Etude des défauts électriquement actifs dans les composants

N° d’ordre :2006-ISAL-0029 Année 2006

UNIVERSITE DE MONASTIR FACULTE DES SCIENCES DE MONASTIR

INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUEES DE LYON

Pour obtenir

LE GRADE DE DOCTEUR FORMATION DOCTORALE : Matière condensée, Surface et Interface

ECOLE DOCTORALE : Matériaux de Lyon

TITRE :

Etude des défauts électriquement actifs dans les composants

hyperfréquences de puissance dans les filières SiC et GaN.

Soutenue le 12 Juin 2006 devant la commission d’examen

JURY : MM.

Habib BOUCHRIHA Professeur Rapporteur

Christophe GAQUIERE Professeur Rapporteur

Hassen MAAREF Professeur Directeur de thèse

Gérard GUILLOT Professeur Directeur de thèse

Larbi SFAXI Maître de Conférences Examinateur

Jean-Marie BLUET Maître de Conférences Examinateur

THESE

Présentée par

Malek GASSOUMI

Cette thèse a été préparée dans le cadre d’une collaboration CMCU entre le Laboratoire de Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques de la Faculté des Sciences de Monastir et le Laboratoire

de Physique de la Matière de l’Institut National des Sciences Appliquées de Lyon

DEDICACE

A ma très chère mère

A mon cher père

Je leur dédie ce modeste travail en signe de reconnaissance

et de profonde gratitude, pour tous les sacrifices

consentis.

Qu'ils voient en moi le fils qu'ils ont souhaité avoir.

A mes frères et ma sœur.

Qui m'ont toujours soutenu par leurs encouragements.

Pour tout l'amour qu'ils m'ont prodigué.

Qu'il me soit possible de leurs exprimer

Ma profonde gratitude.

Remerciements

Remerciements Cette thèse a été préparée dans le cadre d’un contrat CMCU (N°OG1320) entre le Laboratoire

de Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques (LPSCE) de la Faculté

des Sciences de Monastir et le Laboratoire de Physique de la Matière (LPM) de l’INSA de

Lyon. Son accomplissement n’aurait été possible sans l’aide de nombreuses personnes.

Je remercie Messieurs Hassen MAAREF et Gérard GUILLOT, respectivement Directeurs du

Laboratoire LPSCE de Monastir et du LPM de l’INSA de Lyon, de m’avoir accueilli dans ces

Laboratoires.

Je suis très reconnaissant à Monsieur Hassen MAAREF, Professeur à la Faculté des Sciences

de Monastir, qui a dirigé cette thèse de côté Tunisien. Je lui exprime mes vifs remerciements

pour l’aide constante durant l’élaboration de ce travail qu’il a encadré. Ses conseils,

l’enthousiasme qu’il a su me communiquer et ses compétences scientifiques et humaines

m’ont permis d’accomplir ma tâche dans les meilleures conditions.

Cette thèse a été aussi dirigée par Monsieur Gérard GUILLOT, Professeur à l’INSA de Lyon,

dont j’ai pu, durant trois ans, apprécier l’enthousiasme, le sérieux et le sens de la physique ; ce

travail lui doit beaucoup.

Je voudrais remercier spécialement Monsieur Jean-Marie BLUET, co-directeur de cette thèse,

pour avoir assuré de manière agréable le suivi quotidien de mon travail et pour m’avoir fait

profiter de son expérience. Ses compétences scientifiques, ses conseils et sa qualité humaine

ont permis de réaliser ce travail dans un climat très favorable. Sa disponibilité ainsi que ses

conseils ont largement contribué à l’aboutissement de ce travail.

J’exprime mes vifs remerciements à Monsieur Christophe GAQUIERE, Professeur à

l’Université des Sciences et Technologies de Lille d’avoir accepté de rapporter sur ce travail.

Je le remercie de l’intérêt qu’il a montré pour ce travail. Ses remarques rigoureuses et ses

conseils se sont révélés très enrichissants.

Je tiens à remercier Monsieur Habib BOUCHRIHA, Professeur à la Faculté des Sciences de

Tunis d’avoir bien accepté d’être rapporteur de ce travail. Je le remercie de l’intérêt qu’il a

montré pour ce travail.

Je tiens à remercier Monsieur Larbi SFAXI, Maître de conférences à la Faculté des Sciences

de Monastir, pour l’intérêt qu’il a porté à ce travail pour ses encouragements ainsi que pour sa

participation au Jury de soutenance.

Remerciements

Coté collaboration, je remercie Monsieur Christian BRYLINSKI du Centre de Recherche du

groupe THALES à Orsay et Monsieur Christophe GAQUIERE qui sont à l’origine de

l’essentiel de l’élaboration des échantillons.

Je remercie Monsieur Djamel ZIANE qui m’a initié à l’utilisation des expériences de

transconductance et conductance (LPM), je tiens à remercier également Liviu MILITARU

pour son aide amical durant la préparation de cette thèse

Mercie à tous les membres du Laboratoire de Physique des Semiconducteurs et des

Composants Electroniques qui m’ont permis de travailler dans une ambiance chaleureuse :

Bouraoui ILAHI, Nejeh JABA, Saoussen REKAYA, Faouzi SAIDI, Faouzi CHEKIR, Asma

TRIKI, Haussine MEJRI, Imen DERMOUL, Ridha AJJEL, Leila BOUZRAR, Zouhour

ZABOUB, Mourad BAIRA. Lotfi BOUZEIN,

Je remercie Mohamed ROKBANI technicien du LPSCE, pour son aide.

Je remercie mes copains à Lyon : Kaiss AOUADI et Bassem SALAM (Souma) pour leurs

aides.

Un remerciement particulier à tous mes amies à la faculté des sciences de Monastir : Ali

LOURIMI, Naoufel BEN HAMADI, Abdelhamid HELALI, Ahlem ROUIS.

Je tiens à exprimer ma reconnaissance à toutes celles et à tous ceux qui ont contribué,

directement ou indirectement, un bon déroulement de mon travail et en particulier les

personnes avec lesquelles j’ai eu de la chance d’interagir durant cette thèse.

Je remercie la région Rhône Aples (MIRA) pour l’aide financière qu’elle ma attribuée

pendant ma dernière année de thèse.

Merci également aux membres permanents du LPM pour leur bonne Humeur : Kader,

Mustapha, George, Catherine, Taha, Régis.

J’ai sincèrement apprécié durant ces trois années, la bonne ambiance et la solidarité qui règne

entre les doctorants. Je tiens donc à remercier tous les doctorants grâce auxquels ces années

resteront pour moi autre chose qu’une aventure scientifique. Edern, Nicolas, Haucem, Jaccobo

et Bing.

Je remercie aussi les « anciens » thésards : Matthieu (Math), Vincent (vince).

Je remercie les techniciens du LPM, Philippe, Joël, Robert et les secrétaires Séverine, Claude,

Meriem, Martine et Céline pour leur sympathie et leur bonne humeur.

Je ne pourrais pas finir sans inclure dans ces remerciements les personnes les plus chères qui

ont supporté mon indisponibilité : mes parents, mes frères, ma sœur, et ma fiançaille.

Sommaire

1

Table des matières

Introduction générale............................................................................................................... 5

CHAPITRE I : GENERALITES SUR LE CARBURE DE SILICIUM ........................... 9

I.1 Introduction. ............................................................................................................... 10

I.2 Propriétés et applications du SiC.............................................................................. 12

I.2.1 Polymorphisme du Carbure de Silicium .............................................................. 12 I.2.2 Propriétés Physiques du Carbure de Silicium ...................................................... 15

I.2.2.1 Le facteur de mérite de Baliga (BMF) ............................................................. 17 I.2.2.2 Le facteur de mérite de Johnson (JMF) :.......................................................... 17 I.2.2.3 Le facteur de mérite de Keyes (KMF) : ........................................................... 17

I.3 Les défauts dans le Carbure de Silicium (SiC). ....................................................... 18

I.3.1 Défauts étendus .................................................................................................... 18 I.3.1.1 Les micropipes ................................................................................................. 18 I.3.1.2 Les dislocations ................................................................................................ 20 I.3.1.3 Fautes d’empilement ........................................................................................ 21

I.3.2 Défauts ponctuels et impuretés ............................................................................ 22 I.3.2.1 Centres profonds liés à des impuretés .............................................................. 22 I.3.2.2 Niveaux profonds supposés d’origine intrinsèque ........................................... 23 I.3.2.3 Niveaux superficiels ......................................................................................... 23

I.4 DISPOSITIFS ELECTRONIQUES SUR CARBURE DE SILICIUM................. 27

I.4.1 Les diodes bipolaires en SiC ................................................................................ 27 I.4.2 La diode Schottky en SiC..................................................................................... 28 I.4.3 La diode JBS (Junction Barrier Schottky)............................................................ 29 I.4.4 Les Transistors HBT ............................................................................................ 30 I.4.5 Les transistors Bipolaires ..................................................................................... 32 I.4.6 L’IGBT (Insulated Gate Bipolar Transistor)........................................................ 33 I.4.7 Le thyristor GTO (Gate turn-off thyristor)........................................................... 34 I.4.8 Les Transistors MOSFETs SiC. ........................................................................... 35 I.4.9 Les transistors JFET en SiC ................................................................................ 37 I.4.10 Les Transistors MESFETs SiC. ........................................................................... 39

I.4.10.1 Etats de l’art sur les MESFETs SiC ............................................................. 40 I.4.10.2 Les effets de pièges dans le substrat semi-isolant du MESFET SiC............ 44

I.4.10.2.1 Effets de ‘Self-backgating’ ....................................................................... 45 I.4.10.2.2 Effets de ‘ gate-lag ’.................................................................................. 45

I.4.10.3 Rôle de la passivation pour le SiC ............................................................... 45

I.5 Conclusion................................................................................................................... 46

REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES DU CHAPITRE I ................................................ 47

Sommaire

2

CHAPITRE II : TECHNIQUES DE CARACTERISATION DES CENTRES PROFONDS………………………………………………………………………………….58

II.1 Introduction ................................................................................................................ 59

II.2 Modèle énergétique : Phénomène de relaxation du réseau cristallin .................... 59

II.3 Caractéristiques des défauts profonds ..................................................................... 61

II.3.1 Les défauts profonds ............................................................................................ 62 II.3.1.1 Signature des pièges ......................................................................................... 65

II.4 Principe de la spectroscopie de transitoire de centres profonds (DLTS).............. 66

II.4.1 Technique DLTS boxcar ...................................................................................... 70 II.4.2 Banc de mesure DLTS. ........................................................................................ 71

II.5 Méthode d’analyse des Transitoire de courant drain-source (CDLTS) ............... 72

II.5.1 Principe de la méthode ......................................................................................... 73 II.5.1.1 Mesures en commutation de grille ................................................................... 73 I.5.1.2 Mesure en commutation de drain.......................................................................... 74

II.5.2 Dispositif expérimental et information du banc de mesure.................................. 74 II.5.2.1 Banc de mesure ................................................................................................ 74 II.5.2.2 La Cryogénie .................................................................................................... 75 II.5.2.3 Excitation électrique......................................................................................... 75 II.5.2.4 Voltmètre numérique rapide............................................................................. 75 II.5.2.5 Informatisation du banc de mesure .................................................................. 75

II.5.3 Circuit électrique .................................................................................................. 77 II.5.4 Circuit imprimé .................................................................................................... 77 II.5.5 Analyse du transitoire de courant......................................................................... 77

II.6 Conclusion................................................................................................................... 78

REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES DU CHAPITRE II .............................................. 79

CHAPITRE III : RESULTATS EXPERIMENTAUX ........................................................ 81

PARTIE A : ETUDE DES DEFAUTS PROFONDS DANS LES MESFETS 4H-SIC .... 82

III.1 Introduction ................................................................................................................ 82

III.1.1 Description des échantillons MESFETs 4H-SiC ................................................. 83

III.2 Caractérisations statiques courant-tension.............................................................. 84

III.2.1 Caractéristiques de transfert. ................................................................................ 84 III.2.2 Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds ..................................................... 85

III.2.2.1 Présentation de l’effet de kink...................................................................... 88 III.2.2.2 Présentation de l’effet d’hystérésis. ............................................................. 91

III.2.3 Conclusion sur les mesures de caractéristiques de sorties ................................... 96

Sommaire

3

III.3 Caractérisation des pièges dans le transistor MESFETs 4H-SiC. ......................... 96

III.3.1 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de capacité (DLTS). 96

III.3.1.1 Mesures expérimentales ............................................................................... 97 III.3.2 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de courant (CDLTS)............................................................................................................................. 100

III.3.2.1 Principe de la méthode de mesure.............................................................. 100 III.3.2.2 Amplitude des transitoires.......................................................................... 100 III.3.2.3 Détection et identification des pièges profonds ......................................... 101 III.3.2.4 Résultats en commutation de grille ............................................................ 102 III.3.2.5 Influence de la duré de pulse...................................................................... 110 III.3.2.6 Résultats en commutation de drain ............................................................ 111 III.3.2.7 Identification des pièges............................................................................. 112 III.3.2.8 Comparaison entre la DLTS et la CDLTS ................................................. 113

III.4 Conclusion................................................................................................................. 114

CHAPITRE III : PARTIE B : CARACTERISTIQUES STATIQUES ET ETATS DE SURFACE DANS LES MESFET 4H-SIC......................................................................... 115

III.1 Introduction .............................................................................................................. 115

III.2 Caractéristiques statiques. ...................................................................................... 115

III.2.1 Caractéristiques de transfert Ids-Vgs-T, pour un MESFET SiC de longueur de grille 1µm. .......................................................................................................................... 115 III.2.2 Caractéristiques Ids-Vds-T, d’un MESFET SiC de longueur de grille 1µm. .... 117 III.2.3 Caractéristiques Ids-Vds-T, pour des transistors de longueur de grille 4 µm et 16 µm. 119 III.2.4 Conclusion sur les caractéristiques statiques. .................................................... 123

III.3 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de courant

(CDLTS)................................................................................................................................ 123

III.3.1 Transitoires de courant ....................................................................................... 123 III.3.2 Résultats de CDLTS en commutation de grille.................................................. 126

III.3.2.1 Transistor à Lg = 16 µm............................................................................. 126 III.3.2.2 Transistor Lg = 1µm................................................................................... 127 III.3.2.3 Comparaison Lg = 1µm et Lg= 16 µm ...................................................... 129

III.3.3 Interprétation ...................................................................................................... 131 III.3.3.1 Phénomène de capture par un état de surface ............................................ 131 III.3.3.2 Variation de Vr........................................................................................... 133 III.3.3.3 Variation du temps de pulse tp................................................................... 135 III.3.3.4 Mesure en condition de saturation ............................................................. 135

III.4 Conclusion................................................................................................................. 136

Références bibliographique du chapitre III ......................................................................... 138

Sommaire

4

CHAPITRE IV : LES HEMTS ALGAN/GAN SUR SUBSTRAT SI .............................. 144

IV.1 Introduction :............................................................................................................ 145

IV.2 Généralités sur le GaN............................................................................................. 146

IV.2.1 Propriétés physiques........................................................................................... 146 IV.2.1.1 Structure cristalline .................................................................................... 146 IV.2.1.2 Propriétés thermiques................................................................................. 147 IV.2.1.3 Propriétés électriques du GaN.................................................................... 147 IV.2.1.4 Influence du substrat sur les propriétés optiques et structurales ................ 148

IV.3 Le transistor HEMT ................................................................................................ 149

IV.3.1 Généralités.......................................................................................................... 149 IV.3.1.1 Rappels sur le fonctionnement des transistors HEMT............................... 150 IV.3.1.2 L’hétérojonction et le gaz bidimensionnel d’électrons .............................. 151

IV.4 Eude des HEMTs AlGaN/GaN/Si ........................................................................... 153

IV.4.1 Structures étudiées.............................................................................................. 153 IV.4.2 Caractérisations par des mesures courant-tension.............................................. 154

IV.4.2.1 Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds-T. ...................................... 154 IV.4.2.2 Caractéristiques de transferts ..................................................................... 157 IV.4.2.3 Conclusion sur les caractéristique statiques ............................................... 159

IV.4.3 Caractérisation des pièges .................................................................................. 159

IV.5 Conclusion................................................................................................................. 163

Références bibliographique du chapitre IV ......................................................................... 165

CONCLUSION GENERALE ............................................................................................. 167

Introduction Générale

5

Introduction générale


6

Introduction générale

Pour tous les pays, les télécommunications sont une priorité incontournable. Les

rapides développements de la recherche et de l’industrialisation ont permis à un large public

d’accéder aux moyens modernes de communication. Les applications civiles telles que les

télécommunications par satellites, les téléphonies mobiles, l’automobile avec le radar

anticollision, les transmissions de données connaissent un essor rapide grâce à la maîtrise des

techniques à mettre en œuvre.

Ainsi, le développement spectaculaire notamment des communications mobiles au

cours des dernières années a conduit à une recherche de technologies robustes et fiables, à des

coûts relativement raisonnables dans le domaine de l’électronique. Les études développées

dans le cadre de nouveaux marchés militaires et civils sont à l’origine d’une évolution

importante de tous les secteurs d’activités de l’électronique hyperfréquence.

Cette évolution est essentiellement dirigée vers le choix de nouvelles technologies

autorisant en particulier des densités de puissance importantes et l’optimisation des

composants actifs, intégrés dans de nombreux systèmes.

C’est dans cette optique, que depuis de nombreuses années, l’industrie des

technologies hyperfréquences utilise le transistor MESFET (Metal Semiconducteur Field

Effect Transistor). Jusqu'à présent, les transistors MESFETs étaient réalisés dans une filière

Arséniure de Gallium (GaAs). Toutefois, le GaAs et d’autres matériaux comme le Silicium

sont utilisés beaucoup trop prés de leurs limites physiques ultimes, en particulier au niveau

des densités de puissance fournies. C'est pourquoi, aujourd’hui, les semiconducteurs à large

bande interdite suscitent un intérêt important. En effet, leurs propriétés physiques et

électriques, que leur confère leur largeur de bande interdite, sont très intéressantes pour un

grand nombre d’applications de fortes puissances et à très hautes températures.

Pour des raisons stratégiques, essentiellement militaires, les recherches sur le Carbure de

Silicium (SiC) en tant que matériau semiconducteur se sont développées au milieu des années

50. Au cours des dernières années, grâce aux progrès réalisés dans le domaine de la

cristallogenèse, l’effort s’est accentué aux USA et, à l’heure actuelle, ce matériau occupe une

position dominante dans ce domaine.

Toutefois, la recherche s’est également développé au Japon et en Europe, le SiC étant

considéré comme l’un des matériaux les plus prometteurs pour la réalisation de composants


7

électroniques et de capteurs, pouvant fonctionner à très hautes températures, à très forte

puissance et en milieu hostile (corrosion, irradiation).

Au plan international, le développement d’une filière SiC est de fait en bonne voie puisqu’on

peut trouver sur le marché quelques composants électroniques (Diodes Schottky, JFETs,

MESFETs). Les transistors MESFETs sont en général utilisés dans des dispositifs actifs, tels

que des amplificateurs de puissance et leurs fabrications sont compatibles avec la réalisation

des circuits intégrés.

Néanmoins la recherche de performances toujours plus élevées a entraîné l’apparition

de nouvelles filières HEMT. En, effet, le principal avantage du HEMT vient du fait que la

croissance des hétérostructures permet le confinement des porteurs dans un puits

bidimensionnel, créant ainsi un gaz d’électron bidimensionnel (gaz 2D) à très forte mobilité.

Ces structures ont permis d’atteindre des fréquences élevées bien supérieures à 30GHz.

Cependant, la conception de ces circuits reste une tache difficile. En effet, toute la

réalisation technologique étant extrêmement onéreuse, il est indispensable avant la fabrication

d’un circuit d’en prévoir le fonctionnement de la façon la plus exacte possible. En plus les

nouvelles générations de téléphones mobiles reposent sur des nouveaux matériaux

semiconducteurs sans défauts. Cependant ces importantes applications se trouvent limitées par

plusieurs problématiques dont la plus importante est la maîtrise imparfaite de la qualité du

matériau étroitement reliée à la qualité des substrats. Parmi les conséquences les plus

fréquentes nous citons les anomalies qui apparaissent sur les caractéristiques électriques des

dispositifs tels qu’un effet de kink (coude), un effet d’hystérésis et un effet d’auto

échauffement. Ces anomalies (à part l'auto échauffement) sont généralement attribuées à des

niveaux profonds présents dans la structure. L'optimisation d'une filière requiert la maîtrise de

ces niveaux (localisation et identification). C’est dans ce cadre que s’inscrivent les travaux de

cette thèse.

L’objectif de cette thèse est de réaliser une caractérisation expérimentale aussi

complète que possible des transistors MESFETs SiC développés par THALES (ex LCR de

Thomson CSF), et des transistors HEMT GaN développés par l’Institut d’Electronique de

Microélectronique et de Nanotechnologie (IEMN), et de contribuer à une meilleur

compréhension de ces dispositifs par une étude approfondie des propriétés des défauts

présents et à l'origine des dysfonctionnements.

Le premier chapitre est consacré aux divers composants semiconducteurs à grande

largeur de bande interdite, avec un intérêt tout particulier pour le Carbure de Silicium. Après

avoir présenté ses propriétés physiques et électriques, un tour d’horizon sera effectué sur


8

différents types de composants initiés à partir du Carbure de Silicium qui est le

semiconducteur à grand gap dont on maîtrise le mieux la cristallogenèse et les technologies de

réalisations des dispositifs électroniques. Ensuite nous donnons un récapitulatif des défauts

étendus et des centres d’impuretés qui ont été identifiés jusqu'à présent dans le SiC. Puis nous

présenterons l’état de l’art des MESFETs SiC étudiés dans le cadre de ce travail.

Le second chapitre présente les technologies et méthodologies de caractérisation

électrique utilisée dans le cadre de cette thèse en insistant sur la complémentarité des deux

techniques utilisées pour analyser les défauts profonds : la Spectroscopie en régime transitoire

des centre profonds (DLTS) et les mesures de transitoires de courant drain-source (CDLTS).

Les appareillages expérimentaux associés aux manipulations spectroscopiques sera détaillé.

Le troisième chapitre sera dédiée à l’étude des effet parasites qui apparaissent sur les

caractéristiques statiques de sortie des transistors MESFETs 4H-SiC tels que : l'effet

d’hystérésis et l'effet de coude. Dans une première partie nous présentons l'analyse des défauts

profonds ponctuels responsables de ces anomalies par les deux technique DLTS et CDLTS.

La deuxième partie de ce chapitre est consacrée à l'étude d'un transistor dont la structure

permet d'analyser les effets de surface.

Dans le dernier chapitre, nous donnons un aperçu des propriétés générales du nitrure

de Galium (GaN) et de ses alliages. Nous passons par la suite à une étude détaillée de

l’influence des défauts profonds sur les transistors HEMT (High Electron Mobility Transistor)

AlGaN/GaN/Si au moyen de la technique CDLTS. Cette étude permet aussi d’analyser

l’impact de ces défauts sur les performances statiques des transistors. Nous établirons

l’origine de ces défauts à partir de leur localisation dans la structure des transistors étudiés.

Enfin, nous terminons ce manuscrit par une conclusion générale et des perspectives

apportées par ce travail.

Chapitre I Généralités sur le Carbure de Silicium

9

Chapitre I : GENERALITES SUR LE CARBURE DE

SILICIUM


10

I.1 Introduction.

La croissance importante du marché mondial des semiconducteurs est liée au fait que

ces matériaux sont à l’origine de la révolution technologique de ces quarante dernières années

dans le domaine de l’électronique. En effet, l’électronique représente à l’heure actuelle le

marché mondial le plus important en volume ainsi que celui présentant la croissance la plus

rapide. Le marché des semiconducteurs couvre des domaines industriels très divers tels que

l‘informatique, l’automobile, les applications spatiales et militaires, sans oublier bien entendu

son rôle prépondérant dans les télécommunications.

Le matériau de base est le Silicium. De nombreuses raisons ont fait que le Silicium est

devenu le matériau semiconducteur prédominant. Par exemple, le Silicium permet la

réalisation de dispositifs électroniquement stables, qui supportent des températures jusqu'à

200°C. De plus, le Silicium est susceptible de former un oxyde SiO2 isolant et de grande

stabilité chimique. Par contre, pour son usage en électronique rapide et en optoélectronique,

les propriétés du silicium sont insuffisantes. La mobilité des porteurs est relativement faible

par rapport aux matériaux III-V, et son gap est indirect. L’énergie de bande interdite de

1,12eV et le champ de claquage de 0,3 MV.cm-1 limitent également les applications en

électronique de puissance.

Aujourd’hui, les semi-conducteurs à large bande interdite sont les candidats idéaux

pour réaliser un nouveau saut technologique. Leurs propriétés physiques (champ électrique de

claquage, vitesse de saturation, conductivité thermique) en font des matériaux sans

concurrents pour un grand nombre d’applications de forte puissance à haute fréquence et à

haute température. Les semi-conducteurs à grande bande interdite permettent d’étendre

l’utilisation des dispositifs électroniques dans le domaine des hautes températures, du fait de

leur grande bande interdite, et des fortes puissances, du fait du fort champ électrique de

claquage. Dans cette classe de matériaux, le diamant présente des propriétés exceptionnelles :

bande interdite très large (5.45 eV), mobilité importante des deux types de porteurs (µn = 2200

cm2/V.s et µp = 1600 cm2/V.s à 300 K, sans dopage intentionnel), une transparence optique

des micro-ondes à l’ultraviolet, une très grande conductivité thermique et il est inerte

chimiquement. Sa synthèse récente à basse température (800-900°C) et basse pression (20 à

80 Torr) en couches minces permet de commencer son exploitation. Elle reste encore limitée

par la taille des substrats (7×7 mm2) [Siriex’00], et une connaissance insuffisante des

caractéristiques des défauts et du dopage de type n, pour les couches homoépitaxiales. Les

avancées portent actuellement sur les couches polycristallines épaisses ou minces, dopées


11

avec du bore ou non, et leur utilisation comme cathode froide (écrans plats, électrolyse) ou

capteurs (de photons UV, de température, de pression). Ces utilisations sont moins exigeantes

que la microélectronique sur la « qualité » des couches. La progression sur ces deux classes

d’applications nécessite un approfondissement des études de base sur le matériau, passant par

de nouveaux concepts en raison de ses particularités (interactions inédites porteurs - réseau -

défauts dues aux distances inter-atomiques très courtes, aux fréquences de phonons élevées, et

à des énergies d’ionisation des dopants intermédiaires entre niveaux peu profonds et

profonds). Au niveau international, les japonais, les américains, les anglais, les allemands et

les russes sont les plus actifs ; par exemple aujourd’hui dans le domaine du nucléaire on

utilise des diamants polycristallins pour les détecteurs de rayonnements [Bergonzo’99].

Parmi les semiconducteurs à large bande interdite, les nitrures d’éléments III (GaN,

AlGaN) possèdent des propriétés électroniques particulièrement intéressantes pour les

applications hyperfréquences [Mishra’98]. La vitesse maximum des électrons (2.7×107 m/s

pour du GaN en structure hexagonale) est supérieure à celle de l’arséniure de gallium. Par

ailleurs, leur largeur de bande interdite élevée (3.4 eV pour le GaN) et le fort champ

électrique de claquage de 3.5×106 V/cm [Gelmont’93] permettent un fonctionnement en

puissance et à haute température. De plus, un avantage très grand réside dans la possibilité de

réaliser des hétérostructures AlGaN/GaN avec de fortes mobilités électroniques de l’ordre de

1500 cm2.V-1.s-1. Enfin, leur grande stabilité chimique leur assure une excellente résistance

aux conditions extrêmes.

Le carbure de silicium est parmi ces semiconducteurs celui qui est connu depuis le

plus longtemps. En effet, c’est en 1824 que le scientifique suédois Jöns Jacob Berzelius

découvrit le Carbure de Silicium, alors même qu’il essayait de synthétiser du diamant. Le

carbure de silicium (SiC) est un cristal semiconducteur à grand gap dont les propriétés

physiques et électriques sont très intéressantes pour de nombreuses applications. En effet, en

1907, un ingénieur anglais, Henry Joseph Round, constate que lorsqu’un courant électrique

circule dans un morceau de Carbure de Silicium, celui-ci émet de la lumière [Round'07]. Mais

il faudra attendre 1979 pour que la première diode électroluminescente en Carbure de

Silicium émettant dans le bleu soit réalisée. Dès les années 60 et 70, le développement du SiC

en tant que matériau semi-conducteur est lié aux progrès réalisés dans le domaine de la

croissance de substrats de bonne qualité et l’utilisation de nouvelles techniques d’épitaxie

pour faire croître des couches actives n et p. Actuellement, le Carbure de Silicium est le semi-

conducteur à grande bande interdite dont on maîtrise le mieux la cristallogenèse et la


12

technologie de réalisation des dispositifs électroniques. En effet, les étapes technologiques

pour le SiC sont relativement proches de celles utilisées dans la technologie du Si. De plus le

SiC possède, comme le Silicium, l’immense avantage de s’oxyder pour former du SiO2.

Ce chapitre traitera principalement des caractéristiques physiques du Carbure de

Silicium et de ses principales applications dans le domaine de la microélectronique. Nous

donnerons également une revue des principaux défauts électriquement actifs observés dans le

SiC jusqu’à présent.

I.2 Propriétés et applications du SiC

I.2.1 Polymorphisme du Carbure de Silicium

Le carbure de Silicium appartient à une famille de composés chimiques particulière

qui présente un polymorphisme à une dimension [Morkoc’94] appelé allotropie.

Revenons brièvement sur la définition de ces deux termes.

Tout d’abord, le polymorphisme est le terme employé pour désigner la possibilité pour

un composé chimique de cristalliser sous différentes formes minéralogiques. Ainsi, le

Carbonates de Calcium CaCO3 est dit « dimorphe » car il peut exister sous une forme

rhomboédrique, la calcite, ou sous forme orthorhombique, l’aragonite (du nom de la province

d'Espagne où il a été observé). Le polymorphisme ne nécessite pas forcément un changement

de système cristallin : le bioxyde de titane TiO2 possède deux formes dans le système

quadratique, celle du rutile et celle de l’anatase mais il se présente également sous une

troisième forme, la brookite du système orthorhombique, c’est donc un composé

« trimorphe ». Chaque forme possédant son domaine de stabilité propre, le polymorphisme est

largement utilisé pour définir les conditions de genèse qui président l’apparition d’un minéral

(par exemple, le cas de la silice).

L’allotropie est la propriété de certains corps purs à se présenter sous différentes

formes cristallographiques. Les formes allotropiques d’un corps peuvent présenter les

propriétés physiques très différentes. La différence entre les propriétés physiques et chimiques

des diverses formes allotropiques peut être illustrée par le carbone qui, selon la disposition des

atomes, peut se présenter sous forme de diamant ou graphite.

Le diamant, le plus stable de ces formes, possède une structure rigidement cubique :

chaque atome de carbone est lié à quatre autres atomes. Dans le graphite, qui cristallise dans

le système hexagonal, les atomes de carbone sont disposés selon des plans parallèles. Cette

différence de structure provoque des modifications sensibles dans les comportements


13

chimiques et physiques : le diamant est très résistant du point de vue mécanique et chimique ;

le graphite et mou, clivable et présente une tendance plus prononcée à la réaction chimique.

Il a été recensé aujourd’hui plus de 200 polytypes de Carbure de Silicium

[Jagodzinski’60, Jepps’83], correspondant à des séquences d’empilement différentes le long

de l’axe c des couches Si-C (Silicium - Carbone), chaque atome étant dans une configuration

tétraédrique. La longueur de chaque liaison atomique est pratiquement la même pour chaque

polytype de SiC. La symétrie globale du cristal n’est déterminée que par la périodicité des

séquences. Ainsi, les polytypes de SiC sont classés suivant trois catégories cristallographiques

élémentaires : le système cubique (C), le système hexagonal (H) et le système rhomboédrique

(R).

Chaque couche atomique Si-C ne peut être orientée que suivant trois directions

possibles par rapport au réseau du cristal [Morkoc’94, Casady’96], celui-ci conserve ainsi une

structure de liaison atomique tétraédrique. Si les couches atomiques suivant une direction

particulières sont notées de manière arbitraire A, B et C et les séquences d’empilement

ABCABC, alors la structure cristallographique est de nature cubique ou zinc-blende ; (figure

I.1). Elle est connue comme étant le polytype 3C-SiC ou β-SiC. Le nombre 3 fait référence au

nombre de couches électroniques nécessaires à la périodicité du cristal et la lettre C à la

symétrie cubique de celui-ci. Il n’existe en fait qu’un seul polytype de Carbure de Silicium

appartenant au système cristallin cubique.

Si la séquence d’empilement des couches atomiques Si-C est ABAB…, alors la

symétrie du cristal est hexagonale [Casady’96, Trew’91] (figure I.2). Il s’agit alors du

A

A

A

B

C B

C

3C-SiC Figure I.1 : Structure Cristalline du polytype 3C-SiC

[Morkoc’94]


14

polytype oté 2H-SiC Wurtzite. A partir de là, tous les autres polytypes sont combinaisons de

liaisons cubiques (zinc-blinde) et hexagonales (wurtzite).

Ainsi le polytype 4H-SiC est constitué par le même nombre de liaisons cubiques et

hexagonales. Le polytype 6H-SiC est composé aux deux tiers de liaisons cubiques, le tiers

restant étant des liaisons hexagonales (figure I.3). Cependant, la symétrie globale de ces deux

polytypes (4H-SiC et 6H-SiC) reste hexagonale, malgré la présence de liaisons cubique dans

chacun de ces polytypes. Les structures hexagonales et rhomboédriques sont regroupées dans

un même ensemble et sont notées α-SiC.

Figure I.2 : Liaisons entre les atomes de Silicium et de Carbone de nature

cubique (ou zinc-blende) et hexagonale (ou wurtzite) [Morkoc’94].

A

A

B

B

B

B

C

C

4H-SiC 6H-SiC

Figure I.3 : Structures cristallines de polytypes 4H-SiC et 6H-SiC [Morkoc’94]


15

I.2.2 Propriétés Physiques du Carbure de Silicium

L‘intérêt dans le Carbure de Silicium (SiC) pour les applications électronique est

apparu dès le début des années 1960 en raison de ses propriétés remarquables (champ

électrique de claquage élevé, grande vitesse de saturation des porteurs sous fort champ et

conductivité thermique voisine de celle du cuivre). C'est un semi-conducteur à grande largeur

de bande interdite ayant un gap compris entre 2.2 et 3.3eV selon le polytype. De plus, le SiC a

un champ de claquage huit fois plus élevé et une conductivité thermique trois fois plus élevée

que le Silicium, ce qui permet de fabriquer des composants pouvant supporter des tensions

importantes avec un matériau qui évacue efficacement la chaleur. Ces propriétés sont très

intéressantes pour des applications à hautes températures et à fortes puissances.

Le Tableau I.1 présente les principales propriétés du Silicium (Si), de l'Arséniure de gallium

(AsGa), de Nitrure de Gallium (GaN), du Carbure de Silicium (SiC) et du diamant.

Gap Eg (eV)

Champ de claquage (KV.cm-1)

Mobilité électronique µn (cm2.V-1.s-1)

Vitesse de saturation (cm.s-1)

Conductivité Thermique (W.cm-1.K-1)

Constante diélectrique

Si 1.12 300 1000 0.8×107 1.5 11.9 GaAs 1.43 400 5000 2×107 0.54 12.8 GaN 3.4 3500 1500 2.7×107 1.3 9

4H-SiC 3.3 2000 800 2×107 5 9.7 Diamant 5. 5 10×103 1800 2.7×107 20 5.6

Tableau I-1 : Propriétés de quelques matériaux semiconducteurs.

Pour les applications hyperfréquences, les paramètres électroniques prépondérants

sont les caractéristiques de transport de charges (trous et électrons). Dans le domaine des

faibles champs électriques, les porteurs libres sont en équilibre thermodynamique avec le

réseau et leur vitesse moyenne est proportionnelle au champ électrique. En d'autres termes, la

mobilité des porteurs est indépendante du champ électrique et la vitesse de dérive s'écrit

simplement :

EV 0µ±=

Avec *0 mqτµ = , τ = temps de relaxation et m* = masse effective.

La vitesse de dérive des porteurs présente une valeur maximale Vsat obtenue pour une

valeur critique du champ électrique notée Ec. La valeur du champ électrique, pour laquelle se

produit la saturation de la vitesse de dérive, est très importante puisqu'elle traduit les

phénomènes d'accélération des porteurs jusqu'au régime de saturation. La vitesse de saturation


16

pour les semi-conducteurs à grand gap est plus élevée que celle du silicium (Si) ou de

l'arséniure de gallium (GaAs). Ceci permet d'obtenir de forts courants DC et RF pour les

transistors MESFETs SiC.

Lorsque le champ électrique devient important, les interactions des porteurs avec les

vibrations du réseau entraînent une diminution de la mobilité des porteurs. Cette diminution

de la mobilité se traduit par une variation non linéaire de la vitesse de dérive des porteurs :

EEV ).(µ±=

Avec

VsatE

E+

=1

)( 0µµ

La mobilité des électrons (µn) et des trous (µp) sont des paramètres physiques prépondérants

pour les dispositifs microondes. En particulier, ils influent sur les performances RF, la

transconductance (Gm) et le gain en puissance des transistors MESFETs de puissance. De plus

le fort champ électrique d'avalanche du SiC [Van Opdorp’69] permet d'appliquer aux

transistors MESFETs de fortes tensions de polarisation de drain, ce qui permet d'obtenir des

puissances RF élevées en sortie.

La caractéristique de la vitesse des porteurs en fonction du champ électrique (figure

I.4) [Trew’91] est fondamentale pour déterminer l’amplitude du courant qui peut circuler dans

un composant. En principe, on souhaite une forte mobilité associée à une forte vitesse de

saturation.

Figure I.4: Caractéristique de la vitesse des électrons en fonction duchamp électrique pour plusieurs semi-conducteurs avec Nd = 1017

atomes/cm3 [Trew'91].


17

Du point de vue des propriétés électriques, le seul inconvénient du SiC est la mobilité

relativement faible malgré une forte valeur de la vitesse de saturation. Pour une densité de

dopage de l'ordre de 1017 atomes/cm3, la mobilité des électrons varie de 200 à 600 cm2/V.s

suivant le polytype. La mobilité du polytype 4H-SiC est à peu près deux fois celle du polytype

6H-SiC. Le polytype 6H-SiC a donc l'inconvénient de présenter une faible mobilité

d'électrons : c'est la raison principale pour laquelle on préférera utiliser le polytype 4H pour

des applications microondes.

Pour synthétiser les avantages du carbure de silicium dus à ses propriétés physiques

intrinsèques, nous présentons dans la suite une comparaison de ses facteurs de mérite avec

d’autres semi-conducteurs.

I.2.2.1 Le facteur de mérite de Baliga (BMF)

Il mesure les performances du matériau pour une forte tenue en inverse et une faible

résistance en direct [Baliga’82] :

BFM= 3Cr Εµε

Où cE est le champ critique du matériau. µ est la mobilité des porteurs

I.2.2.2 Le facteur de mérite de Johnson (JMF) :

Il détermine l’aptitude du matériau pour des applications haute puissance et haute fréquence

[Johnson’63] :

JMF= (πν

2satCE )2

Où satν et la vitesse de saturation des porteurs

I.2.2.3 Le facteur de mérite de Keyes (KMF) :

Il établit l’aptitude du matériau pour la réalisation des circuits intégrés, en tenant compte de la

vitesse de commutation des transistors et de leur limitation par auto-échauffement [Keyes’72]

:

KFM=r

satcπενλ

4

Où c est la vitesse de la lumière et λ la conductivité thermique du matériau.

Le tableau suivant donne les valeurs de ces facteurs de mérite pour des matériaux

semiconducteurs, normalisées par rapport au silicium.


18

Matériaux JMF KMF BMF

GaAs 7,1 0,45 15,6

Si 1 1 1

6H-SiC 260 4,68 110

4H-SiC 180 4,61 130

3C-SiC 65 1,6 33,4

GaN 760 1,6 650

Diamant 2540 32,1 4110

Le diamant possède de loin les valeurs de coefficients les plus élevées par rapport

aux autres matériaux semiconducteurs. Mais à l’heure actuelle, le SiC demeure le seul

matériau qui puisse répondre rapidement au besoin de l’électronique de puissance. On voit

que le GaN présente une figure de mérite JFM beaucoup plus important que celui du SiC. De

plus la possibilité de réaliser des transistors à haute mobilité électrique (HEMTs) à base de

GaN, permet d’atteindre des fréquences plus élevées que les MESFETs à base de SiC.

I.3 Les défauts dans le Carbure de Silicium (SiC).

Depuis la première mise sur le marché de substrats SiC, au début des années 1990, de

gros progrès ont été réalisés en termes de diamètre, de pureté et de qualité cristalline. Pourtant

aujourd’hui encore, la qualité des cristaux n’est pas encore satisfaisante. Les défauts du cristal

sont encore la raison principale du faible rendement de fabrication des composants. Les

diodes Schottky et les transistors MESFETs sont affectées par ces défauts.

I.3.1 Défauts étendus

I.3.1.1 Les micropipes

Ces défauts sont propres à la croissance du SiC selon la direction cristalline <c> ou

<0001>. Des améliorations du procédé de croissance ont permis de diminuer fortement leur

densité. Les micropipes ont la forme d'un tube creux traversant le cristal (figure I.5). Ils ont la

particularité de pouvoir atteindre de grands diamètres et être observés à l'aide d'un simple

microscope. Ils ont été révélés dans plusieurs matériaux cristallins (CdI2, PbI2, ZnS, mica,

couche minces de GaN et fréquemment dans le SiC). Plusieurs hypothèses ont été proposées

Tableau I-2 : Facteurs de mérites JMF, KMF et de BMF pour les principaux polytypes

de SiC comparés au Si, GaAs, GaN et le diamant [Chow’00].


19

pour expliquer leur mécanisme de formation. Certaines évoquent les mécanismes qui génèrent

des dépressions dans la surface de croissance, d'autres évoquent les mécanismes qui génèrent

des dislocations avec de grands vecteurs de Burger [Weitzel’98].

Ces défauts sont extrêmement néfastes. Ils constituent des lieux privilégiés de

détérioration des composants [Powell’91]. Pour cette raison, les micropipes ont longtemps été

considérées comme le principal handicap pour la commercialisation de composant à base de

SiC. De nombreuses études [Neudeck’94] montrent le caractère destructif des micropipes

pour les diodes Schottky, avec une réduction d’un facteur 10 de la tenue en tension du contact

redresseur. Si on trouve un micropipe sur une zone active du composant, celle-ci peut

engendrer une destruction du composant (court circuit, coupure de la grille…).

Des nouveaux travaux ont montré que l’optimisation des conditions de croissance

permet de réduire la densité des micropipes [Kamata’03]. A l’heure actuelle, les meilleurs

résultats sont ceux annoncés par la société Américaine CREE qui produit des substrats 4H-

SiC de 50 mm de diamètre, avec une densité de micropipes qui ne dépasse pas 5 cm-2.

D’autres résultats meilleurs encore ont été démontrés par CREE sur des substrats de 75 mm

de diamètre [Tuominen’99].

Figure I.5. : Image SEM d’une région contenant une micropipe d’après [Junlin’05]


20

Tout récemment, une équipe composée de chercheurs de TOYOTA et DENSO, au

Japon, a publié [Nakmura’04] des résultats spectaculaires grâce à un procédé de croissance

original. Celui-ci consiste à réaliser une croissance sur la face (11-20) pour éliminer les

micropipes, puis à partir de ce lingot de préparer un nouveau germe sur la face (1-100) pour

éliminer lors de la croissance les dislocations dans le plan de base.

I.3.1.2 Les dislocations

Dans le SiC comme dans les autres types de cristaux, il existe deux grandes familles

de dislocations : les dislocations « vis » et les dislocations « coin ». Le SiC présente une assez

forte densité des 2 types de dislocations, typiquement supérieure à 104 cm-2.

Les dislocations n’ont pas l’effet catastrophique des micropipes, en tous cas sur les

composants unipolaires. Le cas des composants bipolaires est moins sûr. Dans tous les cas,

une dislocation est une voie privilégiée de migration des impuretés, métalliques par exemple,

vers l’intérieur du cristal et la couche active du composant. Ce mécanisme de migration est

susceptible d’affecter la duré de vie des composants. Plusieurs équipes ont étudié la formation

des dislocations dans les cristaux SiC [Takashi’96, Dudley99, Sanchez’02]. Sanchez et al ont

montré une corrélation entre la vitesse de croissance, la formation de fautes d’empilement et

la densité de dislocation. Cette dernière diminue lorsque la vitesse de croissance diminue.

Donc afin d’améliorer la qualité cristalline du matériau et de réduire le nombre de dislocation

il est nécessaire d’optimiser les conditions de croissance.

Ces dernières années plusieurs équipes [Wahab’00a, Wahab’00b, Janzen’01,

Neudeck’98], se sont intéressé à l'étude des effets des dislocations sur les performances des

diodes 4H-SiC. La corrélation entre la diminution de la tension de claquage et l’augmentation

de la densité des dislocations a été démontrée. Neudeck et al [Neudeck’98] ont utilisé la

SWBXT (Synchroton White Beam X-ray Topography) afin de localiser les dislocations

présentes dans la zone active des diodes, (figure I.6). Grâce à la haute résolution spatiale de

cette technique, ils ont pu les localiser et les dénombrer et ont montré que la présence d’une

seule peut limiter la performance des dispositifs.


21

Les dislocations vis sont le type de défauts le plus néfaste pour les composants de

puissance. Elles influent sur la tenue en tension mais aussi sur le comportement en direct des

dispositifs. Contrairement aux micropores peu de progrès ont été faits pour réduire leur

nombre. Il apparaît assez difficile d’éviter la présence de ce genre de défauts dans les

dispositifs. L’étude d’une diode Schottky 6H-SiC a montré que pour toute dislocation vis,

identifiée par SWBXT, correspondait un spot sombre indiquant un centre recombinant non

radiatif sur l’image EBIC [Schnabel’99].

I.3.1.3 Fautes d’empilement

Ces fautes d’empilements constituent des centres de recombinaison responsables de

la chute dramatique de la durée de vie des porteurs minoritaires et donc de l’augmentation de

la chute de tension en régime direct pour les diodes bipolaires [Bergman’01].

La création spontanée et la migration de fautes d’empilement en régime de

polarisation direct de composants bipolaires est accusée d’être à l’origine de la dégradation

observée des performances de ces types de composant.

Pour les composants unipolaires (les diodes Schottky et les transistors MESFET), il

n’a pas été rapporté de détériorations dues aux fautes d'empilement; ils sont tous réalisés sur

des surfaces parallèles aux plans de type <0001>. Ceci pourrait se produire sur des surfaces de

type <11-20> pour lesquelles le champ électrique serait parallèle au plan directeur des fautes

d’empilement qui pourraient devenir des sources de fuite [Tanaka’04]

Figure I. 6 : Image SWBXT en réflexion de deux diodes réalisées sur une épitaxie 4H-SiC a)diode A ne contient aucune dislocation. b) diode B contient une seule dislocation d’après Neudeck [Neudeck’98].


22

I.3.2 Défauts ponctuels et impuretés

Aujourd’hui encore, la qualité cristalline du matériau SiC est loin d’égaler celle du

Silicium ou du GaAs. Dans ce paragraphe, nous citons quelques centres d’impuretés qui sont

détectés par différentes méthodes de caractérisation.

I.3.2.1 Centres profonds liés à des impuretés

Le Tungstène (W) : Par des mesures DLTS, Achtziger a identifié un niveau d'énergie lié

au tungstène dans le 4H, 6H et le 15R-SiC avec des énergies d'activation respectives de

1.43eV, 1.16eV et 1.14eV au dessus de la bande de valence [Achtziger’98]. Un niveau

additionnel a été détecté sur le 4H-SiC avec une énergie d'activation de 0.17eV

[Achtziger’98].

Le Magnésium(Mg): Par des mesures DLTS Lebedev, a identifié après implantation du

magnésium dans le 6H-SiC type n, deux niveaux d'énergie d'activation 0.49eV et 0.45eV.

Après un recuit à 1600°C la concentration de ces deux niveaux diminue [Lebedev’98].

L'oxygène(O) : Lors du dopage du 4H-SiC avec de l'oxygène des travaux montrent la

présence de deux niveaux peu profonds d'énergies d'activation 0.3eV et 0.44eV et trois

niveaux profonds d'énergies d'activation 0.74eV, 0.9eV et 0.95eV, ces niveaux sont attribués

à la formation de complexes contenant l'atome d’oxygène [Lebedev’96].

Le Béryllium(Be) : Il a été observé dans le 6H-SiC types n et p à température ambiante

par la technique de photoluminescence avec un maximum qui varie de 1.85eV jusqu'à 2.1eV [Lebedev’96].

Le Molybdène(Mo) : Il a été montré sur des couches épitaxiées commercialisées par

CREE que le molybdène occupe le site Si dans le 6H-SiC [Lebedev’98].

Les niveaux profonds peuvent agir comme des pièges à électrons ou piège à trous ou

comme des centres de recombinaison qui contrôlent la durée de vie des porteurs. Les plus

fréquents des centres profonds rencontrés dans le SiC sont le Vanadium et le Titane. Par

ailleurs, des études ont aussi été réalisées sur le chrome, le manganèse, et le molybdène. Les

travaux de Maier et al sur du 6H-SiC par ESR (Electron Spin Resonnance) ont montré que le

vanadium : agissait comme un défaut profond amphotère [Dalibor’97]. Il se substitue au

silicium sur les divers sites de SiC et introduit deux niveaux :

• Un niveau accepteur lié aux configurations électronique V3+ (3d2)/V4+ (3d1) ≡A-/A0

• Un niveau donneur lié aux formes configurations électronique V4+(3d1)/V5+(3d0) ≡

D0/D+


23

Ci-dessous nous présenterons les divers travaux réalisés à ce jour pour situer les niveaux du

vanadium dans la bande interdite du SiC 4H (tableau I.3).

Energie (eV) σ(cm2) Méthode utilisée Référence

V dans 4H-SiC V4+/V5+ Ec-1,73 OAS

(Optical Admittance

Spectroscopy)

[Evwaraye’94]

V4+/V5+ Ev-+1,18 Effet Hall [Augustine’97] V4+/V3+ Ec-0,8 Effet Hall (dopé

V) [Jenny’96a]

V4+/V3+ Ec-0,806 1,8.10-16 DLTS (Nd-

Na∼1,5.1018 cm-3) [Jenny’96b]

V4+/V3+ Ec-0,97

Séparation des deux

sites de 40 meV

7,8.10-15 DLTS (Nd∼3.1015

cm-3, implantation

isotropes radioactifs)

[Achtziger’97]

[Achtziger’98]

V4+/V3+ Ec-0,88

Séparation des deux

sites de 35 meV

4.10-15 DLTS [Maier’92]

Tableau I.3: Récapitulatif des données concernant le Vanadium dans SiC

I.3.2.2 Niveaux profonds supposés d’origine intrinsèque

Dans ce paragraphe, le lecteur trouvera une synthèse bibliographique sur les niveaux

électroniques rencontrés dans la bande interdite du carbure de Silicium après implantation ou

irradiation (Tableau I.4).

I.3.2.3 Niveaux superficiels

Dans ce paragraphe nous décrirons les impuretés utilisées comme dopant dans le SiC :

l’Aluminium, l’Azote et le Bore.

L’aluminium : Il joue le rôle d’un accepteur dans le SiC, est souvent présent dans les

substrats en tant que contaminant. Il est aussi utilisé pour réaliser des couches de type p

par implantation. Son énergie de liaison dans SiC est peu sensible au polytype et aux

différents sites. Dans le tableau ci-dessous nous citons quelques données concernant

l’aluminium dans le SiC.


24

Position énergétique (eV) Augmentation de la concentration du défaut après

A/D Références

Centre 6H-SiC 4H-SiC Implantation Irradiation 6H-SiC 4H-SiC

L EV + 0.24 Ev + 0.24 A [Heindel’97] [Dalibor’97]

I Ev + 0.53 Ev + 0.53 Al Particule α A [Heindel’97] [Augustine’9

8]

D Ev + 0.58 EV + 0.54 B Particule α A [Heindel’97] [Lebdev’96]

S EC-0.35 He+ Electrons D [Anikin’85]

(E1/E2) Ec-0.34/0.41 A [Anikin’89]

Z1/Z2 Ec-0.6/0.7

Ec-1.06

EC-0.6-0.68 [Zhang’89]

[Reynoso’95]

[Augustine’9

8]

EH4 EC-1.45 [Achtizer’97]

Complexe

A1/ défaut

intrinsèque

Ev +0.8 Neutron A [Konstantino’00]

R Ec-1.27 He+ Electron A [Kalabukhova’96]

RD Ec-0.43 RD5 Ec-0.89(RD1/2)

Ec-0.98(RD3)

Ec-1.49(RD4)

H+ sur Type n [Kalabukhova’96]

R* Ec-1.17 H+ + recuit

Sur type n

[Kalabukhova’96]

ID

Ec-0.27(ID5)

Ec-0.4(ID6)

EC-0.5(ID7)

Ec-0.16(ID1)

Ec-0.19(ID2)

Ec-0.26(ID3)

Ec-0.32(ID4)

Ec-0.44(ID8)

Ec-0.52(ID9)

V+

ou

Ti+

[Kalabukhova’96]

[Kalabukhova’96]

[Achtizer’97]

[Achtizer’97]

[Achtizer’97]

[Achtizer’97]

[Achtizer’97]

[Achtizer’97]

Z1/Z2* Ec-0.65/0.58 He+ + recuit

Sur type n

[Kalabukhova’96]

UD1

UD2

UD3

UD4

0,997

1,0136

1,0507

1,0539

PL [Magnusson’05]

Le Bore : Il joue le rôle d’un accepteur dans le SiC et se trouve fréquemment comme

contaminant dans les substrats.

Il existe en tant qu’accepteur léger mais il forme aussi un complexe noté D (bore/lacune de

carbone qui agit comme un piège à trou [Suttrop’92].

Tableau I.4 : Paramètres et propriétés de quelques centres profonds dans le 6H et 4H-SiC.


25

Tableau I.5 : Récapitulatif des données concernant l’aluminium dans SiC.

Tableau I.6: Récapitulatif des données concernant le Bore dans SiC

ET-EV (eV) σ (cm2) Méthode utilisée Référence Al dans 4H-SiC 0.191 PL [Ikeda’80a] 0.2 PL [Haberstroh’94] 0.229 DLTS [Kuznetsov’94] 0.05/0.185 TL [Stisany’95] Al dans 6H-SiC 0.239 ; 0.2485 PL [Ikeda’79] 0.28 0.2. 10-14 DLTS [Anikin’85] 0.2 Effet Hall [Pensl’93] 0.2 PL [Ikeda’80b] 0.216 TL [Stisany’95] 0.21 Effet Hall [Stisany’95]

ET-EV (eV) σp(cm2) Méthode utilisée Référence B dans 4H-SiC

0.285 Effet Hall-Admittance [Troffer’78] Centre D dans

4H-SiC

0,44±0,04 DLTS B dans 6H-SiC

0,35 DLTS [Anikin’85] 0,3 Admittance [Suttrop’92] 0,3 DLTS,PL [Pensl’93] 0,35 OAS [Hagen’73] 0,39 TSC [Götz’93] 0,3-0,4 IR [Kimoto’96] 0,3-0,39 Effet Hall [Chen’97]

B(h :site hexagonal) B(k1 :site cubique1) B(k2 :site cubique2)

0,27 0,31 0,37

Admittance (Nd-Na∼3.1016 à 1018

cm-3)

[Evwaraye’97]

Centre D dans le 6H-SiC

0,63 0,71

1.10-14 3,6.10-14

DLTS [Anikin’85]

0,58 5±3.10-15 DLTS [Suttrop’90] 0,58 DLTS [Pensl’93] 0,58 1-3.10-14 DLTS [Mazzola’94] 0,75 OAS [Hagen’73]


26

L’azote : Il joue le rôle d’un donneur dans le SiC. C’est un contaminant que l’on retrouve

dans tous les polytypes de SiC et c’est le dopant choisi pour réaliser des substrats ou des

couche épitaxies de type n. L’azote se substitue au carbone en site hexagonal et en site

cubique. Son énergie d’activation est naturellement sensible au polytype et au site sur

lequel il se trouve.

EC-ET(eV) σ(cm2) Méthode utilisée Référence N dans 4H-SiC N(h) N(k)

0.08 0.13

PL [Hagen’73]

N(h) N(k)

0.066 0.124

PL [Ikeda’80b]

N(h) N(k)

0.045 0.1

Effet Hall [Götz’93]

N(h) N(k)

0.052 0.0918

IR [Götz’93]

N(h) N(k)

0.045 0.1

Effet Hall [Pensl’93]

N(h) N(k)

0.0518 0.0914

IR [Troffer’78]

N(h) N(k)

0.04-0.05 0.109

Admittance (Nd-Na∼3.1015à 2.1016 cm-3)

[Kimoto’96]

N(h) N(k)

0.071 0.092

Théorie [Chen’97]

N dans 6H-SiC N(h) N(k1,k2)

0.1 0.15

PL [Hagen’73]

N(h) N(k1,k2)

0.1 0.155

PL [Ikeda’79] [Ikeda’80]

N(h) N(k1,k2)

0.0855 0.125

Effet Hall [Suttrop’90]

N(h) N(k1,k2)

0.085 0.125

Effet Hall [Götz’93]

N(h) N(k1) N(k2)

0.081 0.1376 0.1424

IR [Götz’93]

N(h) N(k1,k2)

0.084-0.1 0.125-0.150 0.07-0.092

Effet Hall [Pensl’93]

N(h) N(k1) N(k2)

0.081 0.1376 0.1424

IR [Pensl’93]

N(h) 0.08 Admittance (Nd-Na∼ 8,9.1017 cm-3)

[Evwaraye’94]N(k1,k2) 0.11 Admittance (Nd-Na∼ 5.1015 à

6,4.1017 cm-3) [Evwaraye’94]

N(h) N(k1,k2)

0.07 0.14

4.3.10-14 2.2.10-12

Admittance (Nd-Na∼1,3.1016 cm-3)

[Raynaud’94]

N(h) N(k1,k2)

0.072 0.130

2.10-12 1.10-11

Admittance (Nd-Na∼0,85 à 1,1.1017 cm-3)

[Saddow’95]

N(h) N(k1) N(k2)

0.19 0.797 1.089

Théorie [Chen’97]

Tableau I.7 : Récapitulatif des données concernant l’azote dans SiC


27

I.4 DISPOSITIFS ELECTRONIQUES SUR CARBURE DE

SILICIUM

Pratiquement tous les types de dispositifs électroniques ont été réalisés sur SiC :

diodes PN, transistors bipolaires, transistors FETs, etc. Toutes ces réalisations ont permis de

vérifier que les potentialités du SiC sont effectivement utilisables dans différents types de

dispositifs électroniques et permettent d’aller au-delà des limites des dispositifs sur Silicium

et Arséniure de Gallium.

I.4.1 Les diodes bipolaires en SiC

La diode bipolaire en SiC-4H possédant la tenue en tension la plus élevée (19 kV), a

été réalisée par Sugawara et Takayama [Sugawara’00a]. Sa structure est représentée sur la

(figures I.7a). Deux types de diodes sont fabriquées avec trois diamètres différents (200, 500,

1000 µm). La protection de cette diode est une combinaison entre le type MESA et JTE

(Junction Termination Extension) avec une longueur de poche égale à 500 µm. La densité de

courant en inverse notée JR, augmente lorsque la tension en inverse est supérieure à 6 kV pour

les deux types de diode. Des mesures de courant de fuite ont été réalisées et mettent en

évidence une augmentation du courant pour une température supérieure à 250°C. En direct, la

tension de seuil diminue lorsque la température augmente. Des mesures de temps de

commutation de cette diode sont réalisées sous un courant de 100 mA pour une tension de

blocage de 400 V. Par rapport à une diode silicium (6 kV), le temps de commutation est

quatre fois plus faible pour la diode en SiC. A titre de comparaison, la tension de seuil d’une

diode en silicium pouvant supporter une tension de blocage égale à 14 kV serait égale à 25 V

[Sugawara’00a]. De plus, cette étude met en évidence le bon comportement en température

des diodes en carbure de silicium.


28

I.4.2 La diode Schottky en SiC

En silicium, les diodes Schottky possèdent des tensions de blocage de l’ordre de 150 à

200 V, (tableau I-8). En SiC, les diodes Schottky sont essentiellement réalisés avec le

polytype SiC-4H avec du nickel comme métal. Le premier démonstrateur de diode Schottky a

été réalisé par Bhatnagar [Bhatnagar’92]. La tenue en tension était de 400 V pour une

épaisseur de couche égale à 10 µm dopée à 3.6 1016 cm-3. Cette diode n’avait pas de

protection périphérique. La diode Schottky possédant un courant en direct le plus élevé a été

développée par Singh [Singh’02]. En direct, la résistance spécifique est seulement de 7,4

mΩ.cm2, le courant maximal atteint est de 130 A pour une surface active de 0,64 cm2. La

tension de claquage est égale à 300 V. La couche épitaxiée de type N est dopée à 5x1015 cm-3

avec une épaisseur de 15 µm. De plus, une diode Schottky a été développée afin d’augmenter

la tenue en tension. Avec une couche épitaxiée de 100 µm d’épaisseur dopée à 7x1014 cm-3, la

tension de claquage est de 4500 V. Sous une densité de courant égale à 25 A·cm-2, la tension à

l’état passant est égale à 2,4 V. La protection périphérique de cette diode est réalisée par

implantation d’anneaux de garde en bore. La dose totale d’implantation est de 1013 cm-3.

En 2002, la société INFINEON a commercialisé des diodes Schottky caractérisées par une

tension de blocage de 600 V. Les calibres en courant sont de 6 ou 12 A [Infineon’04].

Aujourd’hui, il existe 5 fabricants de diodes Schottky en SiC (Infineon, APT, Fairchild,

Rockwell, CREE).

Figure I.7.a : coupe de la diode bipolaire en 4H-SiC protégée par MESA/JTE [Sugawara’00a]

Figure I.7.b : coupe d’une diode Schottky en 4H-SiC [Sugawara’00b]


29

Tableau I.8 : Caractéristiques électriques de quelques diodes Schottky Si et SiC

I.4.3 La diode JBS (Junction Barrier Schottky)

Une idée originale a été de développer une diode combinant les avantages d’une diode

Schottky en direct (faible tension de seuil à l’état passant et peu de charges stockées) et d’une

diode bipolaire en inverse (tenue en tension élevée et faible courant de fuite). Ainsi, la

performance des diodes Schottky sera améliorée en régime bloqué [Baliga’92].

Alexandrov et Wright ont développé deux types de démonstrateurs pour des diodes MPS

(Merged Pn Schottky diode) [Alexandrov’01]. Elles présentent l’avantage d’avoir un courant

de 140 A sous une tension de 4 V en direct. En inverse, la tenue en tension obtenue est de 600

V. La protection périphérique est assurée par une MJTE (Multi-step Junction Termination

Extension). Les figures I8 et I9 illustrent une coupe des composants.

Nom Tension de blocage [V] Courant en direct [A]

I230 IXYS double diode Boîtier plastique [Ixys’04]

180

2 * 15 A

80cpq150 Boîtier plastique [Irf’04]

150

80

20sc60K APT SiC Boîtier plastique

[Advancedpower’04]

600

20

SCH 1200-785 SiC Boîtier plastique

[Rsc.rockwell’04]

1200

7,5

Figure I.8 : Structure diode MPS en SiC-4H [Alexandrov’01] protégée par MJTE


30

Des mesures sont réalisées en commutation et comparées à une diode bipolaire en

silicium (600 V, 120 A, temps d’ouverture = 35 ns). La charge stockée dans la diode en

silicium est trois fois plus importante que dans la MPS (Merged Pn Schottky diode). De plus,

pour une élévation de température de 200°C, la charge stockée dans la diode silicium est

multipliée par cinq par rapport à sa charge à température ambiante alors que pour la diode en

carbure de silicium, elle reste sensiblement la même.

I.4.4 Les Transistors HBT

Le concept du transistor bipolaire à hétérojonction (HBT : Heterojunction Bipolar

Transistor) introduit en 1948 par les travaux de Schockley est basé sur le principe de

fonctionnement des transistors à jonctions classiques (BJT) (figure I.10). L’amélioration de

ses performances par rapport au BJT provient de l’utilisation d’une hétérojonction base-

émetteur.

Figure I.9 : Structure diode JBS en SiC-4H [Sugawara’00b]

Substrat semi-isolant GaAs

nGaAs Subcollecteur

Contacts ohmiques

nGaAs Collecteur

pGaAs Base nInGaP Emetteur nInGaAs ContactHétérojonction

Figure I.10 : Vue en coupe d’un transistor bipolaire à hétérojonction [Fazal'91].


31

L’hétérojonction a pour particularité de présenter aux trous une barrière de potentiel

plus élevée qu’aux électrons. Ceci se traduit par une meilleure efficacité d’injection de

l’émetteur, autorisant un surdopage de la base, ce qui contribue à la diminution de la

résistance parasite de la base et à la possibilité de travailler à des fréquences élevées. Du fait

de sa structure verticale qui lui procure une isolation des jonctions de la surface et des

interfaces avec le substrat, le HBT est peu sensible aux effets de pièges [Fazal].

Pour augmenter le gain en courant d’un HBT type AlGaAs/GaAs, il faut augmenter le

dopage de l’émetteur et diminuer celui de la base. Dans ce cas, pour garder une résistance

parasite de base relativement faible, il est alors nécessaire d’augmenter la largeur de la base.

Mais ceci augmente le temps de transit des électrons dans la base et réduit ainsi les

potentialités de fonctionnement en hautes fréquences.

La solution réside donc également dans l’obtention de larges excursions en tension.

L’intérêt d’utiliser un matériau grand gap est de ce fait avéré. Il permet de réduire le ratio

dopage de l’émetteur/dopage de la base tout en maintenant un niveau de puissance important.

Par ailleurs, la forte conductivité thermique du SiC permet de gérer un des points les plus

sensibles dans les HBT, à savoir la dissipation de chaleur. Dans ce domaine, la réalisation

d’un HBT en technologie GaN/SiC est proposée par J. Pankove (figure I.11) [Pankove’94].

Le taux d’injection des porteurs de l’émetteur vers la base est toutefois pénalisé par

cette hétérostructure dégradant le gain en courant. Pour pouvoir concevoir des transistors

combinant la montée en fréquence et la montée en puissance, de nombreuses réalisations sont

aujourd’hui à l’étude [Estrada’03].

Contact de collecteur : Al/Cr

n SiC Collecteur

P SiC Base

Contact de base : Al/Cr

nGaN Emetteur

Contact d’émetteur : Al

Figure I.11 : Réalisation d’un HBT en technologie GaN/SiC [Pankove’94]


32

I.4.5 Les transistors Bipolaires

Le transistor bipolaire est constitué de trois électrodes, émetteur, base et collecteur. Il

existe deux types de composants, NPN et PNP. Dans le domaine de la puissance, le modèle le

plus utilisé, en technologie silicium est le NPN. La conduction du transistor NPN est assurée

par les électrons or la mobilité des électrons est supérieure à celle des trous donc le transistor

NPN possède une chute de potentielle plus faible à l’état passant que le PNP. La figure I.12

montre le schéma de principe d’un transistor bipolaire NPN.

Ce composant est formé de deux jonctions PN. En régime bloqué, si la tension VCE est

positive, la jonction Collecteur/Base est en inverse et elle est optimisée de façon à supporter la

tension. Si un courant de base IB est appliqué positivement, la jonction Emetteur/Base se

polarise en direct. En régime linéaire ainsi l’émetteur injecte des porteurs minoritaires dans la

base. Le collecteur a pour rôle de collecter ces porteurs dans la base sous l’effet d’un fort

champ électrique (la jonction base-collecteur est polarisée en inverse).

Aujourd’hui, le transistor bipolaire n’est quasiment plus utilisé car d’un point de vue

de la commande, il n’est pas du tout avantageux. En effet, pour le mettre en conduction, il faut

appliquer un courant positif ou négatif selon le type NPN ou PNP. Pour qu’il reste

conducteur, il faut continuer à appliquer le courant de commande ce qui est très coûteux en

énergie. De plus, une commande en courant est beaucoup plus difficile à réaliser qu’une

commande en tension. Avec ces différents inconvénients, il devient de plus en plus difficile

de trouver dans le commerce des transistors bipolaires de puissance. Cette gamme de

composants a été détrônée par l’IGBT qui offre une commande moins coûteuse en énergie.

Un transistor bipolaire NPN, a été réalisé en SiC-4H [Tang’02]. L’originalité du transistor

repose sur le fait que l’émetteur est obtenu par implantation ionique de phosphore (figure

I.13). Les caractérisations électriques de ce démonstrateur montrent que le gain en courant

varie classiquement avec la valeur du courant de collecteur et la température du composant.

Figure I.12 : schéma de principe d’un transistor NPN vertical

Figure I.13 : Transistor bipolaire en SiC-4H réalisé par [Tang’02]


33

Pour JCE égal à 20 A.cm-2, le gain passe de 8 à 3 lorsque la température varie de 25 à 250 °C.

En simulation, il est montré que VCE0 augmente lorsque l’épaisseur de la base augmente au

détriment du gain en courant. Un transistor bipolaire NPN a été conçu par Ryu [Ryu’01] en

SiC-4H. A partir d’un substrat de type N+, trois couches sont épitaxiées. La protection en

périphérie est de type mésa avec JTE. La dose totale de la poche est de 1,13×1013 cm-3. La

tension de claquage théorique uni-dimensionnelle est de 3,1 kV. Les premières

caractérisations électriques montrent que la tension de claquage du transistor est de 1,8 kV

(VCE0). La tension maximale collecteur base, l’émetteur étant ouvert, est égale à 2,2 kV

(VCB0). La résistance à l’état passant est égale à 10,8 mΩ.cm pour une tension VCE égale à 2V.

Ce transistor bipolaire est parmi ceux dont la tenue en tension est l’une des plus élevée.

I.4.6 L’IGBT (Insulated Gate Bipolar Transistor)

L’IGBT est l’un des composants en électronique de puissance le plus utilisé

actuellement. Il est présent dans les domaines de moyenne et forte puissance. Il offre de bons

compromis car il possède la rapidité d’un transistor MOSFET et un niveau de courant élevé

grâce à l’injection de porteurs minoritaires. Des recherches avec du silicium sont développées

sur la montée en tension. Il existe deux types de structures différentes. Une première structure

existe, elle est nommée PT (punch through). Le composant est élaboré à partir d’un substrat

de type P sur lequel deux couches sont épitaxiées, une de type N+ servant de couche tampon

et l’autre très épaisse, de type N, utilisée pour la tenue en tension. Un second principe est

développé autour d’une plaquette de type N, l’émetteur en face arrière est obtenu en

implantant des ions Al+ ou B+, le porte canal et le collecteur sont obtenus de même par

implantation et diffusion, (figures I.14a,14.b). Pour les 2 cas représentés ci-dessous, les

couches de type N- n’ont pas la même épaisseur (3 fois plus faible pour l’IGBT PT) pour une

tension de blocage donnée.


34

Un IGBT en SiC-6H a été élaboré sur une plaquette de type N [Ryu’00]. La surface

active est égale à 0,02 cm2. En périphérie, la structure est de type MESA avec une protection

par poche. La structure, en inverse, supporte des tensions allant jusqu’à 380 V. La valeur de la

résistance RDson peut varier très fortement avec la température. Elle passe de 80 mΩ·cm² pour

T=400°C à 430 mΩ·cm² pour T=30 °C. En direct, le courant de collecteur est égal à 2 A sous

VCE = -10 V avec VGE = -30 V. Un second IGBT est développé en SiC-4H [Singh’99]. Sa

structure est de type UMOS avec un canal P. Cette architecture permet une meilleure densité

d’intégration du composant sur la plaquette par rapport à d’autres possibilités (par exemple la

structure latérale). Des caractérisations électriques en température montrent que la résistance à

l’état passant diminue lorsque la température augmente. En direct, le courant peut atteindre

1,5 A sous une chute de potentiel de 15 V, pour une tension de commande de –36 V. En

inverse, la tension de claquage est seulement de 85 V comparée à 790 V pour une diode

bipolaire réalisée sur la même plaquette.

I.4.7 Le thyristor GTO (Gate turn-off thyristor)

J.B. Fedison et T.P. Chow [Fedison’01] ont fait varier la forme des doigts d’anode et

de gâchette. Ainsi, l’influence de la géométrie des électrodes sur l’ouverture peut être

illustrée. Le temps d’ouverture du thyristor est plus élevé. Le temps de mise en conduction est

plus court pour le type de doigt, car l’écartement des doigts est constant. Un thyristor GTO

asymétrique a été conçu par S.H. Ryu [Ryu’01] en SiC-4H. La structure représentée sur la

figure I.15 est protégée par une gravure et une poche (mesa/JTE). La surface totale du

composant est de 4 mm². Sous une chute de potentiel de 4,97 V en direct, il laisse passer un

courant de 12 A. En direct bloqué, il tient une tension de 3,1 kV. Un montage expérimental

est développé pour commander à la fermeture le GTO avec un générateur d’impulsions

délivrant un courant de 6 A dans la gâchette pendant des durées de 12 µs. Le temps de

blocage est estimé à 500 ns et le gain en courant du turn-off est égal à 3,3. Ces résultats

Figure I.12.a : structure IGBT NPT

Figure I.12.b: structure IGBT Punch Through


35

montrent que ce thyristor a un régime de blocage avec une tension 3100 V et commute avec

des temps de 500 ns.

Des thyristors en carbure de silicium (figure I.16) ont été réalisés sur deux plaques différentes

[Campen’03]. Ces deux plaques ont subi le même déroulement technologique en même

temps. Un morceau de la plaque 2 a été découpé afin de réaliser une protection de type

anneaux implantés. Les résultats électriques montrent que la protection mesa/JTE est plus

efficace que les anneaux implantés car la tenue en tension passe de 4090 à 5760 V. Pour la

plaque 1, la tenue en tension des thyristors est égale à 4020 V alors qu’en simulation la

tension de blocage de la jonction semi plane infinie est de 6,13 kV. Avec la même protection

et la même surface de composant, la tension est égale à 7040 V pour la plaque 2. La surface

du composant joue un rôle sur la tenue en tension car un composant de 4 mm² possède une

tension de blocage de 5760 V alors que pour une surface de 0,25 mm², la tension est de

7040V. Ceci est due à la qualité du matériau car en terme d’inclusions de polytypes et

d’absence de matière (micropipes), le SiC connaît des densités de défauts [CREE’04] non

négligeables par rapport au Si. En mode passant, sous une tension VAK de 5V, la densité de

courant est supérieure à 1000 A.cm-2 pour un thyristor de 4 mm² de la plaque 2.

I.4.8 Les Transistors MOSFETs SiC.

Le MOSFET (Metal Oxide Semiconductor Field Effect Transistor) est le transistor

unipolaire (à porteurs majoritaires), le plus utilisé en électronique de puissance du fait qu’il

est normalement fermé. La figure I.17 illustre un MOSFET vertical en silicium.

Figure I.15 : Thyristor gravé en SiC-4H protection mesa et JTE [Ryu’01]

Figure I.16 : Thyristor gravé en SiC-4H protégé par mesa et JTE


36

Si une tension Vds positive est appliquée à la structure, la jonction P+Ν est en inverse.

Pour mettre en conduction l’interrupteur, il suffit d’appliquer une tension Vgs positive. A

l’interface P/oxyde, dans le semiconducteur, une zone de porteurs minoritaires est créée

(appelée canal). Ainsi les charges créées sont des électrons. Le drain et la source se retrouvent

court-circuités par la grille. Le transistor est conducteur et la résistance du composant est

modulée par l’électrode de grille.

L’élaboration d’interrupteurs du type MOSFET en carbure de silicium connaît

quelques problèmes. L’interface semi-conducteur/oxyde présente des densités de défauts

élevées réduisant les performances électriques des transistors MOSFET (canal très résistif)

[Perret’03]. La mobilité des porteurs dans le canal est très réduite. De plus dans le SiC, la

structure MOSFET verticale « classique » en Si doit être adaptée aux exigences

technologiques du SiC en terme de profondeur de jonction. Or les coefficients de diffusion

des impuretés dopantes 10-4 cm2.s pour le bore et 10- 8 cm2.s pour l’aluminium ne permettent

pas la réalisation de zones dopées localement profondes par cette technique. De plus, la

Figure I.17 : Structure MOSFET Verticale en Si

Figure I.18 : LDMOSFET en SiC-4H

Figure I.19 : MOSFET en SiC-4H [Ryu’01]


37

mobilité dans le canal est très faible, surtout pour le SiC-4H à température ambiante (4 à 5

cm²·V-1·s-1). Ces faibles valeurs sont dues aux charges à l’interface semiconducteur/oxyde.

Cependant, des travaux sont développés afin de rendre attractif le MOSFET en SiC. Spitz et

Melloch [Spitz’98] ont élaboré un démonstrateur de LDMOSFET en SiC-4H, (figure I.18).

Dans ce cas, l’épaisseur qui permet la tenue en tension est celle entre les plots P et N+

(anneau de garde), ici elle est égale à 35 µm. Ainsi la tension de claquage théorique peut être

égale à 4,5 kV. Des caractérisations électriques effectuées sous « Fluorinert » donnent une

tension maximale de blocage de 2,6 kV. La tension de seuil du transistor est égale à 6 V. En

mode passant, le courant est égal à 1µA sous une tension VDS de 20 V pour VGS égal à 24 V.

La résistance spécifique est ainsi égale à 200 mΩ.cm2.

Le transistor MOS SiC-4H possédant la tenue en tension la plus élevée a été réalisé sur

la base d’une structure DMOSFET [Ryu’04]. L’épitaxie permettant la tenue en tension est

dopée 6×1014 cm-3 sur une épaisseur de 115 µm. La tenue en tension maximale obtenue par

mesure est égale à 10 kV. La protection du composant est assurée par 3 poches. La

passivation du composant est réalisée à l’aide d’un dépôt de 1,5 µm de SiO2. L’épaisseur de

l’oxyde thermique de grille est égale à 80 nm. En conduction, pour une tension de commande

Vgs égale à 25 V, sous une tension Vds de 10 V, le courant est égal à 150 mA. La surface

active du composant est égale à 4,2×10-2 cm². Ainsi, le RDSon est égal à 7 Ω.cm2.

Des travaux sont réalisés pour tenter d’améliorer les mobilités dans le canal. Des

transistors MOSFET canal n sont fabriquées sur des couches de SiC-4H afin d’extraire la

mobilité des porteurs dans la zone d’inversion, (figure 19). Il a été montré que la face (Si ou

C) du SiC et le traitement thermique (température, durée, ambiance) jouent un rôle sur les

valeurs. En optimisant ces différents paramètres, une mobilité moyenne (entre mobilité du

canal et en dehors) a été mesurée et elle est égale à 127 cm².V-1.s-1 [Fukuda’04].

I.4.9 Les transistors JFET en SiC

Le JFET en SiC est un composant d’électronique de puissance plus avancé que le

MOSFET car la faible mobilité des porteurs dans le canal du MOSFET implique des

résistances en direct plus élevées que celle du JFET. Le JFET étant un transistor unipolaire,

les temps de commutation sont beaucoup plus faibles que ceux des transistors bipolaires. Par

contre, ce transistor est de type ″Normally-ON″ ce qui rend plus difficile à mettre en oeuvre

dans des applications telles que l’onduleur car à la mise sous tension tout (entrée et sortie) se

trouve court-circuité. H. Onose et A. Watanabe [Onose’02] ont développé un JFET en SiC-4H

vertical (figure I.20) dont les caissons de grille sont réalisés par implantation ionique.


38

L’épaisseur de la couche épitaxiée de type N est égale à 20 µm et elle est dopée à 2,5×1015

cm-3. La tension de blocage est égale à 2000 V avec un courant de fuite de l’ordre de 2 mA.

La valeur de RDson diminue lorsque la dose d’implantation de la grille diminue et la largeur du

canal augmente. La valeur moyenne du RDSon est de 60 mΩ.cm2.

Un JFET a été réalisé sur du SiC-4H (Figure I.22) présentant des résistances

spécifiques faibles (21,5 mΩ·cm²) [Friedrichs’00]. La figure I.22 illustre la structure. Trois

lots sont réalisés avec différentes valeurs pour la couche épitaxiée n°1. La résistance RDson

varie de 21,5 mΩ·cm² à 24,5 mΩ·cm² à température ambiante (T=25°C). Plus la couche

épitaxiée n°1 est épaisse et peu dopée, plus la tension de claquage augmente.

J.H. Zhao et X. Li [Zhao’02] ont fabriqué un JFET vertical “normally-off“. Deux

paramètres sont optimisés, la hauteur du canal horizontal (h) et la largeur du canal vertical (d).

Ce JFET est basé sur un caisson de type P. Pour une largeur de 2,5 µm et une hauteur de 0,17

µm, la tension de blocage du système est de 1644 V à 300 K et de 1800 V à 600 K.

Figure I.22 : JFET en SiC-4H [Friedrichs’00]

Figure I.23: SIAFET SiC-4H [Sugawara’00]

Figure I.20 : Schéma d’un JFET en SiC-4H [Onose’02]

Figure I.21 : JFET vertical en SiC-4H [Zhao’02]


39

Une structure originale telle que le SIAFET (Static Induction Injected Accumulated

FET) illustrée par la figure I.23 est développée sur du SiC-4H [Sugawara’00].

I.4.10 Les Transistors MESFETs SiC.

Le fonctionnement du MESFET est basé sur la modulation de l’épaisseur du canal

sous la grille. L’ensemble, constitué par la métallisation de grille et le semiconducteur (SC)

de type N au dessous de la grille, forme une jonction ou diode Schottky. La présence de ce

contact justifie la dénomination MESFET (MEtal Semiconducteur Field Effect Transistor).

La structure d'un transistor MESFET est représentée sur la figure I.24.

En partant du bas de la figure I.24, il apparaît tout d'abord un substrat mono cristallin

en SiC qui doit être le moins conducteur possible. Il ne joue aucun rôle électrique mais

constitue essentiellement un support mécanique pour le reste du composant. Sur ce substrat,

une fine couche active dopée N est insérée, soit par épitaxie, soit par implantation ionique.

Deux zones fortement dopées N+, l'une sous l'électrode de drain, l'autre sous l'électrode de

source sont rajoutées à la structure par une nouvelle implantation.

Elles permettent de réduire les résistances de contact, néfastes pour les performances du

composant. Les propriétés électriques de la structure sont généralement améliorées par la

présence d'une couche tampon faiblement dopée entre la couche active et le substrat. Son

épaisseur est de quelques microns. Elle évite la migration d'ions au niveau de l'interface et

préserve la valeur de la mobilité des porteurs dans cette région. Enfin, trois contacts par dépôt

de film métallique sous vide sont réalisés. Les deux extrêmes forment les électrodes de source

Figure I.24 : Vue en coupe d'un MESFET SiC


40

et de drain. Le contact est de nature ohmique. Celui de l'électrode de grille est de type

Schottky.

De plus, sur la Figure I.24, les principales dimensions géométriques sont représentées.

La petite dimension de contact de grille Lg est appelée par convention longueur de grille du

transistor. Elle détermine en grande partie la fréquence maximale d'utilisation du transistor.

Pour les composants hyperfréquences elle est souvent inférieure à 1 µm. La deuxième

dimension est la largeur de grille W et elle rend compte de la taille du transistor. Sa dimension

typique est de l'ordre de 50 à 1000 fois celle de Lg. L'épaisseur « a » de la couche active est

généralement de 0.2 µm à 0.4 µm.

I.4.10.1 Etats de l’art sur les MESFETs SiC

Les premiers MESFETs ont été réalisés sur des substrats conducteurs de type 6H-SiC.

Ainsi, différentes équipes de recherche ont mis au point des transistors MESFETs 6H-SiC, en

particulier l’équipe de J. W. Palmour à CREE Research [Palmour’93]. Mais il s’est avéré qu’il

y avait une conduction parasite ce qui provoque l’apparition d’une capacité parasite au niveau

du substrat et par la suite des courants de fuite et des phénomènes de pertes sur les

caractéristique de sortie des MESFETs.. Par la suite, le polytype 4H-SiC est apparu plus

intéressant : en effet, ce polytype possède une mobilité dont la valeur est environ deux fois la

valeur de la mobilité du 6H-SiC. Dans le même temps CREE a développé la croissance de

substrats semi-isolants.

L’équipe de recherche de Charles Weitzel [Moore’97] en association avec John W.

Palmour de Cree Research à réussi à améliorer les performances hyperfréquences et en

puissance des transistors MESFETs 4H-SiC à substrat conducteur. La structure des transistors

MESFET 4H-SiC est la même que celle décrite sur la figure I.24. La figure I.25 représente les

performances RF de puissance de ce transistor.


41

Jusqu’en 2000 les seuls substrats semi-isolants disponibles étaient des substrats

compensés par du Vanadium. Mais grâce à une collaboration étroite lors de projet européens

(JeSiCa TelSiC), Thales a pu disposer de substrats de haute pureté réalisés par HTCVD

[Kerlain’04].

En effet, le Vanadium est le premier élément qui permet d’obtenir un substrat semi-

isolant. En effet le vanadium est amphotère dans le 4H et le 6H-SiC c’est-à-dire il peut se

comporter comme un accepteur dans un matériau résiduel de type n (0.8-0.9eV) soit comme

donneur profond (1.5eV) dans un matériau résiduel de type p.

Par conséquent, des efforts apportés en vue d’améliorer les performances de ces

transistors reposent essentiellement sur la nécessité de réaliser des substrats de haute pureté

avec une distribution homogène d’impureté et d’un degré élevé de perfection structurale. Les

transistors MESFETs SiC mis au point par Cree Research sont destinés à des applications en

bande S (bande de fréquence qui s'étend de2GHz à 4GHz) (Figure I.26).

Figure I.25 : Caractéristiques en puissance d’un transistor MESFET SiC (0.7 µm × 332 µm) (Vds = 50 V, Ids = 40 mA)(f=850MHz) [Moore’97].


42

Ces transistors fournissent une densité de puissance maximale de 4.6 W/mm à la fréquence de

3.5 GHz [Allen’99]. Une étude comparative effectuée par Cree des différentes technologies

en concurrence à un transistor délivrant 50W à 2GHz avec une température de socle de 85°C,

est représenté sur le tableau I-9. Les meilleures performances en hyperfréquence obtenues

jusqu'à aujourd’hui sont représentées dans le tableau I-10 (Cree.com) [Heckmann’03].

Tableau I.9: Comparaison des caractéristiques attendues pour SiC MESFETs face aux

technologies Silicium et GaAs (Cree.com).

SiC MESFET Si LDMOS GaAs MESFET

PAE % 50 35 50

RF power (W/mm) 2 (4) 0.4 1

Gain (dB) 10 10 12

Taille de la puce(mm) 1 (0.6) 3.1 1.4

Package (mm2) 200(120) 320 300

∆Température (°C) 35(76) 76 47

Figure I.26: Bandes de Fréquence


43

Tableau I.10 : Les meilleures performances et hyperfréquence des transistors MESFETs SiC

(Cree.com) [Heckmann’03].

N.G1 : Northrop Grumann

GE2 : General Electric/ Lockheed Martin

En 2000 CREE a commencé la commercialisation des transistors MEFSETs avec des

performances inférieures à celles estimées au départ. Cette société est la seule pour l’instant

sur le marché. Le tableau I-11 nous donne quelques caractéristiques des quatre MESFETs

différents, disponibles maintenant sur le marché.

Référence du

Transistor

Gamme de

fréquence (GHz)

Puissance de

sortie (W)

Gain (dB) Tension de

fonctionnement (V)

CRF-5003 0.1-1 4 11 28-48

CRF-20010 Jusqu'à 4 12 12 28-48

CRF-27010 2.4-2.7 12 11 48

CRD-37010 3.4-3.7 12 10 48

Tableau I.11 : Quelques paramètres de 4 types de MESFETs commercialisés par CREE.

Fréquence(

GHz)

Type de

composant

Puissance

(W)

Taille

(mm)

Pulse/CW Densité de

Puissance

W/mm

Densité

de

courant

mA/mm

PAE Tension

d’alimentation

(V)

Gain

dB

origine

3.1 MESFET 80 48 CW 1.66 38% 58 7.6 Cree

9.6 MESFET 30.5 12 pulsé 2.54 7.6 Cree

1.3 SIT 268 60 4.46 120 N.G1

3.5 MESFET 1.3 0.25 CW 5.2 63% 50 11 Cree

3 0.25 7.2 48% 70 Cree

3 MESFET 48 8 6 45% 60 10 Cree

3.5 MESFET 36.3 pulsé 21% 55 6.5 Cree

1.8 MESFET 0.9 CW 2.8 300 54 Cree

2.1 MESFET 15 CW 0.83 30 Cree

3 SIT 38 pulsé 1.2 65 90 Cree

10 MESFET 1 0.25 CW 4.3 20% 60 9 Cree

0.5 MESFET 51 21.6 CW 2.65 220 63% 70 12 TRT

0.5 MESFET 62 21.6 pulsé 2.9 40% 50 19 GE2


44

Nous constatons que la structure MESFET permet des applications jusqu'à la bande X

alors que la structure SIT (Static induction transistors) se limite à la bande L mais offre des

puissances extrêmement importantes. Les performances statiques des MESFETs SiC sont

liées principalement au dopage et à l’épaisseur du canal. La tension de claquage dépendant de

l’espacement entre grille et le drain ainsi qu’a des effets de surface [Pengelly’02]. Les SIT ont

des structures verticales contrairement aux structures MESFETs Figure I. 27 :

Les phénomènes de claquage en surface entre grille et drain n’apparaissent pas et

autorisent donc des tensions plus importantes. Par rapport au MESFET SiC où l’épaisseur du

canal est définie par épitaxie, le canal de ces composants est défini par gravure. Le canal étant

plus large, il est nécessaire d’en réduire le dopage. Technologiquement, la réalisation de

structure SIT est donc beaucoup plus délicate.

Des composants MESFETs de type démonstrateur possédant des performances inégalables

dans des technologies Si ou GaAs ont donc été réalisés. Toutefois, nous constatons que

lorsque la taille du composant augmente, afin d’obtenir des niveaux de puissance intéressant

(≥50W), la densité de puissance diminue. Nous notons également que les dispositifs

commercialisées par CREE présentent des caractéristiques bien inférieures à ce qui a été

annoncé. La passivation est l’étape clé pour les problèmes de fiabilité des composants. Nous

allons dans la suite présenter les effets parasites dû à la présence de centres profonds et de

défauts aux interfaces.

I.4.10.2 Les effets de pièges dans le substrat semi-isolant du MESFET SiC

Ces phénomènes ont des constantes de temps relativement importantes. Parmi ces

phénomènes nous citons ceux de ‘Self-backgating’, et de ‘gate-lag’.

Figure I. 27 : Topologies de transistors sur SiC : (a) MESFET, (b) SIT


45

I.4.10.2.1 Effets de ‘Self-backgating’

Pour les MESFETs, ce phénomène (Figure I.28) est lié à la présence de pièges dans le

substrat semi-isolant ou à l’interface substrat/canal. Lors d’une variation rapide du champ

électrique entre le drain et la source, les électrons provenant du canal peuvent être piégés

rapidement dans le substrat. Le substrat proche du canal devient alors chargé négativement.

Ces électrons peuvent être ensuite re-émis avec des constantes de temps plus longues.

L’équilibrage des charges implique alors l’apparition d’une zone chargée positivement à

l’interface canal substrat dans le canal. Le canal est alors momentanément pincé par une

deuxième grille au niveau de cette interface d’où le terme de ‘self-back-gating’.

I.4.10.2.2 Effets de ‘ gate-lag ’.

Lorsque le canal passe rapidement d’un état pincé à un état ouvert, l’effet de ‘gate-lag’

induit un retard quand à la réponse en courant de drain. Ceci est dû aux phénomènes des

pièges présents dans la structure. En fonction de Vgs, certains pièges peuvent capturer ou

émettre des trous de manière transitoire avec une vitesse inférieure à la modulation de Vgs

induisant ainsi un comportement transitoire du courant de sortie.

I.4.10.3 Rôle de la passivation pour le SiC

La surface libre de SiC peut présenter une forte réactivité et les métallisations utilisées pour

la grille et le contact ohmique sont sensibles aux agressions du milieu ambiant. Donc pour le

protéger il est nécessaire de réaliser une passivation. En effet la passivation intervient

directement sur les caractéristiques du composant, en modifiant l’état électrique de la surface.

Figure I.28: Influence sur le courant de la capture des électrons dans des pièges de substrat


46

Mais la passivation des composants basés sur des matériaux grands gaps comme le SiC

nécessite une étude approfondie. Suivant l’application et le matériau, une passivation

adéquate doit être mise au point, répondant aux besoins en termes de protection, fiabilité et

optimisation des performances du composant. En effet, si le matériau de choix reste le SiO2,

nous retrouvons ici le problème posé par la forte densité de pièges à l’interface qui limite la

mobilité du MOS SiC. Ces dernières années l’IEMN, en collaboration avec Thalès ont réalisé

une étude approfondie sur les problèmes de passivation des MESFETs SiC [Kerlain’04].

I.5 Conclusion

Il est aujourd’hui largement admis que les semi-conducteurs à large bande interdite et

en particulier le SiC vont permettre de repousser les frontières atteintes à ce jour dans le

domaine des composants électroniques. Pratiquement tous les types de composants ont été

réalisés à partir de ce matériau. On rencontre, en effet, aujourd’hui, des composants allant des

composants bipolaires aux transistors à effet de champ. Un autre caractère remarquable de ce

matériau réside dans les densités de puissances pouvant être mises en jeu.

Toutefois, la réalisation de composants hyperfréquence de puissance dans la filière

SiC n’est pas à l’heure actuelle suffisamment mature pour être développée industriellement.

Comme nous l’avons évoqué, ceci est du notamment à la présence de défauts électriquement

actifs dans les structures qui peuvent provenir aussi bien du matériau lui-même que des étapes

technologiques nécessaire à la réalisation du composant.

Nous nous attacherons dans la suite, à l’étude de certains dysfonctionnements mal

compris dans les MESFETs SiC et nous expliquerons leur origine à partir de l’état des centres

profonds déterminer dans les structures.

Nous présenterons également une étude similaire du composant concurrent, le HEMT

AlGaN/GaN.


47

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Chapitre II Caractérisation électrique des défauts profonds

58

Chapitre II : Techniques de caractérisation des centres

profonds


59

II.1 Introduction

Toute perturbation du réseau cristallin du semiconducteur se manifeste par la présence

d'états dont les niveaux d'énergie associés sont localisés dans la bande interdite. Quand ces

niveaux sont proches de la bande de conduction ou de la bande de valence, ils correspondent à

des impuretés dopantes qui établissent une conductivité de type respectivement N ou P.

Quand ils sont proches du centre de la bande interdite, ces niveaux sont appelés pièges

profonds. Ils ont une incidence directe sur les propriétés électriques du semiconducteur et des

dispositifs associés. En effet, les pièges modifient de façon plus ou moins importante les

propriétés de conduction et de luminescence dans les semiconducteurs :

- Par leurs capacités à émettre ou à capturer les porteurs libres, ils peuvent compenser les

niveaux donneurs ou accepteurs introduits intentionnellement et donc réduire la concentration

des porteurs libres ainsi que leur mobilité. Pour augmenter la résistivité d'un matériau, des

pièges profonds peuvent être introduits intentionnellement pour capturer les porteurs libres

(cas du Cr, Fe dans GaAs, InP et V dans SiC).

- En raison de leur position centrale dans la bande interdite, les niveaux profonds peuvent

interagir avec les porteurs des deux bandes. Ils sont considérés comme des centres de

génération-recombinaison et affectent donc la durée de vie des porteurs minoritaires.

D'autre part, dans les dispositifs à semiconducteurs, la présence de centres profonds

induit généralement des dysfonctionnements, notamment sur les caractéristiques électriques

des transistors.

Dans ce chapitre, nous présenterons les différentes méthodes d’analyse des défauts

profonds que nous avons utilisées : la spectroscopie de transitoire de capacité DLTS (Deep

Level Transient Spectroscopy) et la spectroscopie de transitoire de courant drain-source

CDLTS (Conductance Deep Level Transient Spectroscopy). Enfin nous discuterons la

complémentarité entre ces techniques de caractérisation de défauts profonds.

II.2 Modèle énergétique : Phénomène de relaxation du réseau

cristallin

De façon générale, un atome étranger détruit la périodicité du cristal. Le potentiel

perturbateur qui en résulte peut introduire des états électroniques localisés qui n'existeraient

pas dans un cristal parfait et qui peuvent piéger un porteur de charge (électron ou trou).


60

L'énergie d'activation d'émission, c'est à dire, l'énergie nécessaire pour transférer un électron

d'un piège vers la bande de conduction est d'autant plus grande que le potentiel perturbateur

est fort. Dans le modèle énergétique en coordonnées de configuration Q, un diagramme de

configuration permet de représenter l'énergie totale du système (Figure II.1).

La coordonnée de configuration Q représente la déformation élastique du réseau.

L’hypothèse couramment utilisée est de la prendre unidimensionnelle et représentative d’un

mode de vibration dominant alors qu’en réalité plusieurs coordonnées (de translation, de

rotation) seraient nécessaires pour décrire les déformations d’un système [Bremond’81]. Par

suite du couplage électron-noyau, l’énergie électronique Ee est fonction de la position à

l’équilibre des atomes voisins (approximation adiabatique) et on suppose, en première

approximation, qu’elle dépend linéairement de la déformation :

bQEEe −= 0 )1..( IIEq

BC

BV

dFC D B

E

A

F

dFC

EPo

Eno

T

hνn

EB

ED

EE

EA

Q QR

Q

Figure II.1 : Modèle énergétique, diagramme de configuration


61

Lorsque le piège est occupé par l’électron (état lié du défaut). E0 est l’énergie

électronique du système s’il n’y a pas de relaxation de réseau. Sur la figure II.1, la courbe

noté BC (ou BV) représente l’énergie totale (électronique + élastique) du système défaut vide

+ électron dans BC (ou BV). Cette énergie est de la forme CteKQ +2

21 (K : constante de

force). La courbe T représente l’énergie totale du système lorsque l’électron se trouve sur le

centre qui s’écrit :

20 2

1 QKbQEEt +−= )2..( IIEq

La nouvelle position d’équilibre, après relaxation, se définit par :

0)( == RQQt

dQdE soit

KbQR = )3..( IIEq

Le diagramme de configuration explique les différences observées entre l’énergie d’ionisation

optique et l’énergie totale de liaison. Au cours d’une transition induite optiquement entre deux

états du système, les ions n’ont pas le temps de se déplacer et la coordonnée de configuration

n’est pas modifiée : de telles transitions sont représentées sur la figure II.1 par les flèches

verticales AB et FE correspondant aux énergies d’ionisation 00pn EetE . Après la transition, le

système relaxe vers la nouvelle position d’équilibre ( EAouDB →→ ) et l’énergie

correspondante est dissipée sous forme de phonons. Les énergies de liaison totale En (ou Ep)

interviennent seulement dans les conditions d’équilibre thermodynamique et correspondent

aux énergies AD et FA.

On définit alors le paramètre de Franck-Condon dFC caractérisant l’amplitude énergétique de

la relaxation de réseau :

200

21

RppnnFC KQEEEEd =−=−= )4..( IIEq

Cette énergie est dissipée sous forme de phonons lors de la relaxation :

ωSdFC = )5..( IIEq

Avec S le facteur de Huang-Rhys qui est égal au nombre de phonons du mode principal de

vibration d’énergie ω émis.

II.3 Caractéristiques des défauts profonds

Les niveaux profonds sont dus à la présence d'impuretés, substitutionelles ou

interstitielles, ou de défauts, ponctuels ou étendus (dislocation), dans le réseau cristallin. Ces


62

niveaux d’énergie, proches du centre de la bande interdite, sont associés à des états qui

peuvent être localisés en surface, en volume ou aux interfaces de la structure à analyser.

II.3.1 Les défauts profonds

Ces défauts peuvent être ponctuels (des lacunes, des atomes interstitiels, des antisites

dans les semiconducteurs composés), des impuretés en site substitutionnel ou interstitiel (des

métaux de transition: Fe, Cr, Co, etc.), des complexes impuretés défaut de réseau ou des

défauts étendus (dislocations, fautes d'empilement). Ces défauts peuvent s'introduire dans la

structure lors de la croissance du matériau (contamination dans la chambre de croissance, la

pureté des produits de base), pendant les processus de réalisation du composant (gravures des

couches, expositions au plasma) ou même au cours du fonctionnement du composant

(vieillissement des lasers).

Deux mécanismes principaux qui contrôlent les processus de recombinaison sont

observés dans les semiconducteurs. Le premier, c'est la recombinaison directe entre la bande

de conduction (BC) et la bande de valence (BV) accompagnée par l'émission de photons et de

phonons. Le deuxième, c'est la recombinaison indirecte par un niveau dans la bande interdite

(BI) (figure. II.2). Les niveaux profonds sont très localisés dans l'espace réel (∆x très faible),

ce qui induit une grande délocalisation dans l'espace des vecteurs d'onde "k" (∆k très grand).

Ils pourront donc interagir avec des porteurs des deux bandes et ainsi agir en centre de

recombinaison indirecte.

Un défaut profond dans un semiconducteur peut se comporter comme un piège,

comme un centre de recombinaison ou comme centre de génération. Si un porteur est piégé

BC

BV

EC

EV

ET hν = Eg

Figure II.2 : Recombinaison directe (gauche) ou indirecte par un niveau profond (droite)


63

sur un niveau et si après un temps de piégeage il est réémis vers la bande de provenance, le

défaut est considéré un piège. Si un porteur de signe opposé est aussi capturé avant que le

premier soit réémis, le niveau est un centre de recombinaison.

Les interactions possibles de ces niveaux profonds avec les porteurs libres sont (figure

II.3) : capture d’un électron (a) ; émission d’un électron (b) ; Piège à électrons (c) ; Piège à

trous (d).

Le processus d’émission dépend du taux d’émission (en,p) et de la probabilité

d’occupation du centre par un porteur libre, probabilité donnée par la statistique Fermi-Dirac

à l’équilibre. Le processus de capture dépend du taux de capture Cn,p propre au défaut et de la

probabilité d’occupation du défaut par un porteur libre.

Le trafic des électrons et de trous peut donc être décrit par les relations suivantes :

1) émission des électrons :en×NT×F

2) capture des électrons :cn×NT×(1-F)

3) émission des trous :en×NT×(1-F)

4) capture des trous :cp×NT×F

Avec NT la concentration totale des centres profonds et F la probabilité d’occupation d’un

centre par un électron. Les taux de capture pour les deux types de porteurs s’écrivent :

cn= σn n vthn )6..( aIIEq

cp=σp p vthp )6..( bIIEq

EC

ET

EV

Pièges à trous

Pièges à électrons

en

cp

cn

ep

(a) (b) (c) (d)

Figure II.3: Schéma illustrant l'émission et la capture d'électrons et de trous.


64

où σn,p sont les sections efficaces de captures du défaut profond, vthn,p sont les vitesse

thermiques des porteurs et n, p les concentrations respectives d’électrons et de trous dans les

bandes d’énergie concernées,

Avec : ⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ −−=

KTEENn Fc

c exp )7..( aIIEq

⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ −−=

KTEENp VF

V exp )7..( bIIEq

Les taux de capture des électrons (cn) et des trous (cp) vont déterminer les caractéristiques du

défaut. Le niveau est un piège à électron si cn>cp et un piège à trous si cp> cn

[Bhattacharya’88]. Si cn≅cp le niveau se comporte comme un centre de recombinaison. Donc

d’après les relations II.6a et II.6b, un niveau profond peut se comporter comme un piège ou

comme un centre de recombinaison, non seulement en fonction de la valeur de la section

efficace de capture, mais aussi de la concentration des porteurs libres dans le semiconducteur.

Les sections efficaces de captures σn,p traduisent la surface dans laquelle le porteur libre doit

s’approcher du centre pour être capturé. Plus cette distance est grande, plus le centre

intervient facilement dans le processus de génération-recombinaison.

L’expression des coefficients d’émission est obtenue en faisant le bilan détaillé des processus

d’émission et de capture à l’équilibre thermodynamique, où le taux de recombinaison net est

égal à 0 :

0)1( =−− FcFe nn )8..( IIEq

Où F est la probabilité d’occupation du niveau par un électron. Conformément à la statistique Fermi Dirac à l’équilibre :

)exp(11

1)(

KTEE

g

EFFT

T −+= )9..( IIEq

g : la degré de dégénérescence Utilisant les équations II.6, II.7, II.8 et II.9, on obtient :

)exp(1KT

EEg

NVe TCCthnnn

−−= σ )10..( aIIEq

Avec 21

)3( ∗=e

thn mKTV et

23

222 ⎟⎟

⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=

∗

hKTmN n

C ( )bIIEq 10..

De manière similaire :

)exp(KT

EEgNVe VTVthppp

−−= σ ( )aIIEq 11..


65

23

2

21

223

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=⎟

⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=

∗

∗ hKTm

NetmKTV p

Vp

thp ( )bIIEq 11..

Où NC,V sont les densités effectives d’états dans la bande de conduction et de valence, mn,p*

les masses effectives des électrons et des trous et h la constante de Planck [Sze’81]. Donc, la

variation des taux d’émission en,p peut s’exprimer, en fonction de la température :

)exp(2

KTEETKe TC

nnn−−= σ ( )aIIEq 12..

)exp(2

KTEETKe VT

ppp−−= σ ( )bIIEq 12..

Le taux d’émission thermique est donc fonction de la profondeur du piège, ET, et de la

température. Ainsi, à partir de mesures de en, p en fonction de T il est possible de déterminer

les paramètres du piège : énergie d’activation ET et la section efficace de capture σn,p (supposé

indépendante de T). La mesure de en, p (T) se fait en mesurant les modifications de la zone de

charge d’espace d’une jonction (p-n ou Schottky) induite par le remplissage et le vidage en

porteurs des niveaux profonds.

II.3.1.1 Signature des pièges

Les niveaux profonds sont identifiés par leurs deux paramètres propres :

- aE , énergie d'activation

- σ, section efficace de capture.

Dans le cas d'un piège à électrons, ces grandeurs caractéristiques (Ean, σn) influencent la

probabilité d'émission d'un électron par ce piège à travers l'expression :

⎟⎠⎞

⎜⎝⎛−=

kTETKe an

nnn exp2σ Avec TCan EEE −= ( )13..IIEq

Mettons en évidence la dépendance de la probabilité du taux d’émission en fonction de la

température. En considérant uniquement la variation de CN et thnV en fonction de la

température, et en rappelant que la densité d'états CN dans la bande de conduction est donnée

par la relation :

23

2

*e

C hkTm22N ⎟⎟

⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛= π ( )14..IIEq


66

et que la vitesse thermique des électrons nthV s'exprime par :

21

*

3⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=

enth m

kTV ( )15..IIEq

*em : Masse effective des électrons, kg10109,9m 31

0−×= masse de l’électron libre.

h : Constante de Planck, sJh .1062,6 34−×=

Si l'on reporte les relations ( ) ( )14..13.. IIEqetIIEq dans l’expression ( )15..IIEq , on a :

⎟⎠⎞

⎜⎝⎛−=

kTEexpTKm

h64e an

n22*

e3n σππ ( )16..IIEq

Un diagramme d'Arrhenius représentant ( )neT /log 2 en fonction de T1000 , permet de

déterminer les valeurs de l'énergie d'activation anE et de la section efficace de capture nσ à

partir de l'équation suivante :

( )Tk

Em

eT an

nen 3,2

103log/log *

262 +⎟⎟

⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=

−

σ

( )17..IIEq

eVenEcmensKensT ann ,,// 21212 σ−−

II.4 Principe de la spectroscopie de transitoire de centres

profonds (DLTS)

Malgré le succès des méthodes purement optiques comme la photoluminescence et

l'absorption dans l'étude des niveaux superficiels, elles sont rarement utilisées pour l'étude des

défauts profonds [Neumark’83]. Cela est motivé par le fait que, en général, les défauts

profonds sont non radiatifs et ces techniques deviennent inapplicables. En plus, à cause de la

position énergétique, ces expériences doivent avoir lieu dans le domaine infrarouge ou les

détecteurs sont moins sensibles que dans le visible.

Il est nécessaire donc, de trouver une technique capable de faire la séparation entre les

pièges à majoritaires ou à minoritaires, d'obtenir des informations concernant les

concentrations, les niveaux énergétiques et les sections efficaces de capture de pièges. Il est

aussi important de pouvoir mesurer les pièges pour un large domaine des énergies et que la


67

technique soit applicable aux niveaux radiatifs ou non radiatifs. Une technique qui répond à

toutes ces demandes a été proposée par [Lang’74a ,b].Elle est basée sur la spectroscopie des

transitoires de capacité, liée aux niveaux profonds (DLTS). Plusieurs versions de la méthode

originale ont été ensuite développée [Miller’75], [Le Bloa’81].

Le principe de la méthode DLTS consiste dans l'analyse de l'émission et de la capture

des pièges associés aux variations de la capacité d'une jonction p-n ou d'une diode Schottky.

Cela est réalisé par un remplissage et vidage répétitif des pièges, à l'aide des tensions de

polarisation positives et/ou négatives appliquées à l'échantillon. Une illustration de ce

phénomène est faite dans la Figure II.4 pour le cas d'une diode Schottky et d'un piège à

électron.


68

Sous polarisation inverse, les pièges qui se trouvent dans la zone de charge d'espace

(ZCE) au dessus du niveau de Fermi sont vides. La courbure des bandes varie selon la tension

appliquée, donc l'état de charge d'un piège va dépendre de la polarisation et la capacité de la

ZCE sera affectée. Pendant le pulse de remplissage la ZCE diminue et les pièges qui se

trouvent en dessous du niveau Fermi peuvent se remplir. En revenant sous polarisation

inverse, les pièges émettent les électrons capturés avec une constante de temps caractéristique,

EC

EV

EF

ET

Wr

λ

EC

EV

EF

ET

Wp

EC

EV

EF

ET

λ’

W'r

a)

b)

c)

Figure II.4 : Diode Schottky (a) polarisée en inverse Vr, (b) pendant le pulse Vp, (c) après le pulse Vr.


69

d'où l’apparition d’un transitoire sur l’étendue de la ZCE et donc, de la capacité de la diode.

Cette capacité peut s'écrire :

( )18..IIEq

Où ε est la permittivité diélectrique du matériau, S est la surface de l'échantillon et w

l'extension de la zone de charge d'espace. Si on considère un matériau dopé n dans lequel on a

des défauts profonds de type donneur (0/+) en concentration NT supposée uniforme, w peut

s'écrire [Sze’81]:

( ) ⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛−−

+= + q

kTVVNNq

w rbiTd

ε2 ( )19..IIEq

Où Nd est le dopage, NT+ la concentration des défauts profonds ionisés, Vbi le potentiel

intrinsèque et Vr la tension appliquée. Après le pulse de remplissage, Vp, NT+ est plus faible

qu' à Vr donc w est plus grand. La variation temporelle de la concentration des pièges ionisés

NT+ a une forme exponentielle, donc la capacité va suivre la même évolution:

( ) ( )( )teN

NCtC nd

T −−≅∆ exp120 ( )20..IIEq

Le transitoire de capacité obtenue a une amplitude proportionnelle à NT (la concentration du

défaut) et est exponentiel avec pour constant de temps en-1. Donc, à partir de l'amplitude du

transitoire, sous certaines conditions (NT<<Nd) on peut déduire la concentration des pièges

(pour t=∞). Si on possède un capacimètre très sensible il est possible de détecter des

concentrations très faibles de défauts. Pour déterminer les autres paramètres du piège (ET et

σ) il faut trouver une méthode simple qui permet de mesurer le taux d'émission en en fonction

de la température. A partir de plusieurs couples (en, T) on peut tracer un diagramme

d'Arrhenius T2/en = f(1000/T) (eq. II.7) La pente de la droite nous permet d'extraire ET et

l'intersection à l'origine nous donne σ.

L'énergie d'activation ET déterminée par la méthode mentionnée ci-dessus suppose

qu'il n'y a pas d’effets d'émission assistés par le champ électrique. En pratique les mesures

sont effectuées sur des diodes Schottky ou sur des jonctions p-n et les tensions appliquées

peuvent perturber les émissions thermiques. Cet effet, connu sous le nom de "effet Poole-

Frenkel" diminue l'énergie d'activation, et les vitesses d'émission en augmentent

[Bhattacharya’88].

ww

CC

wSC ∆−=∆⇒= ε


70

II.4.1 Technique DLTS boxcar

L'astuce principale de la technique DLTS boxcar consiste dans la possibilité de fixer

une fenêtre d'observation pour la vitesse d'émission, de telle manière que les appareils de

mesure répondent uniquement aux transitoires ayant une constante de temps comprise dans

cette fenêtre [Lang’74 b]. Comme la vitesse d'émission d'un piège varie avec la température,

l'appareil va montrer une réponse maximum à la température où en est égal à la valeur fixée

par l'appareil.

Si plusieurs défauts sont présents, le transitoire est une somme d’exponentielles,

chacune d'entre elles avec sa constante de temps (1/en). La forte variation en température de en

(Eq. II.12) permet une séparation des exponentielles pendant un balayage en température. Le

spectre résultant est une série de pics, un pour chaque piège qui contribue au transitoire, avec

les amplitudes proportionnelles aux concentrations respectives des pièges.

Le principe de fonctionnement d'un double boxcar est présenté dans la Figure II.5. Il consiste

dans la mesure de la capacité à deux instants t1 et t2 après le pulse de remplissage. Après

chaque mesure on modifie la température. A la fin, on peut tracer le signal DLTS normalisé

S(T) = C(t2) - C(t1). Cette fonction passe par un maximum à une température Tm. Le taux

d'émission correspondant à Tm est [Lang’74 b]:

12

1

2ln)(

tttt

Te mn −= )21..( IIEq

La réponse maximale ne dépend que du rapport 1

2t

t=β et l’amplitude du pic vaut

Figure II.5 : Evolution du transitoire de capacité et du signal DLTSnormalisé S avec la température

t

T0

T1

T2

T3

T4 C

t1 t2 T

S

T0

T1

T2 T3

T4

Tm


71

0max .ln1

exp1 CC ∆⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛−

−−=∆ ββ

ββ

β ( )22..IIEq

où 0C∆ est l’amplitude du transitoire de capacité.

Plusieurs balayages lents en température faits avec différentes valeurs pour t1 et t2 permettent

d'obtenir d'autres points [en (Tmi), Tmi]. En général, le rapport t2/t1 est gardé constant.

Nous avons vu jusqu'à maintenant une méthode de caractérisation des pièges dans un

matériau en utilisant comme dispositif une diode. Mais, les défauts profonds peuvent modifier

beaucoup les caractéristiques électriques des autres dispositifs, comme le transistor. Il est

donc nécessaire d'adapter cette méthode aux études des transistors.

Dans le cas des transistors MESFETs la surface de la grille est en général très petite

(quelques µm dans notre cas) et la capacité associée très faible (de l'ordre de 1 à 3 pF). Il est

alors difficile de mesurer les variations de capacité avec une grande précision en utilisant un

dispositif expérimental usuel (il faudrait un capacimètre avec une précision d'au moins

0.01fF). Dans ce cas, la mesure des transitoires de courant semble une bonne solution

(CDLTS "Conductance Deep Level Transient Spectroscopy"). Par la nature unipolaire de ce

type des dispositifs, il est évident qu'il est possible de détecter uniquement des pièges pour les

porteurs majoritaires. Cette analyse n'est pas restreinte aux pièges localisés dans la couche

barrière. Elle est aussi valable pour des pièges qui se trouvent dans la couche tampon.

II.4.2 Banc de mesure DLTS.

Le schéma bloc du dispositif expérimental existant au Laboratoire de Physique de la

Matière (LPM) est présenté dans la Figure II.6. L'appareillage principal utilisé pour le

traitement des transitoires a été acheté à la compagnie SULA Technologies. Cet appareillage

est composé d'un générateur de pulses, une source de tension, un préamplificateur, un

capacimètre, un convertisseur de courant et 2 à 5 boxcar. Les pulses d’excitations appliquées

sur la grille, ont une durée tp variable entre 10 µs et 100 ms et une période de répétition Tp

comprise entre 2ms et 10s. La tension inverse Vr, ainsi que la valeur du pulse Vp sont

réglables à l'aide des potentiomètres multi - tours. Dans le cas des mesures de transitoire de

capacité, un signal sinusoïdal d'une période de 1MHz et d'une amplitude de 20 mV est

superposé sur les pulses et la source est branchée à l'entrée du capacimètre. Le choix des taux

d'émission se fait parmi 12 valeurs (entre 2.3 et 11627 s-1). La sortie des boxcar est lue avec

un scanner Keithley 196. Le cryostat est commandé par un régulateur de température du type

TBT BT 200. Ces deux derniers appareils sont commandés par un PC à l'aide d'un logiciel


72

écrit en Lab View ™. L'oscilloscope permet de visualiser le signal d'excitation ainsi que le

transitoire de capacité ou de courant. Cela permet de faire un choix optimum du gain du

préamplificateur pour éviter sa saturation (entre 1 et 1000).

II.5 Méthode d’analyse des Transitoire de courant drain-

source (CDLTS)

Pour les transistors où la longueur de canal est faible (de l’ordre du micron ou

inférieure), la capacité de la grille Cg (proportionnelle à la surface) sera elle aussi faible

(typiquement inférieure au pF). Si l’émission et la capture des électrons induisent une

variation de capacité de l’ordre de 10-3 Cg (capacité de grille) [Howkins’86] cette variation

ne peut pas être détectée par la méthode DLTS capacitive. De plus les améliorations

technologiques apportées sur le HEMT telles que la réalisation de couche « tampon » ou de

couches contraintes conduit à un dispositif dont la structure peuvent être complexe. Les

nombreuses techniques de caractérisation permettent de détecter les pièges dans un tel

dispositif mais il est très difficile cependant, de les localiser dans le volume. La localisation

physique des niveaux profonds permet d’une part de comprendre leur influence sur le

fonctionnement du HEMT, et d’autre part, de trouver des solutions technologiques pour

minimiser leurs effets. Une nouvelle technique a été mise au point pour la caractérisation des

pièges au niveau des MESFETs et des HEMTs : Conductance Deep Level Transient

Figure II.6 : Schéma bloc du système de mesure DLTS

HFET

Cryostat SMC

Régulation de température TBT 200

Ordinateur

Convertisseur I/V Sula Tech

Module de traitement et générateur des

pulses Sula Tech

Keithley 199

Source Vds

Vr Vp


73

Spectroscopy (CDLTS), son atout majeur est la possibilité de localisation des pièges dans le

transistor.

II.5.1 Principe de la méthode

Comme le courant dans un MESFET est une grandeur liée à la population d'électrons

libres dans le canal, si des niveaux profonds captent ou émettent des électrons, une variation

transitoire du courant sera observée. Ces transitoires apparaissent après une impulsion sur la

grille ou sur le drain du transistor.

II.5.1.1 Mesures en commutation de grille

La démarche expérimentale consiste à appliquer sur la grille une impulsion ∆V

pendant un temps suffisamment long par rapport aux constantes de temps caractéristiques des

pièges, de manière à les remplir. Un transitoire de courant drain-source d'émission ou de

capture est observé; il résulte de la modulation de la densité d'occupation des pièges dans la

zone de charge d'espace associée à la grille (figure II.7). Quand on applique une polarisation

de la grille égale à 0V, l'extension de la zone de charge d'espace diminue. Si l'on est en

présence de pièges à électrons, les électrons assurent le remplissage des pièges qui sont situés

en dessous du niveau de Fermi. La tension RV appliquée à la grille est généralement choisie

proche de la tension de seuil TV afin d'observer de manière significative les variations de

courant dues à l'effet des pièges. Remarquons qu'en plus des pièges activés dans la zone de

charge d'espace associée à la grille, les états de surface lents induits par les «process»

technologiques associés au traitement de la surface (réalisation des contacts métal-

semiconducteur, passivation) et des états d'interface, peuvent aussi être détectés par les

mesures de transitoire de courant drain-source en commutation de grille.

Figure II.7: Principe électrique de la mesure de transitoire de courant drain-sourceen commutation de grille.

R

ID

t t=0

∆V

Vg=0V

Vr

DS

G


74

I.5.1.2 Mesure en commutation de drain

Le principe électrique de la mesure des transitoires de courant drain-source en

commutation de drain est donné dans la figure II.8.

L'impulsion 1D2D VVV −=∆ est appliquée sur le drain, tandis que la grille est polarisée à 0V

de façon à réduire l'extension de la zone de charge d'espace. La variation transitoire de

courant observée résulte de la modulation de la population d’électrons libres induite par la

variation de la densité d’occupation des pièges. Les pièges activés se trouvent

préférentiellement dans la couche tampon, dans le substrat et aux interfaces associées.

Nous avons développé un dispositif expérimental de CDLTS ou LPSCE (Laboratoire de

Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques), que nous allons décrire

dans le paragraphe suivant.

II.5.2 Dispositif expérimental et information du banc de mesure

II.5.2.1 Banc de mesure

Le dispositif expérimental de la CDLTS que nous avons monté au Laboratoire de

Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques de la Faculté des Science de

Monastir est donné sur la figure II.9 (schéma synoptique). Il est constitué essentiellement :

Figure II.8: Principe électrique de la mesure de transitoires

de courant drain-source en commutation de drain.

R

ID

t

VGs≈0V

VD2

VD1 t=0

∆V

SDG


75

- d’un système cryogénique et de régulation

- d’un générateur d'impulsions électrique

- d’un générateur de tension

- d’un voltmètre numérique rapide

- d’un ordinateur d'acquisition et de traitement de données.

II.5.2.2 La Cryogénie

Le MESFET à étudier est placé dans un cryostat à azote liquide modèle TRG de TBT

(Groupe Air Liquide). Ce cryostat et équipé d’une résistance de chauffage de 25 ohms. Il

permet de réguler la température de l'échantillon dans le domaine 77K à 600K. La mesure et

la régulation de la température sont assurées par un régulateur NEOCERA, LTC11 à sonde de

platine.

II.5.2.3 Excitation électrique

L'excitation électrique est réalisée à l'aide d'un générateur PHILLIPS, PM 5771, qui fournit

deux types de signaux électriques superposés :

- Une tension continue de polarisation

- Des impulsions électriques d'amplitude maximale 10V à une fréquence de

répétition de 1Hz à 100MHz et de durée tp variant de 10ns à 1125ms.

II.5.2.4 Voltmètre numérique rapide

Les transitoires de courant sont enregistrés à l'aide d'un multimètre numérique rapide HP 34

401A équipé d'une carte d'interface IEEE. Les mesures sont faites en synchronisation avec le

générateur de pulse. Le temps entre deux mesures successives peut atteindre 1.8ms.

II.5.2.5 Informatisation du banc de mesure

Un système d'acquisition et de traitement des données a été mis au point dans notre

laboratoire afin d'améliorer la qualité des spectres CDLTS et de tirer le maximum

d'information à partir des traitements des données [Dermoul’03]. Ce système est basé sur

l'utilisation d'un micro-ordinateur équipé d'une carte IEEE.


76

Les transitoires enregistrés à l'aide du multimètre sont lus par le micro-ordinateur et

analysés en utilisant un programme écrit en turbo-Pascal qui permet le traçage des spectres

CDLTS, ainsi que la détermination rapide des énergies d'activation et des sections efficaces

de capture des pièges.

Cryostat TRG

Régulateur de température

Ordinateur d'acquisition

Générateur de tension Voltmètre numérique rapide

Générateur d'impulsion

Oscilloscope

(Transistor)

Figure II.9: Schéma synoptique de l’expérience de CDLTS


77

II.5.3 Circuit électrique

Le circuit électrique comporte :

- Une résistance d'adaptation en entrée RG=50Ω placée entre grille et source

- Le transistor sous test

- Une résistance au drain RD=10Ω.

- Une capacité de découplage de l'alimentation C=0.1µF.

Le schéma du circuit électrique est représenté sur la figure II.10.

II.5.4 Circuit imprimé

La mesure s'effectue avec un circuit électrique placé à l'intérieur du cryostat,

l'utilisation d’un circuit imprimé est alors indispensable. Ce circuit se loge dans la partie

basse du cryostat (au niveau de la platine) pour cela il a fallu relier électriquement cette partie

aux appareils de mesure se trouvant à l'extérieur du cryostat. Cette liaison électrique est faite

par l'intermédiaire d'un connecteur prévu à cet effet.

II.5.5 Analyse du transitoire de courant

La CDLTS consiste à fixer expérimentalement une fenêtre d'émission et à faire varier la

température de la structure. Pour une température donnée T, et un taux d'émission (ou bien la

Vgs

VDS

RD=10Ω

D

S

G

Figure II.10: Schéma du circuit électrique


78

constante du temps du transitoire ι =en-1) un signal S non nulle (

IdssIdstIdsTS )()()( 12 −

= ) est

égal au taux fixé et apparaît. En faisant varier la fenêtre d'émission on obtient en en fonction

de la température T, afin de déterminer la signature du piège.

II.6 Conclusion

L'avantage des techniques de caractérisation des défauts profonds que nous avons

présentées dans ce chapitre consiste dans le fait qu'elles sont applicables directement sur le

dispositif final. On peut donc tenir compte de l'influence de toutes les étapes technologiques

nécessaires dans la réalisation d'un circuit (gravures humides ou sous plasma, traitements

thermiques, etc.). Il est aussi vrai qu’à cause de la structure complexe du dispositif (couche de

divers matériaux, élaborés à des températures différentes) il est parfois difficile d’attribuer les

pièges détectés à une couche ou à une autre. Pour la localisation spatiale, les techniques

DLTS/CDLTS sont bien adaptées parce qu’en modifiant les valeurs de la tension de repos et

Vr et de pulse Vp on peut facilement déterminer l'emplacement des défauts

En conclusion, les deux techniques de mesure que nous avons utilisées sont bien

adaptées à la caractérisation des défauts profonds dans les MESFET et les HEMTs et peuvent

être utilisées de façons complémentaires.


79

REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES DU CHAPITRE II

[Bhattacharya’88] Bhattacharya, P.K., Dhar, S.

Deep levels in III-V compound semiconductors,

Semiconductors and semimetals. Edited by R.K. Willardson and A.C Beer. New-York:

Academic Press, 1988. Vol. 26, p.144-229.

[Bremond’81] Bremond, G.

Contribution à l’étude des niveaux profonds dans le phosphure d’indium par spectroscopies

thermique et optique.

Thèse, Institut National des sciences appliquées de Lyon, Novembre 1981, IDI 3.8127

[Dermoul’03] Dermoul, I.

Etude des défauts électriquement actifs dans les transistors a effet de champ (MESFET et

HEMT)

Thèse de doctorat à l’Université de Tunis 2003.

[Hawkins’86] Hawkins, I.D., Peaker, A.R.

Capacitance and conductance deep level transient spectroscopy in field effect transistor

Appl. Phys. Lett., 1986, Vol. 48, N° 3, p. 227-229.

[Lang’74 a]Lang, D.V.

Fast capacitance transient apparatus: Application to ZnO and O centers in GaP p-n junctions,

J. Appl. Phys., 1974, Vol. 45, N° 7, p. 3014-3022.

[Lang’74 b]Lang, D.V.

Deep-level transient spectroscopy: A new method to characterize traps in semiconductors

J. Appl. Phys., 1974, Vol. 45, N° 7, p. 3023-3032.

[Le Bloa’81] Le Bloa, A., Favennec, P.N., Colin, Y.

DLTS method using a single temperature scanning

Phys. Status Solidi, A, 1981, Vol.64, N° 1, p. 85-93.

[Miller’75] Miller, G.L., Ramirez, J.V., Robinson, D.A.

A correlation method for semiconductor transient measurements

J. Appl. Phys., 1975, Vol. 46, N° 6, p. 2638-2644.

[Neumark’83] Neumark, G.F., Kosai, K.

Deep levels in wide band-gap III-V semiconductors,

Semiconductors and semimetals, Edited by R.K. Willardson and A.C Beer, Academic Press,

vol. 19,1983, p. 1-65.


80

[Sze’81] Sze, S.M.

Physics of semiconductor devices,

2nd Ed., New-York: John Wiley & Sons, 1981, 868p.

Chapitre III Etude des Défauts profonds dans les MESFETs 4H-SiC

81

Chapitre III : RESULTATS EXPERIMENTAUX


82

PARTIE A : ETUDE DES DEFAUTS PROFONDS

DANS LES MESFETs 4H-SiC

III.1 Introduction

Tous les composants à base de carbure de silicium (SiC) ont des propriétés communes

qui les rend extrêmement intéressants du point de vue de l’électronique de puissance : c’est

leur capacité à pouvoir opérer à haute température et sous forte tension inverse. Il existe

également d’autres types d’applications pour SiC, plus directement liées à la technologie

hyperfréquence utilisée dans la téléphonie mobile, les satellites, les radars…et qui nécessitent

des composants spécifiques comme le MESFET 4H-SiC de puissance par exemple.

Néanmoins, des défauts étendus et ponctuels sont présents dans le matériau avec des densités

souvent importantes. Ils ont des effets néfastes sur les caractéristiques de sorties des

dispositifs et sur leurs fiabilités.

Ce chapitre est consacré à l’analyse des différents effets parasites sur les

caractéristiques de sortie des transistors MESFETs à substrats 4H-SiC. Nous étudierons les

caractéristiques statiques de sortie des transistors et nous analyserons les différentes

anomalies observées telles qu’un effet d’hystérésis en fonction du sens de balayage de la

tension de grille, un fort courant de fuite et un effet de kink.

Afin de déterminer l’origine physique des parasites observés, deux techniques seront

mises en œuvre: la DLTS (Deep Level Transient Spectroscopy) qui permet d’analyser les

défauts au niveau de la grille du MESFET et la CDLTS (Conductance Deep Level Transient

Spectroscopy) qui permet d’explorer toute la zone du dispositif, et qui est en plus applicable

même dans le cas des structures de petites tailles.


83

III.1.1 Description des échantillons MESFETs 4H-SiC

Trois lots d’échantillons ont été étudiés dans le cadre de cette thèse. Ils proviennent du

Laboratoire Central de Recherche Thomson (LCR) maintenant Thalès. Ils sont réalisés sur des

substrats 4H-SiC semi-isolant et diffèrent essentiellement par la nature de la couche tampon

épitaxiée entre le substrat et le canal. Les caractéristiques sont reportées dans le tableau ci-

dessous III-1

Tableau III.1 : Paramètres de la couche buffer et du canal des transistors étudiés.

Les substrats 4H-SiC pour ces échantillons sont semi-isolants et élaborés à « CREE » par la

technique PVT (Physical Vapour Transport). La structure des transistors est donnée sur la

figure III.1. L’empilement est constitué de trois couche : une couche tampon de type P, une

couche active de type N et d’épaisseur qui varie de 0.3 à 0.4µm avec Nd=1 à 2 1017 cm-3, la

couche de contact est d’épaisseur 0.2µm avec Nd=1019cm-3. La surface est passivée par une

couche d’oxyde SiO2. Pour chaque type de buffer on dispose de plusieurs puces montées en

boîtier. La longueur de grilles de ces transistors varie de 1µm à 32µm.

Propriétés S286 S 291 S292

Canal [Nd(cm-3)] 1.2×1017 1.8× 1017 1.8 ×1017

Buffer [Na(cm3);e (µm)] 1016 ; 0.3 5 ×1015 ; 0. 3 buffer optimisé

(Jonction pn)

Source Drain

GateN + N+

N Active layer

Buffer layer

SI Substrate

SiO 2 SiO2

Source Drain

GateN + N+

N Active layer

Buffer layer

SI Substrate

SiO 2 SiO2

Figure III.1 : Coupe transversale d’un transistor MESFETs 4H-SiC


84

III.2 Caractérisations statiques courant-tension

III.2.1 Caractéristiques de transfert.

La mesure systématique des courbes Ids-Vgs à différentes températures nous a permis

de suivre l’évolution de la tension de seuil des transistors. Un exemple est présenté sur les

figures III.2, III.3 et III.4.

-10 -8 -6 -4 -2 0

0,0

1,0x10-2

2,0x10-2

3,0x10-2

4,0x10-2

Vds=10VT=300K

Ids(

A)

Vgs(V)

VT= -6.05V

Figure III.3 : Caractéristique statique Ids-Vgs à T=300K Lg=16µm

-10 -8 -6 -4 -2 0-5,0x10-3

0,0

5,0x10-3

1,0x10-2

1,5x10-2

2,0x10-2

2,5x10-2

3,0x10-2

3,5x10-2

Vds=10VT=80K

Ids(

A)

Vgs(V)

VT=-5.65V

Figure III.2 : Caractéristique statique Ids-Vgs à T=80K. Lg = 16µm.


85

Ces caractéristiques montrent un décalage de la tension de seuil ∆V=0.59V entre 80K

et 400K. Ce décalage de la tension de seuil peut être expliqué par l’activation de centres

profonds localisés aux interfaces dans les structures. En effet si les centres profonds sont

distribués de façon homogène dans le volume du canal, leur état de charge n’influe pas sur la

densité de charge globale. Que les centres profonds (de même que les dopants légers) (l’azote

ici) soient vides on pleins (neutres ou ionisés), la tension de seuil est inchangée. Par contre, si

ces pièges sont localisés au voisinage d’une interface, ils vont selon leur état de charge créer

une déplétion parasite dans le canal. Prenons par exemple le cas de pièges à électrons situés à

l’interface buffer/canal, lorsqu’ils sont pleins à basse température, ils créent une déplétion

parasite à l'arrière du canal. Dans ce cas la tension de seuil est plus petite lorsque les pièges

sont vides (déplétion parasite supprimée).

III.2.2 Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds

Les mesures des caractéristiques courant-tension à la température ambiante constituent

une première approche puisque c’est la température habituelle du fonctionnement du

dispositif. Les mesures à température variable permettent une étude plus approfondie des

propriétés physiques des MESFETs 4H-SiC. C’est dans cette partie que nous essayerons de

déterminer la nature et l’origine des courants observés.

-10 -8 -6 -4 -2 0

0,0

5,0x10-3

1,0x10-2

1,5x10-2

2,0x10-2

2,5x10-2

3,0x10-2

T=400KVds=10V

Ids(

A)

Vgs(V)

VT=-6.24V

Figure III.4 : Caractéristique statique Ids-Vgs à T=400K. Lg=16µm


86

Nous illustrons ci-dessous les résultats obtenus à température ambiante pour deux

transistors de la série 286 et deux transistors de la série 291 (figures III.5, III.6, et III.7). Les

caractéristiques, pour le transistor 286, sont quasiment idéales tandis que pour la série 291,

nous observons des caractéristiques nettement plus perturbées.

Premièrement un fort courant de fuite est apparent puisqu’il est impossible de pincer

les transistors même à forte tension de grille (VG=-10V). D’autre part nous observons un saut

dans la valeur du courant de saturation aux alentours de Vds=30V. Nous allons discuter dans

la suite de cet effet connu sous le nom d’effet kink (effet de coude en français). Dans ce

chapitre nous utiliserons le mot anglais “kink“ au lieu du français “coude“ car c’est un mot

d'usage courant dans la physique des dispositifs électroniques.

0 5 10 15 200,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

Ids(

A)

Vds(V)

0V -1V -2.5V -3V -4.5V -5V

S286 Lg=2µmVgs

T=300K

Figure III.5 : Caractéristiques Ids-Vds à 300K pour un MESFET SiC 286 de longueur de grille 2 µm.


87

0 5 10 15 20 25 30 350,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

3,0x10-1

3,5x10-1

T=300K

Ids(

A)

Vds(V)

Vgs 0V -3V-6V-8V-10V

S291Lg=8µm

Figure III.7 : Caractéristique Ids-Vds à 300K pour un transistor SiC 291 de

longueur de grille 8 µm.

0 10 20 30 400,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

Id

s(A

)

Vds(V)

Vgs 0V -2V -4V -6V -8V -10V

T=300KS291Lg=2µm

Figure III.6 : Figure III.6 : Caractéristique Ids-Vds à 300Kpour un MESFET SiC S 291 de longueur de grille 2 µm.


88

III.2.2.1 Présentation de l’effet de kink.

Cet effet se manifeste par l’augmentation rapide du courant de drain, dans la région de

saturation pour une certaine tension de drain que l'on appelle VKink ce qui conduit à une

augmentation de la conductance drain-source (gds) et un faible gain en tension. Cet effet

parasite est gênant aussi bien dans les applications analogiques que numériques; il est donc

important de le comprendre pour pouvoir ensuite le réduire, afin de concevoir des dispositifs

avec de bonnes performances.

Plusieurs équipes de recherches ont analysé l’effet de kink dans différents types de

transistors à effet de champ comme le MOSFETs Si, le MESFETs GaAs, le HEMT

AlGaAs/InGaAs ainsi que le HEMT AlInAs/InGaAs, et le HFET AlInAs/InP. Les hypothèses

avancées sur l’origine de cet effet pour différents transistors restent incertaines

[Georgescu’97]. Les résultats expérimentaux ont confirmé que l’effet kink est un phénomène

complexe : à température ambiante, il diminue à basse fréquence (10-100 Hz) et il est absent

pour les hautes fréquences [Georgescu’97; Palmateer’89]. Les diverses étapes technologiques

ont des influences importantes sur les caractéristiques des transistors et en particulier sur

l’effet de kink.

Une origine possible de cet effet a été proposée par Georgescu et al [Georgescu’97] à

partir d’un mécanisme reposant sur la présence de centres profonds. Ceux-ci sont susceptibles

de piéger puis de dépièger les porteurs sous l’effet d’un champ électrique régnant dans la zone

Drain/Grille. Cette hypothèse a été également évoquée auparavant par Kruppa et al

[Kruppa’95]. Une autre hypothèse proposée est l’effet de l’ionisation par impact

[Sommerville’96]. Ce comportement d’avalanche apparaît pour les valeurs de Vgs supérieures

au pincement lorsque le transistor subit une ionisation par impact due à un fort champ de

drain. Cette ionisation par impact implique une génération de paires électron/trou. Les

électrons sont accélérés par le champ électrique et provoquent une augmentation du courant

de sortie drain-source tandis que les trous s’échappent à travers la grille entraînant ainsi

l’apparition d’un courant négatif de grille. Enfin, une autre hypothèse proposée par Zimmer et

al [Zimmer’92] rassemble les deux hypothèses précédentes. C'est-à-dire que cet effet de kink

est provoqué à la fois par les défauts profonds et par l’ionisation par impact. En d’autres

termes une partie des trous générés par le phénomène d’ionisation par impact est capturée par

les défauts profonds ce qui influe directement sur le courant Ids. Pour les transistors de la

série 291 avec une longueur de grille 2µm et 8µm l’effet de kink apparait uniquement à la

température ambiante (figure III.6,7) et il disparaît à haute et à basse température (Figures

III.8, III.9, III.10 et III.11).


89

0 10 20 30 400,0

2,0x10-2

4,0x10-2

6,0x10-2

8,0x10-2

1,0x10-1

1,2x10-1

1,4x10-1

1,6x10-1

Ids(

A)

Vds(V)

Vgs 0V -2V -4V -6V -8V -10V

T=475K S291,Lg=2µm

Figure III.9 : Caractéristique Ids-Vds à 475K pour un transistor SiC 291 de longueur de grille 2 µm.

0 10 20 30 400,0

2,0x10-2

4,0x10-2

6,0x10-2

8,0x10-2

1,0x10-1

1,2x10-1

Vgs 0V -2V -4V -6V -8V -10V

Id

s(A

)

Vds(V)

T=80K S291,Lg=2µm

Figure III.8 : Caractéristique Ids-Vds à 80K pour un transistor SiC 291 de longueur de grille 2 µm.


90

0 5 10 15 20 25 30 35 400,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

Vgs 0V -3V -6V -8V -10V

T=465KS291 Lg=8µm

I ds(A

)

Vds(V)Figure III.11 : Caractéristique Ids-Vds à 465K pour un transistor

SiC 291 de longueur de grille 8 µm.

0 5 10 15 20 25 30 350,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

Vgs 0V -3V -6V -8V-10V

T=80KS291 Lg=8µm

I ds(A

)

Vds(V)Figure III.10 : Caractéristique Ids-Vds à 80K pour un transistor SiC 291

de longueur de grille 8 µm.


91

Figure III.12: Caractéristiques statiques Ids-Vds a T=300K S291 Lg=8µm, montrant l’effet d’hystérésis.

0 5 10 15 20 25 30 350,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

3,0x10-1

3,5x10-1

T=300K,S291Lg=8µm

Ids(

A)

Vds(V)

Vgs Vgs0V 0V-3V -3V-6V -6V-8V -8V-10V -10V

Cette dépendance avec la température peut s’expliquer par l’état de charge des défauts

profonds. A haute température, sous l’effet d’ionisation par l’énergie thermique les pièges

sont constamment vides quelle que soit la tension Vds. A basse température, au contraire ils

seront figés dans l’état occupé. Ce n’est que dans une certaine gamme de température, lorsque

le niveau de Fermi croise le niveau piège que les échanges de porteurs avec les bandes seront

possibles. C’est donc dans cette gamme de température que l’effet kink apparaitra. Cette

hypothèse de présence de défauts profonds dans les transistors étudiés sera développée dans le

paragraphe où l’on étudie en détaille les pièges avec les techniques DLTS capacitive et

CDLTS.

III.2.2.2 Présentation de l’effet d’hystérésis.

Le deuxième effet parasite que nous avons observé sur les réseaux de caractéristiques

statiques Ids-Vds est un effet que nous appellerons par la suite hystérésis. Il consiste en une

baisse du courant de drain lorsque les caractéristiques sont enregistrées en ramenant la tension

de grille à 0V après l’avoir abaissée au voisinage de la tension de pincement. Ce phénomène

s’observe parfaitement à la température ambiante pour le transistor S291 d’une longueur de

grille 8µm uniquement pour Vgs = 0 (figure III.12). Lorsque la température augmente, l'effet

s'estompe puis finit par disparaître comme nous pouvons l'observer sur la figure III.13 pour

laquelle les caractéristiques ont été enregistrées à 465 K.


92

Cet effet a pu être également observé pour les autres transistors étudiés (286 et 292)

comme nous pouvons l'observer sur les figures III-14 et III 15.

0 5 10 15 20 250,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

VGS=-5VVGS=-4.5V

VGS=-3VVGS=-2.5V

VGS=-1VVGS=-1V

VGS=0VVGS=0V

Ids(

A)

Vds(V)

T=300K,S286Lg=2µm

Figure III.14:Caractéristiques Ids-Vds a T=300K, pour le MESFET 4H-SiC S286.

0 5 10 15 20 25 30 35 400,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

Vgs Vgs0V 0V-3V -3V-6V -6V-8V -8V-10V -10V

T=465K, S291Lg=8µm

Ids(

A)

Vds(V)Figure III.13:Caractéristique Ids-Vds a T=465K, pour le MESFET S291,

Lg=8µm, montrant la quasi disparition de l'hystérésis.


93

Dans le cas de l'échantillon 286 l'effet est nettement visible à Vgs = 0V puis s'estompe

pour des tensions de grille plus fortes. Dans le cas de l'échantillon 292, une légère diminution

de Ids s'observe à Vgs = -2V et Vgs = -4V. Dans le cas particulier de cet échantillon, l'effte

d'hystérésis est en fait beaucoup plus remarquable à basse température comme nous pouvons

le constater sur la figure III.16. Nous reviendrons sur le cas de la série de transistors S292 dans

Figure III.16 : Caractéristiques statiques à T=85K pour le MESFET 292.

0 5 10 15 20 25 30 350,0

1,0x10-1

2,0x10-1

3,0x10-1

4,0x10-1

Vgs Vgs 0V 0V -2V -2V -4V -4V -6V -6V -8V -8V -10V -10V

T=85KS292,Lg=1µm

Ids(

A)

Vds(V)

0 5 10 15 20 25 30 350,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

3,0x10-1

3,5x10-1

4,0x10-1


T=300KS292,Lg=1µm

Ids(

A)

Vds(V)Figure III.15 : Caractéristique Statique à T=300K pour le MESFET S292


94

la partie B de ce chapitre. Notons simplement, que pour ces transistors, l'effet d'hystérésis

apparaît systématiquement pour des faibles valeurs de la tension de grille alors que pour les

transistors 286 et 291 la situation n'est pas aussi tranchée. En effet, l'hystérésis apparaît dans

certains cas, pour de fortes valeurs de Vgs (figure III-17) ou bien encore pour des tensions

Vgs aussi bien élevées que faibles (Figure III-19).

0 5 10 15 20 25 30 35

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06

0.07T = 300 K, S291Lg = 2 µm

Vds(V)

-1V -3V -5V -7V -9V

I ds(A

)

0 5 10 15 20 25 30 35

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06

0.07

-1V -3V -5V -7V -9V

Figure III-17 : Caractéristiques statiques à T = 300 K pour un MESFET 291 Lg = 2 µm. Un effet d'hystérésis d'autant plus marqué que Vg est forte est observable.

0 5 10 15 20 25 30 35

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06

0.07T = 300 K, S291Lg = 2 µm

Vds(V)

-1V -3V -5V -7V -9V

I ds(A

)

0 5 10 15 20 25 30 35

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06

0.07

-1V -3V -5V -7V -9V

Figure III-17 : Caractéristiques statiques à T = 300 K pour un MESFET 291 Lg = 2 µm. Un effet d'hystérésis d'autant plus marqué que Vg est forte est observable.

Figure III-18 : Caractéristiques statiques à T = 500 K pour un MESFET 291 Lg = 2 µm. L’hystérésis a pratiquement disparu.

0 5 10 15 20 25 30 35

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06T = 500 K, S291Lg= 2 µm

-0.5V -2.5V -5.5V -7.5V -9.5V

Vds(Volts)

0 5 10 15 20 25 30 35

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06 -0.5V -2.5V -5.5V -7.5V -9.5V

I ds(A

)

Figure III-18 : Caractéristiques statiques à T = 500 K pour un MESFET 291 Lg = 2 µm. L’hystérésis a pratiquement disparu.

0 5 10 15 20 25 30 35

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06T = 500 K, S291Lg= 2 µm

-0.5V -2.5V -5.5V -7.5V -9.5V

Vds(Volts)

0 5 10 15 20 25 30 35

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06 -0.5V -2.5V -5.5V -7.5V -9.5V

I ds(A

)


95

Notons également, que dans le cas d'un hystérésis à fort Vgs comme à faible Vgs,

l'effet disparaît à haute température (figure III-18).

Nous pouvons à ce stade émettre l’hypothèse de la présence de centres profonds situés

aux interfaces canal/couche de passivation ou canal/buffer ou buffer/substrat SI. En effet des

défauts électriquement actifs situés à ces interfaces sont susceptibles de charger et décharger

des porteurs. Ces défauts d’interface forment une grille « parasite » dont la distribution de

charge est inhomogène [Konstantinov’00]. Dans le cas des défauts situés à l’interface

canal/couche de passivation le phénomène est observé pour les faibles valeurs de Vgs. C’est

le cas de l’échantillon S292 pour lequel l’optimisation du buffer empêche la modification de

l’état de charge de pièges situés au niveau du substrat. Pour les autres échantillons, la grille

parasite peut se trouver aussi bien en surface du canal qu’aux interfaces associées. Les effets

de ces deux grilles parasites peuvent se conjuguer comme dans le cas de la figure III-19, où de

façon distincts comme dans le cas des figures III-12 et III-17 où respectivement les effets de

surface (figure III-12) et d'interface avec le substrat l'emportent (figure III-17). La disparition

de l'effet lorsque la température augmente peut être expliqué par le vidage thermique des

défauts profonds ce qui rend alors la grille parasite inactive.

T=300K, S291 Lg=16µm

Figure III.19:Caractéristique statiques Ids-Vds a T=300K, S291, Lg=16µm,


96

III.2.3 Conclusion sur les mesures de caractéristiques de sorties

Les effets parasites que nous avons observés sur les caractéristiques statiques de sortie

(chute de tension de seuil, effet de Kink et effet d’hystérésis) peuvent avoir une même

origine : les effets de chargement et déchargement des centres profonds. Ces anomalies

varient en fonction des tensions de grille et de drain (du champ dans la structure) appliquées

et en fonction de la température. Nous allons donc étudier dans la suite les défauts profonds

relatifs au matériau en modulant le champ électrique dans la structure et en faisant varier la

température. Nous utiliserons donc les techniques DLTS et CDLTS.

III.3 Caractérisation des pièges dans le transistor MESFETs

4H-SiC.

La localisation des niveaux profonds permet de comprendre leur influence sur le

fonctionnement du MESFET SiC et d’autre part de trouver des solutions technologiques pour

minimiser leurs effets. Les nombreuses techniques de caractérisations des niveaux profonds

permettent de détecter les pièges dans un tel dispositif mais il est très difficile cependant de

les localiser dans le volume. Pour pouvoir localiser les pièges dans les structures étudiées des

mesures de transitoire de capacité et de courant en commutation de grille et de drain ont été

réalisés.

III.3.1 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de

capacité (DLTS).

Le principe de cette méthode repose sur l’analyse des transitoires de capacité induite

par l’émission ou la capture des pièges localisés dans la zone de charge d’espace sous la grille

du transistor MESFETs 4 H-SiC. Ceci est réalisé par un cycle de remplissages et de vidages

répétitifs des pièges à l’aide de tensions de polarisation bien choisies. Le spectre DLTS

montre un ou plusieurs pics en fonction de la température qui correspond à chaque piège

contribuant au transitoire. La température du maximum du pic correspond au taux d’émission

fixé par le temps d’échantillonnage t1 et t2 du boxcar. En général ce rapport t2/t1 est maintenu

constant. En effet, des travaux [Thurber’82] montrent que le choix de t2/t1 est très important

pour obtenir des spectres corrects. De plus, l’utilisation de valeurs inférieures à 2 pour t2/t1

n’est pas recommandée car le signal de sortie devient trop faible pour une analyse correcte.

Dans le cas idéal où le transitoire a une forme exponentielle, le signal DLTS peut être

facilement ajusté. Toutefois, dans certains cas, le transitoire de capacité n'a plus une forme

exponentielle:


97

- quand deux ou plusieurs niveaux ont des paramètres très proches (signal

multiexponentiel);

- quand la densité des niveaux profonds est comparable avec celle des dopants

[Crowell’81].

- par la modification de la densité des pièges occupés au bord de la zone de charge

d'espace et dans la zone de transition qui peut générer un transitoire nonexponentiel

[Kimerling’74].

Pour les transitoires qui n'ont pas une forme exponentielle il est possible d'obtenir les

paramètres corrects des pièges si l'on utilise des modèles prenant en compte ces effets

[Omling’83], [Shapiro’84].

Pour déterminer la signatures des pièges (énergie d’activation et section efficace de

capture) il suffit de déterminer les températures des pics pour chaque taux d’émission. Dans le

cas d’un seul pic cette procédure est évidente. Mais dans le cas où deux ou plusieurs pièges

sont présents dans un échantillon, le signal DLTS devient la somme de plusieurs pics et

l’obtention de chaque Tmax n’est pas toujours facile déterminer. Si les pièges sont bien séparés

en température, il peut être possible d’assimiler le spectre à une somme des gaussiennes, ceci

nous permettant de déterminer Tmax pour chaque piège [Saysset’96].

III.3.1.1 Mesures expérimentales

Pour cette étude, les mesures DLTS ont été réalisées dans une gamme de température

comprise entre 77 K et 600 K. Les mesures DLTS sur un transistor de la série S291 (dont la

longueur de grille 16µm; buffer dopé p) sont présentées sur la figure III.20. La capacité pour

ce transistor est de l’ordre de 1.5pf. Nous avons pu augmenter la polarisation inverse et donc,

sonder un volume plus important. Pour toutes les mesure de DLTS, la duré de l’impulsion est

fixé à 1ms, avec plusieurs taux d’émission en. Ce spectre nous montre la présence d’un seul

piège noté E1 avec une énergie d’activation de 0.32 eV et une section efficace de capture de

l’ordre de 10-17 cm-2. Même en essayant différents conditions de manipulation (Vr, Vp, et tp),

on a toujours un seul signal DLTS.


98

La saturation des spectres DLTS en fonction du temps de pulse (tp) à 10ms montre

que le défaut E1 est ponctuel, [Omling’85] (figure III.21). En effet; le caractère ponctuel ou

étendu des défauts peut être déduit de la variation de l’amplitude du pic DLTS en fonction du

temps de remplissage. Pour les défauts ponctuels distribués uniformément dans le structure,

on obtient une saturation du signal avec le temps de remplissage.

Figure III.20. Spectres DLTS enregistrés pour l’échantillon S291, Lg=16µm, avec un buffer P, tp=1ms,Vr=-4V etVp=0V,.


99

Alors que pour un défaut étendu, le modèle existant [Wosinski'89] suppose que les

taux de capture des électron/trous sont limités par une barrière de potentiel qui est fonction du

nombre d’électrons/trous déjà capturés. Dans ce cas, la concentration des pièges occupés suit

la relation [Wosinski’89, Grillot 95].

( ) ⎥⎦

⎤⎢⎣

⎡⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛+=

ττσ p

TpnpnpT

tNnVtn 1ln,, (Eq.III.1)

Avec nT(tp) la concentration des pièges occupés après un temps de remplissage tp, σn,p

la section efficace de capture pour les électrons/trous, < Vn,p> la vitesse thermique des

électrons/trous, n la concentration des électrons/trous injectés, NT la concentration moyenne

des pièges et τ le temps nécessaire pour l’apparition de cette barrière de potentiel (inférieur à

1µs) [Grillot95]. Dans ce cas, l’évolution du signal DLTS avec le temps de remplissage suit

une loi logarithmique. Par la seule mesure de DLTS, nous avons observé la signature d’un

piège à électron et déterminé que ce défaut est un défaut ponctuel. Nous n’avons toute fois pas

l’information sur sa localisation dans la structure. Pour obtenir d’autres informations, nous

allons réaliser des mesures de CDLTS en commutation de grille et de drain.

0,1 1 10 100 1000 10000 1000000,0000

0,0005

0,0010

0,0015

0,0020

0,0025

0,0030

0,0035∆C

ma

x(pF

)

tp(µs)Figure III.21: Variation de l’amplitude du signal DLTS du défaut E1 en fonction de la durée de remplissage (saturation du signal), en=116.27s-1.


100

III.3.2 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de transitoires de

courant (CDLTS).

III.3.2.1 Principe de la méthode de mesure

La spectroscopie de transitoire de courant (CDLTS) présente l’avantage de s’appliquer

directement sur le dispositif, et son application devient capitale pour la caractérisation de

composant de très faibles dimensions. Dans ce cas, nous pouvons déterminer l’influence de

toutes les étapes technologiques. Un autre avantage de la CDLTS par rapport à la DLTS

classique sur les transistors, réside dans la possibilité de détecter des pièges qui se trouvent

dans la couche tampon et à l’interface associée. Pour cela il est nécessaire d’utiliser une

tension inverse proche de la tension de seuil qui permet de moduler le niveau de Fermi dans

cette couche [Haddab’95]. Pour que la zone de charge d’espace sous la grille du MESFET

4H-SiC soit symétrique, les transistors ont toujours été polarisés dans la zone linéaire de

fonctionnement avec une tension drain-source inférieure à la tension de saturation.

Il est facile de déterminer les signatures des pièges comme nous l'avons mentionné

dans le cas de la DLTS capacité. Mais cette technique ne permet pas la détermination de leur

concentration.

III.3.2.2 Amplitude des transitoires

L’amplitude des transitoires du courant drain-source en réponse à une impulsion appliquée sur

la grille ou sur le drain d’un transistor dépend des paramètres suivants (Figure III.22) :

- la valeur maximale de la tension Vp

- la valeur minimale de la tension Vr

- l’amplitude de l’impulsion Vp-Vr

- la durée de l’impulsion ∆t

Comme la valeur maximale du signal de commande détermine la largeur de la zone de

déplétion initiale, la durée de l’impulsion et sa valeur maximale sont fixées de façon à

V

Vp

Vr t

∆t Figure III.22 : Caractéristiques de l’impulsion de commande.


101

optimiser le remplissage des pièges présents dans la structure. De plus, choisir un Vr proche

de la tension de seuil du composant permet d’obtenir une bonne efficacité de détection.

La figure III.23, montre l’évolution des transitoires du courant drain-source en fonction de la

valeur minimale de la tension. Dans ce cas, une impulsion a été appliquée sur la grille d’un

transistor avec une longueur de grille égale à 16µm de la série S291, avec une valeur

maximale Vp fixée à 0V. On constate que l’amplitude du transitoire est plus élevée quand la

tension inverse appliquée sur la grille est plus forte (en valeur absolue). En effet, l'extension

de la zone de charge d’espace associée à la grille du transistor est dans ce cas plus importante.

Par conséquent le nombre de porteurs libres émis par les pièges profonds augmente.

L’amplitude du transitoire du courant drain-source en commutation de grille est

proportionnelle au nombre de défauts présents dans la zone modulée.

III.3.2.3 Détection et identification des pièges profonds

Pour détecter, identifier et localiser les centres profonds, nous réalisons des mesures de

transitoires de courant drain-source en commutation de grille et de drain en fonction de la

température.

0 10 20 30 40 50 60 70 80

0,980

0,985

0,990

0,995

1,000

1,005

Ids/

Idss

Temps(ms)

Vr=-3V Vr=-4V Vr=-6V

T=300K

Vds=10Ven=34,62

Figure III.23 : Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de l'amplitude de l'impulsion de grille en conservant Vp=0V (MESFET SiC serie 291,

Lg=16µm et buffer P)


102

L'évolution des transitoires de courant présentés dans la figure III.24, montre qu'un seul

processus d'émission électrique gouverne les transitoires dans la gamme de température 80K à

500K. Chaque transitoire expérimental est alors traité par le programme d'échantillonnage

pour extraire les constantes de temps associées aux processus d'émission mis en jeu.

Pour déterminer les signatures des pièges, (énergie d'activation, section efficace de

capture) il faut déterminer les températures des pics pour chaque taux d'émission. Alors que

dans le cas d'un seul pic cette procédure est évidente, dans le cas où deux ou plusieurs pièges

sont présents dans un échantillon, le signal CDLTS devient la somme de plusieurs pics et

l'obtention de chaque Tmax devient plus complexe. Si les pics sont bien séparés en

température, il peut être possible d'assimiler le spectre à une somme de gaussiennes, ceci

permettant de déterminer Tmax pour chaque piège.

III.3.2.4 Résultats en commutation de grille

Les pièges activés sont localisés dans la zone de charge d'espace associée à la grille.

Cette zone désertée s'étend en profondeur dans la couche active du transistor mais aussi

latéralement dans les zones d'accès grille/source et grille/drain. Afin d’obtenir un maximum

d'information, cette étude a été effectuée en polarisant le transistor en régime de saturation et

en régime linéaire.

Nous commençons tout d’abord l’étude par des impulsions en régime linéaire avec un

Vds égale à 10V, une tension Vp=0V et des valeurs de Vr respectivement -3, -4 et -6V dans le

0 10 20 30 40 50 60 70 800,95

0 ,96

0 ,97

0 ,98

0 ,99

1 ,00

1 ,01

-6 V

0 V

te m ps (m s )

V G (V )

T=4 1 0 K

T=2 8 5 K

T=2 2 5 K

T=1 7 0 K

T=1 3 0 K

T=8 5 K

Ids/

Idss

tem p s (m s)

tp = 1 000m sV d s= 10V

Figure III.24 : Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de la température pour un transistor de longueur de grille 16µm de la série 291.


103

but de sonder le maximum de volume dans le canal. La durée de l’impulsion est fixée à

1000ms, la gamme de température varie entre 77K et 470K. Toutes les mesures sont réalisées

sur les transistors de la série S291.

50 100 150 200 250 300 350 400 450

-2,5x10-3

-2,0x10-3

-1,5x10-3

-1,0x10-3

-5,0x10-4

0,0

5,0x10-4

1,0x10-3

1,5x10-3

Vds=10VVgs=-3---0Vtp=1000msen=2.73s-1

Sign

al C

DLT

S(a.

u)

Tem pérature(K)

Figure III. 26 : Spectre CDLTS pour un transistorLg=16µm de la série S291.

50 100 150 200 250 300 350 400 450

2,5x10-3

3,0x10-3

3,5x10-3

4,0x10-3

4,5x10-3

5,0x10-3

5,5x10-3

6,0x10-3

6,5x10-3

VDS=10VVGS=-3---0Vtp=1000msen=34.62S-1

Sign

al C

DLT

S(a.

u)

Température(K)

Figure III.25 : Spectre CDLTS pour un transistor Lg=16µm de la sérié S291.


104

Les figures III.25 et III.26 représente les spectres CDLTS obtenus lors d’une

impulsion sur la gille pour un transistor avec une longueur de grille 16µm. Seul le taux

d’émission (en) a été changé entre les deux mesures. Pour en=34,62s-1 (figure III.25) le spectre

CDLTS est constitué de la superposition de signaux positifs correspondant à l’émission de

pièges à électron. Pour en=2.73s-1, nous observons un spectre très similaire jusqu'à 300K

environ, puis à plus haute température, apparait un pic négatif. Ce pic négatif devrait

logiquement correspondre à un piège de trous ce qui est surprenant dans le composant étudié

puisqu’il s’agit d’un dispositif à majoritaires (électrons). Les travaux de Ho-Young et al [Ho-

Young’03a] montrent que l’existence de pièges à trous peut être attribuée à l’effet d’états de

surface dans les transistors MESFETs SiC. Ces états de surface sont situés entre grille/source

et grille/drain. Une étude plus approfondie sur les états de surface sera présentée dans la partie

B de ce chapitre.

Sur la figure III.27, pour un taux d’émission de 23.8s-1, le pic négatif n’apparait pas. Afin de

garder la zone de charge d'espace sous la grille symétrique, les transistors sont toujours

polarisés dans la zone ohmique de fonctionnement avec une tension drain - source qui ne

dépasse pas 10 V. En modifiant les tensions de polarisations inverses entre -3Vet -6 V (proche

de la tension de seuil) et en gardant le taux d’émission en fixe, la forme du spectre reste

inchangée et on observe uniquement une faible variation des paramètres des pièges. En effet,

50 100 150 200 250 300 350 400 450

0,002

0,004

0,006

0,008

0,010

VDS=10V

Tp= 1000mSen=23.8S-1

Sign

al C

DLT

S (a

.u)

Température(K)

VGs= -3V VGS= -4V VGS= -6V

Figure III.27 : Spectre CDLTS enregistré pour un transistor MESFETs 4H-SiC avec un buffer P et Lg=16µm.


105

les tensions de polarisation Vr précisent la zone d’émission des porteurs dans la zone de

charge d’espace. Ces résultats montrent qu'il n’y a pas d’effet de champs sur en.

Malgré la complexité des spectres qui contiennent d’évidence plusieurs composantes,

nous avons essayé de les décomposer pour obtenir la signature de chaque piège. Le spectre

CDLTS figure III.28 montre la présence de six pics (B1, B2, B3, B4, B5 et B6) en fonction de

la température. Chacun de ces pics correspond à un piège qui contribue au transitoire de

courant drain-source. Les températures des maxima des différents pics sont déterminées pour

chaque taux d’émission fixé par les temps d’échantillonnage t1 et t2. Les énergies d’ionisation

apparentes (Ea) et les sections efficaces de capture (σ) des pièges sont obtenues à partir de

leurs signatures (Variations du logarithme de T2/en en fonction de 1000/T) (figure III.29 et

figure III.30). Les différentes énergies d'activation et sections efficaces de capture sont

reportées dans le tableau III.2

50 100 150 200 250 300 350 400 4503,0x10-3

4,0x10-3

5,0x10-3

6,0x10-3

7,0x10-3

8,0x10-3

Vds=10VVgs=-6..0Vtp=1s

en=29.82s-1

B6B5

B4B3

B2

B1

Sign

al C

DLT

S(a.

u)

Temperature(K)Figure III.28 : Spectre CDLTS enregistré lors d’une impulsion sur la grille.


106

8,0 8,2 8,4 8,6 8,8 9,0 9,2 9,4 9,6 9,8

4,54,64,74,84,95,05,15,25,35,45,55,65,75,85,96,0

Ln(T

2 /en)

1000/T(K-1)

B5=0.16eV B6=0.09eV

Figure III.30 : Diagramme d’Arrhénius pour le MESFETS 4H-SiC lors d’une impulsion sur la grille pour les défauts notés B5, et B6.

2,4 2,6 2,8 3,0 3,2 3,4 3,6 3,8 4,0 4,26,5

7,0

7,5

8,0

8,5

9,0

Ln

(T2 /e

n)

1000/T(K-1)

B1=1.01eV

B2=0.82eV B4=0.61eV

B3=0.32eV

Figure III.29 : Diagramme d’Arrhénius pour le MESFETS 4H-SiC lors d’une impulsion sur la grille pour les défauts notés B1, B2, B3 et B4.


107

L'identification de ces défauts est un problème délicat et nous allons seulement donner

quelques identifications possibles.

L’énergie d’activation du défaut B1 de 1.01eV est proche de celle qui a été obtenue

par dispersion en fréquence de la conductance de sortie (1.05eV) lors d’une étude précédente

[Sghaier’03] pour des transistors réalisés sur des substrats dopés au Vanadium. La valeur est

également proche de celle du niveau accepteur du vanadium à Ec=0.97eV mesurée par

Achtziger en DLTS [Achtziger’97]. De plus les mesures de résistivité en fonction de la

température réalisées par Augustine et al [Augustine’97] ont révélé une énergie d’activation

de 1.16eV dans le cas de substrat semi-isolants dopé au vanadium. Nous pouvons donc

attribuer le défaut B1 à la présence du vanadium dans le substrat semi-isolant. Il est toutefois

surprenant que des effets de chargement/déchargement d’un défaut du substrat puissent être

observés dans le cas de transistors contenant une couche buffer de type P supposée prévenir

l’injection de porteurs dans le substrat. Le défaut n’est d’ailleurs pas observé en DLTS

capacitive. Par contre, dans l’expérience de DLTS courant le drain est polarisé avec une

tension positive de 10V. Pour cette tension de drain, la jonction P/N (buffer/canal) est

fortement polarisée en inverse, si bien que le buffer est déplèté. Dans ces conditions de

champs Vds=10V, Vgs=-6V, les porteurs peuvent donc avoir suffisamment d’énergie pour

être injectés depuis le canal dans le substrat à travers la couche buffer. Ce niveau profond

correspondant à un piège situé dans le substrat est probablement à l'origine de l'effet

d'hystérésis observé pour les forts Vgs (au voisinage du pincement).

Concernant le défaut nommé B2 dont l’énergie d’activation est de 0.82eV

l’identification est moins claire. Une même énergie a été reportée dans la littérature et ceci

après implantation de He [Kimoto’93]. Y. Negoro et al [Negoro’05] ont implanté des

matériaux 4H-SiC avec de l'aluminium et du bore et, par des mesures de DLTS ils ont détecté

un défaut avec également une énergie d’activation de 0.82eV. Toutefois nos échantillons

n’ayant subit aucune implantation on ne peut pas identifier l’origine de ce défaut dans nos

structures pour l’instant.

Le défaut B3 apparaît à 300K avec une énergie d’activation de 0.61eV qui est celle du

défaut appelé Z1 identifié dans la littérature. Il a été observé dans des structures MESFET 4H-

SiC par Kimoto et al [Kimoto’93] et a été confirmé par la suite avec des mesures de DLTS

par Doyle et al [Doyle’97] avec une énergie d’activation de 0.7eV. La concentration de ce

défaut augmente après une implantation avec He+ du 4H-SiC [Gotz’93]. Les études complètes

menées par A. Kawasuso et al [Kawasuso’01] sur la stabilité de ce défaut Z1 créé par

implantation d'He+ porte principalement sur la disparition de ce défaut après un recuit à haute


108

température. Ces études ont montré que ce défaut Z1 est associé à des lacunes de silicium dans

le SiC. Une étude récente sur ce défaut réalisée par Pintillie et al [Pintilie’02] montre une

augmentation notable du défaut Z1 en fonction du dopage Azote.

Pour le piège B4 qui présente les mêmes signatures (Ea,σ) que le défaut E1 déterminé

par la technique DLTS capacité dans ce travail, l'identification par rapport aux résultats de la

littérature n'est pas possible.

Le défaut B5 apparaît avec une énergie d’activation de 0.16eV ; ce défaut à été

attribué au niveau du Ti [Van Kemenade'74] dans la structure 4H-SiC, appelé P1/P2. Cette

impureté, provenant généralement du suscepteur de graphite lors de l'épitaxie est rencontrée

assez communément dans les structures SiC. Dans notre cas, le titane est probablement

distribué uniformément dans la couche canal.

Finalement le défaut B6 dont l’énergie d’activation est de 0.09 eV correspond à

l’évidence au dopant de type n de la couche canal, c'est-à-dire l’azote [Troffer’78].

Impulsion sur la grille Ea(eV)

σ (cm2) Identification

des pièges

B1 1,01 4,3 × 10-17 V

B2 0,82 7,2 × 10-16

B3 0,61 3,45 × 10-15 Z1

B4 0,32 2,68 × 10-17

B5 0,16 1,57×10-17 P1/P2 (Ti)

B6 0,09 5,4 × 10-16 N

Tableau III.2 : Récapitulatif des signatures des défauts obtenues lors d'une

impulsion sur la grille et identification proposée.


109

III.3.2.5 Influence de la duré de pulse

Pour une durée de remplissage tp donnée, la proportion de centres profonds occupés

par des porteurs libres est fonction de la cinétique de remplissage de ces centres profonds. La

variation du signal CDLTS en fonction de la durée de remplissage peut mettre en évidence

des caractéristiques particulières de ces centres [Grillot’95, Shoucair’92 ; Omling’85,

Wosinski'89]. Une augmentation logarithmique de l’amplitude du pic CDLTS en fonction du

temps de remplissage peut prouver que les défauts sont étendus. Nous remarquons sur la

figure III.31, que les spectres CDLTS en fonction de la température se saturent lorsque l'on

fait varier le temps de pulse tp de 100ms à 1000 ms. Ceci montre que l'ensemble des centres

profonds répertoriés dans le tableau III-2 sont dû à des défauts ponctuels. Tous les pièges qui

ont été détectés (tableau III.2) dans les transistors MESFETs 4H-SiC avec un buffer P, sont

localisés soit dans la couche active soit aux interfaces associées couche passivation/canal,

canal/buffer/SI.

Pour discerner entre les différentes contributions nous allons analyser les résultats

d'expériences CDLTS en commutation de drain.

III.3.2.6 Résultats en commutation de drain

L'analyse en fonction de la température des transitoires de courant drain-source en

commutation de drain vise à :

50 100 150 200 250 300 350 400 4500,0025

0,0030

0,0035

0,0040

0,0045

0,0050

0,0055

0,0060

0,0065

0,0070

VDS=3V VGS=-6---0V

en=34.62s-1

tp=1000ms tp=500ms

Sign

al C

DLT

S(a.

u)

Température(K)

Figure III. 31 : Spectre CDLTS enregistré pour l’échantillon SiC 291 lors d'une impulsion sur la grille avec variation de tp.


110

- diminuer la réponse des pièges en surface

- détecter et identifier les pièges présents dans les couches buffer et aux interfaces

associées buffer/canal et buffer/SI.

En effet lors d'impulsions sur le drain, la zone déplétée s'étend plus profondément

dans la structure que pour des impulsions sur la grille. Nous avons fixé la tension de grille à

une valeur faible vis-à-vis de la tension de pincement et nous avons étudié différentes

tensions de drain. Pour cela, la tension maximale appliquée sur le drain est de 13V, et la

tension minimale est égale à 6V. La grille est polarisée à -3V. La durée de l'impulsion est

fixée à 500 ms. Les mesures ont été réalisées dans la gamme de température 77K-450K. La

figure III.32 montre le spectre CDLTS correspondant. Ce spectre montre une large bande

dans laquelle apparaissent plusieurs pics en fonction de la température. Chacun de ces pics

correspond à un piège qui contribue au transitoires de courant.

50 100 150 200 250 300 350 400 450

0,005

0,010

0,015

0,020

0,025

0,030 VDS=6---13V VGS=-3V

tp=500msen=34.62s-1

Sign

al C

DLT

S(a.

u)

Température(K)

Figure III.32 : Spectre CDLTS enregistré pour l’échantillon SiC 291 lors d'une impulsion sur le drain pour une valeur de tp=500ms.


111

III.3.2.7 Identification des pièges

La décomposition du spectre CDLTS (figure III.33) met évidence la présence de

quatre pics nommés respectivement C1, C2, C 3 et C4. Le tracé du diagramme d'Arrhénius

(figure III.34) permet d'extraire les signatures de ces centres profonds qui sont reportées dans

le tableau III-3.

2,4 2,6 2,8 3,0 3,2 3,4 3,6 3,8 4,0

6,0

6,5

7,0

7,5

8,0

8,5

C1=0.82eV

C2=0.61

C3=0.53eV

C4=0.37eVLn(T

2 /en)

1000/T(K-1)

Figure III.34 : Diagramme d’Arrhenius pour les niveaux C1, C2, C3 et C4.

50 100 150 200 250 300 350 400 450

0,005

0,010

0,015

0,020

0,025VDS=6----13VVGS=-3Vtp=1000ms

C4 C3

C2C1

Sign

al C

DLT

S(u.

a)

Température(K)Figure III.33 : Spectre CDLTS enregistré pour l'échantillon S291, Ces conditions met en

évidences les présences de quatre pièges notés C1, C2, C3 et C4.


112

Les énergies d'activation des défauts C1, C2 et C4 trouvées dans ces conditions sont

proches de celles des défauts trouvés lors de la commande de la grille (B2, B3 et B4).

Puisque lors d'une impulsion sur le drain, la profondeur de la couche canal est plus

efficacement sondée que lors de l'impulsion sur la grille, nous pouvons supposer que ces

pièges sont situés à proximité de l'interface canal/buffer. Plus particulièrement, le défaut C4

(B4) est un défaut détecté à la fois avec la technique DLTS capacitive et avec la CDLTS lors

de la commande de la grille et du drain ce qui nous permet de dire que ce défaut est plus

probablement localisé dans le canal [Dermoul’01]. Le défaut C3 n'est observé que lors des

mesures de CDLTS avec impulsion sur le drain. Ce piège est donc probablement situé près

de la surface à proximité du drain [Gassoumi’04].

Impulsion sur le drain Ea(eV)

σ(i) (cm2) Identification

des pièges

C1 0,81 4,3 × 10-17

C2 0,61 7,2 × 10-16 Z1

C3 0,54 3,45 × 10-15

C4 0,37 2,68 × 10-17

Tableau III.3 : Récapitulatif des signatures des défauts obtenues lors d'une impulsion sur le drain.

III.3.2.8 Comparaison entre la DLTS et la CDLTS

Technique Ea(eV) σ(cm2) IdentificationDLTS CDLTS

(grille) CDLTS (Drain)

DLTS CDLTS (grille)

CDLTS (Drain)

DLTS CDLTS (grille)

CDLTS (Drain)

B1 1,01 4,3× 10-17 V

B2 C1 0,82 0,81 7,2 × 10-16

B3 C2 0,61 0,61 3,45×10-15 Z1

C3 0,54

C4 0,37

E1 B4 0,32 0,32 1,5*10-

17 2,68×10-17

B5 0,16 1,57×10-17

B6 0,09 5,4 × 10-16 N

Tableau III.4 : Récapitulatif des différents résultats trouvés avec la DLTS et la CDLTS


113

III.4 Conclusion. Notre objectif dans la première partie de ce chapitre a été d’une part d’identifier les

principales anomalies qui induisent les dysfonctionnements électriques d’un MESFETs 4H-

SiC avec un buffer P et d’autre part de caractériser les défauts profonds responsables de ces

anomalies.

Les caractéristiques statiques Ids=f(Vds) montrent la présence d’un effet d’hystérésis,

un effet de kink sur les transistors MESFETs 4H-SiC. De plus un shift en température de la

tension de seuil à été observé. Cette variation de la tension de seuil et ces parasites de

fonctionnements sont directement liés à l’existence de défauts profonds dans les transistors.

Dans le but d’identifier les défauts profonds dans le volume, des mesures de DLTS

capacité ont été effectuées avec des tensions inverses supérieures à la tension de seuil. Le

spectre DLTS montre la présence d’un défaut d’énergie d’activation de 0.32eV dont l’origine

n’est pas actuellement attribuée.

Pour compléter ces résultats des mesures de CDLTS avec des impulsions sur la grille

et sur le drain ont été réalisées avec des tensions inverses proches de la tension de seuil. Les

défauts détectés ont des énergies d’activation qui varient entre 0.09eV et 1.1eV. Les pièges

détecté avec la CDLTS par commutation sur la grille et sur le drain (Ea=0.82eV, Ea=0.62eV

et Ea=0.32eV) sont localisés en profondeur dans la structure.

Nous avons également observé que pour les faibles valeurs de en nous avons observé

un pic négatif potentiellement attribué à la présence des états de surface. Cette étude sera

l’objectif de la partie B de ce chapitre, dans laquelle nous allons étudier en détail ces états de

surface sur des transistors MESFETs 4H-SiC ayant un buffer optimisé ce qui permet de

s'affranchir de la réponse du substrat.

Nous pouvons conclure que l'ensemble de ces techniques de caractérisation est bien

adapté à l'étude des défauts profonds sur un dispositif comme le MESFET 4H-SiC et que

nous pouvons les utiliser de façon complémentaire.

Chapitre III Etude des états de surface dans les MESFETs 4H-SiC

115

Chapitre III : PARTIE B : Caractéristiques statiques

et états de surface dans les MESFET 4H-SiC

III.1 Introduction

Le comportement transitoire du courant de drain peut également être causé par des

états de surface. Pour cela, dans ce chapitre, nous présentons l’ensemble des mesures I-V

réalisées sur les transistors MESFETs 4H-SiC ayant une couche tampon optimisée afin

d’éliminer l'injection de porteurs au niveau du substrat (série 292).

III.2 Caractéristiques statiques.

III.2.1 Caractéristiques de transfert Ids-Vgs-T, pour un MESFET SiC

de longueur de grille 1µm.

Les réseaux des caractéristiques Ids-Vgs en fonction de la température qui sont représentés

sur les figures III.35, III.36 et III.37, montrent un décalage de la tension de seuil avec la

température. Ce décalage de tension de seuil entre 85K et 470K est de ∆V=4V.

-20 -15 -10 -5 0

0,00

0,05

0,10

0,15

0,20

0,25

Ids(

A)

Vgs(V)

T=85KV T= -12.42VS292, Lg=1µm

Figure III.35 : Caractéristique statique à T= 85K du MESFET 4H-SiC


116

-20 -15 -10 -5 0-0,05

0,00

0,05

0,10

0,15

0,20

0,25

0,30

0,35

0,40

Id

s(A

)

Vgs(V)

T=300KVT= -15.29VS292, Lg=1µm

Figure III.36 : Caractéristique statique à T=300K.

-20 -15 -10 -5 0

0,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

3,0x10-1

Ids(

A)

Vgs(V)

T=470KVT=-16.10VS292,Lg=1µm

Figure III.37 : Caractéristique statique à T=470 K.


117

Ce décalage est souvent détecté pour les transistors de puissance pour lesquels il y a

une surface importante entre la grille et le drain, ce qui est le cas ici. Comme nous l'avons vu

dans la partie précédente, ce décalage de la tension de seuil peut être expliqué par l’activation

thermique des défauts profonds à haute température.

III.2.2 Caractéristiques Ids-Vds-T, d’un MESFET SiC de longueur de

grille 1µm.

Les figures III.38, III.39 et III.40 montrent les réseaux de caractéristiques de sortie

Ids-Vds à différentes températures pour un transistor MESFET 4H-SiC (Lg=1µm, le buffer

est optimisé). Un premier réseau de caractéristiques est obtenu en fermant progressivement le

canal (Vgs de 0V à -10 V) puis consécutivement un deuxième réseau est enregistré en ouvrant

le canal (Vgs de -10V à 0V).

Figure III.38 : Caractéristiques statiques à T=85K d'un transistor de la série S292 avec une longueur de grille=1µm.

0 5 10 15 20 25 30 350,0

1,0x10-1

2,0x10-1

3,0x10-1

4,0x10-1


T=85KS292,Lg=1µm

Ids(

A)

Vds(V)


118

0 5 10 15 20 25 30 350,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

3,0x10-1

3,5x10-1

4,0x10-1


T=300KS292,Lg=1µm

Ids(

A)

Vds(V)Figure III.39 : Caractéristiques statiques à T=300K d'un transistor de la série

S292 avec une longueur de grille=1µm.

0 5 10 15 20 25 30 350,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

3,0x10-1


T=470KS292, Lg=1µm

Ids(

A)

Vds(V)Figure III.40 : Caractéristiques statiques à T=470K d'un transistor de la

série S292 avec une longueur de grille=1µm.


119

Les principales constatations que nous pouvons relever à partir de ces mesures sont les

suivantes :

- A 300K et de façon moins prononcée à 470K, nous observons une diminution de la

conductance de sortie pour les faibles valeurs de Vgs (à 0V et -2V) et à fortes valeurs

de Vds (au-dessus de 20 V). Cette diminution de conductivité pour un régime de

fonctionnement à "forte puissance" (Ids et Vds élevés) est très probablement due à un

effet d'auto-échauffement [Royet’00] auquel nous ne nous intéresserons pas ici.

- A 85 K et à 300 K nous remarquons une diminution du courant Ids lorsque les

caractéristiques sont mesurées pour la deuxième fois en ouvrant le canal. Cet effet,

particulièrement visible à 85 K s'estompe avec l'augmentation de la température pour

n'être que très légèrement visible à 475K uniquement sur la caractéristique à Vgs=0V.

Notons que la diminution du courant est d'autant plus faible que la tension Vgs est

importante. Elle n'est même pas observée du tout lorsque le canal est pincé (Vgs = -10

V). Ceci exclu un effet de piégeage dû au substrat ce qui est attendu pour ces

échantillons où l'injection des porteurs vers le substrat est minimisée. A l'opposé, nous

pouvons émettre l'hypothèse d'un effet de piégeage des porteurs en surface du canal.

- Enfin, nous remarquons un courant de fuite empêchant le pincement du transistor qui

augmente avec la température.

III.2.3 Caractéristiques Ids-Vds-T, pour des transistors de longueur de

grille 4 µm et 16 µm.

Après avoir étudié les caractéristiques électriques statiques et de transfert du transistor

de longueur de grille égale à Lg=1µm, nous présentons les caractéristiques électriques

statiques de deux transistors dont les longueurs de grilles sont Lg=4µm et 16µm. Les figures

III.41 et III .42 montrent les résultats à T=85K et à T=300K pour un transistor de longueur de

grille égale à 4µm.


120

0 10 20 30 400,0

2,0x10-2

4,0x10-2

6,0x10-2

8,0x10-2

1,0x10-1

1,2x10-1

1,4x10-1

1,6x10-1

Id

s(A

)

Vds(V)


T=85KS292, Lg=4µm

Figure III.41 : Caractéristique statique à T=85 K d’un transistor MESFETs 4 H-SiC avec une longueur de grille de 4µm.

0 10 20 30 400,0

5,0x10-2

1,0x10-1

1,5x10-1

2,0x10-1

2,5x10-1

Ids(

A)

Vds(V)


T=300KS292, Lg=4µm

Figure III.42 : Caractéristique statique à T=300K d’un transistor MESFETs 4 H-SiC avec une longueur de grille de 4µm.


121

Nous retrouvons certains dysfonctionnements observés précédemment pour le

transistor de longueur de grille égale à 1 µm. L'effet d'auto-échauffement n'est perceptible que

au-delà de Vds = 30 V pour un Vgs de 0V. Ceci est logique étant donné que le courant Ids est

moins fort pour une grille plus longue. Concernant la diminution de Ids entre les deux séries

de mesures, nous retrouvons un comportement sensiblement identique à celui observé pour

une grille de 1µm de longueur. Nous observons également un léger courant de fuite pour cet

échantillon.

Les réseaux de caractéristiques pour une longueur Lg de 16 µm à différentes

températures sont donnés sur les figures III.43, III.44 et III.45. Pour cette longueur de grille

l'effet d'auto-échauffement a totalement disparu. Notons également que nous n'avons pas ou

très peu de courant de fuite pour cet échantillon. Enfin, l'effet de diminution du courant n'est

visible qu'à basse température et toujours lorsque le canal est ouvert.

0 10 20 30 400,0

2,0x10-3

4,0x10-3

6,0x10-3

8,0x10-3

1,0x10-2

1,2x10-2

1,4x10-2

1,6x10-2

1,8x10-2

2,0x10-2

2,2x10-2

Ids(

A)

Vds(V)


T=85KS292, Lg=16µm

Figure III.43 : Caractéristique statique à T=85 K pour un transistor MESFET 4H-SiC avec unelongueur de grille de 16µm.


122

0 10 20 30 400,0

1,0x10-2

2,0x10-2

3,0x10-2

4,0x10-2

5,0x10-2

6,0x10-2

7,0x10-2

8,0x10-2

Id

s(A

)

Vds(V)


T=300KS292, Lg=16µm

Figure III.44 : Caractéristique statique à T=300K pour un transistor MESFETs 4H-SiC avec une longueur de grille de 16µm.

0 10 20 30 400,0

1,0x10-2

2,0x10-2

3,0x10-2

4,0x10-2

5,0x10-2

6,0x10-2

Ids(

A)

Vds(V)


T=470KS292, Lg=16µm

Figure III.45 : Caractéristique statique à T=475K pour un transistor MESFETs 4H-SiC avec une longueur de grille de 16µm et un buffer optimisé.


123

III.2.4 Conclusion sur les caractéristiques statiques.

Parmi les différents effets parasites observés sur les caractéristiques de sortie, deux

semblent avoir une même origine : le décalage de la tension de seuil et la diminution du

courant pour de mesures successives peuvent être attribués à des effets de chargement et

déchargement de centres profonds [Battacharya’88]. Ces anomalies varient en fonction des

tensions de grille appliquées et en fonction de la température.

Des travaux récents montrent que ces effets parasites peuvent être liés aux états de

surfaces. Cha et al [Cha’03] ont montré que ces phénomènes sont fortement diminués en

utilisant une couche de passivation Si3N4. Ces états apparaissent lorsque la commande de

grille passe d'un état de pincement à un état de conduction, ce qui se traduit par des états

transitoires sur le courant de drain. Nous présentons donc dans la suite une étude par DLTS

courant des transistors analysés précédemment pour discuter de la présence d'éventuels états

de surface. Nous limiterons les résultats exposés au cas des transistors de Lg = 16 µm et Lg =

1 µm.

III.3 Spectroscopie de défauts profonds par analyse de

transitoires de courant (CDLTS).

III.3.1 Transitoires de courant

Nous présentons, en premier lieu, les transitoires de courant de drain en fonction de la

température pour les deux séries d’échantillons dont les longueurs de grille sont

respectivement 1µm et 16µm.


124

0 10 20 30 40 50 60 70 80

0,980

0,985

0,990

0,995

1,000

Ids/

Idss

Temps(ms)

T=130K

T=180KT=230K T=280K

T=330K

T=380K

T=430K

T=480K

S292, Lg=16µm

Figure III.46 : Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de la température pour un transistor de longueur de grille =16µm.

0 10 20 30 40 50 60 70 800,9890,9900,9910,9920,9930,9940,9950,9960,9970,9980,9991,0001,001

Ids/

Idss

Temps(ms)

S292, Lg=1µm

T=85K

T=255K

T=365K

T=400K

T=470K

Figure III.47 : Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de la température pour un transistor de longueur de grille 1µm.


125

L'évolution des transitoires de courant présentés dans la figure III.46, est

caractéristique de processus d'émissions qui évoluent avec la température. En effet le

transitoire positif du courant traduit le vidage des pièges à majoritaires (ici électrons) et donc

la disparition d'une déplétion parasite qui limite le courant de drain. Nous notons une

évolution non monotone avec la température ; en particulier à partir de 400 K une forte

augmentation de la variation de courant. Nous verrons dans la suite que ceci est attribué à un

défaut profond en énergie, qui gouverne la conduction dans le canal. Dans le cas du transistor

de longueur de grille 1 µm (figure III.47), l'évolution des transitoires en température est plus

complexe. En effet, nous remarquons dans ce cas que la variation des transitoires de courant

présente trois comportements distincts :

- Dans la gamme de température au 85K-375K, nous retrouvons logiquement un transitoire

positif caractéristique d'un processus d'émission des majoritaires ;

- Dans la gamme de température au-dessus de 400 K, le transitoire est décroissant. Cette

diminution du courant peut-être due soit à l'émission de porteurs minoritaires, soit à la

capture des majoritaires ;

- Dans la gamme intermédiaire, à 400 K notamment, les deux mécanismes sont en

compétition et en conséquence transitoire est quasiment plat.

La figure III.48 montre les transitoires de courant drain-source pour deux valeurs de la

tension inverse (Vr = -4V et Vr = -10V). Dans les deux cas une impulsion a été appliquée sur

la grille du transistor MESFETs 4H-SiC avec une valeur maximale de remplissage Vp fixée à

0V.


126

Nous constatons que l’amplitude du transitoire est légèrement plus élevée quand la

tension appliquée sur la grille est forte (-10V). En effet une modulation plus importante de la

zone de charge d’espace associée à la grille du transistor entraîne une augmentation du

nombre de porteurs libres émis par les pièges profonds. D’après l’équation du courant Ids du

MESFET cette augmentation du transitoire traduit la présence de défauts répartis de façon

monotone dans l'épaisseur du canal.

III.3.2 Résultats de CDLTS en commutation de grille

III.3.2.1 Transistor à Lg = 16 µm

Dans cette partie le transistor MESFET à substrat 4H-SiC est polarisé en régime linéaire avec

une tension de grille Vr=-4V puis Vr=-10V et une tension de drain égale à Vds=8V ; la durée

d’impulsion est fixée à 1000ms. Sur la figure III.49 est représenté le spectre CDLTS pour une

tension Vr de -10V.

0 10 20 30 40 50 60 70 80

0,994

0,995

0,996

0,997

0,998

0,999

1,000

Ids/

Idss

Temps(ms)

Vr=-4V Vr=-10V

Figure III.48 : Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de l'amplitude de l'impulsion de grille Vp=0V


127

Ce spectre est composé d'une large bande située entre 150 K et 350 K composée de plusieurs

composantes que nous ne détaillerons pas ici, et d’un pic à une température de 450K qui

domine largement. C'est ce défaut qui contribue principalement aux transitoires qui, nous

l'avons vu (figure III.46) augmentent brutalement à partir de 400 K. L'énergie d'activation

déterminée pour ce piège est de 0.9 eV.

III.3.2.2 Transistor Lg = 1µm

Les mêmes paramètres de polarisation ont été employés pour ce transistor. Le spectre

de CDLTS est donné sur la figure III.50.

100 150 200 250 300 350 400 450 500

0,00

0,02

0,04

0,06

0,08

0,10

Si

gnal

CD

LTS(

a. u

)

Temperature T(K)

Vr=-10VVp=0VVds=8Vtp=1000msS292,Lg=16µm

C1

Figure III.49 : Spectre CDLTS enregistré lors d’une impulsion sur la grille avec Lg=16µm


128

Nous retrouvons dans ce cas une large bande entre 150 K et 400 K composée de quatre

composantes. La différence, surprenante, avec le cas du transistor Lg=16 µm est que le pic

principal dominant le spectre, cette fois-ci est négatif. Avant de discuter de l'origine de ce pic

nous donnons les signatures, déduites des tracés d’Arrhenius (Ln(T2/en)=f(1000/T)), des

quatre pièges à électrons à l'origine de la large bande positive. Ils sont nommés

respectivement D1, D2, D3, D4 Ces signatures sont reportées dans le tableau III.5.

Pièges Ea(eV) σa(cm2)

D1 0.18 5.2 × 10-17

D2 0.44 7.8 × 10-15

D3 0.57 2.89 × 10-16

D4 0.79 1.3 × 10-15

HL1(D5) 0.9 9.0 × 10-15

100 150 200 250 300 350 400 450 500

-0,04

-0,03

-0,02

-0,01

0,00

0,01

0,02

0,03

0,04

D5(Ea=0.90eV)

D4(Ea=0.79eV)

D3(Ea=0.57eV)D2(Ea=0.44eV)

D1(Ea=0.18eV)

Sign

al C

DLT

S(a.

u)

Temperature(K)

Vr= -4VVp=0Vtp=1000msVds=8V

Figure III.50 : Spectre CDLTS enregistré lors d’une impulsion sur la grille avec Lg=1µm

Tableau III.5 : Signature des pièges à électron lors d’une impulsion sur la grille du transistor Lg=1µm.


129

Comme nous l'avons vu dans la partie précédente, le défaut noté ici D1 correspond

probablement à l'impureté titane (défaut appelé B5 précédemment,) répartie uniformément

dans l'épitaxie constituant le canal.

Un défaut avec une énergie d’activation 0.44eV a été détecté uniquement par

J.Grillenberger, et al [Grillenberger’01] par des mesures de DLTS sur un échantillon implanté

avec du tantale. Toutefois la présence de cette impureté est peu probable ici.

Le défaut D3 correspond probablement au centre Z1 observé précédemment (partie A

de ce chapitre) (noté B3). Ce défaut est très probablement localisé dans la couche canal.

Finalement le défaut D4 qui apparaît avec une énergie d’activation de 0.79eV n'a pas

une origine identifiée. L'énergie est proche de celle du défaut appelé B2 précédemment (0.82

eV).

L'objectif dans cette partie n’est pas l’identification ou la localisation précise de ces

pièges mais plutôt la compréhension de l'origine du pic négatif correspondant à l’existence

d'un défaut se comportant comme un piège à trou. Nous appellerons ce piège HL1 dans la

suite (Hole Like 1).

III.3.2.3 Comparaison Lg = 1µm et Lg= 16 µm

Sur la figure III.51 sont comparés les spectres CDLTS pour Vr = -10 V dans le cas des

transistors Lg = 1 µm et Lg = 16 µm. Nous constatons, une symétrie frappante, du pic

dominant, positif dans le cas Lg = 16 µm (pic C1) et négatif pour Lg = 1µm (pic HL1). Le

tracé d'Arrhenius confirme ceci : le défaut HL1 (Ea=0.9eV, σa = 9.10-15 cm-2) a les mêmes

caractéristiques que C1.


130

Différentes origines peuvent être associées à un pic négatif [Gassoumi’06] :

- Pour des mesures de DLTS capacitives celui-ci peut provenir d'un artefact lorsque l'on a

une grande résistance série ou une fréquence de modulation importante pour la mesure de

la capacité différentielle (R2C2ω2 >> 1). Ce n'est d'évidence pas le cas pour une mesure de

DLTS courant où nous ne superposons pas de tension alternative à la polarisation grille.

- Un pic négatif évoque un piège à minoritaires, ici des trous, d'où l'appellation "Hole-Like"

que nous avons adoptée conformément à de nombreux auteurs. Toutefois on ne voit pas

d'où ces trous pourraient provenir dans une structure MESFET à canal n.

- Le comportement observé sur la figure III.51, évoque naturellement la présence d'un

défaut amphotère qui pourrait aussi bien échanger avec une bande que l'autre. Toutefois

l'énergie d'un tel défaut situé à la moitié de la bande interdite dans SiC serait de 1.5 eV

environ et non 0.9 eV comme nous l'obtenons.

La dernière explication envisageable est donc que le pic négatif soit dû à un

phénomène de capture. Ceci implique la présence d'un réservoir d'électrons dans la structure

afin que la probabilité de capture soit non nulle. Il est également nécessaire d'envisager des

50 100 150 200 250 300 350 400 450 500

-0,06

-0,04

-0,02

0,00

0,02

0,04

0,06

0,08

0,10

Vr=-10V, Lg=1µm Vr=-10V, Lg=16µm

tp=1000ms

Sign

al C

DLT

S(a.

u)

Temperature(K)

C1

HL1

HL2(Hole Like 2)

Figure III.51 : Spectre CDLTS enregistré pour deux transistors lors d’une impulsion sur la grille. Pour Lg = 16 µm le pic noté C1 a une amplitude positive, pour Lg = 1µm le pic noté

HL1 a une amplitude négative.


131

pièges à électrons vides après le pulse de remplissage. Pour cela nous devons considérer que

le niveau d'énergie du piège ne suit pas la courbure des bandes, ce qui ne peut être réalisé que

pour un piège en surface ou bien à proximité de l'interface canal substrat.

III.3.3 Interprétation

III.3.3.1 Phénomène de capture par un état de surface

Le mécanisme proposé est donc celui décrit sur la figure III.52. Un défaut situé en surface

bloque le niveau de Fermi. Ce niveau va ensuite pouvoir capturer des électrons.

Simultanément un phénomène classique d'émission par les pièges situés dans le volume du

canal est observé. Cette compétition entre les deux phénomènes explique l'allure particulière

des transitoires observée pour le transistor Lg = 1 µm notamment à 400 K. La question restant

en suspens est l'origine du réservoir à électrons. Nous avons vu dans la description des

caractéristiques statiques du transistor Lg = 1 µm que celui présentait un courant de fuite

important au niveau de la grille qui empêche le pincement du canal. Cette fuite au niveau de

la grille peut très bien être la "source" d'électrons. Il est alors logique, dans le cas de

l'échantillon Lg = 16 µm qui ne présente pas de courant de fuite de ne pas observer de

capture. Faute d'électrons à capter, le même niveau piège en surface de l'échantillon va

émettre des porteurs d'où la similitude frappante des deux pics hormis bien sur leur signe.

Figure III.52 : Schéma du diagramme de bande dans la région de drain montrant le processus de capture d’électron à l’interface SiC/SiO2.

E C

E F E T

E V

S

U

R

F

A

C

E Canal

E C

E F E T

E V

S

U

R

F

A

C

E

Défauts de Surface

Emission: pic positif

Capture: pic négatif


132

La présence d’un défaut localisé à l’interface canal/couche de passivation (SiC/SiO2)

est tout à fait probable envisageable étant donnée la forte densité d’états à cette interface

(1012cm-2/eV). Ho-Young Cha, et al [Ho-Young’03b] ont également étudié les états de

surfaces sur plusieurs structure MESFET à substrat SI 4H-SiC. Ils ont expliqué la

déstabilisation des réseaux de caractéristiques statiques Ids-Vds des transistors par la présence

des charges négatives dans la structure ; ces charges sont liées directement aux états de

surface. Enfin, le même type de phénomène de capture a été observé précédemment par

Kyoung et al [Kyoung’01] sur des transistors MESFETs GaAs. Dans ce cas le phénomène est

directement lié au piégeage des électrons émis par la grille par des états de surfaces situés

entre grille et source ou grille et drain lorsque la tension inverse Vr est égale à la tension de

seuil VT. Ces auteurs ont montré une augmentation de l’amplitude du pic DLTS en fonction

de la température lorsque les temps d’échantillonnage sont tels que t2/t1=4 pour les mêmes

valeurs de Vr et Vp. Cette variation est expliquée par l'augmentation du courant de fuite au

niveau de la grille avec la température. Nous avons donc vérifié également ce point afin de

confirmer l'interprétation donné pour l'origine du réservoir à électron. Sur la figure III.53 est

représenté le spectre CDLTS du transistor Lg = 1 µm pour différents taux d'émission

(autrement dit différentes températures du pic) en gardant le rapport t1/t2 fixe.

300 350 400 450

-0.04

-0.03

-0.02

-0.01

0.00

0.01

0.02

0.03

0.04

t1 = 6 ms en = 67 s-1

t1 = 9 ms en = 45 s-1

t1 = 12 ms en = 33 s-1

t2/t1 = 5

CD

LTS

Sign

al (a

.u.)

Temperature(K)

VDS=8VVR=-4V

Figure III.53 : Spectre CDLTS, pour différents valeur de en.


133

Nous remarquons une légère augmentation en intensité du pic négatif avec la

température matérialisée par une flèche sur la figure, tandis que l'intensité du pic positif reste

strictement constante. Ceci confirme l'effet de capture des électrons provenant d'une fuite au

niveau de la grille, fuite qui comme nous l'avons vu augmente avec la température.

D'autres études ont montré que les états de surface [Kerlain’04 ; Javorka’03] ou les

états d’interface [Ladbrooke’88] dans la région d’accès peuvent produire ce type de signal

(pic négatif). Si à la suite d’une impulsion sur la grille, l’occupation des états augmente par

les piégeages des électrons, la zone désertée et donc les valeurs des résistances d’accès

augmentent et le courant de drain présente un transitoire décroissant. Ce transitoire fait

apparaître un pic négatif sur le spectre CDLTS.

III.3.3.2 Variation de Vr

Pour confirmer l’hypothèse des états de surfaces, des mesures de CDLTS ont été réalisées, en

changeant différents paramètres tel que la tension inverse Vr, le temps de pulse tp et la tension

de drain-source Vds. En appliquant une tension inverse plus forte (proche de la tension de

pincement) nous observons un épaulement dans le pic négatif aux environs de 400 K (figure

III 54). En décomposant ce pic en deux composantes nous pouvons extraire les signatures des

deux défauts notés HL1 et HL2 (figure III.55).


134

350 400 450 500

-0,05

-0,04

-0,03

-0,02

-0,01

0,00

0,01

0,02

0,03

0,04

HL1

HL2

VDS=8V

VR=-4VVR=-10V

CD

LTS

Sign

al (a

.u)

Tem perature (K)

Figure III.54 : Spectre CDLTS montrant les deux pièges à trous HL1 et HL2

2,25 2,30 2,35 2,40 2,45 2,50 2,557,6

7,8

8,0

8,2

8,4

8,6

8,8

9,0

9,2

Ln(T

2 /en)

1000/T(K-1)

HL1 HL2

Ea=0.90eV

Ea=0.56eV

Figure III.55 : Diagramme d’Arrhenius pour les deux défauts de capture HL1 et HL2.


135

Pour la tension Vr=-4V, le courant de drain DLTS est sensible au pièges qui sont

localisé dans le canal et à sa surface. Alors que pour la tension Vr=-10V, proche de la tension

de pincement, le courant de drain est sensible aux pièges qui sont principalement localisé dans

le canal et aux interfaces associées canal/couche tampon et canal/SI.

Etant donné que le défaut HL2 apparaît pour les valeurs de la tension Vr proche de la

tension de pincement, nous pouvons considérer que ce défaut est situé au niveau de l'interface

canal/couche tampon [Dermoul’00, Gassoumi’06].

Un phénomène de capture a été également observé par Audren et al [Audren’93]. Ils

ont montré que le substrat devrait jouer un grand rôle au pincement. En effet si le drain est

polarisé et au départ la grille n’est pas polarisée, le canal conduit. Il existe une chute de

potentiel du niveau de Fermi des électrons dans le canal en bord de la grille du côté de drain

par rapport à celui du substrat du fait des résistances séries interne (résistance de drain) et

externe (résistance de charge). Lorsque la tension de grille est appliquée, le courant de drain

est réduit, ce qui implique une variation de la chute de potentiel et donc une variation de la

position du niveau de Fermi dans le canal par rapport à celui dans le substrat. Cette variation

implique une modification du confinement côté substrat et engendre des mécanismes de

capture.

III.3.3.3 Variation du temps de pulse tp

La figure III.56 montre les spectres obtenus à Vr = -10 V pour deux temps de pulse différents.

Nous constatons que le signal CDLTS est saturé aussi bien au niveau des pics positifs que

négatif ce qui implique le caractère ponctuel de l'ensemble des pièges responsables du signal

observé.


136

III.3.3.4 Mesure en condition de saturation

Une mesure en condition de saturation (pour Vds = 18 V) à été réalisée pour les transistors

Lg=1µm et Lg = 16 µm. Le cas du transistor Lg = 1 µm est représenté sur la figure III.57.

50 100 150 200 250 300 350 400 450 500-0,05

-0,04

-0,03

-0,02

-0,01

0,00

0,01

0,02

0,03

0,04

0,05

Si

gnal

CD

LTS(

a.u)

Temperature(K)

tp=1000ms tp=100ms

VR =-10V

Figure III.56 : Spectre CDLTS à tp variable.


137

Nous remarquons l’absence du pic négatif HL1. En effet en régime de saturation, même pour

Vgs=0V, la zone de charge d’espace entre grille et drain est entièrement désertée. La ZCE de

cette zone n'est donc pas modulée lors de la séquence de pulse sur la grille et par conséquent

les défauts présents dans cette zone n'apparaissent pas. Comme la distance entre la grille et le

drain est 4 fois plus grand que la grille et la source (respectivement 2 µm et 0,5 µm), la

réponse dans la mesure de CDLTS est très peu sensible à l'interface canal/SiO2 qui n'est

sondée que du côté drain. Ceci explique alors pourquoi le pic négatif, noté (HL1) a disparu

lors de cette mesure et confirme bien sa localisation au niveau de la surface.

III.4 Conclusion.

La technique CDLTS a été utilisée ici pour la caractérisation des phénomènes de

capture présents prés de l’interface canal/passivation (SiC/SiO2). Cette technique est très

important pour l’analyse des défauts qui existe à l’interface SiC/SiO2. Elle nous permet de

caractériser deux pièges à trous appelés HL1 et HL2 qui apparaissent avec des énergies

d’activation 0.90eV et 0.56eV. Un modèle tenant compte de fuites au niveau de la grille

150 200 250 300 350 400 4500,00

0,02

0,04

0,06

0,08

0,10

0,12

0,14

C

-DLT

S Si

gnal

(a.u

.)

Temperature (K)

VDS = 18VVR = -4V

Figure III.57 : Spectre CDLTS enregistré pour un transistor MESFETs 4H-SiC lors d’une impulsion sur la grille et en régime de saturation.


138

permet de proposer une localisation du défaut HL1 à l'interface canal/couche de passivation.

Ceci est confirmé par les mesures en régime de saturation. Le niveau HL2 n’apparaît que pour

les valeurs de Vr très proche de la tension de pincement du composant étudié. Il est par

conséquent localisé à proximité de l’interface canal/couche tampon.

Ce point est très important à comprendre pour la suite des développements industriels

et pour l’application de ces composantes (MESFET SiC et HEMT GaN) à base de matériaux à

grands gap dans le domaine RF. En effet l’amélioration de la couche de passivation est une

point crucial pour ces composants [Javorka’03 ; Ladbrooke’88].

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Chapitre IV Généralités et étude des défauts dans les HEMT AlGaN/GaN à substrat Si

144

Chapitre IV : Les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat Si


145

IV.1 Introduction :

Un changement radical dans le paysage de la microélectronique s’est opéré depuis les

années 1990 avec la généralisation des liaisons sans fil personnelles et grand public. Il s’agit

par exemple de la téléphonie et des réseaux locaux sans fils mais aussi des applications

automobiles (localisation et anticollision). Les porteuses utilisables s’étalent sur environ deux

décades de fréquences (1-10GHz et 10-100GHz). La multiplication des applications, et donc

des fréquences allouées, se traduit par des contraintes en matière de linéarité, bruit et

sensibilité sans oublier les contraintes sur le coût de fabrication qui doit permettre de grandir

des produits pouvant séduire le plus grand nombre de clients.

La diminution des coûts de fabrication passe par l’accroissement de l’intégration et

l’utilisation de matériaux faible coût. C’est dans ce cadre, que le semiconducteur le plus

employé dans le domaine de la microélectronique a toujours été le silicium (Si). Toutefois

cette technologie souffre de certains handicaps pour un fonctionnement aux fréquences

élevées, forte puissance et a haute température.

Pour les applications de forte puissance, l’apparition de matériaux à grande bande

interdite et en particulier la technologie à base de Nitrure de Gallium (GaN), constitue une

avancée sérieuse pour l’électronique HF de puissance. Les composants électroniques utilisant

ce matériau présentent en effet, grâce à ses propriétés physiques, des performances très

attirantes pour un nombre d’applications. Par exemple, la large bande interdite du GaN

(3.4eV) se traduit par un champ critique de claquage très élevé. Dans les transistors à effet de

champ (FET), cela implique des tensions de claquage supérieures à 50V et représente un

bénéfice appréciable dans des applications de forte puissance par rapport aux composants

Silicium ou III-V ou l’on dépasse rarement 20V. Les propriétés piézoélectriques de ce

matériau lui permettent aussi, par rapport aux autre matériaux, de meilleures potentialités en

courant maximum dans les structures de type HEMT ce qui accroît ses potentialités pour la

puissance.

Les transistors à effet de champ de type HEMTs à base de nitrure de gallium

(AlGaN/GaN) présentent de nombreux avantages (tension de claquage élevée, fonctionnant

dans le domaine des hyperfréquences, excellente conductivité thermique,….) en tant que

dispositifs électroniques destinés à fonctionner à haute température et à haute puissance. Des

travaux présentés dans la référence [Pribble’02] montrent de très bonnes performances vis-vis

des propriétés thermiques. D’autres publications rapportent d’excellentes performances en

terme de fréquence d’utilisation et en terme de puissance aux fréquences micro-ondes.


146

Cependant, leurs performances sont affectées par divers effets parasites comme des effets de

coude ou encore courant de fuite au niveau des grilles des transistors. Dans la majorité des

cas, les raisons invoquées sont essentiellement des niveaux de pièges présents dans les

couches épitaxiales constituant le dispositif.

Ce chapitre débute par l’exposé de généralités sur le Nitrure de Gallium ainsi qu’une

rapide description des composants étudiés. Dans la suite, nous nous focaliserons sur les

propriétés des caractéristiques de sorties des transistors et nous analyserons les différentes

anomalies observées telles qu’un effet d’hystérésis en fonction du sens de balayage de la

tension de grille, un courant collapse, un fort courant de fuite observé et un effet de Kink.

Afin de déterminer l’origine physique des effets parasites observées sur les

caractéristiques des transistors HEMTs AlGaN/GaN à substrats Si; la technique CDLTS

(Conductance Deep Level Transient Spectroscopy) sera mise en œuvre. En effet, elle permet

d’explorer toute la zone du dispositif et de plus elle est applicable pour ce type

d’hétérostructures.

IV.2 Généralités sur le GaN

Le nitrure de gallium cristallise sous deux formes différentes. Le polytype

thermodynamiquement stable est la phase hexagonale (structure wurtzite : h-GaN). Le

polytype cubique (structure blende de zinc : c-GaN), thermodynamiquement métastable, peut

être également obtenu en utilisant des conditions de croissance adaptées. Dans cette partie,

nous décrivons de façon succincte les propriétés physiques, thermiques, électriques et

optiques du Nitrure de Gallium (GaN) et leur impact sur les performances des HEMTs à base

de GaN.

IV.2.1 Propriétés physiques

IV.2.1.1 Structure cristalline

La forme cristalline stable du GaN est hexagonale comme le montre la figure IV.1.

Les paramètres de maille les plus couramment obtenus à température ambiante sont

a=b=0.318nm et c=0.518nm.


147

IV.2.1.2 Propriétés thermiques

Des travaux de recherche antérieurs [Duboz’95] rapportent une conductivité thermique

du Nitrure de Gallium (GaN) de l’ordre de 1.3 W.cm-1.K-1 qui est proche des valeurs obtenues

dans le cas du silicium. Cette valeur est trois fois plus grande que celle de l’Arséniure de

Gallium ou celle du saphir, mais trois plus faible que celle du carbure de silicium. Ceci est

capital pour les applications ou une forte dissipation de chaleur produite par le composant est

nécessaire. C’est le cas en particulier des transistors de puissance.

IV.2.1.3 Propriétés électriques du GaN

Le grand gap du GaN présente certes des avantages en termes de coefficient

d’ionisation par impact, de puissance mais, présente également quelques désavantages

comme :

des densités intrinsèques de porteurs extrêmement faibles (compensés

généralement par des effets piézoélectriques dans les dispositifs de type HEMT),

en pratique, les densités de charges sont bien supérieures aux valeurs attendues et

cela est due à la présence des défauts et de l’effet piézoélectrique dans le cas des

hétérostructures [Minko’04] ;

des performances en terme de mobilité des porteurs plus faibles que dans

l’arséniure de gallium (GaAs), en raison notamment des masses effectives qui sont

plus grandes.

GaN ou N

N ou GaN

a = b

Figure IV.1 : Structure cristalline du Nitrure de Gallium (GaN)


148

Différents mécanismes limitent la mobilité et, suivant la température, chacun d’eux

peut jouer un rôle déterminant. A basse température, la diffusion par les impuretés neutres ou

chargées domine. La mobilité dépend alors de la qualité du matériau. A température moyenne,

ce sont les phonons acoustiques via le potentiel de déformation et le champ piézoélectrique,

particulièrement important dans le cas du GaN en raison du caractère fortement ionique des

liaisons, qui domine. Enfin, au delà de la température ambiante, ce sont les phonons optiques

qui limitent le plus la mobilité.

IV.2.1.4 Influence du substrat sur les propriétés optiques et structurales

La croissance par homoépitaxie de GaN nécessite des monocristaux de GaN massifs

qui ne sont produits que par un seul groupe dans le monde, le laboratoire UNIPRESS de

l’Université de Varsovie. Ces substrats, dont la croissance s’effectue à très haute pression et

haute température (1.5 GPa et 1400-1700°C), ont la plus faible densité de dislocations

obtenue à ce jour dans GaN : de l’ordre de 102 cm-2

[Porowski’98]. Toutefois ces substrats ne

sont pas commercialisés actuellement car leur coût de production reste très élevé et leur taille

est relativement modeste (1-2 cm pour une épaisseur de 50µm). Par conséquent, la croissance

des nitrures se fait encore presque exclusivement en hétéroépitaxie. Mais comme les

paramètres de maille et les coefficients de dilatation thermiques des substrats utilisés sont très

différents de ceux de GaN et AlN, les couches épitaxiées ont des densités de dislocations très

élevées (108-1010 cm-2) [Adelmann’02], [Barjon’02]. Les principaux substrats sont :

Le saphir (Al2O3) :

C’est le plus utilisé pour la fabrication de diodes électroluminescentes et diodes laser.

Il présente pourtant plusieurs défauts majeurs. En effet, le désaccord de maille avec GaN est

de 16%. De plus, sa conductivité thermique est faible ce qui pose un problème d’évacuation

de la chaleur dans les diodes laser. Une solution est de reporter les puces sur un substrat de

conductivité thermique plus élevée. Enfin, le saphir est un isolant ce qui ne permet pas de

réaliser un contact électrique directement sur le substrat.

Le carbure de silicium (SiC) :

Les deux polytypes utilisés pour la croissance des nitrures hexagonaux sont 4H et 6H.

Pour le type 6H, le désaccord de maille avec GaN est de 3.5 %. C’est un matériau conducteur

électriquement que l’on peut doper n ou p et sa conductivité thermique est nettement

supérieure à celle du saphir. Le principal inconvénient du SiC est son coût élevé. Par ailleurs,

les substrats actuels ne font que 3" de diamètre.

Le silicium :


149

Il est moins utilisé que les deux précédents malgré son faible coût et ses plaques de

très grande taille car son désaccord de maille avec GaN est de 17%. Sa conductivité

thermique est intermédiaire entre celle du saphir et celle du SiC.

Al2O3

Surface (0001)

6H-SiC

Surface (0001)

Si

Surface (111)

d(GaN)(%) 16.1 3.5 -17.0

d(AlN)(%) 13.7 1.1 -19.4

λ(Wcm-1K-1) 0.5 3.8 1.5

Tableau IV.1: Désaccord de maille avec GaN (d(GaN)) ou AlN(d(AlN)) et conductivité thermique

des substrats [Adelmann’02]

IV.3 Le transistor HEMT

IV.3.1 Généralités

Les premiers transistors HEMTs sont apparus en 1980 (Fujitsu, Thomson) [Bon’99].

Ce composant possède plusieurs dénominations dans la terminologie anglo-saxonne,

TEGFET (Two-dimensional Electron Gas Field Effect Transistor), MODFET (Modulation

Doped Field Effect Transistor) mais également HFET (Heterojonction Field Effect

Transistor). Ce dernier terme est toutefois généralement plutôt réservé à un autre composant à

hétérostructure dans lequel le transport s’effectue dans un matériau dopé alors qu’il est non

dopé pour le HEMT.

Le HEMT apparaît comme une évolution majeure du MESFET (MEtal

Semiconducteur Field Effect Transistor) qui constitue la structure de base des transistors à

effet de champ (élaborés à partir des semiconducteurs III-V de type GaAs ou InP [Clei’96] ou

plus récemment GaN. Toutefois cette structure exige, pour la réduction des dimensions

nécessaire à la montée en fréquence de « surdoper » le canal conducteur ce qui est notamment

incompatible avec de bonne propriétés de transport en raison de l’influence néfaste des

interactions coulombiennes sur les propriétés de transport.

La structure HEMT permet de contourner le problème en séparant les porteurs mobiles

des charges fixes dont ils sont issus. Le transport électronique s’effectue au voisinage d’une

interface entre un premier matériau fortement dopé ayant la plus petite affinité électronique et

la plus grand gap et un second matériau non intentionnellement dopé (n.i.d) ayant la plus

grande affinité électronique et le plus petit gap. Cette interface, qui constitue le canal du

transistor, est une “hétérojonction“. Par la suite, lorsque la discontinuité de bande de


150

conduction entre les deux matériaux est suffisante, la présence de cette hétérojonction permet

de confiner une importante densité de porteurs dans le matériau intrinsèque ou la mobilité la

vitesse électronique sont plus élevées. De plus la densité de ces porteurs est aisément

contrôlable par un potentiel de commande approprié sur la couche dopée par l’intermédiaire

d’une grille Schottky ce qui est à l’origine de l’effet de transistor recherché.

IV.3.1.1 Rappels sur le fonctionnement des transistors HEMT

Le principe de fonctionnement du HEMT est identique à celui d’un transistor à effet

de champ à grille Schottky de type MESFET [Clei’96]. La variation de la conductance, donc

celle du courant entre la source et le drain, peut être obtenue soit par celle de la section du

canal dans le cas du MESFET soit par celle de la densité de porteurs libres dans le canal dans

le cas du HEMT.

La structure d'un HEMT est présentée sur la Figure IV.2. Elle est constituée

essentiellement de trois matériaux différents : le substrat, un matériau à grand gap dopé et un

matériau à petit gap non dopé dans lequel va se trouver le canal. Une couche supplémentaire

superficielle (appelée Cap Layer et qui n’existe pas sous la grille) est formée par un matériau

de faible bande interdite pour permettre la réalisation des contacts ohmiques de source et de

drain. Cette couche est généralement fortement dopée afin de diminuer la valeur des

résistances de contact et donc celle des résistances d'accès. En dessous, une seconde couche

supplémentaire à grand gap non dopée supporte le contact Schottky de grille. Elle est

initialement épaisse et creusée par la suite pour améliorer le facteur de forme (rapport de la

longueur de grille sur l’épaisseur totale de couche à grand gap) et ainsi mieux contrôler la

densité des porteurs du canal par le potentiel de grille. Cette technique permet aussi de réaliser

une structure plus épaisse dans les zones d’accès qui seront ainsi moins résistives. En outre, le

« recess » de la grille a pour but de réduire le phénomène de conduction parallèle connu sous

le nom de MESFET parasite [Lee’84]. En effet, lorsque la couche dopée sous le contact

Schottky n’est pas totalement dépeuplée de porteurs, il s’y crée un canal parallèle à celui de la

couche non dopée à petit gap qui n’est autre que celui d’un transistor MESFET. Dans ce cas,

le courant contrôlé par l’électrode de grille est plus ou moins partiellement associé à des

porteurs à faible mobilité ce qui dégrade les performances. Notons que cet effet parasite, qui

détériore la transconductance gm du transistor, apparaît lorsque le creusement de grille est

insuffisant vis-à-vis de l’épaisseur et du dopage de la couche dopée à grand gap ou que la

grille n’est pas suffisamment polarisée en inverse. Cette couche de matériau à grand gap

dopée a pour rôle de fournir les électrons libres à la structure : c'est la couche donneuse. Son


151

dopage, pouvant être volumique, est plus généralement réalisé par un plan de dopage silicium.

Elle est séparée des électrons libres du canal par un espaceur (’’spacer’’ en anglais) qui est

une couche de matériau à grand gap non intentionnellement dopé (nid), permettant d’éloigner

les atomes donneurs d'électrons des électrons du canal. Les interactions à distance entre

électrons et impuretés ionisées sont ainsi réduites ce qui améliore les propriétés de transport.

Plus cette couche sera épaisse, meilleure la mobilité des électrons sera dans le canal. A

l'inverse, le transfert des électrons de la couche donneuse dans le canal est favorisé par un

espaceur fin d’où la nécessité d’un compromis.

Le canal est donc situé dans la couche de matériau à petit gap non intentionnellement

dopée. Cette couche, importante dans la mesure où elle reçoit le gaz bidimensionnel

d'électrons qui constitue le canal, détermine les performances du composant à travers les

propriétés de transport des électrons qui la composent. Elle est séparée du substrat par une

couche tampon non intentionnellement dopée, communément appelée ’’buffer’’, qui permet

d'améliorer le confinement des électrons dans le canal en réduisant l'injection des porteurs

vers le substrat. Cette couche permet également, en « effaçant » les imperfections du substrat,

d'avoir un matériau de bonne qualité cristallographique nécessaire à la croissance des couches

supérieures.

IV.3.1.2 L’hétérojonction et le gaz bidimensionnel d’électrons

Dans le cas du HEMT, la juxtaposition d'un matériau à grand gap et d'un matériau à

petit gap implique l’existence d’une hétérojonction. Anderson a proposé le modèle de

Figure IV.2 : Structure d’un transistor HEMT


152

l'hétérojonction qui sera le plus utilisé et deviendra une référence dans son domaine

[Castagné89]. Dans ce modèle, lors de la jonction de deux semi-conducteurs à bandes

interdites différentes, les niveaux de Fermi s'alignent. La conservation des paramètres

physiques de part et d'autre de l'interface entraîne des courbures des bandes de conduction et

de valence, ainsi que des discontinuités à l'interface pour ces deux bandes. Cette

"hétérojonction", illustrée par la Figure IV.3, entraîne la formation d'un puits de potentiel dans

le matériau à petit gap où transfèrent et s'accumulent les électrons provenant de la couche

donneuse dés lors qu’il existe une discontinuité de bande de conduction CE∆ d’au moins 0.1

à 0.2 eV entre les deux matériaux [Mathieu’01].

Le transfert de charges génère dans la couche donneuse une zone désertée. Le profil électrique

de la distribution des charges et la discontinuité des bandes au niveau de l’hétérojonction

déterminent la courbure des bandes de part et d'autre de cette hétérojonction et met en

évidence la formation d'un puits de potentiel de forme triangulaire dans lequel s’accumulent

des électrons à forte mobilité.

Nous appelons alors gaz d'électrons bidimensionnel (2DEG dans la terminologie anglaise :

two Dimensional Electron Gas), l'accumulation des électrons dans ce puits. Finalement

l'hétérojonction permet de réaliser la séparation spatiale des atomes donneurs ionisés et des

électrons libres. Ces électrons ne sont donc plus soumis aux interactions avec les impuretés

ionisées et peuvent alors atteindre des mobilités importantes, équivalentes à celle du matériau

intrinsèque. De plus, toute action sur la tension grille Vgs a pour effet de modifier la

Figure IV.3 : Structure de bande d’une hétérojonction en présence d’un potentiel de grille entre un matériau à grand gap et un matériau à petit gap aboutissant à la

formation d’un gaz-2D à l’interface (d’après [Castagné89])


153

probabilité d’occupation des niveaux du puits quantique donc la valeur de ns : plus Vgs

décroît, plus ns diminue. Il existe en particulier une valeur VT de Vgs qui annule ns. Notons

enfin que dans le cas de la Figure IV.2, le canal du HEMT est situé entre deux matériaux de

grand gap. La structure de bande n'est plus alors constituée d'une seule hétérojonction, comme

sur la Figure IV.3, mais d'une double hétérojonction, augmentant ainsi le nombre d’électrons

susceptibles de participer à la conduction et améliorant leur confinement dans le canal.

IV.4 Eude des HEMTs AlGaN/GaN/Si

IV.4.1 Structures étudiées

La figure IV.4 montre une vue en coupe schématique des HEMTs d’AlGaN/GaN sur

substrat de silicium provenant de l’Institut d’Electronique de Microélectronique et de

Nanotechnologie (IEMN) de l’Université de Lille. La structure a été réalisée sur du silicium

(111) par la technique MBE (Molecular Beam Epitaxy) ou épitaxie par jets moléculaires qui

est une technique de croissance sous ultravide. La structure se compose d’un substrat de

silicium avec une résistivité qui varie entre 4000 et 10000 Ω.cm, d’une couche mince

d’AlN/GaN de 100nm qui permet de réduire les contraintes et ainsi limiter la quantité de

dislocations, d’une couche non intentionnellement dopé (nid) de GaN d’épaisseur 2µm, et

d’une couche AlGaN non dopé de 30nm d’épaisseur. Les dispositifs étudiés par la suite en

CDLTS présentent une longueur de grille de 0.5µm et une largeur de grille de 2×50µm. Des

dispositifs ayant une surface de grille plus importante (transistor "FAT"), spécialement

élaborés pour les mesures de DLTS ont également été étudiés. Toutefois les courants de fuites

Si(111) Forte résistivité : 4000-10000 Ω.cm

AlNAlN/GaN

GaN

Al0.25GaN0.75

GaN

GrilleSource Drain

Figure IV.4 : Coupe schématique des HEMTs d’AlGaN/GaN sur substrat de silicium


154

trop importants sur ces transistors n'ont pas permis de réaliser les mesures de transistoires de

capacité et de courant.

IV.4.2 Caractérisations par des mesures courant-tension

IV.4.2.1 Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds-T.

Nous représentons dans ce paragraphe le réseau direct Ids=f(Vds) d’un transistor

HEMT AlGaN/GaN sur substrat silicium de longueur de grille 0.5µm et de largueur 50µm en

fonction de la température.

Les résultats sont présentés sur les figures IV5, 6, 7, 8 ,9.

0 2 4 6 8 100,0

2,0x10-3

4,0x10-3

6,0x10-3

8,0x10-3

1,0x10-2

-1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V

Ids(

A)

Vds(V)

T=77K

Figure IV.5 : Caractéristiques Ids-Vds d’un HEMT AlGaN/GaN sur silicium à T=77K


155

0 2 4 6 8 100,0

2,0x10-3

4,0x10-3

6,0x10-3

8,0x10-3

1,0x10-2

Vgs Vgs -1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V

Ids(

A)

Vds(V)

T=200K Vds=10V


0 2 4 6 8 100,0

1,0x10-3

2,0x10-3

3,0x10-3

4,0x10-3

5,0x10-3

6,0x10-3

7,0x10-3

8,0x10-3

9,0x10-3

Ids(

A)

Vds(V)

-1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V

T=300K



156

0 2 4 6 8 100,0

1,0x10-3

2,0x10-3

3,0x10-3

4,0x10-3

5,0x10-3

6,0x10-3

Vgs Vgs -1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V

Ids(

A)

Vds(V)

T=550K


0 2 4 6 8 100,0

1,0x10-3

2,0x10-3

3,0x10-3

4,0x10-3

5,0x10-3

6,0x10-3

7,0x10-3

Id

s(A

)

Vds(V)

T=400KVgs Vgs

-1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V



157

Les résultats nous montrent que le courant de drain est maximum à basse température

et qu’il ne dépasse pas 100mA.

Les caractéristiques Ids-Vds en fonction de la température montrent un comportement

anormal vis à vis de la température (figure IV.5, IV.7 et IV.8). En effet l’évolution du courant

de drain en fonction de la tension de grille appliquée montre plusieurs effets parasites tels

qu’un effet d’hystérésis lorsqu’on fait un aller-retour de la tension Vgs, un effet de

dégradation de courant et un effet d’auto-échauffement. Les explications possibles de ces

effets parasite ont déjà été reportées dans la partie A du chapitre III, relatif à l’étude des

MESFETs 4H-SiC.

Ces anomalies présentes dans les transistors HEMTs AlGaN/GaN/Si peuvent limiter

leurs performances puisque ces composants sont destinés à des applications dans le domaine

micro-ondes.

IV.4.2.2 Caractéristiques de transferts

Dans le but de suivre l’évolution de la tension de seuil en fonction de la température,

nous traçons les caractéristiques Ids-Vgs-T.

-5 -4 -3 -2 -1 0

0,000

0,002

0,004

0,006

0,008

0,010

Vds=10VVT=-2.94VT=100K

Ids(

A)

Vgs(V)

VT=-2.94V

Figure IV.10 : Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT AlGaN/GaN sur silicium à T=100K


158

-5 -4 -3 -2 -1 0

0,000

0,001

0,002

0,003

0,004

0,005

0,006

Id

s(A

)

Vgs(V)


VT=-2.4V

Figure IV.11 : Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT AlGaN/GaN sur silicium à T=300K

-5 -4 -3 -2 -1 0

0,000

0,001

0,002

0,003

0,004

0,005


Ids(

A)

Vgs(V)

VT=-2.5V

Figure IV.12: Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT AlGaN/GaN sur silicium à T=550K


159

Les figures IV (10, 11,12) montrent un décalage de la tension de seuil vers les valeurs

positives. Ceci peut être associé à l’activation des défauts profonds, présents dans la structure

étudiée. Nous remarquons sur ces composants l’absence d’effet collapse qui se manifeste par

la distorsion du réseau des caractéristique Ids-Vds, généralement observé sur les transistors à

hétérojonctions.

IV.4.2.3 Conclusion sur les caractéristique statiques

D’une façon générale la présence de ces anomalies de fonctionnement sur les

caractéristiques statiques et de transfert des HEMTs peut être corrélée à l’existence des pièges

dans la bande interdite des couches épitaxiées constituant la structure ou résultants de défauts

technologiques. La localisation physique des niveaux profonds permet de comprendre leur

influence sur le fonctionnement du HEMT et d’autre part de trouver des solutions

technologiques pour minimiser leurs effets.

Les nombreuses techniques de caractérisation des niveaux profonds permettent de

détecter les pièges dans un tel dispositif mais il est très difficile cependant de les localiser

dans le volume. Pour pouvoir localiser les pièges dans la structure étudiée, des mesures de

transitoire de courant en commutation de grille et de drain seront réalisés.

IV.4.3 Caractérisation des pièges

Des effets parasites indésirables viennent diminuer les performances statiques du

HEMT AlGaN/GaN/Si. Une connaissance et une prise en compte de ces effets sont

aujourd'hui indispensables lors de la conception de circuits micro-ondes. Il est important de

souligner qu'une des principales barrières rencontrées lors de l'étude de ces défauts est la

difficulté de leur mise en évidence et de leur prise en compte. La difficulté principale lors de

la phase de caractérisation expérimentale est de pouvoir dissocier les différents pièges trouvés

pour les appréhender indépendamment les uns des autres.


160

Pour détecter et identifier les pièges profonds, nous avons réalisé des mesures de

transitoires de courant drain-source en commutation de grille et de drain. Lors des mesures en

commutation de grille, aucun transitoire n'a pu être observé et ce, malgré l'exploration d'une

large gamme des paramètres de la mesure (Vp, Vr, Vds, tp).

Nous présentons donc dans la suite les résultats obtenus en commutation de drain,

c'est-à-dire lorsque la zone de déplétion s'étend plus en profondeur dans la structure. Les

transistors HEMT AlGaN/GaN à substrat Si sont polarisés avec une tension maximale

appliquée sur le drain de 4V, et la tension minimale est égale à 1V. La grille est polarisée à -

2.25V. La durée de l'impulsion est fixée à 1000ms. Les mesures ont été réalisées dans la

gamme de température 77K-520K.

L’évolution des transitoires de courant représenté en figure IV.13 dans la gamme de

température entre 95K-520K. Ici, seul un processus d’émission est observé. Chaque

transitoire expérimental est alors traité pour extraire les constantes du temps associées au

processus physique mise en jeu. Le spectre CDLTS correspondant (Figure IV.14.) met en

0 10 20 30 40 50 60 70 80

0,960

0,965

0,970

0,975

0,980

0,985

0,990

0,995

1,000

1,005

Id

s/Id

ss

Temps(ms)

T=95KT=140K

T=190K T=240KT=340K

T=290K T=390K

T=490K

T=440K

T=520K

Figure IV.13: Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de la température pour un HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si.


161

évidence quatre pics (C1, C2, C3, C4) en fonction de la température. Chacun de ces pics

correspond à un piège qui contribue au transitoire de courant. Leurs signatures déterminées à

partir des diagrammes d'Arrhenius (figure IV 15) sont reportées dans le tableau IV.2.

100 200 300 400 500 600

0,002

0,004

0,006

0,008

0,010

0,012

0,014

0,016

0,018

Sign

al C

DLT

S (u

.a)

Température(K)

C1(Ea=0.836eV)

C2(Ea=0506eV)

C3(Ea=0.202eV)

C4(Ea=0.076eV)

Vds=1--4VVgs=-2.25VTp=1000ms

Figure IV.14 : Spectre CDLTS enregistré pour le HEMT AlGaN/GaN/Si. Quatre niveaux profonds notés C1, C2, C3 et C4 sont mis en évidence.


162

Parmi les défauts électriquement actifs déterminés ci-dessus, le piège noté C2

correspond à un défaut déjà observé dans la litérature. En effet, des mesures de spectroscopie

de transitoire de capacité isotherme [Hacke’94], ont déjà permis d’observer ce défaut noté E2.

Le défaut C2 n’est autre que E2 puisque les signatures de ces deux centres profonds se

superposent. Des mesures de DLTS [Götz’94] ont permis d’observer ce défaut électriquement

actif sur des diodes GaN. Mais jusqu'au aujourd’hui l’origine physique de ce défaut fait l’état

de discussions de plusieurs équipse [Hacke’94, Götz’94, Hacke’96]. La littérature montre que

la concentration ne change pas significativement avec une irradiation d'électrons ou une

implantation d'azote [Haase’96].

Le défaut C3 apparaît avec une énergie d’activation de 0.20eV. Des mesures de DLTS

isotherme sur des structures GaN [Hacke’96] ont déjà permis d’observer ce défaut mais avec

une énergie d’activation de 0.26eV. Des mesures de DLTS [Götz’94] ont détecté ce défaut

mais avec une énergie d’activation de 0.18eV. Les correspondances de diagramme

d’Arrhenius Ea et σa nous permet de dire que ces trois défauts ont la même origine

[Gassoumi’06]. Avec des mesures de CDLTS Marso [Marso’03] a détecté ce défaut

2 3 4 5 6 75,86,06,26,46,66,87,07,27,47,67,88,08,28,48,68,89,09,29,4

Ln(T

2 /en)

1000/T(K-1)

C1(Ea=0.83eV)

C2(Ea=0.504eV)

C3(Ea=0.202eV)

C4(Ea=0.075eV)

Figure IV.15: Diagramme d’Arrhenius pour les défauts détectés en CDLTS avec une impulsion sur le drain.


163

électriquement actif sur des HEMTs AlGaN/GaN/Si. Ce défaut est probablement localisé dans

la région entre le canal et le gaz à deux dimensions 2DEG.

L’origine du défaut C4 qui apparaît avec une énergie d’activation de 0.07eV et une

section efficace de capture de l’ordre de 2.65×10-15cm2 n’est pas encore bien connue jusqu’à

aujourd’hui. Néanmoins des mesures d’effet Hall réalisées par Z-Q. Fang [Fang’98] sur des

structures GaN lui ont permis de détecter un défaut avec une énergie d’activation de 0.06eV.

Il a attribué ce dernier à une lacune d’azote dans le GaN.

Finalement pour ce qui concerne le défaut C1 qui apparaît à T=500K avec l’énergie

d’activation de 0.832eV, à notre connaissance ce piège a été détecté uniquement dans ce

travail [Gassoumi’06]. Son origine reste une question ouverte. Même si la nature

microscopique exacte des niveaux C1 à C4 ne peut pas être établie, le point intéressant

consiste en ce que nous pouvons conclure que ces niveaux sont tous localisés au-dessous de la

couche supérieure AlGaN. En effet, dans le cas présent, des défauts dans la couche supérieure

AlGaN et/ou à la surface, devraient avoir été observés lorsqu’on réalise des mesures de

CDLTS avec impulsions sur la grille.

Ici, les défauts sont observés uniquement lorsqu’on commande le drain, c'est-à-dire

quand la couche tampon, le 2DEG et le canal sont sondés. Ils sont plus probablement placés

dans la couche tampon ou à l'interface Si/AlN. Ceci est confirmé par le résultat de Marso et al

[Marso’03] pour la localisation du défaut C3.

Tableau IV.2: les Signatures des pièges détectés dans des HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si

lors d’une impulsion sur le drain avec la CDLTS

IV.5 Conclusion

Dans ce chapitre notre objectif a été d’une part d’identifier les principales anomalies

qui induisent les dysfonctionnements électriques d’un HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si et

Défauts Ea(eV) σa(cm2) Identification

C1 0.83 3.14 ×10-14

C2 0.50 2.57×10-15 E2

C3 0.20 3.03×10-17

C4 0.07 2.65×10-15 Lacune N


164

d’autre part de caractériser, identifier et localiser les défauts profonds responsable de ces

anomalies.

Les caractéristiques statiques Ids=f(Vds) montrent d’une part l’absence de l’effet de

kink généralement observé dans les transistors à hétérojonction de type HEMT, et d’autre part

l’absence de l’effet collapse. Cependant nous avons noté un shift de la tension de seuil entre la

température 95K et 550K, un auto-échauffement et une dégradation du courant Ids. Ces

anomalies sont corrélées à l’existence de centres profonds dans les structures étudiées.

Dans le but de détecter les pièges dans la couche tampon et aux interfaces tampon/SI

ou tampon/Canal des mesures de transitoire de courant drain-source en commutation de drain

et de grille ont été réalisées.

Par les mesures en commutation de grille et même avec des tensions proches de la

tension de seuil nous n’avons observé aucun transitoire de courant.

Avec les mesures de CDLTS en commutation de drain on a mis en évidence la

présence de quatre pièges. Ces défauts profonds ne sont pas observés lors d’une impulsion sur

la grille. Ils sont donc probablement localisés entre le substrat et le gaz à deux dimensions

2DEG.

Finalement ce travail montre l'intérêt de la technique CDLTS pour la localisation de

pièges dans la structure de HEMT et pour la corrélation avec les anomalies sur les

caractéristiques électriques statiques de ces structures.


165

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Conclusion Générale

167



168


La technologie des transistors de puissance MESFETs sur Carbure de Silicium est

aujourd’hui en pleine évolution. Les résultats récents obtenus, tant aux Etats-Unis qu’on

France, démontrent les progrès constants accomplis par cette technologie puisque des

transistors unitaires susceptibles de fournir des puissances supérieures à 50W et des

fréquences supérieurs à 1GHz ont été réalisés.

Pour les MESFETs SiC, il ne suffit pas de « bons » contacts ohmiques séparés par une

« bonne » barrière Schottky pour faire un composant de puissance RF efficace et stable, mais

aussi il faut un substrat sans défauts. Les phénomènes d’instabilité pour les composants de

type MESFETs SiC et HEMTs GaN/AlGaN ne sont pas nouveaux dans le monde des

Semiconducteurs. Les analogies sont nombreuses avec ce qui est rencontré pour les

composants de puissance GaAs. Nous retrouvons également les problèmes liés à la

passivation qui reste l’autre point de faiblesse des transistors MESFETs 4H-SiC et plus

généralement pour des composants de puissance fonctionnant à haute tension.

C’est dans ce cadre que nous avons présenté une étude menée sur des transistors

MESFETs à base de SiC et HEMTs à base de GaN, destinés à des applications

hyperfréquences. Nous avons observé pour les deux types de transistors des caractéristiques

présentant des dérives importantes par rapport aux caractéristiques idéales.

L'objectif de notre travail a été de comprendre l'origine de ces dysfonctionnements. Pour

les transistors où les longueurs de grille sont de l’ordre de quelque micron, la capacité de

grille est de quelque pF. Si l’émission et la capture des électrons induisent une variation de

capacité de l’ordre de 10-3 Cg cette variation ne peut pas être détectée par la méthode DLTS

capacitive. Les nombreuses techniques de caractérisation permettent de détecter les pièges

dans un tel composant mais il est très difficile cependant, de les localiser dans le volume. La

localisation physique des niveaux profonds permet d’une part de comprendre leurs influences

sur le fonctionnement des transistors et d’autre part, de trouver des solutions technologiques

pour minimiser les effets de pièges. Pour cela nous avons développé une technique de

caractérisation des pièges au niveau des composants hyperfréquences telle que les MESFETs

et les HEMTs à base des matériaux grand gap : la CDLTS. Son atout majeur est la localisation

des pièges dans les transistors de faibles dimensions en régime de fonctionnement.

En effet, pour les mesures en commutation de grille, la variation transitoire du courant

drain source résulte de la modulation de la densité des pièges dans la zone de charge d'espace


169

associée à la grille. Pour des tensions inverses loin de la tension de seuil l'extension de la zone

de charge d'espace s'étend dans le volume de la couche active. Pour des tensions inverses

proches de la tension de seuil, les pièges activés sont localisés dans le volume de la couche

active et à l'interface couche active - tampon. Lors des mesures en commutation de grille la

zone désertée s'étend aussi latéralement dans les zones d'accès entre grille et source et grille et

drain. Les états de surface lents induits par les procédés technologiques associés à la surface

peuvent aussi être détectés.

Pour des mesures en commutation de drain: les pièges activés sont préférentiellement

localisés dans la couche tampon ou dans le substrat et aux interfaces associées.

Dans le cas des MESFETs 4H-SiC différentes dérives ont été observées sur les

caractéristiques de sortie (effet kink, auto-échauffement). La plus notable est l’effet

d’hystérésis observé sur les caractéristiques Ids-Vds en fonction du sens de balayage de la

tension de grille. L’étude des défauts profonds de la structure MESFETs 4H-SiC à substrat

semi-isolant et une couche buffer P par la DLTS et CDLTS. Ces deux techniques montrent

que les anomalies observées sur les caractéristiques de sortie et bien dues à la présence des

centres profonds dans la structure. En effet la DLTS a permis de mettre en évidence un défaut

noté E1 dont l’énergie d’activation et de 0.32eV ce défaut a été détecté par la suite par le

CDLTS lors d’une impulsion sur la grille donc on peut affirmer que ce défaut et localisé dans

le canal. La CDLTS sur les mêmes échantillons avec des impulsions sur la grille montre la

présence de six pièges dont les énergies d'activation sont respectivement B1(1.01eV),

B2(0.82eV), B3(0.61eV), B4(0.32eV), B5(0.16eV) et B6(0.09eV) ; ces défauts sont

préférentiellement localisées dans le canal est aux interface associés. Canal/couche tampon

ou/et canal/Substrat SI. Une proposition d'identification a été présentée. Les mesures de

transitoires de courant drain-source en commutation de drain nous permettent de caractériser

les couches profondes de la structure. En effet cette mesure montre l'apparition d'un niveau

piège dont l'énergie d'activation est de 0.54eV localisé dans la couche buffer.

Dans la deuxième partie de nos résultats expérimentaux nous avons mis en évidence

les effets des états de surface sur des transistors MESFETs 4H-SiC dont la couche buffer est

optimisée afin de prévenir l'injection de proteurs chauds vers le substrat. Ces états sont

principalement localisés aux abords de la grille et des zones d'accès.

La dernière partie de ce travail est consacré à l’étude d’une structure plus complexe, en

concurrence le MESFET SiC : le HEMT AlGaN/GaN sur substrat silicium (Si).

L’évolution des caractéristiques statiques en fonction de la température a permis de

montrer l’absence d’effet collapse, l’absence d’effet de coude, la présence d’effet d’auto-


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échauffement, effet d’hystérésis et un décalage de la tension de seuil. Ces anomalies sont

potentiellement reliées à l’existence de défauts profonds dans la structure étudiée. Pour en

juger, nous nous somme attachés à l’étude et surtout à la localisation des défauts profonds

présents dans la structure. Les mesures de CDLTS en commutation de drain nous ont permis

de détecter des pièges localisés à proximité de la couche tampon. Quatre pièges dont les

énergies d’activations sont respectivement : Ea-0,07eV, Ea-0,20eV, Ea-0,5eV et Ea-0,83eV ont

été observés. Ces défauts ne sont pas observés lors d’une impulsion sur la grille du HEMT

GaN/Si, ils sont donc probablement localisés entre le substrat et le gaz à deux dimensions

(2DEG).

Résumé

RESUME

La demande croissante de composants permettant d’opérer à de fortes puissances, à hautes

fréquences et à hautes températures a conduit au développement de filières électroniques à

base de semiconducteurs à large bande interdite tels que le nitrure de galium (GaN) et le

carbure de silicium (SiC). Toutefois, la maîtrise encore imparfaite des matériaux en termes

des défauts au sens large (impuretés, défauts cristallins) limite les performances des

dispositifs à base de SiC et GaN.

Dans ce travail de thèse nous nous sommes particulièrement intéressé à l’étude de deux

dispositifs : les transistors MESFETs 4H-SiC et les HEMTs AlGaN/GaN/Si destinés à des

applications hyperfréquences et puissance.

L’étude des caractéristiques des sorties statiques de ces deux composants a révélé certains

dysfonctionnements. Pour les MESFETs 4H-SiC, un effet d’hystérésis sur la conductance

drain-source en fonction du sens de balayage de la tension de grille, un effet de kink et un

décalage de la tension de seuil ont été mis en évidence. Une étude de défauts utilisant

notamment la DLTS et la CDLTS, nous a permis de montrer que ces effets sont dus à la

présence de défauts profonds dans la structure.

Pour les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat silicium (Si), un effet d’hystérésis, ainsi qu’un effet

d’auto-échauffement ont été observés. Les mesures de CDLTS avec des impulsions sur le

drain permis ont permis de mettre en évidence la présence de défauts étendus (dislocations)

décorés par des pièges ponctuels.

MOTS-CLES : Semiconducteurs à grand gap, Carbure de Silicium, Nitrure de Galium,

Niveaux profonds, Pièges, MESFET, HEMT, DLTS, CDLTS.

FOLIO ADMINISTRATIF

THESE SOUTENUE DEVANT L'INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUEES DE LYON

NOM : GASSOUMI DATE de SOUTENANCE : 12 Juin 2006 (avec précision du nom de jeune fille, le cas échéant) Prénoms : Malek TITRE : Etude des défauts électriquement actifs dans les composants hyperfréquences de puissance dans les filières SiC et GaN. NATURE : Doctorat Numéro d'ordre : 2006-ISAL-0029 Ecole doctorale : Matériaux de Lyon Spécialité : Matière condensée, Surfaces et Interfaces Cote B.I.U. - Lyon : T 50/210/19 / et bis CLASSE : RESUME : La demande croissante de composants permettant d’opérer à de fortes puissances, à hautes fréquences et à hautes températures a conduit au développement de filières électroniques à base de semiconducteurs à large bande interdite tels que le nitrure de galium (GaN) et le carbure de silicium (SiC). Toutefois, la maîtrise encore imparfaite des matériaux en termes des défauts au sens large (impuretés, défauts cristallins) limite les performances des dispositifs à base de SiC et GaN. Dans ce travail de thèse nous nous sommes particulièrement intéressé à l’étude de deux dispositifs : les transistors MESFETs 4H-SiC et les HEMTs AlGaN/GaN/Si destinés à des applications hyperfréquences et puissance. L’étude des caractéristiques des sorties statiques de ces deux composants a révélé certains dysfonctionnements. Pour les MESFETs 4H-SiC, un effet d’hystérésis sur la conductance drain-source en fonction du sens de balayage de la tension de grille, un effet de kink et un décalage de la tension de seuil ont été mis en évidence. Une étude de défauts utilisant notamment la DLTS et la CDLTS, nous a permis de montrer que ces effets sont dus à la présence de défauts profonds dans la structure. Pour les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat silicium (Si), un effet d’hystérésis, ainsi qu’un effet d’auto-échauffement ont été observés. Les mesures de CDLTS avec des impulsions sur le drain permis ont permis de mettre en évidence la présence de défauts étendus (dislocations) décorés par des pièges ponctuels. MOTS-CLES : Semiconducteurs à grand gap, Carbure de Silicium, Nitrure de Galium, Niveaux profonds, Pièges, MESFET, HEMT, DLTS, CDLTS. Laboratoire (s) de recherche : Laboratoire de Physique de la Matière(LPM) Laboratore de Physique des Semiconducteurs et des Composants Electroniques (Monastir ; Tunisie) Directeurs de thèse: Gérard GUILLOT Hassen MAAREF Président de jury : Composition du jury : MM. -Habib BOUCHRIHA Professeur -Christophe GAQUIERE Professeur -Hassen MAAREF Directeur de thèse -Gérard GUILLOT Directeur de thèse -Larbi SFAXI Examinateur -Jean-Marie BLUET Examinateur

Documents

Etude des défauts électriquement actifs dans les composants