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crs3(2) .pdf



Nom original: crs3(2).pdf
Titre: Microsoft PowerPoint - SEMICON_1
Auteur: davitaya

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SEMICONDUCTEURS
Dans un premier temps nous allons essayer de comprendre les différences essentielles
entre les matériaux conducteurs et les matériaux isolants. Nous montrerons que le
semiconducteur est en fait un isolant un peu particulier
I – Quelques rappels de physique atomique – Traitement classique
Représentation planétaire
et traitement classique:
eNoyau: charge >0
Noyau
Electron: charge <0
V

Equilibre des forces : mV2= e2

r 4πε0r
Energie cinétique : EC=1mV2= e
8πε0r
2
0

Energie potentielle : Ep = -eV
(V potentiel electrostatique à la distance r)
Ep = travail à fournir pour amener un
e2
E =−
électron de l'infini à la distance r : p 4πε0r

E
Ei
Energie
d'ionisation
11/09/01

e2
L'energie totale est donc : Etot=EC+Ep=−
8πε0r

Pour extraire un électron il faut donc lui
fournir de l'énergie.

Cours d ’électronique analogique

100

SEMICONDUCTEURS
I – Quelques rappels de physique atomique – Traitement classique
Avec le traitement classique du problème toutes les énergies sont possibles
jusqu'à Ei.
Il existe cependant un problème de taille : comme l'électron gravite il perd
de l'énergie et donc il doit s'effondrer sur le noyau au bout d'un certain temps.

Bohr :

• l'électron ne peut prendre ou perdre que certaines quantité d'énergie nE
(n étant entier)
• un atome qui se trouve dans son état de plus faible énergie ne rayonne
pas (état fondamental)
• Si l'atome a été excité (au moyen d'une source d'énergie extérieure) il
retournera au niveau fondamental (se desexcitera) en émettant un photon
d'énergie E = hυ où h est la constante de Planck = 6.62 10-34 J/s et υ la
fréquence.

On définit ainsi des niveaux d’énergie, K, L, M, … sur lesquels on vient placer les
électrons, 2 sur le niveau K, 8 sur le niveau L, 18 sur le niveau M, etc…
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

101

SEMICONDUCTEURS
II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique
Orbitales atomiques
On considère l'atome d'hydrogène. L'hamiltonien de l'électron dans son mouvement
autour du noyau s'écrit :

h2 2
r
∇ +V (r)
H =−
2m
Energie potentielle dans le
champ Coulombien du noyau

Energie cinétique

L'équation aux valeurs propres s'écrit :

H ϕ = Eϕ
ϕ

(Eq. de Schrodinger)

ϕ : orbitale atomique ("trajectoire")

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

102

SEMICONDUCTEURS
II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite)

z

z

y
x

z

y
x

Orbitale s

z

y
x

y
x

Orbitales p

Il existe bien sûr d'autres orbitales qu'il est impossible de représenter.
Ce sont les orbitales d au nombre de 5, les orbitales f au nombre de 7.
Chaque niveau principal (niveaux K, L, M,...) se décompose en ces différentes
orbitales.

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

103

SEMICONDUCTEURS
II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite)
Au maximum 2 électrons peuvent se placer sur une orbitale donnée (PAULI)
Notation de physique atomique :
H
He
.
.
B
.
Si
etc …

1 électron
2 électrons

1s1
1s2

5 électrons

1s2 2s2 2p1

14 électrons

1s2 2s2 2p6 3s2 3p2

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

104

SEMICONDUCTEURS
II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite)
Orbitales moléculaires
Formons par exemple une molécule d’hydrogène

H

H

Niveaux profonds pas ou peu modifiés et apparition de niveaux moléculaires

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

105

SEMICONDUCTEURS
II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite)
Orbitales moléculaires (suite)
Dans le cas de l'hydrogène :

orbitale antiliante

e-

e-

H1

H2
orbitale liante

E2

E1

Mise en commun des électrons périphériques (électrons de valence).

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

106

SEMICONDUCTEURS
II – Quelques rappels de physique atomique – Traitement quantique (suite)
Orbitales moléculaires (suite)

0

Idéalisé

p antiliante

Prenons un cas plus compliqué, celui
d'une molécule constituée, par exemple,
de deux atomes de carbone, et regardons
ce qui se passe lorsque l'on rapproche les
deux atomes.

p liante
Le carbone à la structure électronique :
1s2 2s2 2p2 (4 électrons de valence).

s antiliante
s liante
1/d

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

107

1/d

SEMICONDUCTEURS
III – Le cristal
Considérons maintenant un cristal. C'est un arrangement périodique d'atomes dans
les trois directions de l'espace.

Exemple d'un cristal

Cubique diamant
Peut être le cas du carbone

cubique simple :

Vecteur de translation t = na + mb + lc (n, m, l entiers)
CRYSTAL
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

108

SEMICONDUCTEURS
III – Le cristal (suite)
Soit N le nombre d'atomes, il y a alors 4N électrons (de valence) à placer
METAL

0
p antiliants

3N
N
3N

N
1

Bande partiellement
pleine

s antiliants

p liants
s liants

Bande permise vide =
bande de conduction

BC
Eg

Bande interdite
Bande permise pleine=
bande de valence

BV

2 1/d
ISOLANT

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

109

SEMICONDUCTEURS
III – Le cristal (suite)
Dans le cas 1 il s’agit d’un métal. Les états vides et les états pleins se jouxtant il est très
facile d'ioniser les atomes
Le cas 2 est le cas d’un isolant. A T = 0K aucun électron ne peut se déplacer puisque
tous les niveaux permis sont occupés. Pour pouvoir conduire il faut amener des
électrons dans la bande permise vide (la bande de conduction). Pour ce faire il faut
fournir au système une énergie supérieure à Eg. Comme nous allons le voir dans la suite
la température, T, peut, via la statistique de FERMI-DIRAC, jouer ce rôle.
Statistique de FERMI-DIRAC
Si on a dN places disponibles dans un intervalle d'énergie compris entre E et E + dE, le
nombre dn d'électrons qui occupent effectivement ces places à la température T (K) est
donné par :

f(E)= dn = 1E−E
dN 1 e kT
+

F

où EF est l'énergie du niveau de Fermi et k la constante de Boltzmann = 1.38 10-23 J/K
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

110

SEMICONDUCTEURS

Fermi-Dirac

III – Le cristal (suite)
Statistique de FERMI-DIRAC (suite)

f(E)

T = 0K

f(E) a l'allure suivante :
Cette statistique permet de comprendre
comment on peut avoir de la conduction dans le
cas d’un isolant

T > 0K
EF

E

E

E
BC

EF

EF
BV

METAL
11/09/01

f(E)
Cours d ’électronique analogique

ISOLANT
111

f(E)

SEMICONDUCTEURS
IV – Qu’est-ce qu’un semiconducteur ?
BC
Eg

à température ambiante (Ta) kT ≈ 1/40 eV = 25
meV
ISOLANT
Eg > 200 kT
SEMICONDUCTEUR
Eg < 100 kT

BV
Exemples :
Semiconducteur intrinsèque :
Il n'y a pas d'atomes d'impuretes. Il n'y aura
conduction que si la température est suffisante pour
que la statistique de Fermi-Dirac ait une "queue"
dans la bande de conduction.
D'autre part le matériau est toujours neutre
électriquement puisque le nombre d'ions est
toujours égal au nombre d'électrons.

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

Matériau

Eg (eV)

SiO2

7

Si

1.12

Ge

0.75

GaAs

1.48

112

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

113

Le Silicium

Réduction par du charbon

Traitement par acide chlorhydrique

Poussière de silicium fondue

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

114

SEMICONDUCTEURS
V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque
Tirage

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

115

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

116

SEMICONDUCTEURS
V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque
Découpe

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

117

SEMICONDUCTEURS
V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque
Et polissage !

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

118

SEMICONDUCTEURS
V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque
Sans champ extérieur appliqué : Considérons un semiconducteur (par exemple le Si) à
une température ≥ Ta. Des électrons sont donc dans la bande de conduction (et un
même nombre d'atomes ionisés dans la bande de valence) grâce à la statistique de
Fermi-Dirac.
Electrons

Ions

11/09/01

- - - - - - - - - - -

+++++++++++

Eg

En l'absence de champ extérieur on a
un
mouvement
désordonné
des
électrons (mouvement brownien)

BV

Que se passe-t-il avec les ions ?

BC

Cours d ’électronique analogique

119

SEMICONDUCTEURS
V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque (suite)

Un atome ionisé capture
l'électron d'un atome voisin.
Donc la lacune passe de l'atome
qui a capturé l'électron à
l'atome qui a cédé un électron.
On a donc un mouvement
apparent des lacunes (que l'on
appelle trous) qui est lui aussi
désordonné.

Animation
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

120

SEMICONDUCTEURS
V – Conduction dans un semiconducteur intrinsèque
Avec un champ extérieur appliqué : Que se passe-t-il ?
Les trous (au nombre de p) se déplacent dans le
sens du champ electrique avec une mobilité µp.

E
- - - - - -

Les électrons (au nombre de n) se deplacent en
sens inverse du champ avec une mobilité µn.

Si
+++++++

VCC
+

r r
v=µE

µn > µp
La conductivité γ est donnée par:

-

γ=e(nµn+pµp)

Pour un semiconducteur intrinsèque n = p = ni et :

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

γ=eni(µn+µp)

121

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Qu’est-ce qu’un semiconducteur extrinsèque ?
n
2
3
4
5
6

III
B
Al
Ga
In
Te
ns2np

IV
C
Si
Ge
Sn
Pb
ns2np2

V
N
P
As
Sb
Bi
ns2np3

Le semiconducteur extrinsèque est un
semiconducteur dans lequel on introduit une
impureté. C'est ce que l'on appelle le dopage
du semiconducteur.
Dans le cas du silicium, l'impureté peut être :
• trivalente (colonne III)
• pentavalente (colonne V)

Colonnes III, IV et V de la
table périodique des éléments
Il existe différents moyens pour introduire cette impureté dans le cristal
• au cours de la croissance du monocristal (tirage)
• par diffusion
• par implantation
• par croissance épitaxique
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

122

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Méthodes de dopage

Au cours du tirage
du monocristal
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

123

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Méthodes de dopage
Dépôt de la substance contenant le dopant
ou recuit sous atmosphère dopante

T1

Diffusion
11/09/01

T2

T3

FOUR
Cours d ’électronique analogique

124

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Méthodes de dopage

Implantation ionique
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

125

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Méthodes de dopage

SiH4,
SiCl4,
B2H6,
SiH3,
PH3…
T
10-4 Torr<Pgaz<1 atm

T
Si

Epitaxie

B
Ultravide

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

126

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Le dopage par diffusion
La diffusion s'appuie sur le déplacement des atomes par agitation thermique. Si
l'on augmente la température, les impuretés migrent lentement au travers du
cristal. La vitesse de migration dépend aussi de la nature du matériau; dans
l'oxyde de silicium, elle est beaucoup plus faible que dans le silicium pur. Une fois
les motifs en oxyde de silicium constitués, le disque est porté à une température
de 1 000 °C, sous atmosphère de phosphore. Les impuretés pénètrent dans le
silicium. Lorsqu'on juge la concentration d'impuretés suffisante, le disque est
retiré, et la diffusion cesse. Mais à chaque réchauffement, la diffusion
recommence, ce qui peut fausser la nature du circuit.
Pour mieux le maîtriser, ce processus est scindé: on choisit la température de façon
à fixer la solubilité du dopant dans le silicium, ce qui revient à contrôler la quantité
de dopant introduite. Le paramètre température est ensuite modifié pour favoriser
la diffusion à une profondeur précise.

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

127

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Le dopage par implantation ionique
Dans la seconde méthode, l'implantation ionique, on opère à température
ambiante. Les atomes des impuretés, d'abord ionisés puis accélérés grâce à un
champ électrique, pénètrent dans le disque. Les composants sont créés en
protégeant les zones par photomasque ou par un oxyde de silicium, qui oppose
une résistance majeure à la pénétration par bombardement. Cette méthode
présente aussi des inconvénients: les ions accélérés, en traversant le cristal,
désorganisent tout ce qui se trouve sur leur parcours. Pour rétablir le réseau
cristallin, une opération de recuit est nécessaire, mais une diffusion thermique se
produit alors. Il faut dans ce cas aussi optimiser les deux phases pour obtenir le
meilleur résultat possible.
L'association de la diffusion et de l'implantation ionique
Une troisième méthode, de plus en plus utilisée, combine les deux précédentes.
L'implantation ionique se fait par bombardement, et la pénétration par
diffusion. Le niveau de concentration et de pénétration des impuretés est ainsi
mieux contrôlé.
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

128

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Dopage de type N
On introduit dans le semiconducteur une impureté pentavalente.
Les dopants de type n utilisés dans la technologie du silicium sont:
•Phosphore
•Arsenic
•Antimoine (dans une moindre mesure)
Ces matériaux sont aussi appelés donneurs (il vont donner un électron)
Electron quasi libre
BC
EF

- - - - - - - - - - - - ++

+++

+

+

++

Eg

Pas de trous mobiles autres que les thermiques
Electrons majoritaires, trous minoritaires
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

+
BV
129

++
qques meV
+

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Dopage de type P
On introduit dans le semiconducteur une impureté trivalente.
Le dopant de type p le plus couramment utilisé dans la technologie du silicium est le
Bore (B). Ces matériaux sont aussi appelés accepteurs (il vont prendre un électron)
Il manque un électron =
une charge >0 en excès

BC
Eg

+

-

-

qques meV

- -

- - -

- -

- -

EF
+++++++++++++
BV
Pas d'électrons mobiles autres que les thermiques
Trous majoritaires et électrons minoritaires
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

FERMI
Carrier conc.
130

SEMICONDUCTEURS
VI – Conduction dans un semiconducteur extrinsèque
Conductivité d’un semiconducteur extrinsèque
Considérons un semiconducteur intrinsèque. On a donc :

ni = n = p

Supposons que l'on dope le matériau avec une impureté donneuse (un élément de la
colonne V, par exemple P).
Soit Nd ce nombre de donneurs.
Comme Nd >>ni (cas général), alors n ≈ Nd
La loi d'action de masse nous dit que: n.p = ni2
Donc :

2
n
i
p=
=
Nd

La conductivité γ = e(nµn + pµp)
est donc dominée par les électrons et vaut :

γn=eNdµn

Le même raisonnement tient pour un matériau dopé p, c'est a dire que :
où Na est la concentration d'atomes accepteurs
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

131

γp=eNaµp

SEMICONDUCTEURS
VII – Durée de vie des porteurs
Nombre
d'électrons

Soit un semiconducteur avec une certaine
concentration de trous, p0 et d'électrons n0 à une
température T.
Supposons que l'on injecte des électrons dans ce
semiconducteur. Ces électrons vont avoir
tendance à se recombiner avec les trous de
manière à revenir à la concentration d'équilibre
n0. L'évolution de la quantité d'électrons, n,
Temps s'écrit
sous la forme :

no

−t
n=n0(1+b.e τ)

où t est la durée de vie de l'électron

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

132

SEMICONDUCTEURS
VIII – Longueur de diffusion des porteurs
Injectons dans un cristal dont la concentration de trous est p0 et celle d'électrons de n0,
une certaine quantité n d'électrons. Donc localement (à l'endroit où l'on a injecté les
charges) la concentration en électrons est largement supérieure à n0. Les électrons vont
donc diffuser dans le cristal afin de diminuer le gradient de concentration.
La concentration n(x) à une distance x de la zone d'injection est alors donnée par :
−x
L

n(x)=n0+(n−n0)e

où L est une fonction de µ et de τ.

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

133

PN junction
equilibrium

PN
fab

SEMICONDUCTEURS

IX – La jonction PN à l’équilibre

BC

-

-

BC
-- -- - - --- --

-

+ +

E0 = - grad V0
V0 = barrière de potentiel
(≈ 0.6 eV pour Si à Ta)
Les électrons de la zone n diffusent
vers la zone p et les trous de la zone p
diffusent vers la zone n. Il y a donc
formation d'une charge d'espace
constituée donc par les ions donneurs
positifs dans la zone n et les ions
accepteurs négatifs dans la zone p. Du
fait de la présence de ces ions de part
et d'autre de la jonction il existe un
champ E0 qui tend à ramener les
charges.
L'équilibre est atteint lorsque le
courant du au champ E0, i1, est égal au
courant de diffusion, i2.
11/09/01

EF

--

- -

-- -

++

++ +

+

EF

+

+ + + + + + + ++ + +

+

BV

+

BV

Trous
majoritaires

Electrons
majoritaires

∆x ---> 0

Mécanisme de diffusion

-

+
zone de charge
d'espace

W0
Bas
de BC
E

-

-

- - - - - - - - - - -

F

Cours d ’électronique analogique

eV 0

+++++++++++
+
E0
134

+

+

Haut
de BV

PN junction
Equi-2

SEMICONDUCTEURS
IX – La jonction PN à l’équilibre
Nous allons essayer de calculer ce courant de diffusion, i2. Pour ce faire nous allons
reconsidérer la statistique de FD.
La statistique de Fermi-Dirac (FD)est une statistique quantique. C’est à dire que les
particules sont indiscernables et en d’autres termes que les particules de même nature ne
sont pas numérotables. D’autre part il y a le principe d’exclusion de Pauli qui empêche
de placer plus d’une particule dans un état donné d’énergie.
Soit la statistique FD :

f(E)= dn = 1E−E
dN 1 e kT
+

F

Lorsque le nombre de particules est petit devant le nombre de places disponibles, c’est à
E−EF
− E−EF
kT
dire que dn<<dN, alors e kT >>1 et l’équation ci-dessus devient :

f(E)=e

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

135

SEMICONDUCTEURS
IX – La jonction PN à l’équilibre (suite)
Ce qui précède est équivalent à la statistique de Boltzmann que l’on peut écrire sous la
forme plus générale :

dn =e−∆kTE
dN

qui est classique (particules discernables) et qui

va nous servir à définir le courant de diffusion recherché.

−eV0
0 kT

Si V0 est la barrière de potentiel entre les zones n et p, alors on peut écrire : n=n e
Ce qui peut aussi se traduire par :

−eV0
0 kT

i=i e

=i2=is

ce courant est appelé courant de

saturation.

FERMI
BOLTZMAN
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

136

SEMICONDUCTEURS
X – La jonction PN polarisée
Si (p)

CAS 1
W>W0
Bas
de BC

-

Charge d'espace

e(V+V0)

+++++ ++++++

V
1
2

- - - - - - - - - - -

E0
Eappl

+
+

+

+

Etot

Haut
de BV

Courant de fuite de minoritaires
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

Si (n)

137

+

+
-

SEMICONDUCTEURS
X – La jonction PN polarisée (suite)
CAS 2
zone de charge
d'espace

W <W0
Bas
de BC

-

-

- - - - - - - - - - -

+

-

+++++ ++++++

+

+

+

e(V0-V)
Haut
de BV

E0
Eappl
Etot
PN
Bias(2)
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

138

SEMICONDUCTEURS
X – La jonction PN polarisée (suite)
CAS 1; V négatif sur région p


Le courant de diffusion est donné par : i

diff

=i0e

Le courant inverse (ou bloquant) est donné par :

e(V0+V)
kT

− eV
KT

=ise

− eV
kT

ii=idiff −is=is(e

−1)

CAS 2; V positif sur région p
e(V0−V)

kT
0

Le courant de diffusion est donné par : idiff =i

e

Le courant direct (ou passant) est donné par :
eV
kT

Plus généralement on peut écrire: i=is(e
avec la convention suivante :

eV
s kT

=i e

eV
kT

id=idiff −is=is(e −1)

−1)

polarisation directe ---> V > 0 et i > 0.

A température ambiante (RT) kT/e vaut 1/40 eV soit ~ 25 meV
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

139

SEMICONDUCTEURS
X – La jonction PN polarisée (suite)

Approximations :
Polarisation directe (V>0) :
Si V assez grand (> tension de seuil ~0.6 V pour Si)
eV
kT

e >>1

eV
s kT

i=
=i e

Polarisation inverse (V<0) :
eV
kT

e <<1

11/09/01

i=−is

Cours d ’électronique analogique

140

PN
Bias(2)

SEMICONDUCTEURS
X – La jonction PN polarisée
Tension de rupture
Deux effets :
• Effet d'avalanche : L'énergie cinétique des porteurs minoritaires devient
supérieure au gap du Si. Il y a alors création de paires électrons-trous qui elles-mêmes
créent d'autres paires électrons-trous. Cet effet peut se manifester à partir de tensions
inverses de 6V.
• Effet Zener : Si les zones n et p sont fortement dopées la zone de déplétion
devient très étroite. Par conséquent le champ électrique devient très fort. S'il est
supérieur à ≈ 300.000 V.cm on peut extraire les électrons de valence. C'est ce que l'on
appelle la rupture Zener. Cet effet se produit en général avant l'effet d'avalanche.
Ex: Si W ≈ 1000 Å le phénomène Zener se produira dès 3 à 4 V.

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

141

SEMICONDUCTEURS
XI – Capacités de la jonction PN
Diode polarisée en inverse

Ct=εsS
W

W

P -

Capacité de transition

+
+
+ N
+
+
+

Cette capacité vaut quelques dizaines de pF. Elle dépend de V car elle dépend de W
Diode polarisée en direct

Electrons de n vers p, trous de p vers n

Charges séparées spatialement

Effet capacitif

Capacité de diffusion Cd.

Cd = f(ττ1, τ2, I). Elle peut être de l'ordre de 1000 pF.
Le schéma équivalent de la diode est donc :

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

rd

C t ou Cd

142

SEMICONDUCTEURS
XII – Les approximations de la diode
Diode idéale :

Diode réelle :

rd
rd

+ -

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

0.7 V

143

SEMICONDUCTEURS
XIII – Utilisation des diodes
•Différents types de redressement
•Redressement mono-alternance
VR

~

R

VMcosωt

Tension inverse : VM

VR
temps

•Redressement bi-alternance
(transformateur à point milieu)

D1

~

VM R
L

VR
L

VM

D2
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

temps
Tension inverse : 2VM
144

SEMICONDUCTEURS
XIII – Utilisation des diodes (suite)
•Redressement bi-alternance
(Redresseur à pont de Graetz)
D2

D1

VR
L

RL

~
D3

temps

D4
Tension inverse : VM

11/09/01

Cours d ’électronique analogique

145

SEMICONDUCTEURS
XIII – Utilisation des diodes (suite)
•Principe du filtrage

R

~

VRL

RL =∞

RL≠∞
temps

Le taux d'ondulation est donné par :
11/09/01

C

Taux d'ondulation
La tension filtrée oscille entre deux
valeurs Umax et Umin.

∆U=Umax−Umin
2
La valeur moyenne est : U= Umax+Umin
2
L'ondulation est :

∆U= Umax−Umin%
U Umax+Umin

Cours d ’électronique analogique

146

SEMICONDUCTEURS
XIII – Utilisation des diodes (suite)
• Multiplicateurs de tension
V0
~

2V0

Si RL grand alors VR = 2V0
L

V0 sin ω t
RL
• Diodes particulières
•diodes de commutation
•diodes HF (capacité faible) ex: diodes à pointe
•diodes à capacité variable (Varicap) Ct croit avec V
•diodes Zener

•photodiodes: ionisation des porteurs dans la base par des photons incidents
11/09/01

Cours d ’électronique analogique

147


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