)
Figure 3-34 : sections efficaces neutrons obtenues expérimentalement et par Power DASIE pour le
MOS 3
161
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
1,E-06
Section efficace (cm²)
1,E-07
1,E-08
XS exp cm² 63MeV
XS DASIE cm² 63MeV
XS exp 30MeV
1,E-09
XS DASIE 30MeV
1,E-10
1,E-11
0
100
200
300
400
500
Tension VDS (V)
Figure 3-35: sections efficaces neutrons obtenues expérimentalement et par Power DASIE pour le
MOS2
Section efficace (cm²)
1,E-06
1,E-07
Proton 55 MeV:
1,E-08
XS exp
XS DASIE
1,E-09
1,E-10
0
100
200
300
400
500
Tension Vds (V)
Figure 3-36 : sections efficaces protons obtenues expérimentalement et par Power DASIE pour le
MOS3
162
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
Section efficace (cm²)
1,E-06
1,E-07
1,E-08
Proton 55 MeV:
XS exp
1,E-09
XS DASIE
1,E-10
1,E-11
0
100
200
300
400
500
Tension Vds (V)
Figure 3-37 : sections efficaces protons obtenues expérimentalement et par Power DASIE pour le
MOS2
3.5
Conclusion
Nous avons défini dans ce chapitre le volume sensible des transistors VDMOS
classiques de type planar. Les résultats expérimentaux obtenus en ions lourds et au laser ainsi
que les simulations 2D ont permis de délimiter la profondeur et l'épaisseur de ce volume qui
correspondent à celles de la couche épitaxiée. Sa surface, comme nous l'avons vu dans le
chapitre 2, correspond à la diffusion de source, au canal et à la région intercellulaire.
L'étude par simulations de traces ionisantes de différents ranges générées au sein du
volume de la cellule de VDMOS nous a permis de définir les conditions expérimentales les
plus favorables à l'apparition d'un SEB pour des tests ions lourds en accélérateurs. Ces
conditions sont, toujours pour des VDMOS classiques de type planar, une incidence normale
et un range traversant toute l'épaisseur de la couche épitaxiée. Ces conditions permettent
d'obtenir le LET et la tension de polarisation déclenchant un SEB les plus faibles possibles.
Dans l'optique de développer une version du code MC DASIE adaptée aux MOS de
puissance et dédiée à la prédiction de la sensibilité en environnement atmosphérique, des
simulations complémentaires ont permis de dégager des critères de déclenchement du SEB
pour les protons et les neutrons. En effet, les critères définis précédemment ne peuvent plus
s'appliquer puisqu'aucun ion secondaire issu de la réaction nucléaire n/Si ou p/Si ne possède
un range supérieur ou égal à l'épitaxie associé à un LET conséquent. Cette couche épitaxiée
peut être importante dans les composants de puissance, elle est de l'ordre de 50µm pour les
163
Chapitre 3
Recherche des critères de déclenchement du SEB dans les MOSFETs lors des interactions ions
lourds et neutrons-proton sur silicium. Méthodologie power DASIE pour l’environnement atmosphérique
MOS 500V testés. L'analyse des bases de données nucléaires et une étude plus approfondie du
mécanisme de Burnout nous a conduit à considérer l'effet de 2 particules simultanées ainsi
que l'effet de la tension sur les caractéristiques de ces dernières. Nous avons ainsi pu définir
des critères pour le déclenchement du SEB dû aux protons et aux neutrons. Ces critères
implémentés dans le code de Power DASIE ont donné des sections efficaces tout à fait
comparables à celles que nous avons obtenues expérimentalement sur des MOSFETs de
500V. Cette version reste néanmoins une première version du code Power DASIE et de futurs
développements pourront être apportés. Le code pourra d'autre part être étendu à d'autres
technologies de MOS (notamment aux VDMOS intégrant un couche tampon entre l'épitaxie
N- et le substrat N+) et aux IGBTs.
164
Conclusion générale et perspectives
Conclusion générale et perspectives
Les composants de puissance à semi-conducteurs embarqués dans des applications
aéronautiques et spatiales sont soumis aux environnements radiatifs naturels. Les particules
qui composent ces environnements peuvent détruire les composants de puissance en
interagissant avec eux et mettre ainsi potentiellement en échec la mission. Il est donc
nécessaire de déterminer correctement la sensibilité aux radiations des composants de
puissance afin de pouvoir faire un choix adapté de composants ou prévoir des systèmes de
protection. Le principal outil expérimental utilisé pour reproduire l'environnement radiatif est
l'accélérateur de particules. Toutefois, les coûts conséquents liés aux tests en accélérateurs,
leur faible disponibilité et les contraintes de tests importantes et inhérentes à ces outils ont
conduit à l'utilisation du laser comme moyen de test complémentaire. La pertinence et
l'efficacité de cet outil pour reproduire les effets des rayonnements ont été démontrées sur les
composants du traitement du signal. Aucune étude en revanche n'avait été réalisée pour les
composants de puissance. Cette étude a donc consisté à développer une nouvelle
méthodologie de caractérisation de la sensibilité au SEB de VDMOS classiques basée sur le
test laser et à développer une première version du logiciel de prédiction pour l'environnement
atmosphérique Power DASIE.
Le chapitre 1 a présenté le contexte de cette étude. Les différents environnements
radiatifs naturels et les rayonnements qui les composent ont été exposés. Nous avons présenté
les divers moyens expérimentaux permettant de reproduire les effets de ces rayonnements sur
les composants à semi-conducteurs, à savoir les accélérateurs de particules, les sources
naturelles radioactives et les lasers impulsionnels. Afin de comprendre l'origine des effets des
radiations sur les systèmes électroniques et de justifier l'emploi du laser pulsé comme outil de
simulation de ces effets, nous avons détaillé les interactions d'un ion sur le silicium et d'un
faisceau de photons sur le silicium, montrant dans les deux cas la création d'un filament de
paires électron-trou. Nous avons ensuite présenté les différents types de défaillances
résultants, celles liées à l'effet d'une seule particule et qui sont de type Single-Event Effect
(SEE) et celles provenant d'un effet cumulatif et qui résultent en un effet de dose touchant les
oxydes des composants. Enfin, nous avons présenté les composants faisant l'objet de cette
étude, à savoir les MOSFETs de puissance et, dans une moindre mesure, les IGBTs. Après
165
Conclusion générale et perspectives
avoir rappelé brièvement leur fonctionnement, nous avons détaillé leurs structures parasites et
leur mécanisme de défaillance sous radiations qui sont respectivement le Single-Event
Burnout (SEB) et le Single-Event Latchup (SEL). L'état de l'art sur les études de ces
défaillances dans ces composants a été donné. Il a montré que si un certain nombre d'études
avait été réalisé au sujet du SEB dans les MOSFETs, le phénomène n'était pas entièrement
compris. En particulier, les choix pertinents du LET, range et énergie des ions pour les tests
en accélérateur sont toujours discutés. Concernant les IGBTs, ces composants n'étant jusqu'à
présent pas utilisés dans les applications spatiales, relativement peu d'études ont été menées
sur le sujet.
Le second chapitre a présenté la méthodologie de test laser développée pour les
VDMOS de puissance. Les limitations des accélérateurs de particules pour les tests de SEE
ont tout d'abord été exposées. Outre les couts lourds et la faible disponibilité dont nous avons
déjà parlé, ces outils irradient de façon globale et continue dans le temps. Les résolutions
spatiale et temporelle qui leur font défaut sont pourtant nécessaires pour la compréhension des
mécanismes de défaillance et pour la localisation physique et électrique des origines de ces
défaillances. D'autre part, et plus particulièrement pour les tests de SEB, le range des ions qui
est un paramètre critique peut avoir une valeur insuffisante dans les accélérateurs, ce qui
conduit à sous estimer la sensibilité d'un transistor MOS. La méthodologie laser
complémentaire qui est proposée permet de palier à ces différentes limitations puisque le
faisceau impulsionnel permet d'irradier de façon très précise et de manière contrôlée dans
l'espace et dans le temps, et permet en outre de traverser complètement les puces des
composants, s'affranchissant ainsi du problème de la limitation du range. Les conditions
d'utilisation sont d'autre part beaucoup plus souples, tant au niveau des contraintes de sécurité
que des contraintes expérimentales (il est par exemple beaucoup plus facile de faire varier
l'énergie du laser qu'il ne l'est de changer de LET ou d'ion en accélérateur). Afin de valider la
méthode de test SEB par laser, les résultats de tests obtenus à l'aide du laser et d'accélérateurs
d'ions lourds ont été comparés. Les valeurs de SOA et de sections efficaces se sont révélées
en très bon accord. D'autre part, les résultats de cartographies de sensibilité au SEB obtenu
avec le laser ont été présentés. Ces résultats permettent d'accéder à la topologie du composant
et en révèle les zones sensibles. Un autre avantage considérable du laser est de pouvoir tester
la sensibilité au SEB sans être gêné par les effets de SEGR observés simultanément lors de
tests en accélérateurs puisque le laser ne dégrade pas l'oxyde de grille de manière directe ou
indirecte. Une première ébauche d'équivalence entre le LET des ions et l'énergie du laser a été
166
Conclusion générale et perspectives
esquissée pour les VDMOS. Cette première approche montre qu'une telle équivalence n'est
pas impossible et les bases en ont été données. Des tests complémentaires restent néanmoins à
réaliser afin de consolider l'équivalence. Enfin, des premiers résultats de SOA laser sur les
IGBTs ont été présentés.
Le troisième chapitre a été consacré au développement du code de prédiction de
sensibilité Power DASIE dédié aux composants VDMOS classiques de type planar. Pour ce
faire, nous avons défini la profondeur du volume sensible ainsi que les critères de
déclenchement du Burnout pour des irradiations ions lourds d'une part et neutrons/protons
d'autre part. Les simulations réalisées sur une cellule de VDMOS ont montré que l'épaisseur
de ce volume correspondait à la profondeur de la zone épitaxiée qui est la zone où s'étend le
champ électrique. Les critères de déclenchement définis pour des irradiations ions lourds sont
un range traversant l'intégralité du volume sensible associé à une valeur de LET minimum.
Dans le cas d'interactions n/Si et p/Si, une telle configuration n'existe plus puisque qu'aucun
ion secondaire ne peut posséder un tel range associé à un tel LET. Ainsi, d'autres critères de
déclenchement ont été définis pour le code de prédiction power DASIE grâce à l'analyse des
caractéristiques des ions secondaires répertoriés dans les bases de données nucléaires et aux
simulations de traces verticales, horizontales et de traces couplées. Ces critères sont basés sur
deux types de particules secondaires associées chacune à un volume sensible particulier et
interagissant de manière simultanée ou non. Ces deux particules permettent respectivement de
déclencher le transistor bipolaire parasite et le phénomène d'avalanche. Les critères portent
sur le range et la charge déposée par ces particules en tenant compte de l'influence de la
tension de polarisation. Ces critères de déclenchement du Burnout ont été implémentés dans
le code de Power DASIE et les résultats de section efficaces obtenus par ce code pour les
MOSFETs testés ont montré un très bon accord avec les résultats expérimentaux et validant
ainsi nos critères. Les informations nécessaires pour le code de prédiction sont donc des
informations simples relatives au design des VDMOS et les bases de données nucléaires.
A termes, le but sera de consolider l'équivalence LET/énergie laser afin de pouvoir
utiliser les courbes expérimentales laser en entrée du code de prédiction. Les résultats laser
pouvant être obtenus très rapidement et avec beaucoup plus de facilité qu'en accélérateur, la
sensibilité proton/neutrons d'un nombre conséquent de composants pourra être évaluée par ce
code et seul un nombre restreint de composants sélectionnés pourra subir des tests
complémentaires en accélérateurs. Ce code pourra en outre être étendu à des composants de
puissance de conception différente, notamment aux VDMOS intégrant une couche tampon
167
Conclusion générale et perspectives
entre la couche faiblement dopée N- et le substrat N+, et aux IGBTs planar, aux IGBTs
Trench et à toutes les structures de type superjonction. Dans un futur plus lointain, toutes ces
études pourront être complétées sur des structures à base de matériaux grand gap tels que le
SiC ou le GaN.
168
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TITLE: METHODOLOGY OF PREDICTION OF THE DESTRUCTIVE EFFECTS DUE
TO THE NATURAL RADIATION ENVIRONMENT ON POWER MOSFETS AND IGBTS
___________________________________________________________________________
SUMMARY
These works define a new methodology for the characterisation and prediction of the
sensitivity of power devices type VDMOS to the natural radiation environment. This
methodology is based on laser tests on one hand and on the development of a prediction
software named MC DASIE on the other.
The method of characterisation of power MOSFETs with laser testing is validated through the
comparison of the results obtained with particle accelerators. Furthermore, laser mapping of
the sensitivity is presented and the advantage of using the laser as a complementary tool of
accelerators is highlighted.
The development of an extension of the MC DASIE prediction software to power MOSFETs
allows one to predict their sensitivity in an atmospheric environment. To this end, TCAD
simulations are achieved; they allow for a better understanding of the Burnout phenomenon as
well as the definitions of the triggering criteria and the volume of interaction.
AUTEUR : Aurore LUU
TITRE : METHODOLOGIE DE PREDICTION DES EFFETS DESTRUCTIFS DUS A
L’ENVIRONNEMENT RADIATIF NATUREL SUR LES MOSFETS ET IGBTS DE
PUISSANCE
DIRECTEUR DE THESE : Patrick Austin, Professeur
LIEU ET DATE DE SOUTENANCE : Toulouse, le 12 Novembre 2009
___________________________________________________________________________
RESUME
Ces travaux contribuent à définir une nouvelle méthodologie de caractérisation et de prévision
de la sensibilité des composants de puissance de type VDMOS vis à vis de l’environnement
radiatif naturel. Cette méthodologie est basée sur le test laser d’une part et sur le
développement d’un logiciel de prédiction nommé MC DASIE d’autre part.
La méthode de caractérisation par laser de MOS de puissance est validée à partir de la
comparaison des résultats obtenus avec des accélérateurs de particules. En outre, des
cartographies laser de sensibilités sont présentées et l’intérêt du laser comme outil
complémentaire des accélérateurs est mis en lumière.
Le développement d’une extension du logiciel de prédiction MC DASIE aux MOS de
puissance permet de prédire leur sensibilité dans un environnement atmosphérique. A cette
fin, des simulations TCAD sont réalisées ; elles permettent une meilleure compréhension du
phénomène de Burnout ainsi que la définition de critères de déclenchement et du volume
d’interaction.
___________________________________________________________________________
MOTS-CLES : VDMOS, IGBT, évènements singuliers, SEB, SEL, test laser, irradiations
ions lourds, protons, neutrons, cartographie laser, simulation TCAD, code de prédiction de
sensibilité
DISCIPLINE ADMINISTRATIVE : Conception de Circuits en Microélectronique et
Microsystèmes
___________________________________________________________________________
LABORATOIRE : LAAS-CNRS (Laboratoire d’Analyse et d’Architecture des Systèmes)
7, avenue du Colonel Roche
31077 Toulouse Cedex 4 - France
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Thank you for your participation!

* Your assessment is very important for improving the work of artificial intelligence, which forms the content of this project

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