5.4 Discussion
5.4.1 Modèle - Hypothèses
Selon nos résultats précédents, aucune NDR n’a été observée sous obscurité. De ce fait des mécanismes tels de l’effet tunnel résonnant ne peuvent expliquer le phénomène que nous observons et les NDRs présentes dans les hétérostructures sont également incompa-tibles ici puisque nous n’utilisons qu’un seul matériau de dopage p uniforme.
Au premier abord, nous pouvons supposer que les NDRs résultent d’un gradient de température créé le long du nanofil par chauffage laser [21]. En effet, comme nous l’avons vu dans le chapitre4, dans le cas d’un chauffage laser, la pointe joue le rôle d’un réservoir thermique induisant un gradient de température le long de l’échantillon (figure4.19, page 143) tandis qu’un chauffage par effet Joules depuis la pointe induit un profil uniforme de température. Le courant qui dépend de la densité de porteurs (ni(T ) ∝ exp (−E2kTgap)) doit donc également dépendre de ce gradient de température. Cependant, nous avons montré par nos calculs qu’à faible intensité lumineuse, la température de chauffage induite par le laser n’est que de quelques degrés et peut être négligée et donc le rôle de la température dans la formation des NDRs également. Afin de confirmer cette dernière affirmation, nous avons effectué des mesures à basses températures à 100K afin de pouvoir amplifier le gra-dient de température s’il en est. Sur la figure5.14nous avons présenté l’obtention de NDRs mesurées à 100K et celles obtenues à 300K pour comparaison.
5.4. Discussion
Figure 5.14: Obtention des même NDRs à deux températures différentes.
Alors que la puissance du laser est de49mW/cm2 à température ambiante, nous avons du monter celle-ci à653mW/cm2à 100K de façon à obtenir le même courant de saturation. On peut alors noter que les deux courbes présentent quasiment les mêmes NDRs alors que si on avait un gradient de température il serait beaucoup plus important à 100K et selon la figure 5.7, toujours dans l’hypothèse de l’existence d’un gradient de température, on s’attendrait donc à avoir un PVR très élevé. Or ce n’est pas le cas, ce qui nous indique bien que l’effets de NDRs dans nos échantillons ne peuvent être imputés à un gradient de température.
Nous proposons alors l’hypothèse selon laquelle l’apparition des NDRs est liée à la photo-génération de porteur dans la SCR. Nous avons vu que la chute de tension dans le nanofil a principalement lieu dans cette région et que le champ électrique y résidant induisait une migration rapide des porteurs photo-générés vers les régions p et n du na-nofil (figure 5.15). Des photoporteurs sont également créés dans les régions n et p, et s’ils diffusent jusqu’à la SCR ils sont envoyés dans la zone opposée. Cependant la contribution de ce courant de diffusion est faible et nous ne considérons ici que le courant de génération dans la SCR.
5.4. Discussion
Près le l’apex, le champ électrique est très élevé (effet de pointe). De part la différence de mobilité entre les trous et les électrons dans le Si (μelectron/μtrou ∼ 3) et en raison
champ intense localisé au bout du fil, pour une certaine largeur de W et à une tension fixe donnée, une accumulation de trous peut alors apparaître au niveau de l’interface n-i. Cela forme une région p adjacente à la région n, on a apparition d’une jonction pn locale à l’apex (figure5.16). L’apparition de cette jonction entraîne une augmentation du champ électrique local tandis que l’apparition de la zone p entraîne une diminution de la largeur
W de la zone de déplétion et cette diminution entraîne alors une diminution du courant
(nous avons vu dans le chapitre précédent que Iph∝ W ).
Nous avons montré dans le chapitre 3 que le champ électrique dans la SCR restait constant quel que soit W . Ainsi, afin de maintenir le champ électrique constant suite à l’augmentation locale induite par la formation de la jonction pn au niveau de l’apex, W va avoir tendance à augmenter (E ∝ 1/W ) comme schématisé sur la figure5.16. La poche p transite ensuite vers le côté p du nanofil et on se retrouve alors dans la configuration initiale (W diminue) suivie à nouveau d’une nouvelle accumulation de trous à l’apex (la tension de polarisation est la même durant tout ce processus). Cette configuration se traduit par l’apparition d’une oscillation de W entre les deux états et avec deux chutes de tensions différentes (figure5.11a) et donc la coexistence des deux pics dans les TEDs (figure 5.10). L’oscillation de W entraîne également une oscillation du courant, et une baisse de la va-leur moyenne de celui par rapport à sa vava-leur initiale. C’est cette diminution de la vava-leur moyenne que nous observons dans nos mesures.
Si on continue d’augmenter la polarisation externe, l’augmentation du champ à l’apex favorise l’accumulation des trous et entraine une augmentation de la largeur de la poche de trous tout en étirant W (figure5.17). Le système se stabilise dans son nouvel état com-prenant une poche de trous se formant à l’apex et transitant le long de la SCR vers le côté
p. Lorsque cette poche atteint la zone p, elle est aussitôt remplacée par une nouvelle ce qui
permet de garder W constant pour une tension donnée et on retrouve la relation linéaire ΔV (V ) et I(V ). Ceci est valable tant que l’augmentation de la taille de la poche avec V est telle qu’il existe continuellement une seule et unique poche de trous transitant dans la SCR. Si W(V ) augmente plus vite que la largeur de la poche de trous, on peut se retrouver dans le cas où il y a formation d’une nouvelle poche de trous à l’apex alors que la première poche p créée précedemment n’a pas encore atteint le bord de la SCR côté p (ou subit de recombinaisons). Le temps de transit est dans ce cas plus long que le temps de création de la poche p. L’accumulation de trous au niveau de l’apex entraîne la formation d’une nouvelle jonction pn donnant lieu à une nouvelle oscillation de W et à l’apparition d’une seconde NDR (figure 5.18). De façon similaire que pour le cas de NDR1, il y aura stabi-lisation lorsque ttransit 2tcreation tout en prenant en compte l’élargissement des poches avec l’augmentation de V.
Les effets de NDRs que nous observons ici seraient donc liées au temps de transit à travers la SCR lui même dépendant de W selon ttransit = W/vsat. Le champ électrique dans la SCR est assez grand que les porteurs se déplacent à leur vitesse de saturation
vsat, dans le cas du Si, elle est atteinte à partir de 104V /cm, pour les trous elle est de
7.106cm/s. Il faut également noter que la taille de W est importante dans l’observation
5.4. Discussion
5.4. Discussion
si W est petit, la formation et la disparition de la couche d’accumulation des trous ont lieu simultanément, empêchant alors l’observation de NDRs.
Bien que notre modèle soit purement qualitatif, nous pouvons faire une estimation de la fréquence d’oscillation du courant générée lors de l’oscillation de W . Celle-ci doit être inversement égale au temps de transit de la couche p à travers la SCR, lui même limité par le temps de recombinaison (τ = 47ps pour NW2), soit une fréquence de :
f = 1/τ ∼ 21GHz (5.1)
Des mesures de modulation électrique à haute fréquence, permettant de faire varier rapidement W, nous permettraient de confirmer ou d’infirmer ce modèle.
Figure5.17: Stabilisation de W après NDR1, le temps de transit de la poche de trous équivaut au
temps de création de la poche p à l’apex.
Figure5.18: Si le temps de transit de la première poche p à travers la SCR est supérieur au temps
d’accumulation des trous à l’apex, il y a formation d’une jonction pn donnant lieu à une nouvelle NDR.
5.4. Discussion
(a)
(b)
Figure5.19: a) Tracés IV en fonction de la température pour NW2. Le nanofil est dans l’obscurité
et on note la présence d’une NDR à peine visible aparaissant au fur et à mesure que la température augmente. b) On retrouve le même effet avec une NDR marquée sous un éclairage de 65 mW/cm2
avec un décalage des pics vers des tensions plus élevées. Pour T >500K les NDRs ont totalement
5.4. Discussion