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Chapitre IV : ELABORATION DE NANOSTRUCTURES
La tendance actuelle en ce qui concerne la fabrication des dispositifs optoélectroniques
à haut rendement porte sur l’élaboration des hétérostructures de basses dimensions telles que
les puits, les fils ou les boîtes quantiques. L’intérêt d’introduire ces nanostructures est dû aux
divers atouts comme la tenue des propriétés optiques en température, la croissance d’objets
dénués de défauts (ceci pour le cas des boîtes quantiques), la modification de la densité d’états
ou l’augmentation de la force d’oscillateur des transitions optiques. On peut ainsi augmenter
l’efficacité de la recombinaison radiative (et donc la performance de dispositifs).
La formation de boîtes quantiques est typiquement observée dans les systèmes avec un
grand désaccord de maille. Le mode de croissance Stranski-Krastanov qui a lieu dans de tels
systèmes permet d’élaborer ces boîtes quantiques et d’obtenir un confinement zéro-
dimensionnel pour les porteurs. Dans ce chapitre nous présenterons les résultats de l’étude sur
les mécanismes qui contrôlent le mode de croissance de ces îlots 3D pour le système
GaN/AlN en phase cubique. Parallèlement, nous avons réalisé des structures de puits
quantiques dans le but de comparer les propriétés de ces hétérostructures. Après un rappel
général des propriétés de confinement dans les nanostructures (puits et boîtes quantiques),
nous analyserons les différents facteurs qui influent sur la fabrication des boîtes en particulier
sur la variation de l’épaisseur critique de la couche de GaN. Nous étudierons enfin les aspects
structuraux et optiques des nanostructures réalisées. Nous ferons une comparaison des deux
méthodes employées pour la réalisation de ces structures à savoir l’EJM et l’ALE. Nous nous
appuyons sur les techniques de caractérisation par RHEED, AFM, TEM, CL et PL pour
expliquer les différents phénomènes présents dans le processus de formation de ces
nanostructures.
105
4.1 : Rappel général
4.1.1 : Les puits quantiques
Le dépôt de couches fines (de l’ordre de quelques nanomètres) de matériaux différents
dans le mode couche par couche (2D) donne lieu à des structures de confinement quantique
bi-dimensionnel appelées puits quantiques. L’élaboration des couches dans le mode 2D en
restant cohérent avec le substrat requiert un faible désaccord de maille entre le matériau
déposé et le substrat. Ceci impose certaines limitations entre les divers matériaux employés.
Cependant, le désaccord de maille peut être modulé au moyen de la composition dans un
alliage mais dans tous les cas, l’épaisseur est limitée à une certaine valeur (l’épaisseur
critique) au-dessus de laquelle se produit la relaxation via la formation de dislocations.
Lorsque l’épaisseur du puits est inférieure à son épaisseur critique, il est possible d’empiler
plusieurs puits dans un même échantillon, en particulier lorsque l’épaisseur de la barrière est
importante pour qu’il n’existe pas d’interactions entre deux puits successifs.
La figure IV.1, illustre un schéma d’une structure de puits quantique.
Figure IV.1 : schéma de la structure d’un puits quantique
4.1.2 : Les boîtes quantiques
La théorie prédit pour certains systèmes hétéroépitaxials que la relaxation ne se fait
pas par la formation de dislocations (relaxation plastique) mais par la formation d’îlots,
permettant d’augmenter les surfaces libres (relaxation élastique). Cette transition 2D/3D se
produit en particulier lorsque le désaccord de maille entre le matériau déposé et celui qui sert
de substrat est important [81]. Ainsi, si ce désaccord est supérieur à environ 10%, le mode de
croissance est de type 3D, aussi appelé Volmer-Weber. Si le désaccord est compris entre 2 et
barrières puits
niveauxquantifiés
106
10% et si la diffusion superficielle des espèces est suffisamment élevée, alors le mode appelé
Stranski-Krastanov (SK) est favorable [82] : dans ce mode de croissance, il y a d’abord une
couche 2D et puis en raison de l’énergie élastique emmagasinée, la couche relaxe via la
formation d’îlots 3D cohérents et de forme régulière. Ceci a rendu possible l’élaboration des
structures appelées boîtes quantiques dans plusieurs systèmes semiconducteurs par exemple
dans Ge/Si [83, 84, 85], CdTe/ZnTe [86], InAs/GaAs [87, 88, 89], InGaAs/GaAs [90, 91, 92],
InAs/InP [93], GaN/AlN dans la phase hexagonale [94], GaN/AlGaN dans la phase
hexagonale [95] et GaN/AlN dans la phase cubique [96]. Dans tous ces systèmes, le matériau
déposé (Ge, CdSe, InAs, GaN.) a un paramètre de maille plus petit par rapport au substrat (Si,
ZnSe, GaAs, AlN.), en d’autres termes, le matériau déposé est soumis à une contrainte en
compression qui conduit à la formation d’îlots [97]. La figure IV.2 illustre le schéma
généralisé d’une structure appelée boîte quantique.
Figure IV.2 : schéma général d’une structure de boîte quantique (D’après Romanov et coll. [98]). Dans ce
schéma, la couche de mouillage (wetting layer) précède la formation de l’îlot QD pendant le dépôt d’un matériau
de nature chimique différent. L’îlot peut après être encapsulé par un matériau différent de celui de l’îlot appelé
matrice (matrix) qui peut être de la même nature que le substrat.
L’énergie élastique du système diminue durant la nucléation des îlots par la relaxation
en surface du paramètre de maille de ceux-ci. Cependant, cette diminution d’énergie est
partiellement compensée par une augmentation de l’énergie de surface due à l’augmentation
de l’aire de celle-ci lors du changement de morphologie 2D/3D. C’est la balance entre ces
deux phénomènes qui gouverne la transition SK 2D/3D.
107
4.1.3 : Confinement quantique dans une hétérostructure
Si le matériau ayant le gap optique plus petit appelé couche active est entouré par un
autre matériau de gap plus grand, appelé barrière, ceci crée alors des zones dans lesquelles les
porteurs (électrons et trous) sont confinés avec des énergies quantifiées (voir figure IV.1). La
structure électronique du matériau présente des niveaux discrets d’énergie En localisés en kz
qui dépendent de l’épaisseur et de la profondeur du puits. Ayant perdu dans le puits un degré
de liberté selon l’axe de croissance (la direction <100>), les porteurs forment un gaz
bidimensionnel.
La réduction de la dimensionalité des hétérostructures conduit à différents types de
confinement de porteurs : ainsi on parle d’un confinement 2D dans les structures de puits
quantique, de confinement 1D dans une structure de fils quantiques et enfin de confinement
0D dans une structure de boîtes quantiques. Le confinement de porteurs dans ces
hétérostructures donne lieu à des émissions excitoniques plus importantes par rapport à celles
obtenues dans matériaux massifs à cause de la localisation de porteurs dans l’espace. La
grande efficacité radiative des nanostructures est donc une propriété importante pour les
applications dans les dispositifs optoélectroniques.
4.2 : Mécanisme de formation d’îlots de GaN sur AlN par EJM
Nous avons signalé au chapitre 2 (voir §2.3.3) que la relaxation des films de GaN
déposés sur une couche d’AlN, dépend de la température de croissance utilisée. Elle est dans
le mode plastique à basse température et dans le mode élastique (SK) à des températures de
substrat supérieures à 650 °C. Dans cette étude nous avons réalisé plusieurs structures d’îlots
en employant ce dernier mode de croissance. Mais comme nous avons signalé préalablement,
l’efficacité de la relaxation élastique via la formation d’îlots dépend essentiellement du
désaccord de maille entre les deux matériaux et de l’énergie de surface induite par ceux-ci. La
différence de paramètre de maille entre le β-GaN et le β-AlN est de l’ordre de 2,8%. Si on a
une relaxation totale de la couche de GaN déposée sur AlN, alors le paramètre ∆a/a0 doit
atteindre cette valeur (voir §2.3.3). Pourtant, divers facteurs peuvent influer sur la relaxation
maximale des couches de GaN sur AlN. L’énergie de surface dépend de plusieurs facteurs tels
108
que la température du substrat, le rapport III/V qui jouent sur la reconstruction de surface
et/ou sur la rugosité de celle-ci.
Dans les paragraphes suivants nous présentons l’étude correspondant à l’effet de ces
différents paramètres de croissance sur la formation des îlots et en particulier sur la variation
de l’épaisseur critique de la couche de mouillage. Nous étudierons d’abord l’aspect structural
de la couche tampon d’AlN avant d’aborder l’aspect lié à la stœchiométrie des flux dans le
but de comprendre les mécanismes qui gouvernent la croissance et ainsi contrôler les
caractéristiques de ces nanostructures.
4.2.1 : Présentation générale
L’imagerie RHEED nous permet une visualisation directe et en temps réel du
changement de morphologie de la couche au cours de la croissance épitaxiale par EJM. Nous
pouvons alors avoir une première indication sur le temps correspondant au début de la
transition 2D/3D, c’est à dire, sur l’épaisseur critique de la couche de mouillage. Toutefois la
visualisation directe nous permet d’affirmer qu’il y a formation d’îlots mais la relaxation de la
couche de mouillage peut démarrer sans pour autant qu’un changement du RHEED soit
perceptible. Ainsi, l’analyse de la variation du paramètre de maille dans le plan nous permet
une mesure plus précise de l’épaisseur critique et en même temps nous donne une information
sur le taux de relaxation maximale des îlots.
Les intervalles de temps correspondant à chaque étape de la formation des îlots sont
définis comme suit : (tdep-GaN) le temps de dépôt total de la couche de GaN, (t2D) le temps
pendant lequel la couche reste dans le mode 2D et enfin, (t3D= tdep-GaN - t2D) comme le temps
correspondant à la croissance 3D de GaN. Ces différents temps sont indiqués sur la figure
IV.3 pour un plan de boîtes de GaN sur AlN. La couche d’îlots est ensuite encapsulée par une
couche d’AlN. Comme nous pouvons remarquer sur la figure IV.3, au moment de la transition
2D/3D le paramètre de maille de GaN relaxe brutalement, indice de la formation d’îlots.
Notons aussi que le paramètre de maille d’AlN revient à son paramètre de maille initial lors
du dépôt de la couche d’encapsulation indice donc de la récupération des caractéristiques de
départ.
Du point de vue des applications, le contrôle de la taille et la distribution d’îlots sont
importants. La taille d’îlots est liée aux différents paramètres de croissance tels la température
de croissance, le temps de dépôt total de la couche de GaN (tdep-GaN) et la vitesse de
109
croissance. En particulier l’épaisseur de la couche de mouillage influe sur la taille et sur la
distribution des îlots (voir le système Ge/Si [99, 100]). Il est donc important déterminer le
temps t2D de la couche de mouillage dans le but de contrôler les propriétés des îlots.
-20 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180-1,0
-0,5
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
2,5
3,0
∆a/a
0 (%
)
temps de dépôt de couches (s)
Figure IV.3 : évolution de la morphologie de la couche de GaN au cours de formation des îlots vue par RHEED :
(a) couche tampon d’AlN, (b) couche de mouillage de GaN, (c) îlots 3D de GaN et (d) couche d’encapsulation
d’îlots. La variation du paramètre de maille dans le plan dans les différentes étapes de la croissance est reportée.
Comme il a été signalé par divers groupes, l’épaisseur critique de la couche de
mouillage varie selon le système semiconducteur considéré, par exemple, dans le cas des
arséniures, l’épaisseur critique varie entre 1 et 4 monocouches (MC). Plus précisément il a été
montré que pour un système donné (Ge/Si) l’épaisseur critique varie d’un facteur 3 [99]. Dans
notre système GaN sur AlN en phase cubique, l’épaisseur critique peut varier entre 3 et 18
MC ! selon les conditions de croissance utilisées. Nous montrons ci dessous les divers
paramètres de croissance qui peuvent soit raccourcir soit allonger cette épaisseur critique.
Cette propriété d’épaisseur critique « anormalement grande » du système GaN sur AlN dans
la phase cubique nous permet de réaliser aussi des structures de puits quantiques de
Mailled’AlN
Mailledu GaN
Mailled’AlN
t2D t3D
tdep-GaN
(a) (b) (c) (d)
(a) (b) (c) (d)
110
différentes épaisseurs à température de croissance élevée sans pour autant introduire des
défauts structuraux induits par la relaxation de la couche de puits. De même, la relaxation
maximale est fortement influencée par ces paramètres de croissance. L’influence de ces
différents paramètres est étudiée à présent.
4.2.2 : Effet de la rugosité de la couche tampon AlN
Les défauts structuraux présents dans le substrat agissent comme des centres de
nucléation des îlots. En effet, un défaut structural correspond à un minimum de l’énergie
élastique de surface où les espèces vont s’incorporer préférentiellement pour donner lieu à la
formation éventuelle d’un îlot. Dans le cas où la densité de défauts est importante, la densité
d’îlots est contrôlée par la densité de ces défauts et devient donc indépendante des autres
paramètres. Il est donc souhaitable de faire le dépôt sur une surface la plus parfaite possible.
Dans la plupart de systèmes hétéroépitaxiés, ceci est partiellement atteint avec le dépôt d’une
couche tampon épaisse.
Le contrôle de la morphologie de la couche de AlN peut être réalisé en ajustant les
conditions de croissance au voisinage de la stœchiométrie et l’épaisseur de la couche tampon.
Une couche AlN déposée dans des conditions stœchiométriques est en général lisse alors
qu’une couche déposée dans des conditions riche-N engendre une surface rugueuse. La
stœchiométrie (et donc la morphologie) des couches de nitrures en phase cubique est ajustée à
l’aide de la reconstruction de surface (voir §2.5.5 et §2.5.6). D’autre part, puisque l’AlN
mouille bien la surface du substrat 3C-SiC(001) (voir §2.3.2), on peut espérer une
amélioration de la morphologie (c’est à dire une surface de plus en plus lisse) avec l’épaisseur
de la couche d’AlN. On peut s’affranchir alors des défauts de surface du substrat.
A titre d’exemple, la rugosité d’une couche tampon d’AlN ayant des épaisseurs entre
40 nm 100 nm, déposée dans des conditions stœchiométriques, présente une rugosité (rms) de
l’ordre de 8 Å sur une surface de 1µm x 1µm (voir figure IV.4). C’est ce type de couche
tampon que nous utilisons couramment pour la réalisation de nos structures d’îlots 3D.
111
Figure IV.4 : morphologie typique des couches tampon d’AlN des nanostructures de boîtes quantiques. La taille
d’image AFM est de 1µm x 1 µm.
Pour évaluer l’effet de la morphologie de la couche tampon d’AlN sur l’épaisseur
critique, nous avons analysé le temps t2D de la première couche de boîtes de GaN d’une série
d’échantillons déposés sur des couches tampon d’AlN de différentes épaisseurs. Les résultats
sont reportés sur la figure IV.5.
0 20 40 60 80 1000
20
40
60
80
100
t 2D (
s)
Epaisseur de la couche tampon d'AlN (nm)
GaN stoechiometrique Ga = 1035 °C Ts = 720 °C
Figure IV.5 : variation du temps t2D du premier plan d’îlots en fonction de l’épaisseur de la couche tampon. La
couche tampon est déposée dans des conditions stœchiométriques (Al=1140°C). La température de croissance a
été fixée à 720 °C. Le dépôt de la couche de GaN est dans des conditions stœchiométriques (Ga=1035 °C).
Ces résultats montrent que plus l’épaisseur de la couche tampon est faible, plus le
temps t2D est court. Ils peuvent être interprétés de la façon suivante : les couches fines d’AlN
(entre 10 et 20 nm) présentent un grand nombre de défauts qui agissent comme centres de
nucléation préférentiels pour la croissance de GaN. Ainsi, la formation des îlots de GaN est
112
favorisée lorsque la croissance a lieu sur de telles surfaces d’AlN. Cette croissance
préférentielle des îlots de GaN est clairement illustrée par l’alignement de ces derniers le long
des directions <110> sur une surface d’AlN rugueuse (voir figure IV.6a).
Ces directions privilégiées correspondent à l’intersection des fautes d’empilement
dans le plan de croissance dont la densité diminue lorsque l’épaisseur de la couche augmente
(voir §2.8.3).
Figure IV.6 : (a) surface d’AlN montrant les stries causées par les fautes d’empilement le long des directions
<110>. (b) morphologie d’une couche d’îlots de GaN montrant l’alignement d’îlots le long des stries formées par
les fautes d’empilement dans la couche tampon d’AlN et correspondant aux directions <110>. La taille de
l’image AFM est de 1µm x 1µm. (c) agrandissement de l’image en (b).
Pour des épaisseurs de la couche tampon d’AlN supérieurs à 40 nm, le temps t2D tend à
une valeur de l’ordre de 55 ± 10 secondes (voir figure IV.5), ce qui équivaut à une épaisseur
critique θC = t2D*V GaN de l’ordre de 18,2 ± 3,3 MC de GaN. Cette valeur constante de
l’épaisseur critique suggère que les éventuels effets de la couche tampon sont négligeables
pour des épaisseurs de celle-ci supérieures à 40 nm.
4.2.3 : Effet de la quantité de Ga en surface (croissance en excès de Ga)
La quantité de Ga envoyée à la surface du substrat peut varier non seulement avec le
flux de la cellule de Ga mais aussi avec la température de croissance utilisée. Ce dernier cas
provient de la dépendance du coefficient de collage du Ga avec la température de croissance.
(b)
(c)
(a)
113
La figure IV.7 reporte les résultats de la variation du t2D en fonction du flux de Ga
pour un temps de dépôt de GaN nécessaire pour avoir la transition 2D/3D, pour différentes
épaisseurs de couche d’AlN et températures de croissance.
Notons d’abord que pour une couche fine d’AlN (12 nm), et pour une température de
croissance de 720 °C, le temps t2D est relativement constant sur une large gamme de
températures de croissance. Cependant, à forts flux de Ga (TGa>1045 °C) une augmentation
du temps t2D est observée. L’augmentation du temps t2D avec des forts flux de Ga est
probablement liée à l’accumulation de Ga en surface qui change l’énergie de surface,
paramètre déterminant pour la transition 2D/3D. Dans un cas extrême, cet excès de Ga peut
donner lieu à un blocage de la croissance par la formation de gouttes de Ga.
L’augmentation de t2D serait donc due à l’augmentation des énergies de surface en
présence de Ga qui inhibe la transition 2D/3D. Cette interprétation est confirmée par les
résultats obtenus pour une température de croissance supérieure (750 °C): à cette température,
le Ga commence à s’évaporer et donc un flux de Ga plus important est nécessaire pour obtenir
les conditions de croissance avec une bicouche de Ga en surface (voir §2.6).
1030 1040 1050 10600
10
20
30
40
50
60
70
80
t 2D (
s)
Température de cellule de Ga (°C)
TS= 750°C, AlN=12 nm T
S= 720°C, AlN=12 nm
TS= 720 °C, AlN=40 nm
Figure IV.7 : (a) variation du temps t2D de la couche de mouillage de boîtes quantiques en fonction de la
température de la cellule de Ga pour différentes épaisseurs de couche tampon et températures de croissance ;
(cercles ouverts) TS = 750°C et une épaisseur de couche tampon AlN de 12 nm, (carrés fermés) TS=720°C, et
une épaisseur de couche tampon AlN de 12 nm, (cercles fermés) Ts=750°C et une épaisseur de couche tampon
de 40 nm.
La figure IV.7 montre en effet que le temps t2D commence à augmenter pour une
température de Ga de 1055 °C au lieu de 1045 °C comme précédemment. Enfin lorsque nous
114
sommes dans les conditions de croissance à la stœchiométrie, le temps t2D est constant et sa
valeur dépend de l’épaisseur de la couche tampon d’AlN : pour des épaisseurs d’AlN de 12
nm, ce temps est typiquement de l’ordre de 10 secondes (3,3 MC) alors que pour des
épaisseurs d’AlN plus grands (> 40 nm), t2D est de l’ordre de 60 secondes (18 MC).
Le temps de dépôt au delà de la transition 2D/3D (t3D) influe sur la densité et la
distribution en taille des îlots. La figure IV.8a montre les résultats de la variation de relaxation
∆a/a0 des îlots, en fonction du temps t3D. Cette relaxation maximale passe par un maximum
pour un t3D de 15 secondes. Ceci peut s’expliquer de la manière suivante : au delà de cette
0 5 10 15 20 25 30 35 40 450.0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
∆ a/a
0 (%
)
t3D (s)
Figure IV.8 : (a) variation de ∆a/a0 en fonction du t3D, (b) morphologie des couches d’îlots déposées avec t3D =
5 secondes (TGa = 1028 °C ) S935, et (c) couche d’îlots déposée avec t3D = 30 secondes (TGa = 1040°C (S743).
L’épaisseur de la couche tampon d’AlN est de 60 nm et la température de croissance a été fixée à 720°C. La
taille des images AFM est de 1µm x 1µm.
limite (t3D = 15 secondes), l’augmentation en taille des îlots conduit à la coalescence de ceux-
ci. Ce phénomène se traduit par une diminution à la fois de la relaxation et de la densité
(b)
Densité = 2.7x1011 cm-2
(
Densité = 1.2x1010 cm-2
(c)
(a)
115
d’états. On rend compte ainsi de la diminution de ∆a/a0 observée pour un temps t3D supérieur
à 15 secondes (voir courbe sur IV.8a). L’augmentation de taille et la diminution de la densité
sont illustrées sur la figure IV.8b et c : les îlots présentent un diamètre typiquement 5 fois
supérieur à celui obtenu pour des îlots ayant un t3D faible (100 nm au lieu de 20 nm) et leur
densité a diminué d’un facteur 3.
En conclusion, l’effet de la quantité de Ga sur la formation des îlots t2D peut être alors
résumé comme suit :
(1) Pour des flux de Ga aux alentours de la stœchiométrie du GaN (et pour le cas
particulier d’une couche tampon d’AlN d’une épaisseur de 12 nm), le temps t2D
est de l’ordre de 10 secondes ce qui équivaut à une épaisseur critique de 3,3
MC de GaN. Pour des épaisseurs de couche tampon de 40 nm et plus, ce temps
est de 60 secondes (18 MC).
(2) Pour des flux de Ga beaucoup plus importants que ceux correspondant à la
stœchiométrie, le temps t2D augmente.
(3) Au delà de l transition 2D/3D, la quantité optimale de Ga correspondante à des
îlots de relaxation maximale, est de 5 MC (t3D = 15 secondes).
4.2.4 : Effet de la rugosité de GaN (croissance dans des conditions riche-N)
La figure IV.9 présente la variation du paramètre ∆a/a0 lors du dépôt d’une couche de
GaN sur AlN dans des conditions au-dessous de la stœchiométrie.
Cette figure montre que, lorsque la couche de GaN est déposée avec un flux de Ga au-
dessous de celui de la stœchiométrie, la relaxation a lieu en deux étapes : la variation du
paramètre de maille dans le plan est lente dans la première étape alors qu’elle est brutale dans
la deuxième. De plus la première étape correspond à une couche quasi 2D d’après le
diagramme de RHEED (Figure IV.9B) alors que la seconde étape correspond à un
changement de morphologie 2D/3D (Figure IV.9C). La première relaxation ∆a/a0 reflète donc
une relaxation plastique alors que la seconde correspond à une transition 2D/3D. Ceci
implique donc l’introduction de défauts structuraux lors de la formation d’îlots dans ces
conditions de croissance. La relaxation non élastique dans la première étape peut être reliée à
la forte rugosité de GaN obtenue dans des conditions de croissance riche-N qui favorisent la
116
formation de dislocations (voir §2.3.3) : en effet comme précédemment pour AlN la forte
rugosité de GaN favorise la création de fautes d’empilement et donc des lignes de dislocations
dans le plan de croissance. La formation de ces dislocations permet une relaxation importante
de la couche de GaN au détriment de la formation d’îlots 3D.
0 50 100 150 200 250-0.5
0.0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
∆a/a
0 (%
)
temps de dépôt de GaN (s)
Figure IV.9 : relaxation de GaN/AlN en deux étapes ;.la croissance de la couche de GaN est dans des conditions
légèrement riche-N (Ga=1028°C). Ts est fixée à 720°C.
Le temps nécessaire pour l’apparition des îlots (t2D), et observé sur les clichés
RHEED, correspond en fait à la fin de l’étape de relaxation plastique,. Ce temps est
typiquement de l’ordre de 120 secondes, soit 2 fois le temps nécessaire pour avoir une
transition 2D/3D dans des conditions stœchiométriques. Ce retard à la formation des îlots
s’explique par la relaxation partielle de GaN via la formation de dislocations. Cette relaxation
plastique de GaN démarre typiquement après un temps de croissance tplast = 40 secondes, soit
une épaisseur critique de 8 MC (dans les conditions de croissance utilisées ici c’est à dire avec
TGa = 1028°C, la vitesse de croissance est de 0,2 MC/s au lieu de 0,33 MC comme
précédemment).
A B C
ASN
ASN
1ère
étape 2ème
étape
B
C
tdep-GaN
AlN
tplastA
t2D
117
On a donc à faire dans ce cas à une sorte de transition SK incohérente (dislocations
plus îlots) qui apparaît pour une épaisseur critique inférieure à celle de la transition SK
cohérente, qui, comme on l’a vu précédemment (GaN stœchiométrique), se produisait pour
une épaisseur critique de 18 MC et correspondait à la formation d’îlots.
4.2.5 : Effet de l’épaisseur de la couche d’espaceur
Dans divers systèmes hétéroépitaxiés, par exemple dans Ge/Si(001) [99] ou dans
GaN/AlN en phase hexagonale [94], le contrôle de l’émission radiative des nanostructures de
boîtes quantiques a été amélioré avec l’homogénéisation des îlots : celle-ci peut être réalisée
grâce à la corrélation verticale des plans de boîtes empilées. Dans cette technique, l’épaisseur
critique de la couche de mouillage est modulée par l’épaisseur de la couche d’espaceur. En
effet, l’îlot de GaN partiellement relaxé, va contraindre localement la couche d’espaceur. Le
champ de contrainte créé par un îlot de forme sphérique a été calculé par Tersoff et coll.
[101]. Ces auteurs prédisent que la nucléation d’îlots à la verticale de ceux de la couche de
dessous est favorable dans un diamètre égal à L22 où L est l’épaisseur de l’espaceur. Ainsi,
si la couche d’espaceur est suffisamment fine, ce champ de contrainte sera intense et les îlots
de la couche supérieure auront tendance à nucléer au dessus des îlots enterrés. Par contre pour
une épaisseur L suffisamment grande, aucune corrélation verticale n’est attendue. Puisque le
dépôt d’AlN sur GaN est dans le mode 2D, il est possible d’encapsuler les îlots de GaN par
une couche d’AlN (voir figure IV.3). Nous avons cherché à appliquer la technique d’auto-
assemblage de plusieurs plans de boîtes dans notre système afin d’homogénéiser la taille des
îlots. La figure IV.10 reporte la variation du temps t2D (et donc de l’épaisseur critique) en
fonction de l’épaisseur de la couche d’espaceur. Pour cette étude, la température à été fixée à
720 °C et les conditions de croissance des couches d’AlN et de GaN sont celles de la
stœchiométrie.
118
2 4 6 8 10 12 14 16 18 20 22 24 26-10
0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
t 2D (
s)
Epaisseur de l'espaceur d'AlN (nm)
Figure IV.10 : variation du temps t2D des plans d’îlots (1er carrés fermés, 2ème cercles ouverts, 3ème triangles
ouverts) en fonction de l’épaisseur de l’espaceur d’AlN. La croissance de couches est dans des conditions
stœchiométriques. L’épaisseur de la couche tampon d’AlN est de 40 nm. La température de croissance est fixée à
720°C.
La figure IV.10 montre une forte dépendance de t2D avec l’épaisseur de l’espaceur :
pour une couche fine (5 nm), un écart sur t2D d’un facteur 10 entre le premier et le troisième
(ou deuxième plan) est observé. Pour un espaceur épais (24 nm), le temps t2D du troisième
plan de boîtes se rapproche de celui du premier plan. Cette variation de t2D en fonction de
l’épaisseur de l’espaceur est similaire à celle observée sur des systèmes Si/Ge où la variation
de l’épaisseur critique a été modélisée par une interaction élastique entre les plans de boîtes
successifs [102]. Cependant, si le lissage de la couche d’espaceur AlN n’est pas complète, la
rugosité de la surface d’AlN peut aussi être à l’origine de la diminution de t2D observée. Il est
donc intéressant de distinguer l’importance relative de ces deux effets.
Une analyse de la morphologie des couches par AFM peut nous renseigner sur la
rugosité de surface de l’espaceur d’AlN. L’imagerie RHEED nous donne aussi une première
indication de la morphologie de cette couche en fonction de son épaisseur. Ainsi, nous
constatons que la couche de l’espaceur AlN retrouve une morphologie similaire à celle de la
couche tampon épaisse lorsque son épaisseur est supérieure à 12 nm (voir figure IV.11a). Au-
dessous de ce temps de dépôt, la surface de la couche d’espaceur reste ondulée reflétant une
certaine rugosité (voir figure IV.11b). L’analyse de la variation du paramètre de maille montre
aussi qu’un espaceur d’AlN inférieur à 12 nm ne retrouve pas complètement son paramètre de
maille initial, contrairement aux couches d’épaisseurs supérieures à 12 nm.
2ème plan1er plan
3ème plan
espaceur AlN
Tampon AlN
119
Figure IV.11 : évolution de la relaxation et de la morphologie de la couche d’espaceur d’AlN en fonction de son
épaisseur ; (a) pour une épaisseur > 12 nm, (b) pour une épaisseur de 4 nm.
Ainsi on en déduit que :
- pour un espaceur AlN d ‘épaisseur inférieure à 12 nm, la diminution de l’épaisseur
critique 2D/3D avec le numéro du plan de boîtes est principalement due à la
rugosité de la couche d’AlN, alors que
- pour une couche d’espaceur d’épaisseur supérieure à 12 nm, la forte variation de
l’épaisseur critique peut être reliée à l’interaction élastique entre les plans de boîtes
successifs
Cette variation de l’épaisseur critique est accompagnée d’une variation de la taille et
de la densité des îlots comme nous le verrons plus loin (§4.3.2)
(a)
(b)
AlN(180 s)>12 nm
0 200 400 600 800 1000 1200
0.0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
∆a/a
(%
)
temps de dépôt des couches (s)
AlN(60 s)=4 nm
0 50 100 150 200 250 300 350 400 450-0.5
0.0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
∆a/a
(%
)
temps de dépôt de couches (s)
Dépôt de GaN
Dépôt d’AlN
Arrêt de la croissance sous N
120
4.2.6 : Effet du numéro de plans de boîtes
La figure IV.12 montre l’influence du numéro du plan de boîtes sur l’épaisseur
critique et sur la relaxation maximale. Cette courbe correspond à une structure ayant onze
plans de plans de boîtes quantiques de GaN séparées par une couche d’espaceur d’AlN
d’épaisseur fixée à 12 nm. Pour cette expérience, toutes les couches (d’AlN et de GaN) sont
déposées dans des conditions stœchiométriques. Comme on peut noter sur la figure IV.12
(voir carrés fermés) le temps t2D est grand pour la première couche d’îlots, de l’ordre de 55
secondes (ce qui équivaut à une épaisseur de 18,2 monocouches de GaN). Puis ce temps t2D
diminue au fur et à mesure que le numéro des couches empilées augmente, pour atteindre une
valeur stationnaire de 8 secondes à partir du quatrième plan (ce qui équivaut à une épaisseur
de 2,6 MC de GaN). En ce qui concerne la relaxation maximale, le numéro de couches d’îlots
empilées a aussi une influence (voir cercles ouverts sur la figure IV.12) : pour le premier
plan, la relaxation est totale et diminue avec le numéro de couches de boîtes empilées jusqu’à
atteindre une valeur d’équilibre (0,9%) au delà du troisième plan. Cet effet a été aussi vu par
LeThanh et coll. [99] dans le système Ge/Si(001). Priester et coll. [102] ont réalisé des calculs
dans ce système : en tenant compte de l’interaction élastique entre le plan (n+1) des boîtes en
Figure IV.12 : variation du temps t2D (carrés fermés) et de la relaxation du paramètre de maille dans le plan ∆a/a0
(cercles ouverts) en fonction du numéro des couches de boîtes quantiques de GaN sur AlN empilées. L’épaisseur
de l’espaceur d’AlN a été fixée en 12 nm, le température de croissance en 720°C. La couche tampon de cette
structure est de 40 nm
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12
0
10
20
30
40
50
60
70
t 2D (
s)
Numéro de couches d'îlots
0.0
0.3
0.6
0.9
1.2
1.5
1.8
2.1
2.4
2.7
3.0
∆a/a (%
)
121
formation, et le plan n des boîtes enterrées, une diminution importante de l’épaisseur critique
est attendue. Ceci pourrait expliquer en partie la variation d’un facteur 8 entre le premier et le
quatrième plan de boîtes, avant d’atteindre un régime stationnaire pour les plans des boîtes
ultérieurs.
La caractérisation de ces nanostructures de boîtes est présentée ci-dessous.
4.3 : Caractérisation structurale et optique des boîtes quantiques
4.3.1 : Distribution des îlots
Nous avons déjà remarqué que la distribution des boîtes est très dépendante de la
topographie de la couche d’espaceur d’AlN. Ainsi, quand la formation d’îlots a lieu sur une
couche d’AlN dégradée, à cause de la formation de fautes d’empilement, la distribution d’îlots
est perturbée par l’alignement d’îlots au long de stries causées par celles-ci (voir image
IV.6b). Par contre, lorsque la formation d’îlots a lieu sur une surface lisse d’AlN, ceci conduit
à une répartition aléatoire des îlots (figures IV.13 et IV.15). La distribution en taille (diamètre
et hauteur) obtenu dans ce dernier cas est reportée sur la figure IV.14
Figure IV.13 : distribution d’îlots déposés sur une couche d’AlN lisse vue (a) en image 3D et (b) en image 2D.
La taille des images AFM est de 1 µm x 1µm.
Le caractère asymétrique de la distribution des îlots de GaN sur AlN dans le cas de
l’alignement des boîtes est probablement induit par la présence des stries perpendiculaires.
0.25 0.50 0.75 1.00
µm
0.25
0.50
0.75
1.00
Densité = 3x1011 cm-2
(a) (b)
Ceci nous oblige à utiliser une loi logarithmique (équation 4.1) pour déterminer les différents
paramètres de forme (la hauteur et le diamètre) des îlots.
( )
+=
2
2
2
lnexp0
ωmhh
Ayy (4.1)
où y0, A et ω sont des constantes d’ajustement et hm la hauteur moyenne d’îlots.
0 1 20
20
40
60
nom
bre
d'ilô
ts
ha
60
S651
1 2 3 40
5
10
15
20
25
30
35
40
nom
bre
d'îlo
ts
ha
Figure IV.14 : his
d’empilement (S618) (
lisse d’
e
(a) (b)
(c)
Loigaussienn
ut
40
re d
'îlot
s
5
ut
to
a)
A
e
Loilogarithmiqu122
3 4 5
eur (nm)
20 40 60 80 100 120 1400
20
Diamètre (nm)
nom
nb
6 7 8 9 10 11
eur (nm)
10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 600
5
10
15
20
25
30
35
Diamètre (nm)
nom
bre
d'îlo
ts
grammes de tailles d’îlots (a) déposés sur une couche AlN présentant des fautes
hauteur des îlots et (b) diamètre des îlots (S618). Le cas d’îlots déposés sur une surface
lN (S935) est présentée sur (c) hauteur d’îlots et (d) diamètre d’îlots.
Loigaussienne
(d)
123
En revanche, pour une morphologie d’îlots repartis aléatoirement, la distribution
présente une répartition d’îlots plus symétrique et nous pouvons utiliser une loi gaussienne
pour rendre compte de leur dispersion en diamètre et hauteur (voir figure IV.14d).
Nous avons ensuite étudié plus précisément la distribution d’îlots en fonction du
numéro de plans de boîtes. Ces résultats sont présentés au paragraphe suivant et mettent en
évidence la variation de densité et du rapport de forme des boîtes.
4.3.2 : Facteur de forme
La figure IV.15 présente l’évolution de la distribution d’îlots pour les trois premiers
plans de boîtes réalisés pour un espaceur d’AlN fixé (5 nm). La distribution des boîtes est
analysée sur une image de 0,25 µm x 0,25 µm dont la densité d’îlots est de l’ordre de 250. A
partir des hauteurs et des diamètres, nous avons pu tracer celui du rapport de forme des boîtes
défini comme le rapport de Dm/hm.
2 4 6 8 1 0 1 2 1 40
5
1 0
1 5
2 0
2 5
3 0
3 5
4 0
4 5
5 0
No
mb
re d
'îlo
ts
R a p p o r t ( D m / hm
)
0 2 4 6 8 1 0 1 2 1 4
0
5
1 0
1 5
2 0
2 5
3 0
3 5
4 0
4 5
No
mb
re d
'îlo
ts
R a p p o r t ( D m / h m )
0 3 6 9 1 2 1 5 1 8 2 1 2 4 2 7
0
5
1 0
1 5
2 0
2 5
3 0
3 5
4 0
4 5
No
mb
re d
'îlo
ts
R a p p o r t ( D m / hm
)
Figure IV.15 : évolution de la distribution d’îlots en fonction du numéro de plan de boîtes : (a) 1er plan (S935),
(b) 2ème plan (S936) et (c) 3ème plan (S934). Pour toutes ces échantillons l’espaceur d’AlN à été fixé à 5 nm et la
température de croissance à 720°C. la taille des images AFM est de 1 µm x 1 µm.. Ci joint les histogrammes du
rapport f= Dm/hm des îlots de GaN sur AlN pour chaque plan.
(d) (e) (f)
(b)
Densité = 2.1x1011 cm-2
(c)
Densité = 1.03x1011 cm-2
(a)
Densité = 2,7x1011 cm-2
124
Ces observations nous permettent de déduire :
1) La taille des boîtes augmente avec le numéro de plan : typiquement le diamètre
moyen passe de 23 nm pour le premier plan à 33 nm pour le troisième.
2) La densité de boîtes décroît de plus d’un facteur 2 entre le premier et le troisième plan
3) Le rapport de forme des boîtes (Dm/hm) varie de 6 à 12 et sa dispersion augmente.
L’augmentation de taille des îlots entre le premier et le troisième plan peut être
corrélée à la diminution de l’épaisseur critique de la transition 2D/3D : pour un temps de
dépôt de GaN constant, le temps t3D au delà de la transition augmente et donc la quantité de
GaN dans les boîtes doit augmenter.
Cependant, la variation la plus nette correspond à celle du facteur de forme : comme
on peut le constater sur le tableau suivant, la variation d’un facteur 2 peut être corrélée avec la
variation de la déformation de l’îlot observé par RHEED. En effet, au premier ordre un
modèle de relaxation élastique [103] prévoit une variation de la déformation au sommet h de
l’îlot de la forme suivante :
εxx(h) = εxx(0)x(1-2πhm/Dm) (4.2)
Plan de boîtes
1er 2ème 3ème
Densité (1011cm-2) 2,7 2,1 1,03
hauteur (nm) 3,5 – 5,0 2,5 – 5,5 1,5 – 4,5
Diamètre (nm) 21 - 27 23 – 33 28 - 38
Facteur de forme (Dm/hm) 5,7 7,5 10,5
D’après les
mesures
d’AFM
Déformation résiduelle
calculée d’après (Eq.4.2)
0,0 0,16 0,37
∆a/a0 (%) 2,8 2,2 1,8
Déformation résiduelle
correspondante
0,0 0,6 1,0D’après les
mesures
de RHEED En valeur relative 0,0 0,21 0,36
Tableau IV.1 : caractéristiques des îlots en fonction du numéro de plan.
Pour le premier plan l’image AFM donne hm/Dm égal à un 1/6 donc εxx(h) = 0. Ceci
implique que le GaN est totalement relaxé par rapport à AlN en accord avec le ∆a/a0 observé
par RHEED (voir tableau IV.1). Pour le troisième plan l’AFM donne une valeur hm/Dm de
1/10, soit εxx(h) = 0,37εxx(0), soit un écart par rapport à la relaxation totale du GaN sur l’AlN
de 0,37. Par le RHEED nous mesurons une relaxation de 1,8 %, alors que la relaxation
maximale est de 2,8 %. Un rapide calcul nous montre que l’écart dans ce cas est de 0,36.
Nous obtenons donc un bon accord entre les mesures de relaxation in situ (RHEED) et
les mesures de morphologie des boîtes (AFM).
Cette corrélation entre le rapport de forme et la relaxation de boîtes nous permet
d’envisager une caractérisation in situ des échantillons, méthode plus simple qu’une approche
statistique à partir d’images AFM.
4.3.3 : Sites de nucléation d’îlots
Les premières études par TEM sont illustrées par la figure IV.16 montrant une section
transverse des plans de boîtes de GaN sur AlN. Elle révèle non seulement la forte densité de
fautes d ‘empilement, mais le rôle de celles-ci sur la nucléation des îlots de GaN : leur
formation a lieu entre deux fautes d’empilement (voir figure IV.16b).
Figure IV.16 : (a) image TEM en résolution conventionnelle d’une structure multicouche de bo
(10 plans) ne montrant que 4 plans, (b) image HRTEM d’une couche de boîtes. Pour cette stru
été fixé en 12 nm.
AlN
GaN
(b)
5 nm
AlN
GaN
(a)
WL
125
îtes quantiques
cture, l’espaceur a
2 nm
L’îlot mis en évidence par cette image TEM haute résolution présente un facteur de
forme de l’ordre de 1/10 en accord avec les résultats précédents. De plus, même si la
distinction d’une couche de mouillage est loin d’être aisée, celle-ci peut être estimée à environ
3 MC d’après la différence de contraste observée.
Enfin, il faut noter l’absence de corrélation verticale des boîtes pour des plans espacés
par une couche fine d’AlN. Ceci peut être expliqué par l’importance des fautes d’empilement
pour la nucléation des îlots, celles-ci jouant le rôle de sites préférentiels, plutôt que ceux
induits par les modulations de contrainte dues aux îlots enterrés.
4.3.4 : Luminescence des boîtes quantiques
La figure IV.17 présente un spectre de photoluminescence à basse température et
tempér re ambiante d’une structure d’îlots de GaN sur AlN.
Figure
N
1
a
4 nm
AatuG
126
IV.17 spectre PL à basse température d’une structure d’îlots de GaN sur AlN déposée par la technique
EJM (D’après référence [96]).
ous constatons :
) Un décalage vers les hautes énergies de la raie de luminescence par rapport au
gap de couches de GaN massif (Eg = 3.26 à 10K). Ce décalage de plus de 500
meV révèle l’importance de l’énergie de confinement dans ces îlots de GaN.
0
1
3.2 3.4 3.6 3.8 4Energie (eV)
T=10K
T=300K
Bord de bandeβ-GaN
00.1
1
100 200 300Température (K)
127
2) Une largeur à mi-hauteur importante, de l’ordre de 200 meV. Celle-ci reflète la
grande distribution de taille des îlots comme nous l’avons vu précédemment.
3) Une intensité d’émission qui ne varie pas entre 10 K et 300 K. La légère
augmentation observée à température ambiante peut être reliée à
l’augmentation d’absorption à 300 K due à la diminution du gap (la longueur
d’onde d’excitation est constante et égale à 335 nm d’un laser Argon [104]).
Cette tenue en température traduit la localisation des excitons dans les boîtes
même à température ambiante.
La figure IV.18 présente la variation de l’énergie d’émission observée en
cathodoluminescence en fonction de la hauteur des boîtes de GaN. Même si cette courbe ne
peut être tracée précisément à cause de la largeur de la raie d’émission, elle permet de mettre
en évidence la variation de l’énergie de confinement en fonction de la hauteur des boîtes. En
particulier pour des grosses boîtes, l’énergie d’émission tend asymptotiquement vers celle du
gap de GaN massif, par opposition au cas des boîtes cristallisant dans la phase hexagonale
pour lesquelles l’énergie d’émission est fortement décalée vers le rouge à cause de la présence
du fort champ piezoélectrique interne [104]
10 20 30 40 50 603.2
3.4
3.6
3.8
4.0
Ene
rgie
(eV
)
Hauteur des boîtes ( )
Figure IV.19 : variation de l’énergie d’émission des boîtes quantiques de GaN sur AlN en fonction de leur
hauteur. Les spectres d’émission sont obtenus par cathodoluminescence à température ambiante.
En ce qui concerne les propriétés optiques de structures de boîtes quantiques
fabriquées par la technique ALE (voir §2.7), les résultats préliminaires de mesure de
photoluminescence ont montré qu’il n’y a pas de luminescence à température ambiante dans
Gap du β-GaN massif
300K
Å
128
ce type de nanostructures. Ceci demande une étude plus approfondie sur les mécanismes
d’émission dans ces nanostructures.
4.4 : Etude des puits quantiques
4.4.1 : Fabrication
La réalisation des structures de puits quantiques est faite sous conditions riche-Ga à
une température de croissance de 720°C afin d’inhiber la transition SK. Le schéma de la
figure IV.20 illustre la réalisation d’une structure de puits par EJM. Deux points nous
indiquent la formation de cette structure : (1) la non relaxation du paramètre de maille dans le
plan (jusqu’à un temps de dépôt de 50 secondes = 17 MC) et (2) les clichés RHEED restent
dans le mode 2D. Ces deux observation indiquent que la couche de GaN reste cohérente lors
du dépôt sur la couche barrière d’AlN.
Figure IV.20 : (a) variation du paramètre ∆a/a0 en fonction du temps de dépôt de GaN d’un puits quantique
fabriqué par la technique d’EJM. Les conditions de croissance sont ajustées pour avoir une croissance
autorégulée. L’épaisseur de la couche tampon d’AlN est de 40 nm et celui de la barrière est de 10 nm. La
température de croissance a été fixée à 720°C et celle de la cellule de Ga à 1050°C.
(a)ASN
ASNt dépô-GaNt
(b) (c)
(a) (b (c
(d)
0 20 40 60 80 100 120-0,6
-0,4
-0,2
0,0
0,2
0,4
∆ a/a
0 (%
)
temps de dépôt de GaN (s)
Mailled’AlN
Maillede GaN
Mailled’AlN
129
Un comportement similaire à celui de la fabrication de puits par EJM est observé
durant la réalisation de puits quantique par la technique d’ALE. Ceci nous permet donc de
réaliser des structures multipuits quantiques de différentes épaisseurs (en dessous de
l’épaisseur critique) dans le régime de croissance autorégulée de GaN.
La figure IV.21 reporte les résultats de la caractérisation par TEM d’une nanostructure
de puits quantiques de GaN sur une barrière fine d’AlN (8 nm) fabriquée par la technique
d’EJM dans des conditions d’excès de Ga. Bien que cette image TEM montre des zones de
fluctuation de la couche de GaN (la couche de puits), nous n’observons pas la formation
d’îlots 3D, alors que pour une épaisseur équivalente de la couche espaceur d’AlN, la
formation d’îlots est inévitable dans le cas du dépôt des couches de GaN en conditions
stœchiométriques (voir §4.3.3 et §4.3.5). Les fluctuations sur les épaisseurs sont
probablement induites par les imperfections de la surface du SiC vu l’épaisseur de la couche
tampon d’AlN (8 nm). Sur cette image nous constatons comme précédemment la présence de
fautes d’empilement qui traversent toute la structure de puits.
Figure IV.21 : image TEM en résolution conventionnelle d’une structure de multipuits quantiques de GaN/AlN
(30 Å/80 Å) fabriqués par EJM (S500). La température de croissance a été ajustée à 700°C, Ga = 1050°C,
Al=1140°C.
L’ensemble de ces résultats démontre qu’un excès de Ga modifie l’énergie de surface
du GaN en inhibant la transition SK. Ceci a pour effet d’augmenter l’épaisseur critique et
nous permet en conséquence la réalisation de puits quantiques de GaN sur AlN à température
de croissance élevée.
8 nm
GaN
AlN
130
4.4.2 : Luminescence des puits quantiques
4.4.2.1 : puits GaN/AlN
La figure IV.22 présente le spectre de photoluminescence intégrée en temps de la
structure multipuits quantiques GaN/AlN fabriquée par la technique d’EJM dont la structure a
été présentée sur la figure IV.21. La raie principale est centrée à 3,7 eV, elle est associée à
l’émission intrinsèque du puits quantique. Elle se situe au-dessus du gap de β-GaN contraint
(3,5 eV). Ce résultat est cohérent avec l’hypothèse d’absence de champ piezo-électrique dans
un puits quantique à base des nitrures dans la phase cubique. On observe néanmoins une
queue de photoluminescence du côté des basses énergies. La forme de la raie ainsi que
caractérisation par TEM suggèrent que cette partie du spectre de photoluminescence est due
aux niveaux profonds générés par les défauts structuraux dans les couches de GaN et/ou les
interfaces GaN/AlN. Quant à la largeur à mi-hauteur du spectre que l’on peut considérer
comme importante vu l’absence de champ interne, elle peut s’expliquer par les fluctuations de
la largeur des puits (voir figure IV.21).
Figure IV.22 : spectre de photoluminescence à 2 K d’une structure de puits quantiques GaN/AlN (S500)
fabriqués par la technique de EJM.
131
4.4.2.2 : puits GaN/AlGaN
La figure IV.23 présente les spectres de PL mesurés à température ambiante de deux
puits de GaN sur Al0,3Ga0,7N ayant la même structure mais fabriqués l’un par EJM (ligne
pointillée) et l’autre par ALE (ligne solide). Les épaisseurs des couches barrière d’AlGaN
sont suffisamment grandes pour qu’on puisse supposer que ces couches sont relaxées. La
différence de paramètre de maille entre Al0,3Ga0,7N et GaN est de l’ordre de 0,6% (si on tient
compte que le paramètre de maille d’Al0,3Ga0,7N est de 4.475 Å et celui du GaN de 4,503Å).
Ainsi, l’épaisseur critique devient plus grande que celle d’une structure de puits de GaN/AlN
(de l’ordre de 100 MC au lieu de 18 MC [105]). Les couches de puits de GaN fabriquées par
ALE ont été déposées par un flux alterné de 30 secondes de Ga suivi de 10 secondes
d’exposition à l’azote. Le premier puits consiste en 20 cycles et le deuxième en 1 cycle
d’ALE. Sachant que chaque cycle correspond à un dépôt de d’environ 2 MC de GaN (voir
§2.6), nous avons à faire à 2 puits de 40 et 2 MC respectivement.
300 320 340 360 380 400 420
0
2000
4000
6000
8000T : 300°K EJM ALE
Inte
nsi
té d
e P
L (u
.a.)
Longueur d'onde (nm)
Figure IV.23 : spectre de PL d’une structure de deux puits quantiques de GaN/Al0,3Ga0,7N fabriqués par EJM
(ligne pointillée) et par ALE (ligne solide). Les épaisseurs des puits sont 40 MCs et 2 MCs de GaN. La
température de croissance a été fixée à 730°C et la cellule de Ga à 1010 °C. Les mesures de PL ont été faites à
température ambiante.
La figure IV.23 illustre clairement que l’intensité de luminescence des puits fabriqués
par EJM est plus importante que celle des puits fabriqués par ALE. Le décalage vers le rouge
des raies d’émission dans le cas de puits fabriqués par ALE pourrait être expliqué par une
GaN (40 MC)
Tampon AlGaN (200 nm)
AlGaN (40 nm)
AlGaN (40 nm)
GaN (2 MC)
132
incertitude sur les épaisseurs des couches : l’épaisseur déposée à chaque cycle d’ALE est
donc légèrement supérieur à 2 MC. Ceci peut être lié au fait que le plateau de la courbe
d’adsorption de Ga présente une légère pente ce qui suggère donc une certaine sensibilité aux
variations des MC déposées par cycle d’ALE.
En ce qui concerne l’intensité des raies une étude par TEM s’impose pour élucider si
la densité de défauts structuraux est inférieure ou supérieure ce qui induirait une différence
sur la densité des centres de recombinaison non radiatifs dans chacune de ces structures.
Conclusions du chapitre
En conclusion, la formation d’îlots de GaN sur AlN dans la phase cubique a lieu pour
des conditions de croissance proches de celles de la stœchiométrie. Tout d’abord une couche
tampon d’AlN d’épaisseur supérieure à 40 nm, est nécessaire pour s’affranchir de la rugosité
de surface du substrat SiC.
L’épaisseur critique peut varier selon les conditions de croissance utilisées :
(1) avec le flux de Ga, l’épaisseur critique est constant au voisinage de la
stœchiométrie du GaN et tend à augmenter si le flux de Ga est plus important.
Pour des flux de Ga plus faibles que celui de la stœchiométrie, la transition SK
s’accompagne d’une relaxation plastique.
(2) (2) avec le numéro de plans de boîtes : l’épaisseur critique diminue par un facteur
8 du premier au troisième plan et atteint un régime stationnaire au delà du
quatrième plan.
(3) (3) avec l’épaisseur de l’espaceur : l’épaisseur critique est de l’ordre de 18 MC
pour un espaceur d’épaisseur supérieure à 22 nm alors qu’il est de l’ordre de 3,3
MC pour un espaceur d’épaisseur de 5 nm. En d’autres termes, plus l’espaceur est
épais, plus l’épaisseur critique se rapproche de celui de la couche tampon.
Ce comportement similaire à celui de modulation de l’épaisseur critique par le champ
de contrainte des îlots enterrés, devrait conduire à une corrélation verticale entre les
différents plans de boîtes. Cependant, la caractérisation structurale par TEM n’a pas
montré de tels effets. Ceci est attribué à la forte densité des fautes d’empilement qui
jouent le rôle de sites de nucléation préférentielle des boîtes. En effet, dans le cas où le
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dépôt d’îlots a lieu sur une surface lisse d’AlN, les clichés TEM montrent que les îlots
se forment entre deux fautes d’empilement. Par contre si la surface d’AlN est rugueuse
la nucléation des boîtes a lieu entre le croisement de deux fautes ce qui provoque leur
alignement le long des directions <110> comme on peut le constater par les mesures
d’AFM.
La caractérisation structurale de ces îlots par AFM a montré l’évolution de leur rapport
de forme avec le numéro de plan de boîtes. Le rapport Dm/hm passe de 1/6 du premier plan à
1/10 pour le troisième plan. Dans le même temps, la densité d’îlots est réduite d’un facteur 3.
La caractérisation optique a mis en évidence l’absence de polarisation spontanée et
piezoélectrique dans les nanostructures de boîtes quantiques de GaN sur AlN en phase
cubique en bon accord avec les prédictions théoriques. Un décalage de plus de 500 meV de la
raie de luminescence des boîtes par rapport à celle des couches de GaN massif révèle
l’importance du confinement quantique. D’autre part, la tenue de la luminescence à
température ambiante montre clairement les effets de localisation des excitons dans les boîtes
même à température ambiante. La grande largeur à mi-hauteur de la raie de luminescence est
attribuée à la dispersion en taille de boîtes. Ces observations permettent d’envisager une
grande efficacité radiative des nanostructures à base de nitrures cubiques à condition toutefois
de réduire la densité de défauts structuraux.
Par ailleurs, le dépôt de couches de GaN sur AlN dans des conditions riche-Ga inhibe
la transition SK et permet donc de réaliser des structures de puits quantiques, soit par la
technique d'EJM, soit par la technique d’ALE. Comme pour le cas des boîtes quantiques, la
caractérisation optique a montré l’absence de champ électrique interne. La raie de
luminescence des puits de GaN sur AlN se situe au-dessus du gap de GaN contraint.
Pour les puits quantiques fabriqués par la technique d’ALE, les résultats préliminaires
de caractérisation optique ont montré une faible luminescence à température ambiante. Une
étude approfondie par TEM s’impose pour élucider l’importance de la densité de défauts qui
jouent comme centres de recombinaison non radiatifs dans ce type de nanostructures.
Enfin, la position en énergie de l’émission des puits de GaN sur AlGaN fabriqués par
la technique d’ALE révèle que l’épaisseur déposée par cycle d’ALE est légèrement supérieure
que 2 MC.
