appliquée à trois longueurs d’onde différentes (450 nm, 650 nm et 850 m). Comme suggéré à la section 2.4.4, le PDE de chaque SPAD tend à saturer lorsque la tension appliquée augmente. Le PDE maximal dépend aussi des propriétés de la couche de passivation à la surface du silicium. 22 24 26 28 30 32 34 36 38 40 0 10 20 30 40 50 60
SPAD sans ouverture 450 nm 650 nm 850 nm CP-017 sans MBE CP-022 MBEv1 CP-025 MBEv2 E f f i c a c i t é d e p h o t o d é t e c t i o n ( % ) Tension appliquée (V) (a) 22 24 26 28 30 32 34 36 38 40 0 10 20 30 40 50 60
SPAD avec ouverture 450 nm 650 nm 850 nm CP-017 sans MBE CP-022 MBEv1 CP-025 MBEv2 E f f i c a c i t é d e p h o t o d é t e c t i o n ( % ) Tension appliquée (V) (b)
Figure 5.9 L’efficacité de photodétection des SPAD atteint un maximum à haute tension appliquée. La saturation est plus prononcée pour les longueurs d’onde plus courtes.
5.6
Probabilité d’avalanche
La procédure de régression utilisée aux figures 5.8 et 5.9 permet de connaître le P DEmax
que pourraient en théorie atteindre les SPAD à haute tension d’excès [152, section 3.4]. Elle suit la forme :
P DE(V ) = P DEmax
1− e−(V −VBD)/a. (5.1)
La normalisation de cette équation par P DEmax permet de s’affranchir des propriétés en
transmission de la couche de passivation qui affecte le PDE maximal de chaque SPAD différemment. De plus, la normalisation par VBD et donc la représentation par la ten-
sion d’excès permet de comparer des SPAD qui n’ont pas la même tension de claquage. L’équation 5.1 devient alors :
Pav(Vov) = 1− e−Vov/α, (5.2)
Ainsi, à partir des données de la figure 5.9, il est possible d’extraire la probabilité d’ava- lanche de chaque SPAD en fonction de la tension d’excès relative à sa tension de cla- quage. Les paramètres α calculés pour les SPAD TDSI se comparent à ceux des SiPM de FBK [152]. Ceci suggère une géométrie de la zone de déplétion similaire entre les deux technologies. 0 10 20 30 40 50 60 70 80 0 20 40 60 80 100 0 10 20 30 40 50 60 70 80 0 20 40 60 80 100 0 10 20 30 40 50 60 70 80 0 20 40 60 80 100 CP-017 sans MBE P r o b a b i l i t é d ' a v a l a n c h e ( % )
SPAD sans ouverture SPAD avec ouverture
450 nm 650 nm 850 nm CP-022 MBEv1 P r o b a b i l i t é d ' a v a l a n c h e ( % ) CP-025 MBEv2 P r o b a b i l i t é d ' a v a l a n c h e ( % ) V ov relatif à V BD (%)
Figure 5.10 La probabilité d’avalanche des SPAD sans MBE, avec MBEv1 et avec MBEv2 à 450 nm, 650 nm et 850 nm. Une distinction est aussi faite selon le type d’ouverture des SPAD.
Selon cette méthode d’analyse, la figure 5.10 montre que la saturation de Pav se pro-
5.6. PROBABILITÉ D’AVALANCHE 95 moins profondément dans le silicium. En effet, pour un SPAD de type p-sur-n, les pho- tons absorbés en surface (450 nm ; 1/α = 247 nm) mènent principalement à des avalanches d’électrons, alors que les avalanches créées par des photons absorbés plus profondément (650 nm ; 1/α = 3.16 µm) sont produites aussi par des trous1. Comme le coefficient d’io- nisation des électrons est plus élevé que celui des trous pour une même tension d’excès, la probabilité d’avalanche l’est aussi.
Pour une même longueur d’onde,Pav est identique pour les SPAD sans MBE, et ce, qu’ils
possèdent une ouverture d’oxyde ou non. Ce résultat est attendu puisque la probabilité d’avalanche ne dépend pas de la transmission des couches de passivation en surface, mais seulement du profil de champ électrique à travers le volume du SPAD.
Par contre, ce n’est pas le cas pour les SPAD MBEv1 et MBEv2. Pour une longueur d’onde donnée, la Pav des SPAD avec ouverture, où la croissance MBE est faite directement sur
le silicium, est plus faible que ceux sans ouverture, où la croissance MBE est faite sur l’oxyde de silicium. Pour une même séquence MBE, les SPAD avec et sans ouverture ont subi le même traitement thermique. Bien que la température MBE soit très basse, si la jonction pn avait diffusé ou changé de géométrie, elle l’aurait fait de la même façon pour les deux types de SPAD. La diminution de Pav pourrait avoir lieu si le déploiement de
la tension aux bornes de la jonction pn est altéré par la présence de la couche delta. Si la tension est perdue à la surface, le champ électrique, et ainsi Pav, grandiront moins
rapidement.
La paramétrisation de la probabilité d’avalanche selon l’équation 5.2 décrit de façon qua- litative le comportement des photoporteurs générés à des profondeurs différentes selon la longueur d’onde. Des modèles plus avancés permettent de séparer la probabilité d’ava- lanche des électrons de celle des trous [153]. De cette façon, il est possible d’estimer la profondeur et la largeur de la zone de déplétion d’une structure de SPAD donnée.
Les données de Pav en fonction de la tension d’excès à 265 nm sont aussi comparées (fi-
gure 5.11). La mesure du paramètre α à 265 nm permet de sonder les effets de surface puisque la profondeur de pénétration des photons à cette longueur d’onde est de 4.84 nm dans le silicium. À ces données sont ajoutées celles des SPAD qui ont subi la séquence MBEv1, mais qui étaient masqués lors de la croissance MBE (CP-026).
Les valeurs obtenues du paramètre α sont classées au tableau 5.2 en ordre croissant. Une valeur de α faible signifie une augmentation de Pav rapide (courbure plus prononcée). À
ce tableau est juxtaposée la liste des différents procédés qu’ont subis chaque SPAD.
Dans l’encadré de la figure 5.11 et au tableau 5.2, on distingue trois sous-ensembles.
Tableau 5.2 Paramètres α calculés d’après l’équation 5.2 avec les données de la figure 5.11. Les étapes de procédé subies par chaque SPAD sont aussi listées.
α (×10−3) Pav (15 %Vov) CP ID Séquence MBE Silicium révélé ? Traitement MBE ? MBE sur silicium ?
(a) 76± 3 87.7± 0.8 CP17 sans MBE 2 2 2 (b) 84± 2 84.2± 0.6 CP22 MBEv1 2 4 2 (c) 84± 2 83.9± 0.6 CP25 MBEv2 2 4 2 (d) 102± 4 76± 2 CP17 sans MBE 4 2 2 (e) 103± 3 77.7 ± 0.7 CP25 MBEv2 4 4 4 (f) 106± 3 75.8 ± 0.6 CP27 an30 MBEv1 4 4 4 (g) 107± 5 77± 2 CP27 an08 MBEv1 4 4 4 (h) 108± 3 75.8 ± 0.6 CP27 an21 MBEv1 4 4 4 (i) 109± 3 75.5 ± 0.6 CP22 MBEv1 4 4 4 (j) 110± 3 75.3 ± 0.6 CP27 an29 MBEv1 4 4 4 (k) 114± 4 74.2 ± 0.9 CP26 an18 MBEv1 4 4 2 (l) 122± 7 72± 2 CP26 an29 MBEv1 4 4 2 (m) 123± 3 70.1 ± 0.7 CP26 an31 MBEv1 4 4 2 (n) 125± 3 69.6 ± 0.5 CP26 an21 MBEv1 4 4 2
Le 1er sous-ensemble (a-c) contient les trois SPAD avec oxyde (α ≈ 0.08). Le SPAD classique (a) (i.e. celui dont la surface n’a pas été révélée et qui n’a subi aucun traitement MBE) possède la probabilité d’avalanche la plus élevée à 15 % de tension d’excès. Le traitement MBE (pré nettoyage ou rampe en température) semble avoir réduit Pav des
deux autres SPAD avec oxyde (b et c).
Le 2e sous-ensemble (d-j) regroupe les SPAD dont la surface de silicium a été révélée. Le SPAD CP-017 (d) qui n’a pas subi le procédé MBE possède le meilleur α de cet ensemble. On suppose alors que la gravure de la fenêtre d’oxyde dégrade davantage la collecte des photoélectrons que le traitement MBE qu’a subi les SPAD avec oxyde dans le premier sous-ensemble (b et c). En effet, l’exposition à l’air ambiant du silicium est propice à la contamination et à la création de défauts qui affectent les bandes d’énergie en surface. Les SPAD qui ont reçu la couche MBE se suivent avec peu d’écart entre eux. Le SPAD CP-025 MBEv2 (e) qui a subi un procédé de nettoyage plus court et qui a toujours une fine couche d’oxyde à sa surface possède un α plus faible que les SPAD équivalents de la séquence MBEv1 (CP-022 et CP-027) (f-j).
5.6. PROBABILITÉ D’AVALANCHE 97 Le 3esous-ensemble (k-n) est composé des SPAD qui ont subi la séquence MBEv1, mais qui
étaient masqués lors de la croissance MBE (CP-026). Leur paramètre α est le plus affecté du lot. En effet, ils ne possèdent pas d’oxyde de passivation et ils ont subi le procédé de nettoyage et le traitement thermique MBE sans recevoir de couche MBE sur leur surface. Bien que la présence d’une couche MBE à la surface du silicium diminue globalement α (1ervs 2esous-ensemble), elle réussit à passiver et protéger la surface de silicium de CP-027 contrairement à CP-026.
En conclusion, le 3e sous-ensemble est celui dont les bandes d’énergie en surface sont les
plus affectées. À l’inverse, la présence de la couche MBE à la surface des SPAD du 2e sous-ensemble arrive à corriger ou à garder une surface sans trop de pièges ni de défauts. La plus grande source de défauts et de pièges provient de l’exposition de la surface de silicium nu à l’air ambiant.
0 10 20 30 40 50 60 70 80 0 20 40 60 80 100 14.5 15.0 15.5 70 75 80 85 Avec oxyde sans MBE (CP17) MBEv1 (CP22) MBEv2 (CP25) Sans oxyde MBEv2 (CP25) MBEv1 (CP27) an08 sans MBE (CP17) MBEv1 (CP27) an30 MBEv1 (CP27) an21 MBEv1 (CP22) MBEv1 (CP27) an29
Sans oxyde masqué MBEv1 (CP26) an18 MBEv1 (CP26) an29 MBEv1 (CP26) an31 MBEv1 (CP26) an21 P r o b a b i l i t é d ' a v a l a n c h e ( % ) V ov relatif à V BD (%) P a v ( % ) V ov (% de V BD )
Figure 5.11 La probabilité d’avalanche de tous les types de SPAD mesurée à 265 nm se divise en trois sous-ensembles. Les valeurs calculées du paramètre α sont présentées au tableau 5.2.
5.7
Discussion
Les résultats présentés aux sections précédentes montrent que le dépôt d’une couche de silicium amorphe fortement dopée à la surface des SPAD a un impact négligeable sur leur fonctionnement. La tension de claquage des SPAD n’est pas significativement altérée par aucune des étapes de post-fabrication. Les SPAD dont la couche d’oxyde a été gravée et qui ont subi le procédé MBE présentent des taux de bruit d’obscurité et de bruit post- impulsionnel comparables aux SPAD originaux dont l’oxyde est toujours présent. Les SPAD qui ont subi le procédé MBE, mais dont la surface de silicium était cachée lors de la croissance, ont vu leur bruit augmenter significativement. Le dépôt de silicium dopé agit comme une couche de passivation et limite la formation de défauts en surface.
Toutefois, le procédé MBE n’a pas produit une couche épitaxiale. Le silicium déposé est plutôt amorphe. La formation de silicium cristallin est critique à l’obtention de perfor- mances optiques et électroniques adéquates. Les dopants de bore seront électriquement actifs seulement s’ils substituent un atome de silicium à des intervalles réguliers de la maille cristalline. Ce n’est que dans ce cas que les électrons en excès peuvent se déplacer librement sur les bandes d’énergie.
Il est difficile d’illustrer les bandes d’énergie à l’interface α-Si et c-Si. Contrairement à la bande interdite du silicium cristallin qui est bien définie et de largeur fixe, la bande interdite du silicium amorphe est mal définie. La nature désordonnée du silicium amorphe provoque des états de queue qui s’étendent dans le gap depuis la bande de conduction et de valence (mobility gap) [154, chapitre 4]. De plus, les liaisons pendantes créent des états intermédiaires supplémentaires et favorisent la transition des porteurs d’une bande à l’autre. Ainsi, la présence de silicium désordonné ne permet pas la courbure des bandes d’énergie en surface par la couche delta. Le silicium amorphe augmente plutôt l’absorption de la lumière incidente et, de ce fait, réduit les performances d’efficacité de photodétection des SPAD.
L’hypothèse qui expliquerait la nature amorphe de la couche delta plutôt que cristalline est la présence d’oxyde à la surface du silicium avant le dépôt MBE. En effet, pour permettre la croissance épitaxiale de silicium par MBE, la surface de départ doit être exempte de tous contaminants. La présence de SiO2 ne peut pas servir de matrice de départ pour la
construction d’un cristal de silicium.
Les procédés de nettoyage conventionnel consistent généralement à désorber les conta- minants résiduels à haute température (∼750◦C) avant la croissance MBE. Dans le cas présent, puisque le procédé MBE se fait sur des SPAD en fin de procédé avec des contacts
5.7. DISCUSSION 99 métalliques, la température tout au long du procédé ne doit pas excéder 450◦C, la tem- pérature de fusion de l’aluminium. Ainsi, la désorption des contaminants est inefficace et la mobilité des adatomes de silicium est limitée.
Toutefois, tel que décrit dans la littérature [145], le nettoyage à basse température est possible et permet une croissance épitaxiale du silicium. Plutôt qu’une gravure HF clas- sique faite à l’air ambiant, les échantillons sont gravés sous une atmosphère neutre d’azote avec un rinçage à l’éthanol avant et après la gravure au HF. Cette procédure est réalisée à l’intérieur d’une boite à gants étanche fixée directement au sas d’entrée du réacteur MBE. De cette façon, les échantillons ne sont jamais exposés aux vapeurs d’eau et à l’oxygène de l’air ambiant. Le dégazage des contaminants de carbone, de fluor et d’oxygène restant est fait dans la chambre de croissance sous ultravide en augmentant lentement la température de l’échantillon à 150◦C.
Malgré les résultats obtenus dans ce projet de maîtrise, les images STEM et EELS montrent que la couche MBE elle-même est exempte de contaminants et qu’elle ne s’oxyde pas complètement une fois exposée à l’air ambiant. Dans le futur, quelques étapes pourraient être ajoutées au procédé de croissance MBE pour en améliorer les chances de succès :
1. L’ajout d’une boite à gants étanche sous atmosphère d’azote pour limiter la présence de contaminants à la surface du silicium.
2. Des analyses STEM et EELS effectuées rapidement après chaque itération.
3. Le dépôt d’un revêtement antireflet d’épaisseur contrôlé sur la couche épitaxiale pour la protéger et optimiser la transmission de la lumière dans les SPAD.
De plus, le procédé d’ouverture de la fenêtre photosensible des SPAD devra être optimisé. La solution actuelle de gravure humide produit des ouvertures équivalentes à seulement 52 % de la surface totale du SPAD. Pour cette preuve de concept, les paramètres de gravure étaient conservateurs afin d’empêcher l’attaque des contacts métalliques en périphérie. Des solutions alternatives méritent d’être explorées comme les gravures par plasma qui sont davantage anisotropes (figure 3.12). Cependant, l’impact d’une telle gravure sur le bruit d’obscurité des SPAD devra être étudié puisque la gravure par bombardement d’ions est connue pour former des défauts à la surface de silicium.
CHAPITRE 6
CONCLUSION
6.1
Conclusion française
6.1.1
Sommaire
Le présent mémoire décrit la conception et le développement de méthodes de fabrication pour améliorer la sensibilité de photodiodes à avalanche monophotonique dans les UV. Plus particulièrement, dans le cadre de l’expérience de la physique des particules nEXO qui tente de prouver l’existence de la double désintégration bêta sans neutrino dans le xénon liquide où les SPAD sensibles aux UV seraient utilisés pour détecter les photons de scintillation à 175 nm. Cependant, la détection directe de photons UV est un défi pour les SPAD à cause de la forte absorption des matériaux de passivation et de la faible profondeur de pénétration de ces photons dans le silicium.
Ainsi, la question du projet de recherche était :
« Comment concevoir, caractériser et optimiser des photodiodes à ava- lanche monophotonique pour la détection directe de photons ultravio- lets lointains dans un gaz noble liquéfié ? »
Les études théoriques, les simulations par éléments finis et l’expérimentation en laboratoire ont permis de répondre aux objectifs de ce mémoire. Notamment,
– Pour s’affranchir de l’absorption des photons, des matériaux à faible coefficient d’ex- tinction doivent être utilisés pour la fabrication d’un revêtement antireflet à la surface des SPAD tels que l’oxyde de silicium, le fluorure de magnésium et l’oxyde d’alumi- nium. Cependant, comme l’indice de réfraction de ces matériaux est très similaire à celui du xénon liquide, le revêtement antireflet devrait se baser sur le principe du filtre Fabry-Perot pour maximiser la transmission des photons à 175 nm et à 35° d’angle d’incidence dans nEXO. L’épaisseur de chaque couche devrait être mini- male et leur procédé de croissance devrait être hautement conforme et reproductible, comme par exemple avec la déposition par couche atomique.
– Pour contrer la faible profondeur de pénétration, les SPAD sensibles aux UV de- vraient intégrer un procédé de réingénierie des bandes d’énergie en surface afin de favoriser la dérive des porteurs de charge vers la zone d’avalanche. Par exemple, avec l’épitaxie par jets moléculaires d’une couche de silicium très abrupte et forte- ment dopée au bore à la surface des SPAD. Pour des photons à 175 nm, la couche épitaxiée ne devrait pas être plus profonde que 5 nm, ni plus épaisse que 20 nm et devrait posséder une concentration en dopants d’environ 7× 1020cm−3.
Ainsi, lors de ce projet, des modifications au procédé de fabrication standard des SPAD TDSI p+n illuminé en face avant ont été apportées pour permettre la croissance épitaxiale
de la couche fortement dopée et abrupte. Les résultats démontrent que les SPAD fonc- tionnent toujours après avoir subi la croissance par épitaxie. Leur tension de claquage, leur bruit d’obscurité et leur bruit post-impulsionnel n’ont pas été affectés significativement. Cependant, leur efficacité de photodétection a diminué puisque la couche crue n’était pas cristalline. Des analyses par microscopie électronique en transmission à balayage et par spectroscopie de perte d’énergie des électrons ont démontré que la présence d’oxyde entre la surface des SPAD et la couche déposée causait une croissance amorphe. Ainsi, les pro- priétés électroniques de courbure de bande d’énergie ne pouvaient pas être atteintes, en plus d’une forte absorption de la lumière par cette couche amorphe.
Néanmoins, les résultats obtenus dans ce mémoire n’écartent pas la possibilité d’obtenir une grande efficacité de photodétection dans les UV avec la méthode de croissance par épitaxie par jets moléculaires. Les méthodes de préparation de surface et les paramètres de croissance seraient plutôt à l’origine de la croissance amorphe.
6.1.2
Contributions
Les travaux présentés dans ce mémoire établissent les requis nécessaires à la conception d’une photodiode à avalanche monophotonique sensible à la longueur d’onde d’émission du xénon liquide (175 nm) dans le contexte de l’expérience nEXO.
À la connaissance de l’auteur, la technique de croissance par jets moléculaires est utili- sée pour la première fois sur des photodiodes à avalanche monophotonique illuminées en face avant. Cette première phase de conception et de fabrication établit les requis et les défis reliés à la détection directe de photons UV, particulièrement pour les convertisseurs photons-numériques intégrés en trois dimensions.
6.1.3
Travaux futurs
Suite aux résultats obtenus et décrits dans le Sommaire, les travaux futurs devraient tout d’abord élaborer une procédure de nettoyage adéquate pour l’épitaxie par jets mo-
6.1. CONCLUSION FRANÇAISE 103 léculaires à basse température et procéder à d’autres séquences d’épitaxie avec différents paramètres de croissance, par exemple à une température plus élevée (430◦C). Ensuite, il serait souhaitable de fabriquer un revêtement antireflet par déposition de couche atomique sur la couche cristalline abrupte et fortement dopée. Ainsi, la transmission des photons UV à travers la surface des SPAD serait optimale et la collecte des photoporteurs jusqu’à la zone d’avalanche maximale. Une fois ces étapes de procédé établies, il sera possible de concevoir un système complet de convertisseurs photons-numériques sensibles aux photons UV.
6.2
English conclusion
6.2.1
Summary
This master’s thesis describes the design and development of fabrication methods to im- prove the sensitivity of single-photon avalanche diodes in the UV. Specifically, as part of the particle physics experiment nEXO which attempts to prove the existence of neutri- noless double beta decay in liquid xenon, UV-sensitive SPADs would be used to detect scintillation photons at 175 nm. However, direct detection of UV photons is a challenge for SPADs due to the high absorption of passivation materials and the shallow penetration depth of these photons into silicon.
The research question was thus :
« How to design, characterize and optimize single-photon avalanche diodes for the direct detection of far ultraviolet photons in a liquefied noble gas ? »
Theoretical studies, finite element simulations and laboratory experiments were done in order to meet the objectives of this thesis. Especially,
– To overcome the absorption of photons, materials with a low extinction coefficient should be used for the fabrication of an anti-reflective coating on the surface of the SPADs such as silicon oxide, magnesium fluoride and aluminum oxide. However, since the refractive index of these materials is very similar to that of liquid xenon, the anti-reflective coating should be based on the working principle of Fabry-Perot filters to maximize the transmission of photons at 175 nm and at 35° of incidence angle in