Localisation des porteurs en profondeur

IV.3.1 Par la caractérisation de diodes Schottky sur marches

Grace à l’étude des caractéristiques I(V) des diodes Schottky développée dans le paragraphe précédent, la présence de défauts électriquement actifs après un recuit laser a été démontrée. Dans ce paragraphe, nous nous intéressons à leur distribution en profondeur. Pour cela, nous avons tout d’abord comparé, Figure IV.15, la composante JA du courant de

fuite des diodes Schottky réalisées en surface de la plaque avec celles réalisés sur des marches de silicium gravées à 50 nm de la surface. Aucune différence notable n’est à noter entre les composantes JA des diodes de références (surface) et de celles des diodes en profondeur.

Ainsi, ce résultat confirme que les défauts identifiés et localisés (forte densité dans une région proche de la surface) par spectroscopie de photoluminescence majoritairement en surface (~ 20 nm) et discutés dans le Chapitre 3 (§III.3 p. 69) contribuent peu ou pas à la dégradation du courant de fuite.

Figure IV.15 : Comparaison de l’évolution du courant de fuite JA en fonction de la densité d’énergie

entre des diodes non-gravées et gravées à 50 nm de profondeur.

Nous nous penchons ensuite sur le comportement des courants de fuite des diodes réalisées en surface et sur les marches gravées à 400 nm de la surface dont le paramètre JA est

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Figure IV.16 : Comparaison de la composante JA du courant de fuite en fonction de la densité

d’énergie entre des diodes non-gravées et gravées à 400 nm de profondeur pour deux tensions appliquées.

Si on considère les composantes JA du courant de fuite mesurées sur la diode de

référence et celle soumise à une densité de 1,7 J/cm² aucune différence n’est observée. Pour une densité d’énergie de 4 J/cm², le courant de fuite est diminué pour les deux polarisations et est semblable aux courants obtenus à des densités d’énergie inférieures. Ce résultat s’explique par le fait que pour cette énergie, toute la zone fondue a été gravée et qu’aucun défaut hors de cette région ne perturbe le courant de fuite.

Pour des densités d’énergie supérieures, des variations de JA sont observées entre les

diodes de référence et celles réalisées à 400 nm de la surface. Pour ces diodes, la gravure de 400 nm change de façon non négligeable la profondeur de la zone de charge d’espace pour les deux tensions -1 et -10 V. Nous avons donc simulé la zone de charge d’espace pour ces deux tensions en retirant les 400 premiers nanomètres du profil de concentration. Les résultats obtenus avant et après gravure sont reportés sur la Figure IV.17.

Figure IV.17 : Simulation des zones de charge d’espace pour des polarisations de -1 et -10 V pour les diodes en surface et à 400 nm de la surface, soumises à des densités d’énergies de 6 et 8 J/cm². Les

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Si on considère la diode recuite à une densité d’énergie de 6 J/cm² polarisée à une tension de -1 V, la zone de charge d’espace s’étend jusqu’à une profondeur (1 µm) au-delà de l’interface liquide/solide, le courant de fuite est identique pour les deux diodes. Ce résultat n’est pas cohérent avec les mesures précédentes, nous nous attendions en sondant électriquement 1,3 µm (soit 600 nm de zone fondue) à une augmentation du courant de fuite par rapport à la diode de référence (360 nm de zone fondue sondée électriquement). L’explication peut venir de l’approximation du calcul de la zone de charge d’espace par TCAD Sentaurus [7] ou à une erreur de mesure. Pour une tension de -10 V, le courant de fuite de la diode à 400 nm de la surface est inférieur à celui de la diode réalisée à la surface. Ce comportement s’explique par le fait que seule une partie de la zone fondue a été retirée lors de la gravure ; la zone de charge d’espace s’étale donc dans une partie supplémentaire de la zone solide.

La diode soumise à une densité de recuit de 8 J/cm² et située à 400 nm de la surface voit sa composante JA augmenter par rapport à celle réalisée en surface lorsqu’elle est

polarisée à -1 V. Ce comportement laisse présager une distribution non-uniforme des défauts électriquement actifs avec une densité plus élevée en profondeur qu’en surface. Pour une tension de polarisation de -10 V, la zone de charge d’espace s’étend au-delà de l’interface liquide/solide et montre une forte augmentation du courant de fuite. Ce résultat nous conforte dans l’idée que la densité de défauts augmente significativement lors d’un recuit à 8 J/cm².

La méthodologie mise en œuvre ci-dessus permet de conclure sur la localisation des défauts induits par le recuit nanoseconde. La comparaison des résultats obtenus sur les diodes en surface et en profondeur confirme que les défauts électriquement actifs sont distribués dans toute la zone fondue et en densité plus élevée dans la zone proche de l’interface liquide/solide.

Dans la section suivante, nous nous sommes intéressés à la qualité cristalline de la partie non-fondue lors du recuit et de l’interface.

IV.3.2 Par la caractérisation des diodes PN

Les simulations de Mannino et al. [5], discuté dans la section IV.2, ont avancé la présence de lacunes distribuées dans la zone fondue à partir de l’interface liquide/solide. Cette hypothèse pourrait expliquer l’augmentation du courant de fuite présenté par les diodes Schottky, courant plus important en profondeur qu’à la surface. Une autre information fournie par ces simulations est que les lacunes s’accumuleraient au-delà de l’interface liquide/solide côté solide lors d’un recuit multi-tirs. La caractérisation des diodes PN va permettre d’évaluer l’impact du recuit dans la partie solide.

Les diodes réalisées pour cette étude consistent en une première étape d’implantation suivie d’un recuit d’activation pour former une jonction P de profondeur 1,4 µm (xj) suivie

d’une seconde étape constituée du recuit laser de densités d’énergie de 1,7, 4, 6 et 8 J/cm². Lors des recuits, les dopants sont redistribués dans la zone fondue jusqu’à l’interface liquide/solide. La zone sondée électriquement n’est donc pas perturbée pour des profondeurs fondues inférieures à 1,4 µm. C’est le cas pour des densités d’énergies de 1,7, 4 et 6 J/cm². Pour une diode soumise à un recuit de densité d’énergie de 8 J/cm², la jonction xj est modifiée

car la profondeur fondue est supérieure à la jonction P initiale. Les dopants sont donc redistribués jusqu’à 1,6 µm et la zone sondée électriquement en inverse commence à partir de

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l’interface liquide/solide. La Figure IV.18 schématise la profondeur fondue pour chaque énergie par rapport à la profondeur de la jonction PN.

Figure IV.18 : Profondeur de la zone fondue en fonction de la profondeur de la jonction P/N pour des densités d’énergies de 1,7, 4, 6 et 8 J/cm².

Nous avons donc comparé les courants de fuite obtenus, pour une tension appliquée de -3 V sur des diodes PN soumises à des densités d’énergies de 1,7 à 8 J/cm² et pour 1, 3, 5 et 10 tirs. La compilation des résultats est reportée respectivement Figure IV.19 (a) pour une plaque CZ et Figure IV.19 (b) pour une plaque avec une couche épitaxiée de 3 µm.

Figure IV.19 : Densité de courant à une tension de -3 V pour des recuits de 1,7 à 8 J/cm² et avec 1 à 10 tirs sur une plaque CZ (a) et sur une plaque CZ avec une couche épitaxiée (b).

La comparaison des courants de fuite obtenus sur les diodes des deux plaques ne montre pas de comportement différent. Pour les densités d’énergie inférieures à 6 J/cm², la zone de charge d’espace s’étend au-delà de la jonction fondue et ne présente pas d’augmentation du courant. Pour une densité d’énergie de 6 J/cm², une légère augmentation du courant de fuite est observée lors d’un recuit de 10 tirs. L’augmentation de la densité de courant obtenue traduit une perturbation due aux défauts situés dans la zone de déplétion qui se situe à 400 nm de l’interface liquide/solide. Pour les échantillons recuits à 8 J/cm², une augmentation significative du courant de fuite est observée, laissant présager la formation de défauts à l’interface. La zone de charge d’espace se déplète majoritairement du côté N (solide) et minoritairement (78 pm pour une tension de -3 V) du côté P (liquide). L’hypothèse de

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Mannino selon laquelle le nombre de tirs entraine une accumulation de lacunes du côté solide semble se vérifier.

Les caractérisations des diodes Schottky et des diodes PN ont permis de situer des défauts électriquement actifs respectivement dans la zone fondue et à l’interface liquide/solide. La densité de défauts dans la zone fondue, formés suite au dernier tir, semble avoir un impact électrique plus important que celle des défauts accumulés à l’interface (pas d’augmentation du courant de fuite des diodes Schottky lors d’un recuit multi-tirs).

Le profil de distribution des défauts électriquement actifs pourrait donc ressembler, dans le cas d’un recuit à 6 J/cm² et 10 tirs, au profil schématisé Figure IV.20.

Figure IV.20 : Profil de distribution des défauts électriquement actifs reflétant les courants de fuite des diodes Schottky et PN. (ZF pour zone fondue et ZS pour zone solide).

IV.3.3 Conclusion

Tout d’abord, nous nous sommes intéressés aux caractéristiques I-V des diodes Schottky, qui ont révélé une dégradation du coefficient d’idéalité et du courant de fuite avec l’augmentation de la densité d’énergie montrant un impact du recuit laser sur les propriétés électriques des diodes. Nous avons pu observer que la formation de défauts dans la zone fondue du silicium se fait lors du dernier tir, pour un recuit à plusieurs tirs au contraire de la formation des défauts observés dans le Chapitre 3 (rappel PL défaut qui augmente avec le nombre de tirs). Les complexes Ci-Oi, Ci-Co et Si-O-Si identifiés dans le Chapitre 3 ne

contribuent donc pas ou peu à l’augmentation du courant de fuite.

Dans un second temps, nous sommes intéressés aux caractéristiques I-V des diodes PN afin d’observer la formation de défauts à partir de l’interface liquide/solide et au-delà. Cette comparaison a permis d’observer une légère augmentation du courant de fuite lorsque la zone sondée électriquement est proche de l’interface liquide/solide suggérant une densité de défauts faible. Lorsque la zone sondée électriquement commence à partir de l’interface liquide/solide, une augmentation du courant de fuite avec l’augmentation du nombre de tirs a été observée. Ces résultats permettent d’appuyer les simulations proposées dans une étude de Mannino sur la distribution de défauts électriquement actifs. Ces défauts ponctuels sont formés lors de la recristallisation à partir de l’interface liquide/solide dans la zone fondue lors du dernier tir et s’accumulent à l’interface avec la succession de tirs.

Nous avons donc localisé les défauts électriquement actifs ; il s’agit donc maintenant de les identifier. La spectroscopie de DLTS nous a paru la méthode de choix.

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