Etude des défauts électriquement actifs dans les composants

Transcription

N° d’ordre :2006-ISAL-0029
Année 2006
UNIVERSITE DE MONASTIR
FACULTE DES SCIENCES
DE MONASTIR
INSTITUT NATIONAL DES
SCIENCES APPLIQUEES DE
LYON
THESE
Présentée par
Malek GASSOUMI
Pour obtenir
LE GRADE DE DOCTEUR
FORMATION DOCTORALE : Matière condensée, Surface et Interface
ECOLE DOCTORALE
: Matériaux de Lyon
TITRE :
Etude des défauts électriquement actifs dans les composants
hyperfréquences de puissance dans les filières SiC et GaN.
Soutenue le 12 Juin 2006 devant la commission d’examen
JURY : MM.
Habib BOUCHRIHA
Professeur
Rapporteur
Christophe GAQUIERE
Professeur
Rapporteur
Hassen MAAREF
Professeur
Directeur de thèse
Gérard GUILLOT
Professeur
Directeur de thèse
Larbi SFAXI
Maître de Conférences
Examinateur
Jean-Marie BLUET
Maître de Conférences
Examinateur
Cette thèse a été préparée dans le cadre d’une collaboration CMCU entre le Laboratoire de Physique des
Semiconducteurs et des Composants Electroniques de la Faculté des Sciences de Monastir et le Laboratoire
de Physique de la Matière de l’Institut National des Sciences Appliquées de Lyon
DEDICACE
A ma très chère mère
A mon cher père
Je leur dédie ce modeste travail en signe de reconnaissance
et de profonde gratitude, pour tous les sacrifices
consentis.
Qu'ils voient en moi le fils qu'ils ont souhaité avoir.
A mes frères et ma sœur.
Qui m'ont toujours soutenu par leurs encouragements.
Pour tout l'amour qu'ils m'ont prodigué.
Qu'il me soit possible de leurs exprimer
Ma profonde gratitude.
Remerciements
Remerciements
Cette thèse a été préparée dans le cadre d’un contrat CMCU (N°OG1320) entre le Laboratoire
de Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques (LPSCE) de la Faculté
des Sciences de Monastir et le Laboratoire de Physique de la Matière (LPM) de l’INSA de
Lyon. Son accomplissement n’aurait été possible sans l’aide de nombreuses personnes.
Je remercie Messieurs Hassen MAAREF et Gérard GUILLOT, respectivement Directeurs du
Laboratoire LPSCE de Monastir et du LPM de l’INSA de Lyon, de m’avoir accueilli dans ces
Laboratoires.
Je suis très reconnaissant à Monsieur Hassen MAAREF, Professeur à la Faculté des Sciences
de Monastir, qui a dirigé cette thèse de côté Tunisien. Je lui exprime mes vifs remerciements
pour l’aide constante durant l’élaboration de ce travail qu’il a encadré. Ses conseils,
l’enthousiasme qu’il a su me communiquer et ses compétences scientifiques et humaines
m’ont permis d’accomplir ma tâche dans les meilleures conditions.
Cette thèse a été aussi dirigée par Monsieur Gérard GUILLOT, Professeur à l’INSA de Lyon,
dont j’ai pu, durant trois ans, apprécier l’enthousiasme, le sérieux et le sens de la physique ; ce
travail lui doit beaucoup.
Je voudrais remercier spécialement Monsieur Jean-Marie BLUET, co-directeur de cette thèse,
pour avoir assuré de manière agréable le suivi quotidien de mon travail et pour m’avoir fait
profiter de son expérience. Ses compétences scientifiques, ses conseils et sa qualité humaine
ont permis de réaliser ce travail dans un climat très favorable. Sa disponibilité ainsi que ses
conseils ont largement contribué à l’aboutissement de ce travail.
J’exprime mes vifs remerciements à Monsieur Christophe GAQUIERE, Professeur à
l’Université des Sciences et Technologies de Lille d’avoir accepté de rapporter sur ce travail.
Je le remercie de l’intérêt qu’il a montré pour ce travail. Ses remarques rigoureuses et ses
conseils se sont révélés très enrichissants.
Je tiens à remercier Monsieur Habib BOUCHRIHA, Professeur à la Faculté des Sciences de
Tunis d’avoir bien accepté d’être rapporteur de ce travail. Je le remercie de l’intérêt qu’il a
montré pour ce travail.
Je tiens à remercier Monsieur Larbi SFAXI, Maître de conférences à la Faculté des Sciences
de Monastir, pour l’intérêt qu’il a porté à ce travail pour ses encouragements ainsi que pour sa
participation au Jury de soutenance.
Remerciements
Coté collaboration, je remercie Monsieur Christian BRYLINSKI du Centre de Recherche du
groupe THALES à Orsay et Monsieur Christophe GAQUIERE
qui sont à l’origine de
l’essentiel de l’élaboration des échantillons.
Je remercie Monsieur Djamel ZIANE qui m’a initié à l’utilisation des expériences
de
transconductance et conductance (LPM), je tiens à remercier également Liviu MILITARU
pour son aide amical durant la préparation de cette thèse
Mercie à tous les membres du Laboratoire de Physique des Semiconducteurs et des
Composants Electroniques qui m’ont permis de travailler dans une ambiance chaleureuse :
Bouraoui ILAHI, Nejeh JABA, Saoussen REKAYA, Faouzi SAIDI, Faouzi CHEKIR, Asma
TRIKI, Haussine MEJRI, Imen DERMOUL, Ridha AJJEL, Leila BOUZRAR, Zouhour
ZABOUB, Mourad BAIRA. Lotfi BOUZEIN,
Je remercie Mohamed ROKBANI technicien du LPSCE, pour son aide.
Je remercie mes copains à Lyon : Kaiss AOUADI et Bassem SALAM (Souma) pour leurs
aides.
Un remerciement particulier à tous mes amies à la faculté des sciences de Monastir : Ali
LOURIMI, Naoufel BEN HAMADI, Abdelhamid HELALI, Ahlem ROUIS.
Je tiens à exprimer ma reconnaissance à toutes celles et à tous ceux qui ont contribué,
directement ou indirectement, un bon déroulement de mon travail et en particulier les
personnes avec lesquelles j’ai eu de la chance d’interagir durant cette thèse.
Je remercie la région Rhône Aples (MIRA) pour l’aide financière qu’elle ma attribuée
pendant ma dernière année de thèse.
Merci également aux membres permanents du LPM pour leur bonne Humeur : Kader,
Mustapha, George, Catherine, Taha, Régis.
J’ai sincèrement apprécié durant ces trois années, la bonne ambiance et la solidarité qui règne
entre les doctorants. Je tiens donc à remercier tous les doctorants grâce auxquels ces années
resteront pour moi autre chose qu’une aventure scientifique. Edern, Nicolas, Haucem, Jaccobo
et Bing.
Je remercie aussi les « anciens » thésards : Matthieu (Math), Vincent (vince).
Je remercie les techniciens du LPM, Philippe, Joël, Robert et les secrétaires Séverine, Claude,
Meriem, Martine et Céline pour leur sympathie et leur bonne humeur.
Je ne pourrais pas finir sans inclure dans ces remerciements les personnes les plus chères qui
ont supporté mon indisponibilité : mes parents, mes frères, ma sœur, et ma fiançaille.
Sommaire
Table des matières
Introduction générale............................................................................................................... 5
CHAPITRE I : GENERALITES SUR LE CARBURE DE SILICIUM ........................... 9
I.1
Introduction. ............................................................................................................... 10
I.2
Propriétés et applications du SiC.............................................................................. 12
I.2.1
Polymorphisme du Carbure de Silicium .............................................................. 12
I.2.2
Propriétés Physiques du Carbure de Silicium ...................................................... 15
I.2.2.1 Le facteur de mérite de Baliga (BMF) ............................................................. 17
I.2.2.2 Le facteur de mérite de Johnson (JMF) :.......................................................... 17
I.2.2.3 Le facteur de mérite de Keyes (KMF) : ........................................................... 17
I.3
Les défauts dans le Carbure de Silicium (SiC)........................................................ 18
I.3.1
Défauts étendus .................................................................................................... 18
I.3.1.1 Les micropipes ................................................................................................. 18
I.3.1.2 Les dislocations ................................................................................................ 20
I.3.1.3 Fautes d’empilement ........................................................................................ 21
I.3.2
Défauts ponctuels et impuretés ............................................................................ 22
I.3.2.1 Centres profonds liés à des impuretés .............................................................. 22
I.3.2.2 Niveaux profonds supposés d’origine intrinsèque ........................................... 23
I.3.2.3 Niveaux superficiels......................................................................................... 23
I.4
DISPOSITIFS ELECTRONIQUES SUR CARBURE DE SILICIUM................. 27
I.4.1
Les diodes bipolaires en SiC ................................................................................ 27
I.4.2
La diode Schottky en SiC..................................................................................... 28
I.4.3
La diode JBS (Junction Barrier Schottky)............................................................ 29
I.4.4
Les Transistors HBT ............................................................................................ 30
I.4.5
Les transistors Bipolaires ..................................................................................... 32
I.4.6
L’IGBT (Insulated Gate Bipolar Transistor)........................................................ 33
I.4.7
Le thyristor GTO (Gate turn-off thyristor)........................................................... 34
I.4.8
Les Transistors MOSFETs SiC. ........................................................................... 35
I.4.9
Les transistors JFET en SiC ................................................................................ 37
I.4.10
Les Transistors MESFETs SiC. ........................................................................... 39
I.4.10.1
Etats de l’art sur les MESFETs SiC ............................................................. 40
I.4.10.2
Les effets de pièges dans le substrat semi-isolant du MESFET SiC............ 44
I.4.10.2.1 Effets de ‘Self-backgating’ ....................................................................... 45
I.4.10.2.2 Effets de ‘ gate-lag ’.................................................................................. 45
I.4.10.3
Rôle de la passivation pour le SiC ............................................................... 45
I.5
Conclusion................................................................................................................... 46
REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES DU CHAPITRE I ................................................ 47
1
Sommaire
CHAPITRE II : TECHNIQUES DE CARACTERISATION DES CENTRES
PROFONDS………………………………………………………………………………….58
II.1
Introduction ................................................................................................................ 59
II.2
Modèle énergétique : Phénomène de relaxation du réseau cristallin .................... 59
II.3
Caractéristiques des défauts profonds ..................................................................... 61
II.3.1
Les défauts profonds ............................................................................................ 62
II.3.1.1 Signature des pièges ......................................................................................... 65
II.4
Principe de la spectroscopie de transitoire de centres profonds (DLTS).............. 66
II.4.1
II.4.2
II.5
Technique DLTS boxcar ...................................................................................... 70
Banc de mesure DLTS. ........................................................................................ 71
Méthode d’analyse des Transitoire de courant drain-source (CDLTS) ............... 72
II.5.1
Principe de la méthode ......................................................................................... 73
II.5.1.1 Mesures en commutation de grille ................................................................... 73
I.5.1.2 Mesure en commutation de drain.......................................................................... 74
II.5.2
Dispositif expérimental et information du banc de mesure.................................. 74
II.5.2.1 Banc de mesure ................................................................................................ 74
II.5.2.2 La Cryogénie .................................................................................................... 75
II.5.2.3 Excitation électrique......................................................................................... 75
II.5.2.4 Voltmètre numérique rapide............................................................................. 75
II.5.2.5 Informatisation du banc de mesure .................................................................. 75
II.5.3
Circuit électrique .................................................................................................. 77
II.5.4
Circuit imprimé .................................................................................................... 77
II.5.5
Analyse du transitoire de courant......................................................................... 77
II.6
Conclusion................................................................................................................... 78
REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES DU CHAPITRE II .............................................. 79
CHAPITRE III :RESULTATS EXPERIMENTAUX ........................................................ 81
PARTIE A : ETUDE DES DEFAUTS PROFONDS DANS LES MESFETS 4H-SIC .... 82
III.1
Introduction ................................................................................................................ 82
III.1.1
III.2
Description des échantillons MESFETs 4H-SiC ................................................. 83
Caractérisations statiques courant-tension.............................................................. 84
III.2.1 Caractéristiques de transfert. ................................................................................ 84
III.2.2 Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds ..................................................... 85
III.2.2.1
Présentation de l’effet de kink...................................................................... 88
III.2.2.2
Présentation de l’effet d’hystérésis. ............................................................. 91
III.2.3 Conclusion sur les mesures de caractéristiques de sorties ................................... 96
2
Sommaire
III.3
Caractérisation des pièges dans le transistor MESFETs 4H-SiC. ......................... 96
III.3.1
Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de capacité (DLTS).
96
III.3.1.1
Mesures expérimentales ............................................................................... 97
III.3.2 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de courant
(CDLTS)............................................................................................................................. 100
III.3.2.1
Principe de la méthode de mesure.............................................................. 100
III.3.2.2
Amplitude des transitoires.......................................................................... 100
III.3.2.3
Détection et identification des pièges profonds ......................................... 101
III.3.2.4
Résultats en commutation de grille ............................................................ 102
III.3.2.5
Influence de la duré de pulse...................................................................... 110
III.3.2.6
Résultats en commutation de drain ............................................................ 111
III.3.2.7
Identification des pièges............................................................................. 112
III.3.2.8
Comparaison entre la DLTS et la CDLTS ................................................. 113
III.4
Conclusion................................................................................................................. 114
CHAPITRE III :PARTIE B : CARACTERISTIQUES STATIQUES ET ETATS DE
SURFACE DANS LES MESFET 4H-SIC ......................................................................... 115
III.1
Introduction .............................................................................................................. 115
III.2
Caractéristiques statiques. ...................................................................................... 115
III.2.1 Caractéristiques de transfert Ids-Vgs-T, pour un MESFET SiC de longueur de
grille 1µm. .......................................................................................................................... 115
III.2.2 Caractéristiques Ids-Vds-T, d’un MESFET SiC de longueur de grille 1µm. .... 117
III.2.3 Caractéristiques Ids-Vds-T, pour des transistors de longueur de grille 4 µm et 16
µm.
119
III.2.4 Conclusion sur les caractéristiques statiques. .................................................... 123
III.3
Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de courant
(CDLTS)................................................................................................................................ 123
III.3.1 Transitoires de courant ....................................................................................... 123
III.3.2 Résultats de CDLTS en commutation de grille.................................................. 126
III.3.2.1
Transistor à Lg = 16 µm............................................................................. 126
III.3.2.2
Transistor Lg = 1µm................................................................................... 127
III.3.2.3
Comparaison Lg = 1µm et Lg= 16 µm ...................................................... 129
III.3.3 Interprétation ...................................................................................................... 131
III.3.3.1
Phénomène de capture par un état de surface ............................................ 131
III.3.3.2
Variation de Vr........................................................................................... 133
III.3.3.3
Variation du temps de pulse tp................................................................... 135
III.3.3.4
Mesure en condition de saturation ............................................................. 135
III.4
Conclusion................................................................................................................. 136
Références bibliographique du chapitre III ......................................................................... 138
3
Sommaire
CHAPITRE IV : LES HEMTS ALGAN/GAN SUR SUBSTRAT SI .............................. 144
IV.1
Introduction :............................................................................................................ 145
IV.2
Généralités sur le GaN............................................................................................. 146
IV.2.1 Propriétés physiques........................................................................................... 146
IV.2.1.1
Structure cristalline .................................................................................... 146
IV.2.1.2
Propriétés thermiques ................................................................................. 147
IV.2.1.3
Propriétés électriques du GaN.................................................................... 147
IV.2.1.4
Influence du substrat sur les propriétés optiques et structurales ................ 148
IV.3
Le transistor HEMT ................................................................................................ 149
IV.3.1 Généralités.......................................................................................................... 149
IV.3.1.1
Rappels sur le fonctionnement des transistors HEMT ............................... 150
IV.3.1.2
L’hétérojonction et le gaz bidimensionnel d’électrons .............................. 151
IV.4
Eude des HEMTs AlGaN/GaN/Si ........................................................................... 153
IV.4.1 Structures étudiées.............................................................................................. 153
IV.4.2 Caractérisations par des mesures courant-tension.............................................. 154
IV.4.2.1
Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds-T. ...................................... 154
IV.4.2.2
Caractéristiques de transferts ..................................................................... 157
IV.4.2.3
Conclusion sur les caractéristique statiques ............................................... 159
IV.4.3 Caractérisation des pièges .................................................................................. 159
IV.5
Conclusion................................................................................................................. 163
Références bibliographique du chapitre IV ......................................................................... 165
CONCLUSION GENERALE ............................................................................................. 167
4
Introduction Générale
Introduction générale
5
Introduction générale
Pour tous les pays, les télécommunications sont une priorité incontournable. Les
rapides développements de la recherche et de l’industrialisation ont permis à un large public
d’accéder aux moyens modernes de communication. Les applications civiles telles que les
télécommunications par satellites, les téléphonies mobiles, l’automobile avec le radar
anticollision, les transmissions de données connaissent un essor rapide grâce à la maîtrise des
techniques à mettre en œuvre.
Ainsi, le développement spectaculaire notamment des communications mobiles au
cours des dernières années a conduit à une recherche de technologies robustes et fiables, à des
coûts relativement raisonnables dans le domaine de l’électronique. Les études développées
dans le cadre de nouveaux marchés militaires et civils sont à l’origine d’une évolution
importante de tous les secteurs d’activités de l’électronique hyperfréquence.
Cette évolution est essentiellement dirigée vers le choix de nouvelles technologies
autorisant en particulier des densités de puissance importantes et l’optimisation des
composants actifs, intégrés dans de nombreux systèmes.
C’est dans cette optique, que depuis de nombreuses années, l’industrie des
technologies hyperfréquences utilise le transistor MESFET (Metal Semiconducteur Field
Effect Transistor). Jusqu'à présent, les transistors MESFETs étaient réalisés dans une filière
Arséniure de Gallium (GaAs). Toutefois, le GaAs et d’autres matériaux comme le Silicium
sont utilisés beaucoup trop prés de leurs limites physiques ultimes, en particulier au niveau
des densités de puissance fournies. C'est pourquoi, aujourd’hui, les semiconducteurs à large
bande interdite suscitent un intérêt important. En effet, leurs propriétés physiques et
électriques, que leur confère leur largeur de bande interdite, sont très intéressantes pour un
grand nombre d’applications de fortes puissances et à très hautes températures.
Pour des raisons stratégiques, essentiellement militaires, les recherches sur le Carbure de
Silicium (SiC) en tant que matériau semiconducteur se sont développées au milieu des années
50. Au cours des dernières années, grâce aux progrès réalisés dans le domaine de la
cristallogenèse, l’effort s’est accentué aux USA et, à l’heure actuelle, ce matériau occupe une
position dominante dans ce domaine.
Toutefois, la recherche s’est également développé au Japon et en Europe, le SiC étant
considéré comme l’un des matériaux les plus prometteurs pour la réalisation de composants
6
électroniques et de capteurs, pouvant fonctionner à très hautes températures, à très forte
puissance et en milieu hostile (corrosion, irradiation).
Au plan international, le développement d’une filière SiC est de fait en bonne voie puisqu’on
peut trouver sur le marché quelques composants électroniques (Diodes Schottky, JFETs,
MESFETs). Les transistors MESFETs sont en général utilisés dans des dispositifs actifs, tels
que des amplificateurs de puissance et leurs fabrications sont compatibles avec la réalisation
des circuits intégrés.
Néanmoins la recherche de performances toujours plus élevées a entraîné l’apparition
de nouvelles filières HEMT. En, effet, le principal avantage du HEMT vient du fait que la
croissance des hétérostructures permet le confinement des porteurs dans un puits
bidimensionnel, créant ainsi un gaz d’électron bidimensionnel (gaz 2D) à très forte mobilité.
Ces structures ont permis d’atteindre des fréquences élevées bien supérieures à 30GHz.
Cependant, la conception de ces circuits reste une tache difficile. En effet, toute la
réalisation technologique étant extrêmement onéreuse, il est indispensable avant la fabrication
d’un circuit d’en prévoir le fonctionnement de la façon la plus exacte possible. En plus les
nouvelles générations de téléphones mobiles reposent sur des nouveaux matériaux
semiconducteurs sans défauts. Cependant ces importantes applications se trouvent limitées par
plusieurs problématiques dont la plus importante est la maîtrise imparfaite de la qualité du
matériau étroitement reliée à la qualité des substrats. Parmi les conséquences les plus
fréquentes nous citons les anomalies qui apparaissent sur les caractéristiques électriques des
dispositifs tels qu’un effet de kink (coude), un effet d’hystérésis et un effet d’auto
échauffement. Ces anomalies (à part l'auto échauffement) sont généralement attribuées à des
niveaux profonds présents dans la structure. L'optimisation d'une filière requiert la maîtrise de
ces niveaux (localisation et identification). C’est dans ce cadre que s’inscrivent les travaux de
cette thèse.
L’objectif de cette thèse est de réaliser une caractérisation expérimentale aussi
complète que possible des transistors MESFETs SiC développés par THALES (ex LCR de
Thomson CSF), et des transistors HEMT GaN développés par l’Institut d’Electronique de
Microélectronique et de Nanotechnologie (IEMN), et de contribuer à une meilleur
compréhension de ces dispositifs par une étude approfondie des propriétés des défauts
présents et à l'origine des dysfonctionnements.
Le premier chapitre est consacré aux divers composants semiconducteurs à grande
largeur de bande interdite, avec un intérêt tout particulier pour le Carbure de Silicium. Après
avoir présenté ses propriétés physiques et électriques, un tour d’horizon sera effectué sur
7
différents types de composants initiés à partir du Carbure de Silicium qui est le
semiconducteur à grand gap dont on maîtrise le mieux la cristallogenèse et les technologies de
réalisations des dispositifs électroniques. Ensuite nous donnons un récapitulatif des défauts
étendus et des centres d’impuretés qui ont été identifiés jusqu'à présent dans le SiC. Puis nous
présenterons l’état de l’art des MESFETs SiC étudiés dans le cadre de ce travail.
Le second chapitre présente les technologies et méthodologies de caractérisation
électrique utilisée dans le cadre de cette thèse en insistant sur la complémentarité des deux
techniques utilisées pour analyser les défauts profonds : la Spectroscopie en régime transitoire
des centre profonds (DLTS) et les mesures de transitoires de courant drain-source (CDLTS).
Les appareillages expérimentaux associés aux manipulations spectroscopiques sera détaillé.
Le troisième chapitre sera dédiée à l’étude des effet parasites qui apparaissent sur les
caractéristiques statiques de sortie des transistors MESFETs 4H-SiC tels que : l'effet
d’hystérésis et l'effet de coude. Dans une première partie nous présentons l'analyse des défauts
profonds ponctuels responsables de ces anomalies par les deux technique DLTS et CDLTS.
La deuxième partie de ce chapitre est consacrée à l'étude d'un transistor dont la structure
permet d'analyser les effets de surface.
Dans le dernier chapitre, nous donnons un aperçu des propriétés générales du nitrure
de Galium (GaN) et de ses alliages. Nous passons par la suite à une étude détaillée de
l’influence des défauts profonds sur les transistors HEMT (High Electron Mobility Transistor)
AlGaN/GaN/Si au moyen de la technique CDLTS. Cette étude permet aussi d’analyser
l’impact de ces défauts sur les performances statiques des transistors. Nous établirons
l’origine de ces défauts à partir de leur localisation dans la structure des transistors étudiés.
Enfin, nous terminons ce manuscrit par une conclusion générale et des perspectives
apportées par ce travail.
8
Chapitre I
Généralités sur le Carbure de Silicium
Chapitre I : GENERALITES SUR LE CARBURE DE
SILICIUM
9
Chapitre I
I.1 Introduction.
La croissance importante du marché mondial des semiconducteurs est liée au fait que
ces matériaux sont à l’origine de la révolution technologique de ces quarante dernières années
dans le domaine de l’électronique. En effet, l’électronique représente à l’heure actuelle le
marché mondial le plus important en volume ainsi que celui présentant la croissance la plus
rapide. Le marché des semiconducteurs couvre des domaines industriels très divers tels que
l‘informatique, l’automobile, les applications spatiales et militaires, sans oublier bien entendu
son rôle prépondérant dans les télécommunications.
Le matériau de base est le Silicium. De nombreuses raisons ont fait que le Silicium est
devenu le matériau semiconducteur prédominant. Par exemple, le Silicium permet la
réalisation de dispositifs électroniquement stables, qui supportent des températures jusqu'à
200°C. De plus, le Silicium est susceptible de former un oxyde SiO2 isolant et de grande
stabilité chimique. Par contre, pour son usage en électronique rapide et en optoélectronique,
les propriétés du silicium sont insuffisantes. La mobilité des porteurs est relativement faible
par rapport aux matériaux III-V, et son gap est indirect. L’énergie de bande interdite de
1,12eV et le champ de claquage de 0,3 MV.cm-1 limitent également les applications en
électronique de puissance.
Aujourd’hui, les semi-conducteurs à large bande interdite sont les candidats idéaux
pour réaliser un nouveau saut technologique. Leurs propriétés physiques (champ électrique de
claquage, vitesse de saturation, conductivité thermique) en font des matériaux sans
concurrents pour un grand nombre d’applications de forte puissance à haute fréquence et à
haute température. Les semi-conducteurs à grande bande interdite permettent d’étendre
l’utilisation des dispositifs électroniques dans le domaine des hautes températures, du fait de
leur grande bande interdite, et des fortes puissances, du fait du fort champ électrique de
claquage. Dans cette classe de matériaux, le diamant présente des propriétés exceptionnelles :
bande interdite très large (5.45 eV), mobilité importante des deux types de porteurs (µn = 2200
cm2/V.s et µp = 1600 cm2/V.s à 300 K, sans dopage intentionnel), une transparence optique
des micro-ondes à l’ultraviolet, une très grande conductivité thermique et il est inerte
chimiquement. Sa synthèse récente à basse température (800-900°C) et basse pression (20 à
80 Torr) en couches minces permet de commencer son exploitation. Elle reste encore limitée
par la taille des substrats (7×7 mm2) [Siriex’00], et une connaissance insuffisante des
caractéristiques des défauts et du dopage de type n, pour les couches homoépitaxiales. Les
avancées portent actuellement sur les couches polycristallines épaisses ou minces, dopées
10
Chapitre I
avec du bore ou non, et leur utilisation comme cathode froide (écrans plats, électrolyse) ou
capteurs (de photons UV, de température, de pression). Ces utilisations sont moins exigeantes
que la microélectronique sur la « qualité » des couches. La progression sur ces deux classes
d’applications nécessite un approfondissement des études de base sur le matériau, passant par
de nouveaux concepts en raison de ses particularités (interactions inédites porteurs - réseau défauts dues aux distances inter-atomiques très courtes, aux fréquences de phonons élevées, et
à des énergies d’ionisation des dopants intermédiaires entre niveaux peu profonds et
profonds). Au niveau international, les japonais, les américains, les anglais, les allemands et
les russes sont les plus actifs ; par exemple aujourd’hui dans le domaine du nucléaire on
utilise des diamants polycristallins pour les détecteurs de rayonnements [Bergonzo’99].
Parmi les semiconducteurs à large bande interdite, les nitrures d’éléments III (GaN,
AlGaN) possèdent des propriétés électroniques particulièrement intéressantes pour les
applications hyperfréquences [Mishra’98]. La vitesse maximum des électrons (2.7×107 m/s
pour du GaN en structure hexagonale) est supérieure à celle de l’arséniure de gallium. Par
ailleurs, leur largeur de bande interdite élevée (3.4 eV pour le GaN) et le fort champ
électrique de claquage de 3.5×106 V/cm [Gelmont’93] permettent un fonctionnement en
puissance et à haute température. De plus, un avantage très grand réside dans la possibilité de
réaliser des hétérostructures AlGaN/GaN avec de fortes mobilités électroniques de l’ordre de
1500 cm2.V-1.s-1. Enfin, leur grande stabilité chimique leur assure une excellente résistance
aux conditions extrêmes.
Le carbure de silicium est parmi ces semiconducteurs celui qui est connu depuis le
plus longtemps. En effet, c’est en 1824 que le scientifique suédois Jöns Jacob Berzelius
découvrit le Carbure de Silicium, alors même qu’il essayait de synthétiser du diamant. Le
carbure de silicium (SiC) est un cristal semiconducteur à grand gap dont les propriétés
physiques et électriques sont très intéressantes pour de nombreuses applications. En effet, en
1907, un ingénieur anglais, Henry Joseph Round, constate que lorsqu’un courant électrique
circule dans un morceau de Carbure de Silicium, celui-ci émet de la lumière [Round'07]. Mais
il faudra attendre 1979 pour que la première diode électroluminescente en Carbure de
Silicium émettant dans le bleu soit réalisée. Dès les années 60 et 70, le développement du SiC
en tant que matériau semi-conducteur est lié aux progrès réalisés dans le domaine de la
croissance de substrats de bonne qualité et l’utilisation de nouvelles techniques d’épitaxie
pour faire croître des couches actives n et p. Actuellement, le Carbure de Silicium est le semiconducteur à grande bande interdite dont on maîtrise le mieux la cristallogenèse et la
11
Chapitre I
technologie de réalisation des dispositifs électroniques. En effet, les étapes technologiques
pour le SiC sont relativement proches de celles utilisées dans la technologie du Si. De plus le
SiC possède, comme le Silicium, l’immense avantage de s’oxyder pour former du SiO2.
Ce chapitre traitera principalement des caractéristiques physiques du Carbure de
Silicium et de ses principales applications dans le domaine de la microélectronique. Nous
donnerons également une revue des principaux défauts électriquement actifs observés dans le
SiC jusqu’à présent.
I.2 Propriétés et applications du SiC
I.2.1
Polymorphisme du Carbure de Silicium
Le carbure de Silicium appartient à une famille de composés chimiques particulière
qui présente un polymorphisme à une dimension [Morkoc’94] appelé allotropie.
Revenons brièvement sur la définition de ces deux termes.
Tout d’abord, le polymorphisme est le terme employé pour désigner la possibilité pour
un composé chimique de cristalliser sous différentes formes minéralogiques. Ainsi, le
Carbonates de Calcium CaCO3 est dit « dimorphe » car il peut exister sous une forme
rhomboédrique, la calcite, ou sous forme orthorhombique, l’aragonite (du nom de la province
d'Espagne où il a été observé). Le polymorphisme ne nécessite pas forcément un changement
de système cristallin : le bioxyde de titane TiO2 possède deux formes dans le système
quadratique, celle du rutile et celle de l’anatase mais il se présente également sous une
troisième forme, la brookite du système orthorhombique, c’est donc un composé
« trimorphe ». Chaque forme possédant son domaine de stabilité propre, le polymorphisme est
largement utilisé pour définir les conditions de genèse qui président l’apparition d’un minéral
(par exemple, le cas de la silice).
L’allotropie est la propriété de certains corps purs à se présenter sous différentes
formes cristallographiques. Les formes allotropiques d’un corps peuvent présenter les
propriétés physiques très différentes. La différence entre les propriétés physiques et chimiques
des diverses formes allotropiques peut être illustrée par le carbone qui, selon la disposition des
atomes, peut se présenter sous forme de diamant ou graphite.
Le diamant, le plus stable de ces formes, possède une structure rigidement cubique :
chaque atome de carbone est lié à quatre autres atomes. Dans le graphite, qui cristallise dans
le système hexagonal, les atomes de carbone sont disposés selon des plans parallèles. Cette
différence de structure provoque des modifications sensibles dans les comportements
12
Chapitre I
chimiques et physiques : le diamant est très résistant du point de vue mécanique et chimique ;
le graphite et mou, clivable et présente une tendance plus prononcée à la réaction chimique.
Il a été recensé aujourd’hui plus de 200 polytypes de Carbure de Silicium
[Jagodzinski’60, Jepps’83], correspondant à des séquences d’empilement différentes le long
de l’axe c des couches Si-C (Silicium - Carbone), chaque atome étant dans une configuration
tétraédrique. La longueur de chaque liaison atomique est pratiquement la même pour chaque
polytype de SiC. La symétrie globale du cristal n’est déterminée que par la périodicité des
séquences. Ainsi, les polytypes de SiC sont classés suivant trois catégories cristallographiques
élémentaires : le système cubique (C), le système hexagonal (H) et le système rhomboédrique
(R).
Chaque couche atomique Si-C ne peut être orientée que suivant trois directions
possibles par rapport au réseau du cristal [Morkoc’94, Casady’96], celui-ci conserve ainsi une
structure de liaison atomique tétraédrique. Si les couches atomiques suivant une direction
particulières sont notées de manière arbitraire A, B et C et les séquences d’empilement
ABCABC, alors la structure cristallographique est de nature cubique ou zinc-blende ; (figure
I.1). Elle est connue comme étant le polytype 3C-SiC ou β-SiC. Le nombre 3 fait référence au
nombre de couches électroniques nécessaires à la périodicité du cristal et la lettre C à la
symétrie cubique de celui-ci. Il n’existe en fait qu’un seul polytype de Carbure de Silicium
appartenant au système cristallin cubique.
A
C
B
A
C
B
A
3C-SiC
Figure I.1 : Structure Cristalline du polytype 3C-SiC
[Morkoc’94]
Si la séquence d’empilement des couches atomiques Si-C est ABAB…, alors la
symétrie du cristal est hexagonale [Casady’96, Trew’91] (figure I.2). Il s’agit alors du
13
Chapitre I
polytype oté 2H-SiC Wurtzite. A partir de là, tous les autres polytypes sont combinaisons de
liaisons cubiques (zinc-blinde) et hexagonales (wurtzite).
Figure I.2 : Liaisons entre les atomes de Silicium et de Carbone de nature
cubique (ou zinc-blende) et hexagonale (ou wurtzite) [Morkoc’94].
Ainsi le polytype 4H-SiC est constitué par le même nombre de liaisons cubiques et
hexagonales. Le polytype 6H-SiC est composé aux deux tiers de liaisons cubiques, le tiers
restant étant des liaisons hexagonales (figure I.3). Cependant, la symétrie globale de ces deux
polytypes (4H-SiC et 6H-SiC) reste hexagonale, malgré la présence de liaisons cubique dans
chacun de ces polytypes. Les structures hexagonales et rhomboédriques sont regroupées dans
un même ensemble et sont notées α-SiC.
B
C
B
A
B
C
B
A
4H-SiC
6H-SiC
Figure I.3 : Structures cristallines de polytypes 4H-SiC et 6H-SiC
[Morkoc’94]
14
Chapitre I
I.2.2
Propriétés Physiques du Carbure de Silicium
L‘intérêt dans le Carbure de Silicium (SiC) pour les applications électronique est
apparu dès le début des années 1960 en raison de ses propriétés remarquables (champ
électrique de claquage élevé, grande vitesse de saturation des porteurs sous fort champ et
conductivité thermique voisine de celle du cuivre). C'est un semi-conducteur à grande largeur
de bande interdite ayant un gap compris entre 2.2 et 3.3eV selon le polytype. De plus, le SiC a
un champ de claquage huit fois plus élevé et une conductivité thermique trois fois plus élevée
que le Silicium, ce qui permet de fabriquer des composants pouvant supporter des tensions
importantes avec un matériau qui évacue efficacement la chaleur. Ces propriétés sont très
intéressantes pour des applications à hautes températures et à fortes puissances.
Le Tableau I.1 présente les principales propriétés du Silicium (Si), de l'Arséniure de gallium
(AsGa), de Nitrure de Gallium (GaN), du Carbure de Silicium (SiC) et du diamant.
Champ de Mobilité
Vitesse de
Gap Eg (eV) claquage
électronique µn saturation
(KV.cm-1) (cm2.V-1.s-1)
(cm.s-1)
Conductivité
Thermique
(W.cm-1.K-1)
1.12
300
1000
1.5
0.8×107
7
1.43
400
5000
0.54
2×10
7
1.3
3.4
3500
1500
2.7×10
7
3.3
2000
800
5
2×10
3
7
5. 5
1800
20
10×10
2.7×10
Tableau I-1 : Propriétés de quelques matériaux semiconducteurs.
Si
GaAs
GaN
4H-SiC
Diamant
Constante
diélectrique
11.9
12.8
9
9.7
5.6
Pour les applications hyperfréquences, les paramètres électroniques prépondérants
sont les caractéristiques de transport de charges (trous et électrons). Dans le domaine des
faibles champs électriques, les porteurs libres sont en équilibre thermodynamique avec le
réseau et leur vitesse moyenne est proportionnelle au champ électrique. En d'autres termes, la
mobilité des porteurs est indépendante du champ électrique et la vitesse de dérive s'écrit
simplement :
Avec µ 0 =
G
G
V = ± µ0 E
qτ
, τ = temps de relaxation et m* = masse effective.
m*
La vitesse de dérive des porteurs présente une valeur maximale Vsat obtenue pour une
valeur critique du champ électrique notée Ec. La valeur du champ électrique, pour laquelle se
produit la saturation de la vitesse de dérive, est très importante puisqu'elle traduit les
phénomènes d'accélération des porteurs jusqu'au régime de saturation. La vitesse de saturation
15
Chapitre I
pour les semi-conducteurs à grand gap est plus élevée que celle du silicium (Si) ou de
l'arséniure de gallium (GaAs). Ceci permet d'obtenir de forts courants DC et RF pour les
transistors MESFETs SiC.
Lorsque le champ électrique devient important, les interactions des porteurs avec les
vibrations du réseau entraînent une diminution de la mobilité des porteurs. Cette diminution
de la mobilité se traduit par une variation non linéaire de la vitesse de dérive des porteurs :
G
G
V = ± µ ( E ).E
µ (E) =
Avec
µ0
1+
E
Vsat
La mobilité des électrons (µn) et des trous (µp) sont des paramètres physiques prépondérants
pour les dispositifs microondes. En particulier, ils influent sur les performances RF, la
transconductance (Gm) et le gain en puissance des transistors MESFETs de puissance. De plus
le fort champ électrique d'avalanche du SiC [Van Opdorp’69] permet d'appliquer aux
transistors MESFETs de fortes tensions de polarisation de drain, ce qui permet d'obtenir des
puissances RF élevées en sortie.
Figure I.4: Caractéristique de la vitesse des électrons en fonction du
champ électrique pour plusieurs semi-conducteurs avec Nd = 1017
atomes/cm3 [Trew'91].
La caractéristique de la vitesse des porteurs en fonction du champ électrique (figure
I.4) [Trew’91] est fondamentale pour déterminer l’amplitude du courant qui peut circuler dans
un composant. En principe, on souhaite une forte mobilité associée à une forte vitesse de
saturation.
16
Chapitre I
Du point de vue des propriétés électriques, le seul inconvénient du SiC est la mobilité
relativement faible malgré une forte valeur de la vitesse de saturation. Pour une densité de
dopage de l'ordre de 1017 atomes/cm3, la mobilité des électrons varie de 200 à 600 cm2/V.s
suivant le polytype. La mobilité du polytype 4H-SiC est à peu près deux fois celle du polytype
6H-SiC. Le polytype 6H-SiC a donc l'inconvénient de présenter une faible mobilité
d'électrons : c'est la raison principale pour laquelle on préférera utiliser le polytype 4H pour
des applications microondes.
Pour synthétiser les avantages du carbure de silicium dus à ses propriétés physiques
intrinsèques, nous présentons dans la suite une comparaison de ses facteurs de mérite avec
d’autres semi-conducteurs.
I.2.2.1
Le facteur de mérite de Baliga (BMF)
Il mesure les performances du matériau pour une forte tenue en inverse et une faible
résistance en direct [Baliga’82] :
BFM= ε r µΕ3C
Où Ec est le champ critique du matériau. µ est la mobilité des porteurs
I.2.2.2
Le facteur de mérite de Johnson (JMF) :
Il détermine l’aptitude du matériau pour des applications haute puissance et haute fréquence
[Johnson’63] :
ECν sat 2
)
2π
Où ν sat et la vitesse de saturation des porteurs
JMF= (
I.2.2.3
Le facteur de mérite de Keyes (KMF) :
Il établit l’aptitude du matériau pour la réalisation des circuits intégrés, en tenant compte de la
vitesse de commutation des transistors et de leur limitation par auto-échauffement [Keyes’72]
:
KFM= λ
cν sat
4πε r
Où c est la vitesse de la lumière et λ la conductivité thermique du matériau.
Le tableau suivant donne les valeurs de ces facteurs de mérite pour des matériaux
semiconducteurs, normalisées par rapport au silicium.
17
Chapitre I
Matériaux
JMF
KMF
BMF
GaAs
7,1
0,45
15,6
Si
1
1
1
6H-SiC
260
4,68
110
4H-SiC
180
4,61
130
3C-SiC
65
1,6
33,4
GaN
760
1,6
650
Diamant
2540
32,1
4110
Tableau I-2 : Facteurs de mérites JMF, KMF et de BMF pour les principaux polytypes
de SiC comparés au Si, GaAs, GaN et le diamant [Chow’00].
Le diamant possède de loin les valeurs de coefficients les plus élevées par rapport
aux autres matériaux semiconducteurs. Mais à l’heure actuelle, le SiC demeure le seul
matériau qui puisse répondre rapidement au besoin de l’électronique de puissance. On voit
que le GaN présente une figure de mérite JFM beaucoup plus important que celui du SiC. De
plus la possibilité de réaliser des transistors à haute mobilité électrique (HEMTs) à base de
GaN, permet d’atteindre des fréquences plus élevées que les MESFETs à base de SiC.
I.3 Les défauts dans le Carbure de Silicium (SiC).
Depuis la première mise sur le marché de substrats SiC, au début des années 1990, de
gros progrès ont été réalisés en termes de diamètre, de pureté et de qualité cristalline. Pourtant
aujourd’hui encore, la qualité des cristaux n’est pas encore satisfaisante. Les défauts du cristal
sont encore la raison principale du faible rendement de fabrication des composants. Les
diodes Schottky et les transistors MESFETs sont affectées par ces défauts.
I.3.1
Défauts étendus
I.3.1.1
Les micropipes
Ces défauts sont propres à la croissance du SiC selon la direction cristalline <c> ou
<0001>. Des améliorations du procédé de croissance ont permis de diminuer fortement leur
densité. Les micropipes ont la forme d'un tube creux traversant le cristal (figure I.5). Ils ont la
particularité de pouvoir atteindre de grands diamètres et être observés à l'aide d'un simple
microscope. Ils ont été révélés dans plusieurs matériaux cristallins (CdI2, PbI2, ZnS, mica,
couche minces de GaN et fréquemment dans le SiC). Plusieurs hypothèses ont été proposées
18
Chapitre I
pour expliquer leur mécanisme de formation. Certaines évoquent les mécanismes qui génèrent
des dépressions dans la surface de croissance, d'autres évoquent les mécanismes qui génèrent
des dislocations avec de grands vecteurs de Burger [Weitzel’98].
Ces défauts sont extrêmement néfastes. Ils constituent des lieux privilégiés de
détérioration des composants [Powell’91]. Pour cette raison, les micropipes ont longtemps été
considérées comme le principal handicap pour la commercialisation de composant à base de
SiC. De nombreuses études [Neudeck’94] montrent le caractère destructif des micropipes
pour les diodes Schottky, avec une réduction d’un facteur 10 de la tenue en tension du contact
redresseur. Si on trouve un micropipe sur une zone active du composant, celle-ci peut
engendrer une destruction du composant (court circuit, coupure de la grille…).
Des nouveaux travaux ont montré que l’optimisation des conditions de croissance
permet de réduire la densité des micropipes [Kamata’03]. A l’heure actuelle, les meilleurs
résultats sont ceux annoncés par la société Américaine CREE qui produit des substrats 4HSiC de 50 mm de diamètre, avec une densité de micropipes qui ne dépasse pas 5 cm-2.
D’autres résultats meilleurs encore ont été démontrés par CREE sur des substrats de 75 mm
de diamètre [Tuominen’99].
Figure I.5. : Image SEM d’une région contenant une micropipe d’après [Junlin’05]
19
Chapitre I
Tout récemment, une équipe composée de chercheurs de TOYOTA et DENSO, au
Japon, a publié [Nakmura’04] des résultats spectaculaires grâce à un procédé de croissance
original. Celui-ci consiste à réaliser une croissance sur la face (11-20) pour éliminer les
micropipes, puis à partir de ce lingot de préparer un nouveau germe sur la face (1-100) pour
éliminer lors de la croissance les dislocations dans le plan de base.
I.3.1.2
Les dislocations
Dans le SiC comme dans les autres types de cristaux, il existe deux grandes familles
de dislocations : les dislocations « vis » et les dislocations « coin ». Le SiC présente une assez
forte densité des 2 types de dislocations, typiquement supérieure à 104 cm-2.
Les dislocations n’ont pas l’effet catastrophique des micropipes, en tous cas sur les
composants unipolaires. Le cas des composants bipolaires est moins sûr. Dans tous les cas,
une dislocation est une voie privilégiée de migration des impuretés, métalliques par exemple,
vers l’intérieur du cristal et la couche active du composant. Ce mécanisme de migration est
susceptible d’affecter la duré de vie des composants. Plusieurs équipes ont étudié la formation
des dislocations dans les cristaux SiC [Takashi’96, Dudley99, Sanchez’02]. Sanchez et al ont
montré une corrélation entre la vitesse de croissance, la formation de fautes d’empilement et
la densité de dislocation. Cette dernière diminue lorsque la vitesse de croissance diminue.
Donc afin d’améliorer la qualité cristalline du matériau et de réduire le nombre de dislocation
il est nécessaire d’optimiser les conditions de croissance.
Ces dernières années plusieurs équipes [Wahab’00a, Wahab’00b, Janzen’01,
Neudeck’98], se sont intéressé à l'étude des effets des dislocations sur les performances des
diodes 4H-SiC. La corrélation entre la diminution de la tension de claquage et l’augmentation
de la densité des dislocations a été démontrée. Neudeck et al [Neudeck’98] ont utilisé la
SWBXT (Synchroton White Beam X-ray Topography) afin de localiser les dislocations
présentes dans la zone active des diodes, (figure I.6). Grâce à la haute résolution spatiale de
cette technique, ils ont pu les localiser et les dénombrer et ont montré que la présence d’une
seule peut limiter la performance des dispositifs.
20
Chapitre I
Figure I. 6 : Image SWBXT en réflexion de deux diodes réalisées sur une épitaxie
4H-SiC a)diode A ne contient aucune dislocation. b) diode B contient une seule
dislocation d’après Neudeck [Neudeck’98].
Les dislocations vis sont le type de défauts le plus néfaste pour les composants de
puissance. Elles influent sur la tenue en tension mais aussi sur le comportement en direct des
dispositifs. Contrairement aux micropores peu de progrès ont été faits pour réduire leur
nombre. Il apparaît assez difficile d’éviter la présence de ce genre de défauts dans les
dispositifs. L’étude d’une diode Schottky 6H-SiC a montré que pour toute dislocation vis,
identifiée par SWBXT, correspondait un spot sombre indiquant un centre recombinant non
radiatif sur l’image EBIC [Schnabel’99].
I.3.1.3
Fautes d’empilement
Ces fautes d’empilements constituent des centres de recombinaison responsables de
la chute dramatique de la durée de vie des porteurs minoritaires et donc de l’augmentation de
la chute de tension en régime direct pour les diodes bipolaires [Bergman’01].
La création spontanée et la migration de fautes d’empilement en régime de
polarisation direct de composants bipolaires est accusée d’être à l’origine de la dégradation
observée des performances de ces types de composant.
Pour les composants unipolaires (les diodes Schottky et les transistors MESFET), il
n’a pas été rapporté de détériorations dues aux fautes d'empilement; ils sont tous réalisés sur
des surfaces parallèles aux plans de type <0001>. Ceci pourrait se produire sur des surfaces de
type <11-20> pour lesquelles le champ électrique serait parallèle au plan directeur des fautes
d’empilement qui pourraient devenir des sources de fuite [Tanaka’04]
21
Chapitre I
I.3.2
Défauts ponctuels et impuretés
Aujourd’hui encore, la qualité cristalline du matériau SiC est loin d’égaler celle du
Silicium ou du GaAs. Dans ce paragraphe, nous citons quelques centres d’impuretés qui sont
détectés par différentes méthodes de caractérisation.
I.3.2.1
Centres profonds liés à des impuretés
Le Tungstène (W) : Par des mesures DLTS, Achtziger a identifié un niveau d'énergie lié
au tungstène dans le 4H, 6H et le 15R-SiC avec des énergies d'activation respectives de
1.43eV, 1.16eV et 1.14eV au dessus de la bande de valence [Achtziger’98]. Un niveau
additionnel a été détecté sur le 4H-SiC avec une énergie d'activation de 0.17eV
[Achtziger’98].
Le Magnésium(Mg): Par des mesures DLTS Lebedev, a identifié après implantation du
magnésium dans le 6H-SiC type n, deux niveaux d'énergie d'activation 0.49eV et 0.45eV.
Après un recuit à 1600°C la concentration de ces deux niveaux diminue [Lebedev’98].
L'oxygène(O) : Lors du dopage du 4H-SiC avec de l'oxygène des travaux montrent la
présence de deux niveaux peu profonds d'énergies d'activation 0.3eV et 0.44eV et trois
niveaux profonds d'énergies d'activation 0.74eV, 0.9eV et 0.95eV, ces niveaux sont attribués
à la formation de complexes contenant l'atome d’oxygène [Lebedev’96].
Le Béryllium(Be) : Il a été observé dans le 6H-SiC types n et p à température ambiante
par la technique de photoluminescence avec un maximum qui varie de 1.85eV jusqu'à 2.1eV
[Lebedev’96].
Le Molybdène(Mo) : Il a été montré sur des couches épitaxiées commercialisées par
CREE que le molybdène occupe le site Si dans le 6H-SiC [Lebedev’98].
Les niveaux profonds peuvent agir comme des pièges à électrons ou piège à trous ou
comme des centres de recombinaison qui contrôlent la durée de vie des porteurs. Les plus
fréquents des centres profonds rencontrés dans le SiC sont le Vanadium et le Titane. Par
ailleurs, des études ont aussi été réalisées sur le chrome, le manganèse, et le molybdène. Les
travaux de Maier et al sur du 6H-SiC par ESR (Electron Spin Resonnance) ont montré que le
vanadium : agissait comme un défaut profond amphotère [Dalibor’97]. Il se substitue au
silicium sur les divers sites de SiC et introduit deux niveaux :
•
Un niveau accepteur lié aux configurations électronique V3+ (3d2)/V4+ (3d1) ≡A-/A0
•
Un niveau donneur lié aux formes configurations électronique V4+(3d1)/V5+(3d0) ≡
D0/D+
22
Chapitre I
Ci-dessous nous présenterons les divers travaux réalisés à ce jour pour situer les niveaux du
vanadium dans la bande interdite du SiC 4H (tableau I.3).
Energie (eV)
σ(cm2)
Méthode utilisée Référence
V dans 4H-SiC
V4+/V5+
Ec-1,73
OAS
[Evwaraye’94]
(Optical Admittance
Spectroscopy)
+
V4 /V5
+
Ev-+1,18
Effet Hall
[Augustine’97]
Ec-0,8
Effet Hall (dopé
[Jenny’96a]
V4+/V3+
V)
V4+/V3+
Ec-0,806
1,8.10-16
DLTS (Nd-
[Jenny’96b]
Na∼1,5.1018 cm-3)
V4+/V3+
V4+/V3+
Ec-0,97
7,8.10-15
DLTS (Nd∼3.1015
cm , implantation
sites de 40 meV
isotropes radioactifs)
Ec-0,88
[Achtziger’97]
-3
Séparation des deux
4.10-15
DLTS
[Achtziger’98]
[Maier’92]
Séparation des deux
sites de 35 meV
Tableau I.3: Récapitulatif des données concernant le Vanadium dans SiC
I.3.2.2
Niveaux profonds supposés d’origine intrinsèque
Dans ce paragraphe, le lecteur trouvera une synthèse bibliographique sur les niveaux
électroniques rencontrés dans la bande interdite du carbure de Silicium après implantation ou
irradiation (Tableau I.4).
I.3.2.3
Niveaux superficiels
Dans ce paragraphe nous décrirons les impuretés utilisées comme dopant dans le SiC :
l’Aluminium, l’Azote et le Bore.
L’aluminium : Il joue le rôle d’un accepteur dans le SiC, est souvent présent dans les
substrats en tant que contaminant. Il est aussi utilisé pour réaliser des couches de type p
par implantation. Son énergie de liaison dans SiC est peu sensible au polytype et aux
différents sites. Dans le tableau ci-dessous nous citons quelques données concernant
l’aluminium dans le SiC.
23
Chapitre I
Position énergétique (eV)
Centre
6H-SiC
4H-SiC
L
EV + 0.24
Ev + 0.24
I
Ev + 0.53
Ev + 0.53
Augmentation de la concentration
du défaut après
Implantation
Al
A/D
Irradiation
Particule α
Références
6H-SiC
4H-SiC
A
[Heindel’97]
[Dalibor’97]
A
[Heindel’97]
[Augustine’9
8]
Ev + 0.58
D
S
EC-0.35
(E1/E2)
Ec-0.34/0.41
Z1/Z2
Ec-0.6/0.7
EV + 0.54
B
Particule α
A
[Heindel’97]
Electrons
D
[Anikin’85]
A
[Anikin’89]
+
He
EC-0.6-0.68
[Lebdev’96]
[Zhang’89]
[Augustine’9
Ec-1.06
[Reynoso’95]
8]
EH4
EC-1.45
[Achtizer’97]
Complexe
Ev +0.8
Neutron
A
[Konstantino’00]
He+
Electron
A
[Kalabukhova’96]
H+ sur
Type n
A1/ défaut
intrinsèque
R
Ec-1.27
RD
Ec-0.43 RD5
Ec-0.89(RD1/2)
[Kalabukhova’96]
Ec-0.98(RD3)
Ec-1.49(RD4)
R*
H+ + recuit
Ec-1.17
[Kalabukhova’96]
Sur type n
Ec-0.27(ID5)
[Achtizer’97]
Ec-0.19(ID2)
V
EC-0.5(ID7)
Ec-0.26(ID3)
ou
Ec-0.32(ID4)
[Kalabukhova’96]
+
Ec-0.4(ID6)
ID
Z1/Z2*
Ec-0.16(ID1)
[Achtizer’97]
[Achtizer’97]
[Kalabukhova’96]
Ti+
[Achtizer’97]
Ec-0.44(ID8)
[Achtizer’97]
Ec-0.52(ID9)
[Achtizer’97]
Ec-0.65/0.58
He+ + recuit
[Kalabukhova’96]
Sur type n
UD1
0,997
UD2
1,0136
UD3
1,0507
UD4
1,0539
PL
[Magnusson’05]
Tableau I.4 : Paramètres et propriétés de quelques centres profonds dans le 6H et 4H-SiC.
Le Bore : Il joue le rôle d’un accepteur dans le SiC et se trouve fréquemment comme
contaminant dans les substrats.
Il existe en tant qu’accepteur léger mais il forme aussi un complexe noté D (bore/lacune de
carbone qui agit comme un piège à trou [Suttrop’92].
24
Chapitre I
ET-EV (eV)
σ (cm2)
Méthode utilisée Référence
Al dans 4H-SiC
0.191
PL
0.2
PL
0.229
DLTS
0.05/0.185
TL
[Ikeda’80a]
[Haberstroh’94]
[Kuznetsov’94]
[Stisany’95]
Al dans 6H-SiC
0.239 ; 0.2485
0.28
PL
0.2. 10
-14
DLTS
0.2
Effet Hall
0.2
PL
0.216
TL
0.21
Effet Hall
[Ikeda’79]
[Anikin’85]
[Pensl’93]
[Ikeda’80b]
[Stisany’95]
[Stisany’95]
Tableau I.5 : Récapitulatif des données concernant l’aluminium dans SiC.
ET-EV (eV)
σp(cm2)
Méthode utilisée
Référence
0.285
Effet Hall-Admittance
[Troffer’78]
0,44±0,04
DLTS
0,35
DLTS
Admittance
DLTS,PL
OAS
TSC
IR
Effet Hall
Admittance (NdNa∼3.1016 à 1018
cm-3)
B dans 4H-SiC
Centre D dans
4H-SiC
B dans 6H-SiC
0,3
0,3
0,35
0,39
0,3-0,4
0,3-0,39
B(h :site hexagonal)
B(k1 :site cubique1)
B(k2 :site cubique2)
Centre D dans
le 6H-SiC
0,27
0,31
0,37
0,63
0,71
0,58
1.10-14
3,6.10-14
5±3.10-15
DLTS
[Anikin’85]
[Suttrop’92]
[Pensl’93]
[Hagen’73]
[Götz’93]
[Kimoto’96]
[Chen’97]
[Evwaraye’97]
[Anikin’85]
DLTS
[Suttrop’90]
0,58
DLTS
[Pensl’93]
-14
0,58
1-3.10
DLTS
[Mazzola’94]
0,75
OAS
[Hagen’73]
Tableau I.6: Récapitulatif des données concernant le Bore dans SiC
25
Chapitre I
L’azote : Il joue le rôle d’un donneur dans le SiC. C’est un contaminant que l’on retrouve
dans tous les polytypes de SiC et c’est le dopant choisi pour réaliser des substrats ou des
couche épitaxies de type n. L’azote se substitue au carbone en site hexagonal et en site
cubique. Son énergie d’activation est naturellement sensible au polytype et au site sur
lequel il se trouve.
EC-ET(eV)
σ(cm2)
Méthode utilisée
Référence
0.08
0.13
0.066
0.124
0.045
0.1
0.052
0.0918
0.045
0.1
0.0518
0.0914
0.04-0.05
0.109
0.071
0.092
PL
[Hagen’73]
PL
[Ikeda’80b]
Effet Hall
[Götz’93]
IR
[Götz’93]
Effet Hall
[Pensl’93]
IR
[Troffer’78]
Admittance
(Nd-Na∼3.1015à 2.1016 cm-3)
Théorie
[Kimoto’96]
N(h)
N(k1,k2)
N(h)
N(k1,k2)
0.1
0.15
0.1
0.155
PL
[Hagen’73]
PL
N(h)
N(k1,k2)
N(h)
N(k1,k2)
N(h)
N(k1)
N(k2)
N(h)
N(k1,k2)
Effet Hall
Effet Hall
[Götz’93]
IR
[Götz’93]
Effet Hall
[Pensl’93]
N(h)
N(k1)
N(k2)
N(h)
0.0855
0.125
0.085
0.125
0.081
0.1376
0.1424
0.084-0.1
0.125-0.150
0.07-0.092
0.081
0.1376
0.1424
0.08
[Ikeda’79]
[Ikeda’80]
[Suttrop’90]
IR
[Pensl’93]
[Evwaraye’94]
N(k1,k2)
0.11
N(h)
N(k1,k2)
N(h)
N(k1,k2)
N(h)
N(k1)
N(k2)
0.07
0.14
0.072
0.130
0.19
0.797
1.089
Admittance
(Nd-Na∼ 8,9.1017 cm-3)
Admittance (Nd-Na∼ 5.1015 à
6,4.1017 cm-3)
Admittance
(Nd-Na∼1,3.1016 cm-3)
Admittance
(Nd-Na∼0,85 à 1,1.1017 cm-3)
Théorie
N dans 4H-SiC
N(h)
N(k)
N(h)
N(k)
N(h)
N(k)
N(h)
N(k)
N(h)
N(k)
N(h)
N(k)
N(h)
N(k)
N(h)
N(k)
[Chen’97]
N dans 6H-SiC
4.3.10-14
2.2.10-12
2.10-12
1.10-11
[Evwaraye’94]
[Raynaud’94]
[Saddow’95]
[Chen’97]
Tableau I.7 : Récapitulatif des données concernant l’azote dans SiC
26
Chapitre I
I.4 DISPOSITIFS ELECTRONIQUES SUR CARBURE DE
SILICIUM
Pratiquement tous les types de dispositifs électroniques ont été réalisés sur SiC :
diodes PN, transistors bipolaires, transistors FETs, etc. Toutes ces réalisations ont permis de
vérifier que les potentialités du SiC sont effectivement utilisables dans différents types de
dispositifs électroniques et permettent d’aller au-delà des limites des dispositifs sur Silicium
et Arséniure de Gallium.
I.4.1
Les diodes bipolaires en SiC
La diode bipolaire en SiC-4H possédant la tenue en tension la plus élevée (19 kV), a
été réalisée par Sugawara et Takayama [Sugawara’00a]. Sa structure est représentée sur la
(figures I.7a). Deux types de diodes sont fabriquées avec trois diamètres différents (200, 500,
1000 µm). La protection de cette diode est une combinaison entre le type MESA et JTE
(Junction Termination Extension) avec une longueur de poche égale à 500 µm. La densité de
courant en inverse notée JR, augmente lorsque la tension en inverse est supérieure à 6 kV pour
les deux types de diode. Des mesures de courant de fuite ont été réalisées et mettent en
évidence une augmentation du courant pour une température supérieure à 250°C. En direct, la
tension de seuil diminue lorsque la température augmente. Des mesures de temps de
commutation de cette diode sont réalisées sous un courant de 100 mA pour une tension de
blocage de 400 V. Par rapport à une diode silicium (6 kV), le temps de commutation est
quatre fois plus faible pour la diode en SiC. A titre de comparaison, la tension de seuil d’une
diode en silicium pouvant supporter une tension de blocage égale à 14 kV serait égale à 25 V
[Sugawara’00a]. De plus, cette étude met en évidence le bon comportement en température
des diodes en carbure de silicium.
27
Chapitre I
Figure I.7.a : coupe de la diode bipolaire en
4H-SiC protégée par MESA/JTE
[Sugawara’00a]
I.4.2
Figure I.7.b : coupe d’une diode
Schottky en 4H-SiC [Sugawara’00b]
La diode Schottky en SiC
En silicium, les diodes Schottky possèdent des tensions de blocage de l’ordre de 150 à
200 V, (tableau I-8). En SiC, les diodes Schottky sont essentiellement réalisés avec le
polytype SiC-4H avec du nickel comme métal. Le premier démonstrateur de diode Schottky a
été réalisé par Bhatnagar [Bhatnagar’92]. La tenue en tension était de 400 V pour une
épaisseur de couche égale à 10 µm dopée à 3.6 1016 cm-3. Cette diode n’avait pas de
protection périphérique. La diode Schottky possédant un courant en direct le plus élevé a été
développée par Singh [Singh’02]. En direct, la résistance spécifique est seulement de 7,4
mΩ.cm2, le courant maximal atteint est de 130 A pour une surface active de 0,64 cm2. La
tension de claquage est égale à 300 V. La couche épitaxiée de type N est dopée à 5x1015 cm-3
avec une épaisseur de 15 µm. De plus, une diode Schottky a été développée afin d’augmenter
la tenue en tension. Avec une couche épitaxiée de 100 µm d’épaisseur dopée à 7x1014 cm-3, la
tension de claquage est de 4500 V. Sous une densité de courant égale à 25 A·cm-2, la tension à
l’état passant est égale à 2,4 V. La protection périphérique de cette diode est réalisée par
implantation d’anneaux de garde en bore. La dose totale d’implantation est de 1013 cm-3.
En 2002, la société INFINEON a commercialisé des diodes Schottky caractérisées par une
tension de blocage de 600 V. Les calibres en courant sont de 6 ou 12 A [Infineon’04].
Aujourd’hui, il existe 5 fabricants de diodes Schottky en SiC (Infineon, APT, Fairchild,
Rockwell, CREE).
28
Chapitre I
Nom
Tension de blocage [V]
Courant en direct [A]
I230 IXYS double diode
Boîtier plastique [Ixys’04]
80cpq150
Boîtier plastique [Irf’04]
20sc60K APT SiC
Boîtier plastique
[Advancedpower’04]
SCH 1200-785 SiC
Boîtier plastique
[Rsc.rockwell’04]
180
2 * 15 A
150
80
600
20
1200
7,5
Tableau I.8 : Caractéristiques électriques de quelques diodes Schottky Si et SiC
I.4.3
La diode JBS (Junction Barrier Schottky)
Une idée originale a été de développer une diode combinant les avantages d’une diode
Schottky en direct (faible tension de seuil à l’état passant et peu de charges stockées) et d’une
diode bipolaire en inverse (tenue en tension élevée et faible courant de fuite). Ainsi, la
performance des diodes Schottky sera améliorée en régime bloqué [Baliga’92].
Alexandrov et Wright ont développé deux types de démonstrateurs pour des diodes MPS
(Merged Pn Schottky diode) [Alexandrov’01]. Elles présentent l’avantage d’avoir un courant
de 140 A sous une tension de 4 V en direct. En inverse, la tenue en tension obtenue est de 600
V. La protection périphérique est assurée par une MJTE (Multi-step Junction Termination
Extension). Les figures I8 et I9 illustrent une coupe des composants.
Figure I.8 : Structure diode MPS en SiC-4H [Alexandrov’01]
protégée par MJTE
29
Chapitre I
Figure I.9 : Structure diode JBS en SiC-4H [Sugawara’00b]
Des mesures sont réalisées en commutation et comparées à une diode bipolaire en
silicium (600 V, 120 A, temps d’ouverture = 35 ns). La charge stockée dans la diode en
silicium est trois fois plus importante que dans la MPS (Merged Pn Schottky diode). De plus,
pour une élévation de température de 200°C, la charge stockée dans la diode silicium est
multipliée par cinq par rapport à sa charge à température ambiante alors que pour la diode en
carbure de silicium, elle reste sensiblement la même.
I.4.4
Les Transistors HBT
Le concept du transistor bipolaire à hétérojonction (HBT : Heterojunction Bipolar
Transistor) introduit en 1948 par les travaux de Schockley est basé sur le principe de
fonctionnement des transistors à jonctions classiques (BJT) (figure I.10). L’amélioration de
ses performances par rapport au BJT provient de l’utilisation d’une hétérojonction baseémetteur.
nInGaAs Contact
Hétérojonction
nInGaP Emetteur
pGaAs Base
Contacts
ohmiques
nGaAs
Collecteur
nGaAs Subcollecteur
Substrat semi-isolant
GaAs
Figure I.10 : Vue en coupe d’un transistor bipolaire à hétérojonction
[Fazal'91].
30
Chapitre I
L’hétérojonction a pour particularité de présenter aux trous une barrière de potentiel
plus élevée qu’aux électrons. Ceci se traduit par une meilleure efficacité d’injection de
l’émetteur, autorisant un surdopage de la base, ce qui contribue à la diminution de la
résistance parasite de la base et à la possibilité de travailler à des fréquences élevées. Du fait
de sa structure verticale qui lui procure une isolation des jonctions de la surface et des
interfaces avec le substrat, le HBT est peu sensible aux effets de pièges [Fazal].
Pour augmenter le gain en courant d’un HBT type AlGaAs/GaAs, il faut augmenter le
dopage de l’émetteur et diminuer celui de la base. Dans ce cas, pour garder une résistance
parasite de base relativement faible, il est alors nécessaire d’augmenter la largeur de la base.
Mais ceci augmente le temps de transit des électrons dans la base et réduit ainsi les
potentialités de fonctionnement en hautes fréquences.
La solution réside donc également dans l’obtention de larges excursions en tension.
L’intérêt d’utiliser un matériau grand gap est de ce fait avéré. Il permet de réduire le ratio
dopage de l’émetteur/dopage de la base tout en maintenant un niveau de puissance important.
Par ailleurs, la forte conductivité thermique du SiC permet de gérer un des points les plus
sensibles dans les HBT, à savoir la dissipation de chaleur. Dans ce domaine, la réalisation
d’un HBT en technologie GaN/SiC est proposée par J. Pankove (figure I.11) [Pankove’94].
Contact d’émetteur : Al
nGaN
Emetteur
Contact de base : Al/Cr
P SiC Base
n SiC Collecteur
Contact de collecteur : Al/Cr
Figure I.11 : Réalisation d’un HBT en technologie GaN/SiC [Pankove’94]
Le taux d’injection des porteurs de l’émetteur vers la base est toutefois pénalisé par
cette hétérostructure dégradant le gain en courant. Pour pouvoir concevoir des transistors
combinant la montée en fréquence et la montée en puissance, de nombreuses réalisations sont
aujourd’hui à l’étude [Estrada’03].
31
Chapitre I
I.4.5
Les transistors Bipolaires
Le transistor bipolaire est constitué de trois électrodes, émetteur, base et collecteur. Il
existe deux types de composants, NPN et PNP. Dans le domaine de la puissance, le modèle le
plus utilisé, en technologie silicium est le NPN. La conduction du transistor NPN est assurée
par les électrons or la mobilité des électrons est supérieure à celle des trous donc le transistor
Figure I.12 : schéma de principe d’un
transistor NPN vertical
Figure I.13 : Transistor bipolaire en
SiC-4H réalisé par [Tang’02]
NPN possède une chute de potentielle plus faible à l’état passant que le PNP. La figure I.12
montre le schéma de principe d’un transistor bipolaire NPN.
Ce composant est formé de deux jonctions PN. En régime bloqué, si la tension VCE est
positive, la jonction Collecteur/Base est en inverse et elle est optimisée de façon à supporter la
tension. Si un courant de base IB est appliqué positivement, la jonction Emetteur/Base se
polarise en direct. En régime linéaire ainsi l’émetteur injecte des porteurs minoritaires dans la
base. Le collecteur a pour rôle de collecter ces porteurs dans la base sous l’effet d’un fort
champ électrique (la jonction base-collecteur est polarisée en inverse).
Aujourd’hui, le transistor bipolaire n’est quasiment plus utilisé car d’un point de vue
de la commande, il n’est pas du tout avantageux. En effet, pour le mettre en conduction, il faut
appliquer un courant positif ou négatif selon le type NPN ou PNP. Pour qu’il reste
conducteur, il faut continuer à appliquer le courant de commande ce qui est très coûteux en
énergie. De plus, une commande en courant est beaucoup plus difficile à réaliser qu’une
commande en tension. Avec ces différents inconvénients, il devient de plus en plus difficile
de trouver dans le commerce des transistors bipolaires de puissance. Cette gamme de
composants a été détrônée par l’IGBT qui offre une commande moins coûteuse en énergie.
Un transistor bipolaire NPN, a été réalisé en SiC-4H [Tang’02]. L’originalité du transistor
repose sur le fait que l’émetteur est obtenu par implantation ionique de phosphore (figure
I.13). Les caractérisations électriques de ce démonstrateur montrent que le gain en courant
varie classiquement avec la valeur du courant de collecteur et la température du composant.
32
Chapitre I
Pour JCE égal à 20 A.cm-2, le gain passe de 8 à 3 lorsque la température varie de 25 à 250 °C.
En simulation, il est montré que VCE0 augmente lorsque l’épaisseur de la base augmente au
détriment du gain en courant. Un transistor bipolaire NPN a été conçu par Ryu [Ryu’01] en
SiC-4H. A partir d’un substrat de type N+, trois couches sont épitaxiées. La protection en
périphérie est de type mésa avec JTE. La dose totale de la poche est de 1,13×1013 cm-3. La
tension de claquage théorique uni-dimensionnelle est de 3,1 kV. Les premières
caractérisations électriques montrent que la tension de claquage du transistor est de 1,8 kV
(VCE0). La tension maximale collecteur base, l’émetteur étant ouvert, est égale à 2,2 kV
(VCB0). La résistance à l’état passant est égale à 10,8 mΩ.cm pour une tension VCE égale à 2V.
Ce transistor bipolaire est parmi ceux dont la tenue en tension est l’une des plus élevée.
I.4.6
L’IGBT (Insulated Gate Bipolar Transistor)
L’IGBT est l’un des composants en électronique de puissance le plus utilisé
actuellement. Il est présent dans les domaines de moyenne et forte puissance. Il offre de bons
compromis car il possède la rapidité d’un transistor MOSFET et un niveau de courant élevé
grâce à l’injection de porteurs minoritaires. Des recherches avec du silicium sont développées
sur la montée en tension. Il existe deux types de structures différentes. Une première structure
existe, elle est nommée PT (punch through). Le composant est élaboré à partir d’un substrat
de type P sur lequel deux couches sont épitaxiées, une de type N+ servant de couche tampon
et l’autre très épaisse, de type N, utilisée pour la tenue en tension. Un second principe est
développé autour d’une plaquette de type N, l’émetteur en face arrière est obtenu en
implantant des ions Al+ ou B+, le porte canal et le collecteur sont obtenus de même par
implantation et diffusion, (figures I.14a,14.b). Pour les 2 cas représentés ci-dessous, les
couches de type N- n’ont pas la même épaisseur (3 fois plus faible pour l’IGBT PT) pour une
tension de blocage donnée.
33
Chapitre I
Figure I.12.b: structure IGBT Punch Through
Figure I.12.a : structure IGBT NPT
Un IGBT en SiC-6H a été élaboré sur une plaquette de type N [Ryu’00]. La surface
active est égale à 0,02 cm2. En périphérie, la structure est de type MESA avec une protection
par poche. La structure, en inverse, supporte des tensions allant jusqu’à 380 V. La valeur de la
résistance RDson peut varier très fortement avec la température. Elle passe de 80 mΩ·cm² pour
T=400°C à 430 mΩ·cm² pour T=30 °C. En direct, le courant de collecteur est égal à 2 A sous
VCE = -10 V avec VGE = -30 V. Un second IGBT est développé en SiC-4H [Singh’99]. Sa
structure est de type UMOS avec un canal P. Cette architecture permet une meilleure densité
d’intégration du composant sur la plaquette par rapport à d’autres possibilités (par exemple la
structure latérale). Des caractérisations électriques en température montrent que la résistance à
l’état passant diminue lorsque la température augmente. En direct, le courant peut atteindre
1,5 A sous une chute de potentiel de 15 V, pour une tension de commande de –36 V. En
inverse, la tension de claquage est seulement de 85 V comparée à 790 V pour une diode
bipolaire réalisée sur la même plaquette.
I.4.7
Le thyristor GTO (Gate turn-off thyristor)
J.B. Fedison et T.P. Chow [Fedison’01] ont fait varier la forme des doigts d’anode et
de gâchette. Ainsi, l’influence de la géométrie des électrodes sur l’ouverture peut être
illustrée. Le temps d’ouverture du thyristor est plus élevé. Le temps de mise en conduction est
plus court pour le type de doigt, car l’écartement des doigts est constant. Un thyristor GTO
asymétrique a été conçu par S.H. Ryu [Ryu’01] en SiC-4H. La structure représentée sur la
figure I.15 est protégée par une gravure et une poche (mesa/JTE). La surface totale du
composant est de 4 mm². Sous une chute de potentiel de 4,97 V en direct, il laisse passer un
courant de 12 A. En direct bloqué, il tient une tension de 3,1 kV. Un montage expérimental
est développé pour commander à la fermeture le GTO avec un générateur d’impulsions
délivrant un courant de 6 A dans la gâchette pendant des durées de 12 µs. Le temps de
blocage est estimé à 500 ns et le gain en courant du turn-off est égal à 3,3. Ces résultats
34
Chapitre I
montrent que ce thyristor a un régime de blocage avec une tension 3100 V et commute avec
des temps de 500 ns.
Figure I.15 : Thyristor gravé en SiC4H protection mesa et JTE [Ryu’01]
Figure I.16 : Thyristor gravé en SiC4H protégé par mesa et JTE
Des thyristors en carbure de silicium (figure I.16) ont été réalisés sur deux plaques différentes
[Campen’03]. Ces deux plaques ont subi le même déroulement technologique en même
temps. Un morceau de la plaque 2 a été découpé afin de réaliser une protection de type
anneaux implantés. Les résultats électriques montrent que la protection mesa/JTE est plus
efficace que les anneaux implantés car la tenue en tension passe de 4090 à 5760 V. Pour la
plaque 1, la tenue en tension des thyristors est égale à 4020 V alors qu’en simulation la
tension de blocage de la jonction semi plane infinie est de 6,13 kV. Avec la même protection
et la même surface de composant, la tension est égale à 7040 V pour la plaque 2. La surface
du composant joue un rôle sur la tenue en tension car un composant de 4 mm² possède une
tension de blocage de 5760 V alors que pour une surface de 0,25 mm², la tension est de
7040V. Ceci est due à la qualité du matériau car en terme d’inclusions de polytypes et
d’absence de matière (micropipes), le SiC connaît des densités de défauts [CREE’04] non
négligeables par rapport au Si. En mode passant, sous une tension VAK de 5V, la densité de
courant est supérieure à 1000 A.cm-2 pour un thyristor de 4 mm² de la plaque 2.
I.4.8
Les Transistors MOSFETs SiC.
Le MOSFET (Metal Oxide Semiconductor Field Effect Transistor) est le transistor
unipolaire (à porteurs majoritaires), le plus utilisé en électronique de puissance du fait qu’il
est normalement fermé. La figure I.17 illustre un MOSFET vertical en silicium.
35
Chapitre I
Figure I.17 : Structure MOSFET Verticale en Si
Si une tension Vds positive est appliquée à la structure, la jonction P+Ν est en inverse.
Pour mettre en conduction l’interrupteur, il suffit d’appliquer une tension Vgs positive. A
l’interface P/oxyde, dans le semiconducteur, une zone de porteurs minoritaires est créée
(appelée canal). Ainsi les charges créées sont des électrons. Le drain et la source se retrouvent
court-circuités par la grille. Le transistor est conducteur et la résistance du composant est
modulée par l’électrode de grille.
Figure I.18 : LDMOSFET en SiC4H
Figure I.19 : MOSFET en SiC-4H
[Ryu’01]
L’élaboration d’interrupteurs du type MOSFET en carbure de silicium connaît
quelques problèmes. L’interface semi-conducteur/oxyde présente des densités de défauts
élevées réduisant les performances électriques des transistors MOSFET (canal très résistif)
[Perret’03]. La mobilité des porteurs dans le canal est très réduite. De plus dans le SiC, la
structure MOSFET verticale « classique » en Si doit être adaptée aux exigences
technologiques du SiC en terme de profondeur de jonction. Or les coefficients de diffusion
des impuretés dopantes 10-4 cm2.s pour le bore et 10- 8 cm2.s pour l’aluminium ne permettent
pas la réalisation de zones dopées localement profondes par cette technique. De plus, la
36
Chapitre I
mobilité dans le canal est très faible, surtout pour le SiC-4H à température ambiante (4 à 5
cm²·V-1·s-1). Ces faibles valeurs sont dues aux charges à l’interface semiconducteur/oxyde.
Cependant, des travaux sont développés afin de rendre attractif le MOSFET en SiC. Spitz et
Melloch [Spitz’98] ont élaboré un démonstrateur de LDMOSFET en SiC-4H, (figure I.18).
Dans ce cas, l’épaisseur qui permet la tenue en tension est celle entre les plots P et N+
(anneau de garde), ici elle est égale à 35 µm. Ainsi la tension de claquage théorique peut être
égale à 4,5 kV. Des caractérisations électriques effectuées sous « Fluorinert » donnent une
tension maximale de blocage de 2,6 kV. La tension de seuil du transistor est égale à 6 V. En
mode passant, le courant est égal à 1µA sous une tension VDS de 20 V pour VGS égal à 24 V.
La résistance spécifique est ainsi égale à 200 mΩ.cm2.
Le transistor MOS SiC-4H possédant la tenue en tension la plus élevée a été réalisé sur
la base d’une structure DMOSFET [Ryu’04]. L’épitaxie permettant la tenue en tension est
dopée 6×1014 cm-3 sur une épaisseur de 115 µm. La tenue en tension maximale obtenue par
mesure est égale à 10 kV. La protection du composant est assurée par 3 poches. La
passivation du composant est réalisée à l’aide d’un dépôt de 1,5 µm de SiO2. L’épaisseur de
l’oxyde thermique de grille est égale à 80 nm. En conduction, pour une tension de commande
Vgs égale à 25 V, sous une tension Vds de 10 V, le courant est égal à 150 mA. La surface
active du composant est égale à 4,2×10-2 cm². Ainsi, le RDSon est égal à 7 Ω.cm2.
Des travaux sont réalisés pour tenter d’améliorer les mobilités dans le canal. Des
transistors MOSFET canal n sont fabriquées sur des couches de SiC-4H afin d’extraire la
mobilité des porteurs dans la zone d’inversion, (figure 19). Il a été montré que la face (Si ou
C) du SiC et le traitement thermique (température, durée, ambiance) jouent un rôle sur les
valeurs. En optimisant ces différents paramètres, une mobilité moyenne (entre mobilité du
canal et en dehors) a été mesurée et elle est égale à 127 cm².V-1.s-1 [Fukuda’04].
I.4.9
Les transistors JFET en SiC
Le JFET en SiC est un composant d’électronique de puissance plus avancé que le
MOSFET car la faible mobilité des porteurs dans le canal du MOSFET implique des
résistances en direct plus élevées que celle du JFET. Le JFET étant un transistor unipolaire,
les temps de commutation sont beaucoup plus faibles que ceux des transistors bipolaires. Par
contre, ce transistor est de type ″Normally-ON″ ce qui rend plus difficile à mettre en oeuvre
dans des applications telles que l’onduleur car à la mise sous tension tout (entrée et sortie) se
trouve court-circuité. H. Onose et A. Watanabe [Onose’02] ont développé un JFET en SiC-4H
vertical (figure I.20) dont les caissons de grille sont réalisés par implantation ionique.
37
Chapitre I
L’épaisseur de la couche épitaxiée de type N est égale à 20 µm et elle est dopée à 2,5×1015
cm-3. La tension de blocage est égale à 2000 V avec un courant de fuite de l’ordre de 2 mA.
La valeur de RDson diminue lorsque la dose d’implantation de la grille diminue et la largeur du
canal augmente. La valeur moyenne du RDSon est de 60 mΩ.cm2.
Figure I.21 : JFET vertical en
SiC-4H [Zhao’02]
Figure I.20 : Schéma d’un JFET en SiC4H [Onose’02]
Un JFET a été réalisé sur du SiC-4H (Figure I.22) présentant des résistances
spécifiques faibles (21,5 mΩ·cm²) [Friedrichs’00]. La figure I.22 illustre la structure. Trois
lots sont réalisés avec différentes valeurs pour la couche épitaxiée n°1. La résistance RDson
varie de 21,5 mΩ·cm² à 24,5 mΩ·cm² à température ambiante (T=25°C). Plus la couche
épitaxiée n°1 est épaisse et peu dopée, plus la tension de claquage augmente.
Figure I.22 : JFET en SiC-4H
[Friedrichs’00]
Figure I.23: SIAFET SiC-4H
[Sugawara’00]
J.H. Zhao et X. Li [Zhao’02] ont fabriqué un JFET vertical “normally-off“. Deux
paramètres sont optimisés, la hauteur du canal horizontal (h) et la largeur du canal vertical (d).
Ce JFET est basé sur un caisson de type P. Pour une largeur de 2,5 µm et une hauteur de 0,17
µm, la tension de blocage du système est de 1644 V à 300 K et de 1800 V à 600 K.
38
Chapitre I
Une structure originale telle que le SIAFET (Static Induction Injected Accumulated
FET) illustrée par la figure I.23 est développée sur du SiC-4H [Sugawara’00].
I.4.10 Les Transistors MESFETs SiC.
Le fonctionnement du MESFET est basé sur la modulation de l’épaisseur du canal
sous la grille. L’ensemble, constitué par la métallisation de grille et le semiconducteur (SC)
de type N au dessous de la grille, forme une jonction ou diode Schottky. La présence de ce
contact justifie la dénomination MESFET (MEtal Semiconducteur Field Effect Transistor).
La structure d'un transistor MESFET est représentée sur la figure I.24.
En partant du bas de la figure I.24, il apparaît tout d'abord un substrat mono cristallin
en SiC qui doit être le moins conducteur possible. Il ne joue aucun rôle électrique mais
constitue essentiellement un support mécanique pour le reste du composant. Sur ce substrat,
une fine couche active dopée N est insérée, soit par épitaxie, soit par implantation ionique.
Deux zones fortement dopées N+, l'une sous l'électrode de drain, l'autre sous l'électrode de
source sont rajoutées à la structure par une nouvelle implantation.
Figure I.24 : Vue en coupe d'un MESFET SiC
Elles permettent de réduire les résistances de contact, néfastes pour les performances du
composant. Les propriétés électriques de la structure sont généralement améliorées par la
présence d'une couche tampon faiblement dopée entre la couche active et le substrat. Son
épaisseur est de quelques microns. Elle évite la migration d'ions au niveau de l'interface et
préserve la valeur de la mobilité des porteurs dans cette région. Enfin, trois contacts par dépôt
de film métallique sous vide sont réalisés. Les deux extrêmes forment les électrodes de source
39
Chapitre I
et de drain. Le contact est de nature ohmique. Celui de l'électrode de grille est de type
Schottky.
De plus, sur la Figure I.24, les principales dimensions géométriques sont représentées.
La petite dimension de contact de grille Lg est appelée par convention longueur de grille du
transistor. Elle détermine en grande partie la fréquence maximale d'utilisation du transistor.
Pour les composants hyperfréquences elle est souvent inférieure à 1 µm. La deuxième
dimension est la largeur de grille W et elle rend compte de la taille du transistor. Sa dimension
typique est de l'ordre de 50 à 1000 fois celle de Lg. L'épaisseur « a » de la couche active est
généralement de 0.2 µm à 0.4 µm.
I.4.10.1
Etats de l’art sur les MESFETs SiC
Les premiers MESFETs ont été réalisés sur des substrats conducteurs de type 6H-SiC.
Ainsi, différentes équipes de recherche ont mis au point des transistors MESFETs 6H-SiC, en
particulier l’équipe de J. W. Palmour à CREE Research [Palmour’93]. Mais il s’est avéré qu’il
y avait une conduction parasite ce qui provoque l’apparition d’une capacité parasite au niveau
du substrat et par la suite des courants de fuite et des phénomènes de pertes sur les
caractéristique de sortie des MESFETs.. Par la suite, le polytype 4H-SiC est apparu plus
intéressant : en effet, ce polytype possède une mobilité dont la valeur est environ deux fois la
valeur de la mobilité du 6H-SiC. Dans le même temps CREE a développé la croissance de
substrats semi-isolants.
L’équipe de recherche de Charles Weitzel [Moore’97] en association avec John W.
Palmour de Cree Research à réussi à améliorer les performances hyperfréquences et en
puissance des transistors MESFETs 4H-SiC à substrat conducteur. La structure des transistors
MESFET 4H-SiC est la même que celle décrite sur la figure I.24. La figure I.25 représente les
performances RF de puissance de ce transistor.
40
Chapitre I
Figure I.25 : Caractéristiques en puissance d’un transistor MESFET SiC (0.7 µm ×
332 µm) (Vds = 50 V, Ids = 40 mA)(f=850MHz) [Moore’97].
Jusqu’en 2000 les seuls substrats semi-isolants disponibles étaient des substrats
compensés par du Vanadium. Mais grâce à une collaboration étroite lors de projet européens
(JeSiCa TelSiC), Thales a pu disposer de substrats de haute pureté réalisés par HTCVD
[Kerlain’04].
En effet, le Vanadium est le premier élément qui permet d’obtenir un substrat semiisolant. En effet le vanadium est amphotère dans le 4H et le 6H-SiC c’est-à-dire il peut se
comporter comme un accepteur dans un matériau résiduel de type n (0.8-0.9eV) soit comme
donneur profond (1.5eV) dans un matériau résiduel de type p.
Par conséquent, des efforts apportés en vue d’améliorer les performances de ces
transistors reposent essentiellement sur la nécessité de réaliser des substrats de haute pureté
avec une distribution homogène d’impureté et d’un degré élevé de perfection structurale. Les
transistors MESFETs SiC mis au point par Cree Research sont destinés à des applications en
bande S (bande de fréquence qui s'étend de2GHz à 4GHz) (Figure I.26).
41
Chapitre I
Figure I.26: Bandes de Fréquence
Ces transistors fournissent une densité de puissance maximale de 4.6 W/mm à la fréquence de
3.5 GHz [Allen’99]. Une étude comparative effectuée par Cree des différentes technologies
en concurrence à un transistor délivrant 50W à 2GHz avec une température de socle de 85°C,
est représenté sur le tableau I-9. Les meilleures performances en hyperfréquence obtenues
jusqu'à aujourd’hui sont représentées dans le tableau I-10 (Cree.com) [Heckmann’03].
PAE %
RF power (W/mm)
Gain (dB)
Taille de la puce(mm)
Package (mm2)
∆Température (°C)
SiC MESFET
Si LDMOS
GaAs MESFET
50
35
50
2 (4)
0.4
1
10
10
12
1 (0.6)
3.1
1.4
200(120)
320
300
35(76)
76
47
Tableau I.9: Comparaison des caractéristiques attendues pour SiC MESFETs face aux
technologies Silicium et GaAs (Cree.com).
42
Chapitre I
Fréquence(
Type de
Puissance
Taille
composant
(W)
(mm)
Pulse/CW
Densité de
Densité
Tension
Gain
Puissance
de
d’alimentation
dB
courant
(V)
W/mm
GHz)
PAE
origine
mA/mm
3.1
MESFET
80
48
CW
1.66
9.6
MESFET
30.5
12
pulsé
2.54
1.3
SIT
268
60
4.46
3.5
MESFET
1.3
0.25 CW
5.2
63% 50
0.25
7.2
48% 70
8
6
45% 60
10
Cree
21% 55
6.5
Cree
3
3
MESFET
48
3.5
MESFET
36.3
pulsé
1.8
MESFET
0.9
CW
2.8
2.1
MESFET
15
CW
0.83
3
SIT
38
pulsé
1.2
10
MESFET
1
0.25 CW
4.3
0.5
MESFET
51
21.6 CW
2.65
0.5
MESFET
62
21.6 pulsé
2.9
38% 58
7.6
Cree
7.6
Cree
N.G1
120
300
65
220
11
Cree
Cree
54
Cree
30
Cree
90
Cree
20% 60
9
Cree
63% 70
12
TRT
40% 50
19
GE2
Tableau I.10 : Les meilleures performances et hyperfréquence des transistors MESFETs SiC
(Cree.com) [Heckmann’03].
N.G1 : Northrop Grumann
GE2 : General Electric/ Lockheed Martin
En 2000 CREE a commencé la commercialisation des transistors MEFSETs avec des
performances inférieures à celles estimées au départ. Cette société est la seule pour l’instant
sur le marché. Le tableau I-11 nous donne quelques caractéristiques des quatre MESFETs
différents, disponibles maintenant sur le marché.
Référence du
Gamme de
Puissance de
Gain (dB)
Tension de
Transistor
fréquence (GHz)
sortie (W)
CRF-5003
0.1-1
4
11
28-48
CRF-20010
Jusqu'à 4
12
12
28-48
CRF-27010
2.4-2.7
12
11
48
CRD-37010
3.4-3.7
12
10
48
fonctionnement (V)
Tableau I.11 : Quelques paramètres de 4 types de MESFETs commercialisés par CREE.
43
Chapitre I
Nous constatons que la structure MESFET permet des applications jusqu'à la bande X
alors que la structure SIT (Static induction transistors) se limite à la bande L mais offre des
puissances extrêmement importantes. Les performances statiques des MESFETs SiC sont
liées principalement au dopage et à l’épaisseur du canal. La tension de claquage dépendant de
l’espacement entre grille et le drain ainsi qu’a des effets de surface [Pengelly’02]. Les SIT ont
des structures verticales contrairement aux structures MESFETs Figure I. 27 :
Figure I. 27 : Topologies de transistors sur SiC : (a) MESFET, (b) SIT
Les phénomènes de claquage en surface entre grille et drain n’apparaissent pas et
autorisent donc des tensions plus importantes. Par rapport au MESFET SiC où l’épaisseur du
canal est définie par épitaxie, le canal de ces composants est défini par gravure. Le canal étant
plus large, il est nécessaire d’en réduire le dopage. Technologiquement, la réalisation de
structure SIT est donc beaucoup plus délicate.
Des composants MESFETs de type démonstrateur possédant des performances inégalables
dans des technologies Si ou GaAs ont donc été réalisés. Toutefois, nous constatons que
lorsque la taille du composant augmente, afin d’obtenir des niveaux de puissance intéressant
(≥50W), la densité de puissance diminue. Nous notons également que les dispositifs
commercialisées par CREE présentent des caractéristiques bien inférieures à ce qui a été
annoncé. La passivation est l’étape clé pour les problèmes de fiabilité des composants. Nous
allons dans la suite présenter les effets parasites dû à la présence de centres profonds et de
défauts aux interfaces.
I.4.10.2
Les effets de pièges dans le substrat semi-isolant du MESFET SiC
Ces phénomènes ont des constantes de temps relativement importantes. Parmi ces
phénomènes nous citons ceux de ‘Self-backgating’, et de ‘gate-lag’.
44
Chapitre I
I.4.10.2.1
Effets de ‘Self-backgating’
Pour les MESFETs, ce phénomène (Figure I.28) est lié à la présence de pièges dans le
substrat semi-isolant ou à l’interface substrat/canal. Lors d’une variation rapide du champ
électrique entre le drain et la source, les électrons provenant du canal peuvent être piégés
rapidement dans le substrat. Le substrat proche du canal devient alors chargé négativement.
Ces électrons peuvent être ensuite re-émis avec des constantes de temps plus longues.
L’équilibrage des charges implique alors l’apparition d’une zone chargée positivement à
l’interface canal substrat dans le canal. Le canal est alors momentanément pincé par une
deuxième grille au niveau de cette interface d’où le terme de ‘self-back-gating’.
Figure I.28: Influence sur le courant de la capture des électrons dans des pièges de substrat
I.4.10.2.2
Effets de ‘ gate-lag ’.
Lorsque le canal passe rapidement d’un état pincé à un état ouvert, l’effet de ‘gate-lag’
induit un retard quand à la réponse en courant de drain. Ceci est dû aux phénomènes des
pièges présents dans la structure. En fonction de Vgs, certains pièges peuvent capturer ou
émettre des trous de manière transitoire avec une vitesse inférieure à la modulation de Vgs
induisant ainsi un comportement transitoire du courant de sortie.
I.4.10.3
Rôle de la passivation pour le SiC
La surface libre de SiC peut présenter une forte réactivité et les métallisations utilisées pour
la grille et le contact ohmique sont sensibles aux agressions du milieu ambiant. Donc pour le
protéger il est nécessaire de réaliser une passivation. En effet la passivation intervient
directement sur les caractéristiques du composant, en modifiant l’état électrique de la surface.
45
Chapitre I
Mais la passivation des composants basés sur des matériaux grands gaps comme le SiC
nécessite une étude approfondie. Suivant l’application et le matériau, une passivation
adéquate doit être mise au point, répondant aux besoins en termes de protection, fiabilité et
optimisation des performances du composant. En effet, si le matériau de choix reste le SiO2,
nous retrouvons ici le problème posé par la forte densité de pièges à l’interface qui limite la
mobilité du MOS SiC. Ces dernières années l’IEMN, en collaboration avec Thalès ont réalisé
une étude approfondie sur les problèmes de passivation des MESFETs SiC [Kerlain’04].
I.5 Conclusion
Il est aujourd’hui largement admis que les semi-conducteurs à large bande interdite et
en particulier le SiC vont permettre de repousser les frontières atteintes à ce jour dans le
domaine des composants électroniques. Pratiquement tous les types de composants ont été
réalisés à partir de ce matériau. On rencontre, en effet, aujourd’hui, des composants allant des
composants bipolaires aux transistors à effet de champ. Un autre caractère remarquable de ce
matériau réside dans les densités de puissances pouvant être mises en jeu.
Toutefois, la réalisation de composants hyperfréquence de puissance dans la filière
SiC n’est pas à l’heure actuelle suffisamment mature pour être développée industriellement.
Comme nous l’avons évoqué, ceci est du notamment à la présence de défauts électriquement
actifs dans les structures qui peuvent provenir aussi bien du matériau lui-même que des étapes
technologiques nécessaire à la réalisation du composant.
Nous nous attacherons dans la suite, à l’étude de certains dysfonctionnements mal
compris dans les MESFETs SiC et nous expliquerons leur origine à partir de l’état des centres
profonds déterminer dans les structures.
Nous présenterons également une étude similaire du composant concurrent, le HEMT
AlGaN/GaN.
46
Chapitre I
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57
Chapitre II
Chapitre II :
Caractérisation électrique des défauts profonds
Techniques de caractérisation des centres
profonds
58
Chapitre II
II.1 Introduction
Toute perturbation du réseau cristallin du semiconducteur se manifeste par la présence
d'états dont les niveaux d'énergie associés sont localisés dans la bande interdite. Quand ces
niveaux sont proches de la bande de conduction ou de la bande de valence, ils correspondent à
des impuretés dopantes qui établissent une conductivité de type respectivement N ou P.
Quand ils sont proches du centre de la bande interdite, ces niveaux sont appelés pièges
profonds. Ils ont une incidence directe sur les propriétés électriques du semiconducteur et des
dispositifs associés. En effet, les pièges modifient de façon plus ou moins importante les
propriétés de conduction et de luminescence dans les semiconducteurs :
- Par leurs capacités à émettre ou à capturer les porteurs libres, ils peuvent compenser les
niveaux donneurs ou accepteurs introduits intentionnellement et donc réduire la concentration
des porteurs libres ainsi que leur mobilité. Pour augmenter la résistivité d'un matériau, des
pièges profonds peuvent être introduits intentionnellement pour capturer les porteurs libres
(cas du Cr, Fe dans GaAs, InP et V dans SiC).
- En raison de leur position centrale dans la bande interdite, les niveaux profonds peuvent
interagir avec les porteurs des deux bandes. Ils sont considérés comme des centres de
génération-recombinaison et affectent donc la durée de vie des porteurs minoritaires.
D'autre part, dans les dispositifs à semiconducteurs, la présence de centres profonds
induit généralement des dysfonctionnements, notamment sur les caractéristiques électriques
des transistors.
Dans ce chapitre, nous présenterons les différentes méthodes d’analyse des défauts
profonds que nous avons utilisées : la spectroscopie de transitoire de capacité DLTS (Deep
Level Transient Spectroscopy) et la spectroscopie de transitoire de courant drain-source
CDLTS (Conductance Deep Level Transient Spectroscopy). Enfin nous discuterons la
complémentarité entre ces techniques de caractérisation de défauts profonds.
II.2 Modèle énergétique : Phénomène de relaxation du réseau
cristallin
De façon générale, un atome étranger détruit la périodicité du cristal. Le potentiel
perturbateur qui en résulte peut introduire des états électroniques localisés qui n'existeraient
pas dans un cristal parfait et qui peuvent piéger un porteur de charge (électron ou trou).
59
Chapitre II
L'énergie d'activation d'émission, c'est à dire, l'énergie nécessaire pour transférer un électron
d'un piège vers la bande de conduction est d'autant plus grande que le potentiel perturbateur
est fort. Dans le modèle énergétique en coordonnées de configuration Q, un diagramme de
configuration permet de représenter l'énergie totale du système (Figure II.1).
BC
EB
B
D
ED
dFC
T
hνn
Eno
E
EE
EA
dFC
A
BV
EPo
F
Q
QR
Q
Figure II.1 : Modèle énergétique, diagramme de configuration
La coordonnée de configuration Q représente la déformation élastique du réseau.
L’hypothèse couramment utilisée est de la prendre unidimensionnelle et représentative d’un
mode de vibration dominant alors qu’en réalité plusieurs coordonnées (de translation, de
rotation) seraient nécessaires pour décrire les déformations d’un système [Bremond’81]. Par
suite du couplage électron-noyau, l’énergie électronique Ee est fonction de la position à
l’équilibre des atomes voisins (approximation adiabatique) et on suppose, en première
approximation, qu’elle dépend linéairement de la déformation :
Ee = E0 − bQ
( Eq.II .1)
60
Chapitre II
Lorsque le piège est occupé par l’électron (état lié du défaut). E0 est l’énergie
électronique du système s’il n’y a pas de relaxation de réseau. Sur la figure II.1, la courbe
noté BC (ou BV) représente l’énergie totale (électronique + élastique) du système défaut vide
+ électron dans BC (ou BV). Cette énergie est de la forme
1
KQ 2 + Cte (K : constante de
2
force). La courbe T représente l’énergie totale du système lorsque l’électron se trouve sur le
centre qui s’écrit :
Et = E0 − bQ +
1
K Q2
2
( Eq.II .2)
La nouvelle position d’équilibre, après relaxation, se définit par :
(
b
dEt
)Q=QR = 0 soit QR =
dQ
K
( Eq.II .3)
Le diagramme de configuration explique les différences observées entre l’énergie d’ionisation
optique et l’énergie totale de liaison. Au cours d’une transition induite optiquement entre deux
états du système, les ions n’ont pas le temps de se déplacer et la coordonnée de configuration
n’est pas modifiée : de telles transitions sont représentées sur la figure II.1 par les flèches
verticales AB et FE correspondant aux énergies d’ionisation En0 et E p0 . Après la transition, le
système relaxe vers la nouvelle position d’équilibre ( B → D ou A → E ) et l’énergie
correspondante est dissipée sous forme de phonons. Les énergies de liaison totale En (ou Ep)
interviennent seulement dans les conditions d’équilibre thermodynamique et correspondent
aux énergies AD et FA.
On définit alors le paramètre de Franck-Condon dFC caractérisant l’amplitude énergétique de
la relaxation de réseau :
d FC = En0 − En = E p0 − E p =
1
KQR2
2
( Eq.II .4)
Cette énergie est dissipée sous forme de phonons lors de la relaxation :
d FC = S=ω
( Eq.II .5)
Avec S le facteur de Huang-Rhys qui est égal au nombre de phonons du mode principal de
vibration d’énergie =ω émis.
II.3 Caractéristiques des défauts profonds
Les niveaux profonds sont dus à la présence d'impuretés, substitutionelles ou
interstitielles, ou de défauts, ponctuels ou étendus (dislocation), dans le réseau cristallin. Ces
61
Chapitre II
niveaux d’énergie, proches du centre de la bande interdite, sont associés à des états qui
peuvent être localisés en surface, en volume ou aux interfaces de la structure à analyser.
II.3.1 Les défauts profonds
Ces défauts peuvent être ponctuels (des lacunes, des atomes interstitiels, des antisites
dans les semiconducteurs composés), des impuretés en site substitutionnel ou interstitiel (des
métaux de transition: Fe, Cr, Co, etc.), des complexes impuretés défaut de réseau ou des
défauts étendus (dislocations, fautes d'empilement). Ces défauts peuvent s'introduire dans la
structure lors de la croissance du matériau (contamination dans la chambre de croissance, la
pureté des produits de base), pendant les processus de réalisation du composant (gravures des
couches, expositions au plasma) ou même au cours du fonctionnement du composant
(vieillissement des lasers).
Deux mécanismes principaux qui contrôlent les processus de recombinaison sont
observés dans les semiconducteurs. Le premier, c'est la recombinaison directe entre la bande
de conduction (BC) et la bande de valence (BV) accompagnée par l'émission de photons et de
phonons. Le deuxième, c'est la recombinaison indirecte par un niveau dans la bande interdite
(BI) (figure. II.2). Les niveaux profonds sont très localisés dans l'espace réel (∆x très faible),
ce qui induit une grande délocalisation dans l'espace des vecteurs d'onde "k" (∆k très grand).
Ils pourront donc interagir avec des porteurs des deux bandes et ainsi agir en centre de
recombinaison indirecte.
EC
BC
hν = Eg
ET
BV
EV
Figure II.2 : Recombinaison directe (gauche) ou indirecte par un niveau profond (droite)
Un défaut profond dans un semiconducteur peut se comporter comme un piège,
comme un centre de recombinaison ou comme centre de génération. Si un porteur est piégé
62
Chapitre II
sur un niveau et si après un temps de piégeage il est réémis vers la bande de provenance, le
défaut est considéré un piège. Si un porteur de signe opposé est aussi capturé avant que le
premier soit réémis, le niveau est un centre de recombinaison.
Les interactions possibles de ces niveaux profonds avec les porteurs libres sont (figure
II.3) : capture d’un électron (a) ; émission d’un électron (b) ; Piège à électrons (c) ; Piège à
trous (d).
EC
cn
en
Pièges à trous
ET
Pièges à électrons
ep
cp
EV
(a)
(b)
(c)
(d)
Figure II.3: Schéma illustrant l'émission et la capture d'électrons et de trous.
Le processus d’émission dépend du taux d’émission (en,p) et de la probabilité
d’occupation du centre par un porteur libre, probabilité donnée par la statistique Fermi-Dirac
à l’équilibre. Le processus de capture dépend du taux de capture Cn,p propre au défaut et de la
probabilité d’occupation du défaut par un porteur libre.
Le trafic des électrons et de trous peut donc être décrit par les relations suivantes :
1) émission des électrons :en×NT×F
2) capture des électrons :cn×NT×(1-F)
3) émission des trous :en×NT×(1-F)
4) capture des trous :cp×NT×F
Avec NT la concentration totale des centres profonds et F la probabilité d’occupation d’un
centre par un électron. Les taux de capture pour les deux types de porteurs s’écrivent :
cn= σn n vthn
( Eq.II .6a)
cp=σp p vthp
( Eq.II .6b)
63
Chapitre II
où σn,p sont les sections efficaces de captures du défaut profond, vthn,p sont les vitesse
thermiques des porteurs et n, p les concentrations respectives d’électrons et de trous dans les
bandes d’énergie concernées,
⎛ E − EF ⎞
( Eq.II .7a )
Avec : n = N c exp⎜ − c
⎟
KT ⎠
⎝
⎛ E − EV ⎞
p = NV exp⎜ − F
( Eq.II .7b)
⎟
KT ⎠
⎝
Les taux de capture des électrons (cn) et des trous (cp) vont déterminer les caractéristiques du
défaut. Le niveau est un piège à électron si cn>cp et un piège à trous si cp> cn
[Bhattacharya’88]. Si cn≅cp le niveau se comporte comme un centre de recombinaison. Donc
d’après les relations II.6a et II.6b, un niveau profond peut se comporter comme un piège ou
comme un centre de recombinaison, non seulement en fonction de la valeur de la section
efficace de capture, mais aussi de la concentration des porteurs libres dans le semiconducteur.
Les sections efficaces de captures σn,p traduisent la surface dans laquelle le porteur libre doit
s’approcher du centre pour être capturé. Plus cette distance est grande, plus le centre
intervient facilement dans le processus de génération-recombinaison.
L’expression des coefficients d’émission est obtenue en faisant le bilan détaillé des processus
d’émission et de capture à l’équilibre thermodynamique, où le taux de recombinaison net est
égal à 0 :
en F − cn (1 − F ) = 0
( Eq.II .8)
Où F est la probabilité d’occupation du niveau par un électron. Conformément à la statistique
Fermi Dirac à l’équilibre :
1
( Eq.II .9)
F ( ET ) =
E − EF
1
1 + exp( T
)
g
KT
g : la degré de dégénérescence
Utilisant les équations II.6, II.7, II.8 et II.9, on obtient :
en = σ nVthn N C
1
E − ET
exp(− C
)
g
KT
⎛ 2mn∗ KT ⎞
3KT 12
⎟⎟
Avec Vthn = ( ∗ ) et N C = 2⎜⎜
2
h
me
⎝
⎠
De manière similaire :
e p = σ pVthp NV g exp(−
( Eq.II .10a )
3
2
(Eq.II .10b )
ET − EV
)
KT
(Eq.II .11a )
64
Chapitre II
1
Vthp
⎛ 3KT ⎞ 2
⎛ 2m∗p KT ⎞
⎜
⎟
⎟
=
et NV = 2⎜⎜
2
⎟
⎜ m∗ ⎟
⎝ h
⎠
⎝ p ⎠
3
2
(Eq.II .11b )
Où NC,V sont les densités effectives d’états dans la bande de conduction et de valence, mn,p*
les masses effectives des électrons et des trous et h la constante de Planck [Sze’81]. Donc, la
variation des taux d’émission en,p peut s’exprimer, en fonction de la température :
en = K nσ nT 2 exp(−
EC − ET
)
KT
(Eq.II .12a )
ET − EV
)
KT
(Eq.II .12b )
e p = K pσ pT 2 exp(−
Le taux d’émission thermique est donc fonction de la profondeur du piège, ET, et de la
température. Ainsi, à partir de mesures de en, p en fonction de T il est possible de déterminer
les paramètres du piège : énergie d’activation ET et la section efficace de capture σn,p (supposé
indépendante de T). La mesure de en, p (T) se fait en mesurant les modifications de la zone de
charge d’espace d’une jonction (p-n ou Schottky) induite par le remplissage et le vidage en
porteurs des niveaux profonds.
II.3.1.1
Signature des pièges
Les niveaux profonds sont identifiés par leurs deux paramètres propres :
-
Ea , énergie d'activation
-
σ, section efficace de capture.
Dans le cas d'un piège à électrons, ces grandeurs caractéristiques (Ean, σn) influencent la
probabilité d'émission d'un électron par ce piège à travers l'expression :
⎛ E ⎞
en = K n σ n T 2 exp ⎜ − an ⎟ Avec E an = EC − ET
⎝ kT ⎠
(Eq.II .13)
Mettons en évidence la dépendance de la probabilité du taux d’émission en fonction de la
température. En considérant uniquement la variation de N C et Vthn en fonction de la
température, et en rappelant que la densité d'états N C dans la bande de conduction est donnée
par la relation :
⎛ 2π m*e kT ⎞
⎟⎟
N C = 2 ⎜⎜
h2
⎝
⎠
3
2
(Eq.II .14)
65
Chapitre II
et que la vitesse thermique des électrons Vth n s'exprime par :
⎛ 3kT ⎞
= ⎜⎜ * ⎟⎟
⎝ me ⎠
Vth n
1
2
(Eq.II .15)
m*e : Masse effective des électrons, m0 = 9 ,109 × 10 −31 kg masse de l’électron libre.
h : Constante de Planck, h = 6,62 × 10 −34 J .s
Si l'on reporte les relations (Eq.II .13) et (Eq.II .14 ) dans l’expression (Eq.II .15) , on a :
en =
4π 6π * 2 2
⎛ E ⎞
me K T σ n exp ⎜ − an ⎟
3
h
⎝ kT ⎠
(Eq.II .16)
(
Un diagramme d'Arrhenius représentant log T 2 / en
)
en fonction de 1000
T
, permet de
déterminer les valeurs de l'énergie d'activation Ean et de la section efficace de capture σ n à
partir de l'équation suivante :
⎛ 3 10 −26
log T 2 / en = log⎜⎜ *
⎝m e σn
(
)
⎞
E an
⎟+
⎟ 2,3 k T
⎠
(Eq.II .17 )
T 2 / s −1 en K 2 / s −1 , σ n en cm 2 , E an en eV
II.4 Principe de la spectroscopie de transitoire de centres
profonds (DLTS)
Malgré le succès des méthodes purement optiques comme la photoluminescence et
l'absorption dans l'étude des niveaux superficiels, elles sont rarement utilisées pour l'étude des
défauts profonds [Neumark’83]. Cela est motivé par le fait que, en général, les défauts
profonds sont non radiatifs et ces techniques deviennent inapplicables. En plus, à cause de la
position énergétique, ces expériences doivent avoir lieu dans le domaine infrarouge ou les
détecteurs sont moins sensibles que dans le visible.
Il est nécessaire donc, de trouver une technique capable de faire la séparation entre les
pièges à majoritaires ou à minoritaires, d'obtenir des informations concernant les
concentrations, les niveaux énergétiques et les sections efficaces de capture de pièges. Il est
aussi important de pouvoir mesurer les pièges pour un large domaine des énergies et que la
66
Chapitre II
technique soit applicable aux niveaux radiatifs ou non radiatifs. Une technique qui répond à
toutes ces demandes a été proposée par [Lang’74a ,b].Elle est basée sur la spectroscopie des
transitoires de capacité, liée aux niveaux profonds (DLTS). Plusieurs versions de la méthode
originale ont été ensuite développée [Miller’75], [Le Bloa’81].
Le principe de la méthode DLTS consiste dans l'analyse de l'émission et de la capture
des pièges associés aux variations de la capacité d'une jonction p-n ou d'une diode Schottky.
Cela est réalisé par un remplissage et vidage répétitif des pièges, à l'aide des tensions de
polarisation positives et/ou négatives appliquées à l'échantillon. Une illustration de ce
phénomène est faite dans la Figure II.4 pour le cas d'une diode Schottky et d'un piège à
électron.
67
Chapitre II
Wr
EC
a)
EF
ET
λ
EV
Wp
EC
EF
b)
ET
EV
W'r
EC
c)
EF
ET
λ’
EV
Figure II.4 : Diode Schottky (a) polarisée en inverse Vr,
(b) pendant le pulse Vp, (c) après le pulse Vr.
Sous polarisation inverse, les pièges qui se trouvent dans la zone de charge d'espace
(ZCE) au dessus du niveau de Fermi sont vides. La courbure des bandes varie selon la tension
appliquée, donc l'état de charge d'un piège va dépendre de la polarisation et la capacité de la
ZCE sera affectée. Pendant le pulse de remplissage la ZCE diminue et les pièges qui se
trouvent en dessous du niveau Fermi peuvent se remplir. En revenant sous polarisation
inverse, les pièges émettent les électrons capturés avec une constante de temps caractéristique,
68
Chapitre II
d'où l’apparition d’un transitoire sur l’étendue de la ZCE et donc, de la capacité de la diode.
Cette capacité peut s'écrire :
C=
εS
⇒
w
(Eq.II .18)
∆C
∆w
=−
C
w
Où ε est la permittivité diélectrique du matériau, S est la surface de l'échantillon et w
l'extension de la zone de charge d'espace. Si on considère un matériau dopé n dans lequel on a
des défauts profonds de type donneur (0/+) en concentration NT supposée uniforme, w peut
s'écrire [Sze’81]:
w=
2ε
q N d + N T+
(
)
⎛
kT ⎞
⎜⎜ Vbi − V r −
⎟
q ⎟⎠
⎝
(Eq.II .19)
Où Nd est le dopage, NT+ la concentration des défauts profonds ionisés, Vbi le potentiel
intrinsèque et Vr la tension appliquée. Après le pulse de remplissage, Vp, NT+ est plus faible
qu' à Vr donc w est plus grand. La variation temporelle de la concentration des pièges ionisés
NT+ a une forme exponentielle, donc la capacité va suivre la même évolution:
∆ C (t ) ≅ C 0
NT
(1 − exp (− en t ))
2Nd
(Eq.II .20)
Le transitoire de capacité obtenue a une amplitude proportionnelle à NT (la concentration du
défaut) et est exponentiel avec pour constant de temps en-1. Donc, à partir de l'amplitude du
transitoire, sous certaines conditions (NT<<Nd) on peut déduire la concentration des pièges
(pour t=∞). Si on possède un capacimètre très sensible il est possible de détecter des
concentrations très faibles de défauts. Pour déterminer les autres paramètres du piège (ET et
σ) il faut trouver une méthode simple qui permet de mesurer le taux d'émission en en fonction
de la température. A partir de plusieurs couples (en, T) on peut tracer un diagramme
d'Arrhenius T2/en = f(1000/T) (eq. II.7) La pente de la droite nous permet d'extraire ET et
l'intersection à l'origine nous donne σ.
L'énergie d'activation ET déterminée par la méthode mentionnée ci-dessus suppose
qu'il n'y a pas d’effets d'émission assistés par le champ électrique. En pratique les mesures
sont effectuées sur des diodes Schottky ou sur des jonctions p-n et les tensions appliquées
peuvent perturber les émissions thermiques. Cet effet, connu sous le nom de "effet PooleFrenkel" diminue l'énergie d'activation, et les vitesses d'émission en augmentent
[Bhattacharya’88].
69
Chapitre II
II.4.1 Technique DLTS boxcar
L'astuce principale de la technique DLTS boxcar consiste dans la possibilité de fixer
une fenêtre d'observation pour la vitesse d'émission, de telle manière que les appareils de
mesure répondent uniquement aux transitoires ayant une constante de temps comprise dans
cette fenêtre [Lang’74 b]. Comme la vitesse d'émission d'un piège varie avec la température,
l'appareil va montrer une réponse maximum à la température où en est égal à la valeur fixée
par l'appareil.
Si plusieurs défauts sont présents, le transitoire est une somme d’exponentielles,
chacune d'entre elles avec sa constante de temps (1/en). La forte variation en température de en
(Eq. II.12) permet une séparation des exponentielles pendant un balayage en température. Le
spectre résultant est une série de pics, un pour chaque piège qui contribue au transitoire, avec
les amplitudes proportionnelles aux concentrations respectives des pièges.
C
S
T4
T2
T3
T2
T1
T0
t1
t2
T3
T1
T4
T0
Tm
t
T
Figure II.5 : Evolution du transitoire de capacité et du signal DLTS
normalisé S avec la température
Le principe de fonctionnement d'un double boxcar est présenté dans la Figure II.5. Il consiste
dans la mesure de la capacité à deux instants t1 et t2 après le pulse de remplissage. Après
chaque mesure on modifie la température. A la fin, on peut tracer le signal DLTS normalisé
S(T) = C(t2) - C(t1). Cette fonction passe par un maximum à une température Tm. Le taux
d'émission correspondant à Tm est [Lang’74 b]:
t2
t1
en (Tm ) =
t2 − t1
ln
( Eq.II .21)
La réponse maximale ne dépend que du rapport β = t 2
70
t1
et l’amplitude du pic vaut
Chapitre II
∆Cmax =
⎞
β −1 ⎛ β
exp⎜⎜ −
ln β ⎟⎟.∆C0
β
⎝ β −1
⎠
(Eq.II .22)
où ∆C0 est l’amplitude du transitoire de capacité.
Plusieurs balayages lents en température faits avec différentes valeurs pour t1 et t2 permettent
d'obtenir d'autres points [en (Tmi), Tmi]. En général, le rapport t2/t1 est gardé constant.
Nous avons vu jusqu'à maintenant une méthode de caractérisation des pièges dans un
matériau en utilisant comme dispositif une diode. Mais, les défauts profonds peuvent modifier
beaucoup les caractéristiques électriques des autres dispositifs, comme le transistor. Il est
donc nécessaire d'adapter cette méthode aux études des transistors.
Dans le cas des transistors MESFETs la surface de la grille est en général très petite
(quelques µm dans notre cas) et la capacité associée très faible (de l'ordre de 1 à 3 pF). Il est
alors difficile de mesurer les variations de capacité avec une grande précision en utilisant un
dispositif expérimental usuel (il faudrait un capacimètre avec une précision d'au moins
0.01fF). Dans ce cas, la mesure des transitoires de courant semble une bonne solution
(CDLTS "Conductance Deep Level Transient Spectroscopy"). Par la nature unipolaire de ce
type des dispositifs, il est évident qu'il est possible de détecter uniquement des pièges pour les
porteurs majoritaires. Cette analyse n'est pas restreinte aux pièges localisés dans la couche
barrière. Elle est aussi valable pour des pièges qui se trouvent dans la couche tampon.
II.4.2 Banc de mesure DLTS.
Le schéma bloc du dispositif expérimental existant au Laboratoire de Physique de la
Matière (LPM) est présenté dans la Figure II.6. L'appareillage principal utilisé pour le
traitement des transitoires a été acheté à la compagnie SULA Technologies. Cet appareillage
est composé d'un générateur de pulses, une source de tension, un préamplificateur, un
capacimètre, un convertisseur de courant et 2 à 5 boxcar. Les pulses d’excitations appliquées
sur la grille, ont une durée tp variable entre 10 µs et 100 ms et une période de répétition Tp
comprise entre 2ms et 10s. La tension inverse Vr, ainsi que la valeur du pulse Vp sont
réglables à l'aide des potentiomètres multi - tours. Dans le cas des mesures de transitoire de
capacité, un signal sinusoïdal d'une période de 1MHz et d'une amplitude de 20 mV est
superposé sur les pulses et la source est branchée à l'entrée du capacimètre. Le choix des taux
d'émission se fait parmi 12 valeurs (entre 2.3 et 11627 s-1). La sortie des boxcar est lue avec
un scanner Keithley 196. Le cryostat est commandé par un régulateur de température du type
TBT BT 200. Ces deux derniers appareils sont commandés par un PC à l'aide d'un logiciel
71
Chapitre II
écrit en Lab View ™. L'oscilloscope permet de visualiser le signal d'excitation ainsi que le
transitoire de capacité ou de courant. Cela permet de faire un choix optimum du gain du
préamplificateur pour éviter sa saturation (entre 1 et 1000).
Keithley 199
Ordinateur
Régulation de
température
TBT 200
Source V ds
Module de traitement
et générateur des
pulses
Sula Tech
Vp
Vr
HFET
Convertisseur
I/V Sula Tech
Cryostat
SMC
Figure II.6 : Schéma bloc du système de mesure DLTS
II.5 Méthode d’analyse des Transitoire de courant drainsource (CDLTS)
Pour les transistors où la longueur de canal est faible (de l’ordre du micron ou
inférieure), la capacité de la grille Cg (proportionnelle à la surface) sera elle aussi faible
(typiquement inférieure au pF). Si l’émission et la capture des électrons induisent une
variation de capacité de l’ordre de 10-3 Cg (capacité de grille) [Howkins’86] cette variation
ne peut pas être détectée par la méthode DLTS capacitive. De plus les améliorations
technologiques apportées sur le HEMT telles que la réalisation de couche « tampon » ou de
couches contraintes conduit à un dispositif dont la structure peuvent être complexe. Les
nombreuses techniques de caractérisation permettent de détecter les pièges dans un tel
dispositif mais il est très difficile cependant, de les localiser dans le volume. La localisation
physique des niveaux profonds permet d’une part de comprendre leur influence sur le
fonctionnement du HEMT, et d’autre part, de trouver des solutions technologiques pour
minimiser leurs effets. Une nouvelle technique a été mise au point pour la caractérisation des
pièges au niveau des MESFETs et des HEMTs : Conductance Deep Level Transient
72
Chapitre II
Spectroscopy (CDLTS), son atout majeur est la possibilité de localisation des pièges dans le
transistor.
II.5.1 Principe de la méthode
Comme le courant dans un MESFET est une grandeur liée à la population d'électrons
libres dans le canal, si des niveaux profonds captent ou émettent des électrons, une variation
transitoire du courant sera observée. Ces transitoires apparaissent après une impulsion sur la
grille ou sur le drain du transistor.
II.5.1.1
Mesures en commutation de grille
La démarche expérimentale consiste à appliquer sur la grille une impulsion ∆V
pendant un temps suffisamment long par rapport aux constantes de temps caractéristiques des
pièges, de manière à les remplir. Un transitoire de courant drain-source d'émission ou de
capture est observé; il résulte de la modulation de la densité d'occupation des pièges dans la
zone de charge d'espace associée à la grille (figure II.7). Quand on applique une polarisation
de la grille égale à 0V, l'extension de la zone de charge d'espace diminue. Si l'on est en
présence de pièges à électrons, les électrons assurent le remplissage des pièges qui sont situés
en dessous du niveau de Fermi. La tension V R appliquée à la grille est généralement choisie
proche de la tension de seuil VT afin d'observer de manière significative les variations de
courant dues à l'effet des pièges. Remarquons qu'en plus des pièges activés dans la zone de
charge d'espace associée à la grille, les états de surface lents induits par les «process»
technologiques associés au traitement de
la surface (réalisation des contacts métal-
semiconducteur, passivation) et des états d'interface, peuvent aussi être détectés par les
mesures de transitoire de courant drain-source en commutation de grille.
ID
R
Vg=0V
∆V
G
D
S
Vr
t=0
t
Figure II.7: Principe électrique de la mesure de transitoire de courant drain-source
en commutation de grille.
73
Chapitre II
I.5.1.2 Mesure en commutation de drain
Le principe électrique de la mesure des transitoires de courant drain-source en
commutation de drain est donné dans la figure II.8.
ID
VD2
R
t
∆V
VD1
G
t=0
VGs≈0V
D
S
Figure II.8: Principe électrique de la mesure de transitoires
de courant drain-source en commutation de drain.
L'impulsion ∆V = V D 2 − V D1 est appliquée sur le drain, tandis que la grille est polarisée à 0V
de façon à réduire l'extension de la zone de charge d'espace. La variation transitoire de
courant observée résulte de la modulation de la population d’électrons libres induite par la
variation de la densité d’occupation des pièges. Les pièges activés se trouvent
préférentiellement dans la couche tampon, dans le substrat et aux interfaces associées.
Nous avons développé un dispositif expérimental de CDLTS ou LPSCE (Laboratoire de
Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques), que nous allons décrire
dans le paragraphe suivant.
II.5.2 Dispositif expérimental et information du banc de mesure
II.5.2.1
Banc de mesure
Le dispositif expérimental de la CDLTS que nous avons monté au Laboratoire de
Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques de la Faculté des Science de
Monastir est donné sur la figure II.9 (schéma synoptique). Il est constitué essentiellement :
74
Chapitre II
II.5.2.2
-
d’un système cryogénique et de régulation
-
d’un générateur d'impulsions électrique
-
d’un générateur de tension
-
d’un voltmètre numérique rapide
-
d’un ordinateur d'acquisition et de traitement de données.
La Cryogénie
Le MESFET à étudier est placé dans un cryostat à azote liquide modèle TRG de TBT
(Groupe Air Liquide). Ce cryostat et équipé d’une résistance de chauffage de 25 ohms. Il
permet de réguler la température de l'échantillon dans le domaine 77K à 600K. La mesure et
la régulation de la température sont assurées par un régulateur NEOCERA, LTC11 à sonde de
platine.
II.5.2.3
Excitation électrique
L'excitation électrique est réalisée à l'aide d'un générateur PHILLIPS, PM 5771, qui fournit
deux types de signaux électriques superposés :
- Une tension continue de polarisation
- Des impulsions électriques d'amplitude maximale 10V à une fréquence de
répétition de 1Hz à 100MHz et de durée tp variant de 10ns à 1125ms.
II.5.2.4
Voltmètre numérique rapide
Les transitoires de courant sont enregistrés à l'aide d'un multimètre numérique rapide HP 34
401A équipé d'une carte d'interface IEEE. Les mesures sont faites en synchronisation avec le
générateur de pulse. Le temps entre deux mesures successives peut atteindre 1.8ms.
II.5.2.5
Informatisation du banc de mesure
Un système d'acquisition et de traitement des données a été mis au point dans notre
laboratoire afin d'améliorer la qualité des spectres CDLTS et de tirer le maximum
d'information à partir des traitements des données [Dermoul’03]. Ce système est basé sur
l'utilisation d'un micro-ordinateur équipé d'une carte IEEE.
75
Chapitre II
Cryostat TRG
(Transistor)
Ordinateur
d'acquisition
Régulateur de
température
Voltmètre numérique
rapide
Générateur de tension
Oscilloscope
Générateur
d'impulsion
Figure II.9: Schéma synoptique de l’expérience de CDLTS
Les transitoires enregistrés à l'aide du multimètre sont lus par le micro-ordinateur et
analysés en utilisant un programme écrit en turbo-Pascal qui permet le traçage des spectres
CDLTS, ainsi que la détermination rapide des énergies d'activation et des sections efficaces
de capture des pièges.
76
Chapitre II
II.5.3 Circuit électrique
Le circuit électrique comporte :
- Une résistance d'adaptation en entrée RG=50Ω placée entre grille et source
- Le transistor sous test
- Une résistance au drain RD=10Ω.
- Une capacité de découplage de l'alimentation C=0.1µF.
Le schéma du circuit électrique est représenté sur la figure II.10.
RD=10Ω
VDS
D
G
S
Vgs
Figure II.10: Schéma du circuit électrique
II.5.4 Circuit imprimé
La mesure s'effectue avec un circuit électrique placé à l'intérieur du cryostat,
l'utilisation d’un circuit imprimé est alors indispensable. Ce circuit se loge dans la partie
basse du cryostat (au niveau de la platine) pour cela il a fallu relier électriquement cette partie
aux appareils de mesure se trouvant à l'extérieur du cryostat. Cette liaison électrique est faite
par l'intermédiaire d'un connecteur prévu à cet effet.
II.5.5 Analyse du transitoire de courant
La CDLTS consiste à fixer expérimentalement une fenêtre d'émission et à faire varier la
température de la structure. Pour une température donnée T, et un taux d'émission (ou bien la
77
Chapitre II
constante du temps du transitoire ι =en-1) un signal S non nulle ( S (T ) =
Ids(t 2 ) − Ids(1 )
) est
Idss
égal au taux fixé et apparaît. En faisant varier la fenêtre d'émission on obtient en en fonction
de la température T, afin de déterminer la signature du piège.
II.6 Conclusion
L'avantage des techniques de caractérisation des défauts profonds que nous avons
présentées dans ce chapitre consiste dans le fait qu'elles sont applicables directement sur le
dispositif final. On peut donc tenir compte de l'influence de toutes les étapes technologiques
nécessaires dans la réalisation d'un circuit (gravures humides ou sous plasma, traitements
thermiques, etc.). Il est aussi vrai qu’à cause de la structure complexe du dispositif (couche de
divers matériaux, élaborés à des températures différentes) il est parfois difficile d’attribuer les
pièges détectés à une couche ou à une autre. Pour la localisation spatiale, les techniques
DLTS/CDLTS sont bien adaptées parce qu’en modifiant les valeurs de la tension de repos et
Vr et de pulse Vp on peut facilement déterminer l'emplacement des défauts
En conclusion, les deux techniques de mesure que nous avons utilisées sont bien
adaptées à la caractérisation des défauts profonds dans les MESFET et les HEMTs et peuvent
être utilisées de façons complémentaires.
78
Chapitre II
REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES DU CHAPITRE II
[Bhattacharya’88] Bhattacharya, P.K., Dhar, S.
Deep levels in III-V compound semiconductors,
Semiconductors and semimetals. Edited by R.K. Willardson and A.C Beer. New-York:
Academic Press, 1988. Vol. 26, p.144-229.
[Bremond’81] Bremond, G.
Contribution à l’étude des niveaux profonds dans le phosphure d’indium par spectroscopies
thermique et optique.
Thèse, Institut National des sciences appliquées de Lyon, Novembre 1981, IDI 3.8127
[Dermoul’03] Dermoul, I.
Etude des défauts électriquement actifs dans les transistors a effet de champ (MESFET et
HEMT)
Thèse de doctorat à l’Université de Tunis 2003.
[Hawkins’86] Hawkins, I.D., Peaker, A.R.
Capacitance and conductance deep level transient spectroscopy in field effect transistor
Appl. Phys. Lett., 1986, Vol. 48, N° 3, p. 227-229.
[Lang’74 a]Lang, D.V.
Fast capacitance transient apparatus: Application to ZnO and O centers in GaP p-n junctions,
J. Appl. Phys., 1974, Vol. 45, N° 7, p. 3014-3022.
[Lang’74 b]Lang, D.V.
Deep-level transient spectroscopy: A new method to characterize traps in semiconductors
J. Appl. Phys., 1974, Vol. 45, N° 7, p. 3023-3032.
[Le Bloa’81] Le Bloa, A., Favennec, P.N., Colin, Y.
DLTS method using a single temperature scanning
Phys. Status Solidi, A, 1981, Vol.64, N° 1, p. 85-93.
[Miller’75] Miller, G.L., Ramirez, J.V., Robinson, D.A.
A correlation method for semiconductor transient measurements
J. Appl. Phys., 1975, Vol. 46, N° 6, p. 2638-2644.
[Neumark’83] Neumark, G.F., Kosai, K.
Deep levels in wide band-gap III-V semiconductors,
Semiconductors and semimetals, Edited by R.K. Willardson and A.C Beer, Academic Press,
vol. 19,1983, p. 1-65.
79
Chapitre II
[Sze’81] Sze, S.M.
Physics of semiconductor devices,
2nd Ed., New-York: John Wiley & Sons, 1981, 868p.
80
Chapitre III
Chapitre III :
Etude des Défauts profonds dans les MESFETs 4H-SiC
RESULTATS EXPERIMENTAUX
81
Chapitre III
PARTIE A : ETUDE DES DEFAUTS PROFONDS
DANS LES MESFETs 4H-SiC
III.1 Introduction
Tous les composants à base de carbure de silicium (SiC) ont des propriétés communes
qui les rend extrêmement intéressants du point de vue de l’électronique de puissance : c’est
leur capacité à pouvoir opérer à haute température et sous forte tension inverse. Il existe
également d’autres types d’applications pour SiC, plus directement liées à la technologie
hyperfréquence utilisée dans la téléphonie mobile, les satellites, les radars…et qui nécessitent
des composants spécifiques comme le MESFET 4H-SiC de puissance par exemple.
Néanmoins, des défauts étendus et ponctuels sont présents dans le matériau avec des densités
souvent importantes. Ils ont des effets néfastes sur les caractéristiques de sorties des
dispositifs et sur leurs fiabilités.
Ce chapitre est consacré à l’analyse des différents effets parasites sur les
caractéristiques de sortie des transistors MESFETs à substrats 4H-SiC. Nous étudierons les
caractéristiques statiques de sortie des transistors et nous analyserons les différentes
anomalies observées telles qu’un effet d’hystérésis en fonction du sens de balayage de la
tension de grille, un fort courant de fuite et un effet de kink.
Afin de déterminer l’origine physique des parasites observés, deux techniques seront
mises en œuvre: la DLTS (Deep Level Transient Spectroscopy) qui permet d’analyser les
défauts au niveau de la grille du MESFET et la CDLTS (Conductance Deep Level Transient
Spectroscopy) qui permet d’explorer toute la zone du dispositif, et qui est en plus applicable
même dans le cas des structures de petites tailles.
82
Chapitre III
III.1.1 Description des échantillons MESFETs 4H-SiC
Drain
Source
SiO2
SiO2
N+
Gate
N+
N Active layer
Buffer layer
SI Substrate
Figure III.1 : Coupe transversale d’un transistor MESFETs 4H-SiC
Trois lots d’échantillons ont été étudiés dans le cadre de cette thèse. Ils proviennent du
Laboratoire Central de Recherche Thomson (LCR) maintenant Thalès. Ils sont réalisés sur des
substrats 4H-SiC semi-isolant et diffèrent essentiellement par la nature de la couche tampon
épitaxiée entre le substrat et le canal. Les caractéristiques sont reportées dans le tableau cidessous III-1
Propriétés
S286
S 291
S292
Canal [Nd(cm-3)]
1.2×1017
1.8× 1017
1.8 ×1017
Buffer [Na(cm3);e (µm)]
1016 ; 0.3
5 ×1015 ; 0. 3
buffer optimisé
(Jonction pn)
Tableau III.1 : Paramètres de la couche buffer et du canal des transistors étudiés.
Les substrats 4H-SiC pour ces échantillons sont semi-isolants et élaborés à « CREE » par la
technique PVT (Physical Vapour Transport). La structure des transistors est donnée sur la
figure III.1. L’empilement est constitué de trois couche : une couche tampon de type P, une
couche active de type N et d’épaisseur qui varie de 0.3 à 0.4µm avec Nd=1 à 2 1017 cm-3, la
couche de contact est d’épaisseur 0.2µm avec Nd=1019cm-3. La surface est passivée par une
couche d’oxyde SiO2. Pour chaque type de buffer on dispose de plusieurs puces montées en
boîtier. La longueur de grilles de ces transistors varie de 1µm à 32µm.
83
Chapitre III
III.2 Caractérisations statiques courant-tension
III.2.1 Caractéristiques de transfert.
La mesure systématique des courbes Ids-Vgs à différentes températures nous a permis
de suivre l’évolution de la tension de seuil des transistors. Un exemple est présenté sur les
Ids(A)
figures III.2, III.3 et III.4.
3,5x10
-2
3,0x10
-2
2,5x10
-2
2,0x10
-2
1,5x10
-2
1,0x10
-2
5,0x10
-3
T=80K
Vds=10V
V T =-5.65V
0,0
-5,0x10
-3
-10
-8
-6
-4
-2
0
V gs(V )
Ids(A)
Figure III.2 : Caractéristique statique Ids-Vgs à T=80K. Lg = 16µm.
4,0x10
-2
3,0x10
-2
2,0x10
-2
1,0x10
-2
T=300K
V ds=10V
V T = -6.05V
0,0
-10
-8
-6
-4
-2
0
V gs(V )
Figure III.3 : Caractéristique statique Ids-Vgs à T=300K Lg=16µm
84
Ids(A)
Chapitre III
3,0x10
-2
2,5x10
-2
2,0x10
-2
1,5x10
-2
1,0x10
-2
5,0x10
-3
T = 40 0K
V d s = 1 0V
V T = -6.24V
0,0
-10
-8
-6
-4
-2
0
V g s (V )
Figure III.4 : Caractéristique statique Ids-Vgs à T=400K. Lg=16µm
Ces caractéristiques montrent un décalage de la tension de seuil ∆V=0.59V entre 80K
et 400K. Ce décalage de la tension de seuil peut être expliqué par l’activation de centres
profonds localisés aux interfaces dans les structures. En effet si les centres profonds sont
distribués de façon homogène dans le volume du canal, leur état de charge n’influe pas sur la
densité de charge globale. Que les centres profonds (de même que les dopants légers) (l’azote
ici) soient vides on pleins (neutres ou ionisés), la tension de seuil est inchangée. Par contre, si
ces pièges sont localisés au voisinage d’une interface, ils vont selon leur état de charge créer
une déplétion parasite dans le canal. Prenons par exemple le cas de pièges à électrons situés à
l’interface buffer/canal, lorsqu’ils sont pleins à basse température, ils créent une déplétion
parasite à l'arrière du canal. Dans ce cas la tension de seuil est plus petite lorsque les pièges
sont vides (déplétion parasite supprimée).
III.2.2 Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds
Les mesures des caractéristiques courant-tension à la température ambiante constituent
une première approche puisque c’est la température habituelle du fonctionnement du
dispositif. Les mesures à température variable permettent une étude plus approfondie des
propriétés physiques des MESFETs 4H-SiC. C’est dans cette partie que nous essayerons de
déterminer la nature et l’origine des courants observés.
85
Chapitre III
Nous illustrons ci-dessous les résultats obtenus à température ambiante pour deux
transistors de la série 286 et deux transistors de la série 291 (figures III.5, III.6, et III.7). Les
caractéristiques, pour le transistor 286, sont quasiment idéales tandis que pour la série 291,
nous observons des caractéristiques nettement plus perturbées.
Premièrement un fort courant de fuite est apparent puisqu’il est impossible de pincer
les transistors même à forte tension de grille (VG=-10V). D’autre part nous observons un saut
dans la valeur du courant de saturation aux alentours de Vds=30V. Nous allons discuter dans
la suite de cet effet connu sous le nom d’effet kink (effet de coude en français). Dans ce
chapitre nous utiliserons le mot anglais “kink“ au lieu du français “coude“ car c’est un mot
d'usage courant dans la physique des dispositifs électroniques.
T=300K
-1
2,0x10
-1
Ids(A)
1,5x10
-1
S286 Lg=2µm
Vgs
0V
-1V
-2.5V
-3V
-4.5V
-5V
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
5
10
15
20
Vds(V)
Figure III.5 : Caractéristiques Ids-Vds à 300K pour un MESFET SiC
286 de longueur de grille 2 µm.
86
Chapitre III
-1
2,0x10
-1
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
10
20
30
40
Vds(V)
Figure III.6 : Figure III.6 : Caractéristique Ids-Vds à 300Kpour un MESFET
SiC S 291 de longueur de grille 2 µm.
-1
3,5x10
T=300K
S291Lg=8µm
-1
3,0x10
Vgs
0V
-3V
-6V
-8V
-10V
-1
2,5x10
-1
Ids(A)
Ids(A)
1,5x10
T=300K
S291Lg=2µm
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
2,0x10
-1
1,5x10
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
Vds(V)
Figure III.7 : Caractéristique Ids-Vds à 300K pour un transistor SiC 291 de
longueur de grille 8 µm.
87
Chapitre III
III.2.2.1
Présentation de l’effet de kink.
Cet effet se manifeste par l’augmentation rapide du courant de drain, dans la région de
saturation pour une certaine tension de drain que l'on appelle VKink ce qui conduit à une
augmentation de la conductance drain-source (gds) et un faible gain en tension. Cet effet
parasite est gênant aussi bien dans les applications analogiques que numériques; il est donc
important de le comprendre pour pouvoir ensuite le réduire, afin de concevoir des dispositifs
avec de bonnes performances.
Plusieurs équipes de recherches ont analysé l’effet de kink dans différents types de
transistors à effet de champ comme le MOSFETs Si, le MESFETs GaAs, le HEMT
AlGaAs/InGaAs ainsi que le HEMT AlInAs/InGaAs, et le HFET AlInAs/InP. Les hypothèses
avancées sur l’origine de cet effet pour différents transistors restent incertaines
[Georgescu’97]. Les résultats expérimentaux ont confirmé que l’effet kink est un phénomène
complexe : à température ambiante, il diminue à basse fréquence (10-100 Hz) et il est absent
pour les hautes fréquences [Georgescu’97; Palmateer’89]. Les diverses étapes technologiques
ont des influences importantes sur les caractéristiques des transistors et en particulier sur
l’effet de kink.
Une origine possible de cet effet a été proposée par Georgescu et al [Georgescu’97] à
partir d’un mécanisme reposant sur la présence de centres profonds. Ceux-ci sont susceptibles
de piéger puis de dépièger les porteurs sous l’effet d’un champ électrique régnant dans la zone
Drain/Grille. Cette hypothèse a été également évoquée auparavant par Kruppa et al
[Kruppa’95]. Une autre hypothèse proposée est l’effet de l’ionisation par impact
[Sommerville’96]. Ce comportement d’avalanche apparaît pour les valeurs de Vgs supérieures
au pincement lorsque le transistor subit une ionisation par impact due à un fort champ de
drain. Cette ionisation par impact implique une génération de paires électron/trou. Les
électrons sont accélérés par le champ électrique et provoquent une augmentation du courant
de sortie drain-source tandis que les trous s’échappent à travers la grille entraînant ainsi
l’apparition d’un courant négatif de grille. Enfin, une autre hypothèse proposée par Zimmer et
al [Zimmer’92] rassemble les deux hypothèses précédentes. C'est-à-dire que cet effet de kink
est provoqué à la fois par les défauts profonds et par l’ionisation par impact. En d’autres
termes une partie des trous générés par le phénomène d’ionisation par impact est capturée par
les défauts profonds ce qui influe directement sur le courant Ids. Pour les transistors de la
série 291 avec une longueur de grille 2µm et 8µm l’effet de kink apparait uniquement à la
température ambiante (figure III.6,7) et il disparaît à haute et à basse température (Figures
III.8, III.9, III.10 et III.11).
88
Chapitre III
-1
1,2x10
T=80K
S291,Lg=2µm
Vgs
-1
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
1,0x10
-2
Ids(A)
8,0x10
-2
6,0x10
-2
4,0x10
-2
2,0x10
0,0
0
10
20
30
40
Vds(V)
T=475K
-1
1,6x10
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
-1
1,4x10
-1
1,2x10
-1
1,0x10
Ids(A)
S291,Lg=2µm
-2
8,0x10
-2
6,0x10
-2
4,0x10
-2
2,0x10
0,0
0
10
20
30
40
Vds(V)
89
Chapitre III
T=80K
S291 Lg=8µm
-1
2,5x10
Vgs
0V
-3V
-6V
-8V
-10V
-1
2,0x10
Ids(A)
-1
1,5x10
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
Vds(V)
Figure III.10 : Caractéristique Ids-Vds à 80K pour un transistor SiC 291
de longueur de grille 8 µm.
-1
2,5x10
-1
2,0x10
-1
Ids(A)
1,5x10
T=465K
S291 Lg=8µm
Vgs
0V
-3V
-6V
-8V
-10V
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
40
Vds(V)
Figure III.11 : Caractéristique Ids-Vds à 465K pour un transistor
SiC 291 de longueur de grille 8 µm.
90
Chapitre III
Cette dépendance avec la température peut s’expliquer par l’état de charge des défauts
profonds. A haute température, sous l’effet d’ionisation par l’énergie thermique les pièges
sont constamment vides quelle que soit la tension Vds. A basse température, au contraire ils
seront figés dans l’état occupé. Ce n’est que dans une certaine gamme de température, lorsque
le niveau de Fermi croise le niveau piège que les échanges de porteurs avec les bandes seront
possibles. C’est donc dans cette gamme de température que l’effet kink apparaitra. Cette
hypothèse de présence de défauts profonds dans les transistors étudiés sera développée dans le
paragraphe où l’on étudie en détaille les pièges avec les techniques DLTS capacitive et
CDLTS.
III.2.2.2
Présentation de l’effet d’hystérésis.
Le deuxième effet parasite que nous avons observé sur les réseaux de caractéristiques
statiques Ids-Vds est un effet que nous appellerons par la suite hystérésis. Il consiste en une
baisse du courant de drain lorsque les caractéristiques sont enregistrées en ramenant la tension
de grille à 0V après l’avoir abaissée au voisinage de la tension de pincement. Ce phénomène
s’observe parfaitement à la température ambiante pour le transistor S291 d’une longueur de
grille 8µm uniquement pour Vgs = 0 (figure III.12). Lorsque la température augmente, l'effet
s'estompe puis finit par disparaître comme nous pouvons l'observer sur la figure III.13 pour
laquelle les caractéristiques ont été enregistrées à 465 K.
-1
3,5x10
-1
3,0x10
T=300K,S291
Lg=8µm
Vgs
Vgs
0V
-3V
-6V
-8V
-10V
0V
-3V
-6V
-8V
-10V
-1
2,5x10
-1
Ids(A)
2,0x10
-1
1,5x10
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
Vds(V)
Figure III.12: Caractéristiques statiques Ids-Vds a
T=300K S291 Lg=8µm, montrant l’effet d’hystérésis.
91
Chapitre III
-1
2,5x10
T=465K, S291
Lg=8µm
Vgs
-1
2,0x10
-1
0V
-3V
-6V
-8V
-10V
Vgs
0V
-3V
-6V
-8V
-10V
5
10
Ids(A)
1,5x10
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
15
20
25
30
35
40
Vds(V)
Figure III.13:Caractéristique Ids-Vds a T=465K, pour le MESFET S291,
Lg=8µm, montrant la quasi disparition de l'hystérésis.
Cet effet a pu être également observé pour les autres transistors étudiés (286 et 292)
comme nous pouvons l'observer sur les figures III-14 et III 15.
2,0x10
T=300K,S286
Lg=2µm
-1
VGS=0V
VGS=0V
VGS=-1V
VGS=-1V
1,5x10
-1
Ids(A)
VGS=-2.5V
VGS=-3V
1,0x10
-1
VGS=-4.5V
VGS=-5V
5,0x10
-2
0,0
0
5
10
15
20
25
V ds(V)
Figure III.14:Caractéristiques Ids-Vds a T=300K, pour le
MESFET 4H-SiC S286.
92
Ids(A)
Chapitre III
4,0x10
-1
3,5x10
-1
3,0x10
-1
2,5x10
-1
2,0x10
-1
1,5x10
-1
1,0x10
-1
5,0x10
-2
T=300K
S292,Lg=1µm
Vgs
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
Vds(V)
Figure III.15 : Caractéristique Statique à T=300K pour le MESFET S292
Dans le cas de l'échantillon 286 l'effet est nettement visible à Vgs = 0V puis s'estompe
pour des tensions de grille plus fortes. Dans le cas de l'échantillon 292, une légère diminution
de Ids s'observe à Vgs = -2V et Vgs = -4V. Dans le cas particulier de cet échantillon, l'effte
d'hystérésis est en fait beaucoup plus remarquable à basse température comme nous pouvons
le constater sur la figure III.16. Nous reviendrons sur le cas de la série de transistors S292 dans
4,0x10
T=85K
S292,Lg=1µm
-1
Ids(A)
Vgs
3,0x10
-1
2,0x10
-1
1,0x10
-1
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
V d s(V )
Figure III.16 : Caractéristiques statiques à T=85K pour le MESFET 292.
93
Chapitre III
la partie B de ce chapitre. Notons simplement, que pour ces transistors, l'effet d'hystérésis
apparaît systématiquement pour des faibles valeurs de la tension de grille alors que pour les
transistors 286 et 291 la situation n'est pas aussi tranchée. En effet, l'hystérésis apparaît dans
certains cas, pour de fortes valeurs de Vgs (figure III-17) ou bien encore pour des tensions
Vgs aussi bien élevées que faibles (Figure III-19).
0.07
T = 300 K, S291
Lg = 2 µm
0.06
0.05
Ids(A)
0.04
0.03
0.02
-1V
-3V
-5V
-7V
-9V
0.01
0.00
0
5
10
15
20
25
30
-1V
-3V
-5V
-7V
-9V
35
Vds(V)
Figure III-17 : Caractéristiques statiques à T = 300 K pour un MESFET
291 Lg = 2 µm. Un effet d'hystérésis d'autant plus marqué que Vg est
forte est observable.
0.06
-0.5V
-2.5V
-5.5V
-7.5V
-9.5V
T = 500 K, S291
Lg= 2 µm
0.05
Ids(A)
0.04
-0.5V
-2.5V
-5.5V
-7.5V
-9.5V
0.03
0.02
0.01
0.00
0
5
10
15
20
25
30
35
Vds(Volts)
Figure III-18 : Caractéristiques statiques à T = 500 K pour un MESFET
291 Lg = 2 µm. L’hystérésis a pratiquement disparu.
94
Chapitre III
T=300K, S291 Lg=16µm
Figure III.19:Caractéristique statiques Ids-Vds a T=300K, S291, Lg=16µm,
Notons également, que dans le cas d'un hystérésis à fort Vgs comme à faible Vgs,
l'effet disparaît à haute température (figure III-18).
Nous pouvons à ce stade émettre l’hypothèse de la présence de centres profonds situés
aux interfaces canal/couche de passivation ou canal/buffer ou buffer/substrat SI. En effet des
défauts électriquement actifs situés à ces interfaces sont susceptibles de charger et décharger
des porteurs. Ces défauts d’interface forment une grille « parasite » dont la distribution de
charge est inhomogène [Konstantinov’00]. Dans le cas des défauts situés à l’interface
canal/couche de passivation le phénomène est observé pour les faibles valeurs de Vgs. C’est
le cas de l’échantillon S292 pour lequel l’optimisation du buffer empêche la modification de
l’état de charge de pièges situés au niveau du substrat. Pour les autres échantillons, la grille
parasite peut se trouver aussi bien en surface du canal qu’aux interfaces associées. Les effets
de ces deux grilles parasites peuvent se conjuguer comme dans le cas de la figure III-19, où de
façon distincts comme dans le cas des figures III-12 et III-17 où respectivement les effets de
surface (figure III-12) et d'interface avec le substrat l'emportent (figure III-17). La disparition
de l'effet lorsque la température augmente peut être expliqué par le vidage thermique des
défauts profonds ce qui rend alors la grille parasite inactive.
95
Chapitre III
III.2.3 Conclusion sur les mesures de caractéristiques de sorties
Les effets parasites que nous avons observés sur les caractéristiques statiques de sortie
(chute de tension de seuil, effet de Kink et effet d’hystérésis) peuvent avoir une même
origine : les effets de chargement et déchargement des centres profonds. Ces anomalies
varient en fonction des tensions de grille et de drain (du champ dans la structure) appliquées
et en fonction de la température. Nous allons donc étudier dans la suite les défauts profonds
relatifs au matériau en modulant le champ électrique dans la structure et en faisant varier la
température. Nous utiliserons donc les techniques DLTS et CDLTS.
III.3 Caractérisation des pièges dans le transistor MESFETs
4H-SiC.
La localisation des niveaux profonds permet de comprendre leur influence sur le
fonctionnement du MESFET SiC et d’autre part de trouver des solutions technologiques pour
minimiser leurs effets. Les nombreuses techniques de caractérisations des niveaux profonds
permettent de détecter les pièges dans un tel dispositif mais il est très difficile cependant de
les localiser dans le volume. Pour pouvoir localiser les pièges dans les structures étudiées des
mesures de transitoire de capacité et de courant en commutation de grille et de drain ont été
réalisés.
III.3.1 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de
capacité (DLTS).
Le principe de cette méthode repose sur l’analyse des transitoires de capacité induite
par l’émission ou la capture des pièges localisés dans la zone de charge d’espace sous la grille
du transistor MESFETs 4 H-SiC. Ceci est réalisé par un cycle de remplissages et de vidages
répétitifs des pièges à l’aide de tensions de polarisation bien choisies. Le spectre DLTS
montre un ou plusieurs pics en fonction de la température qui correspond à chaque piège
contribuant au transitoire. La température du maximum du pic correspond au taux d’émission
fixé par le temps d’échantillonnage t1 et t2 du boxcar. En général ce rapport t2/t1 est maintenu
constant. En effet, des travaux [Thurber’82] montrent que le choix de t2/t1 est très important
pour obtenir des spectres corrects. De plus, l’utilisation de valeurs inférieures à 2 pour t2/t1
n’est pas recommandée car le signal de sortie devient trop faible pour une analyse correcte.
Dans le cas idéal où le transitoire a une forme exponentielle, le signal DLTS peut être
facilement ajusté. Toutefois, dans certains cas, le transitoire de capacité n'a plus une forme
exponentielle:
96
Chapitre III
- quand deux ou plusieurs niveaux ont des paramètres très proches (signal
multiexponentiel);
- quand la densité des niveaux profonds est comparable avec celle des dopants
[Crowell’81].
- par la modification de la densité des pièges occupés au bord de la zone de charge
d'espace et dans la zone de transition qui peut générer un transitoire nonexponentiel
[Kimerling’74].
Pour les transitoires qui n'ont pas une forme exponentielle il est possible d'obtenir les
paramètres corrects des pièges si l'on utilise des modèles prenant en compte ces effets
[Omling’83], [Shapiro’84].
Pour déterminer la signatures des pièges (énergie d’activation et section efficace de
capture) il suffit de déterminer les températures des pics pour chaque taux d’émission. Dans le
cas d’un seul pic cette procédure est évidente. Mais dans le cas où deux ou plusieurs pièges
sont présents dans un échantillon, le signal DLTS devient la somme de plusieurs pics et
l’obtention de chaque Tmax n’est pas toujours facile déterminer. Si les pièges sont bien séparés
en température, il peut être possible d’assimiler le spectre à une somme des gaussiennes, ceci
nous permettant de déterminer Tmax pour chaque piège [Saysset’96].
III.3.1.1
Mesures expérimentales
Pour cette étude, les mesures DLTS ont été réalisées dans une gamme de température
comprise entre 77 K et 600 K. Les mesures DLTS sur un transistor de la série S291 (dont la
longueur de grille 16µm; buffer dopé p) sont présentées sur la figure III.20. La capacité pour
ce transistor est de l’ordre de 1.5pf. Nous avons pu augmenter la polarisation inverse et donc,
sonder un volume plus important. Pour toutes les mesure de DLTS, la duré de l’impulsion est
fixé à 1ms, avec plusieurs taux d’émission en. Ce spectre nous montre la présence d’un seul
piège noté E1 avec une énergie d’activation de 0.32 eV et une section efficace de capture de
l’ordre de 10-17 cm-2. Même en essayant différents conditions de manipulation (Vr, Vp, et tp),
on a toujours un seul signal DLTS.
97
Chapitre III
Figure III.20. Spectres DLTS enregistrés pour l’échantillon S291,
Lg=16µm, avec un buffer P, tp=1ms,Vr=-4V etVp=0V,.
La saturation des spectres DLTS en fonction du temps de pulse (tp) à 10ms montre
que le défaut E1 est ponctuel, [Omling’85] (figure III.21). En effet; le caractère ponctuel ou
étendu des défauts peut être déduit de la variation de l’amplitude du pic DLTS en fonction du
temps de remplissage. Pour les défauts ponctuels distribués uniformément dans le structure,
on obtient une saturation du signal avec le temps de remplissage.
98
Chapitre III
0,0035
0,0030
∆Cmax(pF)
0,0025
0,0020
0,0015
0,0010
0,0005
0,0000
0,1
1
10
100
tp(µs)
1000
10000 100000
Figure III.21: Variation de l’amplitude du signal DLTS du défaut E1 en
fonction de la durée de remplissage (saturation du signal), en=116.27s-1.
Alors que pour un défaut étendu, le modèle existant [Wosinski'89] suppose que les
taux de capture des électron/trous sont limités par une barrière de potentiel qui est fonction du
nombre d’électrons/trous déjà capturés. Dans ce cas, la concentration des pièges occupés suit
la relation [Wosinski’89, Grillot 95].
⎡ ⎛ t ⎞⎤
nT (t p ) = σ n , p Vn , p τ n NT ln ⎢1 + ⎜⎜ p ⎟⎟⎥
⎣ ⎝ τ ⎠⎦
(Eq.III.1)
Avec nT(tp) la concentration des pièges occupés après un temps de remplissage tp, σn,p
la section efficace de capture pour les électrons/trous, < Vn,p> la vitesse thermique des
électrons/trous, n la concentration des électrons/trous injectés, NT la concentration moyenne
des pièges et τ le temps nécessaire pour l’apparition de cette barrière de potentiel (inférieur à
1µs) [Grillot95]. Dans ce cas, l’évolution du signal DLTS avec le temps de remplissage suit
une loi logarithmique. Par la seule mesure de DLTS, nous avons observé la signature d’un
piège à électron et déterminé que ce défaut est un défaut ponctuel. Nous n’avons toute fois pas
l’information sur sa localisation dans la structure. Pour obtenir d’autres informations, nous
allons réaliser des mesures de CDLTS en commutation de grille et de drain.
99
Chapitre III
III.3.2 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de
courant (CDLTS).
III.3.2.1
Principe de la méthode de mesure
La spectroscopie de transitoire de courant (CDLTS) présente l’avantage de s’appliquer
directement sur le dispositif, et son application devient capitale pour la caractérisation de
composant de très faibles dimensions. Dans ce cas, nous pouvons déterminer l’influence de
toutes les étapes technologiques. Un autre avantage de la CDLTS par rapport à la DLTS
classique sur les transistors, réside dans la possibilité de détecter des pièges qui se trouvent
dans la couche tampon et à l’interface associée. Pour cela il est nécessaire d’utiliser une
tension inverse proche de la tension de seuil qui permet de moduler le niveau de Fermi dans
cette couche [Haddab’95]. Pour que la zone de charge d’espace sous la grille du MESFET
4H-SiC soit symétrique, les transistors ont toujours été polarisés dans la zone linéaire de
fonctionnement avec une tension drain-source inférieure à la tension de saturation.
Il est facile de déterminer les signatures des pièges comme nous l'avons mentionné
dans le cas de la DLTS capacité. Mais cette technique ne permet pas la détermination de leur
concentration.
III.3.2.2
Amplitude des transitoires
L’amplitude des transitoires du courant drain-source en réponse à une impulsion appliquée sur
la grille ou sur le drain d’un transistor dépend des paramètres suivants (Figure III.22) :
-
la valeur maximale de la tension Vp
-
la valeur minimale de la tension Vr
-
l’amplitude de l’impulsion Vp-Vr
-
la durée de l’impulsion ∆t
V
Vp
Vr
t
∆t
Figure III.22 : Caractéristiques de l’impulsion de commande.
Comme la valeur maximale du signal de commande détermine la largeur de la zone de
déplétion initiale, la durée de l’impulsion et sa valeur maximale sont fixées de façon à
100
Chapitre III
optimiser le remplissage des pièges présents dans la structure. De plus, choisir un Vr proche
de la tension de seuil du composant permet d’obtenir une bonne efficacité de détection.
Vr=-3V
1,005
Vr=-6V
1,000
Ids/Idss
Vds=10V
en=34,62
Vr=-4V
T=300K
0,995
0,990
0,985
0,980
0
10
20
30
40
50
60
70
80
Temps(ms)
Figure III.23 : Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de
l'amplitude de l'impulsion de grille en conservant Vp=0V (MESFET SiC serie 291,
Lg=16µm et buffer P)
La figure III.23, montre l’évolution des transitoires du courant drain-source en fonction de la
valeur minimale de la tension. Dans ce cas, une impulsion a été appliquée sur la grille d’un
transistor avec une longueur de grille égale à 16µm de la série S291, avec une valeur
maximale Vp fixée à 0V. On constate que l’amplitude du transitoire est plus élevée quand la
tension inverse appliquée sur la grille est plus forte (en valeur absolue). En effet, l'extension
de la zone de charge d’espace associée à la grille du transistor est dans ce cas plus importante.
Par conséquent le nombre de porteurs libres émis par les pièges profonds augmente.
L’amplitude du transitoire du courant drain-source en commutation de grille est
proportionnelle au nombre de défauts présents dans la zone modulée.
III.3.2.3
Détection et identification des pièges profonds
Pour détecter, identifier et localiser les centres profonds, nous réalisons des mesures de
transitoires de courant drain-source en commutation de grille et de drain en fonction de la
température.
101
Chapitre III
1 ,0 1
T=225K
tp = 1 0 0 0 m s
Vds=10V
T=410K
1 ,0 0
T=285K
T=85K
0 ,9 9
Ids/Idss
T=130K
T=170K
0 ,9 8
0 ,9 7
V G (V )
0V
0 ,9 6
-6 V
te m p s (m s )
0 ,9 5
0
10
20
30
40
50
60
70
80
te m p s (m s )
Figure III.24 : Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de la
température pour un transistor de longueur de grille 16µm de la série 291.
L'évolution des transitoires de courant présentés dans la figure III.24, montre qu'un seul
processus d'émission électrique gouverne les transitoires dans la gamme de température 80K à
500K. Chaque transitoire expérimental est alors traité par le programme d'échantillonnage
pour extraire les constantes de temps associées aux processus d'émission mis en jeu.
Pour déterminer les signatures des pièges, (énergie d'activation, section efficace de
capture) il faut déterminer les températures des pics pour chaque taux d'émission. Alors que
dans le cas d'un seul pic cette procédure est évidente, dans le cas où deux ou plusieurs pièges
sont présents dans un échantillon, le signal CDLTS devient la somme de plusieurs pics et
l'obtention de chaque Tmax devient plus complexe. Si les pics sont bien séparés en
température, il peut être possible d'assimiler le spectre à une somme de gaussiennes, ceci
permettant de déterminer Tmax pour chaque piège.
III.3.2.4
Résultats en commutation de grille
Les pièges activés sont localisés dans la zone de charge d'espace associée à la grille.
Cette zone désertée s'étend en profondeur dans la couche active du transistor mais aussi
latéralement dans les zones d'accès grille/source et grille/drain. Afin d’obtenir un maximum
d'information, cette étude a été effectuée en polarisant le transistor en régime de saturation et
en régime linéaire.
Nous commençons tout d’abord l’étude par des impulsions en régime linéaire avec un
Vds égale à 10V, une tension Vp=0V et des valeurs de Vr respectivement -3, -4 et -6V dans le
102
Chapitre III
but de sonder le maximum de volume dans le canal. La durée de l’impulsion est fixée à
1000ms, la gamme de température varie entre 77K et 470K. Toutes les mesures sont réalisées
sur les transistors de la série S291.
Signal CDLTS(a.u)
6,5x10
-3
6,0x10
-3
5,5x10
-3
5,0x10
-3
4,5x10
-3
4,0x10
-3
3,5x10
-3
3,0x10
-3
2,5x10
-3
V DS =10V
V GS =-3---0V
tp=1000ms
-1
en=34.62S
50
100
150
200
250
300
350
400
450
Température(K)
Signal CDLTS(a.u)
Figure III.25 : Spectre CDLTS pour un transistor Lg=16µm de la sérié S291.
1,5x10
-3
1,0x10
-3
5,0x10
-4
V ds =10V
V gs =-3---0V
tp=1000m s
-1
en=2.73s
0,0
-5,0x10
-4
-1,0x10
-3
-1,5x10
-3
-2,0x10
-3
-2,5x10
-3
50
100
150
200
250
300
350
400
450
Tem pérature(K )
Figure III. 26 : Spectre CDLTS pour un transistorLg=16µm de la série S291.
103
Chapitre III
Les figures III.25 et III.26 représente les spectres CDLTS obtenus lors d’une
impulsion sur la gille pour un transistor avec une longueur de grille 16µm. Seul le taux
d’émission (en) a été changé entre les deux mesures. Pour en=34,62s-1 (figure III.25) le spectre
CDLTS est constitué de la superposition de signaux positifs correspondant à l’émission de
pièges à électron. Pour en=2.73s-1, nous observons un spectre très similaire jusqu'à 300K
environ, puis à plus haute température, apparait un pic négatif. Ce pic négatif devrait
logiquement correspondre à un piège de trous ce qui est surprenant dans le composant étudié
puisqu’il s’agit d’un dispositif à majoritaires (électrons). Les travaux de Ho-Young et al [HoYoung’03a] montrent que l’existence de pièges à trous peut être attribuée à l’effet d’états de
surface dans les transistors MESFETs SiC. Ces états de surface sont situés entre grille/source
et grille/drain. Une étude plus approfondie sur les états de surface sera présentée dans la partie
B de ce chapitre.
0,010
VGs= -3V
VGS= -4V
VGS= -6V
-1
Signal CDLTS (a.u)
0,008
en=23.8S
Tp= 1000mS
VDS=10V
0,006
0,004
0,002
50
100
150
200
250
300
350
400
450
Température(K)
Figure III.27 : Spectre CDLTS enregistré pour un transistor MESFETs
4H-SiC avec un buffer P et Lg=16µm.
Sur la figure III.27, pour un taux d’émission de 23.8s-1, le pic négatif n’apparait pas. Afin de
garder la zone de charge d'espace sous la grille symétrique, les transistors sont toujours
polarisés dans la zone ohmique de fonctionnement avec une tension drain - source qui ne
dépasse pas 10 V. En modifiant les tensions de polarisations inverses entre -3Vet -6 V (proche
de la tension de seuil) et en gardant le taux d’émission en fixe, la forme du spectre reste
inchangée et on observe uniquement une faible variation des paramètres des pièges. En effet,
104
Chapitre III
les tensions de polarisation Vr précisent la zone d’émission des porteurs dans la zone de
charge d’espace. Ces résultats montrent qu'il n’y a pas d’effet de champs sur en.
-3
8,0x10
Vds=10V
B5
Vgs=-6..0V
-3
Signal CDLTS(a.u)
7,0x10
B6
B4
B3
tp=1s
-1
en=29.82s
-3
6,0x10
B2
-3
5,0x10
B1
-3
4,0x10
-3
3,0x10
50
100
150
200
250
300
350
400
450
Temperature(K)
Figure III.28 : Spectre CDLTS enregistré lors d’une impulsion sur la grille.
Malgré la complexité des spectres qui contiennent d’évidence plusieurs composantes,
nous avons essayé de les décomposer pour obtenir la signature de chaque piège. Le spectre
CDLTS figure III.28 montre la présence de six pics (B1, B2, B3, B4, B5 et B6) en fonction de
la température. Chacun de ces pics correspond à un piège qui contribue au transitoire de
courant drain-source. Les températures des maxima des différents pics sont déterminées pour
chaque taux d’émission fixé par les temps d’échantillonnage t1 et t2. Les énergies d’ionisation
apparentes (Ea) et les sections efficaces de capture (σ) des pièges sont obtenues à partir de
leurs signatures (Variations du logarithme de T2/en en fonction de 1000/T) (figure III.29 et
figure III.30). Les différentes énergies d'activation et sections efficaces de capture sont
reportées dans le tableau III.2
105
Chapitre III
B1=1.01eV
9,0
B2=0.82eV
B4=0.61eV
8,5
8,0
2
Ln(T /en)
B3=0.32eV
7,5
7,0
6,5
2,4
2,6
2,8
3,0
3,2
3,4
3,6
3,8
4,0
4,2
-1
1000/T(K )
2
Ln(T /en)
Figure III.29 : Diagramme d’Arrhénius pour le MESFETS 4H-SiC lors d’une impulsion
sur la grille pour les défauts notés B1, B2, B3 et B4.
6,0
5,9
5,8
5,7
5,6
5,5
5,4
5,3
5,2
5,1
5,0
4,9
4,8
4,7
4,6
4,5
B5=0.16eV
8,0
8,2
8,4
B6=0.09eV
8,6
8,8
9,0
-1
9,2
9,4
9,6
9,8
1000/T(K )
Figure III.30 : Diagramme d’Arrhénius pour le MESFETS 4H-SiC lors
d’une impulsion sur la grille pour les défauts notés B5, et B6.
106
Chapitre III
L'identification de ces défauts est un problème délicat et nous allons seulement donner
quelques identifications possibles.
L’énergie d’activation du défaut B1 de 1.01eV est proche de celle qui a été obtenue
par dispersion en fréquence de la conductance de sortie (1.05eV) lors d’une étude précédente
[Sghaier’03] pour des transistors réalisés sur des substrats dopés au Vanadium. La valeur est
également proche de celle du niveau accepteur du vanadium à Ec=0.97eV mesurée par
Achtziger en DLTS [Achtziger’97]. De plus les mesures de résistivité en fonction de la
température réalisées par Augustine et al [Augustine’97] ont révélé une énergie d’activation
de 1.16eV dans le cas de substrat semi-isolants dopé au vanadium. Nous pouvons donc
attribuer le défaut B1 à la présence du vanadium dans le substrat semi-isolant. Il est toutefois
surprenant que des effets de chargement/déchargement d’un défaut du substrat puissent être
observés dans le cas de transistors contenant une couche buffer de type P supposée prévenir
l’injection de porteurs dans le substrat. Le défaut n’est d’ailleurs pas observé en DLTS
capacitive. Par contre, dans l’expérience de DLTS courant le drain est polarisé avec une
tension positive de 10V. Pour cette tension de drain, la jonction P/N (buffer/canal) est
fortement polarisée en inverse, si bien que le buffer est déplèté. Dans ces conditions de
champs Vds=10V, Vgs=-6V, les porteurs peuvent donc avoir suffisamment d’énergie pour
être injectés depuis le canal dans le substrat à travers la couche buffer. Ce niveau profond
correspondant à un piège situé dans le substrat est probablement à l'origine de l'effet
d'hystérésis observé pour les forts Vgs (au voisinage du pincement).
Concernant le défaut nommé B2 dont l’énergie d’activation est de 0.82eV
l’identification est moins claire. Une même énergie a été reportée dans la littérature et ceci
après implantation de He [Kimoto’93]. Y. Negoro et al [Negoro’05] ont implanté des
matériaux 4H-SiC avec de l'aluminium et du bore et, par des mesures de DLTS ils ont détecté
un défaut avec également une énergie d’activation de 0.82eV. Toutefois nos échantillons
n’ayant subit aucune implantation on ne peut pas identifier l’origine de ce défaut dans nos
structures pour l’instant.
Le défaut B3 apparaît à 300K avec une énergie d’activation de 0.61eV qui est celle du
défaut appelé Z1 identifié dans la littérature. Il a été observé dans des structures MESFET 4HSiC par Kimoto et al [Kimoto’93] et a été confirmé par la suite avec des mesures de DLTS
par Doyle et al [Doyle’97] avec une énergie d’activation de 0.7eV. La concentration de ce
défaut augmente après une implantation avec He+ du 4H-SiC [Gotz’93]. Les études complètes
menées par A. Kawasuso et al [Kawasuso’01] sur la stabilité de ce défaut Z1 créé par
implantation d'He+ porte principalement sur la disparition de ce défaut après un recuit à haute
107
Chapitre III
température. Ces études ont montré que ce défaut Z1 est associé à des lacunes de silicium dans
le SiC. Une étude récente sur ce défaut réalisée par Pintillie et al [Pintilie’02] montre une
augmentation notable du défaut Z1 en fonction du dopage Azote.
Pour le piège B4 qui présente les mêmes signatures (Ea,σ) que le défaut E1 déterminé
par la technique DLTS capacité dans ce travail, l'identification par rapport aux résultats de la
littérature n'est pas possible.
Le défaut B5 apparaît avec une énergie d’activation de 0.16eV ; ce défaut à été
attribué au niveau du Ti [Van Kemenade'74] dans la structure 4H-SiC, appelé P1/P2. Cette
impureté, provenant généralement du suscepteur de graphite lors de l'épitaxie est rencontrée
assez communément dans les structures SiC. Dans notre cas, le titane est probablement
distribué uniformément dans la couche canal.
Finalement le défaut B6 dont l’énergie d’activation est de 0.09 eV correspond à
l’évidence au dopant de type n de la couche canal, c'est-à-dire l’azote [Troffer’78].
Impulsion sur la grille Ea(eV)
σ (cm2)
Identification
des pièges
B1
1,01
4,3 × 10-17
B2
0,82
7,2 × 10-16
B3
0,61
3,45 × 10-15
B4
0,32
2,68 × 10-17
B5
0,16
1,57×10-17
P1/P2 (Ti)
B6
0,09
5,4 × 10-16
N
V
Z1
Tableau III.2 : Récapitulatif des signatures des défauts obtenues lors d'une
impulsion sur la grille et identification proposée.
108
Chapitre III
III.3.2.5
Influence de la duré de pulse
Signal CDLTS(a.u)
0,0070
VDS=3V
0,0065
VGS=-6---0V
0,0060
en=34.62s
tp=1000ms
tp=500ms
-1
0,0055
0,0050
0,0045
0,0040
0,0035
0,0030
0,0025
50
100
150
200
250
300
350
400
450
Température(K)
Figure III. 31 : Spectre CDLTS enregistré pour l’échantillon SiC 291 lors d'une
impulsion sur la grille avec variation de tp.
Pour une durée de remplissage tp donnée, la proportion de centres profonds occupés
par des porteurs libres est fonction de la cinétique de remplissage de ces centres profonds. La
variation du signal CDLTS en fonction de la durée de remplissage peut mettre en évidence
des caractéristiques particulières de ces centres [Grillot’95, Shoucair’92 ; Omling’85,
Wosinski'89]. Une augmentation logarithmique de l’amplitude du pic CDLTS en fonction du
temps de remplissage peut prouver que les défauts sont étendus. Nous remarquons sur la
figure III.31, que les spectres CDLTS en fonction de la température se saturent lorsque l'on
fait varier le temps de pulse tp de 100ms à 1000 ms. Ceci montre que l'ensemble des centres
profonds répertoriés dans le tableau III-2 sont dû à des défauts ponctuels. Tous les pièges qui
ont été détectés (tableau III.2) dans les transistors MESFETs 4H-SiC avec un buffer P, sont
localisés soit dans la couche active soit aux interfaces associées couche passivation/canal,
canal/buffer/SI.
Pour discerner entre les différentes contributions nous allons analyser les résultats
d'expériences CDLTS en commutation de drain.
III.3.2.6
Résultats en commutation de drain
L'analyse en fonction de la température des transitoires de courant drain-source en
commutation de drain vise à :
109
Chapitre III
-
diminuer la réponse des pièges en surface
-
détecter et identifier les pièges présents dans les couches buffer et aux interfaces
associées buffer/canal et buffer/SI.
En effet lors d'impulsions sur le drain, la zone déplétée s'étend plus profondément
dans la structure que pour des impulsions sur la grille. Nous avons fixé la tension de grille à
une valeur faible vis-à-vis de la tension de pincement et nous avons étudié différentes
tensions de drain. Pour cela, la tension maximale appliquée sur le drain est de 13V, et la
tension minimale est égale à 6V. La grille est polarisée à -3V. La durée de l'impulsion est
fixée à 500 ms. Les mesures ont été réalisées dans la gamme de température 77K-450K. La
figure III.32 montre le spectre CDLTS correspondant. Ce spectre montre une large bande
dans laquelle apparaissent plusieurs pics en fonction de la température. Chacun de ces pics
correspond à un piège qui contribue au transitoires de courant.
0,030
VDS=6---13V
VGS=-3V
tp=500ms
-1
en=34.62s
Signal CDLTS(a.u)
0,025
0,020
0,015
0,010
0,005
50
100
150
200
250
300
350
400
450
Température(K)
Figure III.32 : Spectre CDLTS enregistré pour l’échantillon SiC 291 lors d'une
impulsion sur le drain pour une valeur de tp=500ms.
110
Chapitre III
III.3.2.7
Identification des pièges
Signal CDLTS(u.a)
C1
VDS=6----13V
VGS=-3V
tp=1000ms
0,025
C2
0,020
C4
C3
0,015
0,010
0,005
50
100
150
200
250
300
350
400
450
Température(K)
Figure III.33 : Spectre CDLTS enregistré pour l'échantillon S291, Ces conditions met en
évidences les présences de quatre pièges notés C1, C2, C3 et C4.
La décomposition du spectre CDLTS (figure III.33) met évidence la présence de
quatre pics nommés respectivement C1, C2, C 3 et C4. Le tracé du diagramme d'Arrhénius
(figure III.34) permet d'extraire les signatures de ces centres profonds qui sont reportées dans
le tableau III-3.
C1=0.82eV
8,5
C2=0.61
8,0
7,5
2
Ln(T /en)
C3=0.53eV
7,0
C4=0.37eV
6,5
6,0
2,4
2,6
2,8
3,0
3,2
3,4
3,6
3,8
4,0
-1
1000/T(K )
Figure III.34 : Diagramme d’Arrhenius pour les niveaux C1, C2, C3 et C4.
111
Chapitre III
Les énergies d'activation des défauts C1, C2 et C4 trouvées dans ces conditions sont
proches de celles des défauts trouvés lors de la commande de la grille (B2, B3 et B4).
Puisque lors d'une impulsion sur le drain, la profondeur de la couche canal est plus
efficacement sondée que lors de l'impulsion sur la grille, nous pouvons supposer que ces
pièges sont situés à proximité de l'interface canal/buffer. Plus particulièrement, le défaut C4
(B4) est un défaut détecté à la fois avec la technique DLTS capacitive et avec la CDLTS lors
de la commande de la grille et du drain ce qui nous permet de dire que ce défaut est plus
probablement localisé dans le canal [Dermoul’01]. Le défaut C3 n'est observé que lors des
mesures de CDLTS avec impulsion sur le drain. Ce piège est donc probablement situé près
de la surface à proximité du drain [Gassoumi’04].
Impulsion sur le drain
σ(i) (cm2)
Ea(eV)
Identification
des pièges
C1
0,81
4,3 × 10-17
C2
0,61
7,2 × 10-16
C3
0,54
3,45 × 10-15
C4
0,37
2,68 × 10-17
Z1
Tableau III.3 : Récapitulatif des signatures des défauts obtenues lors d'une
impulsion sur le drain.
III.3.2.8
Comparaison entre la DLTS et la CDLTS
Technique
σ(cm2)
Ea(eV)
Identification
DLTS CDLTS CDLTS DLTS CDLTS CDLTS DLTS CDLTS CDLTS
(grille) (Drain)
(grille) (Drain)
(grille) (Drain)
B1
E1
4,3× 10-17
1,01
B2
C1
0,82
0,81
7,2 × 10-16
B3
C2
0,61
0,61
3,45×10-15
B4
C3
0,54
C4
0,37
0,32
1,5*10-
0,32
17
V
Z1
2,68×10-17
B5
0,16
1,57×10-17
B6
0,09
5,4 × 10-16
N
Tableau III.4 : Récapitulatif des différents résultats trouvés avec la DLTS et la CDLTS
112
Chapitre III
III.4 Conclusion.
Notre objectif dans la première partie de ce chapitre a été d’une part d’identifier les
principales anomalies qui induisent les dysfonctionnements électriques d’un MESFETs 4HSiC avec un buffer P et d’autre part de caractériser les défauts profonds responsables de ces
anomalies.
Les caractéristiques statiques Ids=f(Vds) montrent la présence d’un effet d’hystérésis,
un effet de kink sur les transistors MESFETs 4H-SiC. De plus un shift en température de la
tension de seuil à été observé. Cette variation de la tension de seuil et ces parasites de
fonctionnements sont directement liés à l’existence de défauts profonds dans les transistors.
Dans le but d’identifier les défauts profonds dans le volume, des mesures de DLTS
capacité ont été effectuées avec des tensions inverses supérieures à la tension de seuil. Le
spectre DLTS montre la présence d’un défaut d’énergie d’activation de 0.32eV dont l’origine
n’est pas actuellement attribuée.
Pour compléter ces résultats des mesures de CDLTS avec des impulsions sur la grille
et sur le drain ont été réalisées avec des tensions inverses proches de la tension de seuil. Les
défauts détectés ont des énergies d’activation qui varient entre 0.09eV et 1.1eV. Les pièges
détecté avec la CDLTS par commutation sur la grille et sur le drain (Ea=0.82eV, Ea=0.62eV
et Ea=0.32eV) sont localisés en profondeur dans la structure.
Nous avons également observé que pour les faibles valeurs de en nous avons observé
un pic négatif potentiellement attribué à la présence des états de surface. Cette étude sera
l’objectif de la partie B de ce chapitre, dans laquelle nous allons étudier en détail ces états de
surface sur des transistors MESFETs 4H-SiC ayant un buffer optimisé ce qui permet de
s'affranchir de la réponse du substrat.
Nous pouvons conclure que l'ensemble de ces techniques de caractérisation est bien
adapté à l'étude des défauts profonds sur un dispositif comme le MESFET 4H-SiC et que
nous pouvons les utiliser de façon complémentaire.
113
Chapitre III
Etude des états de surface dans les MESFETs 4H-SiC
Chapitre III :
PARTIE B : Caractéristiques statiques
et états de surface dans les MESFET 4H-SiC
III.1 Introduction
Le comportement transitoire du courant de drain peut également être causé par des
états de surface. Pour cela, dans ce chapitre, nous présentons l’ensemble des mesures I-V
réalisées sur les transistors MESFETs 4H-SiC ayant une couche tampon optimisée afin
d’éliminer l'injection de porteurs au niveau du substrat (série 292).
III.2 Caractéristiques statiques.
III.2.1 Caractéristiques de transfert Ids-Vgs-T, pour un MESFET SiC
de longueur de grille 1µm.
0,25
T = 85K
V T = -12.42V
S 292, L g = 1µ m
0,20
Ids(A)
0,15
0,10
0,05
0,00
-20
-15
-10
-5
0
V g s (V )
Figure III.35 : Caractéristique statique à T= 85K du MESFET 4H-SiC
Les réseaux des caractéristiques Ids-Vgs en fonction de la température qui sont représentés
sur les figures III.35, III.36 et III.37, montrent un décalage de la tension de seuil avec la
température. Ce décalage de tension de seuil entre 85K et 470K est de ∆V=4V.
115
Chapitre III
0,40
T=300K
VT= -15.29V
0,35
S292, Lg=1µm
0,30
Ids(A)
0,25
0,20
0,15
0,10
0,05
0,00
-0,05
-20
-15
-10
-5
0
Vgs(V)
Figure III.36 : Caractéristique statique à T=300K.
-1
3,0x10
-1
2,5x10
T=470K
VT=-16.10V
S292,Lg=1µm
-1
Ids(A)
2,0x10
-1
1,5x10
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
-20
-15
-10
-5
Vgs(V)
Figure III.37 : Caractéristique statique à T=470 K.
116
0
Chapitre III
Ce décalage est souvent détecté pour les transistors de puissance pour lesquels il y a
une surface importante entre la grille et le drain, ce qui est le cas ici. Comme nous l'avons vu
dans la partie précédente, ce décalage de la tension de seuil peut être expliqué par l’activation
thermique des défauts profonds à haute température.
III.2.2 Caractéristiques Ids-Vds-T, d’un MESFET SiC de longueur de
grille 1µm.
Les figures III.38, III.39 et III.40 montrent les réseaux de caractéristiques de sortie
Ids-Vds à différentes températures pour un transistor MESFET 4H-SiC (Lg=1µm, le buffer
est optimisé). Un premier réseau de caractéristiques est obtenu en fermant progressivement le
canal (Vgs de 0V à -10 V) puis consécutivement un deuxième réseau est enregistré en ouvrant
le canal (Vgs de -10V à 0V).
T=85K
S292,Lg=1µm
-1
4,0x10
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
-1
Ids(A)
3,0x10
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
-1
2,0x10
-1
1,0x10
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
Vds(V)
Figure III.38 : Caractéristiques statiques à T=85K d'un transistor de la série S292
avec une longueur de grille=1µm.
117
Chapitre III
-1
4,0x10
-1
3,5x10
T=300K
S292,Lg=1µm
Vgs
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
-1
3,0x10
-1
Ids(A)
2,5x10
-1
2,0x10
-1
1,5x10
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
Vds(V)
Figure III.39 : Caractéristiques statiques à T=300K d'un transistor de la série
S292 avec une longueur de grille=1µm.
T=470K
S292, Lg=1µm
-1
3,0x10
Vgs
-1
2,5x10
-1
2,0x10
Ids(A)
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
-1
1,5x10
-1
1,0x10
-2
5,0x10
0,0
0
5
10
15
20
25
30
35
Vds(V)
Figure III.40 : Caractéristiques statiques à T=470K d'un transistor de la
série S292 avec une longueur de grille=1µm.
118
Chapitre III
Les principales constatations que nous pouvons relever à partir de ces mesures sont les
suivantes :
-
A 300K et de façon moins prononcée à 470K, nous observons une diminution de la
conductance de sortie pour les faibles valeurs de Vgs (à 0V et -2V) et à fortes valeurs
de Vds (au-dessus de 20 V). Cette diminution de conductivité pour un régime de
fonctionnement à "forte puissance" (Ids et Vds élevés) est très probablement due à un
effet d'auto-échauffement [Royet’00] auquel nous ne nous intéresserons pas ici.
-
A 85 K et à 300 K nous remarquons une diminution du courant Ids lorsque les
caractéristiques sont mesurées pour la deuxième fois en ouvrant le canal. Cet effet,
particulièrement visible à 85 K s'estompe avec l'augmentation de la température pour
n'être que très légèrement visible à 475K uniquement sur la caractéristique à Vgs=0V.
Notons que la diminution du courant est d'autant plus faible que la tension Vgs est
importante. Elle n'est même pas observée du tout lorsque le canal est pincé (Vgs = -10
V). Ceci exclu un effet de piégeage dû au substrat ce qui est attendu pour ces
échantillons où l'injection des porteurs vers le substrat est minimisée. A l'opposé, nous
pouvons émettre l'hypothèse d'un effet de piégeage des porteurs en surface du canal.
-
Enfin, nous remarquons un courant de fuite empêchant le pincement du transistor qui
augmente avec la température.
III.2.3 Caractéristiques Ids-Vds-T, pour des transistors de longueur de
grille 4 µm et 16 µm.
Après avoir étudié les caractéristiques électriques statiques et de transfert du transistor
de longueur de grille égale à Lg=1µm, nous présentons les caractéristiques électriques
statiques de deux transistors dont les longueurs de grilles sont Lg=4µm et 16µm. Les figures
III.41 et III .42 montrent les résultats à T=85K et à T=300K pour un transistor de longueur de
grille égale à 4µm.
119
Ids(A)
Chapitre III
1,6x10
-1
1,4x10
-1
1,2x10
-1
1,0x10
-1
8,0x10
-2
6,0x10
-2
4,0x10
-2
2,0x10
-2
T=85K
S292, Lg=4µm
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
0,0
0
10
20
30
40
Vds(V)
Figure III.41 : Caractéristique statique à T=85 K d’un transistor MESFETs 4
H-SiC avec une longueur de grille de 4µm.
2,5x10
-1
2,0x10
-1
1,5x10
-1
1,0x10
-1
5,0x10
-2
T=300K
S292, Lg=4µm
Ids(A)
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
0,0
0
10
20
30
40
Vds(V)
Figure III.42 : Caractéristique statique à T=300K d’un transistor MESFETs 4 H-SiC avec
une longueur de grille de 4µm.
120
Chapitre III
Nous retrouvons certains dysfonctionnements observés précédemment pour le
transistor de longueur de grille égale à 1 µm. L'effet d'auto-échauffement n'est perceptible que
au-delà de Vds = 30 V pour un Vgs de 0V. Ceci est logique étant donné que le courant Ids est
moins fort pour une grille plus longue. Concernant la diminution de Ids entre les deux séries
de mesures, nous retrouvons un comportement sensiblement identique à celui observé pour
une grille de 1µm de longueur. Nous observons également un léger courant de fuite pour cet
échantillon.
Les réseaux de caractéristiques pour une longueur Lg de 16 µm à différentes
températures sont donnés sur les figures III.43, III.44 et III.45. Pour cette longueur de grille
l'effet d'auto-échauffement a totalement disparu. Notons également que nous n'avons pas ou
très peu de courant de fuite pour cet échantillon. Enfin, l'effet de diminution du courant n'est
Ids(A)
visible qu'à basse température et toujours lorsque le canal est ouvert.
2,2x10
-2
2,0x10
-2
1,8x10
-2
1,6x10
-2
1,4x10
-2
1,2x10
-2
1,0x10
-2
8,0x10
-3
6,0x10
-3
4,0x10
-3
2,0x10
-3
T=85K
S292, Lg=16µm
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
0,0
0
10
20
30
40
Vds(V)
Figure III.43 : Caractéristique statique à T=85 K pour un transistor MESFET 4H-SiC avec une
longueur de grille de 16µm.
121
Chapitre III
Ids(A)
8,0x10
-2
Vgs
7,0x10
-2
6,0x10
-2
5,0x10
-2
4,0x10
-2
3,0x10
-2
2,0x10
-2
1,0x10
-2
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
T=300K
S292, Lg=16µm
0,0
0
10
20
30
40
Vds(V)
Figure III.44 : Caractéristique statique à T=300K pour un transistor MESFETs 4H-SiC avec une longueur
de grille de 16µm.
-2
6,0x10
-2
T=470K
S292, Lg=16µm
Vgs
5,0x10
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
-2
Ids(A)
4,0x10
Vgs
0V
-2V
-4V
-6V
-8V
-10V
-2
3,0x10
-2
2,0x10
-2
1,0x10
0,0
0
10
20
30
40
Vds(V)
Figure III.45 : Caractéristique statique à T=475K pour un transistor MESFETs 4HSiC avec une longueur de grille de 16µm et un buffer optimisé.
122
Chapitre III
III.2.4 Conclusion sur les caractéristiques statiques.
Parmi les différents effets parasites observés sur les caractéristiques de sortie, deux
semblent avoir une même origine : le décalage de la tension de seuil et la diminution du
courant pour de mesures successives peuvent être attribués à des effets de chargement et
déchargement de centres profonds [Battacharya’88]. Ces anomalies varient en fonction des
tensions de grille appliquées et en fonction de la température.
Des travaux récents montrent que ces effets parasites peuvent être liés aux états de
surfaces. Cha et al [Cha’03] ont montré que ces phénomènes sont fortement diminués en
utilisant une couche de passivation Si3N4. Ces états apparaissent lorsque la commande de
grille passe d'un état de pincement à un état de conduction, ce qui se traduit par des états
transitoires sur le courant de drain. Nous présentons donc dans la suite une étude par DLTS
courant des transistors analysés précédemment pour discuter de la présence d'éventuels états
de surface. Nous limiterons les résultats exposés au cas des transistors de Lg = 16 µm et Lg =
1 µm.
III.3 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de
transitoires de courant (CDLTS).
III.3.1 Transitoires de courant
Nous présentons, en premier lieu, les transitoires de courant de drain en fonction de la
température pour les deux séries d’échantillons dont les longueurs de grille sont
respectivement 1µm et 16µm.
123
Chapitre III
S292, Lg=16µm
T=180K
1,000
T=130K
T=230K
T=280K
T=380K
Ids/Idss
0,995
T=430K
0,990 T=330K
T=480K
0,985
0,980
0
10
20
30
40
50
60
70
80
Temps(ms)
température pour un transistor de longueur de grille =16µm.
1,001 S292, Lg=1µm
1,000
T=400K
0,999
0,998
Ids/Idss
0,997
T=85K
T=365K
0,996
0,995
T=255K
0,994
0,993
0,992
T=470K
0,991
0,990
0,989
0
10
20
30
40
50
60
70
80
Temps(ms)
température pour un transistor de longueur de grille 1µm.
124
Chapitre III
L'évolution des transitoires de courant présentés dans la figure III.46, est
caractéristique de processus d'émissions qui évoluent avec la température. En effet le
transitoire positif du courant traduit le vidage des pièges à majoritaires (ici électrons) et donc
la disparition d'une déplétion parasite qui limite le courant de drain. Nous notons une
évolution non monotone avec la température ; en particulier à partir de 400 K une forte
augmentation de la variation de courant. Nous verrons dans la suite que ceci est attribué à un
défaut profond en énergie, qui gouverne la conduction dans le canal. Dans le cas du transistor
de longueur de grille 1 µm (figure III.47), l'évolution des transitoires en température est plus
complexe. En effet, nous remarquons dans ce cas que la variation des transitoires de courant
présente trois comportements distincts :
-
Dans la gamme de température au 85K-375K, nous retrouvons logiquement un transitoire
positif caractéristique d'un processus d'émission des majoritaires ;
-
Dans la gamme de température au-dessus de 400 K, le transitoire est décroissant. Cette
diminution du courant peut-être due soit à l'émission de porteurs minoritaires, soit à la
capture des majoritaires ;
-
Dans la gamme intermédiaire, à 400 K notamment, les deux mécanismes sont en
compétition et en conséquence transitoire est quasiment plat.
La figure III.48 montre les transitoires de courant drain-source pour deux valeurs de la
tension inverse (Vr = -4V et Vr = -10V). Dans les deux cas une impulsion a été appliquée sur
la grille du transistor MESFETs 4H-SiC avec une valeur maximale de remplissage Vp fixée à
0V.
125
Chapitre III
Vr=-4V
Vr=-10V
1,000
0,999
Ids/Idss
0,998
0,997
0,996
0,995
0,994
0
10
20
30
40
50
60
70
80
Temps(ms)
Figure III.48 : Evolution des transitoires de courant drain-source en
fonction de l'amplitude de l'impulsion de grille Vp=0V
Nous constatons que l’amplitude du transitoire est légèrement plus élevée quand la
tension appliquée sur la grille est forte (-10V). En effet une modulation plus importante de la
zone de charge d’espace associée à la grille du transistor entraîne une augmentation du
nombre de porteurs libres émis par les pièges profonds. D’après l’équation du courant Ids du
MESFET cette augmentation du transitoire traduit la présence de défauts répartis de façon
monotone dans l'épaisseur du canal.
III.3.2 Résultats de CDLTS en commutation de grille
III.3.2.1
Transistor à Lg = 16 µm
Dans cette partie le transistor MESFET à substrat 4H-SiC est polarisé en régime linéaire avec
une tension de grille Vr=-4V puis Vr=-10V et une tension de drain égale à Vds=8V ; la durée
d’impulsion est fixée à 1000ms. Sur la figure III.49 est représenté le spectre CDLTS pour une
tension Vr de -10V.
126
Chapitre III
0,10
C1
Vr=-10V
Vp=0V
Signal CDLTS(a. u)
0,08
Vds=8V
tp=1000ms
S292,Lg=16µm
0,06
0,04
0,02
0,00
100
150
200
250
300
350
400
450
500
Temperature T(K)
Figure III.49 : Spectre CDLTS enregistré lors d’une impulsion sur la grille avec
Lg=16µm
Ce spectre est composé d'une large bande située entre 150 K et 350 K composée de plusieurs
composantes que nous ne détaillerons pas ici, et d’un pic à une température de 450K qui
domine largement. C'est ce défaut qui contribue principalement aux transitoires qui, nous
l'avons vu (figure III.46) augmentent brutalement à partir de 400 K. L'énergie d'activation
déterminée pour ce piège est de 0.9 eV.
III.3.2.2
Transistor Lg = 1µm
Les mêmes paramètres de polarisation ont été employés pour ce transistor. Le spectre
de CDLTS est donné sur la figure III.50.
127
Chapitre III
D3(Ea=0.57eV)
0,04
Signal CDLTS(a.u)
0,03
D2(Ea=0.44eV)
D1(Ea=0.18eV)
D4(Ea=0.79eV)
0,02
0,01
0,00
-0,01
-0,02
-0,03
Vr= -4V
Vp=0V
tp=1000ms
Vds=8V
D5(Ea=0.90eV)
-0,04
100
150
200
250
300
350
400
450
500
Temperature(K)
Figure III.50 : Spectre CDLTS enregistré lors d’une impulsion sur la grille
avec Lg=1µm
Nous retrouvons dans ce cas une large bande entre 150 K et 400 K composée de quatre
composantes. La différence, surprenante, avec le cas du transistor Lg=16 µm est que le pic
principal dominant le spectre, cette fois-ci est négatif. Avant de discuter de l'origine de ce pic
nous donnons les signatures, déduites des tracés d’Arrhenius (Ln(T2/en)=f(1000/T)), des
quatre pièges à électrons à l'origine de la large bande positive. Ils sont nommés
respectivement D1, D2, D3, D4 Ces signatures sont reportées dans le tableau III.5.
σa(cm2)
Pièges
Ea(eV)
D1
0.18
5.2 × 10-17
D2
0.44
7.8 × 10-15
D3
0.57
2.89 × 10-16
D4
0.79
1.3 × 10-15
HL1(D5)
0.9
9.0 × 10-15
Tableau III.5 : Signature des pièges à électron lors d’une impulsion sur la
grille du transistor Lg=1µm.
128
Chapitre III
Comme nous l'avons vu dans la partie précédente, le défaut noté ici D1 correspond
probablement à l'impureté titane (défaut appelé B5 précédemment,) répartie uniformément
dans l'épitaxie constituant le canal.
Un défaut avec une énergie d’activation 0.44eV a été détecté uniquement par
J.Grillenberger, et al [Grillenberger’01] par des mesures de DLTS sur un échantillon implanté
avec du tantale. Toutefois la présence de cette impureté est peu probable ici.
Le défaut D3 correspond probablement au centre Z1 observé précédemment (partie A
de ce chapitre) (noté B3). Ce défaut est très probablement localisé dans la couche canal.
Finalement le défaut D4 qui apparaît avec une énergie d’activation de 0.79eV n'a pas
une origine identifiée. L'énergie est proche de celle du défaut appelé B2 précédemment (0.82
eV).
L'objectif dans cette partie n’est pas l’identification ou la localisation précise de ces
pièges mais plutôt la compréhension de l'origine du pic négatif correspondant à l’existence
d'un défaut se comportant comme un piège à trou. Nous appellerons ce piège HL1 dans la
suite (Hole Like 1).
III.3.2.3
Comparaison Lg = 1µm et Lg= 16 µm
Sur la figure III.51 sont comparés les spectres CDLTS pour Vr = -10 V dans le cas des
transistors Lg = 1 µm et Lg = 16 µm. Nous constatons, une symétrie frappante, du pic
dominant, positif dans le cas Lg = 16 µm (pic C1) et négatif pour Lg = 1µm (pic HL1). Le
tracé d'Arrhenius confirme ceci : le défaut HL1 (Ea=0.9eV, σa = 9.10-15 cm-2) a les mêmes
caractéristiques que C1.
129
Chapitre III
0,10
C1
Vr=-10V, Lg=1µm
Vr=-10V, Lg=16µm
0,08
tp=1000ms
Signal CDLTS(a.u)
0,06
0,04
0,02
0,00
HL2
(Hole Like 2)
-0,02
-0,04
HL1
-0,06
50
100
150
200
250
300
350
400
450
500
Temperature(K)
Figure III.51 : Spectre CDLTS enregistré pour deux transistors lors d’une impulsion sur la
grille. Pour Lg = 16 µm le pic noté C1 a une amplitude positive, pour Lg = 1µm le pic noté
HL1 a une amplitude négative.
Différentes origines peuvent être associées à un pic négatif [Gassoumi’06] :
-
Pour des mesures de DLTS capacitives celui-ci peut provenir d'un artefact lorsque l'on a
une grande résistance série ou une fréquence de modulation importante pour la mesure de
la capacité différentielle (R2C2ω2 >> 1). Ce n'est d'évidence pas le cas pour une mesure de
DLTS courant où nous ne superposons pas de tension alternative à la polarisation grille.
-
Un pic négatif évoque un piège à minoritaires, ici des trous, d'où l'appellation "Hole-Like"
que nous avons adoptée conformément à de nombreux auteurs. Toutefois on ne voit pas
d'où ces trous pourraient provenir dans une structure MESFET à canal n.
-
Le comportement observé sur la figure III.51, évoque naturellement la présence d'un
défaut amphotère qui pourrait aussi bien échanger avec une bande que l'autre. Toutefois
l'énergie d'un tel défaut situé à la moitié de la bande interdite dans SiC serait de 1.5 eV
environ et non 0.9 eV comme nous l'obtenons.
La dernière explication envisageable est donc que le pic négatif soit dû à un
phénomène de capture. Ceci implique la présence d'un réservoir d'électrons dans la structure
afin que la probabilité de capture soit non nulle. Il est également nécessaire d'envisager des
130
Chapitre III
pièges à électrons vides après le pulse de remplissage. Pour cela nous devons considérer que
le niveau d'énergie du piège ne suit pas la courbure des bandes, ce qui ne peut être réalisé que
pour un piège en surface ou bien à proximité de l'interface canal substrat.
III.3.3 Interprétation
III.3.3.1
Phénomène de capture par un état de surface
Le mécanisme proposé est donc celui décrit sur la figure III.52. Un défaut situé en surface
bloque le niveau de Fermi. Ce niveau va ensuite pouvoir capturer des électrons.
Simultanément un phénomène classique d'émission par les pièges situés dans le volume du
canal est observé. Cette compétition entre les deux phénomènes explique l'allure particulière
des transitoires observée pour le transistor Lg = 1 µm notamment à 400 K. La question restant
en suspens est l'origine du réservoir à électrons. Nous avons vu dans la description des
caractéristiques statiques du transistor Lg = 1 µm que celui présentait un courant de fuite
important au niveau de la grille qui empêche le pincement du canal. Cette fuite au niveau de
la grille peut très bien être la "source" d'électrons. Il est alors logique, dans le cas de
l'échantillon Lg = 16 µm qui ne présente pas de courant de fuite de ne pas observer de
capture. Faute d'électrons à capter, le même niveau piège en surface de l'échantillon va
émettre des porteurs d'où la similitude frappante des deux pics hormis bien sur leur signe.
Capture: pic négatif
S
U
R
F
A
C
E
Emission: pic positif
EC
Défauts de Surface
EF
ET
Canal
EV
Figure III.52 : Schéma du diagramme de bande dans la région de drain montrant le processus
de capture d’électron à l’interface SiC/SiO2.
131
Chapitre III
La présence d’un défaut localisé à l’interface canal/couche de passivation (SiC/SiO2)
est tout à fait probable envisageable étant donnée la forte densité d’états à cette interface
(1012cm-2/eV). Ho-Young Cha, et al [Ho-Young’03b] ont également étudié les états de
surfaces sur plusieurs structure MESFET à substrat SI 4H-SiC. Ils ont expliqué la
déstabilisation des réseaux de caractéristiques statiques Ids-Vds des transistors par la présence
des charges négatives dans la structure ; ces charges sont liées directement aux états de
surface. Enfin, le même type de phénomène de capture a été observé précédemment par
Kyoung et al [Kyoung’01] sur des transistors MESFETs GaAs. Dans ce cas le phénomène est
directement lié au piégeage des électrons émis par la grille par des états de surfaces situés
entre grille et source ou grille et drain lorsque la tension inverse Vr est égale à la tension de
seuil VT. Ces auteurs ont montré une augmentation de l’amplitude du pic DLTS en fonction
de la température lorsque les temps d’échantillonnage sont tels que t2/t1=4 pour les mêmes
valeurs de Vr et Vp. Cette variation est expliquée par l'augmentation du courant de fuite au
niveau de la grille avec la température. Nous avons donc vérifié également ce point afin de
confirmer l'interprétation donné pour l'origine du réservoir à électron. Sur la figure III.53 est
représenté le spectre CDLTS du transistor Lg = 1 µm pour différents taux d'émission
(autrement dit différentes températures du pic) en gardant le rapport t1/t2 fixe.
0.04
V DS=8V
V R=-4V
0.03
CDLTS Signal (a.u.)
0.02
0.01
0.00
t2/t1 = 5
-0.01
t1 = 6 ms
e n = 67 s
-1
-0.02
t1 = 9 ms
e n = 45 s
-1
t1 = 12 ms e n = 33 s
-1
-0.03
-0.04
300
350
400
450
Temperature(K)
Figure III.53 : Spectre CDLTS, pour différents valeur de en.
132
Chapitre III
Nous remarquons une légère augmentation en intensité du pic négatif avec la
température matérialisée par une flèche sur la figure, tandis que l'intensité du pic positif reste
strictement constante. Ceci confirme l'effet de capture des électrons provenant d'une fuite au
niveau de la grille, fuite qui comme nous l'avons vu augmente avec la température.
D'autres études ont montré que les états de surface [Kerlain’04 ; Javorka’03] ou les
états d’interface [Ladbrooke’88] dans la région d’accès peuvent produire ce type de signal
(pic négatif). Si à la suite d’une impulsion sur la grille, l’occupation des états augmente par
les piégeages des électrons, la zone désertée et donc les valeurs des résistances d’accès
augmentent et le courant de drain présente un transitoire décroissant. Ce transitoire fait
apparaître un pic négatif sur le spectre CDLTS.
III.3.3.2
Variation de Vr
Pour confirmer l’hypothèse des états de surfaces, des mesures de CDLTS ont été réalisées, en
changeant différents paramètres tel que la tension inverse Vr, le temps de pulse tp et la tension
de drain-source Vds. En appliquant une tension inverse plus forte (proche de la tension de
pincement) nous observons un épaulement dans le pic négatif aux environs de 400 K (figure
III 54). En décomposant ce pic en deux composantes nous pouvons extraire les signatures des
deux défauts notés HL1 et HL2 (figure III.55).
133
Chapitre III
0,04
V D S =8V
0,03
V R =-4V
CDLTS Signal (a.u)
0,02
V R =-10V
0,01
0,00
HL2
-0,01
-0,02
-0,03
-0,04
-0,05
HL1
350
400
450
500
T em p eratu re (K )
Figure III.54 : Spectre CDLTS montrant les deux pièges à trous HL1 et HL2
9,2
9,0
HL1
HL2
E a=0.90eV
2
Ln(T /en)
8,8
8,6
8,4
8,2
Ea=0.56eV
8,0
7,8
7,6
2,25
2,30
2,35
2,40
2,45
2,50
2,55
-1
1000/T(K )
Figure III.55 : Diagramme d’Arrhenius pour les deux défauts de capture HL1 et HL2.
134
Chapitre III
Pour la tension Vr=-4V, le courant de drain DLTS est sensible au pièges qui sont
localisé dans le canal et à sa surface. Alors que pour la tension Vr=-10V, proche de la tension
de pincement, le courant de drain est sensible aux pièges qui sont principalement localisé dans
le canal et aux interfaces associées canal/couche tampon et canal/SI.
Etant donné que le défaut HL2 apparaît pour les valeurs de la tension Vr proche de la
tension de pincement, nous pouvons considérer que ce défaut est situé au niveau de l'interface
canal/couche tampon [Dermoul’00, Gassoumi’06].
Un phénomène de capture a été également observé par Audren et al [Audren’93]. Ils
ont montré que le substrat devrait jouer un grand rôle au pincement. En effet si le drain est
polarisé et au départ la grille n’est pas polarisée, le canal conduit. Il existe une chute de
potentiel du niveau de Fermi des électrons dans le canal en bord de la grille du côté de drain
par rapport à celui du substrat du fait des résistances séries interne (résistance de drain) et
externe (résistance de charge). Lorsque la tension de grille est appliquée, le courant de drain
est réduit, ce qui implique une variation de la chute de potentiel et donc une variation de la
position du niveau de Fermi dans le canal par rapport à celui dans le substrat. Cette variation
implique une modification du confinement côté substrat et engendre des mécanismes de
capture.
III.3.3.3
Variation du temps de pulse tp
La figure III.56 montre les spectres obtenus à Vr = -10 V pour deux temps de pulse différents.
Nous constatons que le signal CDLTS est saturé aussi bien au niveau des pics positifs que
négatif ce qui implique le caractère ponctuel de l'ensemble des pièges responsables du signal
observé.
135
Chapitre III
0,05
tp=1000ms
tp=100ms
V R =-10V
0,04
Signal CDLTS(a.u)
0,03
0,02
0,01
0,00
-0,01
-0,02
-0,03
-0,04
-0,05
50
100
150
200
250
300
350
400
450
500
Temperature(K)
Figure III.56 : Spectre CDLTS à tp variable.
III.3.3.4
Mesure en condition de saturation
Une mesure en condition de saturation (pour Vds = 18 V) à été réalisée pour les transistors
Lg=1µm et Lg = 16 µm. Le cas du transistor Lg = 1 µm est représenté sur la figure III.57.
136
Chapitre III
0,14
VDS = 18V
VR = -4V
C-DLTS Signal (a.u.)
0,12
0,10
0,08
0,06
0,04
0,02
0,00
150
200
250
300
350
400
450
Temperature (K)
Figure III.57 : Spectre CDLTS enregistré pour un transistor MESFETs 4H-SiC
lors d’une impulsion sur la grille et en régime de saturation.
Nous remarquons l’absence du pic négatif HL1. En effet en régime de saturation, même pour
Vgs=0V, la zone de charge d’espace entre grille et drain est entièrement désertée. La ZCE de
cette zone n'est donc pas modulée lors de la séquence de pulse sur la grille et par conséquent
les défauts présents dans cette zone n'apparaissent pas. Comme la distance entre la grille et le
drain est 4 fois plus grand que la grille et la source (respectivement 2 µm et 0,5 µm), la
réponse dans la mesure de CDLTS est très peu sensible à l'interface canal/SiO2 qui n'est
sondée que du côté drain. Ceci explique alors pourquoi le pic négatif, noté (HL1) a disparu
lors de cette mesure et confirme bien sa localisation au niveau de la surface.
III.4 Conclusion.
La technique CDLTS a été utilisée ici pour la caractérisation des phénomènes de
capture présents prés de l’interface canal/passivation (SiC/SiO2). Cette technique est très
important pour l’analyse des défauts qui existe à l’interface SiC/SiO2. Elle nous permet de
caractériser deux pièges à trous appelés HL1 et HL2 qui apparaissent avec des énergies
d’activation 0.90eV et 0.56eV. Un modèle tenant compte de fuites au niveau de la grille
137
Chapitre III
permet de proposer une localisation du défaut HL1 à l'interface canal/couche de passivation.
Ceci est confirmé par les mesures en régime de saturation. Le niveau HL2 n’apparaît que pour
les valeurs de Vr très proche de la tension de pincement du composant étudié. Il est par
conséquent localisé à proximité de l’interface canal/couche tampon.
Ce point est très important à comprendre pour la suite des développements industriels
et pour l’application de ces composantes (MESFET SiC et HEMT GaN) à base de matériaux à
grands gap dans le domaine RF. En effet l’amélioration de la couche de passivation est une
point crucial pour ces composants [Javorka’03 ; Ladbrooke’88].
138
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Références bibliographique du chapitre III
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143
Chapitre IV
Généralités et étude des défauts dans les HEMT AlGaN/GaN à substrat Si
Chapitre IV :
Les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat Si
144
Chapitre IV
IV.1 Introduction :
Un changement radical dans le paysage de la microélectronique s’est opéré depuis les
années 1990 avec la généralisation des liaisons sans fil personnelles et grand public. Il s’agit
par exemple de la téléphonie et des réseaux locaux sans fils mais aussi des applications
automobiles (localisation et anticollision). Les porteuses utilisables s’étalent sur environ deux
décades de fréquences (1-10GHz et 10-100GHz). La multiplication des applications, et donc
des fréquences allouées, se traduit par des contraintes en matière de linéarité, bruit et
sensibilité sans oublier les contraintes sur le coût de fabrication qui doit permettre de grandir
des produits pouvant séduire le plus grand nombre de clients.
La diminution des coûts de fabrication passe par l’accroissement de l’intégration et
l’utilisation de matériaux faible coût. C’est dans ce cadre, que le semiconducteur le plus
employé dans le domaine de la microélectronique a toujours été le silicium (Si). Toutefois
cette technologie souffre de certains handicaps pour un fonctionnement aux fréquences
élevées, forte puissance et a haute température.
Pour les applications de forte puissance, l’apparition de matériaux à grande bande
interdite et en particulier la technologie à base de Nitrure de Gallium (GaN), constitue une
avancée sérieuse pour l’électronique HF de puissance. Les composants électroniques utilisant
ce matériau présentent en effet, grâce à ses propriétés physiques, des performances très
attirantes pour un nombre d’applications. Par exemple, la large bande interdite du GaN
(3.4eV) se traduit par un champ critique de claquage très élevé. Dans les transistors à effet de
champ (FET), cela implique des tensions de claquage supérieures à 50V et représente un
bénéfice appréciable dans des applications de forte puissance par rapport aux composants
Silicium ou III-V ou l’on dépasse rarement 20V. Les propriétés piézoélectriques de ce
matériau lui permettent aussi, par rapport aux autre matériaux, de meilleures potentialités en
courant maximum dans les structures de type HEMT ce qui accroît ses potentialités pour la
puissance.
Les transistors à effet de champ de type HEMTs à base de nitrure de gallium
(AlGaN/GaN) présentent de nombreux avantages (tension de claquage élevée, fonctionnant
dans le domaine des hyperfréquences, excellente conductivité thermique,….) en tant que
dispositifs électroniques destinés à fonctionner à haute température et à haute puissance. Des
travaux présentés dans la référence [Pribble’02] montrent de très bonnes performances vis-vis
des propriétés thermiques. D’autres publications rapportent d’excellentes performances en
terme de fréquence d’utilisation et en terme de puissance aux fréquences micro-ondes.
145
Chapitre IV
Cependant, leurs performances sont affectées par divers effets parasites comme des effets de
coude ou encore courant de fuite au niveau des grilles des transistors. Dans la majorité des
cas, les raisons invoquées sont essentiellement des niveaux de pièges présents dans les
couches épitaxiales constituant le dispositif.
Ce chapitre débute par l’exposé de généralités sur le Nitrure de Gallium ainsi qu’une
rapide description des composants étudiés. Dans la suite, nous nous focaliserons sur les
propriétés des caractéristiques de sorties des transistors et nous analyserons les différentes
anomalies observées telles qu’un effet d’hystérésis en fonction du sens de balayage de la
tension de grille, un courant collapse, un fort courant de fuite observé et un effet de Kink.
Afin de déterminer l’origine physique des effets parasites observées sur les
caractéristiques des transistors HEMTs AlGaN/GaN à substrats Si; la technique CDLTS
(Conductance Deep Level Transient Spectroscopy) sera mise en œuvre. En effet, elle permet
d’explorer toute la zone du dispositif et de plus elle est applicable pour ce type
d’hétérostructures.
IV.2 Généralités sur le GaN
Le nitrure de gallium cristallise sous deux formes différentes. Le polytype
thermodynamiquement stable est la phase hexagonale (structure wurtzite : h-GaN). Le
polytype cubique (structure blende de zinc : c-GaN), thermodynamiquement métastable, peut
être également obtenu en utilisant des conditions de croissance adaptées. Dans cette partie,
nous décrivons de façon succincte les propriétés physiques, thermiques, électriques et
optiques du Nitrure de Gallium (GaN) et leur impact sur les performances des HEMTs à base
de GaN.
IV.2.1 Propriétés physiques
IV.2.1.1
Structure cristalline
La forme cristalline stable du GaN est hexagonale comme le montre la figure IV.1.
Les paramètres de maille les plus couramment obtenus à température ambiante sont
a=b=0.318nm et c=0.518nm.
146
Chapitre IV
GaN ou N
N ou GaN
a=b
Figure IV.1 : Structure cristalline du Nitrure de Gallium (GaN)
IV.2.1.2
Propriétés thermiques
Des travaux de recherche antérieurs [Duboz’95] rapportent une conductivité thermique
du Nitrure de Gallium (GaN) de l’ordre de 1.3 W.cm-1.K-1 qui est proche des valeurs obtenues
dans le cas du silicium. Cette valeur est trois fois plus grande que celle de l’Arséniure de
Gallium ou celle du saphir, mais trois plus faible que celle du carbure de silicium. Ceci est
capital pour les applications ou une forte dissipation de chaleur produite par le composant est
nécessaire. C’est le cas en particulier des transistors de puissance.
IV.2.1.3
Propriétés électriques du GaN
Le grand gap du GaN présente certes des avantages en termes de coefficient
d’ionisation par impact, de puissance mais, présente également quelques désavantages
comme :
des
densités
intrinsèques
de
porteurs
extrêmement
faibles
(compensés
généralement par des effets piézoélectriques dans les dispositifs de type HEMT),
en pratique, les densités de charges sont bien supérieures aux valeurs attendues et
cela est due à la présence des défauts et de l’effet piézoélectrique dans le cas des
hétérostructures [Minko’04] ;
des performances en terme de mobilité des porteurs plus faibles que dans
l’arséniure de gallium (GaAs), en raison notamment des masses effectives qui sont
plus grandes.
147
Chapitre IV
Différents mécanismes limitent la mobilité et, suivant la température, chacun d’eux
peut jouer un rôle déterminant. A basse température, la diffusion par les impuretés neutres ou
chargées domine. La mobilité dépend alors de la qualité du matériau. A température moyenne,
ce sont les phonons acoustiques via le potentiel de déformation et le champ piézoélectrique,
particulièrement important dans le cas du GaN en raison du caractère fortement ionique des
liaisons, qui domine. Enfin, au delà de la température ambiante, ce sont les phonons optiques
qui limitent le plus la mobilité.
IV.2.1.4
Influence du substrat sur les propriétés optiques et structurales
La croissance par homoépitaxie de GaN nécessite des monocristaux de GaN massifs
qui ne sont produits que par un seul groupe dans le monde, le laboratoire UNIPRESS de
l’Université de Varsovie. Ces substrats, dont la croissance s’effectue à très haute pression et
haute température (1.5 GPa et 1400-1700°C), ont la plus faible densité de dislocations
obtenue à ce jour dans GaN : de l’ordre de 102 cm-2 [Porowski’98]. Toutefois ces substrats ne
sont pas commercialisés actuellement car leur coût de production reste très élevé et leur taille
est relativement modeste (1-2 cm pour une épaisseur de 50µm). Par conséquent, la croissance
des nitrures se fait encore presque exclusivement en hétéroépitaxie. Mais comme les
paramètres de maille et les coefficients de dilatation thermiques des substrats utilisés sont très
différents de ceux de GaN et AlN, les couches épitaxiées ont des densités de dislocations très
élevées (108-1010 cm-2) [Adelmann’02], [Barjon’02]. Les principaux substrats sont :
Le saphir (Al2O3) :
C’est le plus utilisé pour la fabrication de diodes électroluminescentes et diodes laser.
Il présente pourtant plusieurs défauts majeurs. En effet, le désaccord de maille avec GaN est
de 16%. De plus, sa conductivité thermique est faible ce qui pose un problème d’évacuation
de la chaleur dans les diodes laser. Une solution est de reporter les puces sur un substrat de
conductivité thermique plus élevée. Enfin, le saphir est un isolant ce qui ne permet pas de
réaliser un contact électrique directement sur le substrat.
Le carbure de silicium (SiC) :
Les deux polytypes utilisés pour la croissance des nitrures hexagonaux sont 4H et 6H.
Pour le type 6H, le désaccord de maille avec GaN est de 3.5 %. C’est un matériau conducteur
électriquement que l’on peut doper n ou p et sa conductivité thermique est nettement
supérieure à celle du saphir. Le principal inconvénient du SiC est son coût élevé. Par ailleurs,
les substrats actuels ne font que 3" de diamètre.
Le silicium :
148
Chapitre IV
Il est moins utilisé que les deux précédents malgré son faible coût et ses plaques de
très grande taille car son désaccord de maille avec GaN est de 17%. Sa conductivité
thermique est intermédiaire entre celle du saphir et celle du SiC.
Al2O3
6H-SiC
Si
Surface (0001)
Surface (0001)
Surface (111)
d(GaN)(%)
16.1
3.5
-17.0
d(AlN)(%)
13.7
1.1
-19.4
λ(Wcm-1K-1)
0.5
3.8
1.5
Tableau IV.1: Désaccord de maille avec GaN (d(GaN)) ou AlN(d(AlN)) et conductivité thermique
des substrats [Adelmann’02]
IV.3 Le transistor HEMT
IV.3.1 Généralités
Les premiers transistors HEMTs sont apparus en 1980 (Fujitsu, Thomson) [Bon’99].
Ce composant possède plusieurs dénominations dans la terminologie anglo-saxonne,
TEGFET (Two-dimensional Electron Gas Field Effect Transistor), MODFET (Modulation
Doped Field Effect Transistor) mais également HFET (Heterojonction Field Effect
Transistor). Ce dernier terme est toutefois généralement plutôt réservé à un autre composant à
hétérostructure dans lequel le transport s’effectue dans un matériau dopé alors qu’il est non
dopé pour le HEMT.
Le HEMT apparaît comme une évolution majeure du MESFET (MEtal
Semiconducteur Field Effect Transistor) qui constitue la structure de base des transistors à
effet de champ (élaborés à partir des semiconducteurs III-V de type GaAs ou InP [Clei’96] ou
plus récemment GaN. Toutefois cette structure exige, pour la réduction des dimensions
nécessaire à la montée en fréquence de « surdoper » le canal conducteur ce qui est notamment
incompatible avec de bonne propriétés de transport en raison de l’influence néfaste des
interactions coulombiennes sur les propriétés de transport.
La structure HEMT permet de contourner le problème en séparant les porteurs mobiles
des charges fixes dont ils sont issus. Le transport électronique s’effectue au voisinage d’une
interface entre un premier matériau fortement dopé ayant la plus petite affinité électronique et
la plus grand gap et un second matériau non intentionnellement dopé (n.i.d) ayant la plus
grande affinité électronique et le plus petit gap. Cette interface, qui constitue le canal du
transistor, est une “hétérojonction“. Par la suite, lorsque la discontinuité de bande de
149
Chapitre IV
conduction entre les deux matériaux est suffisante, la présence de cette hétérojonction permet
de confiner une importante densité de porteurs dans le matériau intrinsèque ou la mobilité la
vitesse électronique sont plus élevées. De plus la densité de ces porteurs est aisément
contrôlable par un potentiel de commande approprié sur la couche dopée par l’intermédiaire
d’une grille Schottky ce qui est à l’origine de l’effet de transistor recherché.
IV.3.1.1
Rappels sur le fonctionnement des transistors HEMT
Le principe de fonctionnement du HEMT est identique à celui d’un transistor à effet
de champ à grille Schottky de type MESFET [Clei’96]. La variation de la conductance, donc
celle du courant entre la source et le drain, peut être obtenue soit par celle de la section du
canal dans le cas du MESFET soit par celle de la densité de porteurs libres dans le canal dans
le cas du HEMT.
La structure d'un HEMT est présentée sur la Figure IV.2. Elle est constituée
essentiellement de trois matériaux différents : le substrat, un matériau à grand gap dopé et un
matériau à petit gap non dopé dans lequel va se trouver le canal. Une couche supplémentaire
superficielle (appelée Cap Layer et qui n’existe pas sous la grille) est formée par un matériau
de faible bande interdite pour permettre la réalisation des contacts ohmiques de source et de
drain. Cette couche est généralement fortement dopée afin de diminuer la valeur des
résistances de contact et donc celle des résistances d'accès. En dessous, une seconde couche
supplémentaire à grand gap non dopée supporte le contact Schottky de grille. Elle est
initialement épaisse et creusée par la suite pour améliorer le facteur de forme (rapport de la
longueur de grille sur l’épaisseur totale de couche à grand gap) et ainsi mieux contrôler la
densité des porteurs du canal par le potentiel de grille. Cette technique permet aussi de réaliser
une structure plus épaisse dans les zones d’accès qui seront ainsi moins résistives. En outre, le
« recess » de la grille a pour but de réduire le phénomène de conduction parallèle connu sous
le nom de MESFET parasite [Lee’84]. En effet, lorsque la couche dopée sous le contact
Schottky n’est pas totalement dépeuplée de porteurs, il s’y crée un canal parallèle à celui de la
couche non dopée à petit gap qui n’est autre que celui d’un transistor MESFET. Dans ce cas,
le courant contrôlé par l’électrode de grille est plus ou moins partiellement associé à des
porteurs à faible mobilité ce qui dégrade les performances. Notons que cet effet parasite, qui
détériore la transconductance gm du transistor, apparaît lorsque le creusement de grille est
insuffisant vis-à-vis de l’épaisseur et du dopage de la couche dopée à grand gap ou que la
grille n’est pas suffisamment polarisée en inverse. Cette couche de matériau à grand gap
dopée a pour rôle de fournir les électrons libres à la structure : c'est la couche donneuse. Son
150
Chapitre IV
dopage, pouvant être volumique, est plus généralement réalisé par un plan de dopage silicium.
Elle est séparée des électrons libres du canal par un espaceur (’’spacer’’ en anglais) qui est
une couche de matériau à grand gap non intentionnellement dopé (nid), permettant d’éloigner
les atomes donneurs d'électrons des électrons du canal. Les interactions à distance entre
électrons et impuretés ionisées sont ainsi réduites ce qui améliore les propriétés de transport.
Plus cette couche sera épaisse, meilleure la mobilité des électrons sera dans le canal. A
l'inverse, le transfert des électrons de la couche donneuse dans le canal est favorisé par un
espaceur fin d’où la nécessité d’un compromis.
Figure IV.2 : Structure d’un transistor HEMT
Le canal est donc situé dans la couche de matériau à petit gap non intentionnellement
dopée. Cette couche, importante dans la mesure où elle reçoit le gaz bidimensionnel
d'électrons qui constitue le canal, détermine les performances du composant à travers les
propriétés de transport des électrons qui la composent. Elle est séparée du substrat par une
couche tampon non intentionnellement dopée, communément appelée ’’buffer’’, qui permet
d'améliorer le confinement des électrons dans le canal en réduisant l'injection des porteurs
vers le substrat. Cette couche permet également, en « effaçant » les imperfections du substrat,
d'avoir un matériau de bonne qualité cristallographique nécessaire à la croissance des couches
supérieures.
IV.3.1.2
L’hétérojonction et le gaz bidimensionnel d’électrons
Dans le cas du HEMT, la juxtaposition d'un matériau à grand gap et d'un matériau à
petit gap implique l’existence d’une hétérojonction. Anderson a proposé le modèle de
151
Chapitre IV
l'hétérojonction qui sera le plus utilisé et deviendra une référence dans son domaine
[Castagné89]. Dans ce modèle, lors de la jonction de deux semi-conducteurs à bandes
interdites différentes, les niveaux de Fermi s'alignent. La conservation des paramètres
physiques de part et d'autre de l'interface entraîne des courbures des bandes de conduction et
de valence, ainsi que des discontinuités à l'interface pour ces deux bandes. Cette
"hétérojonction", illustrée par la Figure IV.3, entraîne la formation d'un puits de potentiel dans
le matériau à petit gap où transfèrent et s'accumulent les électrons provenant de la couche
donneuse dés lors qu’il existe une discontinuité de bande de conduction ∆EC d’au moins 0.1
à 0.2 eV entre les deux matériaux [Mathieu’01].
Figure IV.3 : Structure de bande d’une hétérojonction en présence d’un potentiel de
grille entre un matériau à grand gap et un matériau à petit gap aboutissant à la
formation d’un gaz-2D à l’interface (d’après [Castagné89])
Le transfert de charges génère dans la couche donneuse une zone désertée. Le profil électrique
de la distribution des charges et la discontinuité des bandes au niveau de l’hétérojonction
déterminent la courbure des bandes de part et d'autre de cette hétérojonction et met en
évidence la formation d'un puits de potentiel de forme triangulaire dans lequel s’accumulent
des électrons à forte mobilité.
Nous appelons alors gaz d'électrons bidimensionnel (2DEG dans la terminologie anglaise :
two Dimensional Electron Gas), l'accumulation des électrons dans ce puits. Finalement
l'hétérojonction permet de réaliser la séparation spatiale des atomes donneurs ionisés et des
électrons libres. Ces électrons ne sont donc plus soumis aux interactions avec les impuretés
ionisées et peuvent alors atteindre des mobilités importantes, équivalentes à celle du matériau
intrinsèque. De plus, toute action sur la tension grille Vgs a pour effet de modifier la
152
Chapitre IV
probabilité d’occupation des niveaux du puits quantique donc la valeur de ns : plus Vgs
décroît, plus ns diminue. Il existe en particulier une valeur VT de Vgs qui annule ns. Notons
enfin que dans le cas de la Figure IV.2, le canal du HEMT est situé entre deux matériaux de
grand gap. La structure de bande n'est plus alors constituée d'une seule hétérojonction, comme
sur la Figure IV.3, mais d'une double hétérojonction, augmentant ainsi le nombre d’électrons
susceptibles de participer à la conduction et améliorant leur confinement dans le canal.
IV.4 Eude des HEMTs AlGaN/GaN/Si
IV.4.1 Structures étudiées
La figure IV.4 montre une vue en coupe schématique des HEMTs d’AlGaN/GaN sur
substrat de silicium provenant de l’Institut d’Electronique de Microélectronique et de
Nanotechnologie (IEMN) de l’Université de Lille. La structure a été réalisée sur du silicium
(111) par la technique MBE (Molecular Beam Epitaxy) ou épitaxie par jets moléculaires qui
est une technique de croissance sous ultravide. La structure se compose d’un substrat de
silicium avec une résistivité qui varie entre 4000 et 10000 Ω.cm, d’une couche mince
d’AlN/GaN de 100nm qui permet de réduire les contraintes et ainsi limiter la quantité de
dislocations, d’une couche non intentionnellement dopé (nid) de GaN d’épaisseur 2µm, et
d’une couche AlGaN non dopé de 30nm d’épaisseur. Les dispositifs étudiés par la suite en
CDLTS présentent une longueur de grille de 0.5µm et une largeur de grille de 2×50µm. Des
Source
Grille
Drain
GaN
Al0.25GaN0.75
GaN
AlN/GaN
AlN
Si(111)
Forte résistivité : 4000-10000 Ω.cm
Figure IV.4 : Coupe schématique des HEMTs d’AlGaN/GaN sur
substrat de silicium
dispositifs ayant une surface de grille plus importante (transistor "FAT"), spécialement
élaborés pour les mesures de DLTS ont également été étudiés. Toutefois les courants de fuites
153
Chapitre IV
trop importants sur ces transistors n'ont pas permis de réaliser les mesures de transistoires de
capacité et de courant.
IV.4.2 Caractérisations par des mesures courant-tension
IV.4.2.1
Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds-T.
Nous représentons dans ce paragraphe le réseau direct Ids=f(Vds) d’un transistor
HEMT AlGaN/GaN sur substrat silicium de longueur de grille 0.5µm et de largueur 50µm en
fonction de la température.
Les résultats sont présentés sur les figures IV5, 6, 7, 8 ,9.
T=77K
-2
1,0x10
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
-3
8,0x10
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
Ids(A)
-3
6,0x10
-3
4,0x10
-3
2,0x10
0,0
0
2
4
6
8
Vds(V)
Figure IV.5 : Caractéristiques Ids-Vds d’un HEMT
AlGaN/GaN sur silicium à T=77K
154
10
Chapitre IV
1,0x10
-2
8,0x10
-3
T=200K
Vds=10V
Ids(A)
Vgs
6,0x10
-3
4,0x10
-3
2,0x10
-3
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
Vgs
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
0,0
0
2
4
6
8
10
Vds(V)
-3
9,0x10
T=300K
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
-3
8,0x10
-3
7,0x10
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
-3
6,0x10
Ids(A)
-3
5,0x10
-3
4,0x10
-3
3,0x10
-3
2,0x10
-3
1,0x10
0,0
0
2
4
6
8
10
Vds(V)
Figure IV.7 : Caractéristiques Ids-Vds d’un HEMT AlGaN/GaN sur
silicium à T=300K
155
Chapitre IV
-3
7,0x10
T=400K
Vgs
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
-3
6,0x10
-3
5,0x10
Vgs
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
-3
Ids(A)
4,0x10
-3
3,0x10
-3
2,0x10
-3
1,0x10
0,0
0
2
4
6
8
10
Vds(V)
-3
6,0x10
T=550K
Vgs
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
-3
5,0x10
Vgs
-1V
-2V
-3V
-4V
-5V
-3
Ids(A)
4,0x10
-3
3,0x10
-3
2,0x10
-3
1,0x10
0,0
0
2
4
6
8
10
Vds(V)
Figure IV.9 : Caractéristiques Ids-Vds d’un HEMT AlGaN/GaN sur
silicium à T=550K
156
Chapitre IV
Les résultats nous montrent que le courant de drain est maximum à basse température
et qu’il ne dépasse pas 100mA.
Les caractéristiques Ids-Vds en fonction de la température montrent un comportement
anormal vis à vis de la température (figure IV.5, IV.7 et IV.8). En effet l’évolution du courant
de drain en fonction de la tension de grille appliquée montre plusieurs effets parasites tels
qu’un effet d’hystérésis lorsqu’on fait un aller-retour de la tension Vgs, un effet de
dégradation de courant et un effet d’auto-échauffement. Les explications possibles de ces
effets parasite ont déjà été reportées dans la partie A du chapitre III, relatif à l’étude des
MESFETs 4H-SiC.
Ces anomalies présentes dans les transistors HEMTs AlGaN/GaN/Si peuvent limiter
leurs performances puisque ces composants sont destinés à des applications dans le domaine
micro-ondes.
IV.4.2.2
Caractéristiques de transferts
Dans le but de suivre l’évolution de la tension de seuil en fonction de la température,
nous traçons les caractéristiques Ids-Vgs-T.
0,010
0,008
Vds=10V
VT=-2.94V
T=100K
Ids(A)
0,006
0,004
0,002
VT=-2.94V
0,000
-5
-4
-3
-2
-1
0
Vgs(V)
Figure IV.10 : Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT
157
Chapitre IV
0,006
Vds=10V
VT=-2.4V
T=300K
0,005
Ids(A)
0,004
0,003
0,002
VT=-2.4V
0,001
0,000
-5
-4
-3
-2
-1
0
Vgs(V)
Figure IV.11 : Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT AlGaN/GaN sur
silicium à T=300K
0,005
0,004
Vds=10V
VT=-2.5V
T=550K
Ids(A)
0,003
0,002
0,001
VT=-2.5V
0,000
-5
-4
-3
-2
-1
0
Vgs(V)
Figure IV.12: Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT
158
Chapitre IV
Les figures IV (10, 11,12) montrent un décalage de la tension de seuil vers les valeurs
positives. Ceci peut être associé à l’activation des défauts profonds, présents dans la structure
étudiée. Nous remarquons sur ces composants l’absence d’effet collapse qui se manifeste par
la distorsion du réseau des caractéristique Ids-Vds, généralement observé sur les transistors à
hétérojonctions.
IV.4.2.3
Conclusion sur les caractéristique statiques
D’une façon générale la présence de ces anomalies de fonctionnement sur les
caractéristiques statiques et de transfert des HEMTs peut être corrélée à l’existence des pièges
dans la bande interdite des couches épitaxiées constituant la structure ou résultants de défauts
technologiques. La localisation physique des niveaux profonds permet de comprendre leur
influence sur le fonctionnement du HEMT et d’autre part de trouver des solutions
technologiques pour minimiser leurs effets.
Les nombreuses techniques de caractérisation des niveaux profonds permettent de
détecter les pièges dans un tel dispositif mais il est très difficile cependant de les localiser
dans le volume. Pour pouvoir localiser les pièges dans la structure étudiée, des mesures de
transitoire de courant en commutation de grille et de drain seront réalisés.
IV.4.3 Caractérisation des pièges
Des effets parasites indésirables viennent diminuer les performances statiques du
HEMT AlGaN/GaN/Si. Une connaissance et une prise en compte de ces effets sont
aujourd'hui indispensables lors de la conception de circuits micro-ondes. Il est important de
souligner qu'une des principales barrières rencontrées lors de l'étude de ces défauts est la
difficulté de leur mise en évidence et de leur prise en compte. La difficulté principale lors de
la phase de caractérisation expérimentale est de pouvoir dissocier les différents pièges trouvés
pour les appréhender indépendamment les uns des autres.
159
Chapitre IV
1,005
T=140K
T=190K
T=95K
T=240K
T=340K
T=290K
T=390K
1,000
0,995
Ids/Idss
0,990
0,985
T=490K
T=440K
0,980
0,975
0,970
T=520K
0,965
0,960
0
10
20
30
40
50
60
70
80
Temps(ms)
Figure IV.13: Evolution des transitoires de courant drain-source en
fonction de la température pour un HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si.
Pour détecter et identifier les pièges profonds, nous avons réalisé des mesures de
transitoires de courant drain-source en commutation de grille et de drain. Lors des mesures en
commutation de grille, aucun transitoire n'a pu être observé et ce, malgré l'exploration d'une
large gamme des paramètres de la mesure (Vp, Vr, Vds, tp).
Nous présentons donc dans la suite les résultats obtenus en commutation de drain,
c'est-à-dire lorsque la zone de déplétion s'étend plus en profondeur dans la structure. Les
transistors HEMT AlGaN/GaN à substrat Si sont polarisés avec une
tension maximale
appliquée sur le drain de 4V, et la tension minimale est égale à 1V. La grille est polarisée à 2.25V. La durée de l'impulsion est fixée à 1000ms. Les mesures ont été réalisées dans la
gamme de température 77K-520K.
L’évolution des transitoires de courant représenté en figure IV.13 dans la gamme de
température entre 95K-520K. Ici, seul un processus d’émission est observé. Chaque
transitoire expérimental est alors traité pour extraire les constantes du temps associées au
processus physique mise en jeu. Le spectre CDLTS correspondant (Figure IV.14.) met en
160
Chapitre IV
évidence quatre pics (C1, C2, C3, C4) en fonction de la température. Chacun de ces pics
correspond à un piège qui contribue au transitoire de courant. Leurs signatures déterminées à
partir des diagrammes d'Arrhenius (figure IV 15) sont reportées dans le tableau IV.2.
0,018
0,016
C1(Ea=0.836eV)
Vds=1--4V
Vgs=-2.25V
C2(Ea=0506eV)
Tp=1000ms
C3(Ea=0.202eV)
Signal CDLTS (u.a)
0,014
0,012
0,010
0,008
C4(Ea=0.076eV)
0,006
0,004
0,002
100
200
300
400
500
600
Température(K)
Figure IV.14 : Spectre CDLTS enregistré pour le HEMT AlGaN/GaN/Si. Quatre
niveaux profonds notés C1, C2, C3 et C4 sont mis en évidence.
161
2
Ln(T /en)
Chapitre IV
9,4
9,2
9,0
8,8
8,6
8,4
8,2
8,0
7,8
7,6
7,4
7,2
7,0
6,8
6,6
6,4
6,2
6,0
5,8
C1(Ea=0.83eV)
C2(Ea=0.504eV)
C3(Ea=0.202eV)
C4(Ea=0.075eV)
2
3
4
5
6
7
-1
1000/T(K )
Figure IV.15: Diagramme d’Arrhenius pour les défauts détectés en CDLTS avec
une impulsion sur le drain.
Parmi les défauts électriquement actifs déterminés ci-dessus, le piège noté C2
correspond à un défaut déjà observé dans la litérature. En effet, des mesures de spectroscopie
de transitoire de capacité isotherme [Hacke’94], ont déjà permis d’observer ce défaut noté E2.
Le défaut C2 n’est autre que E2 puisque les signatures de ces deux centres profonds se
superposent. Des mesures de DLTS [Götz’94] ont permis d’observer ce défaut électriquement
actif sur des diodes GaN. Mais jusqu'au aujourd’hui l’origine physique de ce défaut fait l’état
de discussions de plusieurs équipse [Hacke’94, Götz’94, Hacke’96]. La littérature montre que
la concentration ne change pas significativement avec une irradiation d'électrons ou une
implantation d'azote [Haase’96].
Le défaut C3 apparaît avec une énergie d’activation de 0.20eV. Des mesures de DLTS
isotherme sur des structures GaN [Hacke’96] ont déjà permis d’observer ce défaut mais avec
une énergie d’activation de 0.26eV. Des mesures de DLTS [Götz’94] ont détecté ce défaut
mais avec une énergie d’activation de 0.18eV. Les correspondances de diagramme
d’Arrhenius Ea et σa nous permet de dire que ces trois défauts ont la même origine
[Gassoumi’06]. Avec des mesures de CDLTS Marso [Marso’03] a détecté ce défaut
162
Chapitre IV
électriquement actif sur des HEMTs AlGaN/GaN/Si. Ce défaut est probablement localisé dans
la région entre le canal et le gaz à deux dimensions 2DEG.
L’origine du défaut C4 qui apparaît avec une énergie d’activation de 0.07eV et une
section efficace de capture de l’ordre de 2.65×10-15cm2 n’est pas encore bien connue jusqu’à
aujourd’hui. Néanmoins des mesures d’effet Hall réalisées par Z-Q. Fang [Fang’98] sur des
structures GaN lui ont permis de détecter un défaut avec une énergie d’activation de 0.06eV.
Il a attribué ce dernier à une lacune d’azote dans le GaN.
Finalement pour ce qui concerne le défaut C1 qui apparaît à T=500K avec l’énergie
d’activation de 0.832eV, à notre connaissance ce piège a été détecté uniquement dans ce
travail [Gassoumi’06]. Son origine reste une question ouverte. Même si la nature
microscopique exacte des niveaux C1 à C4 ne peut pas être établie, le point intéressant
consiste en ce que nous pouvons conclure que ces niveaux sont tous localisés au-dessous de la
couche supérieure AlGaN. En effet, dans le cas présent, des défauts dans la couche supérieure
AlGaN et/ou à la surface, devraient avoir été observés lorsqu’on réalise des mesures de
CDLTS avec impulsions sur la grille.
Ici, les défauts sont observés uniquement lorsqu’on commande le drain, c'est-à-dire
quand la couche tampon, le 2DEG et le canal sont sondés. Ils sont plus probablement placés
dans la couche tampon ou à l'interface Si/AlN. Ceci est confirmé par le résultat de Marso et al
[Marso’03] pour la localisation du défaut C3.
Défauts
Ea(eV)
σa(cm2)
C1
0.83
3.14 ×10-14
C2
0.50
2.57×10-15
C3
0.20
3.03×10-17
C4
0.07
2.65×10-15
Identification
E2
Lacune N
Tableau IV.2: les Signatures des pièges détectés dans des HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si
lors d’une impulsion sur le drain avec la CDLTS
IV.5 Conclusion
Dans ce chapitre notre objectif a été d’une part d’identifier les principales anomalies
qui induisent les dysfonctionnements électriques d’un HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si et
163
Chapitre IV
d’autre part de caractériser, identifier et localiser les défauts profonds responsable de ces
anomalies.
Les caractéristiques statiques Ids=f(Vds) montrent d’une part l’absence de l’effet de
kink généralement observé dans les transistors à hétérojonction de type HEMT, et d’autre part
l’absence de l’effet collapse. Cependant nous avons noté un shift de la tension de seuil entre la
température 95K et 550K, un auto-échauffement et une dégradation du courant Ids. Ces
anomalies sont corrélées à l’existence de centres profonds dans les structures étudiées.
Dans le but de détecter les pièges dans la couche tampon et aux interfaces tampon/SI
ou tampon/Canal des mesures de transitoire de courant drain-source en commutation de drain
et de grille ont été réalisées.
Par les mesures en commutation de grille et même avec des tensions proches de la
tension de seuil nous n’avons observé aucun transitoire de courant.
Avec les mesures de CDLTS en commutation de drain on a mis en évidence la
présence de quatre pièges. Ces défauts profonds ne sont pas observés lors d’une impulsion sur
la grille. Ils sont donc probablement localisés entre le substrat et le gaz à deux dimensions
2DEG.
Finalement ce travail montre l'intérêt de la technique CDLTS pour la localisation de
pièges dans la structure de HEMT et pour la corrélation avec les anomalies sur les
caractéristiques électriques statiques de ces structures.
164
Chapitre IV
Références bibliographique du chapitre IV
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Minko, A, Hoel, V, Gaquière, C.
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Appl. Phys. Lett. 69, 2525 ~1996!.
165
Chapitre IV
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Analysis of deep levels in n-type GaN by transient capacitance methods
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Cours de Physique des semiconducteurs et des composants électroniques,
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Bulk and homoepitaxial GaN-growth and characterisation
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166
Conclusion Générale
167
La technologie des transistors de puissance MESFETs sur Carbure de Silicium est
aujourd’hui en pleine évolution. Les résultats récents obtenus, tant aux Etats-Unis qu’on
France, démontrent les progrès constants accomplis par cette technologie puisque des
transistors unitaires susceptibles de fournir des puissances supérieures à 50W et des
fréquences supérieurs à 1GHz ont été réalisés.
Pour les MESFETs SiC, il ne suffit pas de « bons » contacts ohmiques séparés par une
« bonne » barrière Schottky pour faire un composant de puissance RF efficace et stable, mais
aussi il faut un substrat sans défauts. Les phénomènes d’instabilité pour les composants de
type MESFETs SiC et HEMTs GaN/AlGaN ne sont pas nouveaux dans le monde des
Semiconducteurs. Les analogies sont nombreuses avec ce qui est rencontré pour les
composants de puissance GaAs. Nous retrouvons également les problèmes liés à la
passivation qui reste l’autre point de faiblesse des transistors MESFETs 4H-SiC et plus
généralement pour des composants de puissance fonctionnant à haute tension.
C’est dans ce cadre que nous avons présenté une étude menée sur des transistors
MESFETs à base de SiC et HEMTs à base de GaN, destinés à des applications
hyperfréquences. Nous avons observé pour les deux types de transistors des caractéristiques
présentant des dérives importantes par rapport aux caractéristiques idéales.
L'objectif de notre travail a été de comprendre l'origine de ces dysfonctionnements. Pour
les transistors où les longueurs de grille sont de l’ordre de quelque micron, la capacité de
grille est de quelque pF. Si l’émission et la capture des électrons induisent une variation de
capacité de l’ordre de 10-3 Cg cette variation ne peut pas être détectée par la méthode DLTS
capacitive. Les nombreuses techniques de caractérisation permettent de détecter les pièges
dans un tel composant mais il est très difficile cependant, de les localiser dans le volume. La
localisation physique des niveaux profonds permet d’une part de comprendre leurs influences
sur le fonctionnement des transistors et d’autre part, de trouver des solutions technologiques
pour minimiser les effets de pièges. Pour cela nous avons développé une technique de
caractérisation des pièges au niveau des composants hyperfréquences telle que les MESFETs
et les HEMTs à base des matériaux grand gap : la CDLTS. Son atout majeur est la localisation
des pièges dans les transistors de faibles dimensions en régime de fonctionnement.
En effet, pour les mesures en commutation de grille, la variation transitoire du courant
drain source résulte de la modulation de la densité des pièges dans la zone de charge d'espace
168
associée à la grille. Pour des tensions inverses loin de la tension de seuil l'extension de la zone
de charge d'espace s'étend dans le volume de la couche active. Pour des tensions inverses
proches de la tension de seuil, les pièges activés sont localisés dans le volume de la couche
active et à l'interface couche active - tampon. Lors des mesures en commutation de grille la
zone désertée s'étend aussi latéralement dans les zones d'accès entre grille et source et grille et
drain. Les états de surface lents induits par les procédés technologiques associés à la surface
peuvent aussi être détectés.
Pour des mesures en commutation de drain: les pièges activés sont préférentiellement
localisés dans la couche tampon ou dans le substrat et aux interfaces associées.
Dans le cas des MESFETs 4H-SiC différentes dérives ont été observées sur les
caractéristiques de sortie (effet kink, auto-échauffement). La plus notable est l’effet
d’hystérésis observé sur les caractéristiques Ids-Vds en fonction du sens de balayage de la
tension de grille. L’étude des défauts profonds de la structure MESFETs 4H-SiC à substrat
semi-isolant et une couche buffer P par la DLTS et CDLTS. Ces deux techniques montrent
que les anomalies observées sur les caractéristiques de sortie et bien dues à la présence des
centres profonds dans la structure. En effet la DLTS a permis de mettre en évidence un défaut
noté E1 dont l’énergie d’activation et de 0.32eV ce défaut a été détecté par la suite par le
CDLTS lors d’une impulsion sur la grille donc on peut affirmer que ce défaut et localisé dans
le canal. La CDLTS sur les mêmes échantillons avec des impulsions sur la grille montre la
présence de six pièges dont les énergies d'activation sont respectivement B1(1.01eV),
B2(0.82eV), B3(0.61eV), B4(0.32eV), B5(0.16eV) et B6(0.09eV) ; ces défauts sont
préférentiellement localisées dans le canal est aux interface associés. Canal/couche tampon
ou/et canal/Substrat SI. Une proposition d'identification a été présentée. Les mesures de
transitoires de courant drain-source en commutation de drain nous permettent de caractériser
les couches profondes de la structure. En effet cette mesure montre l'apparition d'un niveau
piège dont l'énergie d'activation est de 0.54eV localisé dans la couche buffer.
Dans la deuxième partie de nos résultats expérimentaux nous avons mis en évidence
les effets des états de surface sur des transistors MESFETs 4H-SiC dont la couche buffer est
optimisée afin de prévenir l'injection de proteurs chauds vers le substrat. Ces états sont
principalement localisés aux abords de la grille et des zones d'accès.
La dernière partie de ce travail est consacré à l’étude d’une structure plus complexe, en
concurrence le MESFET SiC : le HEMT AlGaN/GaN sur substrat silicium (Si).
L’évolution des caractéristiques statiques en fonction de la température a permis de
montrer l’absence d’effet collapse, l’absence d’effet de coude, la présence d’effet d’auto169
échauffement, effet d’hystérésis et un décalage de la tension de seuil. Ces anomalies sont
potentiellement reliées à l’existence de défauts profonds dans la structure étudiée. Pour en
juger, nous nous somme attachés à l’étude et surtout à la localisation des défauts profonds
présents dans la structure. Les mesures de CDLTS en commutation de drain nous ont permis
de détecter des pièges localisés à proximité de la couche tampon. Quatre pièges dont les
énergies d’activations sont respectivement : Ea-0,07eV, Ea-0,20eV, Ea-0,5eV et Ea-0,83eV ont
été observés. Ces défauts ne sont pas observés lors d’une impulsion sur la grille du HEMT
GaN/Si, ils sont donc probablement localisés entre le substrat et le gaz à deux dimensions
(2DEG).
170
Résumé
RESUME
La demande croissante de composants permettant d’opérer à de fortes puissances, à hautes
fréquences et à hautes températures a conduit au développement de filières électroniques à
base de semiconducteurs à large bande interdite tels que le nitrure de galium (GaN) et le
carbure de silicium (SiC). Toutefois, la maîtrise encore imparfaite des matériaux en termes
des défauts au sens large (impuretés, défauts cristallins) limite les performances des
dispositifs à base de SiC et GaN.
Dans ce travail de thèse nous nous sommes particulièrement intéressé à l’étude de deux
dispositifs : les transistors MESFETs 4H-SiC et les HEMTs AlGaN/GaN/Si destinés à des
applications hyperfréquences et puissance.
L’étude des caractéristiques des sorties statiques de ces deux composants a révélé certains
dysfonctionnements. Pour les MESFETs 4H-SiC, un effet d’hystérésis sur la conductance
drain-source en fonction du sens de balayage de la tension de grille, un effet de kink et un
décalage de la tension de seuil ont été mis en évidence. Une étude de défauts utilisant
notamment la DLTS et la CDLTS, nous a permis de montrer que ces effets sont dus à la
présence de défauts profonds dans la structure.
Pour les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat silicium (Si), un effet d’hystérésis, ainsi qu’un effet
d’auto-échauffement ont été observés. Les mesures de CDLTS avec des impulsions sur le
drain permis ont permis de mettre en évidence la présence de défauts étendus (dislocations)
décorés par des pièges ponctuels.
MOTS-CLES : Semiconducteurs à grand gap, Carbure de Silicium, Nitrure de Galium,
Niveaux profonds, Pièges, MESFET, HEMT, DLTS, CDLTS.
FOLIO ADMINISTRATIF
THESE SOUTENUE DEVANT L'INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUEES DE LYON
NOM : GASSOUMI
DATE de SOUTENANCE : 12 Juin 2006
(avec précision du nom de jeune fille, le cas échéant)
Prénoms : Malek
TITRE : Etude
des défauts électriquement actifs dans les composants hyperfréquences de puissance
dans les filières SiC et GaN.
NATURE : Doctorat
Numéro d'ordre : 2006-ISAL-0029
Ecole doctorale : Matériaux
Spécialité : Matière
de Lyon
condensée, Surfaces et Interfaces
Cote B.I.U. - Lyon : T 50/210/19
/
et
bis
CLASSE :
RESUME :
La demande croissante de composants permettant d’opérer à de fortes puissances, à hautes fréquences et
à hautes températures a conduit au développement de filières électroniques à base de semiconducteurs à
large bande interdite tels que le nitrure de galium (GaN) et le carbure de silicium (SiC). Toutefois, la
maîtrise encore imparfaite des matériaux en termes des défauts au sens large (impuretés, défauts
cristallins) limite les performances des dispositifs à base de SiC et GaN.
Dans ce travail de thèse nous nous sommes particulièrement intéressé à l’étude de deux dispositifs : les
transistors MESFETs 4H-SiC et les HEMTs AlGaN/GaN/Si destinés à des applications hyperfréquences
et puissance.
L’étude des caractéristiques des sorties statiques de ces deux composants a révélé certains
dysfonctionnements. Pour les MESFETs 4H-SiC, un effet d’hystérésis sur la conductance drain-source en
fonction du sens de balayage de la tension de grille, un effet de kink et un décalage de la tension de seuil
ont été mis en évidence. Une étude de défauts utilisant notamment la DLTS et la CDLTS, nous a permis
de montrer que ces effets sont dus à la présence de défauts profonds dans la structure.
Pour les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat silicium (Si), un effet d’hystérésis, ainsi qu’un effet d’autoéchauffement ont été observés. Les mesures de CDLTS avec des impulsions sur le drain permis ont
permis de mettre en évidence la présence de défauts étendus (dislocations) décorés par des pièges
ponctuels.
MOTS-CLES :
Semiconducteurs à grand gap, Carbure de Silicium, Nitrure de Galium, Niveaux profonds, Pièges, MESFET, HEMT, DLTS, CDLTS.
Laboratoire (s) de recherche :
Laboratoire de Physique de la Matière(LPM)
Laboratore de Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques (Monastir ; Tunisie)
Directeurs de thèse:
Gérard GUILLOT
Hassen MAAREF
Président de jury :
Composition du jury : MM.
-Habib BOUCHRIHA
-Christophe GAQUIERE
-Hassen MAAREF
-Gérard GUILLOT
-Larbi SFAXI
-Jean-Marie BLUET
Professeur
Professeur
Directeur de thèse
Directeur de thèse
Examinateur
Examinateur

Etude des défauts électriquement actifs dans les composants

Transcription

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