Chapitre 3

Tables des matières
CHAPITRE III : APPLICATIONS HYPERFREQUENCE ET OPTOELECTRONIQUE DES
TRANSISTORS A TRANSFERT ELECTRONIQUE A CATHODE BIPOLAIRE..................................142
1.
INTRODUCTION....................................................................................................................................143
2.
GENERALITES SUR LES TRANSISTORS A TRANSFERT ELECTRONIQUE ..........................143
2.1.
GENERATION DE PUISSANCE PAR COMPOSANT A TRANSFERT ELECTRONIQUE....................................143
2.1.1. Principe de base...........................................................................................................................143
2.1.2. INFLUENCE DE LA DYNAMIQUE ELECTRONIQUE NON STATIONNAIRE.........................144
2.2.
DESCRIPTION DES TRANSISTORS A TRANSFERT ELECTRONIQUE .........................................................146
2.2.1. Principe de fonctionnement et intérêt potentiel ...........................................................................146
2.2.2. Les familles des transistors à transfert électronique....................................................................148
2.3.
TRANSISTORS A TRANSFERT ELECTRONIQUE A CATHODE DE TYPE FET.............................................148
2.3.1. Description générale de la structure............................................................................................148
2.3.2. Rappel des études théoriques et expérimentales effectuées au laboratoire .................................149
3.
TRANSISTORS A TRANSFERT ELECTRONIQUE A CATHODE BIPOLAIRE BICTED .........150
3.1.
3.2.
3.3.
3.4.
3.5.
3.6.
DESCRIPTION GENERALE DE LA STRUCTURE ......................................................................................150
MODELE UTILISE ...............................................................................................................................151
SIMULATION EN REGIME PUREMENT SINUSOÏDAL ..............................................................................152
OPTIMISATION D’UNE STRUCTURE GAAS A 62.5 GHZ .......................................................................153
ETUDE DU MODE DE FONCTIONNEMENT ET DEFINITION DES PERFORMANCES ....................................154
SIMULATION EN REGIME D’OSCILLATIONS LIBRES .............................................................................157
4.
PHOTOTRANSISTORS A TRANSFERT ELECTRONIQUE A HETEROJONCTION A
CATHODE BIPOLAIRE PHEBICTED .........................................................................................................159
4.1.
MODELE UTILISE ...............................................................................................................................159
4.2.
STRUCTURE DU TRANSISTOR .............................................................................................................160
4.3.
GENERATION DE PUISSANCE A 160 GHZ............................................................................................161
4.3.1. Structures simulées ......................................................................................................................161
4.3.2. Mode de fonctionnement hyperfréquence ....................................................................................161
4.3.3. Comparaison des performances à 160 GHz ................................................................................163
4.4.
AUTO- TRANSPOSEUR DE FREQUENCE, LIAISON EMETTRICE OPTIQUE/MILLIMETRIQUE ......................165
4.4.1. Eclairement du transistor PHeBICTED.......................................................................................165
4.4.2. Circuit simulé...............................................................................................................................165
4.4.3. Analyse des résultats....................................................................................................................166
5.
CONCLUSION.........................................................................................................................................169
BIBLIOGRAPHIE CHAPITRE III .................................................................................................................170
-3-
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Chapitre III : Applications
hyperfréquence et
optoélectronique des transistors
à transfert électronique à cathode
bipolaire
- 142 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
1. Introduction
Dans le premier chapitre, nous avons présenté la structure générale du simulateur
électrique et les méthodes spécifiques de résolution relatives aux équations de circuit et les
améliorations que nous avons apporté au simulateur qui portent sur sa convivialité et sur
l’efficacité des temps d’exploitation.
Dans le même ordre d’idée, nous avons examiné dans le chapitre 2 de nouvelles
techniques relatives à la résolution numérique des systèmes d’équations des modèles
physiques des composants semiconducteurs.
Nous nous proposons, dans ce troisième chapitre, de décrire un exemple d’application
de notre outil de modélisation. Il concerne les circuits à base de transistors à transfert
électronique à cathode bipolaire.
2. Généralités sur les transistors à transfert électronique
2.1. Génération de puissance par composant à transfert
électronique
2.1.1. Principe de base
L’effet de transfert électronique, à l’origine du fonctionnement des diodes à transfert
électronique, est une propriété intrinsèque de certains matériaux semiconducteurs.
Cet effet apparaît dans des matériaux tels que l’arséniure de gallium ou le phosphure
d’indium , qui ont une structure de bande dite à plusieurs vallées, c'est-à-dire présentant
plusieurs minimums dans leur bande de conduction.
Dans la vallée centrale, les électrons ont une
masse effective faible, et donc une mobilité
élevée. En vallées hautes ou latérales par contre
les électrons sont lourds, et leur mobilité s'en
trouve extrêmement réduite.
Figure III. 1 : Allure de la bande de
conduction dans le GaAs.
(Eg est le gap énergétique intervallées).
- 143 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Lorsqu'ils sont soumis à un champ électrique, les électrons acquièrent, en se déplaçant
dans ce dernier, de l’énergie cinétique. Lorsque cette énergie est suffisante, c'est-à-dire en
moyenne égale à la valeur du gap énergétique intervallées, les électrons transfèrent en vallée
supérieure. Leur vitesse moyenne de dérive dans le champ électrique décroît alors.
Ce phénomène de transfert électronique intervallées conduit par conséquent à une
caractéristique statique v(E) ayant l'allure suivante (figure III.2) :
Nous y voyons apparaître une
zone
où
existe
une
mobilité
différentielle négative.
En effet, si nous polarisons un
barreau de semiconducteur dans cette
zone, et que nous superposons à cette
polarisation un signal hyperfréquence
sinusoïdal, nous constatons que le
courant de conduction en résultant (qui
est directement proportionnel à la
vitesse de dérive des porteurs) présente
un déphasage de par rapport au champ
électrique.
C'est ce phénomène physique qui
Figure III.2 : Polarisation en zone à
mobilité différentielle négative.
permet
d'obtenir
résistance
un
négative.
composant
Nous
à
allons
maintenant analyser plus en détail ce fonctionnement, et plus particulièrement en gamme
millimétrique.
2.1.2. INFLUENCE DE LA DYNAMIQUE ELECTRONIQUE NON
STATIONNAIRE
La description très simplifiée que nous venons de faire, permet de décrire
qualitativement les phénomènes, notamment en régime dit stationnaire, c'est-à-dire lorsque
l'on admet que les variations de l'énergie peuvent suivre instantanément les variations du
champ électrique.
Dans ce cas en effet, la vitesse moyenne de dérive des porteurs, qui est dans le cas
général une fonction du champ électrique E et de l'énergie moyenne des porteurs , peut être
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
considérée comme une fonction du seul champ électrique et prend l'allure de la courbe
suivante (figure III.3):
Il s'agit de la caractéristique v(E) classique
et généralement connue sous le vocable de
caractéristique statique stationnaire. C'est cette
caractéristique qui est à la base de la plupart des
études des dispositifs à transfert électronique en
gamme centimétrique.
Mais le mécanisme de transfert électronique
intervallées n'est pas instantané. Si le champ
électrique présente des variations spatiales très
Figure III.3 : Caractéristique
statique stationnaire classique
dans un matériaux III-V.
brutales ou des variations temporelles très
rapides, l'énergie ne peut suivre instantanément
les variations du champ électrique.
La dynamique des porteurs dans ces phases transitoires a donc un caractère non
stationnaire. Ceci impose de considérer la vitesse de dérive des porteurs comme une fonction
à la fois du champ électrique local et de l'énergie locale : v = v(E, ).
Illustrons cet effet en considérant le cas simple d'un barreau semiconducteur supposé de
longueur infinie et soumis à un champ électrique sinusoïdal et spatialement uniforme.
Lorsque la fréquence augmente, la caractéristique v(E) prend successivement l'allure des
courbes suivantes (figure III.4) :
Figure III.4 : Influence des effets de relaxation de l’énergie liés aux gradients
temporels.
- 145 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Ces évolutions mettent en évidence l'influence croissante de ces effets non stationnaires
lorsque le rythme de variation (fréquence) du champ électrique augmente.
On constate alors que l'évolution de la vitesse moyenne de dérive des porteurs v(E, ε) en
fonction du champ électrique s'écarte considérablement de la caractéristique v(E) statique
stationnaire.
On observe en particulier un phénomène de survitesse, lié au fait que les porteurs sont
soumis à un champ électrique croissant mais conservent une mobilité relativement élevée
(puisque fonction de l'énergie et non plus seulement du champ électrique).
On conçoit alors aisément que lorsque le retard des variations temporelles de l'énergie
par rapport à celles du champ électrique devient du même ordre de grandeur que la période du
signal hyperfréquence, l'effet de mobilité différentielle négative tende à disparaître.
On voit donc d'une part que les modèles classiques basés sur la caractéristique statique
stationnaire v(E) ne sont plus valables en ondes millimétriques, et que, d'autre part, une
simple extrapolation des résultats obtenus en gamme centimétrique n'est pas concevable,
puisque de nouveaux phénomènes physiques apparaissent. Ceci justifie la nécessité d'utiliser
un modèle dit énergie pour l'étude de ces dispositifs.
2.2. Description des transistors à transfert électronique
2.2.1. Principe de fonctionnement et intérêt potentiel
Le transistor à transfert électronique, est un dispositif qui comporte deux jonctions, la
première sert au contrôle et à l’injection du courant de conduction d’électron, et la deuxième
est le siége de la création d’une couche d’accumulation d’électrons (l’effet Gunn) et de son
transit (figure III.5).
En régime continu d’oscillations, la décomposition en série de Fourier des formes
d’ondes du courant et de la tension développée aux bornes du transistor sur un cycle
hyperfréquence montre que le composant présente une résistance négative (similaire à celle
observée avec une diode Gunn) , et est ainsi capable de générer de la puissance
hyperfréquence jusque dans la gamme des longueurs d’onde millimétriques. Sa fréquence
d’oscillation dépend principalement de la distance entre le cathode et l’anode qui fixe le
temps de transit du domaine dipolaire, et du circuit de charge (conditions de fonctionnement).
La fonction électrique la plus naturelle du transistor est donc la réalisation
d’oscillateurs de moyenne puissance caractérisés par une bonne stabilité en fréquence en
gamme d’ondes millimétriques.
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Un de ses avantages principaux par rapport à la diode GUNN réside dans l’utilisation de
son électrode de commande qui permet:
 d’accorder la fréquence d’oscillations sur une large bande.
 de modifier le niveau de courant moyen circulant dans le composant, et par suite
de contrôler la température de fonctionnement qui représente un facteur
déterminant pour les performances hyperfréquences du transistor.
De plus, l’électrode de commande permet l’application de signaux additionnels, comme
par exemple ceux permettant un verrouillage par injection directe ou sous harmonique.
Si l’application principale du transistor à transfert électronique est la réalisation
d’oscillateurs microondes, il présente encore d’autres possibilités intéressantes. En effet, de
par son comportement non linéaire, ce composant permet par exemple la réalisation
d’oscillateurs-mélangeurs par application de signaux hyperfréquences sur son électrode de
commande.
De plus, de par la sensibilité à la lumière des matériaux semiconducteurs III-V (GaAs,
GaInAs et InP) à partir desquels sont réalisés ces transistors, ils offrent des possibilités dans le
domaine optoélectronique. En effet, un éclairement de la zone active du transistor par un
faisceau optique d’énergie suffisante peut provoquer la génération de paires électron-trou
induisant ainsi un photocourant. Une interaction se produit alors entre ce photocourant induit
optiquement et le courant hyperfréquence issu de l’effet Gunn.
V
Electrode
de commande
Circuit de sortie
Jonction 1
Jonction 2
Jc
V0
Cathode
Zone
d’injection
Anode
Circuit de
Charge RF
Zone d’effet
de Gunn
Polarisation
continue
Figure III.5 : Principe de fonctionnement du transistor à transfert électronique.
- 147 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
2.2.2. Les familles des transistors à transfert électronique
Deux familles de transistors peuvent être dérivées du principe de fonctionnement des
transistors à transfert électronique. Le premier est basé sur la structure du transistor à effet de
champ (FECTED ou Field Effect Cathod Transfered Electron Device). Ce genre de dispositif
a déjà fait l’objet de travaux de recherches théoriques et expérimentaux [1] dans lesquels la
faisabilité des applications hyperfréquences et optoélectroniques a été démontrée [2]. Le
deuxième type est basé sur la structure N+P+NN+ du transistor bipolaire à homojonction
(BICTED ou Bipolar Cathod Transfered Electron Device) ou à hétérojonction (HeBICTED
ou Heterojonction Bipolar Cathod Transfered Electron Device). Dans ces dispositifs, la
jonction émetteur-base de type N+P+ est employée comme dispositif de commande de
l’injection des électrons dans le collecteur du transistor conçu comme la zone active d’une
diode à transfert électronique. Ces dernières structures feront l’objet des résultats présentés
dans notre étude à l’aide de notre simulateur électrique de circuits basé sur les modèles
physiques de ces transistors que l’on a décrit précédemment.
2.3. Transistors à transfert électronique à cathode de type FET
2.3.1. Description générale de la structure
Le transistor à transfert électronique de type FECTED est un dispositif à effet GUNN à
injection de type MESFET. Sa structure épitaxiale est similaire à celle d’un transistor
MESFET (figure III.6). La zone active est formée d’un canal conducteur uniformément dopé
N, de deux contacts Ohmiques de source et de drain, jouant respectivement le rôle de cathode
et d’anode et permettant l’accès au canal N. Une barrière métal/semiconducteur de type
Schottky, formant l’électrode de grille, est déposée sur la couche active entre la source et le
drain. La structure du FECTED diffère de celle du MESFET par une épaisseur de zone active
N plus importante, de l’ordre d’un micron, et un niveau de dopage beaucoup plus faible, de
l’ordre de quelques 1022 at/m3. De plus, la longueur de la grille est indépendante de la
fréquence de fonctionnement. Sa valeur typique est de l’ordre de 0.5 µm.
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leco
ce
-c
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ra
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oh
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m
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G
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y
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
N
Substrat semi-isolant
Figure III.6 : Structure épitaxiale du transistor FECTED.
Dans son régime de polarisation continu normal, l’électrode de drain du transistor est
polarisée à un potentiel supérieur à celui de la source qui joue le rôle de potentiel de
référence. Un courant d’électron circule alors de la source vers le drain. L’électrode de grille
quant à elle, est polarisée en inverse. Elle permet d’exercer le contrôle du courant injecté
grâce à l’effet de modulation de l’épaisseur de la zone désertée située sous l’électrode de
grille.
2.3.2. Rappel des études théoriques et expérimentales effectuées
au laboratoire
Des études théoriques et expérimentales sur ce type de transistor ont fait l’objet de la
thèse de F. DRIOUCH [3], dans laquelle l’étude théorique a été consacrée à l’optimisation des
caractéristiques géométriques et technologiques définissant la structure du transistor en
régime sinusoïdal permanent pour la réalisation d’oscillateurs dans la gamme des longueurs
d’onde millimétriques. Cette étude a été menée dans le cadre d’une prise en compte cohérente
des contraintes thermiques et électroniques de fonctionnement. Elle a permis d’évaluer les
performances optimales théoriques que peuvent délivrer les transistors FECTED
respectivement en GaAs, InP et GaInAs.
La procédure de réalisation technologique des transistors FECTED au GaAs, effectuée
en laboratoire, destinés à un fonctionnement à la fréquence de 33 GHz a permis de
caractériser les performances des oscillateurs en régime d’oscillations libres [4]. Celles-ci se
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
sont relevées satisfaisantes en terme de fréquence de fonctionnement. A ce jour, les niveaux
de puissances délivrées approchent les 10 mW à 33 GHz.
Différentes applications de ces transistors on été étudiées sur le plan théorique. Elles
concernent la réalisation d’oscillateurs commandés optiquement, de dispositifs de mélange
optique/hyperfréquence et de circuits permettant la transposition directe de la composante
modulée d’un signal optique sur la porteuse hyperfréquence de l’oscillateur FECTED. Ce
dernier dispositif a fait l’objet d’une réalisation avec les composants disponibles qui a
confirmé expérimentalement la possibilité de liaisons optique/microonde émettrices de
conception simple [2]. Des applications plus spécifiquement hyperfréquences concernent la
possibilité de réalisation de radars millimétrique EC-MF de conception simple basés sur la
seule utilisation du transistor FECTED pour l’émission et la réception des signaux
hyperfréquences. Ces applications n’ont été abordées que d’un point de vue théorique [5].
3. Transistors à transfert électronique à cathode bipolaire
BICTED
3.1. Description générale de la structure
Le transistor à transfert électronique de type bipolaire, ou encore le transistor BICTED,
est un dispositif à effet Gunn à injection verticale. Sa structure épitaxiale N+P+NN+ est
similaire à celle d’un transistor bipolaire (figure III.7). La zone active est formée d’un canal
conducteur N dopé uniformément constituant la zone collecteur du transistor. Deux contacts
ohmiques de collecteur et d’émetteur joue le rôle respectivement de l’anode et de cathode. La
jonction Emetteur/base de type NP+ permet le contrôle du courant d’électron injecté dans la
zone de collecteur dans laquelle se produit la création et le transit d’une couche
d’accumulation d’électrons.
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
E
B
N+
P+
N
N+
C
Figure III.7 : Structure épitaxiale du transistor BICTED.
3.2. Modèle utilisé
L’étude théorique d’investigation du potentiel des transistors à cathode bipolaire
BICTED a été effectuée à l’aide de notre simulateur électrique des circuits microondes. Le
programme principal du simulateur est lié à une bibliothèque comprenant les modèles
électriques standard des différents types d’éléments de circuit et les modèles macroscopiques
physiques numériques présentés dans le deuxième chapitre concernent les composants
semiconducteurs. Cette approche particulière est ici justifiée par le comportement dynamique
fortement non linéaire des transistors à cathode bipolaire résultant principalement de
l’interaction forte entre le champ électrique interne et les électrons de conduction dans la
région du collecteur du dispositif. En fait, les phénomènes physiques spatio-temporels ne
peuvent pas être exactement décrits au moyen des modèles analytiques ou basés sur des
schémas équivalents à éléments localisés.
Le modèle physique utilisé est un modèle hydrodynamique bidimensionnel de type
énergie. Ce genre de modèle est un bon compromis entre précision et efficacité de calcul. En
fait, il permet la simulation sur une durée significative de la structure entière du composant
semiconducteur comprenant les zones actives et ohmiques.
Ce modèle est basé sur la résolution numérique des équations de continuité des
électrons et des trous, de conservation de leur énergie moyenne totale respective et de
l’équation de Poisson au moyen du schéma numérique bidimensionnel explicite (NT2)
développé dans le chapitre précédent.
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
En raison des niveaux de dopage élevés considérés dans la structure, le critère de
stabilité numérique impose des incréments temporels de l’ordre de 10-15s. La discrétisation
spatiale varie de 5.10-9m à 3.10-8m.
3.3. Simulation en régime purement sinusoïdal
Pour l’étude théorique de ce type d’oscillateur, le simulateur est en général d’abord
utilisé pour étudier son fonctionnement en régime stable purement sinusoïdal.
La configuration très simple du circuit (figureIII.8) repose sur l’hypothèse que le circuit
RF passif de charge du collecteur présente, à la fréquence d’oscillations choisie, les propriétés
d’un circuit résonnant parallèle à coefficient de qualité infini.
Vbe0
E
N+
B
P+
VceRF sin(ωt)
N
Vce0
N+
C
Figure III.8 : Schéma électrique de l’oscillateur BICTED en régime purement
sinusoïdal.
Suivant cette approximation, on peut admettre que la forme d’onde de la tension
instantanée VCE ne présente qu’une composante purement sinusoïdale à la fréquence
d’oscillations imposée. La forme d’onde du courant instantané Ice est par contre déterminée
par la physique interne du transistor. L’électrode de base est supposée parfaitement découplée
du signal hyperfréquence. Elle est uniquement soumise à un potentiel continu Vbe0. En
pratique, la simulation est effectuée pour une température de fonctionnement et une amplitude
de tension hyperfréquence imposée, et sur une durée de simulation comportant un nombre
suffisant de périodes du signal de façon à obtenir une forme d’onde du courant ICE
parfaitement stable. Dans cette simulation, le transistor est décrit par un maillage comportant
125*150 nœuds. Le calcul, effectué ici sur une dizaine de périodes, nécessite une trentaine de
minutes sur notre station de travail (IBM3CT- 67 MHz).
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
3.4. Optimisation d’une structure GaAs à 62.5 Ghz
La figure III.9 représente les paramètres géométriques et technologiques du transistor
BICTED à base de GaAs dont la structure et en particulier l’épaisseur de la zone collecteur et
son niveau de dopage ont été optimisé pour un fonctionnement hyperfréquence autour de 62.5
GHz et une température de zone active de 400 K.
0.25 µm 0.5 µm
z
0.5 µm
E
x
0.15 µm
N+
B
3 1023 m-3
y
25
0.1µm
P+
1.0µm
-3
10 m
N
0.25 µm
2 1022 m-3
N+
3 1023 m-3
C
250 µm
1.25µm
Figure III.9 : Paramètres géométriques et technologiques du transistor BICTED
pour un fonctionnement à 62 GHz à 400 K.
Nous avons considéré un transistor BICTED de structure mesa avec des caractéristiques
suivantes :
Dopage (at /m3)
Zone
longueur
Type de dopage
Emetteur
0.15
3.1023
N+
Base
0.1
1.1025
P+
Collecteur
1
2.1022
N
Sous-collecteur
1
3.1023
N+
Les paramètres définissant la zone de collecteur sont en accord avec ceux des diodes
Gunn GaAs hyperfréquences [7].
Les largeurs de l’émetteur, de la base et du collecteur sont respectivement 0.5, 0.25, et
1.25 µm. La distance entre l’émetteur et la base est de 0.2 µm. La longueur de l’émetteur est
de 250 µm correspondant à une surface de zone de collecteur de 3.125 10-10m2.
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
3.5. Etude du mode de fonctionnement et définition des
performances
La figure III.10 est une illustration typique des évolutions spatiales de la densité des
électrons et de l’intensité du champ électrique tous les quarts de période à 62.5 GHz. Ces
évolutions sont tracées dans la direction y au point x=0.9 µm (figure III.9), là où le transport
des électrons est principalement unidimensionnel le long de l’axe émetteur/collecteur. Notons
que l’échelle de la densité des électrons est ici limitée à 3.1023 m-3 pour faciliter la
visualisation des grandeurs dans la zone active du collecteur qui nous intéresse plus
Champ électrique (kV/cm)
Densité des électrons (1023/m3)
particulièrement.
Figure III.10 : Evolutions spatiales : de la densité des électrons (a) et de
l’intensité du champ électrique (b) tous les quarts de période à 62.5 GHz.
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Les résultats montrent l'existence d'une zone d'accumulation stable et de forte densité
des électrons près de l'interface entre la base et le collecteur. Cette couche stable tend à
diminuer l'intensité du champ électrique suivant y, à des valeurs telles que l'énergie totale
moyenne des électrons reste proche de la valeur correspondant à l’énergie thermique. Ensuite,
les électrons voient leur énergie augmenter jusqu'à ce qu'ils atteignent l'énergie de seuil de
transfert. Cet effet contribue à la création de la couche d'accumulation d'électrons dérivante
caractéristique de l’effet de GUNN. Ainsi, le dispositif fonctionne ici suivant le mode
d'accumulation et de temps de transit classiquement observé dans les diodes GUNN
millimétriques [7].
La figure III.11 représente les évolutions complètes en 2 dimensions de la densité des
électrons et la composante du champ électrique dans la direction y à l’instant marquant la
demi-période du signal hyperfréquence. La densité des électrons a été intentionnellement
limitée à 2.1023 m-3 pour faciliter l’analyse. Ce résultat montre que les électrons qui
constituent la zone d’accumulation stable des électrons tendent à diffuser le long des couches
épitaxiées dans la direction x. Cet effet, résultant de la géométrie du composant, entraîne une
franche déformation (effet bidimensionnel), de la couche d’accumulation dérivante des
électrons. Il influence ainsi le mode de collection des porteurs au niveau de la zone ohmique
du contact de collecteur et par voie de conséquence influe sur la définition de la valeur
Champ électrique (kV/cm)
Densités des électrons (1023/m3)
optimale de l’épaisseur du collecteur.
Figure III.11 : Evolutions spatiales 2D de la densité d’électrons (a) et de la
composante y de l’intensité du champ électrique (b) à la demi période du signal RF à
62.GHz (VBEo=1.1 V, VCEo=7 V , VCErf=3 V, T=400 K).
- 155 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
La figure III.12 montre l’évolution de la puissance hyperfréquence émise au niveau des
électrodes d’émetteur et de collecteur à 62.5 GHz ainsi que celle de la tension continue
base/émetteur en fonction de la densité de courant de polarisation continue pour une
Tension Vbe (V)
Puissance (mW)
température de fonctionnement de 400 K.
Densités du courant (108 A/m2)
Figure III.12 : Evolutions de la puissance émise et de la tension base émetteur
en fonction de la densité du courant .
La tension continue de polarisation émetteur collecteur VCEo est de 7V. La tension
hyperfréquence VCErf est ajustée de telle façon à ce que le niveau d’impédance
émetteur/collecteur présente un niveau de résistance négative à peu prés constant et égal à -10
Ω. La courbe 3.11 montre que la génération de puissance commence effectivement bien audelà de la valeur critique de la densité du courant collecteur J G =qN d vs , avec vs est la vitesse
de saturation des électrons, Nd le niveau de dopage du collecteur et q la charge électronique.
Dans notre cas JG est égal à 1.8 108 A/m2. Ensuite la puissance hyperfréquence
émetteur/collecteur émise croit jusqu'à une valeur de densité de courant Jco égale à 6 108 A/m2
avec un maximum de puissance de 25 mW associé à un rendement de conversion de 2 %. A
partir de cette valeur maximum la puissance commence à décroître. Les effets induits de
charge d'espace dans la région de collecteur modifient fortement les conditions
d'accumulation et de dérive de la couche d'électrons. Ceci entraîne une chute brutale de la
puissance émise à la fréquence considérée de fonctionnement.
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
3.6. Simulation en régime d’oscillations libres
Le modèle de l’oscillateur purement sinusoïdal repose sur l’hypothèse, d’un point de
vue électrique dynamique, d’un circuit RF de charge se comportant comme un circuit
résonnant parallèle à coefficient de qualité infini à la fréquence de fonctionnement considérée.
Ce type de modélisation ne donne qu’une vision idéale et partielle du fonctionnement pratique
de l’oscillateur. Il ne garantit pas qu’en pratique, l’oscillateur démarrera et fonctionnera à la
fréquence fondamentale désirée ni même dans le même mode de fonctionnement interne.
C’est pourquoi, le simulateur est utilisé en considérant une configuration de circuit passif de
charge plus réaliste présentant notamment un coefficient de qualité fini (figure III.13).
Dans le cas présenté, le circuit RF de charge est un simple circuit RLC série résonnant à
62.5GHz. Il comporte un circuit L0C0 résonnant à 62.5 GHz. Celui-ci permet d’assurer, d’une
part, le découpage des signaux entre le circuit RF et le circuit de polarisation continue de
drain et d’autre part de pouvoir modifier le coefficient de qualité externe du circuit. Le circuit
RLCL constitue l’impédance de charge de la diode. La valeur de ses éléments est imposée de
façon cohérente avec le niveau d’impédance à 62.5 GHz du transistor déterminé à l’aide du
modèle purement sinusoïdal. La self LD0 assure le découpage entre le circuit de polarisation
continu et le circuit RF.
Vbe0
E
L0
N+
B
P+
LD0
N
C0
LL
Vce0
N+
RL
C
Figure III.13 : Schéma électrique de l’oscillateur BICTED en régime
d’oscillations libres.
La figure III.14 montre l’évolution temporelle du courant ICE développée aux bornes du
transistor. Dans cette simulation, l’oscillateur est initialement à l’état relaxé et le transistor
dans les conditions de l’équilibre thermodynamique. A l’instant t=0, le circuit est brutalement
polarisé en régime continu. On observe ainsi le régime transitoire consécutif à la mise en
- 157 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
oscillation progressive du circuit jusqu'à la stabilisation de son régime de fonctionnement.
Une analyse de Fourier permet de déterminer les grandeurs fonctionnelles de l’oscillateur.
Celles-ci peuvent être comparées à celles issues de la simulation effectuée en régime
purement sinusoïdal (tableau III.1)
DC
Pure sin
CW-circuit
RF
Pure sin
CW-circuit
T (K)
400
400
F (GHz)
62.5
61.76
VBEo (V)
1.1
1.1
VCErf (V)
3
3
VCEo (V)
7
7
RCE (Ω) XCE (Ω)
-12.7
-47.3
-12.5
-45.4
ICo (mA)
182
181.3
PCErf (mW)
-23.9
-25.5
JCo (108 A/m2)
5.82
5.8
RL(Ω)
PRL (mW)
12.7
25.5
Tableau III.1 : Comparaisons entre les grandeurs fonctionnelles de
l’oscillateur BICTED en régime purement sinusoïdal et en régime
d’oscillations libres
Temps (ns)
Figure III.14 : Evolution temporelle du courant en régime d’oscillations libres.
La figure III.15 montre le spectre théorique de la puissance hyperfréquence de sortie
dans la résistance de charge de circuit. L'existence de composantes harmoniques montre bien
les propriétés non linéaires du BICTED en hyperfréquence. Cependant, l'influence de ces
signaux additionnels n'est pas assez importante pour perturber le mode prévu de
fonctionnement du dispositif à la fréquence fondamentale.
- 158 -
dBm
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
FREQUENCE (GHZ)
Figure III.15 : Spectre de la puissance à la sortie du transistor BICTED en
régime de fonctionnement permanent.
4. Phototransistors à transfert électronique à hétérojonction à
cathode bipolaire PHeBICTED
4.1. Modèle utilisé
Les investigations théoriques des transistors à cathode bipolaire PHEBICTED (Photo
Heterojunction Bipolar Cathod Transfered Electron Device) ont été effectuées à l’aide de
notre simulateur électrique des circuits microondes. Le modèle physique utilisé est un modèle
hydrodynamique bidimensionnel de type énergie.
Ce modèle est basé sur la résolution numérique des équations de continuité d’électrons
et trous, la conservation d’énergie moyenne totale et les équations de Poisson au moyen du
schéma numérique bidimensionnel explicite (NT2) développé dans le chapitre précèdent.
Les hétérojonctions émetteur-base et base-collecteur sont phénoménologiquement
modélisées au moyen d’un créneau équivalent de champ électrique [6]. De la même manière,
la conversion photon-porteur de charge électrique est phénoménologiquement modélisée au
moyen d’un taux de génération additionnel dans les équations de continuité.
En raison des niveaux de dopages élevés considérés dans la structure, le critère de
stabilité numérique impose des incréments temporels de l’ordre de 5.10-16s. La discrétisation
spatiale varie de 5.10-9m à 3.10-8m.
- 159 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
4.2. Structure du transistor
Nous avons volontairement axé notre étude sur le transistor à transfert électronique à
cathode bipolaire à double hétérojonction adapté en maille de structure technologique
InP/GaInAs/InP qui présente des caractéristiques favorables si l’on considère ses capacités de
fonctionnement intrinsèques en hautes fréquences et ses propriétés optoélectroniques. D’une
manière plus détaillée, les principaux avantages de cette structure sont :

une zone d’émetteur InP dopé N+ transparente à la lumière

une zone de base InGaAs dopé P+, cela permet premièrement de bénéficier de la haute
mobilités des électrons dans l’InGaAs. Deuxièmement, du fait de la sensibilité
lumineuse de l’InGaAs, la région de base constitue la zone de génération du
photocourant pour des applications optiques de longueurs d’onde comprise entre 1.3 et
1.5 µm [8].

une zone de collecteur InP dopée N. En effet, pour un fonctionnement de type diode à
transfert électronique, l’InP présente des performances fréquentielles potentielles
supérieures à celles du GaAs et du GaInAs [9]. De plus, l’InP est un matériau
faiblement ionisant. Cette caractéristique est essentielle pour les applications en
régime grand signal à fort niveau de densité de courant d’électrons.
0.25 µm 0.2 µm
z
1.0 µm
E
x
0.2 µm
N+
B
6 1023 m-3
y
25
0.1µm
P+
0.5µm
-3
10 m
N
0.25 µm
2 1022 m-3
N+
C
3 1023 m-3
100 µm
1.45µm
Figure III.16 : Paramètres géométriques et technologiques du transistor
PHeBICTED classique (structure 1) pour un fonctionnement à 160 GHz et à la
température de 400 K.
- 160 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Comme exemple, la figure III.16, représente les paramètres géométriques et
technologiques du collecteur optimisé pour une fréquence de travail de 160 GHz à une
température de jonction de 400K.
En fait, l’épaisseur de la région de collecteur et le niveau de dopage ont été déterminés
de façon à ce que la couche d’accumulation des électrons soit collectée de manière optimale à
la fin de la période du signal hyperfréquence.
4.3. Génération de puissance à 160 GHz
4.3.1. Structures simulées
Nous considérons premièrement une structure (indicée 1) classique PHeBiCTED avec
des caractéristiques suivantes :
Zone
Emetteur
base
collecteur
Dopage (at /m3)
6.1023
1.1022
2.1022
Longueur (µm)
0.2
0.1
0.5
Type de dopage
N+
P+
N
Ces derniers paramètres sont en accord avec ceux des diodes Gunn InP millimétriques
[10]. Plus exactement, l’épaisseur de collecteur est légèrement moins importante, tout d’abord
du fait de la forte densité de courant d’électrons injecté dans le jonction base émetteur, et
d’autre part de la forte réaction de charges d’espace qui en découle et qui à pour effet de
diminuer la zone d’échauffement des électrons (aussi appelée "zone morte" dans la diode
Gunn).
Le collecteur est suivi par un sous collecteur de 0.25µm dopé N+ à 3.1023at /m3.
Les largeurs de l’émetteur, de la base et du collecteur sont respectivement 1.0, 0.25, et
1.45 µm. La distance entre l’émetteur et la base est de 0.2 µm. La longueur de l’émetteur est
de 100 µm conduisant à une surface de collecteur de 1.4510-10m2.
Dans un but de comparaison, nous avons considéré une structure (indicée 2) avec une
surface de collecteur réduite à 10-10m2 (figure III.17). Cette possibilité a été démontrée d’un
point de vue technologique [11]. Elle permet de minimiser l’influence de la capacité base
collecteur au bénéfice des performances hyperfréquences.
4.3.2. Mode de fonctionnement hyperfréquence
La figure III.18 est un exemple typique, pour la structure1, des évolutions dans l’espace
et dans le temps de la densité d’électrons et de l’intensité du champ électrique associé le long
de l’axe émetteur collecteur là où le transport des électrons est principalement
- 161 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
unidimensionnel, en régime continu d’oscillations à 160 GHz pour chacun des quatre quarts
de la période du signal. L’évolution de la densité des électrons dans la région du collecteur
montre que la charge d’espace en mouvement est constituée d’une région d’accumulation
(n>2.1022at /m3) suivie par une zone désertée (n<2.1022at /m3).
0.25 µm 0.2 µm
z
E
x
0.2 µm
6 1023 m-3
1025 m-3
2 1022 m-3
0.3 µm
0.25 µm
0.2 µm
N+
B
y
1.0 µm
0.1µm
P+
N
N+
3 1023 m-3
100 µm
C
Figure III.17 : Paramètres géométriques et technologiques du transistor
PHeBICTED réduite (structure 2) pour un fonctionnement à 160 GHz à la
température de 400 K
L’évolution spatiale du champ électrique correspondant est relativement uniforme.
Toutes ces caractéristiques sont typiques et similaires à celles observées dans le
fonctionnement du FECTED [5], en mode à couche dipolaire. Notons que l’influence des
porteurs accumulés à la fois au niveau des interfaces émetteur/base N+P+ et base/collecteur
P+N ainsi que celle résultant du fort de courant de conduction entraînent l’apparition de
gradients localisés de champ électrique importants. Cet effet parasite tend à disparaître à
densité de courant plus faible.
- 162 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Figure III.18: Evolutions de la concentration n (a) et du champ électrique Ey(b)
le long de l’axe émetteur collecteur tous les quarts de la période (structure 1)
4.3.3. Comparaison des performances à 160 GHz
La figure III.19 présente les évolutions de la puissance émise PCE collecteur/émetteur à
160 GHz et du niveau de résistance négative associée RCE en fonction de la tension RF
collecteur/émetteur pour les deux types de structures présentées précédemment.
- 163 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
D’un point de vue général, les résultats montrent que l’évolution du niveau de résistance
dynamique de ces structures ne décroît pas de façon monotone en fonction du niveau de
tension de modulation hyperfréquence comme cela est classiquement observé dans le cas des
diodes GUNN. Cette particularité démontre l’influence des conditions de fonctionnement
hyperfréquence sur le mécanisme de création et de transit de la zone de charge d’espace des
électrons dans la zone collecteur. La puissance émise maximum pour la structure 1 est de
l’ordre de 14 mW associée à un niveau de résistance négative de 6.5 Ω. La puissance émise
fournie par la structure à collecteur réduit est légèrement inférieure (une dizaine de milliwatts)
mais est obtenue pour un niveau de résistance dynamique nettement plus important de l’ordre
de 15 Ω au bénéfice d’une diminution de l’influence des pertes et même la possibilité de
PCE (mW) et RCE (Ohms)
concevoir un composant présentant une surface globale plus importante.
VCE rf ( V )
Figure III.19 : Evolutions de la puissance PCE et de la résistance négative RCE
pour les structures 1 et 2 en fonction de la tension hyperfréquence VCErf à la
fréquence 160 GHz (VCEo=3 V, VBEo=0.925 V, T=400 K)
- 164 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
4.4. Auto- transposeur de fréquence, liaison émettrice
optique/millimétrique
4.4.1. Eclairement du transistor PHeBICTED
L’éclairement de la zone active du transistor PHeBICTED par un faisceau optique
d’énergie hv  hc  peut provoquer le passage d’électrons de la bande de valence à la bande
de conduction générant ainsi des paires électron-trou. Ce phénomène ne se produit toutefois
que sous réserve que l’énergie du photon soit au moins égale à celle de la largeur de la bande
interdite du matériau semiconducteur (Eg).
L’éclairement du transistor PHeBICTED par un faisceau optique induit donc un photo
courant au sein de sa zone active. Ce courant est susceptible d’interagir avec le courant
hyperfréquence issu de l’effet Gunn. De part de la non linéarité du fonctionnement électrique
dynamique du transistor, l’interaction entre le photocourant induit et le courant
hyperfréquence peut être mis à profit dans le cadre d’applications optoélectroniques. Nous
avons donc étudié la faisabilité théorique d’une liaison optique/microonde émettrice
permettant la transposition directe de la composante modulée d’un signal optique sur la
porteuse hyperfréquence générée par l’oscillateur PHeBICTED.
4.4.2. Circuit simulé
Cette fois-ci, le simulateur est utilisé en considérant une configuration de circuit passif
de charge présentant notamment un coefficient de qualité fini (figure III.20).
Vrf
Vbe0
E
L0
N+
B
P+
C0
G(t)=G0(1+sin(ωt)
20 Ghz
N
LL
Vce0
N+
RL
C
Figure III.20 : Schéma électrique de l’auto transposeur de fréquence pour une
liaison émettrice optique/millimétrique
- 165 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Le circuit RF de collecteur est un simple réseau RLC série. Il est constitué d’un circuit
résonnant L0C0 permettant d’ajuster le coefficient de qualité du circuit de charge et d’assurer
le découplage avec le circuit de polarisation continu de collecteur.
Les éléments RL et LL constituent l’impédance de charge de sortie hyperfréquence. Les
valeurs de ses éléments sont déterminées en accord avec les valeurs de l’impédance déduite
de la simulation purement sinusoïdale. Ainsi les simulations effectuées en régime
d’oscillations libres démontrent que l’oscillateur se stabilise à une fréquence fondamentale
proche de 160 GHz et le niveau de puissance délivré est en parfait accord avec celui prédit
dans le modèle purement sinusoïdal.
4.4.3. Analyse des résultats
Les résultats présentés ici concernent un oscillateur PHeBICTED à 160 GHz éclairé par
un signal optique modulé à 20 GHz. La conversion photons/porteurs dans la zone InGaAs est
considérée comme étant uniforme et le taux de génération correspondant est exprimé par
l’expression G ( x, y, t )  G (t )  G0 1  sin( t )  . Cette approximation est justifiée parce que
l’épaisseur de base est faible et valide dans le cas d’un éclairage effectué par le dessous de la
zone collecteur.
Un générateur de tension sinusoïdal base-émetteur additionnel à 160 GHz peut être
utilisé pour verrouiller par injection la fréquence hyperfréquence fondamentale. Cela simplifie
le calcul des caractéristiques fonctionnelles du circuit par l’analyse de Fourier parce que tous
les signaux considérés sont alors des harmoniques du signal optique modulé à 20 GHz.
L’oscillateur est initialement polarisé en continue afin de limiter la phase transitoire inutile.
La simulation est exécutée jusqu'à ce que le régime permanent soit atteint sur une durée
permettant une analyse de Fourier correcte. La résolution fréquentielle théorique est alors de
1.2 GHz. Ainsi de part ses propriétés non linéaires, le composant assure simultanément les
fonctions de détection optique, de transposition de fréquence et d’oscillation. Le photocourant induit interagit avec le courant d’électrons résultant des effets transistors et Gunn
combinés.
A titre d’exemple, la figure III.21 montre l’évolution temporelle de la tension aux
bornes de la résistance de charge RL. Elle montre que le régime établi de fonctionnement
stable est rapidement atteint après une période transitoire de durée égale à 0.1 ns. L’enveloppe
de signal montre clairement une modulation basse fréquence résultant à la fois de la
photodétection et du fonctionnement non linéaire de circuit. Ce résultat peut être confirmé par
l’analyse de Fourier de la phase de fonctionnement stabilisé.
- 166 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
La figure III.22 montre le spectre théorique de la puissance hyperfréquence de sortie
dans la résistance de charge de circuit. Malgré la faible résolution fréquentielle imposé par le
temps de simulation limité, le spectre montre clairement les différents raies des signaux
générés et notamment la fréquence d’oscillations fondamentale à 160 GHz, celle relative au
photocourant induit à 20 GHz résultant du signal optique détecté, les raies à 140 et 160 GHz
résultant de la transposition du photo courant, aussi bien que les raies additionnelles de faible
amplitude résultant des produits d’intermodulation de rang supérieur.
Temps (ns)
Figure III.21 : Evolution temporelle de la tension aux bornes de la résistance
de charge RL
L’analyse de Fourier, effectuée à 160 GHz, du courant et de la tension émetteur/
collecteur du PHeBICTED montrent que la puissance émise est de 13 mW et l’impédance
correspondant ZCE est -9.07 - j30.96 Ω. Ces résultats sont proches de ceux calculés en régime
purement sinusoïdal (figure III.17). Ainsi le PHeBICTED fonctionne bien suivant le mode
décrit précédemment et n’est pas fondamentalement perturbé par la présence des signaux
additionnels.
La figure III.23 montre l’évolution de la conversion de puissance à 140 GHz en fonction
du taux de génération optique G0 pour des conditions de fonctionnement continue et
hyperfréquence identiques.
La puissance convertie apparaît comme étant une fonction croissante du niveau de
puissance optique incident.
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Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
Puissance à 140 GHz (W)
Figure III.22 : Spectre numérique de la puissance en régime permanent dans la
résistance de charge
Taux de génération optique G0 (m-3)
Figure III.23 : La puissance convertie à 140 GHz en fonction du taux de
génération optique
- 168 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
5. Conclusion
Nous avons décrit dans les deux premiers chapitres les outils de modélisation des
circuits électroniques ainsi que les améliorations que nous leur avons apporté. Ceux-ci sont
utilisés pour l’étude et la conception de composants semiconducteurs ainsi que de leurs
circuits associés de technologie "classique" ou pour l’investigation du fonctionnement de
circuits et composants semiconducteurs basée sur des concepts nouveaux. Le simulateur
comme nous l’avons montré dans ce chapitre, nous a permis de démontrer l’intérêt potentiel
des circuits utilisant les transistors à transfert électronique comme élément actif dans le cadre
d’applications
typiquement
hyperfréquences
en
ondes
millimétriques
mais
aussi
optoélectroniques.
Nous avons étudié principalement d’un point de vue théorique la faisabilité de
réalisation de circuits microélectroniques à base d’oscillateurs BICTED ainsi que celle de
circuits optoélectroniques à base de PHeBICTED. Ces applications résultent des avantages
liés aux propriétés électriques et optiques de ce composant semiconducteur actif qu’il peut
être intéressant de rappeler à ce stage de notre étude.
Celles-ci résultent de :
 La stabilité intrinsèque du fonctionnement en oscillations des composants
semiconducteurs à transfert électronique ;
 La possibilité de réalisation de structures délivrant des niveaux de puissance
théorique se comptabilisant en dizaines de mW jusqu'au moins 200 GHz ;
 La possibilité d’appliquer des signaux hyperfréquence par l’intermédiaire de
l’électrode de base ;
 La non-linéarité du comportement électrique dynamique du transistor permettant
son fonctionnement en oscillateur/mélangeur ;
 La structure planaire des transistors à cathode bipolaire compatible avec la
technologie de réalisation des circuits intégrés monolithiques.
Il faut noter qu’il n’y a pas eu de réalisation technologique de cette famille de
transistors à cathode bipolaire à l’IEMN mais que des réalisations expérimentales et des
caractérisations de ce type de transistors ont fait l’objet de travaux au Japon [12] qui ont
confirmé l’intérêt potentiel de cette nouvelle structure.
- 169 -
Chapitre III : Applications hyperfréquences et optoélectroniques
BIBLIOGRAPHIE CHAPITRE III
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[4]
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- 170 -