Caractérisation de l'interface isolant InP formé en oxydation plasma par l'étude des transitoires de capacité DLTS et DDLTS

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Caractérisation de l’interface isolant InP formé en oxydation plasma par l’étude des transitoires de capacité

DLTS et DDLTS

B. Lepley, A. Bath, B. Bouchikhi

To cite this version:

B. Lepley, A. Bath, B. Bouchikhi. Caractérisation de l’interface isolant InP formé en oxydation plasma

par l’étude des transitoires de capacité DLTS et DDLTS. Revue de Physique Appliquée, Société

française de physique / EDP, 1988, 23 (1), pp.71-77. �10.1051/rphysap:0198800230107100�. �jpa-

00245749�

Caractérisation de l’interface isolant InP formé en oxydation plasma par l’étude des transitoires de capacité ^{DLTS et DDLTS} (1)

B. Lepley, ^{A. Bath et B. Bouchikhi} (*)

C.L.O.E.S., ^Ecole Supérieure d’Electricité, ⁵⁷⁰⁰⁰ Metz, France

(*) LEPI-ESSTIN, ⁵⁴⁵⁰⁰ Vand0153uvre-les-Nancy, ^France

(Reçu ^{le 16} janvier 1987, révisé le 21 juillet 1987, accepté ^{le 24} septembre 1987)

Résumé.

L’interface (n) InP-oxyde natif obtenu par ^une technique ^{bicouche a été} étudié par DLTS ^et double DLTS dans le but de déterminer la répartition énergétique des états d’interface dans la partie supérieure de la bande interdite et la position ^du potentiel de surface en fonction de la tension appliquée ^{à la}

structure MIS tunnel Au-Oxyde-InP. ^{La mesure} des transitoires de capacité ^{sur la structure MIS} permet d’explorer ^{la bande interdite avec une} fenêtre d’observation de largeur énergétique voisine de 3 kT et d’obtenir le spectre des états d’interface qui ^fait apparaître ^une contribution prépondérante d’un état discret en

concentration élevée située à une profondeur ^{de 0,46 eV sous} la bande de conduction. La position ^du potentiel

de surface a été déterminée en régime ^de déplétion par ^une spectroscopie ^DLTS à faible niveau et confirmée par double DLTS.

Abstract.

The interface between n type ^indium phosphide and its native oxide grown by ^a plasma bilayer technique has been studied with DLTS and DDLTS measurements in order to determine the energy distribution of the interface states in the upper part ^{of the} bandgap and the surface potential position ^{as a}

function of the applied bias. Measurement of the capacitance transients on MIS structures allows to analyse ^the bandgap ^{with an} energy window of about 3 kT and ^to obtain the interface trap distribution. A discrete state appears with high concentration which is located at 0.46 eV below the conduction band. The surface potential

has been determined in the depletion ^{mode with a} low level DLTS spectroscopy ⁱⁿ agreement with double correlation DLTS experiments.

Classification Physics ^Abstracts 73.40Q

1. Introduction.

Le développement ^des composants micro-électroni- ques ^et optoélectroniques ^{formés à} partir ^du phos- phure ^{d’indium est} freiné par le problème général ^de

la passivation. ^En particulier, ^{en ce} qui ^{concerne la}

réalisation des transistors à effet de champ ^à grille isolée, les instabilités électriques ^{et la} dérive des

caractéristiques apparaissent liées à l’interface iso- lant-semi-conducteur. Plus précisément, le rôle de

l’oxyde ^{natif et son} interaction avec les traitements

préliminaires ^de la surface d’InP semblent détermi- nants dans les caractéristiques ^{obtenues sur les}

structures MIS. Les états de surface d’origines

diverses ont été envisagés, liés soit à un oxyde ^natif

mal contrôlé, ^à des lacunes de phosphore ^induites

(1) Cet article avait été proposé pour le numéro spécial

Semi-conducteurs III-V. Sa parution ^{a été} retardée pour des raisons matérielles indépendantes de l’éditeur.

par des traitements de surface trop énergétiques ^ou

favorisées _{par les} températures élevées lors des processus d’élaboration [1, 2].

Si la caractérisation fine de l’interface _{n’est pas}

encore un objectif ^réaliste compte ^{tenu de la nature} complexe ^et controversée de l’interface entre l’InP et son oxyde ^natif, il y ^a cependant la nécessité de

préciser ^les propriétés ^et caractéristiques des défauts

présents ^et leurs liens avec les dérives constatées et

le blocage ^du niveau de Fermi souvent mis en

évidence à partir des courbes C (V ) ^{à 1 MHz. Les}

méthodes électriques ^sont généralement ^utilisées

pour ^tester l’interface du point ^{de vue} composant, donc _pour montrer s’il possède ^les propriétés requi-

ses pour la réalisation d’un dispositif, ^{une faible}

densité d’états, ^une absence de dérive et la possibilité

de contrôler la conduction superficielle par action

sur la tension appliquée. ^La méthode de conductance de Nicollian [3] ^est largement ^{utilisée sur les structu-}

res MOS sur silicium et son application ^{sur les}

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/rphysap:0198800230107100

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interfaces isolant-composés ^{III-V est} plus ^délicate

car i) la densité d’états est plus ^élevée, ii) ^{la déter-}

mination du potentiel ^de surface nécessite l’utilisa- tion de la méthode d’intégration ^{de la} capacité d’équilibre [4]. Celle-ci doit être mesurée à une

fréquence suffisamment basse pour que les états d’interface lents puissent répondre ^au signal ^alterna-

tif de mesure. Compte ^{tenu des} constantes de temps

mesurées sur les structures MIS InP elle doit être inférieure à quelques dizaines de Hz. Cette mesure est rendue très difficile dans les structures MIS tunnel formées à l’aide d’un oxyde ^natif uniquement,

les fuites liées à la faible épaisseur de l’isolant nécessitent la prise ^en compte ^{de la} conductance

parallèle ^de l’oxyde ^et limitent la fréquence ^{dans le}

domaine BF.

La mise au point ^d’une méthode de caractérisation

complète ^et complémentaire ^est indispensable pour la compréhension ^des mécanismes, ^la localisation des défauts et leur évolution en liaison avec les méthodes de préparation. Nous proposons l’utilisa- tion des spectroscopies de vitesse d’émission DLTS et Double DLTS [5] pour analyser l’interface oxyde

natif-InP et en particulier i) pour déterminer le spectre ^{de la} distribution des états obtenu sur les structures MIS tunnel ; ii) pour déterminer la posi-

tion et l’évolution du potentiel de surface en fonction de la tension appliquée ^en régime ^de déplétion indépendamment ^{des mesures de} capacité ^basse fréquence nécessaires dans la méthode d’intégration.

A cet effet nous utilisons une spectroscopie ^{à faible}

niveau d’excitation afin de bénéficier de la meilleure résolution en énergie permise par la spectroscopie

DLTS. La valeur du potentiel ^{de surface est déduite}

de l’énergie d’activation thermique des processus d’émission depuis les états d’interface compris ^dans

un intervalle d’énergie AEF ^{faible et} qui ^se déplace

dans la moitié supérieure de la bande interdite _par action sur la tension appliquée [6].

Ces techniques ^{ont été} expérimentées ^{sur des}

structures MIS tunnel, ^{formées en} oxydation plasma

RF basse énergie ^en utilisant la technique ^bicouche qui ^a permis d’améliorer les caractéristiques ^de

l’interface en réduisant en particulier ^la dispersion

en fréquence des courbes C-V [7]. ^{Les structures}

sont obtenues _par oxydation ^à 300 °C d’un substrat d’InP de type ^{n de} concentration de porteurs

7 x 1016 cm- 3. L’épaisseur ^de l’oxyde natif résultant

est de 110 A pour les échantillons étudiés. Un contact Au-Ge évaporé ^{est utilisé} pour la face non

polie, ^et l’électrode supérieure, ^sur l’oxyde, ^est

réalisée par évaporation ^d’or.

Afin de séparer ^la contribution des défauts de volume de celle des défauts de surface, ^des spectres

DLTS ont été obtenus sur des diodes Schottky ^Au-

InP formées sur les mêmes substrats mais non

oxydés. ^Aucun pic significatif n’est apparu dans les mêmes conditions d’expérimentation. ^L’ensemble

des résultats présentés ^{dans la suite de ce travail}

concerne donc l’interface oxyde ^natif-InP.

2. Détermination du spectre ^{des états} d’interface.

La figure ¹ illustre le _processus classique ^{de DLTS}

sur la structure MIS formé sur InP de type ^{n en}

mettant en évidence sur le diagramme ^{des bandes la} plage d’énergie Em - EFs pour laquelle il y ^a émission de porteurs majoritaires depuis les états d’interface.

Si la densité d’états de surface Nss(E) ^{est telle} que la variation de capacité ^{AC est} faible devant la capacité d’équilibre ^sous polarisation VR, C (V R), ^le signal

DLTS Y s’écrit [8],

avec

où _Es ^est la permittivité ^du semi-conducteur, C ox ^la capacité ^de l’oxyde ^et ND ^la concentration de donneurs. Dans cette expression ^les capacités ^sont

données _par unité de surface.

S[e,,(E)] correspond ^{à la} fenêtre d’observation pour les vitesses d’émission en :

Fig. ^1.

Diagramme des bandes d’énergie ^{de la structure} MIS, excitation électrique ^et transitoire de capacité.

[Energy ^band diagram of the MIS structure, electrical

excitation and capacitance transient.] ]

Les temps t1 et t2 ^{fixent la fenêtre DLTS.}

Un ^est la section de capture ^et Kn

2,54 ^x 1024 S.I. pour InP(n).

k est la constante de Boltzmann et T la tempéra-

ture. La largeur à mi-hauteur de la fonction

S(en) ^{est voisine de 3 kT avec} les valeurs utilisées pour t1 ^et t2. ^{Deux cas} simplifiés peuvent ^être

envisagés :

1. La distribution NSS(E) ^{est continue et sa}

variation sur un intervalle d’énergie ^{de 3 kT est}

faible. On obtient alors _par simplification ^{de la}

relation (1) la densité d’états directement à partir ^du signal DLTS, l’énergie correspondante ^est fixée par la température, si la section de capture ^{est connue} [8] :

2. Un état d’interface discret ET ^{domine, en concen-}

tration Ng (ou éventuellement plusieurs ^{états dis-}

tincts séparés ^de plus ^{de 3} kT)

L’exploitation conduit alors à la méthode utilisée pour les niveaux profonds, la courbe d’Arrhénius permet ^d’obtenir l’énergie d’activation du niveau et sa section de capture si celle-ci est supposée

constante. Le calcul du spectre NSSs(E) suivant la relation (1) ^montre que ^le signal ^{DLTS varie en}

suivant la fenêtre de détection S[en(ET)].

Les conditions expérimentales d’excitation, ^hau-

teur de l’impulsion AV

Vm - VR et largeur

AT ont été fixées après l’analyse de la variation de

l’amplitude du transitoire de capacité ^{AC à t}

^{0 liée}

aux processus de capture ^{sur les niveaux} d’interface.

La figure ^{2 montre} que la capture des électrons est

effectuée pour ^une durée d’au moins 10 ms. Une

largeur ^de 0,1 ^{s et une} hauteur minimum de 0,4 ^V

ont été fixées _pour les spectres.

Les résultats expérimentaux représentés ^{sur la} figure 3a pour les structures MIS InP montrent un

signal ^DLTS qui présente ^{un extremum} aigu ^{et dont} l’amplitude augmente lorsque ^{la constante de} temps décroît, c’est-à-dire lorsque ^{la vitesse d’émission}

s’accroît. Cette évolution peut ^être comparée ^{à la}

variation mesurée de la capacité C(VR) ^{avec la} température ^et qui provient ^du déplacement ^du

niveau de Fermi. Cette variation est également

observée sur les structures MIS tunnel formées sur le silicium [9]. ^Le diagramme d’Arrhénius reporté ^sur

la figure ^3b permet ^{d’obtenir une} énergie ^d’activa-

tion de EA

0,462 ^{eV une} section de capture

Un = 1,2 x 10-16 cm+2. Les courbes Nss(E) appro-

Fig. ^2.

Variations de l’amplitude du transitoire à t

0 et T

300 K en fonction de a) la hauteur et b) ^la largeur ^de l’impulsion ^de remplissage.

[Amplitude variations of the transient at t

0 with a) ^the height ^and b) the width of the filling pulse.]

chées par calcul de la distribution continue ^et

représentées ^{sur la} figure ^{4 mettent en} évidence la

présence ^{d’un état} discret, ^la largeur ^du pic ^obtenue,

voisine de 3 kT, ^est celle de la fonction S(en). ^La

correction effectuée tient compte des variations C (VR) ^{avec la} température ^et les différentes courbes tracées pour les valeurs extrêmes de la fenêtre tl, t2 ^montrent que la distribution approchée NSS(E)

ne dépend pas du couple tl t2.

Un second pic, ^{visible sur le} spectre obtenu pour t1

⁵⁰ ms, apparaît ^à température ^{élevée. En} sup- posant ^{une valeur} identique de section de capture ^on obtiendrait Ec - ^E

^{0,53 eV. La} caractérisation

précise ^{du centre} associé nécessite des fenêtres de vitesse d’émission dépassant ^les possibilités ^de l’appareillage ^ou l’utilisation de températures trop élevées. On peut néanmoins observer _que, compte

tenu de la figure ^{2b, il faut environ 10 ms} pour saturer les pièges, ^ce qui ^{conduit à 300 K dans InP} dopé ^à 7 1016 cm-3 à une section efficace de capture ^de 10- 22 cm2. Une valeur aussi faible pour- rait correspondre ^{à des états} lents, par exemple ^des pièges d’oxyde ^{situés au} voisinage ^de l’interface et

échangeant ^les porteurs ^{avec le} semi-conducteur _par

un mécanisme tunnel. La section de capture ^obtenue

74

Fig. 3.

a) Spectres ^{DLTS des} structures Au-oxyde plasma-InP (t2

11,5 tl).

b) Diagrammes d’Arrhénius, pour 3 valeurs de la tension

VR, Vm = + 0,4 V.

[a) ^DLTS spectra ^of Au-plasma ^{oxide-InP structures} (t2

^11.5 tl).

b) ^Arrhénius diagrams for 3 bias values VR, Vm

+ 0.4 V.]

serait alors une « section efficace effective tunnel ».

L’énergie d’activation ne pourrait plus ^{alors être}

déduite du spectre ^DLTS.

Fig. ^4.

Courbes de distribution d’états NSS(E) ^calculées

pour différentes fenêtres tl, t2.

[Nss(E) distribution _curves, computed for different tl, t2 windows.]

On peut ^noter également que l’énergie d’activation trouvée reste comprise ^{dans la} plage 0,41 ^à 0,46 ^eV si la largeur ^de l’impulsion ^de remplissage ^diminue jusqu’à ²⁰ 03BCs.

La partie supérieure de la bande interdite, explo-

rée jusqu’à ^{une distance} Ee - E légèrement ^infé-

rieure à 0,1 ^{eV semble} exempte ^de défauts, ^aucun

autre signal ^{DLTS n’étant} enregistré pour ^une

température descendant à 77 K. Certains auteurs ont déjà ^constaté que l’oxyde ^natif permettait ^de

réduire la densité d’états au voisinage de la bande de conduction [2]. ^{C’est un} résultat intéressant _que de constater qu’après ^un traitement complexe ^et comportant ^en particulier ^une phase ^en plasma, ^mais

à basse énergie, ^{un seul état} domine à l’interface. Sa

position énergétique ^{va favoriser un} blocage ^du

niveau de Fermi à environ 1/3 EG ^{sous la bande de} conduction, ^{la structure MIS se trouvant en} régime

de déplétion. ^Afin de vérifier cette hypothèse ^nous

avons utilisé la spectroscopie de vitesse d’émission pour ^tenter de déterminer la position du niveau de Fermi sans utiliser les méthodes électriques ^habituel-

les.

3. Détermination expérimentale ^{de la} position ^du potentiel ^{de surface.}

Nous avons utilisé deux modes d’excitation électri- que permettant de définir un incrément d’énergie AEF ^{dans la} bande interdite d’où provient ^le signal

transitoire d’émission. Le premier ^mode correspond

à la technique ^{à faible} impulsion conformément à la

figure 5a. Les états d’interface sont traités comme une succession continue de niveaux discrets. La

réponse des états dans l’intervalle AEF ^est équiva-

lente à celle produite par ^un niveau discret à

l’énergie ET

E + 1 2 0394EF pour laquelle ^{la diffé-}

rence des fonctions d’occupation, f1(E) par rapport à EF ⁺ AEF ^et f o (E ) par rapport ^à EF, ^{est maximum.}

Le signal ^{DLTS est alors le} produit d’intercorrélation des fonctions S[en(E)] ^et [f1(E) - f0(E)]. ^{La fonc-}

tion S(en) ^se déplace ^comme précédemment ^en

fonction de la température ^{et le} produit ^{sera maxi-}

mum lorsque la vitesse d’émission des porteurs correspond ^à celle fixée par tl t2. ^{La fonction}

f, - f o ^est déplacée ^en énergie ^en agissant ^{sur la}

tension appliquée.

Le signal DLTS obtenu s’écrit [4] :

soit

L’énergie d’activation obtenue, ^{si on} suppose ^une section de capture constante, ^{sera :}

On pourra par conséquent obtenir la valeur du

potentiel de surface en choisissant une valeur faible pour l’impulsion ^de tension 0394VR qui permettra

d’évaluer - _AEp, ^terme dont l’influence sera d’autant

plus ^faible que OVR ^est petit.

Fig. ^5.

a) Spectroscopie à faible niveau d’excitation, b)

double DLTS.

[a) ^{Low level} spectroscopy, b) ^double DLTS.]

Le second mode d’excitation, qui ^{a été utilisé à}

titre de vérification de la méthode de la faible

impulsion, correspond ^à l’application de la fonction de corrélation utilisée en Double DLTS et telle que

V m 1- Vm0 = 0394VR ^{comme le montre la} figure ^5b.

La position énergétique ET ^{est cette fois} déplacée ^en

modifiant simultanément la hauteur de chaque impulsion ^{tout en} conservant constant leur écart, ^à

tension de repos VR ^fixée.

Dans les deux cas, les valeurs obtenues coïncident

aux erreurs expérimentales près. ^Les spectres ^obte-

nus en DLTS comme en DDLTS font apparaître ^un pic ^étroit typique de l’état discret équivalent ^{à la}

zone AEF, ^ainsi que le montre la figure ^6.

Fig. ^6.

Spectres typiques a) ^faible excitation, b) ^double

DLTS.

[Typical spectra a) ^{low level,} b) ^double DLTS.]

Les valeurs correspondantes ^du potentiel ^{de sur-}

face sont déduites de la mesure de l’énergie ^d’activa-

tion _par les courbes d’Arrhénius tracées pour chaque

tension appliquée ^ou pour chaque hauteur des

impulsions ^{DDLTS. La} valeur 0394VR

0,1 ^{V a été} choisie comme compromis ^{entre la} sensibilité aux

amplitudes des variations de capacité ^{et un faible}

intervalle d’énergie AEF ^d’où provient ^{l’émission}

mesurée. I/Is(V) a ^{été déduit en} prenant 1 2 0394EF

0,03 ^{eV et} qV n

0,11 ^{eV obtenu à} partir ^du dopage

du semi-conducteur ND

^{7 x} 1016 cm- 3.

Les points ^{obtenus sont} reportés ^{sur la} figure ^{7 et}

sont comparés ^en premier ^{lieu à la courbe} théorique

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03C8s(V) pour ^{une structure} MIS idéale, ^{courbe en} trait continu, ^{et en} second lieu à la courbe expéri-

mentale obtenue en utilisant la méthode d’intégra-

tion de Berglund ^{à une} fréquence permettant ^la

mesure de la capacité ^{de la structure MIS tunnel, ici}

1 000 Hz, mais pas suffisamment basse pour attein- dre l’équilibre. Effectivement, les états d’interface

ne répondent pas à ^cette fréquence, ^ce que confir-

ment les valeurs constantes de temps mesurées de 4 ms à 0,25 ^s pour les pics ^DLTS.

4. Discussion.

La figure ^{7 met en évidence un} blocage partiel ^du

niveau de Fermi pour des tensions comprises ^entre

-

0,4 ^{V et - 1} V, ^le potentiel de surface restant fixé à 0,45 ^± 0,05 V, qui correspond ^à Ec - EF

^{0,53 ±} 0,05 ^{eV en surface. C’est une valeur} supérieure ^à

celle qui proviendrait ^du blocage par le ^centre

Ec - ET

0,46 V, néanmoins les approximations

faites concernant la section de capture ^{et la} plage d’énergie 6.EF ^ne permettent pas d’écarter

l’hypothèse ^{d’une relation entre les deux. Un état}

discret domine à EG/3 ^{sous la bande de conduction}

et nous observons parallèlement ^le blocage partiel

du niveau du Fermi dans la même plage.

Fig. ^7.

Potentiel de surface en fonction de la tension

appliquée. ^{Trait continu : structure MIS idéale, traits} interrompus : ^courbe expérimentale d’après ^{la méthode} d’intégration ^{à 1 kHz. 0 DLTS avec} 0394VR ^{= 0,1 V 0}

double DLTS.

[Surface potential ^versus applied bias. Full line : ideal MIS structure dotted line : experimental ^{curve from the} integra-

tion method at 1 kHz. D DLTS with 0394VR

^{0.1 V} 0 double DLTS.]

Certains auteurs ont pu ^{mettre en} évidence une zone de défauts à l’interface oxyde-InP, ^{à une} profondeur Ec - ET ^{de 0,4 à 0,5 eV et où} l’oxygène

serait impliqué [10]. Spicer [11] propose d’associer

un état accepteur ET - Ev

^{0,9 eV aux lacunes de} phosphore, qui ^ont été abondamment invoquées

pour expliquer ^les problèmes de l’interface diélectri- que InP [1]. ^Cette observation est en contradiction

avec les récents calculs de R. E. Allen et al. [12] qui

donnent pour les ^vacances de phosphore ^{des niveaux} superficiels proches du bord de la bande de conduc- tion. Ces mêmes calculs leur permettent ^{d’obtenir la} position ^des défauts de surface phosphore ^{en site} indium, Pl., ^à 0,9 eV par rapport à la bande de

valence, ^soit Ee - ^E

^{0,45 eV. De} même l’indium

en site phosphore, Inp, produirait ^{un état à} 0,95 ^eV soit Ec - E

^{0,4 eV. Le défaut} PIn ^serait responsa- ble du blocage ^{du niveau de} Fermi, ^de 0,4 ^à 0,5 ^eV

sous la bande de conduction, ^observé depuis long-

temps ^{sur les} structures métal InP, ^en particulier ^Au-

InP [13], [14]. ^Selon J. D. Dow et R. E. Allen, ^les défauts PIn ^et Inp seraient introduits _par le traitement de surface initial [15], ^une concentration superficielle

de 0,1 ^{% étant} suffisante _pour bloquer le niveau de Fermi. Ce fait est en accord avec certaines observa- tions montrant que le blocage ^est pratiquement indépendant ^du diélectrique ^utilisé [1].

L’ensemble des résultats obtenus ne permet pas de préciser ^{la nature} du défaut ni sa localisation exacte, soit à ^la surface du semi-conducteur soit dans

l’oxyde ^au voisinage ^de l’interface, ^{où une} répartition spatiale ^est envisagée ^{dans les} systèmes Si02-InP

pour expliquer ^les spectres ^{obtenus en} spectroscopie

DLTS à capacité ^constante [16].

Un autre point ^{doit être} souligné ^{ici, il concerne} l’application ^{des méthodes} transitoires aux structures MIS tunnel. Compte ^{tenu de} l’épaisseur d’oxyde,

nous avons supposé que les états d’interface étaient

en équilibre ^avec le semi-conducteur. Cette condi- tion atteinte avec 50 A de Si02 ^nécessite pour ^un

oxyde ^{d’InP une} épaisseur supérieure. ^{Si le courant}

traversant la structure est trop important, ^{en état}

stationnaire sous polarisation, ^il n’y ^aurait pas

d’équilibre thermodynamique ^{dans la zone de sur-}

face et les fonctions d’occupation ^des états seraient modifiées et deviendrait fortement dépendantes ^de

la nature de ces états et des sections de capture associées [17].

5. Conclusion.

Nous avons montré _que les spectroscopies ^{de vitesse}

d’émission DLTS et DDLTS pouvaient ^être appli- quées ^aux structures MIS oxyde ^{natif-InP en} permet-

tant en particulier ^de préciser, par des ^mesures

d’énergie d’activation thermique, ^la position ^du potentiel de surface en régime ^de déplétion. ^{Sur de}

telles structures l’application ^{de la} méthode d’inté-

gration ^{est délicate} compte ^tenu de la difficulté des

mesures de capacité ^{en basse} fréquence. ^{Nous avons}

d’autre part ^{mis en} évidence à l’interface InP oxyde

natif plasma ^{un état} lent discret qui pourrait ^être responsable ^du blocage partiel du niveau de Fermi observé au tiers de la bande interdite. Toutefois la

nature du défaut et sa localisation restent à étudier ainsi _que l’application des méthodes transitoires à la structure MIS tunnel Au-oxyde-InP ^en fonction de

l’épaisseur d’oxyde.

Bibliographie

[1] VIKTOROVITCH, P., Colloque ^{sur les} plasmas ^{et la} pulvérisation cathodique. (Antibes 1985) ^SFV.

Le Vide p. 213-225.

[2] CHOUJAA, A., CHAVE, J., BLANCHET, ^{R. et VIKTO-} ROVITCH, P., ^J. Appl. Phys. ⁶⁰ (1986) ^2191.

[3] NICOLLIAN, ^{E. H.} and GOETZBERGER, A., ^Bell.

Syst. Tech. J. 46 (1967) ^1055.

[4] ^{BERGLUND, C. N., IEEE Trans.} Electron. Dev. ED 13 (1986) ^701.

[5] ^{LEFEVRE, H. et} SCHULZ, M., Appl. Phys. ¹² (1977)

45.

[6] KATSUBE, T., KAKIMOTO, ^{K. et} IKOMA, T., ^J. Appl.

Phys. ⁵² (1981) ^3504.

[7] BOUCHIKHI, B., MICHEL, C., AITSAADA, O., ^RAVE-

LET, S. et LEPLEY, B., E-MRS-D Strasbourg,

France (1986).

[8] YAMASAKI, K., YOSHIDA, ^{M. et} SUGANO, T., Jpn ^J.

Appl. Phys. ¹⁸ (1979) ^113.

[9] ^EL SAYED, M., PANANAKAKIS, ^{G. et} KAMARINOS, G., Solid State Electron. 28 (1985) ^345.

[10] FRITZSCHE, D., ^Inst. Phys. Conf. Ser. N° 50 (IOP, Bristol, 1980) ^Ch. 4, p. 258.

[11] SPICER, W. E., CHYE, P. W., SKEATH, P. R., SU, C. Y. et LINDAU, I., ^Inst. Phys. Conf. ^{Ser. N° 50} (IOP, Bristol, 1980) ^Ch. 4, p. 216.

[12] ALLEN, ^R. E., SANKEY, O. F. et Dow, ^J. D., Surf.

Sci. 168 (1986) ^376.

[13] ^{WILLIAMS, R.} H., MONTGOMERY, ^{V. et} VARMA,

R. R., ^J. Phys. ^{C. 11} (1978) ^{L 735.}

[14] MEAD, ^{C. A. et} SPITZER, W. E., Phys. ^{Rev. 134} (1964) ^{A 713.}

[15] ^{ALLEN, R. E. et Dow, J. D., J.} Vac. Sci. Technol. 20

(1982) ^659.

[16] ^VAN STAA, P., ROMBACH, ^{H. et} KASSING, R., ^J.

Appl. Phys. ⁵⁴ (1983) ^4014.

[17] CHANG, ^{C. V. et} WANG, ^S. J., Solid State Electron.

28 (1985) ^1181.