Modélisation de diodes schottky à base de composés III-V GaN,SiC,GaN/GaAs,InN/InP

Ministère de l’Enseignement Supérieur et De la Recherche Scientifique Université Djillali Liabes De Sidi Bel Abbès

Faculté des Sciences de l’Ingénieur Département d’Électronique

Mémoire

Présenté pour obtenir le diplôme de

MAGISTER EN ELECTRONIQUE

Option Microélectronique

Par :

Mr. Zouaoui Larbi

Sur le Thème :

Modélisation de diodes Schottky à base de

composés III-V GaN, SiC, GaN/GaAs, InN/InP

Soutenue en devant la commission d’examen :

MR M. AMRANI Professeur UDL (SBA) Président Mme H. MANSOUR Maître de conférences UDL (SBA) Promoteur Mme S. TIZI Maître de conférences UDL (SBA) Examinateur MR M. CHELLALI Professeur UDL (SBA) Examinateur

2009-2010

A la mémoire de mon cher père, A ma très chère mère,

A ma femme, A mes frères, mes sœurs, A tous ceux qui me sont très chers.

REMERCIEMENTS

Le travail présenté dans ce mémoire a été réalisé au Laboratoire de Microélectroniue Appliquée (LMA) de l’Université Djillali Liabès de Sidi Bel-Abbès.

Je tiens à remercier Madame le professeur Z. BENAMARA, directeur du laboratoire, de m’avoir accueilli dans son équipe.

Je remercie Monsieur M. AMRANI, Professeur au Département d’Electronique, Faculté des Science de l’Ingénieur, Université Djillali Liabès de Sidi Bel-Abbès, de m’avoir fait l’honneur d’accepter de présider le jury de ce mémoire. Qu’il trouve ici l’expression de ma profonde reconnaissance.

Mes remerciements vont également à Madame S. TIZI, Maître de conférences, et Monsieur M. CHELLALI, Professeur, au Département d’Electronique, Faculté des Science de l’Ingénieur, Université Djillali Liabès de Sidi Bel-Abbès, qui m’ont fait l’honneur d’accepter d’être Examinateurs de ce travail.

Je remercie sincèrement Madame H. MANSOUR, Maître de conférences au Département d’Electronique, Faculté des Science de l’Ingénieur, Université Djillali Liabès de Sidi Bel-Abbès, de m’avoir guidé et éclairé tout au long de ce travail. Ses conseils et ses encouragements m’ont permis de mener à terme la rédaction de ce mémoire.

J’adresse mes sincères remerciements à Mademoiselle K. AMEUR, chargée de cours à l’Université de Mascara et à Mademoiselle N. BENSEDDIK, chargée de cours à la Faculté des Sciences, Université Djillali Liabès de Sidi Bel-Abbès, pour leurs aides précieuses et leurs soutiens moraux et techniques.

Je remercie également mon collègue Nabil ZOUGAGH, Magister en microélectronique, pour son aide concernant la caractérisation électrique des structures et son soutien moral.

En fin, je tiens à remercier mes parents, tous les membres de ma chère famille et tous mes amis.

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INTRODUCTION GENERALE

Les semiconducteurs III-V ont prouvé depuis de nombreuses années leurs possibilités en matière de fabrication de composants optoélectroniques : diodes électroluminescences, diodes laser, et détecteurs (capteurs de gaz, cellules solaires….) très performants.

L’utilisation de matériaux à grande largeur de bande interdite comme le carbure de silicium (SiC) et le nitrure de gallium (GaN) constitue un axe prometteur pour le développement des systèmes de télécommunications, de transports et des radars mettant en jeu des niveaux de puissance élevés dans le domaine des hyperfréquences.

L’intérêt des nitrures des semiconducteurs III-V (InN, GaN) et leurs alliages réside dans leurs nombreuses applications dans le domaine de l’optoélectronique (fabrication de fameuses diodes bleues et blanches) ou dans les dispositifs opérant en environnements hostiles, à hautes températures, à hautes fréquences et à fortes puissances.

Ce travail a été consacré à la caractérisation électrique et à la modélisation analytique d’un ensemble de structures. Le but est de mieux appréhender les phénomènes physiques intervenant dans le fonctionnement des dispositifs électroniques, et de comprendre l’influence des conditions de croissance sur la formation de défauts à l’origine d’éventuels dysfonctionnements. Les dispositifs caractérisés sont des structures type Schottky à base nitrure de gallium (GaN), de carbure de silicium (SiC) et de nitrure d’indium (InN).

Dans le premier chapitre nous présenterons des rappels théoriques sur les structures métal/semiconducteur.

Une généralité sur les propriétés physiques et les technologies utilisées pour la réalisation des III-V nitrurés et carbure de silicium est développée dans le deuxième chapitre.

Le troisième chapitre regroupera les procédures expérimentales adoptées et les résultats expérimentaux associés à de modestes interprétations.

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Le quatrième et dernier chapitre de ce mémoire portera sur la modélisation analytique des caractéristiques I(V). Nous nous intéresserons au modèle généralisé qui tient compte des quatre phénomènes de transport (thermoïonique, génération-recombinaison, tunnel et fuite) gouvernant le passage de courant à travers une barrière Schottky. L’ajustement de la courbe simulée avec la courbe expérimentale nous permettra d’en tirer des interprétations et de prévoir des solutions concernant la technologie des structures étudiées.

Enfin on terminera notre étude par une conclusion et d’éventuelles suggestions pour la suite de ce travail.

5 I- INTRODUCTION:

Le contact métal/semiconducteur fut l’un des tous premiers composants électroniques utilisés dès 1904. Cependant ce n’est qu’en 1938 que Schottky donne une interprétation des effets de redressement d’un tel contact. La structure métal/semiconducteur est l’élément de base des dispositifs semiconducteurs de l’électronique moderne. On l’emploie aussi bien pour ses propriétés de redressement (diode Schottky) ainsi que pour réaliser des contacts ohmiques de bonne qualité.

Pour comprendre le fonctionnement d’une telle jonction il nous faut rappeler dans un premier temps la théorie de la structure Schottky idéale [1, 2, 3, 4].

II- STRUCTURE SCHOTTKY IDEALE

II-1 NOTION DE TRAVAIL DE SORTIE D’UN METAL:

Parmi les plus importantes propriétés physiques caractéristiques des métaux, c’est qu’ils sont conducteurs même à la température absolue (0K). L’énergie minimum qu’il faut fournir aux électrons pour les extraire du métal correspond à l’énergie d’extraction qui s’étale du niveau de Fermi du métal EFm au niveau du vide E0, c’est ce qu’on appelle le travail de

sortie du métal qm (figure I-1).

Les travaux de sortie de quelques métaux utilisés sont représentés dans le tableau I.1.

Métal Al Ti Cu Hg Au Pt

qm(eV) 4.3 4.33 4.4 4.5 5.1 5.3

Tableau I-1: travaux de sortie de différents métaux

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II-2 NOTION D’AFFINITE ELECTRONIQUE D’UN SEMICONDUCTEUR:

Contrairement aux métaux, les semiconducteurs sont considérés comme des isolants à la température absolue (0K). Une simple agitation thermique peut les rendre conducteurs. L’énergie qu’il faut fournir à un électron de la bande de conduction pour l’extraire du semiconducteur correspond à l’affinité électronique qs qui s’étale du niveau de la bande de

conduction EC au niveau de vide E0 (figure I-2).

Le tableau I-2 donne les affinités électroniques de quelques semiconducteurs ainsi que les largeurs de bande interdite correspondantes.

Tableau I-2 : affinités électroniques de différents semiconducteurs

On définit le travail de sortie du semiconducteur par qs qui s’étale du niveau de Fermi du

semiconducteur EF au niveau du vide E0 (figure I-2).

Figure I-2: Affinité et travail de sortie du semiconducteur:

C 0

S E E

q   q_S E₀E_Fn II-3 CONTACT METAL/SEMICONDUCTEUR:

Lorsqu’un métal est mis en contact avec le semiconducteur, l’échange des électrons est conditionné par la différence éventuelle des travaux de sorties des deux matériaux.

Si on s’intéresse à un semiconducteur de type N, on distingue trois cas possibles: a- Cas où qm= qs :

Lorsque les deux travaux de sorties sont égaux, les deux niveaux de Fermi sont alignés avant leur mise en contact. Après le contact l'équilibre thermodynamique peut se Semiconducteur Ge Si GaAs InP h-GaN c-GaN 4H-SiC h-InN

qs(eV) 4.13 4.01 4.07 4.38 4.1 4.1 3.26 5.8

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réaliser sans échange de porteurs (électrons) entre les deux matériaux. Dans le semiconducteur la densité des électrons reste constante et la bande de conduction (donc la bande de valence) reste plate c'est ce que l'on appelle le régime de bandes plates (flat-band). La figure I-3 illustre ce contact à l’équilibre thermodynamique.

La barrière présentée aux électrons qui veulent transiter du métal vers le semiconducteur qb est donnée par :

s m

b q q

q     [I–1]

b- Cas où qm>qs:

Lorsque le travail de sortie du semiconducteur est plus faible que celui du métal, les électrons passent du semiconducteur vers le métal, il apparaît un enrichissement d’électrons à la surface du métal. Dans le semiconducteur, les électrons diffusant vers le métal laissent derrière eux des atomes donneurs positifs fixes. Le système se stabilise à un régime d’équilibre défini par l’alignement des niveaux de Fermi. Un champ électrique apparaît entre les deux matériaux repoussant les électrons du semiconducteur loin de la surface, il y a donc apparition d’une zone appauvrie en électrons au niveau du semiconducteur au voisinage de l’interface. La zone de charge d'espace d’accumulation du coté métal est négligeable en raison de la très forte densité d’électrons libres qui se présentent, cette dernière ne s’étend que sur quelques Angströms et conduit à une courbure des bandes dans le métal. Alors on obtient un contact redresseur, c’est une diode Schottky.

 La barrière présentée aux électrons qui veulent transiter du métal vers le semiconducteur qb est donnée par:

s m

b q q

q     _{[I– 2]}

 La barrière présentée aux électrons qui veulent transiter du semiconducteur vers le métal qVb est donnée par:

qV_b q_mq_s [I–3]

La figure I-4 illustre ce contact à l’équilibre thermodynamique. c- Cas où qm<qs :

Lorsque le travail de sortie du semiconducteur est plus important que celui du métal, l’échange des électrons se fait dans l’autre sens c’est à dire du métal vers le semiconducteur, à l’établissement d’équilibre les deux niveaux de Fermi s’alignent, une zone riche en électrons apparaît au voisinage de l’interface (une zone d’accumulation), donc le contact est dit un contact ohmique (figure I-5).

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Figure I-3: Diagrammes d’énergies à l’équilibre thermodynamique avant et après contact pour qm=qs.

Figure I-4: Diagrammes énergétiques à l’équilibre thermodynamique avant et après contact pour qm>qs.

Figure I-5: Diagrammes énergétiques à l’équilibre thermodynamique avant et après contact, pour qm <qs.

9 Remarque:

La structure métal/semiconducteur se comporte comme un contact ohmique lorsque:

s m q q   (semiconducteur de type N) s m q q   _{(semiconducteur de type P)}

Elle se comporte comme un contact redresseur lorsque:

s m q q   (semiconducteur de type N) s m q q   _{(semiconducteur de type P)}

On s’intéresse dans ce mémoire à l’étude de la structure métal/semiconducteur (N) dont le contact est redresseur.

II-4 EFFET SCHOTTKY:

Lorsqu’un électron de charge -q est extrait du matériau, il induit à sa place une lacune, c’est la définition d’un trou que l’on considère comme une charge positive +q.

On situe la charge émise à une distance +x égale à la distance qui sépare la charge positive induite de la surface du matériau. On l’appelle Charge Image.

L’opposition de charge par rapport à un axe due à la discontinuité de la constante diélectrique des deux milieux, crée une force coulombienne d’attraction entre les deux charges que l’on appelle Force Image. Le potentiel qui la conjoint est appelé Potentiel Image de la charge -q.

La figure I-6 illustre comment les deux charges se répartissent dans les deux milieux.

Figure I-6: Répartition des charges dans les deux milieux. La force image est donnée par:

)² x 2 ( 4 ² q F 0 im  _ [I–4] L’énergie potentielle (Potentiel Image), égale au travail d’extraction qui ramène l’électron de la distance +x à l’infinie affecté d’un signe (-), s’écrit:

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

     x im p(x) w(x) F (x)dx E [I–5] Soit: x 16 ² q ) x ( E 0 p   _ [I–6] Lorsque l’électron est encore dans le matériau, la force image est nulle, et par conséquent la barrière d’énergie qu’il doit franchir pour quitter le métal reste toujours égale au travail de sortie du métal qm,(figure I-7), et on écrit:

m b(x) q

E   [I–7]

Figure I-7: L’énergie potentielle des électrons dans le métal.

Supposons que le système est soumis à un champ électrique E constant dirigé vers le métal. E ) x ( E  [I–8] Par définition on a : dx ) x ( dV ) x ( gradV ) x ( E   [I–9] D’où:



   0 dx ) x ( E ) x ( V [I–10] Soit: Ex ) x ( V  [I–11]

La figure I-8 donne l’allure de la barrière d’énergie de l’électron en fonction de la distance. Elle montre bien que le travail de sortie est l’énergie nécessaire pour éloigner l’électron définitivement du métal.

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Figure I-8: L’allure de l’énergie potentielle de l’électron en fonction de x [5].

L’électron n’est plus soumis seulement au travail de sortie du métal et à son énergie potentielle, mais aussi à l’influence d’un champ électrique. L’énergie potentielle devient:

) x ( qV ) x ( E q ) x ( E_b  _m _p  [I–12] Soit: qEx x 16 ² q q ) x ( E 0 m b    _  [I–13]

L’allure de la barrière de potentielle présentée par la figure I-9, passe par un point optimal (xm) qui correspond à la valeur maximale de la barrière. Ce point déduit de:

E 16 q x 0 m   [I–14] Le point xm correspond à la valeur maximale de la barrière de potentiel:

m m bm bm qV q 2qEx E     [I–15]

12 Abaissement de la barrière:

Il en résulte, sous l’action conjuguée du potentiel image et du champ électrique extérieur, un abaissement de la barrière de potentiel avec une certaine quantité _b telle que:

bm m b  V   [I–16] D’où: 0 b 4 qE     [I–17]

Le même phénomène existe au niveau de l’interface métal/semiconducteur, il suffit donc de remplacer la constante diélectrique du vide ε0 par celle du semiconducteur εsc.

II-5 REPARTITION DE LA DENSITE DE CHARGE (x), DU CHAMP

ELECTRIQUE E(x) ET DU POTENTIEL V(x): II-5-1- A l’équilibre:

La différence des travaux de sortie entraîne des modifications dans chacun des deux matériaux. Donc il y a un passage des électrons du semiconducteur vers le métal, c’est le cas où le travail de sortie du métal est plus élevé que celui du semiconducteur dopé négativement. Ceci force la surface du semiconducteur au niveau du contact de s’ioniser positivement et de s’appauvrir en porteurs libres, d’où l’apparition d’une zone de charge d’espace positive du côté semiconducteur. Celle-ci continue à s’élargir jusqu’à ce que les deux niveaux de Fermi s’alignent: c’est l’établissement de l’équilibre thermodynamique où le passage des électrons s’arrête.

Si on suppose que:

 le semiconducteur est homogène avec une densité des donneurs Nd;  l’impureté donneuse est toute ionisée à la température ambiante;

 la densité d’états d’interface est négligeable;

 la zone de charge d'espace est dépourvue de porteurs libres. On peut définir:

a- La densité de charge d’espace:

          0 (x) W x qN (x) W x 0 _d [I–18]

Où w est la largeur de la zone de charge d'espace à l’équilibre thermodynamique.

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Figure I-10: Représentation de la densité de charge (x), du champ E(x), et du potentiel électrique V(x) dans la zone de charge d'espace en fonction de x à l’équilibre

thermodynamique. b- Le champ électrique:

La répartition du champ électrique est obtenue par la résolution de l’équation de Poisson.

14 Soit: SC ) x ( ² dx ) x ( V ² d dx ) x ( dE      [I–19] D’où: ) x W ( qN ) x ( E SC d     [I–20] Le champ est maximal en x=0:

W qN E SC d max  _ [I–21] c-Le potentiel électrique V(x):

La répartition du potentiel découle de celle du champ électrique (figure I-10-c):



  E(x)dx ) x ( V [I–22] En x=W SC d 2 ² W qN ) W ( V   [I–23]

Cette tension correspond à la tension aux bornes de la zone de charge d'espace du coté semiconducteur, on l’appelle le potentiel de diffusion de la diode, et on écrit:

SC d b 2 ² W qN V   [I–24]

D’où l’expression de la largeur de la zone de charge d'espace à l’équilibre:

b d SC V qN 2 W  [I–25] D’autre part la tension de diffusion est donnée par la différence des travaux de sortie du métal et du semiconducteur.

V_b _m_s [I–26]

d-La capacité de la structure Métal/Semiconducteur:

La présence de la zone de charge d'espace génère une capacité statique donnée par: S W ) 0 ( C SC j   [I–27] D’où: b d SC j V 2 N q S ) 0 ( C   [I–28]

15 II-5-2- Sous polarisation:

a- La diode Schottky polarisée en direct:

Appliquons sur le métal une tension V positive par rapport au semiconducteur. Le niveau de Fermi du métal va s’abaisser de qV par rapport à celui du semiconducteur. La barrière semiconducteur/métal diminue, alors que la barrière métal/semiconducteur reste inchangée. L’équilibre est rompu, les électrons diffusent du semiconducteur vers le métal.

Plus la tension de polarisation croit plus la barrière semiconducteur/métal diminue jusqu’à se qu’on atteint le régime de bandes plates. La barrière est traversée par un courant qui croît exponentiellement en fonction de la tension appliquée (figure I-11).

Figure I – 11: Diagramme d’énergie de la diode polarisée en direct (V>0)

L’énergie de la barrière de potentiel semiconducteur/métal devient:

qV'b qVb qV _[I–29]

Toute variation de V entraîne une modulation de la largeur de la zone de charge d'espace, elle devient:

) V V ( qN 2 ) V ( ' W _b d SC    [I–30]

Plus la barrière de potentiel semiconducteur/métal (Vb-V) diminue plus la zone de

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développée dans le semiconducteur, il en résulte que la structure présente une capacité différentielle donnée par:

) V V ( 2 N q S ) V ( C d b d SC j    [I–31]

b-La diode Schottky polarisée en inverse:

Appliquons sur le métal une tension V négative par rapport au semiconducteur. Le niveau de Fermi du semiconducteur s’abaisse de qV, ce qui entraîne l’abaissement de la bande de conduction du semiconducteur de qV. Les courbures des bandes augmentent d’où l’augmentation de la hauteur de la barrière qui s’oppose à la diffusion des électrons. Le schéma électrique de la diode Schottky se réduit alors à une résistance série avec une capacité dont la valeur est fonction de la tension appliquée (figure I-12).

Figure I– 12: Diagramme d’énergie de la diode polarisée en inverse (V<0). L’énergie de la barrière de potentiel semiconducteur/métal devient:

qV qV "

qV b b _[I–32]

17 ) V V ( qN 2 ) V ( " W _b d SC    [I–33]

Plus V est négative, plus l'épaisseur de la zone de charge d'espace augmente. L’évolution de la capacité différentielle du semiconducteur tient compte de ce changement, elle devient de plus en plus faible.

) V V ( 2 N q S ) V ( C b d SC j    [I–34]

La plage de variation de la tension appliquée est très importante, on peut arriver jusqu’à la tension de claquage de la diode (15 à 20V), donc on s’intéresse à l’étude de la variation de la capacité différentielle du semiconducteur afin de déterminer quelques paramètres qui caractérisent notre structure. On peut écrire l’expression de C(V) sous la forme: ) V V ( N ² qS 2 ) V ( C b d SC 2 j     [I–35] c- Exploitation de la courbe 1/C2 (V): D’après l’expression de 1/C2

on remarque bien qu’elle a la forme d’une droite dont la pente nous permet de déterminer la densité des donneurs Nd. L’intersection du

prolongement de la courbe 1/C2 avec l’axe despotentiels nous donne la tension de seuil VT de

la diode, et par conséquence on peut tirer la hauteur de la barrière de potentiel semiconducteur/métal (figure I– 13).

18 On peut écrire la forme de C-2 comme:

b aV

C2   _[I–36]

a étant la pente de la droite qui est égale à:

SC d 2 qN ² S 2 V C a       [I–37] D’où:            _ ) V / C ( 1 q ² S 2 N ₂ SC d [I–38] Avec: b SC d V qN ² S 2 b   [I–39]

II-6 LES DIFFERENTS MECANISMES DE TRANSPORT:

Le courant de porteurs minoritaires étant négligeable, le courant dans la structure est essentiellement dû aux porteurs majoritaires. Ce courant est conditionné par plusieurs phénomènes physiques dans les différentes régions de la structure. Plusieurs mécanismes sont à l’origine de ce transport, et peuvent se manifester simultanément ou séparément (figure I – 14). Les différents mécanismes de transport de charges à travers une barrière Schottky (du semiconducteur vers le métal) sont définis par:

a) Emission des électrons par dessus la barrière de potentiel qui comprend d’une part, le modèle de diffusion existant dans les semiconducteurs faiblement dopés et d’autre part, le modèle thermoïonique qui se manifeste dans une gamme de dopage relativement élevé.

b) Emission par effet tunnel à travers la barrière. Ce processus est dominant dans le cas des semiconducteurs fortement dopés et à basse température.

c) Génération recombinaison dans la zone de charge d'espace.

d) Génération recombinaison dans la région neutre du semiconducteur.

Le processus d’émission d’électrons, par dessus la barrière, est le plus important puisqu’il définit le bon fonctionnement du contact métal/semiconducteur. De ce fait, nous nous intéressons, particulièrement à la présentation des théories dans ce cas d’émission.

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Figure I – 14: Les différents mécanismes de transport. a- Emission des électrons par dessus la barrière ;

b- Emission par effet tunnel ;

c- Génération recombinaison dans la zone de charge d'espace ;

d- Génération recombinaison dans la région neutre du semiconducteur.

Deux théories principales ont été élaborées pour interpréter ce mécanisme, la théorie de Wagner (1931), Schottky [7] et Spencer (1939), et la théorie de Bethe (1942) [6]. A l’interface le courant est conditionné par l’émission thermoïonique par-dessus la barrière de potentiel. Dans la zone de charge d'espace du semiconducteur, il est régi par les phénomènes de diffusion.

Selon la première théorie, les porteurs surmontent la barrière conformément aux principes de la diffusion. Elle est applicable aux semiconducteurs ayant une faible mobilité. La seconde consiste en l’émission thermoïonique applicable aux semiconducteurs à grande mobilité tels que le Silicium et l’Arséniure de Gallium.

II-6-1-Emission thermoïonique:

L’effet thermoïonique est le passage d’électrons chauds, c’est à dire d’énergie élevée, par-dessus de la barrière [7, 8, 9, 10]. Il est évident que ce passage s’effectue dans les deux sens métal/semiconducteur et semi-conducteur/métal. A l’équilibre thermodynamique les deux flux étant égaux et opposés, il ne circule aucun courant (figure I–15).

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Figure I – 15: L’émission thermoïonique à l’équilibre thermodynamique.

Figure I – 16: L’émission thermoïonique dans le cas où la structure est polarisée.

Lorsqu’on polarise la structure en direct, les électrons qui passent du métal vers le semiconducteur voient une barrière sensiblement de même hauteur qb qu’à l’équilibre

thermodynamique. Par contre, les électrons du semiconducteur qui passent dans le métal voient une barrière réduite de (-qV). Il en résulte que le flux semiconducteur/métal l’emporte, un courant direct circule du métal/semiconducteur, il croit rapidement avec la polarisation directe (figureI-16-a).

Lorsqu’on polarise la structure en inverse, aucun flux n’est possible dans le sens semiconducteur/métal. Il ne subsiste que le flux de porteurs dans le sens opposé qui est

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approximativement constant (dû à l’effet de la force image) puisque les porteurs voient toujours la même hauteur de barrière, le courant inverse évolue donc peu avec la polarisation inverse (figure I- 16 – b).

Calcul du courant thermoïonique:

On définit le courant total qui circule dans la structure, comme étant la somme des deux courants, ce qui circule du semiconducteur vers le métal, et celui qui circule dans le sens opposé c’est à dire du métal vers le semiconducteur. Ce dernier est supposé constant à cause de la barrière inchangeable qb: c’est le courant de saturation noté Is.

Le courant dû à cet effet provient des électrons ayant une énergie supérieure à celle de la hauteur de la barrière de potentiel. Sa validité repose sue le respect des hypothèses suivantes:

- Les électrons à l’interface du semiconducteur sont en équilibre thermique avec ceux du volume.

- Le flux du courant n’affecte pas l’équilibre.

La considération de ces hypothèses implique que le pseudo-niveau de Fermi reste constant dans la zone de charge d'espace.

Dans ce cas, la densité de courant du semiconducteur vers le métal est alors déduite de la concentration des électrons ayant une énergie suffisante pour surmonter la barrière de potentiel:



     b F q E x m x q.v dx J [I–40] Où EF + qb est l’énergie minimale requise, et vx la vitesse des porteurs dans la direction du transport. D’où:                       kT qV exp kT ) V V ( q exp ² T h ² k qm 4 J n b 3 * n m SC [I–41] Or: b b n V V   [I–42] D’où:                 kT qV exp kT q exp ² T A J * b m SC [I–43]

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*

A étant la constante de Richardson donnée par:

3 * n * h ² k qm 4 A   [I–44]

Le courant thermoïonique à l’équilibre thermodynamique est :

          kT q exp ² T SA I * b m SC [I–45]

Le courant total s’exprime par:

SC m m SC t I I I  _  _ [I–46] A l’état d’équilibre thermodynamique, le courant total est nul, donc les deux courants ont le même module et sont de sens opposé:

                     SC m m SC b 2 * SC m m SC S I I kT q -exp T SA I I I [I–47]

Le courant circulant du semiconducteur vers le métal I_Scmest :

        kT qV exp N N ² T SA I b c d * m SC [I–48]

Sous polarisation la barrière Vb devient (Vb-V), d’où l’expression finale du courant

qui circule du semi-conducteur vers le métal:

        kT qV exp I I_{SC m s} [I–49] Avec:        kT qV exp N N ² T SA I b c d * s [I–50]

Le courant total qui circule dans la structure est:

s s t I kT qV exp I I        [I–51] D’où:               1 kT qV exp I It s [I–52] II-6-2-Théorie de diffusion :

Cette théorie prend en considération les effets de collisions des électrons à l’intérieure de la zone de charge d'espace [6, 7, 9, 10]. La densité de courant des électrons à travers la

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zone de déplétion est donnée par la somme de la composante de courant de conduction et celle du courant de diffusion, en tenant compte les hypothèses suivantes :

 Le libre parcourt moyen des électrons est petit devant la largeur de la zone de charge d'espace.

 La hauteur de barrière est très supérieure au terme (KT/q).

La densité de courant dans la zone de charge d'espace dépend du gradient de la concentration et du champ électrique, et s’écrit alors :

     _{ }  dx ) x ( dn D E ) x ( n q ) x ( J _{n n} [I–53]

Tenant compte la relation d’Einstein

kT qD_n

n 

 et du fait que E(x) = - dV(x)/dx.

Dn est la constante de diffusion des électrons dans le semiconducteur, et n est leur

mobilité.

La densité de courant total circulant dans la diode par le phénomène de diffusion:

      _        1 kT qV exp J ) V ( J _sd [I–54]

Jsd étant la densité de courant de saturation relative à la diffusion égal à:

     _           kT q exp N ) V V ( q 2 kT N D ² q J b 2 1 SC d b c n sd [I–55] En résumé:

On remarque que les expressions des densités de courant correspondantes aux deux modèles sont similaires. Les densités de courant de saturation peuvent, cependant, être représentées sous la forme générale:

Js qnv [I–56] Avec :        kT qV exp N n b d [I–57]

n étant le nombre de porteurs à l’interface en absence de polarisation. v représente la vitesse de ces porteurs.

Pour le modèle de diffusion : s n

d E

v

24 Pour le modèle de l’émission thermoïonique:

2 1 n e m 2 kT v v _         [I–59]

Dans ce modèle la vitesse varie en fonction de la température.

Nous pouvons donc, écrire les courants retrouvés par les deux modèles comme suit:

_      _              1 kT qV exp kT qV exp v qN J b e d s [I–60] _                    1 kT qV exp kT qV exp v qN J b d d d [I–61] II-6-3-Théorie mixte:

Elle tient compte les deux théories citées précédemment, la théorie thermoïonique et la théorie de diffusion, on combinant les deux modèles, le courant étant d’émission à l’interface et de diffusion dans la zone de charge d'espace du semi-conducteur.

Les expressions des deux courants sont très voisines, ils ont la même forme générale, ils

varient comme _      _       1 kT qV

exp en fonction de la tension appliquée, la seule variation réside dans les expressions des courants de saturation.

Le courant de diffusion s’écrit comme suit:

qv n (V) kT ) V V ( q exp v qN J b _{d s} d d d         [I-62]

Le courant d’émission thermoïonique s’écrit dans le régime de pseudo-équilibre, (c’est à dire en supposant n(x = 0) indépendant de V pour une polarisation directe très supérieure à (KT/q):         kT ) V V ( q exp v qN J b e d e [I-63] Or n(x 0) kT ) V V ( q exp N b d        

représente le nombre de porteurs dans le semiconducteur à l’interface, en régime de pseudo-équilibre. On remplace donc ce terme par le nombre de porteurs en régime dynamique ns(V) dans l’expression du courant d’émission thermoïonique:

) V ( n qv J_e  _{e s} [I–64] d’où:

25         kT ) V V ( q exp v qN J * b d [I-65] Avec: d e * v 1 v 1 v   [I-66]

 Si vd << ve alors v* = vd le courant dans la structure est

conditionné par la diffusion des porteurs dans la zone de charge d'espace du semiconducteur.

 Si par contre vd >> ve alors v* = ve le courant dans la structure est

conditionné par l’émission thermoïonique à l’interface.

III-STRUCTURE SCHOTTKY REELLE III-1 INTRODUCTION:

Dans tout ce qui a précédé, on a considéré que le contact était parfait, aucun état d’interface n’intervenait au niveau de l’interface, ce qui a facilité le calcul des barrières de potentiel au niveau du contact. Mais en réalité tout diffère de la théorie idéale, la technologie est incapable d’arriver à un contact idéal où la densité d’états d’interface est nulle et qu’aucun oxyde natif ne se forme à l’interface, mais on essaie de contrôler et de minimiser ses impuretés introduites involontairement, dans la mesure du possible.

Les états électroniques dans le volume du semiconducteur sont d’une part les bandes de valence et de conduction, résultant de la périodicité du réseau cristallin, et d’autre part les états discrets associés aux donneurs et accepteurs ou aux centres profonds [3].

Si on considère l’interface entre deux matériaux au niveau d’une hétérostructure, le réseau passe sur une distance de quelques angströms de la périodicité d’un matériau à celle de l’autre. Il en résulte des états électroniques différents de ceux dû à chacun des matériaux, se sont des états d’interfaces. Ces états jouent des rôles différents suivant que les niveaux d’énergies qui leur sont associés sont situés dans le gap du semiconducteur ou dans la bande permise [3].

III-2 ETATS D’INTERFACE: III-2-1- Généralité:

Pour expliquer l’étroite plage de variation de la barrière de potentiel, Bardeen [11] s’appuya sur la notion d’états d’interface. L’hypothèse de Bardeen est fondée sur l’existence d’une fine couche isolante correspondant en pratique à la présence d’un film mince (5-10 Å) d’oxyde natif à la surface du semiconducteur. On considère généralement qu’il existe quatre types d’états d’interface (figure I-17):

26

Qit: les charges piégées à l’interface isolant/semiconducteur dont les niveaux

énergétiques se situent à l’intérieur de la bande interdite;

Qf: les charges fixes dans l’isolant localisées au voisinage de l’interface, immobiles à l’application d’un champ électrique;

Qot: les charges piégées dans l’isolant;

Qm: les charges mobiles dans l’isolant (Na+, K+ …) [12].

Tamm [13] et Shockley [14] ont montré que la charge piégée à l’interface provient de l’interruption de la structure périodique du réseau cristallin. Les mesures effectuées en système ultravide sur des surfaces propres montrent que Qit est très élevée. La densité des

charges piégées à l’interface est de l’ordre de la densité des atomes de surface (environ 1015

atomes/cm2). Ces charges jouent un rôle très important à l’interface.

Figure I–17: Représentation des différents types d’états d’interface [1].

Un piège à l’interface est considéré comme donneur, s’il peut devenir neutre ou se charger positivement en libérant un électron. Un piège à l’interface est dit accepteur s’il peut devenir neutre ou se charger négativement en capturant un électron. Quand on polarise la structure Schottky le niveau de Fermi se déplace (les pièges à l’interface changent de charge quand le niveau de Fermi croise leur niveau énergétique).

III-2-2-La hauteur de la barrière:

27

au transit des électrons (Figure I–18). Elle est dite transparente aux électrons. En outre, elle peut supporter une certaine chute de potentiel.

L’existence des états d’interface influe sur la charge développée au niveau du métal Qm, elle devient égale à la somme de deux types de charges d’origines différentes (la charge

développée au niveau du semiconducteur Qsc, et celle due aux états d’interface QSS):

Q_m (Q_SC Q_SS) [I–67] Avec : ) q q q E ( qN Q_SS  _{SS g} ₀ _bn  [I–68]

NSS est la densité d’états de surface par unité d’énergie et par unité de surface, q est

l’abaissement de la barrière par effet Schottky, qbn la hauteur de la barrière réelle et q0 le

niveau d’énergie qui correspond aux états de surface.

La charge d’espace formée dans la zone de charge d'espace du semiconducteur s’écrit comme : 2 1 n bn d SC SC q kT V N q 2 Q                     [I–69]

Où Vn est la différence de potentiel entre la bande de conduction et le niveau de Fermi du

semiconducteur.

Soit: Δ0 la chute de potentiel existant dans la couche interfaciale de l’isolant d’épaisseur  et de

permittivité diélectrique i à l’équilibre thermodynamique. En appliquant la théorie de Gauss à

la charge Qm, 0 s’écrit: i m 0 Q      [I–70]

28

Figure I–18: Diagramme énergétique d’un contact Schottky type N (avec états de surface et une couche d’oxyde natif) à l’équilibre thermodynamique [1].

D’après le diagramme énergétique de la figure I-18, on peut écrire également 0

comme: ) ( _{S bn} m 0       [I–71] Avec:





i SS SC bn S m Q Q ) (             [I–72]

En remplaçant Qsc et Qss par leurs expressions,





qN



E q q



q kT V ² N q 2 bn 0 g i SS 2 1 n bn 2 i d SC bn S m _                                      [I-73]

La solution de cette équation nous donne l’expression de la barrière de potentiel bn en

présence des états d’interface :



 



_                 g ₀ S m bn q E 1 [I–74]

29 Avec: SS i i N ² q       [I–75] Soit:     _{bn m} [I–76] Avec:





_               g ₀ S q E 1 [I–77]

 et  peuvent être déterminés expérimentalement, 0 et NSS peuvent en être déduites.

Deux cas limites peuvent être déterminés à partir de l’expression générale de bn:

a- Une densité d’états d’interface NSS très élevée:

Le facteur  tend vers zéro (0), alors l’expression de la barrière se réduit:

q_bn 



E_g q₀



q [I–78] Le niveau de Fermi est déterminé par les états d’interface à la valeur q0 au dessus de la

bande de valence. On dit qu’il y a Pinning du niveau de Fermi. La hauteur de barrière est indépendante du potentiel d’extraction du métal et elle n’est fonction que des propriétés de la surface du semiconducteur, autrement dit la barrière est contrôlée par les états d’interface uniquement.

b- Une densité d’états d’interface NSS très faible: Le facteur  tend vers l’unité (1), et l’expression de la barrière devient:



 



  

 q q

q _{bn m S}

[I–79] On retrouve le résultat de la théorie simple de Schottky pour laquelle on a négligé les états d’interface, la seule différence c’est qu’on tient compte de l’abaissement de la barrière de Schottky. Dans ce cas la barrière est contrôlée par le travail de sortie du métal.

III-2-3-La capacité de la structure en présence des états d’interface:

La capacité de la structure est définie d’une façon générale comme suit :

 

                dV dV C dV dV dV dQ dV dQ V C SC b b b SC SC [I–80]

30 La capacité du semiconducteur est définie par:

b SC SC dV dQ C  [I–81]

A partir du diagramme énergétique représenté par la figure I–19, on peut écrire les expressions de la charge développée au niveau du semiconducteur Qsc ainsi que celle produite

par les états d’interface Qss, hors équilibre thermodynamique, comme suit:

 

V qN



E qV qV q q



Q_{SS SS g n b 0} [I–82]

 

2 1 b d SC SC q kT V N q 2 V Q _               [I–83] Où: V V V_b  _b0 [I–84]

Vb0 et Vb sont respectivement le potentiel de diffusion à l’équilibre et hors équilibre

thermodynamique, V étant la tension de polarisation appliquée.

Figure I–19: Diagramme énergétique du contact métal/semiconducteur en présence des états d’interface et d’une couche d’oxyde hors équilibre thermodynamique.

En se basant toujours sur le diagramme énergétique de la figure I-19, on écrit:

      _{m s} V V_b [I–85]

Où Δ est le potentiel développé à l’interface pour une tension de polarisation V, définie par:

 

 



Q_SC V Q_SS V



i      [I–86]

31

Pour un signal de modulation donné, la tension de polarisation change de V à V+dV. On substitue l’équation [I–86] dans la relation [I–85] et par différentiation de la relation trouvée, on obtient dV dV



dQ_SC

 

V dQ_SS

 

V



i b _      [I–87] Où dQ_SS

 

V q²N_SSdV_b [I–88] et dQ_SC

 

V C_SCdV_b [I–89]

En remplaçant dans [I–87] les expressions de dQss et dQsc, on obtient:





i SC b C C 1 1 dV dV      [I–90]

α et Ci sont respectivement une constante et la capacité de la couche d’interface. Elles sont

définies par: i SS N ² q     [I–91]    i i C [I–92]

Pour des fréquences suffisamment grandes, les états de surface ne peuvent pas suivre le signal de modulation, donc on a: i SC i i SC b C C C C C 1 1 dV dV       [I–93] d’où: i SC SC i C C C C C   [I–94]

On remarque bien que la capacité de la structure est la mise en série des deux capacités, celle du semiconducteur Csc et celle de la couche isolante Ci.

Pour pouvoir exploiter la caractéristique C(V), il est préférable de représenter la variation linéaire de la capacité en fonction de la tension appliquée, généralement elle est représentée sous la forme de C -2 en fonction de V, elle a comme expression:

32





_            i i SC i SC d SC 2 C C C C C N q 2 dV dC [I–95]

Si la couche intermédiaire d’épaisseur δ est très mince, sa capacité est très grande par rapport à celle du semiconducteur, donc la capacité de la structure est égale à celle du semiconducteur, l’expression de dC -2 (V)/dV s’écrit : d SC 2 N q 2 ) 1 ( 1 dV dC       [I–96] III-2-4- Le courant thermoïonique en présence des états d’interface:

Gard et Rhoderick [15] ont établi l’expression du courant thermoïonique en présence des états d’interface et d’une couche isolante, elle est donnée par l’expression suivante dans le cas du Silicium:

 

           _       _{ }  nkT qV exp kT q exp exp ² T A V I ** 12 bn _[I–97]

Où χ est la hauteur de barrière moyenne présentée par le film.

Expérimentalement, il a été vérifié que la barrière croit d’une manière linéaire avec l’épaisseur de l’oxyde δ suivant l’expression suivante:

      12 0 bn bn q kT [I–98]

La contribution de tous les effets tels que les phénomènes de recombinaison, effet de la force image etc.…, étant négligeables, la valeur du coefficient de qualité serait dû donc uniquement à l’existence de la couche d’oxyde:

dV dV n  b

[I–99]

La variation de la tension appliquée:

i b dV

dV

dV  [I–100]

où dVi est le la variation de potentiel à travers la couche d’oxyde.

] N q ) / ( 1 [ ] N q ) W / [( 1 n Sm 2 i SS 2 SC i                [I–101]

où W est la largeur de la zone de charge d’espace, NSS et NSm les densités d’états d’interface

33 Si:

- La densité des états d’interface est très faible: i SC

W

1

n











[I–102]

- La densité des états d’interface est en équilibre avec le métal :



Sm



2 SC

N

q

1

n















i

W

[I–103]

- La densité des états d’interface est en équilibre avec le semiconducteur:















_









SC 2 _SS i

N

q

W

1

n

[I–104]

III-2-5- Courant de recombinaison-génération:

Précédemment, nous avons calculé le courant traversant la structure en négligeant les phénomènes de génération et de recombinaison dans la zone de charge d'espace. En fait, la zone de charge d'espace est le siège de générations thermiques et de recombinaisons [16].

Lorsque le semiconducteur présente des centres profonds de génération-recombinaison alors sous polarisation directe, les porteurs peuvent se recombiner. C’est la recombinaison, des paires électron-trou assistée par des défauts.

Lorsque le semiconducteur présente des centres profonds de génération-recombinaison, alors sous polarisation inverse et dans la zone désertée, des paires électron-trou peuvent être générés. C’est la génération des paires électron-électron-trou assistée par défauts.

Les phénomènes de recombinaison en direct et de génération en inverse à l’intérieur de la zone de charge d'espace peuvent être importants aux faibles courants.

       kT 2 qV exp I I _gr0 [I–105]

où Igr0, le courant de saturation de recombinaison-génération, est donné par:   i 0 gr SqWn I [I–106] Où ni est la concentration des électrons intrinsèques, S la surface de la diode et  est la durée

de vie des porteurs. III-2-6-Effet tunnel:

Le terme Itu représente l’effet tunnel pur et/ou activé thermiquement [17].

 

              1 E V q exp I I 0 0 tu tu [I–107]

34

où Itu0 est la valeur du courant tunnel de saturation, V est la tension appliquée, soit:

       kT E coth E E 00 00 0 [I–108] et _* n s d 00 m N 2 q E    [I–109]

Où Nd correspond au dopage du semiconducteur, k est la constante Boltzmann (1.38x10-23JK-1),

T la température en Kelvin, _sla constante diélectrique du semiconducteur, mn* la masse

effective des électrons dans le semiconducteur, h la constante de Planck (6.63 x 10-34J.S) et q la charge de l’électron (1.6 x 10-19

C). III-2-7-Courants de fuite:

L’origine du courant de fuite d’une diode [17] peut être dû à:

- un courant par effet tunnel dont le comportement serait celui d’une résistance RP

parallèle à la diode, considération qui ne peut être effectuée qu’à très faible tension;

- un courant surfacique lié à une forte densité d’états de surface qui serait généré entre le contact ohmique et le contact Schottky sous l’effet de la polarisation. A cause de la forte densité d’électrons piégés, la surface se comporterait comme un matériau à faible conduction et serait assimilable à une résistance RP en parallèle sur la diode;

- un effet combiné des deux effets précédents qui formerait deux résistances (RP1 et

RP2) en parallèle sur la diode.

L’impact du courant de fuite est visible essentiellement à faible polarisation quand le courant I total est très faible d’où

P FU

R V

I  [I–110]

En résumé, le courant dans une diode Schottky est la somme de toutes les composantes évoquées précédemment auxquelles il faut ajouter le courant de fuite IFU et la

prise en compte de la chute de potentiel dans la résistance série de la diode.

I= Itu + Ite + Igr + IFU [I–111]





               1 E IR V q exp I I 0 S 0 tu tu [I–112]

Itu est le courant dû à l’effet tnnel, Itu0 est le courant tunnel de saturation et où RS est la

résistance série de la diode due au contact ohmique, au volume du semiconducteur et à l’accès métallique de la grille.

35





               1 kT IR V q exp I I S 0 te te [I–113]

Ite est le courant thermoionque et Ite0 le courant thermoionique de saturation.

        kT 2 IR qV exp I I S 0 gr gr [I–114]

Igr est le courant de recombinaison-génération et Igr0 le courant de saturation de

recombinaison-génération. P S FU R IR V I   [I–115] IRP est le courant de fuite.

III-2-8-Injection des minoritaires:

La conduction dans la diode Schottky se fait essentiellement par les porteurs majoritaires pour les faibles tensions de polarisation.

Pour des polarisations suffisamment élevées, le rapport d’injection des minoritaires croit avec le courant [18].

a-Faible courant:

Pour un semiconducteur de type N, le rapport d’injection des minoritaires est donné par: n p p p J J J    [I–116]

Et pour un faible courant des minoritaires:

n p p J J   [I–117]

Le courant des majoritaires In, et des minoritaires Ip sont respectivement exprimés par:         kT q exp T SA I * 2 bn n [I-118] p d p 2 i p L N D qn S I  [I–119] où:

ni est la concentration des porteurs intrinsèques. Lp est le libre parcourt moyen des trous.

36 Dp est la constante de diffusion des trous.

b-Forts courants:

Pour les polarisations suffisamment élevées, le champ électrique n’est pas localisé dans la zone de déplétion car une partie de la tension est appliquée à la région neutre du semiconducteur, ce qui se manifeste par un excès de courant dû aux minoritaires.

La densité de courant critique à partir de la quelle le courant des minoritaires croit linéairement avec le courant total, est donné par:

L N qD

J n d

0  [I–120]

L: étant la longueur de la région quasi-neutre.

Le rapport d’injection aux forts courants est alors proportionnel à la densité de courant total:





s n n p J J E p q     [I–121] III-2-9-Temps de stockage:

En commutation rapide, il n’existe pratiquement pas de charge stockée de minoritaires pour les régimes de faibles courants, et par suite le temps nécessaire à la résorption de cette charge est faible.

Le temps de stockage est défini comme étant la charge des minoritaires stockée dans la région neutre par unité de densité de courant [18], donné par:



  x w S J qp(x)dx [I–122]

p(x) étant la densité des porteurs minoritaires. x étant la longueur du semiconducteur.

Aux forts courants s est donné par:

S d p 2 i S J N L qn   [I–123] III-2-10-Le claquage:

37

les diodes Schottky avec les semiconducteurs peu dopés [18]. La tension de claquage est

donnée par la relation empirique :

4 3 16 d 2 3 g b 10 N 1 . 1 E 60 V               [I–124]

Pour les dopages les plus élevés le claquage est provoqué par effet tunnel et la tension de claquage est alors définie comme étant la tension pour laquelle la densité de courant devient égale à 5000 Js.

38

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Wiss. Veroff. Siemens Werken 18, 225, 1939. [17] N. Vellas

Thèse de doctorat, Univ-Sciences et Technologies –Lille, France, 2003. [18] S. Amara

41 I-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.

L’usage du silicium, qui est un matériau de base, en électronique rapide et optoélectronique reste insuffisant. La mobilité des porteurs est relativement faible par rapport aux matériaux III-V, et son gap est indirect. L’énergie de sa bande interdite et le champ de claquage limitent son utilisation en électronique de puissance.

Aujourd’hui, les semiconducteurs à large bande interdite tels que les III-V nitrurés, GaN par exemple, et le carbure de silicium (SiC) sont les candidats idéaux pour réaliser un nouveau saut technologique. Leurs propriétés physiques en font des matériaux sans concurrents pour un grand nombre d’applications dans des environnements hostiles (hautes températures, hautes puissances…).

Les nitrures d’éléments III, GaN, AlN, InN sont des matériaux semi-conducteurs ayant un fort potentiel pour la microélectronique grâce à leurs propriétés réfractaires qui permettent d’envisager, non seulement, leur application dans des environnements hostiles mais aussi dans le domaine de l’optoélectronique du fait de leurs gaps directs qui couvrent l’ensemble du spectre visible et même au delà. La formation d’alliages de nitrure d’éléments III binaires ou ternaires (AlN, GaN, InN, AlGaN, InGaN,…) permet d’obtenir des matériaux dont la largeur de bande interdite peut varier de 0,7 à 6,2 eV. Cette aptitude à former des alliages est essentielle pour produire des longueurs d’ondes spécifiques pour les émetteurs, et pour réaliser des hétérojonctions avec des barrières de potentiel ajustables. La figure II.1 présente les valeurs d’énergie de bande interdite ainsi que les paramètres de maille du GaN, de l’AlN de l’InN et du SiC [1, 2].

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On peut noter que les nitrures d’éléments III couvrent un large domaine spectral qui s’étend du rouge (650 nm) à l’ultraviolet (200 nm), ce qui explique son utilisation dans les composants optoélectroniques [1].

Figure II.1: Bande interdite et paramètre de maille des nitrures d’éléments III. Les substrats utilisés dans la fabrication des composants à base de nitrures sont également présentés [1]

II-GENERALITE SUR LES III-V NITRURES II-1-STRUCTURE CRISTALLINE

Les semiconducteurs III-nitrurés existent sous deux formes cristallines: la phase wurtzite (hexagonale) et la phase blende de zinc (cubique) représentées sur la figure II-2. La structure wurtzite est constituée de deux réseaux hexagonaux compacts. Ces sous-réseaux forment un empilement de type ABAB (figure II-2). Le groupe d’espace de cette forme cristalline est P63mc. Les nitrures peuvent également exister sous forme cubique de type blende de zinc. Cette phase comprend deux réseaux cubiques à faces centrées décalés d'un quart du paramètre de maille suivant la direction (111). On obtient alors pour chaque sous-réseau une succession de couches

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ABCABC suivant cette direction (figure II-2). La structure blende de zinc appartient au groupe d’espace F43m [2].

Figure II-2 : Structures cristallines des nitrures d’élément III

Dans les conditions ambiantes, seule la structure wurtzite est thermodynamiquement stable pour les couches massives. Néanmoins, des couches fines épitaxiées de GaN et d’InN ont été réalisées sur des substrats tels que AlN, Al2O3, Si, SiC, MgO, GaP ou GaAs : l’adéquation entre la

structure cristalline du substrat et celle de la couche l’emporte sur la tendance naturelle à cristalliser dans la structure wurtzite. Le tableau II.1 ci-dessous reporte les paramètres de maille du GaN, InN et AlN [2, 3]:

InN GaN AlN

Wurtzite a (Å) c (Å) 3,54 5,70 3,189 5,185 3,11 4,98 Cubique a (Å) 4,96 4,47 4,36

Longueur des liaisons (wurtzite) (Å)

2,15 1,94 1,89

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II-2- TECHNIQUES D’EPITAXIE EMPLOYEES DANS LA FILIERE DES NITRURES Le développement des nitrures a longtemps été contrarié pour plusieurs raisons telle la difficulté d’élaborer des cristaux de tailles significatives et l’absence de substrats ayant des constantes de réseaux et des coefficients thermiques proches de ceux des nitrures.

Plusieurs techniques ont été développées pour la croissance des nitrures, notamment les techniques utilisant une couche tampon entre le substrat et le nitrure d’élément III [4]. Cette couche tampon sert à faire le lien entre le substrat et le composé nitruré tout en diminuant les contraintes introduites par les différences de propriétés entre les deux. Les premiers stades de fabrication de cette couche tampon consistent souvent en un traitement de surface du substrat appelé nitruration qui permet la création de quelques monocouches atomiques de nitrure à partir des éléments du substrat.

Ces couches nitrurées vont donc être situées à l’interface entre le substrat et le nitrure d’élément III. Or les caractéristiques des hétérostructures obtenues sont fortement dépendantes de la qualité des interfaces entre les différents matériaux qui les composent.

Les deux principales techniques d’épitaxie utilisées dans la filière des nitures sont la MOVPE (Epitaxie en phase vapeur aux organométalliques) et la MBE (Epitaxie par jet moléculaire). La première présente une bonne vitesse de croissance, et la deuxième, à faible vitesse de croissance, offre un très bon contrôle de l’épaisseur des couches déposées.

Le choix de l’épitaxie peut permettre de choisir l’orientation du cristal. Une autre technique d’épitaxie dérivée de la MOVPE, appelée HVPE (Epitaxie en phase vapeur aux hydrures), est employée dans la réalisation de substrats en GaN, grâce à sa très grande vitesse de croissance.

De ces trois techniques, la MBE est celle qui permet de déposer des couches ultra minces tout en contrôlant parfaitement la concentration de dopage des couches, la MOVPE est la plus courante, et la HVPE est celle qui présente la vitesse de croissance la plus élevée.

L’InN se caractérise par une faible stabilité thermique et il est difficile à synthétiser: sa température de dissociation est relativement faible (550°C) interdisant de ce fait sa croissance à haute température, sa pression de dissociation est élevée et l’InN ne se forme pas par réaction directe entre le diazote N2 et l’indium In. De plus il n’existe pas à l’heure actuelle de substrat

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massif d’InN ni de substrat adapté à la croissance de l’InN c’est à dire dont le paramètre de maille et le coefficient de dilatation thermique soient voisins de ceux du semi-conducteur.

Pour essayer de contourner ces difficultés, de nombreuses techniques de croissance ont été essayées pour obtenir de l’InN [5]: MOCVD (dépôt chimique en phase vapeur aux organométalliques, MBE, CVD (dépôt chimique en phase vapeur) assisté par laser, épitaxie en phase vapeur, bombardement d’indium avec de l’azote atomique obtenu par plasma radiofréquence, etc.

II-3-PROPRIETES DES III-V NITRURES

De manière générale, la large plage énergétique offerte par les bandes interdites des semiconducteurs III-N est très intéressante pour l’optoélectronique puisqu’il est ainsi possible de réaliser des composants émettant dans tout le spectre électromagnétique visible (tableauII.2).

Matériau InN GaN AlN BN

Structure W C W C W C W C

Eg (eV) (300 K) 1,89 ( ?) - ≈0,7

3,39 3,2 6,2 - 4,5-5,5 6,1-6,4

Tableau II.2 : énergie du gap de l’InN, AlN et du GaN et BN à 300K. (W structure wurtzite, C structure blende de zinc) [2, 3].

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Le tableau suivant résume les caractéristiques du GaN et InN comparés aux matériaux III-V et silicium usuellement utilisés (Tableau II.3).

Tableau II.3 : Propriétés physiques des III-V nitrurés comparées aux matériaux III-V et au silicium [6].

Paramètres Si GaAs InP GaN InN

Masse effective de l’électron

mn* 0.91 m0 0.067 m0 0.073 m0 0.22 m0 0.11 m0 Masse effective de trous

mp* 0.53 m0 0.62 m0 0.87 m0 0.8 m0 1.64 m0 Gap à 300K EG (eV) 1.12 1.4 1.35 3.39 0.7 Affinité électronique χ (eV) 4.05 4,07 4.4 4.1 5.8 Permittivité relative εr 11.8 12.8 12.1 9.5 10.5

Mobilité des électrons

μn (cm2/V.s) 1450 8500 4500 2000 1200

Mobilité des trous

47 II-4- DEFAUTS DANS LES III-V NITRURES

Les materiaux III-V nitrurés n'echappent pas à la regle << nul n'est parfait >>. Ils possèdent des défauts ponctuels et étendus.

II-4-1 Défauts ponctuels

Les défauts ponctuels correspondent à une rupture de régularité dans l'organisation cristallographique d'une maille du cristal par rapport a la maille parfaite [1,2]. Les défauts ponctuels principaux sont les sites vacants, les atomes interstitiels, les atomes de substitution, les antisites et les défauts de Frenkel (qui consistent en une combinaison d'un défaut interstitiel et d'une lacune). Les défauts (hormis ceux de Frenkel) sont représentés schématiquement dans la figure II-3.

Figure II-3 : Schéma des principaux défauts ponctuels dans un cristal ordonne AB

Les défauts ponctuels vont avoir pour effet de modifier la conductivité, de créer des niveaux profonds dans la bande de interdite jouant le rôle de pièges pour les porteurs pouvant plus facilement se recombiner. Généralement les effets des défauts vont à contresens des effets désirés.