Composants Hyperfréquences

Composants Hyperfréquences
Partie V : Diodes
Table des matières
1 Diode métal-semiconducteur 1
1.1 Fonctionnement................................................ 1
1.1.1 Contacts métal-semiconducteur rectifiant et ohmique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1
1.1.2 Charge d’espace et capacité de transition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
1.1.3 Courant de saturation inverse I0.................................. 4
1.1.4 Cas d’une conduction par diffusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5
1.1.5 Schémaéquivalent .......................................... 5
1.1.6 Différents phénomènes de claquage . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
1.2 Différents types de diodes métal-semiconducteur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
1.2.1 Redresseurs.............................................. 7
1.2.2 DiodesSchottky ........................................... 7
1.3 Utilisationsdiverses ............................................. 7
2 Diode à jonction P-N 8
2.1 Fonctionnement................................................ 8
2.1.1 Généralités .............................................. 8
2.1.2 Expression du potentiel de diffusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
2.1.3 Forme du potentiel dans la zone de transition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
Diode métal-semiconducteur
1 Diode métal-semiconducteur
1.1 Fonctionnement
1.1.1 Contacts métal-semiconducteur rectifiant et ohmique
– Lorsque l’on met au contact un métal de travail d’extraction φmet un semiconducteur (par exemple de type
N), de travail d’extraction φsc et d’affinité électronique χsc, deux cas peuvent se produire.
–φm> φsc (figure 1) : un échange de charges s’effectue, créant une zone d’appauvrissement (moins d’électrons)
dans le semiconducteur chargé positivement près du contact et une accumulation d’électrons côté métal,
jusqu’à alignement des niveaux de Fermi.
– Il en résulte, vu du semiconducteur, une barrière de potentiel :
qVd=φm−φsc (1)
(Vdest le potentiel de diffusion) et, vu du métal, la barrière originelle φm−χsc.
– Il faut noter que la charge d’espace dans le semiconducteur est constituée des donneurs ionisés dont la charge
n’est plus compensée localement par celle des électrons.
– En l’absence de polarisation, deux courants I0égaux et opposés traversent la barrière, représentant l’effet de
l’agitation thermique.
– Si une tension +Vest appliquée, côté métal, la hauteur de barrière, vue du semiconducteur, diminue de qV
et le flux d’électrons traversant dans le sens semiconducteur →métal est multiplié par le facteur exp(qV /kT ),
alors que le flux inverse est inchangé.

Fig. 1 – Contact rectifiant métal-semiconducteur N.
Fig. 2 – Contact ohmique métal-semiconducteur N
– Il s’ensuit, en comptant positivement le courant du métal vers le semiconducteur, que la caractéristique
courant-tension est :
I=I0exp qV
kT −1(2)
– On a un contact rectifiant, puisque le courant passe dans le sens positif (sens direct) mais est limité à −I0dès
que V −kT/q (sens inverse).
–φm< φsc (figure 2) : on a maintenant une charge positive côté métal et une charge négative côté semi-
conducteur, formant une couche double à l’interface, alors que précédemment la zone de charge d’espace se
développait dans le semiconducteur.
– Si l’on polarise, la différence de potentiel ne concerne plus le contact, mais se développe, en volume, sur le
semiconducteur. On a un contact ohmique.
– Dans le cas du contact métal-semiconducteur de type P, le contact est rectifiant si φm< φsc (polarisation
directe avec −Vcôté métal) et ohmique si φm> φsc (figures 3 et 4).
Charge d’espace et capacité de transition
2

Fig. 3 – Contact ohmique métal-semiconducteur P.
Fig. 4 – Contact rectifiant métal-semiconducteur P.
3

1.1.2 Charge d’espace et capacité de transition
– Suivant que la largeur de la zone de charge d’espace west petite ou grande devant le libre parcours moyen
(distance moyenne entre deux collisions successives), le courant est dû à une émission ou à un processus de
diffusion d’électrons.
– La largeur wse calcule aisément en écrivant que la barrière se développe entièrement dans le semiconducteur
et qu’elle est due aux donneurs ionisés non neutralisés par les électrons :
d2V(x)
dx2=−ρ ε(3)
avec ρ(charge d’espace) =qNd(pour 0< x < w) et = 0 pour x>w,dV (w)
dx = 0 et V(W)−V(0) = Vd−V
– On trouve :
w=s2ε|Vd−V|
qNd
(4)
– En polarisation directe croissante, w diminue et tend vers zéro, alors que, en polarisation croissante inverse,
la charge d’espace s’étale de plus en plus.
– La charge d’espace positive, de valeur Q=qNdw, par unité de surface, compensée par une accumulation de
charge −Qd’électrons à l’interface métal-semiconducteur, dépend de la tension appliquée V, par l’intermé-
diaire de w; cette variation doit être représentée par une capacité C, par unité de surface telle que :
C=dQ
dV =ε w(5)
– Le module maximal Emax du champ électrique, en x= 0, prend la forme :
Emax =qNdw
ε=2|Vd−V| w(6)
– Ordre de grandeur pour ε= 16ε0,ε0= 8,85 ×10−12 F/m, Nd= 1016 cm−3
–Vd−V= 0,5V(direct)
–w≈0,30 µm, C= 4,7×10−4F/m2,Emax = 3,3×106V/m
–Vd−V=−10 (inverse)
–w≈1,3µm, C= 1,1×10−4F/m2,Emax = 15 ×106V/m
Courant de saturation inverse I0
1.1.3 Courant de saturation inverse I0
– Cas d’une conduction par émission thermoélectrique (semiconducteur très dopé ou forte polarisation directe
assurant une largeur wtrès faible).
– Le calcul du courant de saturation inverse I0se fait d’une manière identique à celui du courant émis du métal
dans le vide), en corrigeant la formule de Richardson, en remplaçant d’une part la masse de l’électron dans le
vide par celle m∗
ndans le semiconducteur et d’autre part la hauteur de barrière métal-vide φmpar la hauteur
de barrière métal-semiconducteur φm−χsc
– Soit :
I0=A∗T2e−φm−χsc
kT (7)
avec A∗=4πqm∗
nk2
h3= 1,20 ×106m∗
n
m(Am−2K−2)
Cas d’une conduction par diffusion
4

Fig. 5 – Contact métal-semiconducteur : schéma équivalent.
1.1.4 Cas d’une conduction par diffusion
– L’intégration, aux bornes de la zone de charge d’espace du semiconducteur, de Jnexp [−qV (x)/kT ]permet,
de trouver que :
I0=qµnNcr2qNd(Vd−V)
εe−
φm−χsc
kT (8)
avec Ncdensité effective d’états de la bande de conduction du semiconducteur, et Nddensité des atomes
donneurs.
– Dans la réalité, à cause de la force image et du champ électrique, il y a un abaissement ∆φde la barrière de
Schottky dépendant de la tension appliquée, ce qui fait que les expressions (7) et (8) du courant I0doivent
être multipliées par exp(∆φ/kT ).
Schéma équivalent
1.1.5 Schéma équivalent
– La barrière métal-semiconducteur possède une conductance 1/Rd,Rdétant la résistance différentielle aux
bornes de la barrière, et une susceptance jCω.
– Il faut ajouter la résistance série r, comprenant toutes les parties décisives du dispositif, sauf la barrière, et
aussi tenir compte à très haute fréquence de la capacité parasite Cp, résultant du montage de la diode sur un
support adapté.
– Le schéma résultant est porté sur la figure 5, ainsi que le lieu de l’image de l’impédance Z=R+jX de la
diode pour le domaine de fréquences (0,∞), en négligeant Cp.
– La fréquence de coupure fcde la diode est telle que, en régime alternatif d’amplitude de courant i, la moitié
de la puissance fournie au dipôle se dissipe dans la résistance série et par conséquent :
1
2ri2=1 2
Rdi2
1 + C2R2
d4π2f2
c
avec Rdr(9)
– On a donc
fc=1
2πC√rRd
(10)
5