Chapitre II : étude des phototransistors à hétérojonction
II- 4.2. Amélioration des performances électriques
Nous allons nous intéresser successivement aux deux principales couches du phototransistor : la base et le collecteur.
Pour une base très courte (<100 Å), le temps de transit τb des électrons minoritaires dans la base varie en 1/Wb, ce qui est caractéristique d’un comportement balistique. Pour les bases très épaisses (>2000 Å), τb varie en 1/(Wb)2, ce qui est caractéristique d’un transport par diffusion. Pour des épaisseurs intermédiaires, deux populations d’électrons cohabitent dans des proportions variables : les électrons balistiques et les électrons thermalisés à la suite d’interactions [Dodd, 1992].
0,1 1 10 100 1000 100 1000 10000 Epaisseur de base, Å G a in e n phot oc our a n t Gain statique en 1/(Wb)2 (diffusion) Gain dynamique à 40 GHz en 1/Wb (balistique) Dopage fixe
Figure II-4.5 : les gains statique et dynamique n’ont pas la même dépendance vis-à-vis de l’épaisseur de base. Popt = 1,7 mW, λ=1,55 µm, Ib=400 µA, Vce=1,5 V.
Lorsqu’on fait varier l’épaisseur de base à dopage constant (Figure II-4.5) notre modèle donne une variation du gain basse fréquence en 1/(Wb)2, où Wb est l’épaisseur de la base (ce résultat correspond à un temps de calcul de 10 ns, c’est à dire à des fréquences de l’ordre de 100 MHz). Cette dépendance est
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évidemment caractéristique d’un transport par diffusion des électrons dans la base. Par contre, le gain dynamique à 40 GHz varie en 1/Wb, ce qui est caractéristique d’un transport balistique des électrons.
Par voie de conséquence, le dopage étant fixé, notre modèle montre que le ft optique augmente quand l’épaisseur de base diminue (Figure II-4.6). Des résultats similaires ont récemment été publiés [Woods, 1997]. Une base plus fine implique une probabilité plus faible de recombinaison des électrons dans la zone P+. Le gain optique est donc augmenté et le produit gain-bande passante est amélioré.
10 100 1000 100 1000 10000 Epaisseur de base, Å ft opt ique , G H z
Figure II-4.6 : modélisation de l’influence de l’épaisseur de base sur le ft optique. Le dopage est fixé (1019 cm-3). Popt = 1,7 mW, λ=1,55 µm, Ib=400 µA, Vce=1,5 V.
La résistance de base est d’après Kroemer [1983] « what has always been the main bottleneck of bipolar
transistor design »1: il est nécessaire d’avoir une faible résistance de base pour pouvoir monter haut en
fréquence. Du point de vue technologique, une base de HBT plus fine implique un dopage plus élevé pour maintenir la résistance d’accès aussi basse que possible. Mais si on utilise le HPT en tant que photodétecteur ou mélangeur optique-optique, il semble possible de laisser inchangé le niveau de dopage puisque le courant traversant l’électrode de base est constant. Pour les applications nécessitant l’application d’un signal micro-onde sur la base du 3T-HPT, la résistance d’accès doit être minimisée.
La résistance de base comporte trois composantes [Honjo, 1995] :
1. La résistance de base intrinsèque qui peut être diminuée en augmentant le dopage. Mais celui-ci est limité par plusieurs facteurs : la durée de vie des électrons doit rester supérieure au temps de transit dans la base, la solubilité du dopant est limitée, la diffusion du dopant entraîne une diminution de
l’efficacité d’injection, et les dopages élevés peuvent poser des problèmes technologiques relatifs à l’utilisation du bâti d’épitaxie.
2. La résistance de base extrinsèque qui peut être diminuée d’une part par un procédé auto-aligné et d’autre part par épitaxie sélective (avec un dopage plus élevé).
3. La résistance du contact ohmique. Pour diminuer cette dernière, il est nécessaire d’optimiser le contact ohmique de la base. Dans ce but, nous avons effectué une étude expérimentale sur les contacts ohmiques Pt/Ti/Pt/Au sur InGaAs. Le lecteur pourra la consulter en annexe B.
Notons que le dopant utilisé actuellement au laboratoire est le béryllium. Mais il serait préférable d’utiliser le carbone car il présente un taux d’incorporation élevé et un très faible coefficient de diffusion ; il ne nécessite donc pas le rajout d’un espaceur [Dubon-Chevallier, 1995 et Alexandre, 1995].
Tout ceci montre qu’il est plus favorable de diminuer l’épaisseur de base (jusqu’à 600 Å), même si cela exige de la doper au carbone à un niveau supérieur à 1019 cm-3. Il faut alors préciser que le dépôt du plot de base doit être fait en technologie autoalignée sur le mésa d’émetteur, et que les contacts ohmiques de type P sur InGaAs doivent avoir une résistance de contact très faible. Tout ceci n’est pas une mince affaire !
En ce qui concerne maintenant la structure du collecteur, le problème principal est celui du claquage. En effet, la faible bande interdite de InGaAs facilite le phénomène d’avalanche dans le collecteur. Il semble que ce soit le principal mécanisme de claquage dans les HBT à collecteur InGaAs [Chau, 1993]. Ritter et al. [1992] ont mesuré dans un HBT classique (base 1000 Å, collecteur 4200 Å) une tension de claquage en émetteur commun BVCE0 de 5,5 V à 300 K et 4,2 V à 423 K. Afin d’obtenir une tension de claquage plus élevée, on peut recourir à une double hétérojonction, ou à un profil de dopage optimisé dans le collecteur [Khrenov, 1996]. Nous nous intéresserons plus particulièrement aux structures à double-hétérojonction car elles permettent une optimisation séparée de la base et du collecteur.
Nous avons montré qu’un HPT se comporte de la même façon qu’il soit éclairé dans le collecteur ou dans la base, et qu’un HPT à double hétérojonction (DHPT pour Double Heterojunction PhotoTransistor) est donc envisageable. De plus, nous avons montré l’intérêt d’une couche de confinement en InGaAsP (sous-collecteur). Un DHPT avec un collecteur partiellement ou totalement en quaternaire pourrait conserver un bon guidage optique et un bon rendement quantique tout en pouvant fonctionner à des tensions plus élevées : selon Abid et al. [1994], un HBT InP/InGaAs/In0,87Ga0.13As0,29P0,71, avec un espaceur InGaAs non-dopé de 900 Å entre la base et la couche de quaternaire (3000 Å), présente une tension de claquage supérieure à 10 V. Notons qu’un tel composant n’est intéressant que dans le cas d’un éclairement par la tranche, car on peut alors conserver un bon rendement quantique malgré le
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collecteur transparent. Dans le cas d’un éclairement vertical, la faible épaisseur de couche absorbante traversée grèverait considérablement le rendement quantique.
Afin d’évaluer l’effet d’une telle structure, nous avons donc modélisé un HPT de 20 µm de long avec un sous-collecteur de 0,7 µm en quaternaire et un collecteur de 0,4 µm partiellement en quaternaire : soient x l’épaisseur de ternaire en µm et 0,4-x l’épaisseur de quaternaire en µm. Nous avons tout d’abord effectué une étude optique par BPM afin de déterminer les taux de génération et les longueurs d’absorption. Nous avons ensuite comparé le signal micro-onde issu de chaque composant, dans des conditions de polarisation et d’éclairement identiques.
0E+0 1E-4 2E-4 3E-4 4E-4 5E-4 6E-4 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 x, µm A m pl it ude du s igna l à 4 0 G H z , A Contact 500 Å InGaAs Emetteur 1500 Å InP Espaceur 200 Å InGaAs Base 1000 Å InGaAs Collecteur x µm InGaAs Collecteur 0,4-x µm InGaAsP S-C 7000 Å InGaAsP
Figure II-4.7 : amplitude du signal micro-onde issu du composant en fonction de l’épaisseur x de ternaire dans le collecteur. La structure simulée est en insert. Le substrat est en InP. Popt=0,1 mW modulée à 40 GHz (fibre lentillée, λ=1,55 µm), Ib=200 µA, Vce=1,5 V.
L’amplitude du signal à 40 GHz varie relativement peu (Figure II-4.7). Il semble donc qu’un DHPT InP/InGaAs/InGaAsP pourrait avoir une tension de claquage élevée tout en conservant de bonnes performances dynamiques. Notons qu’un des problèmes principaux des DHBT est l’effet de bloquage des électrons à l’hétérojonction collecteur / sous-collecteur [Matsuoka, 1995] et que celui-ci peut être réduit par une interface graduelle [Beneking, 1996], un δ-dopage ou dopage dipolaire à l’hétérojonction [McAlister, 1997] ou un super-réseau [Nguyen, 1996].