Formation de l'interface métal/InP et de diodes Schottky sur InP

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Formation de l’interface métal/InP et de diodes

Schottky sur InP

A. Ismail, J.-M. Palau, L. Lassabatère

To cite this version:

205

Formation

de

l’interface métal/InP

et

de

diodes

_Schottky

sur

InP

A.

_Ismail,

J. M. Palau et L. Lassabatère

Laboratoire d’études des surfaces, interfaces et composants

(*),

U.S.T.L., place Eugène Bataillon, 34060

_Montpellier

Cedex, France

(Reçu le

_{25 juillet}

_1983, révisé le 2 _{novembre, accepté} le 4 novembre ₁₉₈₃₎

Résumé. 2014 On étudie

principalement

par la méthode Kelvin mais aussi par

spectrométrie Auger

les surfaces

(100)

chimiques

et ₍₁₁₀₎ clivées de InP, l’interaction de cette dernière avec un métal réactif

_(Al)

ou non réactif _(Au,

_Ag).

On compare ensuite les résultats fournis par l’étude des surfaces aux hauteurs de barrières mesurées dans les diodes

réalisées sur les deux types de surface. On montre que InP se caractérise _par un _{ancrage du niveau} de Fermi situé

dans la moitié

_supérieure

de la bande interdite. _{Cet ancrage} se

_{produit :}

dans le cas des surfaces libres ₍₁₀₀₎ ou

₍₁₁₀₎

avec défauts de

_{clivage, après dépôt}

d’une fraction de monocouche de _métal, dans les diodes. _{On propose} comme

explication

la

_présence

d’états donneurs et accepteurs associés à des défauts du semiconducteur dont les densités

relatives seraient liées aux détails de la formation de l’interface.

Abstract. 2014 A.E.S. and

mainly Kelvin method are used to

_study

chemical

₍₁₀₀₎

and cleaved ₍₁₁₀₎ InP surfaces

and their interaction with reactive

_(Al)

or unreactive _(Au,

_Ag)

metals. The surface barrier is

_compared

to the barrier

height

measured in the diode. Results show that InP is characterized

_by

a surface Fermi level

_pinning

in the upper

half _part of _{the gap. This}

_pinning

occurs : for the free chemical (100) faces and for the cleaved faces _presenting cleavage defects, after

_deposition

of a

_submonolayer

metal

_quantity,

in the diodes. We _{propose that}

_pinning

results from _acceptor and donor states whose relative densities are

_depending

_{upon the} details of the formation of the interface. States are

_supposed

to be due to defects localized at the semiconductor surface.

Revue _{Phys. Appl. 19 (1984)} 205-214 MARS 1984,

Classification Physics Abstracts 73 . 30Y

1. Introduction.

Les

_concepts

de base utilisés encore

_{aujourd’hui}

_pour

décrire le contact métal semiconducteur ont

princi-palement

pour

origine

les travaux de Mott et

_Schottky

[1-3],

de Bethe

_{[4] puis}

de Bardeen

_[5]

et

_Cowley

et Sze

_[6].

Si les théories décrivant les mécanismes de

transport

du courant

_{[7] expliquent}

de

_façon

_plutôt

satisfaisante les observations

_{expérimentales,}

_la ques-tion de

l’origine

exacte de la barrière de

_Schottky

n’est

_toujours

_{pas véritablement} tranchée. Les appro-ches fondamentales visant à décrire les

_{caractéristiques}

du contact _par

_{l’interpénétration}

des fonctions d’ondes du métal et du semiconducteur

_[8-12]

ont été remises

en

question

_par les résultats

expérimentaux

fournis

par les

techniques

sophistiquées

d’analyse

des surfaces

appliquées

en

_particulier

à l’étude des III-V et

singu-lièrement à GaAs

_[13].

Différentes

_approches

se sont alors

_{développées.}

Spicer

et collaborateurs

_[14-16]

_proposent un modèle

dans

_lequel

l’interaction du

_métal,

_{plus généralement}

de

l’adatome,

avec le semiconducteur

produit,

à la

surface ou au

voisinage

de la surface de

celui-ci,

des

(*) U.R. N° 1022 associée au C.N.R.S.

défauts,

principalement

des lacunes de l’anion ou du

cation. Ces défauts

_{correspondraient}

à des états

discrets,

situés dans la bande interdite et

_qui,

comme

dans le modèle de

_Bardeen,

ancreraient le niveau de Fermi à l’interface. L’idée d’un ancrage du niveau de Fermi _par des états liés à des défauts est aussi soutenue

par Williams et collaborateurs

[17, 18] qui soulignent

cependant

des différences dans la

_position

de

_l’ancrage

corrélées à la réactivité

chimique

du métal avec le

semiconducteur. L’effet de la réactivité du métal et de la chaleur de réaction sur la hauteur de la barrière

et en même

_temps

sur les

_phénomènes

d’interdiffusion à l’interface est

_{particulièrement}

mis en évidence par

Brillson et collaborateurs

_{[13, 19-22] qui}

montrent d’une _{part que} le

_comportement

redresseur est sensi-blement modifié par

l’interposition

d’un

petit

nombre de monocouches d’un métal de réactivité

différente,

d’autre

_part

_{que la}

_largeur

de l’interface est

_plus

faible si le métal est réactif. Pour Freeouf et Woodall

[23-25]

la diffusion du cation dans le métal et la formation d’îlots riches en anions conduit à la

_présence

de différentes

_phases

_ayant

chacune son _{propre travail}

de sortie. Il en résulte un travail de sortie « effectif »

moyen à

prendre

en

_compte

_pour déterminer la

hauteur de barrière _{par la}

_simple

théorie de

_Schottky.

Toutes ces

_approches

tendent donc à

expliquer

le

comportement du contact

_Schottky

_par différentes

imperfections

par

rapport

au contact

_{abrupt théorique.}

Une

_{interprétation}

différente est soutenue _par Sebenne

et collaborateurs

[26]

qui envisagent qu’une grande

partie

des états

_responsables

de

_l’ancrage

du niveau de Fermi à l’interface

_provient

d’un retour dans la bande interdite des états

_{intrinsèques qui}

avaient été

repoussés

dans les bandes _par la relaxation des atomes de surface. Ce

modèle,

qui

considère donc une

modifi-cation de la relaxation induite _par les liaisons des atomes du semiconducteur avec ceux du

métal,

implique implicitement

une interface

_abrupte.

Si

_depuis

une dizaine d’années

_beaucoup

d’études

ont été effectuées sur

GaAs,

beaucoup

moins de

résultats sont

_disponibles

_{pour InP.} Ces résultats

[27-36]

font

_{cependant apparaître}

_que si la

_plage

des valeurs

_possibles

_pour la

_position

du niveau de Fermi à l’interface est

_{caractéristique}

du

_{semiconducteur,}

des hauteurs de barrière sensiblement différentes sont

produites

par les métaux réactifs et non réactifs.

Peu

_{d’expérimentateurs}

ont étudiés le contact

_Schottky

à la fois sur les surfaces

₍₁₁₀₎

obtenues _par

_clivage

et

(100)

obtenues _{par nettoyage}

_chimique,

d’une

_part

par des

techniques d’analyse

de

surface,

d’autre

part

par une caractérisation

électrique

des diodes. Nous

présentons

ici une étude réalisée dans ce sens à la fois sur InP

_types

n et _p avec comme métaux

_l’argent,

l’or et l’aluminium. Les surfaces sont caractérisées

par des mesures

topographiques

du travail de sortie

et du

_photovoltage

utilisant la

_technique

du conden-sateur vibrant de Kelvin et _par

_{spectrométrie Auger.}

L’ancrage

du niveau de Fermi à la

surface,

qui

doit

se traduire _par un

_{rapprochement}

des travaux de sortie des échantillons de

_types

n et _p,

_peut

donc être mis en

évidence de

façon

simple

dans notre

_dispositif.

De

_plus,

le

_{photovoltage,}

dont la valeur

_dépend

de la barrière de

_potentiel

de

surface,

fournit des informations

quantitatives

sur cette dernière. Les diodes sont étudiées de

façon

classique

à la

_température

ambiante par

I (V )

en direct et

_{C(V )}

en inverse.

2.

_{Dispositif expérimental.}

L’ensemble

_{expérimental}

_déjà

décrit dans d’autres

publications [37, 38]

est constitué du bâti à ultra vide

(10-10

torr)

et de ses

équipements :

sonde de

Kelvin,

spectromètre

Auger

à miroir

_cylindrique,

_{spectromètre}

de _masse, cellules

_{d’évaporation.}

Le volume dans

_lequel

est confinée

_{l’évaporation}

du métal est _{limitée par des}

panneaux

cryogéniques.

La vitesse

d’évaporation

mini-male contrôlée _par le

_{spectromètre}

de masse est de l’ordre d’une monocouche à la minute. La sonde de Kelvin a une résolution

spatiale

de l’ordre de 250 gm

et une sensibilité d’environ 1 meV. La distance sonde

échantillon est maintenue constante

_(typiquement

30 ± 1

_03BCm)

_par un asservissement et

_permet

une

étude

_{topographique}

de la différence de

_potentiel

de contact

obtenue en

_déplaçant

l’échantillon devant l’électrode

de référence. Le

_porte

échantillon

reçoit

en même

temps deux échantillons n et _p,

_qui

_peuvent

donc être

comparés in

situ, barreaux à cliver ou

_plaquettes

nettoyées chimiquement.

Les échantillons peuvent être éclairés _par une

_lampe

de 100 W à filament de

tung-stène focalisée par un miroir

_elliptique.

Le

_dopage

des échantillons utilisés est le suivant : barreaux n = 5 x

1015 cm - 3 et p

=

2,5

x

1015

Cnj-3@

plaquettes

n =

5,5

x

1015

cm - 3 etp

=

4,3

x

1015 cm-3.

Ceci

_correspond

à une

_position

du niveau de Fermi en volume telle _que

_{EFp -}

_{Ev z}

230 meV _pour les

types

p et

Ec - EFn ~

120 meV pour les types n.

Le

_nettoyage

des

_plaquettes

est effectué

_juste

avant la mise sous vide à l’aide de la solution

_{classique :}

3

_H2SO4,

1

_H202,

1

H20-3. Face

₍₁₁₀₎

clivée.

3.1 SURFACE LIBRE. - L’étude

topographique

à l’aide de la sonde de Kelvin des surfaces clivées de InP montre _que, comme dans le cas de GaAs

_[37],

les variations du travail de sortie sont étroitement corré-lées aux défauts de

_clivage.

Les résultats détaillés de cette

_étude,

_qui

feront

_l’objet

d’une autre

_publication,

peuvent être résumés comme suit. Les défauts de

clivage

tendent à

_rapprocher

les travaux de sortie des

types

n et _p et

_produisent

dans les deux cas une

cour-bure des bandes en surface dans le sens de

l’appau-vrissement ou de l’inversion

_{(photovoltage négatif}

sur

_type

n et

_positif

sur

_type

_p).

Ces résultats condui-sent, comme dans le cas de

_GaAs,

à associer des états

accepteurs

et donneurs aux défauts de

_clivage.

La bonne corrélation entre les valeurs du

photo-voltage

et les variations du travail de sortie montrent

que ces dernières sont essentiellement

_imputables

à la courbure des bandes. On

_peut

donc connaître en

tout

_point

la valeur du

_potentiel

de surface

_VS

ainsi

que la différence de

potentiel

de contact

_0394~0

en bande

plate.

De

_plus

on vérifie _que la différence

_{0394~0p -0394~0n}

est

_égale

à la valeur

_théorique

_{4>op -}

_~0n

=

EFn -

_EFp

calculée à

_partir

du

_dopage.

Les valeurs extrêmes de

VSn

et

_Vsp

_que nous avons observées montrent _que

lorsque

la densité des défauts de

_clivage

_croît,

le niveau de Fermi en surface tend à être ancré à un niveau

d’énergie

que l’on

peut

situer entre

_0,3

et

_0,5

eV en

dessous du bas de la bande de conduction.

3.2 EFFET DU DÉPÔT D’UNE FAIBLE

_QUANTITÉ

DE MÉTAL. Le

_dépôt

d’une fraction de monocouche de métal a un

effet considérable sur les surfaces clivées : les

non-uniformités du travail de sortie dues aux défauts de

clivage

ont

_{pratiquement disparu,}

le travail de sortie du

_type

n et du

_type

_p sont _presque

_égaux,

la variation du travail de

sortie,

qui dépend

du métal

utilisé,

est

particulièrement importante

sur le

_type

_{p pour}

_lequel

0394~

diminue

_{(Fig.1 ).}

Les variations du travail de sortie

_prises

en _prenant

comme référence le travail de sortie

_~0n

du

_type

n

207

Fig.

1. - _a -

Exemples de

_topographies

du travail de sortie de faces ₍₁₁₀₎

_présentant

des défauts de

_clivages.

Les

travaux de sortie du _{type p} et du _type n sont

_portés

en _prenant comme

_origine

le travail de sortie

’Oln

du _type n en bande

plate.

b - Modification des

_topographies

_{précédentes après}

dépôt

de _1/4 et _1/2 monocouche d’aluminium sur deux

moitiés de _chaque échantillon. c -

Exemples

de

topogra-phies

de la différence de

_potentiel

de surfaces ₍₁₀₀₎ d’un

échantillon de _type p et d’un échantillon de type n.

la

-

Examples of work function

_topographies

of ₍₁₁₀₎ faces

_presenting

some _cleavage defects. Work function for

both n _{and p types} is

_origined

with _respect to the work function

_4>,.

of the n

_{type in}

flat band condition. b - Modi-fication of the

_{previous topographies by}

1/4 and _1/2

mono-layer of aluminium

_deposited

on two half _parts of each

sample.

c -

Examples

of CPD

_topographies

of the ₍₁₀₀₎ etched face of n and p type

samples.]

Fig.

2. -

Valeurs, par rapport au _type n en bande _plate, du travail de sortie des surfaces

₍₁₁₀₎

clivées recouvertes

de différentes

quantités

d’or,

d’argent

ou d’aluminium. Les valeurs obtenues sur couches massives sont aussi

indiquées.

Les niveaux

_{représentés}

en

pointillés

_indiquent

quels

seraient les travaux de sortie

_{après dépôt}

de 0,25 à 0,5 monocouche si l’on tenait seulement _compte de la courbure des bandes.

[Work

function _values, with _respect to the n _type in flat

band _condition, of cleaved ₍₁₁₀₎ surfaces for different coverages of gold, silver or aluminium. Are also

_plotted

work function values of thick _layers of these metals. Dotted levels indicate work function

_{corresponding}

to _1/4 and _1/2

monolayer

that would be obtained if _only band

_bending

were

considered.]

Tableau I. - Travail de sortie et

photovoltage

des

_faces

₍₁₁₀₎

clivées

_après

_dépôt

d’une

_fraction

de monocouche de métal.

sortie et la valeur du

_{photovoltage après dépôt}

de

0,25

et

_0,5

monocouche.

_Rappelons

_que les valeurs de

PP -

On

sont mesurées directement entre les deux échantillons et de ce fait sont connues avec une meil-leure

_.précision

_que

_{~p -}

_4>op

ou

_{4>0 -}

~0n.

Le

photo-voltage

est très uniforme même

_quand

la surface initiale

_présentait

de très

_importantes

variations du travail de sortie et donc du

_{photovoltage.}

Il évolue

peu pour des

épaisseurs métalliques qui

restent inférieures ou

égales

à la monocouche. Le

signe

du

photovoltage indique

que les types n et _p

_présentent

dans tous les cas une barrière

_{d’appauvrissement}

(voire d’inversion)

en

surface,

et il

_apparaît

très clairement que dans le cas de l’aluminium cette barrière de surface est

_{plus grande}

que pour l’or et

_l’argent

dans le cas du

_type

_p,

_plus

faible dans le cas du

_type

n.

Dans tous les cas

_cependant

le

_{photovoltage indique}

que la barrière sur

_type

_p est

_plus

_grande

_que celle sur

type

n. Il semble _que la

majeure partie

de la décrois-sance du travail de sortie du

_type

p

puisse

être

inter-prétée

par la variation de la barrière de surface

q Vs.

En effet le travail de sortie

_{4), qui s’exprime}

par la

relation : 0 =

x +

_{Eg -}

_{(EF - Ev) - q V s,}

doit diminuer pour le

type

p s’il

apparaît

une barrière

d’appauvrissement (Vs > 0, ce qui correspond

au

photovoltage observé).

Mais une

partie

des variations

de 0

peut

être due à une variation de l’affinité

élec-tronique

x. Dans le cas de

l’aluminium,

il est clair

qu’une

telle variation existe. En

_effet,

_{~p - ~0p =}

-

1,15

eV et

_{Po -}

_00n

= -

0,2

eV _pour

0,5

mono-couche.

_Compte

tenu du

_dopage

des échantillons

EFp -

EF = 0,23

eV et

_{EF. -}

_{Ev =}

_1,23

eV. Si X

était constante, le niveau de Fermi en surface serait dans la bande de conduction et le

_type

_n, en

accumu-lation,

donnerait un

_{photovoltage positif}

ce

_qui

est contraire à

_{l’expérience.}

On doit donc considérer de

façon

générale

que le

dépôt

même d’une faible

quantité

de métal modifie l’affinité

_{électronique}

en même _temps

qu’il

produit

ou modifie la courbure des bandes.

On

_peut

raisonnablement _{supposer que} la variation d’affinité

_{électronique A x}

est

_{indépendante}

du

_dopage.

Alors

Nous trouvons pour les trois métaux que, même pour

0,25

monocouche,

_{Pp -}

Po

100 mV. La

_position

du niveau de Fermi en surface du

_type

n et celle du type p sont très

_{proches, l’ancrage}

s’effectue _presque

au même niveau.

soit,

compte tenu des

_dopages,

des

_signes

des poten-tiels de surface et des valeurs de

_{4> p -}

_{4>0 :}

_Vsp

+

1

VSn | ~

0,95

V. Il est clair _que les valeurs du

photo-voltage,

qui

pourtant sont des valeurs

_largement

saturées c’est-à-dire

_{qui n’augmentent plus}

avec

l’intensité

_lumineuse,

ne satisfont pas à cette condition. Ceci montre _{que, contrairement} aux

_propositions

de Brillson

_[39,

_40],

le

_photovoltage

_{n’est pas}

_égal

à

_Vs.

Dans le cas des surfaces libres où

_Vs

est connu,

nous avons _pu tracer les courbes donnant le

photo-voltage

en fonction de

Vs.

Nous supposons, au moins en

_{première approximation,}

_que ces courbes sont

encore

utilisables,

c’est-à-dire _que, dans le cas du

dépôt métallique,

elles sont atténuées dans un _rapport

constant

_{qui dépend}

de la nature du métal et de

l’épaisseur

de la couche mais

_qui

_peut

être calculé

puisque

Vsp -

Vsn

est connue. On

_peut

alors déduire des valeurs du

_photovoltage

les valeurs de

_Vs

_portées

dans le tableau II. Ces valeurs de

_Vs,

en accord

satisfaisant avec les résultats de

_{photoémission}

_publiés

[27-29, 33-36],

montrent _que

_l’ancrage

du niveau de Fermi en surface s’effectue dans la moitié

_supérieure

de la bande interdite à environ 400 meV du bas de la bande de conduction dans le cas de l’or et de

_l’argent,

à environ

_150/200

meV dans le cas de l’aluminium.

Il est _{à remarquer que}

_l’ancrage

se

_produit

dans la même

_{plage d’énergie}

_{que celle} vers

_laquelle

tend à

être ancré le niveau de Fermi en surface sous l’effet

d’une forte densité d’états de

_clivage.

Les valeurs de

_Vs

du tableau II

_permettent

de déduire la variation d’affinité

_{électronique AZ par: 41 -}

₀₀

=

Ax -

qVs.

Les valeurs de

Ax

ainsi calculées sont

_reportées

dans le tableau III dans

_lequel

on a aussi

_indiqué

les

_valeurs,

Tableau II. - Potentiel de

surface

des

_faces

₍₁₁₀₎

clivées

_après

_dépôt

de

_0,25

à

_0,5

monocouche de métal.

[Surface

potential

of the

₍₁₁₀₎

cleaved surfaces after

deposition

of

_1/4

or

_1/2

_monolayer

of

metal.]

Tableau III. - Variation de

l’affinité

électronique après

dépôt

de

_0,25

et

_0,5

monocouche de métal et travail de sortie d’une couche de métal massive

_(par

_rapport

au _type n en bande

_plate).

[Electron

affinity

variations due to

_1/4

and

_1/2

mono-layer

and work function of a thick

_layer

of the metal

209

par

rapport

au _type n en bande

_plate,

du travail de

sortie du métal. Les valeurs de

_Ax

bien

_{qu’entachées}

d’une incertitude

_importante

montrent clairement

qu’elles

contribuent à

_rapprocher

le travail de sortie du

_{semiconducteur,}

_compte tenu de sa courbure de

bande,

de celui du métal. Comme dans le cas de GaAs

_{[41, 42],}

le

_dépôt

d’une faible

_quantité

de métal

sur la surface clivée

₍₁₁₀₎

de InP a un double effet.

Premièrement,

il

_produit

un _ancrage du niveau de

Fermi en surface dont la cause, compte tenu du fait

qu’il apparaît

pour les

quantités

de métal bien

infé-rieure à la

_monocouche,

ne

_peut

être _que la création

d’états de surface

_accepteurs

et donneurs. Les

carac-téristiques énergétiques

de ces états sont vraisembla-blement voisines de celles des états

_{correspondant}

aux défauts de

_{clivage qui}

conduisent aussi à un

ancrage dans la même

région

de la bande interdite.

Cependant,

une modulation des

_{caractéristiques}

de

ces états par la nature du métal

_peut

être

_envisagée

(par exemple,

variation de la densité des donneurs

par

rapport

aux

_accepteurs).

Deuxièmement,

le

_dépôt

d’une faible

_quantité

de métal conduit aussi à une modification de l’affinité

électronique

du semiconducteur _par création d’un

dipôle

de surface.

_L’origine

de ce

_{dipôle qui}

_peut

être

véritablement

_{microscopique,}

dans le cas d’une

inter-face

_abrupte

ou

_{semimacroscopique,}

c’est-à-dire étalé sur

_plusieurs

couches

_atomiques,

reste à

_préciser.

Pour des raisons

_techniques

et en

_particulier

_{parce que}

le travail de sortie est modifié _par

_l’impact

d’un faisceau d’électrons

[43, 44],

nous n’avons pas effectué une étude

_{systématique}

en

_{spectroscopie Auger}

de

l’effet de

_{l’épaisseur}

de métal

_déposé.

Il ressort cepen-dant de nos observations _{que, pour les trois}

_métaux,

que nous avons

_utilisés,

c’est le

_pic

du

_{phosphore qui}

est atténué le

_premier.

Dans le cas de l’or et de

l’alu-minium,

il est clair

_{qu’une importante}

interdiffusion

a lieu. En

_effet,

l’indium est nettement visible à la surface d’une couche d’aluminium de 5 000

A

et des traces d’indium et de

_phosphore

sont visibles à la surface d’une couche de 1 500

A

d’or. Dans ces

condi-tions,

l’interprétation

de

_{A x}

_par un vrai

_dipôle

est _peu vraisemblable au-delà d’une monocouche et l’idée d’une modification du travail de sortie

_(et

donc de

_x)

par

l’apparition

de matériaux

_{composites proposée}

par Freeouf

[23-25]

est

_plus

séduisante et

_plus

en

accord avec le fait _que la valeur de

_Ax

assure, en

quelque

sorte, un _passage

progressif

au travail de

sortie du métal.

3.3 ETUDE DES DIODES. - Les diodes sont obtenues

par

évaporation

du métal au travers d’un _masque installé sur la cheminée

_{d’évaporation.}

Les

_premières

couches sont

_déposées

à la même vitesse _{que pour les} études

_{précédentes,}

soit une à deux monocouches _par

minute. Elles sont ensuite caractérisées à l’extérieur du bâti et à la

_température

_{ambiante par des} études

1 (V )

en direct et

_{C(V )}

en

inverse,

dont

l’exploitation

est effectuée de

façon

classique

par les relations :

où d est le

_dopage,

_Ap

= 84 _et

An

=

9,36

A

cm-’ K - 2.

Les valeurs de

_4JB

et de la barrière

_4JBC

_{correspondant}

à

_Yp

sont données dans le tableau IV.

_Globalement,

ces hauteurs de barrières sont en accord avec les

valeurs de

_YS

_{correspondant}

à une fraction de

mono-couche et, compte tenu des erreurs

_{expérimentales,}

on

_peut

considérer _que, en

première approximation,

les valeurs des barrières de surface et dans les diodes sont

_comparables.

En

_particulier,

le

_décalage

du niveau de Fermi dans le cas de

l’aluminium,

_par

_rapport

à l’or

et à

_l’argent,

est conservé _{pour la couche massive.}

Cependant

il est clair _que certains désaccords existent d’une

_part

entre résultats sur les diodes elles-mêmes

entre les barrières obtenues _par

_{1 (V )}

et

_C(V),

d’autre

part

entre barrières de surface et barrières dans les diodes.

Pour

_l’argent,

l’écart entre

_4JBp

et

_4JBCP’

_qui

n’est

que de 70

meV,

est _{suffisamment faible pour être}

expliqué

par les mécanismes usuels d’abaissement de barrière

_(effet

de force

_image,

émission

_{thermoionique}

assistée par le

champ).

On

_peut

admettre comme

hauteurs de barrière des _types n et _{p :}

_4JBP

= 850 meV

et

_4JBn

= 500 meV soit

4JBo

₊

4JBp

=

Eg.

Ces

_valeurs,

comparées

à

_VSn

et

_VSp

du tableau

II,

montrent _que la barrière finale est

_pratiquement

établie _{pour moins} d’une monocouche. Nos conclusions concernant la

position

et l’évolution de

_l’ancrage

sont en accord avec

les résultats

_publiés

par Brillson et al.

[33]

et _par Mc

_{Kinley et}

al.

_[27].

Dans le cas de

l’aluminium,

l’écart entre

_4JBp

et

_4JBCp

est considérable et la valeur de

_4JBCp,

_qui

correspon-drait à un niveau de Fermi de surface située dans la

Tableau IV. - Hauteur de barrières et

bande de

_conduction,

n’est _pas très réaliste. On doit

envisager

une modification

_importante

de la forme

du sommet de la barrière. En

_effet,

les mesures de

C(V)

en inverse font intervenir la limite interne de la

zone de

_{charge d’espace}

et la valeur de

_cPBC

est en fait

obtenue _par

_{extrapolation}

d’une zone de

charge

d’espace parabolique.

Nous

_prendrons

comme hauteur

réelle de la barrière 1 100 à 1 150 meV ce

_qui

_peut

satisfaire à la fois à la valeur de

_cPBp

mesurée en

_{1 (V ),}

si l’on

_prend

en _compte les abaissements

_classiques

possibles,

et au fait _que le contact est

_ohmique

ou

quasi ohmique

sur

_type

n.

_L’ancrage

du niveau de

Fermi à l’interface se

_produirait

donc dans les diodes à environ 200 meV en dessous de la BC. Il n’aurait

donc

_pratiquement

_pas

_changé

_par

_rapport

à sa

position

après dépôt

de moins d’une monocouche.

Les conclusions sont encore en assez bon accord avec

les résultats de Brillson et al.

_[33]

et de Mc

_Kinley

et al.

_[28].

Dans le cas de l’or

aussi,

la différence entre

cPBP

et

_OBCP

est

_trop

_grande

_{pour être}

_expliquée

_par des _processus

_classiques

d’abaissement de barrière. Mais il faut noter la valeur

_{particulièrement}

élevée du facteur d’idéalité

qui

est un indice sérieux d’une

évolution de

_OB

avec la tension

_appliquée.

Le

_type

n

semble être un indicateur

_plus

fiable de la

_position

de

_l’ancrage

dans les diodes

_qui

se situerait donc à environ 400-450 meV en dessous de la

BC,

en accord

satisfaisant avec nos mesures _{pour moins d’une}

mono-couche. Dans le cas de l’or

aussi,

_l’ancrage

final serait

établi très

tôt,

en accord avec les résultats de

Spicer

et al.

_[34,

_35]

mais en désaccord avec les résultats de Brillson et al.

_{[33] qui}

font

_apparaître

une évolution

de

_l’ancrage

avec le taux de couverture

_jusqu’à

environ 20

Á.

4. Face

₍₁₀₀₎

_préparée

_par

_nettoyage

_chimique.

4.1 ETUDE DES SURFACES. - Le travail de sortie des surfaces

_{(100) préparées}

_par

_nettoyage

_chimique

est très uniforme

(voir

Fig. 1).

L’écart entre le travail de sortie du _{type n} et du

_type

_p est faible

_{~p - ~n ~}

50 meV.

En admettant invariant le travail de sortie de l’électrode de référence

_(cette

invariance a _pu être vérifiée à de

nombreuses

_{reprises grâce}

aux surfaces

reproductibles

que sont les surfaces

_clivées)

on

_peut

_{comparer leur}

travail de sortie à ceux des surfaces clivées en bande

plate.

On trouve

_{Op - 4>op}

= - 1 100 ± 50 meV

et

_{On - 4>00 = -}

_{150 ±} 50 meV. Le

_photovoltage

est lui aussi uniforme. Il vaut, à

_saturation,

350 mV

environ pour le

type

p et - 70 mV environ _pour le

type

n. Ces valeurs du

photovoltage, exploitées

comme

précédemment

en utilisant les résultats des surfaces

clivées,

conduisent à

_{VSn = -}

250 ± 50 mV et

Vsp -

700 ±

50 mV. L’affinité

_{électronique}

des surfaces

_{(100) chimiques}

est inférieure à celle des surfaces

₍₁₁₀₎

clivées. En

_effet,

la différence

_{On -}

_~0n

est

_négative

et

donc,

même si le

_type

n était en bande

plate,

on aurait _clivé -

~chim. ~ 150

meV

_(les

_dopages

des échantillons clivés et

_préparés

_par voie

_chimique

sont

_{comparables). Compte}

tenu du

_photovoltage

et de son

_signe,

il est clair _que cette différence est encore

plus grande.

En utilisant la valeur estimée de

_{V 80}

ou

_VSp,

on aboutit à _{clivé - Xchim. z} 400 meV.

En

_conclusion,

les surfaces

_préparées

_par voie

chimique

présentent

des états de surface donneurs et

_accepteurs

en densité suffisante pour

_produire

un

ancrage du niveau de Fermi en surface à un niveau

énergétique

situé,

dans le cas de la solution

_utilisée,

à environ 400 meV en dessous de la BC. La

_position

de

_l’ancrage

est encore une fois située dans le gap dans la même

_{plage d’énergie}

_{que pour} les défauts de

_clivage

et

_{qu’après dépôt}

de

_métal,

du moins _pour l’or et

_l’argent.

Pourtant la

_composition

de ces surfaces est sensi-blement différente de celle des surfaces clivées comme

le montrent les _spectres

_Auger

de la

_figure

3. Elles

comportent

de

_l’oxyde

résiduel et du

_carbone,

en

quantité

relativement

_faible,

mais surtout elles sont pauvres en

_phosphore.

En effet le

_rapport

In (404)

p p p pp

P

_{( 120)}

passe de

0,9

pour les surfaces clivées

qui

comportent le même nombre d’atomes d’indium et de

_phosphore

à

_1,8

_pour les surfaces

chimiques qui,

par

conséquent,

sont riches en indium.

Fig.

3. -

Spectres

Auger de InP : a -

Face (110) clivée. b - Face ₍₁₀₀₎

_nettoyée

par une solution 3

_H2SOI,

1

_H202,

1 H20.

[InP

AES _spectrum for : a -

211

4.2 ETUDE DES DIODES. - Les

_{caractéristiques}

des diodes obtenues sont données dans le tableau V. Il

_apparaît

_{que, par}

_rapport

aux surfaces

_clivées,

l’éventail des hauteurs de barrières est resserré autour de la valeur _que l’on

_peut

déduire de

_l’ancrage

initial du niveau de Fermi en

_surface,

_que l’écart entre

_0.

et

_PBC

est

_plus

_faible,

mais _que les tendances propres

à la nature du métal sont conservées. Par

_exemple,

la barrière avec l’aluminium sur _{type p} est nettement

plus

élevée;

par

exemple,

le facteur d’idéalité pour

les diodes

_or/type

_p est encore

_grand.

La

_présence

d’une couche

_d’oxyde

résiduel

et/ou

le fait que le

niveau de Fermi soit ancré avant le

_dépôt

ont

sen-siblement modéré les

_{conséquences}

sur la barrière

des

_{caractéristiques}

_{propres à} chacune des interactions

métal-semiconducteur,

le meilleur accord entre les valeurs de

_OB

et de

_{OBC implique}

une forme de barrière

plus proche

de la forme

_parabolique

idéale et laisse

présager

une interface

plus abrupte.

5. Discussion.

Les résultats _que nous avons obtenus sur surfaces

clivées avec défauts ou sur surfaces

chimiques

mon-trent

_qu’il

existe sur ces surfaces des états situés dans

la bande interdite et dont la

_présence

a _pour

consé-quence

l’apparition

d’une courbure des

bandes,

dans

le sens de

_{l’appauvrissement}

ou

_{l’inversion,}

aussi bien

pour le

type

n _{que pour} le _{type p.} Il est donc

indis-pensable

que

parmi

ces

_états,

certains soient donneurs

et d’autres

_accepteurs.

Ces états ancrent, pour les

surfaces

_chimiques,

ou tendent à ancrer, pour les

surfaces

clivées,

le niveau de Fermi à un niveau

d’éner-gie qui,

à la

surface,

est situé

_{approximativement}

à 400 meV en dessous de la bande de conduction.

Pourtant les

_origines

a

_priori

prévisibles

_pour ces états

sont nettement différentes. D’abord les orientations

Tableau V. - Hauteurs de barrières et

facteurs

d’idéalité des diodes réalisées sur

_surface

_{(100) nettoyées}

chimiquement.

[Barrier

hight

and

_ideality

factor for the diodes achieved on etched

₍₁₀₀₎

_surfaces.]

cristallographiques

des faces concernées sont diffé-rentes, ensuite dans un cas il

_s’agit

de surfaces par-faitement _propres et

_{stoechiométriques}

avec seulement

quelques

liaisons

_pendantes

ou

_perturbées

et dans l’autre cas, il

s’agit

de surface

présentant

des résidus

d’oxydation,

des atomes

_étrangers

et un

_important

défaut de stoechiométrie. Il faut donc rechercher à ces

états une

origine plus

intrinsèque

au matériau semi-conducteur lui-même mais

_qui

ne fasse _pas intervenir directement

_{l’arrangement}

initial des atomes de

sur-face. Le modèle de

_{Spicer et}

al.

_[14-16]

assorti de

l’hypothèse

que les défauts

puissent

être

répartis

sur

_quelques

couches

atomiques,

nous

_paraît

le

_plus

approprié.

En

_effet,

les états

_{correspondant}

à ces

défauts ne seraient

_plus

à _proprement

_parler

des états

de surface et donc ne seraient pas sensibles à

l’orien-tation

_{cristallographique.}

Les différences

_proprement

superficielles

se traduiraient alors _par des affinités

électroniques

différentes,

ce _que nous avons observé. A l’évidence ce modèle ne

_peut

_pas être utilisé sans

précaution

dans le cas de l’interaction du semiconduc-teur avec un métal. En

effet,

il existe maintenant des

preuves

expérimentales

qu’une interdiffusion

entre le métal et le semiconducteur se

_produit

à l’interface et que cette interdiffusion

_{dépend beaucoup}

de la nature du métal. Brillson et al.

_[31-33]

ont montré _que l’interface

_{InP-aluminium,}

métal

_réactif,

est

_plus

abrupte

que l’interface InP-or ou _argent, métaux non

réactifs. Cette notion de réactivité du métal est bien mise en évidence _par Williams et al.

[27-30,

_{45] qui}

montrent _que les variations de

_4>B

sont corrélées à la chaleur de formation de

_0394HR

à l’interface. Ces diffé-rents auteurs ont montré _que la diffusion du

_phosphore

dans le métal est réduite si ce dernier est réactif. Nos propres résultats vont dans le sens de ces observations.

La diffusion du

_phosphore

est

_beaucoup

moins

impor-tante que celle de l’indium que l’on retrouve à la surface d’une couche de 5 000

À

d’aluminium. Pour

expliquer

les variations de la

_position

de

_l’ancrage

du niveau de Fermi avec la nature du

métal,

variations

qui

restent

_cependant

limitées dans une

plage

_propre au

_{semiconducteur,}

on

_peut

_envisager

deux

hypo-thèses différentes. La

_première

est

_{d’envisager}

la création d’états nouveaux,

caractéristiques

du

couple

métal semiconducteur et donc

_susceptibles

de modifier

l’équilibre

des

_charges

et donc le niveau de Fermi. La seconde esrde considérer _que suivant la réactivité du métal un ou

_plusieurs

états associés à un ou

plu-sieurs

_types

de défauts est ou sont _{favorisés par}

rap-port

à un ou

_plusieurs

autres. La

_figure

4 illustre cette

possibilité

dans le cas d’un donneur et d’un

_accepteur

discrets dont le

_rapport

des densités est constant. On

_peut

voir

_qu’il

suffit de modifier d’un facteur 2 à 3 le _{rapport de leurs densités pour que}

_l’ancrage

se

produise

au

_voisinage

d’un état ou de l’autre. Cet

exemple

peut

s’appliquer

à InP si l’on associe l’état donneur à des lacunes d’In et l’état _accepteur à des lacunes de

_phosphore

_{[14, 16].}

Dans le cas de

Fig.

4. -

Ancrage

du niveau de Fermi en surface _EF,

par deux états, donneur et _accepteur, discrets

_d’énergie

Ea = _0,9 eV _{et Ed} = _1,2 eV par

rapport à la BV. a - Varia-tion du

_Epsn

et

_EFSp

en fonction de la densité des états N

pour Na =

1,5 Nd. b -

Idem pour Nd =

1,5 Na- c - Posi-tion du niveau de Fermi en surface en fonction du _rapport

N J Nd lorsque

les densités d’états sont assez _{grandes pour}

que EFsn ~

EFsp.

[Surface

Fermi level

_{(EFS) pinning}

due to two discrete

sur-face states. One is an _acceptor with an _{energy level Ea} = 0.9 eV

and the other is a donor with _Ed = 1.2 eV. All level with

respect to the VBM. a _{- EFsn} and

_EFsp

versus _density of

the states N for _Na = 1.5 Nd. b - For

Nd = 1,5 Na.

c -

Eps versus

_{N J N d}

when state densities are

_{high enough}

to _{produce EFsn ~}

_EFrp’l

par des liaisons avec le métal et où la diffusion de l’indium reste

_importante,

une densité du donneur

supérieure

à celle de

_{l’accepteur produirait}

un _ancrage

proche

de la BC. Des calculs récents effectués _par Daw et Smith

_{[46, 47]}

et _par Allen et Dow

_{[48, 49]}

ont montré _que les niveaux associés aux

_défauts,

lacunes mais aussi défauts

d’antisite,

étaient situés dans la bande interdite à des

_énergies

_pouvant rendre

_compte

des ancrages du niveau de Fermi observés. Même si des controverses existent sur le niveau

énergétique

associé à

_chaque

_type

de

_défaut,

ces calculs

_apportent

un

_support

théorique

à une

_explication

de

_l’ancrage

par des

imperfections intrinsèques

au semiconducteur.

Une modulation de la

_proportion

_.des

différents défauts par la réactivité du métal semble une

expli-cation satisfaisante aux

_{déplacements}

limités du niveau

de Fermi à l’interface. Elle s’accorde bien avec le fait

expérimental

que sur les surfaces

_chimiques,

où ces

défauts

_préexistent

très

_{certainement,}

les variations de

q5B

sont

_plus

faibles et à _peu

_près

centrées sur la

_position

initiale de

_l’ancrage.

En

_effet,

la

_{présence d’oxyde}

résiduel et la satisfaction des liaisons du semicon-ducteur

_{qu’elle implique,}

limite l’action du métal.

L’hypothèse

d’états

caractéristiques

de liaisons métal-In et métal-P a contre elle le fait _que

_pratiquement

deux

_positions

de

_l’ancrage

seulement sont observées

pour une

_large

variété de métaux

_déposés

sur surfaces

clivées ce

_qui

veut bien dire

_qu’à

deux métaux différents peut

correspondre

la même barrière.

Le modèle de Freeouf et al.

_[23-25]

s’accommode mal de la

_présence

d’états et

_{singulièrement}

d’un effet

non

négligeable

d’états

préexistants.

En

effet,

il

implique

que les états n’existent pas, car s’ils existaient ils écranteraient le travail de sortie « effectif » de la

même

_façon

_qu’ils

doivent écranter celui du métal

pour

imposer

la

_position

du niveau de Fermi.

Le

modèle

de Sebenne et al.

[26]

attribue

intrin-sèquement

les états au semiconducteur

_puisqu’il

consi-dère _que la satisfaction des liaisons de ce dernier

ramène dans la bande interdite les états

_qui

avaient été

_repoussés

hors des bandes _par la relaxation des atomes de surface. Il

_explique

ainsi _que

_chaque

semi-conducteur ait un

_comportement

_{propre. Mais} ce

modèle

_qui

considère une interface

_{plutôt abrupte}

devra s’accommoder des

_phénomènes

d’interdiffusion

observés,

des variations de

_l’ancrage

avec la réactivité

et d’une influence non

_négligeable

de la surface initiale.

6. Conclusion.

Nous avons étudié dans cet article la formation de l’interface et du contact

_Schottky

lors du

_dépôt

d’or,

d’argent

ou d’aluminium sur les surfaces

₍₁₁₀₎

et

₍₁₀₀₎

de InP obtenues

_{respectivement}

par

clivage

et _par nettoyage

chimique.

Il ressort de nos résultats _que,

dans tous les cas observés autres _que celui des surfaces

(110)

parfaitement

clivées,

le niveau de Fermi est ancré à la surface ou à l’interface métal-InP à un niveau

situé à l’intérieur d’une

_{plage d’énergie}

relativement étroite

_{comprise approximativement}

entre

0,2

et

0,5

eV

en dessous de la bande de

_conduction,

en accord

satisfaisant avec les observations

_publiées

_par d’autres auteurs.

Dans le cas des surfaces

_parfaitement

clivées,

l’origine

de

_l’ancrage

est dans l’interaction métal-semiconducteur et la nature du métal influe sur la

position

de

_l’ancrage.

Mais le même _ancrage

_peut

être

produit

par d’autres causes. C’est le cas des surfaces

(100) chimiques

ou

(110)

présentant

des défauts de

clivage. L’explication

de

_{l’ancrage apparaît}

donc

comme liée au matériau lui-même ou

_{plus précisément}

à une modification du matériau localisée à la surface ou à l’interface. Aussi le modèle des défauts de

_Spicer

et

_al.,

nous

paraît

le

plus approprié.

Nous pensons

que les différentes interactions se

_produisant

avec la

surface aboutissent à la

création,

dans les

_premières

couches du

semiconducteur,

d’un certain nombre de défauts. Ces

_défauts,

vraisemblablement lacunes de

In ou de P mais

_peut-être

aussi défauts

_{plus complexes,}

produisent l’ancrage

du niveau de Fermi car ils sont associés à des états

_{électroniques}

_accepteurs

et

don-neurs situés dans la bande interdite. Pour

_expliquer

l’inter-213

face et en

_particulier

aux

_phénomènes

d’interdiffusion

modulés _par la réactivité du métal vis-à-vis des deux constituants du semiconducteur ou _par la

_présence

d’une couche intermédiaire telle la couche

_d’oxyde.

Par

_{exemple, l’ancrage proche}

de la bande de

con-duction observé dans le cas de l’aluminium

_peut

s’expliquer,

dans le cadre d’un modèle

_simple

à deux états

discrets,

par une limitation de la diffusion des

atomes de

_phosphore

du fait de leur liaison avec les

atomes d’aluminium. La densité des états

_donneurs,

liée aux lacunes

d’indium,

serait

_supérieure

à celle des états _accepteurs liés aux lacunes de

_phosphore.

C’est

_{l’hypothèse}

_que les états sont

_répartis

au

moins sur

_quelques

couches

_{atomiques qui}

_peut,

à notre

_avis,

le mieux rendre

_compte

de l’ensemble des observations

_{expérimentales.}

D’une

_part,

la couche d’états

_peut

avoir une

_longueur

de

_{Debye équivalente}

inférieure à sa _propre

_épaisseur

et de ce fait on

com-prend

qu’elle puisse

écranter l’effet soit du travail de sortie du métal ou de toute couche

_composite

inter-médiaire,

soit des modifications de l’affinité

électro-nique

mises en évidence

_{expérimentalement.}

D’autre part, la couche d’état

_peut

_correspondre

à une

défor-mation du sommet de la barrière _par

_rapport

à la forme

_{parabolique théorique}

et

_expliquer

ainsi le désaccord entre les mesures de

OB

effectuées _par

_I(V)

et _par

_{C(V )}

et certaines valeurs élevées du facteur d’idéalité.

Bibliographie

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exemple

l’article de revue de _BRILLSON, L. J., Surface Science _Reports 2 N° 2 _(1982).

[14] SPICER, W. E., CHYE, P. W., SKEATH, P. R., SU, C. Y. and LINDAU, I., J. Vac. Sci. Technol. 16 (1979) 1422. [15] SPICER, W. _{E., LINDAU, I.,} SKEATH, P., SU, C. Y. and

CHYE, P.,

Phys.

Rev. Lett. 44 ₍₁₉₈₀₎ 420.

[16] SPICER, W. E., LINDAU, I., SKEATH, P. and SU, C. Y., J. Vac. Sci. Technol. 17 ₍₁₉₈₀₎ 1019.

[17] WILLIAMS, R. H., VARMA, R. R. and MONTGOMERY, V., J. Vac. Sci. Technol. 16 ₍₁₉₇₉₎ 1418.

[18] WILLIAMS, R. H., J. Vac. Sci. Technol. 18 (1981) 929. [19] BRILLSON, L. J., J. Vac. Sci. Technol. 15 ₍₁₉₇₈₎ 1378.

[20]

BRILLSON, L. J., MARGARITONDO, G., STOFFEL, N. G., BAUER, R. S., BACHRACH, R. Z. and _{HANSSON, G.,} J. Vac. Sci. Technol. 17 (1980) 880.

[21] BRILLSON, L. J., BAUER, R. _S., BACHRACH, R. Z. and HANSSON, G.,

Phys.

Rev. B 23 (1981) 6204. [22] BRUCKER, C. F., BRILLSON, L. J., KATNANI, A. _D.,

STOFFEL, N. G. and MARGARITONDO, G., J. Vac. Sci. Technol. 21 ₍₁₉₈₂₎ 590.

[23] FREEOUF, J. and WOODALL, J. M., Appl.

Phys.

Lett. 39

(1981) 727.

[24] WOODALL, J. M. and _{FREEOUF, J.,} J. Vac. Sci. Technol. 19 ₍₁₉₈₁₎ 794.

[25] WOODALL, J. M. and _{FREEOUF, J.,} J. Vac. Sci. Technol. 21 (1982) 574.

[26] BOLMONT, D., CHEN, P., PROIX, F. and SEBENNE, C. A., J.

_Phys.

C 15

₍₁₉₈₂₎

3639.

[27] MCKINLEY, A., PARKE, A. W. and WILLIAMS, R. _H., J.

_Phys.

C 13 (1980) 6723.

[28] MCKINLEY, A., HUGHES, G. J. and WILLIAMS, R. _H., J.

_Phys.

C 15 ₍₁₉₈₂₎ 7049.

[29] MONTGOMERY, J. V. and WILLIAMS, R. H., J.

_Phys.

C 15 ₍₁₉₈₂₎ 5887.

[30] WILLIAMS, R. _{H., MCKINLEY, A., HUGHES,} G. J., MONT-GOMERY, V. and MCGOVERN, I. T., J. Vac. Sci. Technol. 21 (1982) 594.

[31] BRILLSON, L. J., BRUCKER, C. F., KATNANI, A. _D., STOFFEL, N. G. and MARGARITONDO, G., Appl.

Phys.

Lett. 38 ₍₁₉₈₁₎ 784.

[32] BRILLSON, L. J., BRUCKER, C. _{F., KATNANI,} A. _D., STOFFEL, N. G. and MARGARITONDO, G., J. Vac. Sci. Technol. 19 ₍₁₉₈₁₎ 661.

[33] BRILLSON, L. J., BRUCKER, C. F., KATNANI, A. D., STOFFEL, N. G., DANIELS, R. and MARGARITONDO, G., J. Vac. Sci. Technol. 21 ₍₁₉₈₂₎ 564.

[34] CHYE, P. W., LINDAU, I., PIANETTA, P., GARNER, C. _M., Su, C. Y. and SPICER, W. E.,

Phys.

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[35] BABALOLA, I. A., PETRO, W. G., KENDELEWICZ, T., LINDAU, I. and SPICER, W. E., J. Vac. Sci. Technol.

A 1

₍₁₉₈₃₎

762.

[36] KENDELEWICZ, T., PETRO, W. _{G., BABALOLA,} I. _A., SILBERMAN, J. A., LINDAU, I. and SPICER, W. _E., Phys. Rev. B 27 ₍₁₉₈₃₎ 3366.

[37] PALAU, J. _{M., TESTEMALE,} E. and LASSABATÈRE, L., J. Vac. Sci.

Technol. 19

(1981) 192.

[38]. PALAU, J. M., TESTEMALE, E., ISMAIL, A. and

LASSABA-TÈRE, L., Solid State Elec. 25

₍₁₉₈₂₎

285.

[40] BRILLSON, L. J., Thin Solid Films 89 (1982) L 27 et

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