Thèses de l'INSA de Lyon | Les Thèses de l'INSA de …theses.insa-lyon.fr/publication/2004ISAL0073/these.pdfN d’ordre 04-ISAL-0073 Année 2004 Thèse Analyse des défauts et des

N° d’ordre 04-ISAL-0073 Année 2004

Thèse

Analyse des défauts et des propriétés électroniques du SiC-4H par voie optique

Présentée devant L’institut national des sciences appliquées de Lyon

Pour obtenir

Le grade de docteur

Formation doctorale : Dispositifs de l’Electronique Intégrée École doctorale : Electronique, Electrotechnique, Automatique

Par

EL HARROUNI Ep.HIDA ILHAM

Soutenue le 7 décembre 2004 devant la Commission d’examen

Jury MM.

Daniel Mathiot Professeur Rapporteur Yves Monteil Professeur Rapporteur Michel Pons Peter Welmann Gérard Guillot Jean-Marie Bluet

Directeur de Recherche CNRSAssistant Professor Professeur Maître de conférences

Examinateur Examinateur Examinateur Examinateur

Pierre Ferret

Ingénieur Invité

Thèse préparée au Laboratoire de Physique de la Matière de l’INSA de LYON

INSA DE LYON DEPARTEMENT DES ETUDES DOCTORALES MARS 03

Ecoles Doctorales et Diplômes d’Etudes Approfondies

habilités pour la période 1999-2003

ECOLES DOCTORALES

n° code national

RESPONSABLE

PRINCIPAL

CORRESPONDANT

INSA

DEA INSA

n° code national

RESPONSABLE

DEA INSA

CHIMIE DE LYON

(Chimie, Procédés, Environnement)

EDA206

M. D. SINOU UCBL1 04.72.44.62.63 Sec 04.72.44.62.64 Fax 04.72.44.81.60

M. R. GOURDON 87.53 Sec 84.30 Fax 87.17

Chimie Inorganique 910643

Sciences et Stratégies Analytiques

910634

Sciences et Techniques du Déchet 910675

M. R. GOURDON Tél 87.53 Fax 87.17

ECONOMIE, ESPACE ET

MODELISATION DES COMPORTEMENTS

(E2MC)

EDA417

M.A. BONNAFOUS LYON 2 04.72.72.64.38 Sec 04.72.72.64.03 Fax 04.72.72.64.48

Mme M. ZIMMERMANN 60.91 Fax 87.96

Villes et Sociétés 911218

Dimensions Cognitives et Modélisation

992678

Mme M. ZIMMERMANN Tél 60.91 Fax 87.96 M. L. FRECON Tél 82.39 Fax 85.18

ELECTRONIQUE,

ELECTROTECHNIQUE, AUTOMATIQUE

(E.E.A.)

EDA160

M. D. BARBIER INSA DE LYON 85.47 Fax 60.82

Automatique Industrielle 910676

Dispositifs de l’Electronique Intégrée

910696

Génie Electrique de Lyon 910065

Images et Systèmes

992254

M. M. BETEMPS Tél 85.59 Fax 85.35 M. D. BARBIER Tél 85.47 Fax 60.82 M. J.P. CHANTE Tél 87.26 Fax 85.30 Mme I. MAGNIN Tél 85.63 Fax 85.26

EVOLUTION, ECOSYSTEME,

MICROBIOLOGIE , MODELISATION

(E2M2)

EDA403

M. J.P FLANDROIS UCBL1 04.78.86.31.50 Sec 04.78.86.31.52 Fax 04.78.86.31.49

M. S. GRENIER 79.88 Fax 85.34

Analyse et Modélisation des Systèmes Biologiques 910509

M. S. GRENIER Tél 79.88 Fax 85.34

INFORMATIQUE ET INFORMATION

POUR LA SOCIETE

(EDIIS)

EDA 407

M. J.M. JOLION INSA DE LYON 87.59 Fax 80.97

Documents Multimédia, Images et Systèmes d’Information Communicants

992774 Extraction des Connaissances à partir des Données

992099

Informatique et Systèmes Coopératifs pour l’Entreprise 950131

M. A. FLORY Tél 84.66 Fax 85.97 M. J.F. BOULICAUT Tél 89.05 Fax 87.13 M. A. GUINET Tél 85.94 Fax 85.38

INTERDISCIPLINAIRE SCIENCES-

SANTE

(EDISS)

EDA205

M. A.J. COZZONE UCBL1 04.72.72.26.72 Sec 04.72.72.26.75 Fax 04.72.72.26.01

M. M. LAGARDE 82.40 Fax 85.24

Biochimie 930032

M. M. LAGARDE Tél 82.40 Fax 85.24

MATERIAUX DE LYON

UNIVERSITE LYON 1

EDA 034

M. J. JOSEPH ECL 04.72.18.62.44 Sec 04.72.18.62.51 Fax 04.72.18.60.90

M. J.M. PELLETIER 83.18 Fax 85.28

Génie des Matériaux : Microstructure, Comportement Mécanique, Durabilité

910527

Matériaux Polymères et Composites 910607

____________________________________________ Matière Condensée, Surfaces et Interfaces

910577

M. J.M.PELLETIER Tél 83.18 Fax 85.28 M. H. SAUTEREAU Tél 81.78 Fax 85.27 M. G. GUILLOT Tél 81.61 Fax 85.31

MATHEMATIQUES ET

INFORMATIQUE FONDAMENTALE

(Math IF)

EDA 409

M. F. WAGNER UCBL1 04.72.43.27.86 Fax 04.72.43.00.35

M. J. POUSIN 88.36 Fax 85.29

Analyse Numérique, Equations aux dérivées partielles et Calcul Scientifique

910281

M. G. BAYADA Tél 83.12 Fax 85.29

MECANIQUE, ENERGETIQUE, GENIE

CIVIL, ACOUSTIQUE

(MEGA)

EDA162

M. J. BATAILLE ECL 04.72.18.61.56 Sec 04.72.18.61.60 Fax 04.78.64.71.45

M. G.DALMAZ 83.03 Fax 04.72.89.09.80

Acoustique 910016

Génie Civil

992610 Génie Mécanique

992111

Thermique et Energétique 910018

M. J.L. GUYADER Tél 80.80 Fax 87.12 M. J.J.ROUX Tél 84.60 Fax 85.22 M. G. DALMAZ Tél 83.03 Fax 04.78.89.09.80 M. J. F. SACADURA Tél 81.53 Fax 88.11

En grisé : Les Ecoles doctorales et DEA dont l’INSA est établissement principal

MAI 2003

INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUEES DE LYON Directeur : STORCK A. Professeurs : AUDISIO S. PHYSICOCHIMIE INDUSTRIELLE BABOT D. CONT. NON DESTR. PAR RAYONNEMENTS IONISANTS BABOUX J.C. GEMPPM*** BALLAND B. PHYSIQUE DE LA MATIERE BAPTISTE P. PRODUCTIQUE ET INFORMATIQUE DES SYSTEMES MANUFACTURIERS BARBIER D. PHYSIQUE DE LA MATIERE BASTIDE J.P. LAEPSI**** BAYADA G. MECANIQUE DES CONTACTS BENADDA B. LAEPSI**** BETEMPS M. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE BIENNIER F. PRODUCTIQUE ET INFORMATIQUE DES SYSTEMES MANUFACTURIERS BLANCHARD J.M. LAEPSI**** BOISSON C. VIBRATIONS-ACOUSTIQUE BOIVIN M. (Prof. émérite) MECANIQUE DES SOLIDES BOTTA H. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Développement Urbain BOTTA-ZIMMERMANN M. (Mme) UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Développement Urbain BOULAYE G. (Prof. émérite) INFORMATIQUE BOYER J.C. MECANIQUE DES SOLIDES BRAU J. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Thermique du bâtiment BREMOND G. PHYSIQUE DE LA MATIERE BRISSAUD M. GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE BRUNET M. MECANIQUE DES SOLIDES BRUNIE L. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATION BUREAU J.C. CEGELY* CAVAILLE J.Y. GEMPPM*** CHANTE J.P. CEGELY*- Composants de puissance et applications CHOCAT B. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Hydrologie urbaine COMBESCURE A. MECANIQUE DES CONTACTS COUSIN M. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Structures DAUMAS F. (Mme) CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Energétique et Thermique DOUTHEAU A. CHIMIE ORGANIQUE DUFOUR R. MECANIQUE DES STRUCTURES DUPUY J.C. PHYSIQUE DE LA MATIERE EMPTOZ H. RECONNAISSANCE DE FORMES ET VISION ESNOUF C. GEMPPM*** EYRAUD L. (Prof. émérite) GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE FANTOZZI G. GEMPPM*** FAVREL J. PRODUCTIQUE ET INFORMATIQUE DES SYSTEMES MANUFACTURIERS FAYARD J.M. BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS FAYET M. MECANIQUE DES SOLIDES FERRARIS-BESSO G. MECANIQUE DES STRUCTURES FLAMAND L. MECANIQUE DES CONTACTS FLORY A. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATIONS FOUGERES R. GEMPPM*** FOUQUET F. GEMPPM*** FRECON L. REGROUPEMENT DES ENSEIGNANTS CHERCHEURS ISOLES GERARD J.F. INGENIERIE DES MATERIAUX POLYMERES GERMAIN P. LAEPSI**** GIMENEZ G. CREATIS** GOBIN P.F. (Prof. émérite) GEMPPM*** GONNARD P. GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE GONTRAND M. PHYSIQUE DE LA MATIERE GOUTTE R. (Prof. émérite) CREATIS** GOUJON L. GEMPPM*** GOURDON R. LAEPSI****. GRANGE G. GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE GUENIN G. GEMPPM*** GUICHARDANT M. BIOCHIMIE ET PHARMACOLOGIE GUILLOT G. PHYSIQUE DE LA MATIERE GUINET A. PRODUCTIQUE ET INFORMATIQUE DES SYSTEMES MANUFACTURIERS GUYADER J.L. VIBRATIONS-ACOUSTIQUE GUYOMAR D. GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE HEIBIG A. MATHEMATIQUE APPLIQUEES DE LYON JACQUET-RICHARDET G. MECANIQUE DES STRUCTURES JAYET Y. GEMPPM*** JOLION J.M. RECONNAISSANCE DE FORMES ET VISION JULLIEN J.F. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Structures JUTARD A. (Prof. émérite) AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE KASTNER R. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Géotechnique KOULOUMDJIAN J. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATION LAGARDE M. BIOCHIMIE ET PHARMACOLOGIE LALANNE M. (Prof. émérite) MECANIQUE DES STRUCTURES LALLEMAND A. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Energétique et thermique LALLEMAND M. (Mme) CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Energétique et thermique LAUGIER A. PHYSIQUE DE LA MATIERE Mai 2003 LAUGIER C. BIOCHIMIE ET PHARMACOLOGIE

LAURINI R. INFORMATIQUE EN IMAGE ET SYSTEMES D’INFORMATION LEJEUNE P. UNITE MICROBIOLOGIE ET GENETIQUE LUBRECHT A. MECANIQUE DES CONTACTS MASSARD N. INTERACTION COLLABORATIVE TELEFORMATION TELEACTIVITE MAZILLE H. PHYSICOCHIMIE INDUSTRIELLE MERLE P. GEMPPM*** MERLIN J. GEMPPM*** MIGNOTTE A. (Mle) INGENIERIE, INFORMATIQUE INDUSTRIELLE MILLET J.P. PHYSICOCHIMIE INDUSTRIELLE MIRAMOND M. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Hydrologie urbaine MOREL R. MECANIQUE DES FLUIDES ET D’ACOUSTIQUES MOSZKOWICZ P. LAEPSI**** NARDON P. (Prof. émérite) BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS NIEL E. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE NORTIER P. DREP ODET C. CREATIS** OTTERBEIN M. (Prof. émérite) LAEPSI**** PARIZET E. VIBRATIONS-ACOUSTIQUE PASCAULT J.P. INGENIERIE DES MATERIAUX POLYMERES PAVIC G. VIBRATIONS-ACOUSTIQUE PELLETIER J.M. GEMPPM*** PERA J. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Matériaux PERRIAT P. GEMPPM*** PERRIN J. INTERACTION COLLABORATIVE TELEFORMATION TELEACTIVITE PINARD P. (Prof. émérite) PHYSIQUE DE LA MATIERE PINON J.M. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATION PONCET A. PHYSIQUE DE LA MATIERE POUSIN J. MODELISATION MATHEMATIQUE ET CALCUL SCIENTIFIQUE PREVOT P. INTERACTION COLLABORATIVE TELEFORMATION TELEACTIVITE PROST R. CREATIS** RAYNAUD M. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Transferts Interfaces et Matériaux REDARCE H. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE RETIF J-M. CEGELY* REYNOUARD J.M. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Structures RIGAL J.F. MECANIQUE DES SOLIDES RIEUTORD E. (Prof. émérite) MECANIQUE DES FLUIDES ROBERT-BAUDOUY J. (Mme) (Prof. émérite) GENETIQUE MOLECULAIRE DES MICROORGANISMES ROUBY D. GEMPPM*** ROUX J.J. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON – Thermique de l’Habitat RUBEL P. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATION SACADURA J.F. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Transferts Interfaces et Matériaux SAUTEREAU H. INGENIERIE DES MATERIAUX POLYMERES SCAVARDA S. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE SOUIFI A. PHYSIQUE DE LA MATIERE SOUROUILLE J.L. INGENIERIE INFORMATIQUE INDUSTRIELLE THOMASSET D. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE THUDEROZ C. ESCHIL – Equipe Sciences Humaines de l’Insa de Lyon UBEDA S. CENTRE D’INNOV. EN TELECOM ET INTEGRATION DE SERVICES VELEX P. MECANIQUE DES CONTACTS VIGIER G. GEMPPM*** VINCENT A. GEMPPM*** VRAY D. CREATIS** VUILLERMOZ P.L. (Prof. émérite) PHYSIQUE DE LA MATIERE Directeurs de recherche C.N.R.S. : BAIETTO-CARNEIRO M-C. (Mme) MECANIQUE DES CONTACTS ET DES SOLIDES BERTHIER Y. MECANIQUE DES CONTACTS CONDEMINE G. UNITE MICROBIOLOGIE ET GENETIQUE COTTE-PATAT N. (Mme) UNITE MICROBIOLOGIE ET GENETIQUE ESCUDIE D. (Mme) CENTRE DE THERMIQUE DE LYON FRANCIOSI P. GEMPPM*** MANDRAND M.A. (Mme) UNITE MICROBIOLOGIE ET GENETIQUE POUSIN G. BIOLOGIE ET PHARMACOLOGIE ROCHE A. INGENIERIE DES MATERIAUX POLYMERES SEGUELA A. GEMPPM*** Directeurs de recherche I.N.R.A. : FEBVAY G. BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS GRENIER S. BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS RAHBE Y. BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS Directeurs de recherche I.N.S.E.R.M. : PRIGENT A.F. (Mme) BIOLOGIE ET PHARMACOLOGIE MAGNIN I. (Mme) CREATIS** * CEGELY CENTRE DE GENIE ELECTRIQUE DE LYON ** CREATIS CENTRE DE RECHERCHE ET D’APPLICATIONS EN TRAITEMENT DE L’IMAGE ET DU SIGNAL ***GEMPPM GROUPE D'ETUDE METALLURGIE PHYSIQUE ET PHYSIQUE DES MATERIAUX ****LAEPSI LABORATOIRE D’ANALYSE ENVIRONNEMENTALE DES PROCEDES ET SYSTEMES INDUSTRIELS

Remerciements

Ce travail a été réalisé au Laboratoire Physique de la Matière de l’Institut National des

Sciences Appliquées de Lyon. Je remercie M. Gérard GUILLOT, directeur du LMP de

m’avoir accueilli parmi les membres du laboratoire et d’avoir accepté la direction de cette

thèse.

Je voudrais remercier spécialement M. 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. Sa disponibilité ainsi que ses conseils ont largement contribué à

l’aboutissement de ce travail.

Ma reconnaissance va également au professeur Daniel Mathiot du l’université Louis Pasteur

de Strasbourg et au professeur Yves Monteil de l’Université Claude Bernard de Lyon

d’avoir voulu consacrer le temps nécessaire à la lecture de ce manuscrit et à la rédaction des

rapports. Je remercie également M. Michel Pons, M. Peter Welmann et M. Pierre Ferret qui

ont accepté de juger et de participer au jury de thèse.

Je remercie toutes les personnes de l’équipe avec qui j’ai eu l’occasion de travailler. Merci

également à toutes les personnes que j’ai côtoyées au laboratoire durant ma thèse et qui m’ont

rendu la vie agréable.

Finalement, je remercie mes parents pour leur encouragement durant toutes ces longues

années d’études.

1

TABLE DES MATIERES

INTRODUCTION……………………………………………………………...5

CHAPITRE I: PRÉSENTATION DU SIC ET IMAGERIE DE DÉFAUTS..

STRUCTURAUX ................................................................................................ 7

I. INTRODUCTION ............................................................................................................9

II. ASPECTS STRUCTURAUX .........................................................................................9

III. PROPRIETES ET APPLICATIONS DU SIC..........................................................12

III.1. Les applications « haute température » ................................................................. 13

III.2. Les applications « haute puissance » et « haute fréquence » ................................ 14

III.3. Facteurs de mérite ................................................................................................. 15

IV. CROISSANCE DU SiC ...............................................................................................17

IV.1. Croissance de substrats de SiC.............................................................................. 17

IV.2. Epitaxie du SiC ..................................................................................................... 18

V. LES DEFAUTS STRUCTURAUX DANS SIC...........................................................20

V.1. Les micropipes ....................................................................................................... 20

V.2. Les dislocations ...................................................................................................... 25

V.3. Les défauts triangulaires......................................................................................... 27

VI. CONCLUSION ............................................................................................................31

CHAPITRE II: TECHNIQUES DE CARACTERISATION………………40

I. INTRODUCTION…………………………………………………………………… 42

II. SPECTROSCOPIE RAMAN……………………………………………………… 42

II.1. Courbes de dispersion des phonons……………………………………………….43

2

II.2. Identification de polytypes ..................................................................................... 44

II.3. Evaluation du dopage ............................................................................................. 46

II.4. Evaluation de la contrainte ..................................................................................... 47

II.5. Etude des défauts structuraux ................................................................................. 48

III. LA PHOTOLUMINESCENCE..................................................................................50

III.1. Recombinaisons radiatives.................................................................................... 50

III.1.1. Emissions intrinséques .........................................................................................50

III.1.1.1. Recombinaison bande à bande ......................................................................50

III.1.1.2. Recombinaison par exciton libre...................................................................51

III.1.2. Emissions extrinsèques ........................................................................................52

III.1.2.1. Recombinaison par exciton lié ......................................................................52

III.1.2.2. Recombinaisons donneur-accepteur (DAP) ..................................................55

III.1.2.3. Recombinaisons dues aux métaux de transitions : ........................................56

III.2. Recombinaisons non radiatives............................................................................. 57

IV. SYSTEME D’IMAGERIE DE PHOTOLUMINESCENCE ...................................57

IV.1. Principe de fonctionnement .................................................................................. 58

IV.1.1. Déroulement général de la mesure du signal de PL.............................................58

IV.1.2. Cartographie de l’intensité de PL intégrée en longueur d’onde...........................59

IV.1.2. Cartographie du signal de PL résolue en longueur d’onde ..................................60

IV.2. Brève description des différents modules de l’équipement .................................. 60

IV.2.1. Optique.................................................................................................................60

IV.2.1.1. Excitation ......................................................................................................61

IV.2.1.2. Collection de la photoluminescence .............................................................62

IV.2.1.3. Analyse du spectre par le monochromateur ..................................................65

IV.2.1.4. Détection et conversion en signal électrique.................................................67

IV.2.1.4 Pertes dans l’optique de collection et de détection ........................................68

IV.2.1.5. Calcul du coefficient de rendement optique .................................................69

IV.2.2. Mécanique............................................................................................................69

IV.2.3. Electronique .........................................................................................................70

3

CHAPITRE III : ANALYSE DE DÉFAUTS STRUCTURAUX ................. 73

I. INTRODUCTION ..........................................................................................................74

II. ETUDE DE MICROPIPES..........................................................................................74

II.1 Echantillon étudié .................................................................................................... 75

II.2 Cartographie de photoluminescence intégrée.......................................................... 76

II.3. Mesures spectrales .................................................................................................. 77

III. ETUDE DE DISLOCATIONS ...................................................................................79

III.1 Cartographie de photoluminescence intégrée ........................................................ 80

III.2. Mesures spectrales................................................................................................. 82

IV. ETUDE DE D2FAUTS TRIANGULAIRES .............................................................84

IV 1 Défauts de type T1 ................................................................................................. 85

IV 2 Défauts de type T2 ................................................................................................. 88

V. CONCLUSION..............................................................................................................90

CHAPITRE IV .................................................................................................. 95

CARTOGRAPHIE DE LA DURÉE DE VIE ET DU DOPAGE PAR

IMAGERIE DE PHOTOLUMINESCENCE................................................. 95

I. INTRODUCTION ..........................................................................................................97

II. CALCUL DE L’INTENSITE DE PHOTOLUMINESCENCE................................98

II.1. Signal de photoluminescence ................................................................................. 98

II.2. Différents mécanismes de recombinaison .............................................................. 99

II.2.1. Recombinaison radiative .......................................................................................99

II.2.2. Recombinaison Shockley-Read-Hall (SRH) dans le volume ..............................100

II.2.3. Recombinaison Auger .........................................................................................101

II.2.4. Recombinaison en surface ...................................................................................103

II.3. Equation de diffusion ambipolaire ....................................................................... 104

II.4. Résolution de l’équation de diffusion ambipolaire............................................... 107

4

II.4.1. Cas d’un substrat .................................................................................................108

II.4.2. Cas d’une couche épitaxiale ................................................................................109

II.5. Influence de la vitesse de recombinaison de surface sur l’intensité de PL........... 111

III. DISCUSSION DE LA VALIDATION DES HYPOTHESES................................116

III.1. Hypothèse concernant la duré de vie................................................................... 116

III.1.1. La durée de vie effective dans le matériau est contrôlée par la durée de vie non-

radiative (τeff ≈ τnr)..........................................................................................................116

III.1.2. La durée de vie non-radiative est indépendante de la concentration des porteurs

........................................................................................................................................118

III.2. Hypothèse concernant le coefficient de diffusion ambipolaire ........................... 119

IV. RESULTATS EXPERIMENTAUX.........................................................................120

IV.1. Préparation des échantillons................................................................................ 120

IV.2. Etude de substrats................................................................................................ 121

IV.3. Etude d’épitaxies................................................................................................. 127

V. CONCLUSION............................................................................................................132

5

Introduction

L’évolution de la demande dans le domaine de l’électronique de puissance et de

l’électronique haute fréquence, ainsi que le besoin de réaliser des composants pouvant

fonctionner dans des conditions extrêmes (haute température, milieux radiatifs,

environnements corrosifs …) ont fortement motivé le développement de la recherche dans le

domaine des matériaux dits à grands gaps. Parmi ces matériaux on note le diamant, le nitrure

de gallium (GaN), le nitrure d’aluminium (AlN) et les composés ternaires (GaAlN), et le

carbure de silicium (SiC). Ce dernier fait l’objet d’une attention particulière de la part de la

communauté scientifique et connaît aujourd’hui un essor très important. La première raison

est la disponibilité de substrats SiC hexagonal (6H ou 4H) de 75 mm de diamètre qui permet

de réaliser l’homoépitaxie des couches actives. La deuxième raison est une relative similitude

des étapes technologiques pour le SiC avec celles du silicium. Le transfert des techniques,

mises au point et développées sur silicium, et leur adaptation aux spécificités du SiC sont

aujourd’hui relativement maîtrisées.

Des composants élémentaires à base de SiC ont pu être développés. Cependant, la

commercialisation de ces composants est malgré tout encore à ses débuts. La principale

limitation porte sur la qualité du matériau SiC dont la densité de défauts (défauts structuraux

et impuretés) reste encore élevée. De plus, l’homogénéité des propriétés électroniques

(dopage, durée de vie des porteurs minoritaires) sur plaque entière n’est pas encore maîtrisée

pour assurer le bon fonctionnement des dispositifs et une rentabilité industrielle. Ainsi, dans

l’objectif de l’amélioration de la qualité des substrats et des couches épitaxiales, il est

important de disposer de moyens de caractérisations permettant aussi bien d’étudier

l’uniformité des propriétés électriques sur plaque entière que d’analyser localement les

défauts et de comprendre, par la suite, le processus de leurs formation.

Cette étude s’insère dans le cadre d’un programme région thématique prioritaire en

collaboration avec les laboratoires universitaires LMI de l’UCBL et LMGP, LTPCM, LPCS

et LEPMI de l’INPG ainsi qu’avec le CEA-LETI. Ce Programme se propose de développer la

filière SiC au niveau de la cristallogenèse, de l’épitaxie et de la réalisation de composants

électroniques de démonstration. Le rôle joué par le LPM a été de développer des techniques

6

d’analyse optique des substrats et des épitaxies par photoluminescence, cartographie de

photoluminescence et mesure de temps de déclin de photoluminescence.

Afin de répondre au besoin d’une technique de caractérisation, rapide, non destructive

sur plaque et résolue spatialement, un équipement prototype de cartographie de

photoluminescence (PL) de la société SCANTEK a été employé. Cet équipement, adapté aux

besoin spécifiques pour l’analyse du SiC, permet d’une part des analyses d’homogénéité des

propriétés électroniques sur plaque entière et d’autre part des analyses microscopiques au

voisinage de défauts structuraux. Un banc de mesure de durée de vie des porteurs minoritaires

par analyse du temps de déclin de photoluminescence a été réalisé. Les résultats obtenus par

cette méthode ont été comparés à ceux déduits des mesures cartographiques.

Dans un premier chapitre nous présenterons le matériau carbure de silicium et établirons un

récapitulatif de certaines propriétés physiques. Nous établirons également une revue des

principaux défauts structuraux dans SiC (micropipes, dislocations et défauts triangles) et nous

citerons les techniques de caractérisation employées pour étudier et cartographier ces défauts

afin de comprendre l’origine de leur formation et mettre en évidence leurs effets sur les

dispositifs.

Le second chapitre présente les deux techniques de caractérisation utilisées dans ce travail de

thèse : la photoluminescence et la spectroscopie Raman. Nous décrirons leurs principes

théoriques et mettrons en évidence leurs potentialités et leurs limites. Nous présenterons aussi

le système d’imagerie de PL intégrée et résolue en longueur d’onde : nous décrirons le

principe de fonctionnement, les différents composants et les performances du système de

mesure.

Le troisième chapitre porte sur l’analyse microscopique des principaux défauts structuraux

dans SiC. Ces défauts peuvent être observés en cartographie de photoluminescence sans avoir

recours à une attaque chimique destructive. Nous présenterons en particulier les résultats

obtenus sur les micropipes, les dislocations et les défauts « triangulaires ».

Enfin, dans le quatrième chapitre nous présenterons le principe de la détermination

cartographique de la durée de vie des porteurs minoritaires et du dopage à partir de l’intensité

de photoluminescence pour différentes densité d’excitation.

CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux

7

Chapitre I :

Présentation du SiC et imagerie de défauts

structuraux


8


9

I. INTRODUCTION

Parmi les semiconducteurs à large bande interdite le carbure de silicium (SiC) fait

l’objet d’une attention particulière de la part de la communauté scientifique. L’amélioration

de la qualité cristallographique de ce matériau a permis de fabriquer des composants

réellement fonctionnels. Les premiers résultats ont fait espérer l’avènement rapide de

dispositifs aux performances prometteuses pour les applications forte puissance, haute

fréquence et haute température. Le SiC a en effet la particularité de posséder l’essentiel des

propriétés physiques du semiconducteur idéal dans ces domaines.

Dans cette première partie, nous présenterons le matériau carbure de silicium et établirons un

récapitulatif de certaines propriétés physiques. Nous établirons également une revue des

principaux défauts structuraux dans SiC qui seront étudiés dans le chapitre III.

II. ASPECTS STRUCTURAUX

Une des particularités majeures du SiC est son polytypisme. Le polytypisme est en fait

une forme particulière de polymorphisme dans une direction privilégiée. Le polymorphisme

étant la possibilité pour un matériau de cristalliser sous différentes formes. En 1915,

Braumhauer [1] à été le premier à identifier trois types différents de SiC.

Chaque composé cristallographique, ou polytype, est caractérisé par une séquence unique

d’empilement de bicouches Si-C. Une bicouche est la superposition d’un empilement compact

d’atomes de silicium et d’un empilement compact d’atomes de carbone. Chaque bicouche

s’empile selon trois positions distinctes nommées A, B, C (figure I.1). La séquence

d’empilement des bicouches peut varier considérablement : plus de 200 polytypes ont été

identifiés à ce jour [2].


10

Figure I. 1: Séquences d’empilement des bicouches Si-C pour les quatre principaux polytypes

des SiC.

Chaque atome d’une espèce chimique se trouve au centre d’un tétraèdre formé de

quatre atomes de l’autre espèce en position de premiers voisins (figure I.2).

Figure I. 2: Liaison tétragonale entre un atome de C et quatre atomes de Si premiers voisins.

(a=3.08Å, C-Si=1.94Å [3])

Les structures cristallographiques sont classées selon trois familles : cubique

composée par un seul polytype de structure zinc blende appelé β-SiC, hexagonale et

rhomboédrique regroupées sous le terme générique α-SiC [4, 5].


11

Plusieurs notations existent pour définir les différentes structures cristallographiques. La plus

utilisée est celle de Ramsdell [6] (tableau I.1). Chaque polytype est noté NX où N présente le

nombre de bicouches dans la période et X désigne la structure cristallographique (C pour

cubique, H pour hexagonal et R pour Rhomboédrique).

Le tableau I.1 présente également la notation de Jagodzinski [7] dans laquelle h signifie une

configuration hexagonale des seconds voisins comme l’atome B dans la séquence ABA, et k

signifie une configuration cubique comme B dans ABC. Les trois sites du SiC-6H sont

représentés par hkk où les deux sites cubiques ne sont pas équivalents mais il faut aller

jusqu’aux troisièmes voisins pour voir la différence. Cette dernière notation est intéressante

car elle précise la nature de l’environnement (hexagonal ou cubique) de chaque site.

Notation de Ramsdell

Séquence d’empilement

Notation de Jagodzinski

Nombre de sites de Si (ou C) non équivalents

3C (blende) β ABC… k 1

2H (wurzite) AB… h 1

4H ABAC… hk 2

6H ABCACB... hkk 3

15R

α

ABCBACABACBCACB... hkkhk 5

Tableau I. 1: Notations des principaux polytypes du carbure de silicium.

La représentation dans le plan (11-20) perpendiculaire au plan des bicouches (figure I.3)

permet de visualiser clairement les trois types de positions, A, B ou C. Elle est très utilisée car

elle schématise bien les séquences d’empilement des polytypes .


12

Figure I. 3: Polytypes de SiC les plus courants vus dans le plans (11-20).

On remarque que dans le polytype 6H coexistent deux sites cubiques k1 et k2 et un site

hexagonal h, tandis que le polytype 4H contient un site cubique et un site hexagonal. Notons

que dans le carbure de silicium cubique, il n’y a que des sites cubiques. Ceci implique que

dans le 6H-SiC, les atomes d’impuretés pourront occuper trois sites différents et non

équivalents, on s’attend donc à trouver trois niveaux donneurs (ou accepteurs) ; le 4H-SiC

comporte deux niveaux d’impuretés et le 3C-SiC un seul niveau [8, 9].

III. PROPRIETES ET APPLICATIONS DU SIC

Le SiC est un matériau intéressant pour la micro-électronique. Ces caractéristiques

physiques en font un matériau prometteur pour le développement d’une électronique

spécifique dans les domaines de la haute température, de la puissance et des hyperfréquences.

Afin de mieux nous rendre compte des potentialités électriques des principaux polytypes du

SiC, nous dressons sur le tableau I.2 leurs principales propriétés. Nous citons également celles


13

des semiconducteurs les plus courants (Si et GaAs) et celles des autres semiconducteurs à

grand gap étudiés à l’heure actuelle: le GaN et le diamant.

Propriétés SiC-4H SiC-6H SiC-3C Si GaAs GaN Diamant

Bande interdite à 300K (eV)

3,25 [10]

3 [11, 12]

2,2 [4, 13]

1,1 [13, 14]

1,4 [13]

3,4 [4, 15]

5,5 [4]

Température maximum

d’opération (K) [11]

1720

1580

1200

600

760

1930

2800

Vitesse de dérive limite des électrons

(107 cm.s-1)

2 [10]

2 [12]

2,5 [16]

1 [10, 12]

1 [10, 12]

2,7 [4, 11]

2,7 [4, 11]

Mobilité des électrons à 300K

(cm2.V-1.s-1) Nd=1016 at/cm3

[17]

800

370

1000

1100

6000

900

2200

Champ de claquage (106 V.cm-1)

2,2 [18, 19]

2,5 [18, 19]

2,12 [18, 19]

0,25 [18]

0,4 [4]

5 [4]

10 [4]

Conductivité thermique

(W.cm-1.K-1)

4,9 [10, 11]

4,9 [11]

5 [11]

1,5 [4, 10]

0,5 [4, 10]

1,3 [4]

20 [4]

Constante diélectrique εr

9,7 9,66 [18, 20]

9,72 [18, 20]

11,8 [4]

12,8 [4]

9 [4]

5,5 [4]

Tableau I. 2: Quelques propriétés physiques des principaux polytypes de SiC comparées à

celles du Si, GaAs, GaN et du diamant.

III.1. Les applications « haute température »

La principale grandeur qui caractérise le SiC parmi celles citées dans le tableau I.2 est

la large bande d’énergie interdite. Cette dernière limite la création des porteurs intrinsèques ni,

thermiquement activés qui sont à l’origine des courants de fuite. Le SiC possède une faible

concentration de ni (figure I. 4) , nous avons par exemple à 300 K, pour le polytype 6H une

concentration de porteurs intrinsèques de seulement 1,6.10-6 cm-3 (soit environ un porteur

dans un m3), alors que pour le silicium, elle s’élève à plus de 8,9.109 cm-3 [21]. Le courant de


14

fuite des dispositifs SiC reste faible à haute température d’où l’intérêt pour ces applications

notamment dans le secteur de l’automobile.

Figure I. 4 : Evolution de la concentration de porteurs intrinsèques en fonction de la

température. D’après Ruff [21].

III.2. Les applications « haute puissance » et « haute fréquence »

Le champ électrique critique du SiC est dix fois plus élevé que dans le Si. Il désigne

un seuil à partir duquel le champ électrique entraîne la multiplication de porteurs par

phénomène d’avalanche et donc le claquage du dispositif. Pour une même épaisseur de

couche active, le SiC est en mesure de bloquer une tension nettement plus élevée que le Si.

De plus sa conductivité thermique est proche de celle du cuivre ce qui permet une meilleure

dissipation d’énergie par le substrat que pour le Si. Ces propriétés font du SiC un candidat

idéal pour des applications de puissance ( MOSFET, Schottky …) [13, 22].

La vitesse de saturation des porteurs deux fois supérieure à celle du silicium laisse

envisager la réalisation de composants hautes fréquences utilisables particulièrement dans les

télécommunications.


15

III.3. Facteurs de mérite

Outre ses excellentes propriétés électroniques, le SiC possède une forte stabilité

chimique et physique car l’énergie de la liaison Si-C est très élevée (5 eV). Ses propriétés

mécaniques et sa résistance aux radiations lui permettent d’être employé dans des milieux

hostiles et dans des installations nucléaires ou spatiales.

De plus, les étapes technologiques pour le SiC sont très proches de celles utilisées dans la

technologie silicium. Il est donc possible d’utiliser certains moyens du silicium pour le SiC.

Le SiC possède aussi l’autre avantage de s’oxyder en SiO2.

Il ne faut cependant pas oublier la présence d’autres semiconducteurs à large bande

interdite. Pour comparer différents matériaux semiconducteurs en fonction de leurs propriétés

physiques, certains auteurs ont proposé "un facteur de mérite", définissant les meilleurs

aptitudes du matériau pour telle ou telle application. C’est le cas de Johnson [23], Keyes [24]

ou Baliga [25, 26].

Facteur de mérite de Johnson (JMF)

Il prend en compte le champ électrique critique et la vitesse de saturation des porteurs. Sa

valeur nous informe sur les capacités du matériau semiconducteur dans les applications haute

fréquence et forte puissance. 2

satC

2vE

JMF ⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛π

=

Facteur de mérite de Keyes (KMF)

Ce facteur prend en compte la conductivité thermique du matériau, sa permittivité électrique

et la vitesse de saturation des porteurs. Il nous renseigne en même temps sur les performances

thermiques et fréquentielles que peut permettre d’atteindre le matériau.

r

sat

επ4vc

λKMF =

Facteur de mérite de Baliga (BMF)

Ce dernier facteur prenant en compte la mobilité des porteurs, la permittivité électrique du

matériau ainsi que le champ électrique critique apporte une appréciation en terme de tenue en

tension.


16

3Cr EµεBMF =

Le tableau I.3 donne les valeurs de ces facteurs de mérite, normalisées par rapport au

silicium, pour les principaux polytypes du SiC et ses concurrents semiconducteurs à grand

gap.

Matériaux JMF

(normalisée sur Si)

KMF


BMF


SiC-4H 180 4,61 130

SiC-6H 260 4,68 110

SiC-3C 65 1,6 33,4

Si 1 1 1

GaAs 7,1 0,45 15,6

GaN 760 1,6 650

Diamant 2540 32,1 4110

Tableau I. 3: Facteurs de mérites de JMF, KMF et de BMF pour les principaux polytypes de

SiC comparés au Si, GaAs, GaN et le diamant [27].

Le diamant possède des performances électriques nettement avantageuses par rapport aux

autres semiconducteurs. Il demeure cependant non exploité pour la fabrication des

composants électroniques du fait de la difficulté de son élaboration. Si certains freins

technologiques peuvent être dépassés (croissance, dopage, …), le diamant sera alors voué à

un avenir promoteur. Actuellement, des détecteurs de rayonnement en diamant polycristallin

sont utilisés dans le domaine nucléaire [28].

Concernant les composants opto-électroniques, le GaN est le matériau choisi pour

l’élaboration de diodes luminescentes bleues. Néanmoins, ce marché reste porteur pour le SiC

dont les substrats sont de plus en plus utilisés pour l’hétéroépitaxie de GaN. D’autre part, dans

le domaine des hyperfréquences (> 5 GHz), les transistors à haute mobilité électronique

(HEMTs) à base d’hétérostructures GaN/GaAlN, permettent d’atteindre des fréquences plus

élevées que les MESFETs à base de SiC. Ces composants peuvent toutefois rester intéressant

pour des applications à plus basse fréquence (autour du GHz) nécessitant de la puissance (>10

W).


17

IV. CROISSANCE DU SiC

IV.1. Croissance de substrats de SiC

Le carbure de silicium (SiC) a été découvert accidentellement par Berzelius en 1824

alors qu’il tentait de produire artificiellement du diamant. En 1891, grâce au développement

du procédé d’Acheson, le SiC a été commercialisé pour des applications dans l’industrie des

abrasifs [29]. Les propriétés électroluminescentes sont remarquées au 1907 par Round, ce qui

en fait un des premiers semiconducteurs connus.

En 1955, Lely développa une méthode de croissance permettant de produire les

premiers cristaux de bonne pureté mais de taille réduite. En 1978, Tairov et Tsvetkov ont mis

au point la "méthode du germe" ou la méthode de Lely modifiée [30]. Cette méthode est

actuellement la technique de croissance la mieux adaptée pour obtenir des substrats de SiC de

bonne qualité et de taille plus importante. Le procédé consiste à placer un germe

monocristallin du polytype désiré et de la poudre de SiC, qui sert de source, aux deux

extrémités d’une enceinte le long de laquelle est crée un gradient de température (Figure I.5).

Sous faible pression d’argon et à une température d’environ 2200°C, la poudre de SiC se

sublime en produisant des vapeurs composés de molécules de Silicium et de carbone telles

que Si2C, SiC2, Si2 et Si. Les espèces dégagées se condensent et s’épitaxient sur le germe plus

froid. C’est le gradient de température entre la poudre et le germe qui est à l’origine du

transport des espèces.

∆ T

Germe monocristallin

Creuset (graphite)

Poudre de SiC

Figure I. 5 : Méthode de Lely modifiée : Représentation schématique d’un creuset de

croissance de SiC massif.


18

Cette technique a permis de contrôler le polytype, d’augmenter l’épaisseur des lingots

et d’accroître le diamètre des cristaux. Actuellement, La société CREE, leader mondial dans

le domaine de l’élaboration du SiC massif, commercialise des substrats de 75 mm de

diamètre. La France est présente dans ce domaine grâce au travail de l’INPG et du LETI [31,

32, 33, 34].

Actuellement, les polytypes des substrats disponibles sont 4H et 6H. Pour l’instant, on ne peut

pas disposer de substrat de SiC-3C de bonne qualité et de taille suffisante.

La qualité du cristal dépend de la qualité de la surface du germe. Par ailleurs, le choix

du germe permet le contrôle du polytype du cristal alors que les conditions de croissance

(température et pression) permettront d’obtenir un cristal formé d’un seul polytype. Enfin, la

qualité du cristal dépend aussi de la pureté de la poudre source : les analyses SIMS ont montré

la présence de nombreuses impuretés dans les poudres de SiC (Al, V, Ti, B, Fe, …).

Les cristaux présentent aussi des défauts structuraux : outre une densité de dislocations assez

élevée (103-105 cm-2), il existe dans tous les lingots des défauts appelés micropipes. Il s’agit

de tubes creux, de section hexagonale, se propageant le long de l’axe de croissance du cristal.

Le diamètre de ces micropipes est compris entre 0,1 et 30 µm pour une densité allant de

moins de 10 pour les meilleurs substrats à quelques centaines par cm2.

IV.2. Epitaxie du SiC

Plusieurs techniques ont été développées pour l’épitaxie de SiC, parmi lesquelles,

l’épitaxie en phase liquide (LPE), l’épitaxie par jet moléculaires (MBE) ou la croissance par

sublimation (méthode sandwich). L’épitaxie en phase vapeur (CVD : Chemical Vapor

Deposition) est la méthode la plus utilisée et qui a le plus progressé ces dernières années. La

technique de dépôt CVD consiste à décomposer des gaz dans une enceinte, à haute

température comprise entre 1300 et 1600°C, et à faire réagir les constituants décomposés avec

la surface d’un substrat. Le mélange le plus utilisé pour déposer du SiC est SiH4 + C3H8, dilué

dans le gaz porteur H2. Le silane et le propane sont des gaz réactifs qui contribuent,

respectivement, à l’apport de silicium et de carbone. Le dépôt CVD permet de contrôler le

dopage de type n et p dans une gamme très large. En effet, un dopage in-situ peut être obtenu


19

par introduction d’azote pour le type n ou d’aluminium sous forme de trimethylaluminium

(TMA) pour le type p.

Les premiers substrats élaborés par la méthode de Lely étaient du SiC-6H orientés

(0001). Les premières homoépitaxies de SiC-6H ont été effectuées à 1800°C, au dessous de

cette température, la croissance conduit à la formation de SiC-3C. En 1987, Kuroda et al. [35]

ont développé une nouvelle technique appelée «croissance par avancée de marche». Cette

dernière permet des croissances de SiC-6H et SiC-4H à des températures de 1400°C-1500°C

en utilisant des substrats désorientés. La désorientation est de 3.5° pour le 6H et de 8° pour le

4H. La désorientation du substrat, face (0001) suivant l’axe (11-20), impose la présence de

marches à la surface du cristal et la croissance s’effectue par avancée de marches. Le

mécanisme d’incorporation des atomes de silicium ou de carbone sur les bords de marches

permet de reproduire la séquence du polytype du substrat (figure I.6). La croissance par

avancée de marche s’est donc révélée indispensable pour pouvoir conserver le polytype du

substrat [36].

3C

a)

b)

Figure I. 6 : Modèle schématique de la croissance. a) Substrat non désorienté : un îlot de 3C

se forme ; b) Substrat désorienté : le polytype 6H du substrat est bien reproduit. D’après

Matsunami [36].


20

Les vitesses de croissance pour la technique de dépôt CVD sont comprises entre 1 et

30 µm/h [37]. Celle-ci augmente avec la température. En effectuant le dépôt à plus haute

température entre 1650°C et 1850°C, la vitesse de déposition peut atteindre 100µm/h [38]. Par

Cette méthode, appelée HTCVD (High Temperature Chemical Vapor Deposition), il est

possible d’obtenir des couches très épaisses et de très bonne qualité, et même de réaliser des

substrats.

V. LES DEFAUTS STRUCTURAUX DANS SIC

Les progrès réalisés par les techniques de sublimation ont permis l’élaboration de

grands lingots de SiC de bonne qualité et ont rendu possible la commercialisation de substrats

jusqu’à 75 mm de diamètre. De plus, la société CREE a démontré son avance technologique

en sortant les premiers substrats de 100 mm de diamètre. Cependant, la commercialisation des

composants SiC est malgré tout encore à ses débuts. La principale limitation porte sur la

qualité du matériau SiC dont la densité de défauts reste encore élevée. Le développement de

filières SiC passera donc par l’amélioration de la qualité des substrats et des couches

épitaxiales. L’effort porte maintenant sur la diminution de la densités des défauts structuraux

tels que les dislocations et les micropipes. Ceci nécessite une caractérisation fine permettant

d’analyser localement les défauts et de comprendre, par la suite, le processus de leurs

formation.

Ce paragraphe décrit les principaux défauts structuraux du SiC qui ont été étudiés et

cartographiés par des méthodes de caractérisation non destructives.

V.1. Les micropipes Les macro-défauts appelés «micropipes» sont des défauts hexagonaux qui

correspondent à des microtubes vides traversant le lingot de SiC [39, 40]. Divers techniques

de caractérisation ont été utilisées pour étudier les micropipes : les localiser, comprendre

l’origine de leur formation afin de réduire leur densité et enfin, de mettre en évidence leurs

effets sur les dispositifs.


21

En 1992, Koga et al. [41] ont montré que la présence des micropipes dans des diodes

luminescentes bleues était à l’origine des courants de fuite. De leur côté, Neudeck et Powell

[42] ont montré que la présence des micropipes dans la zone active des diodes p/n a pour effet

de diminuer leurs performances.

Plusieurs modèles de formation des micropipes sont basés sur la théorie de Frank qui

décrit le micropipe comme une dislocation vis ayant un large vecteur de Burgers [43,44]. La

figure I.7 montre une image AFM (Atomic Force Microscope) d’une surface 6H-SiC

contenant un micropipe où la croissance spirale est visible. Cette dernière se caractérise par

une marche très importante, neuf fois celle du 6H-SiC, due au large vecteur de Burgers du

micropipe. Les causes qui mènent à la formation des micropipes sont nombreuses et ont été

discutées dans les références [45,46].

En optimisant les conditions de croissance, la densité des micropipes a été réduite.

Récemment, Kamata et al. [47,48] ont montré que durant la croissance de couches

homoépitaxiales par CVD, des micropipes se dissociaient en plusieurs dislocations vis et la

probabilité de dissociation augmente de 1% à 98% lorsque le rapport C/Si diminue de 0,9 à

0,6. Ces dernières années, la densité des micropipes a considérablement baissé [12,49]. A

l’heure actuelle, les meilleurs résultats connus sont ceux annoncés par la société CREE qui

produit des substrats 4H-SiC de 50 mm de diamètre, avec une densité de micropipes

n’excédant pas 5 cm-2. Des résultats, meilleurs encore, ont été démontrés en développement

par CREE sur des substrats de 75 mm de diamètre. Tout récemment, une équipe composée de

chercheurs de TOYOTA et DENSO, au Japon, a publié [50] 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 se lingot de préparer un nouveau germe sur

la face (1-100) pour éliminer lors de la croissance les dislocations dans le plan de base. En

itérant ce procédé de croissances sur les faces a des substrats de 50 mm de diamètre quasi

parfaits ont été obtenus : 0 micropipes et une etch pit density de 100 cm-2


22

Figure I. 7 : Image AFM d’une région contenant un micropipe. D’après Ohtani [44].

Plusieurs techniques de cartographies ont été utilisées pour localiser et dénombrer les

micropipes dans le SiC. Les imageries de topographie de rayon X et de biréfringence

permettent de localiser des défauts structuraux [51].

La figure I.8.a) présente une topographie aux rayons X d’une zone défectueuse dans une lame

4H. Cette technique de diffraction est sensible aux déformations cristallines et permet de

caractériser les défauts de structure des monocristaux. La figure I.8.b) est une image de

biréfringence. Cette dernière est sensible aux désorientations et contraintes et permet de

distinguer des défauts dans des zones très déformées.

Figure I. 8 : a) Topographie X en transmission. Les lettres S et M indiquent la présence des

sous-joints et de micropipes. Le rectangle indique la zone étudiée par biréfringence. b) Image

de biréfringence. DW et M désignent des parois de dislocations et des micropipes

respectivement. D’après Pernot [50].


23

Une autre technique de caractérisation utilisant le rayonnement X est appelée SWBXT

(Synchroton White Beam X-ray Topographie). Grâce à sa sensibilité très élevée au contrainte

et sa haute résolution spatiale, la SWBXT est très performante et utile pour étudier les défauts

structuraux dans les substrats et les couches épitaxiales SiC [52, 53, 54]. La figure I.9.a)

présente une images SWBXT en réflexion d’un substrat 6H-SiC. Les grands spots brillants

correspondent à des micropipes tandis que les petits représentent des dislocations. La figure

I.9.b) est une image SWBXT en transmission de la même région.

a) b)

Figure I. 9 : a) image SWBXT en réflexions d’une région d’un substrat contenant des

micropipes et des dislocations. b) image en transmission de la même région. D’après Dudley

[53].

MacMillan et al. [55] ont utilisé la cathodoluminescence à basse température (10K)

pour étudier les micropipes et aussi pour la détection d’inclusions de polytype 3C. La figure

I.10 présente des images de cathodoluminescence de micropipes dans un substrat 6H-SiC

gravé quelques minutes par la potasse (KOH) fondue. On observe une augmentation du signal

de luminescence au niveau des micropipes due probablement à leur géométrie : la surface

d’émission de luminescence est plus grande au niveau des micropipes. Sur la figure I.10.b),

on remarque la présence des marches de différentes tailles, entre les facettes, indiquées par la

flèche. Cela peut être une indication de la présence des dislocations qui pourront être à

l’origine de la formation des micropipes.


24

Figure I. 10 : Images de cathodoluminescence de micropipes dans un substrat 6H-SiC.

D’après MacMillan [55].

La spectroscopie micro-Raman est une méthode sensible, notamment, aux contraintes

et au dopage, elle permet de déterminer les déformations autour de défauts ainsi que les effets

de ségrégation des dopants. La figure I.11.a) montre la raie du mode LO à 964,5 cm-1 au

voisinage et loin d’un micropipe alors que la figure I.11.b) présente une cartographie du

déplacement de ce mode au voisinage du micropipe. Le déplacement de la raie vers les basses

fréquences autour du défaut est du à la diminution du dopage résiduel [50,56].

Figure I. 11 : a) La raie associée au phonon LO près (ligne continue) et loin d’un micropipe (ligne discontinue). b) Cartographie du déplacement de cette raie autour d’un micropipe.

D’après Pernot[50].


25

V.2. Les dislocations

Dans le paragraphe précèdent, on a vu que la densité des micropipes a été

considérablement réduite ces dernières années. Cependant, la commercialisation des

dispositifs SiC reste limitée par la présence des défauts structuraux autres que les micropipes.

En particulier, les dislocations vis qui sont présentes en densité très importante dans le

matériau SiC (entre 103 et 105 par cm-2).

La formation des dislocations dans les cristaux SiC a été étudiée par plusieurs auteurs

[57,58,59]. D’après Dudley et al., la nucléation des dislocations vis peut se produire à partir

des inclusions telles que les particules de graphite ou les gouttes de silicium qui s’incorporent

dans le matériau SiC pendant la croissance. Sanchez et al. ont montré une corrélation entre la

vitesse de croissance, la formation de fautes d’empilement et la densité de dislocations. Cette

dernière diminue lorsque la vitesse de croissance diminue.

Il est donc nécessaire d’optimiser les conditions de croissance afin d’améliorer la qualité

cristalline du matériau et de réduire le nombre de dislocations.

Les effets des dislocations sur les performances des diodes 4H-SiC ont été étudiés par

Neudeck [60], Wahab [61, 62] et Janzén [63]. La corrélation entre la diminution de la tension

de claquage et l’augmentation de la densité des dislocations a été démontrée. Neudeck et al.

ont utilisé la SWBXT afin de localiser les dislocations présentes dans la zone active des

diodes (figure I.12). 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.


26

Figure I. 12 : 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 [56].

D’autres techniques de caractérisation permettent de mettre en évidence la présence

des dislocations dans le SiC. Les imageries de topographie de rayon X et de biréfringence ont

permis de détecter la présence de lignes de dislocations (figure I.8). Ces deux techniques sont

très sensibles à la présence des dislocations à travers les déformations structurales qu’elles

engendrent. Des images EBIC (Electron Beam Induced Current) ont permis d’établir la

corrélation entre les centres de recombinaisons et les dislocations vis (figure I.13). 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

[64].


27

a) b)

Figure I. 13 : a) Image SWBXT d’une région d’une diode. Les spots brillants correspondent à

des dislocations vis élémentaires. b) Image EBIC de la même région. Les spots sombres

indiquent une diminution de courant collecté due à la présence des dislocations vis. D’après

Schnabel [63].

V.3. Les défauts triangulaires

Il existe au moins deux types de défauts conduisant à des structures de forme

triangulaires, des inclusions de polytype 3C et des fautes d’empilement dans le plan de base.

Les fautes d’empilement sont des défauts structuraux récemment étudiés. Ces défauts

ont été observés et étudiés par différentes techniques de caractérisations telles que, l’imagerie

de cathodoluminescence, la topographie de rayon X, l’électroluminescence et la

photoluminescence résolue en temps (imagerie de durée de vie).

Bergman et al. [65,66] ont détecté, en cathodoluminescence (figure I.14 a), des zones

d’émission réduite et de forme triangulaire, avec des durées de vie des porteurs minoritaires

diminuées de moitié. Ces défauts apparaissent sur des diodes p/n après un vieillissement

électrique à 100 mA.cm-2. Ils se comportent comme des centres recombinants et se propagent

sur toute l’épaisseur de la couche épitaxiée. Ces zones ont été interprétées comme étant des

fautes d’empilement dans le plan de base (0001). Ces fautes d’empilements ont été également


28

observées et étudiées par la SWBXT. La figure I.14.b) montre une image SWBXT de la

même diode étudiée par la cathodoluminescence.

A densité de courant fixe, Bergman et al. ont observé une dérive de tension d’environ 50 à

100 mV pour des diodes dans lesquelles des défauts triangulaires sont apparus durant la

contrainte électrique. Cette dérive a été attribuée à la diminution de la durée de vie des

porteurs au niveau des triangles [65].

a) b)

Figure I. 14 : a) Image cathodoluminescence d’une diode p/n contenant des fautes

d’empilement. B) Image SWBXT de la même diode. Les triangles sombres sont interprétés

comme étant des fautes d’empilement. Les spots brillants sont des dislocations vis. D’après

Bergman et al. [64].

Des images TEM à haute résolution (HRTEM) ont permis de déterminer la nature

cristallographique des fautes d’empilement. La figure I.15 montre deux images HRTEM de

deux régions présentant une faute d’empilement chacune, dans deux diodes 4H-SiC et 6H-

SiC. Sur la figure I.15.a) est représentée la séquence d’empilement des bi-couches Si-C dans

la plan (11-20) (paragraphe II). Chaque bicouche s’empile selon trois positions distinctes

nommées A, B et C, avec un déplacement vers la gauche de la figure. Dans la séquence

inverse, avec un déplacement vers la droite de la figure, les positions sont notées A’, B’ et C’.

Pour le polytype 4H parfait, sans faute d’empilement, la séquence d’empilement est notée

… ABA’C’ABA’C’ABA’C’…. Avec une faute d’empilement due à un glissement d’un plan

cristallin, représenté par une flèche sur la figure, la notation devient …


29

ABA’C’ABCB’CAC’B’… Dans la notation de Zhdanov, cette faute d’empilement de type

faute de Shockley, est notée (3,1) au lieu de (2,2) pour le polytype 4H parfait.

Sur la figure I.15.b), la séquence d’empilement pour le polytype 6H parfait est notée

…ABCB’A’C’ABCB’A’C’…((3,3) selon la notation de Zhdanov). Contenant une faute

d’empilement, la séquence d’empilement devient …ABCAC’B’CABA’C’B’…((4,2) selon la

notation de Zhdanov).

a) b)

Figure I. 15 : Images TEM à haute résolution de deux régions contenant une seule faute

d’empilement a) dans une diode 4H-SiC. b) dans une diode 6H-SiC. D’après Liu [67].

Le deuxième type de défaut conduisant à la formation des défauts triangles sont les

inclusions de polytype 3C. Elles sont assez fréquentes dans les couches épitaxiales 4H et 6H

[68,69,70]. Vue de dessus, elles prennent la forme de triangles nettement visibles au

microscope Normaski, en mesures de cathodoluminescence, ou encore par imagerie EBIC.

Ces défauts se présentent soit sous la forme d’inclusions volumiques (figure I.16.a), soit sous

la forme de lamelles (figure I.16.b). Dans le premier cas, l’inclusion débouche totalement en

surface et apparaît comme un triangle vue de dessus. Dans le second cas, seule une fine

lamelle a pu croître et elle est recouverte en partie par une couche de 4H. En surface, ce type

d’inclusion apparaît comme une bande de quelques dizaines de nm à plusieurs centaines de

nm de large selon l’épaisseur de la couche épitaxiée.


30

Figure I. 16 : Structure des inclusions 3C dans les couches épitaxiales de type 4H, a)

inclusion volumique b) lamelle. D’après Konstantinov [69].

Les inclusions cubiques se forment pendant la croissance de la couche à partir des

défauts existant dans le substrat, tels que les micropipes ou défauts de surface, ou à partir des

défauts qui apparaissent pendant la croissance de la couche épitaxiale [68,71]. De tels défauts

peuvent arrêter l’avancée des marches et contribuer à former de larges terrasses (face (0001))

sur lesquelles il y aura nucléation et croissance 3D. Ce phénomène aboutit à la formation de

3C. Pour empêcher ce phénomène, il faut augmenter la température de dépôt, ce qui a pour

effet d’augmenter le libre parcours moyen (LPM) des atomes qui diffuseront suffisamment

pour s’incorporer sur les marches. Le LPM est également sensible à l’encombrement en

espèces réactives à la surface du substrat. Une augmentation de la vitesse de croissance, c-à-d

un débit de silane important, et du rapport C/Si contribuent à diminuer le LPM des atomes en

surface. Au delà d’un certain seuil, ceci conduit à la formation de 3C. Plus la température est

faible, plus ce seuil est bas.

Comme pour les défauts de polissage (rayures), l’oxydation humide permet de mettre

en évidence les variations des polytypes [67,72]. Le 6H-SiC, par exemple, s’oxyde plus vite

que le 3C-SiC engendrant un oxyde plus épais après un certain temps. Cela produit une image

de couleur très résolue lorsqu’on observe au microscope optique avec un bleu clair pour les

zones hexagonales et du bleu foncé pour le cubique.

La cathodoluminescence a mis en évidence des zones cubiques dans une couche 4H-SiC [54].

Elle se caractérise par une modification de la longueur d’onde de la luminescence de bord de

bande située à environ 520 nm pour le 3C au lieu de 380 nm. Une image de la longueur

d’onde à 520 nm permet alors de localiser précisément le polytype cubique.


31

L’imagerie EBIC a permis de détecter des inclusions cubiques. La figure I. présente une

image EBIC de défauts triangulaires dans une épitaxie 4H-SiC. Les triangles plus intenses,

avec un courant induit plus important, seraient dû à un gap localement plus faible associé à la

présence d’inclusions cubiques et les plus sombres correspondraient aussi au polytype

cubique mais décoré par des impuretés qui captures les porteurs minoritaires.

Figure I. 17 : Image EBIC de défauts triangulaires dans une épitaxie 4H-SiC. D’après

Doolitlle [73].

VI. CONCLUSION

Dans ce chapitre, nous avons présenté le matériau SiC et mis en relief ses propriétés

physiques et électroniques. Il apparaît notamment que le SiC est particulièrement adapté pour

des applications haute puissance et haute fréquence.

La mise en place d’une source commerciale de substrats SiC (CREE) et l’amélioration de la

qualité cristallographique de ce matériau ont permis de fabriquer des composants SiC

réellement fonctionnels. Cependant, La commercialisation de ces composants est malgré tout

encore à ses débuts. La principale limitation porte sur la qualité du matériau qui reste encore

insuffisamment maîtrisée et relativement mauvaise comparée aux autres semiconducteurs

exploités industriellement tels que le silicium et l’arséniure de gallium. En effet, les densités

de défauts cristallins (dislocations, micropipes, joints de grains, etc.) sont encore très élevées.

Le développement de filière SiC passera donc par l’amélioration de la qualité des substrats et

des couches épitaxiales. L’effort porte maintenant sur la diminution des densités de défauts


32

structuraux et sur la maîtrise du dopage et le contrôle de son homogénéité. C’est dans ce cadre

que s’inscrit ce travail de thèse : caractériser les cristaux de SiC par imagerie de

photoluminescence, technique très puissante et non destructive, afin d’analyser les défauts

présents dans le matériau et de détecter les non uniformités spatiales des propriétés électriques

tels le dopage et la durée de vie des porteurs.


33

[1] H. Braumhauer, Uber die Kristalle des Carborundum, 1912, Z. Kryst., vol. 50, p. 33-

39. [2] LAMBRECHT W. R. L., LIMPIJUMNONG S., RASHKEEV S. N., SEGALL B.

– Electronic Band Structure of SiC Polytypes: A Discussion of Theory and Experiment – Phys. Stat. Sol. (b), 1997, vol. 202, p. 5-33.

[3] W. F. Knippenberg, Philips Recherch Reports, 18 , No. 3, 161-274, 1963. [4] MORKOÇ H., STRITE S., GAO G. B., LIN M. E., SVERDLOV B., BURNS M. –

Large-band-gap SiC, III-V nitride, and II-VI ZnSe-based semiconductor device technologies – J. Appl. Phys., 1994, vol. 76, n° 3,p. 1363-1398.

[5] JAGODZINSKY H., ARNOLD H. – A High Temperature Semiconductor – Ed. J. R.

O’Connor et J. Smiltens, Pergamon, New York 1960, p. 136-145. [6] RAMSDELL R. S., Amer. Mineralogist 32, 64 (1947). [7] JAGODZINSKY H., Acta Cryst., 1949, vol.2,p. 201-207. [8] VAN HAERINGEN W., BOBBERT P. A., BACKES W. H. – On the Band Gap

Variation in SiC Polytypes – Phys. Stat. Sol. b, 1997, vol.202, p. 63-79. [9] TAIROV Y. M., VODAKOV Y. A., in : Topics in Applied Physics, Ed. J. I.

Pankove, vol. 17, Springer-Verlag, Berlin 1977. [10] AGARWAL A. K., SESHADRI S., CASADY J. B., MANI S. S., MACMILLAN

M. F., SAKS N., BURK A. A., AUGUSTINE G., BALAKRISHNA V., SANGER P. A., BRANDT C. D., RODRIGUES R. – Status of SiC power devices at Northrop Grumman – Diamond and Related Materials, 1999, vol. 8, p. 295-301.

[11] CAMASSEL J., CONTRERAS S., ROBERT J. L. – SiC materials : a

semiconductor family for the next centry – C. R. Acad. Sci. Paris, 2000, t. 1, Série IV, p. 5-21.

[12] CREE RESEARCH, http://www.cree.com/products/sic_silicarb.asp. [13] BHATNAGAR M., BALIGA B. J. – Comparaison of 6H-SiC, 3C-SiC, and Si for

power devices – IEEE transactions on Electron Devices, 1993, vol. 40, n° 3, p. 645-655.

[14] PERSSON C, LINDEFELT U. – Detailed band structure for 3C-, 2H-, 4H-, 6H-SiC,

and Si around the fundamental band gap – Physical Review B, 1996, vol. 54, n° 15, p. 10257-10260.

[15] SHUR M. S. – GaN based transistors for high power applications – Solid-State

Electronics, 1998, vol. 42, n° 12, p. 2131-2138.


34

[16] NEUDECK P. G. – Progress in silicon carbide semiconductor electronics technology

– Journal of Electronic Materials, 1995, vol. 25, n° 4, p. 283-288. [17] NEYRET E. – Croissance de couches homoépitaxiales de carbure de silicium pour

applications forte puissance – Thèse Physique de la Matière Condensée, Université Montpellier II, 2000, p. 16.

[18] CASADY J. B., JOHNSON R. W. – Status of Silicon Carbide (SiC) as a wide-

bandgap semiconductor for high-temperature applications : a review – Solid-State Electronics, 1996, vol. 39, n° 10, p. 1409-1422.

[19] MUENCH W. V., PFAFFENEDER I. – Breakdown field in vapor-grown silicon

carbide p-n junctions – J. Appl. Phys., 1977, vol. 48, n° 11, p. 4831-4833. [20] PATRICK L., CHOYKE W. J. – Static Dielectric Constant of SiC – Phs. Rev. B,

1970, vol. 2, n° 6, p. 2255-2256. [21] RUFF M., MITLEHNER H., HELBIG R. – SiC Devices : Physics and Numerical

Simulation – IEEE Trans. Electron Devices, 1994, vol. 41, n° 6, p.1040-1054. [22] WEITZEL C. E., PALMOUR J. W., CARTER C. H., MOORE K., NORDQUIST

K. J., ALLEN S., THERO C., BHATNAGAR M. – Silicon Carbide High-Power Devices - IEEE Trans. Electron Devices,1996, vol. 43, n° 10, p. 1732-1741.

[23] E. O. Johnson - Physical Limitations on Frequency and Power Parameters of

Transistors - RCA Rev., 1965, vol. 26, p. 163-177 [24] R. Keyes - Figure of Merit for Semiconductors for High-Speed Switches - Proc. IEEE,

vol. 60, p. 225-232 [25] BALIGA B. J. - Semicoductors for high-voltage, vertical channel field effect

transistors - J. Appl. Phys., 1982, vol. 53,n° 3, p. 1759-1764. [26] BALIGA B. J. – Power Semiconductor Device Figure of Merit for High-Frequency

Applications - IEEE Trans. Electron Devices,1989, vol. 10, n° 10, p. 455-457 [27] CHOW T. P., KHEMKA V., FEDISON J., RAMUNGUL N., MATOCHA K.,

TANG Y., GUTMANN R. J. – SiC and GaN bipolar power devices – Solid-State Electronics, 2000, vol. 44, p. 277-301.

[28] BERGONZO P., FOULON F., MARSHALL R. D., JANY C., BRAMBILLA A.,

MCKEAG R.D., JACKMAN R. B. – Thin film diamond alpha detectors for dosimetry applications – Diamond and Related Materials, 1999, vol. 8, p. 952-955.

[29] ACHESON A. G., British Patent, 1892, 17911. [30] TAIROV Y. M., TSVETKOV S. F. – Investigation of growth processes of Ingots of

Silicon Carbide Single Crystals – Journal of Crystals Growth, 1978, vol. 43, n° 2, p. 209-212.


35

[31] CHOUROU K., ANIKIN M., BLUET J. M., DEDULLE J. M., MADAR R.,

PONS M., BLANQUET E., BERNARD C., GROSSE P., FAURE C., BASSET G., GRANGE Y. - Modelling of SiC sublimation growth process: analyses of macrodefects formation - Materials Science and Engineering B, 1999, vol. 61–62, p.82–85.

[32] ANIKIN M., CHOUROU K., PONS M., BLUET J. M., MADAR R., GROSS P.,

FAURE C., BASSET G., GRANGE Y. - Influence of growth conditions on the defect formation in SiC ingots - Materials Science and Engineering B, 1999, vol. 61–62, p. 73–76.

[33] MOULIN C. – Elaboration de monocristaux de Carbure de Silicium pour

l’électronique de puissance. Réduction de la densité de défauts – Thèse Science et Génie des matériaux, INP de Grenoble , 2001, 239 p.

[34] ANIKIN M. M., PONS M., PERNOT E., MADAR R. – Defect Reduction in SiC

Crystals Growth by the Modified Lely Method – Proccedings of the 4th European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Linköping, Sweden, 2002 – Materials Science Forum, 2003, vols. 433-436, p. 83-86.

[35] KURODA N., SHIBAHARA K., YOO W., NISHINO S., MATSUNAMI H. –

Step-controlled VPE growth of SiC single crystals at low températures – extended abstracts, 19th Conf. On Solid State Devices and Materials, Tokyo, 1987, p. 227-230.

[36] MATSUNAMI H. – Progress in epitaxial growth of SiC – Physica B., 1993, vol.

185,p. 65-74. [37] KORDINA O., HENRY A., JANZEN E., CARTER C. H. – Growth and

characterisation of SiC power device material – Materials Science Forum. 1998; 264-268, p. 97-102.

[38] ELLISON A., KIMOTO T., IVANOV I. G., WAHAB Q., HENRY A., KORDINA

O., ZHANG J., HEMMINGSSON C. G., GU C. Y., LEYS M. R., JANZEN E. - Growth and characterisation of thick SiC epilayers by high temperature CVD - Materials Science Forum. 1998; 264-268, p. 103-106.

[39] HEINDL J., STRUNK H. P., HEYDEMANN V. D., PENSL G. – Micropipes :

Hollow Tubes in Silicon Carbide – Phys. Stat. Sol (a), 1997, n° 162, p. 251-262. [40] MA R. H., ZHANG H., DUBLEY M., PRASAD V. – Thermal system desing and

dislocation reduction for growth of wide band gap crystals : application to SiC growth. – Journal of Crystal Growth, 2003, vol. 258 , p.318-330.

[41] KOGA K., FUJIKAWA Y., UEDA Y., YAMAGUCHI T. – Growth and

characterization of 6H-SiC bulk crystals by sublimation method – in Spinger Proc. In Physic, vol. 71, Amorphous and Crystalline Silicon Carbide IV, C. Y. Yang, M. M. Rahman, G. L. Harris, Eds. Berlin, Spering-Verlag, 1992, p. 96-100.


36

[42] NEUDECK P. G., POWELL J. A. – Performance Limiting Micropipe Defects in

Silicon Carbide Wafers – IEEE Electron Device Letters, 1994, vol. 15, n° 2, p. 63-65. [43] FRANK F. C. , Acta. Cryst. , 1951, vol 4, p. 497. [44] OHTANI N., KASTUNO M., FUJIMOTO T., YASHIRO H. – Defect Formation

and Reduction During Bulk SiC Growth – in Silicon Carbide : recent major advances/ W. J. Choyke , H Matsunami, G. Pensel (eds), Springer – Verlag, Berlin 2004, p.137-162.

[45] GLASS C., HENSHALL D., TSVETKOV V. F., CARTER C. H. - SiC Seeded

Crystal Growth - phys. stat. sol. (b), 1997, vol. 202, p. 149-162. [46] OHTANI N., KASTUNO M., FUJIMOTO T., AIGO T., YASHIRO H. – Surface

step model for micropipe formation in SiC – Journal of Crystal Growth, 2001, vol. 226, p. 254-260.

[47] KAMATA I., TSUCHIDA H., JIKIMOTO T., IZUMI K. – Conditions for

Micropipe Dissociation by 4H-SiC CVD Growth - Proccedings of the 4th European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Linköping, Sweden, 2002 – Mat. Science Forum, 2003, vols. 433-436, p. 261-264.

[48] KAMATA I., TSUCHIDA H., JIKIMOTO T., IZUMI K. – Influence of 4H-SiC

growth conditions on micropipe dissociation - Jpn. J. Appl. Phys.,2002, vol. 41, p. L1137.

[49] CARTER C. H., GLASS R. C., BRADY M., MALTA D., HENSHALL D.,

MULLER S., TSVETKOV V. F., HOBGOOD D., POWELL A. – Large Diameter, Low Defect Silicon Carbide Boule Growth - Proccedings of the 3rd European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Kloster Banz, Germany, 2000 - Mat. Science Forum, 2001, vols. 353-356, p. 3-6.

[50] NAKAMURA D., GUNJISHIMA I., YAMAGUSHI S., ITO T., OKAMOTO A.,

KONDO H., ONDA S., TAKATORI K. - Silicon Carbide in Contention - Nature, 26 Août 2004, vol 430, p. 1009-1012.

[51] PERNOT E., MERMOUX M., KREISEL J., CHAIX-PLUCHERY O., PERNOT-

REJMANKOVA P., ANIKIN M., PELISSIER B., GLAZER A. M., MADAR R. – X-ray Diffraction, Micro-Raman and Birefringence Imaging of Silicon Carbide – Proccedings of the 3rd European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Kloster Banz, Germany, 2000 - Mat. Science Forum, 2001, vols. 353-356, p. 283-286.

[52] HUANG X. R., DUDLEY M., VETTER W. M., HUANG W., WANG S.,

CARTER C. H. - Direct evidence of micropipe-related pure superscrew dislocations in SiC – Appl. Phys. Letters, 1999, vol. 74, n°3, p. 353-355.

[53] DUDLEY M., HUANG X., VETTER W. M., NEUDECK P. G. – Synchroton

White Beam X-Ray Topography and High Resolution Triple Axis X-Ray Diffraction Studies of defects in SiC Substrates, Epilayers and Devices - Proccedings of the 4th


37

European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Linköping, Sweden, 2002 – Mat. Science Forum, 2003, vols. 433-436, p. 247-252.

[54] DUDLEY M., HUANG X., VETTER W. M. - Synchroton White Beam X-Ray

Topography and High Resolution X-Ray Diffraction Studies of defects in SiC Substrates, Epilayers and Devices Structures - in Silicon Carbide : recent major advances/ W. J. Choyke , H Matsunami, G. Pensel (eds), Springer – Verlag, Berlin 2004, p.629-648.

[55] MACMILLAN M. F., HULTMAN L., HALLIN C., IVANOV I. G., HENRY A.,

JANZEN E., GALLOWAY S. A. – Cathodoluminescence of Defect Regions in SiC Epi-Films - Proccedings of the 7th International Conference on Silicon Carbide, III-Nitrides and Related Materials, Stockholm, Sweden, 1997 – Mat. Science Forum, 1998, vols. 264-268, p. 653-656.

[56] HARIMA H., HOSODA T., NAKASHIMA S. – Raman Imaging Characterization of

Electric Properties of SiC Near a Micropipe – Proceedings of the International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Research Triabgle Park, North Carolina, USA, 1999 - Mat. Science Forum, 2000, vols. 338-342, p. 603-606.

[57] TAKAHASHI J., OHTANI N., KANAYA M. - Structural defects in a-SiC single

crystals grown by the modified-Lely method – J. Cryst. Growth, 1996, vol. 167, p. 596-606.

[58] DUDLEY M., HUANG X. R., HUANG W., POWELL A., WANG S., NEUDECK

P., SKOWRONSKI M. - The mechanism of micropipe nucleation at inclusions in silicon carbide – Appl. Phys. Letters, 1999, vol. 75, n°6, p. 784-786.

[59] SANCHEZ E. K., LIU J. Q., DE GRAEF M., SKOWRONSKI M., VETTER W.

M., DUDLEY M. – Nucleation of threading dislocations in sublimation grown silicon carbide – J. Appl. Physics, 2002, vol. 91, n°3, p. 1143-1148.

[60] NEUDECK P. G., HUANG W., DUDLEY M – Breakdown Degradation Associated

With Elementary Screw Dislocations in 4H-SiC p+n Junction Rectifers – Solid-State Electronics, 1998, vol. 42, n°12, p. 2157-2164.

[61] WAHAB Q., ELLISON A., HALLIN C., HENRY A., DI PERSIO J.,

MARTINEZ R., JANZEN E. – Influence of Epitaxial Growth and Substrate Induced Defects on the Breakdown of High-voltage 4H-SiC Schottky Diodes - Proceedings of the International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Research Triangle Park, North Carolina, USA, 1999 - Mat. Science Forum, 2000, vols. 338-342, p. 1175-1178.

[62] WAHAB Q., ELLISON A., HENRY A., JANZEN E., HALLIN C., DI PERSIO J.,

MARTINEZ R. – Influence of epitaxial growth and substrate-induced defects on the breakdown of 4H-SiC Shottky diodes – Appl. Phys Letters, 2000, vol. 76, n° 19, p. 2725-2727.


38

[63] JANZEN E., HENRY A., BERGMAN J. P., ELLISON A., MAGNUSSON B. –

Material characterization need for SiC-based devices – Materials Science in Semiconductor Processing, 2001, vol. 4, p. 181-186.

[64] SCHNABEL C. M., TABIB-AZAR M., NEUDECK P. G., BAILEY S. G., SU H.

B, DUDLEY M., RAFFAELLE R. P. – Correlation of EBIC and SWBXT Imaged Defects and Epilayer Growth Pits in 6H-SiC Schottky Diodes - Proceedings of the International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Research Triangle Park, North Carolina, USA, 1999 - Mat. Science Forum, 2000, vols. 338-342, p. 489-492.

[65] BERGMAN J. P., STORASTA L., CARLSSON F. H. C., SRIDHARA S.,

MAGNUSSON B., JANZEN E. - Defects in 4H silicon carbide - Physica B, 2001, vols. 308-310, p. 675–679.

[66] BERGMAN J. P., LENDENMANN H., NIlSSON P. A., LINDELFELT U.,

SKYTT P. – Crystal Defects as Sources of Anomalous Forward Voltage Increase of 4H-SiC Diodes - Proccedings of the 3rd European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Kloster Banz, Germany, 2000 - Mat. Science Forum, 2001, vols. 353-356, p. 299-302.

[67] LIU J. Q., SKOWRONSKI M., HALLIN C., SODERHOLM R., LENDENMANN

H. - Structure of recombination-induced stacking faults in high-voltage SiC p– n junctions – Appl. Phys. Lett., 2002, vol. 80, n° 5, p. 749-751.

[68] HALLIN C., KONSTANTINOV A. O., KORDINA O., JANZEN E. - The

mechanism of cubic SiC nucleation on off-axis substrates – Inst. Phys. Conf. Ser., 1995, n° 142, p. 85-88.

[69] HALLIN C., KONSTANTINOV A. O., PECZ B., KORDINA O., JANZEN E. -

The origin of 3C polytype inclusions in epitaxial layers of silicon carbide grown by chemical vapour deposition - Diamond and Related Materials,1997, n° 6, p. 1297- 1300.

[70] KONSTANTINOV A. O., WAHAB Q., HALLIN C., HARRIS C. I., PECZ B. –

Fast Generation-Recombination Channels due to Epitaxial Defects in SiC Metal-Oxide-Semiconductor Devices - Proccedings of the 7th International Conference on Silicon Carbide, III-Nitrides and Related Materials, Stockholm, Sweden, 1997 – Mat. Science Forum, 1998, vols. 264-268, p. 1025-1028.

[71] KONSTANTINOV A. O., HALLIN C., PECZ B., KORDINA O., JANZEN E. –

The mechanism for the cubic SiC formation on off-oriented substrates – Journal of Crystal Growth, 1997, vol. 178, p. 495-504.

[72] POWELL J. A., PETIT J. B., EDGAR J. H., JENKINS I. G., MATUS L. G. et al.

- Application of oxidation to the structural characterization of SiC epitaxial films – Appl. Phys. Lett., 1991, vol. 59, n°2, p. 183-185.


39

[73] DOOLITTLE W. A., ROHATGI A., AHRENKIEL R., LEVI D. et al. –

Understanding the role of defects in limiting the minority carrier lifetime in SiC – Power Semiconductor Materials and Devices Symposium – Mater. Res. Soc., Warrendale, PA, USA, 1997, vol. 483, p. 197-202.

CHAPITRE II : Techniques de caractérisation

40

Chapitre II :

Techniques de caractérisation


41


42

I. INTRODUCTION

Ce chapitre présente les deux techniques de caractérisation utilisées dans ce travail de

thèse : la photoluminescence et la spectroscopie Raman. Ces deux techniques se sont révélées

majeures dans l’étude des épitaxies SiC. Nous allons, dans une première partie, décrire leurs

principes théoriques et mettre en évidence leurs potentialités et leurs limites.

Le terme de photoluminescence désigne l’effet de l’émission de photons par un corps après

une excitation initiale sous la forme d’un faisceau de photons. L’intensité du signal de

photoluminescence (PL) dépend directement des propriétés électriques (durée de vie des

porteurs, dopage,…) et de la présence des défauts dans le matériau. Grâce à l’imagerie de

l’intensité de PL, on peut donc détecter les non uniformités spatiales de ces propriétés.

Dans la deuxième partie de ce chapitre, nous présenterons le système d’imagerie de PL

intégrée et résolue en longueur d’onde. Dans le but de préciser les conditions expérimentales

dans lesquelles nos mesures ont été effectuées, nous décrirons rapidement le principe de

fonctionnement, les différents composants et les performances du système de mesure.

II. SPECTROSCOPIE RAMAN

La spectroscopie Raman est un outil de caractérisation utile pour analyser les systèmes

cristallins. C’est une technique très puissante pour caractériser le SiC car elle est non

destructive et ne nécessite aucune préparation des échantillons.

Le principe de la spectroscopie Raman consiste à soumettre un échantillon à une excitation,

en pratique grâce à un laser Argon émettant à 514.5 nm. Une analyse du signal rétrodiffusé

permet de remonter aux propriétés structurales du matériau.

La spectroscopie Raman s’avère utile pour différents usages:

- identification des polytypes ;

- détermination de la concentration de porteurs et leur mobilité ;

- présence de contraintes ;

- étude de défauts structuraux.


43

II.1. Courbes de dispersion des phonons

Pour un polytype nH, où n est le nombre de bicouches dans la cellule unitaire, le fait

d’augmenter le nombre de bicouches de 1 à n suivant l’axe de l’empilement hexagonal

compact aura pour effet de diviser la largeur de la zone de Brillouin par n, dans la direction

correspondante du réseau réciproque. On aura donc un repliement des courbes de dispersion

des phonons le long de cette direction du réseau réciproque.

Considérons le polytype 3C qui contient 2 atomes par cellule unitaire. Pour passer à la

structure du 2H, par exemple, qui contient 4 atomes par cellule unitaire, on double le nombre

de bicouches suivant la direction [111] du réseau réel cubique correspondant à la direction

[0001] du réseau réel hexagonal. La période du réseau cristallin du 3C est doublée pour

passer au 2H et par conséquent, sa zone de Brillouin est divisée par deux.

De façon générale, pour passer des courbes de dispersion du polytype 3C à celles pour

les autres polytypes nH ou 3nR il suffit de diviser la zone de Brillouin du polytype 3C par n

[1]. Il en résulte des repliements de la zone de Brillouin, du polytype 3C, dans la direction du

réseau réciproque correspondant à la direction c du cristal, et donc l’apparition des nouveaux

modes au point Γ (q = 0) correspondant aux modes qui se trouvaient en bord de la zone de

Brillouin avant repliement.

Pour le polytype 2H, par exemple, la longueur de la cellule unité (C2H) est deux fois plus

grande que celle du 3C (C3C) dans la direction (111). On a alors H2C3 C

2C

π=

π , ce qui revient à

dire que la première zone de Brillouin du 3C est deux fois plus étendue que celle du 2H. Les

modes en bord de la zone de Brillouin pour le 3C sont donc des modes équivalents à des

modes en q = 0 pour le polytype 2H, qui pourront alors, selon leur symétrie, être actifs en

Raman.

Les axes de repliement de la zone de Brillouin étendue (celle du 3C) est communément

repérés par le vecteur d’onde réduit noté x et définit par C3q

qx = avec C3

C3 Cq π

= .


44

Pour le polytype 2H par exemple, pour H2C

q π= on a

21

CC

C

CxH2

C3

C3

H2 ==π

π

= . La première zone

de Brillouin du 2H sera donc repliée autour de l’axe 21x = .

La figure II-1 illustre les repliements des modes (transverses et longitudinaux,

acoustiques et optiques) de la zone de Brillouin étendue (celle du 3C) à la zone de Brillouin

réelle, pour le 2H et le 6H.

Figure II. 1: Courbes de dispersion des phonons des polytypes 3C, 2H et 6H. Les courbes de

dispersions sont représentées dans la première zone de Brillouin (traits pleines) et dans la

première zone de Brillouin étendue (traits pointillés). D’après Nakashima [1].

II.2. Identification de polytypes

La signature Raman de chaque polytype est très claire et peut être obtenue très

rapidement et de façon non destructive. En effet, selon le nombre d’axes de repliement de la

zone de Brillouin, le nombre de pics et leurs positions sont différents d’un polytype à l’autre.

Les spectres Raman pour les polytypes 3C et 4H sont donnés sur la figure II-2.


45

200 400 600 800 1000

Spectre du 3C

Inte

nsité

(u.a

.)

Décalage Raman (cm-1)200 400 600 800 1000

Spectre du 4H

Inte

nsité

(u.a

.)

Décalage Raman (cm -1 ) 200 400 600 800 1000

Spectre du 3C

Inte

nsité

(u.a

.)

Décalage Raman (cm-1)200 400 600 800 1000

Spectre du 4H

Inte

nsité

(u.a

.)

Décalage Raman (cm -1 )

Figure II. 2: Spectres Raman pour les polytypes 3C et 4H

Les fréquences Raman au point Γ (q = 0) ont été déterminées par spectroscopie Raman

et par absorption infrarouge. Sur le tableau II-1 sont répertoriées les fréquences Raman,

obtenues en retrodiffusion parallèlement à l’axe c, pour les principaux polytypes.

Fréquence (cm-1)

Polytype

x

TA

(Transverse

Acoustique)

TO

(Transverse

Optique)

LA

(Longitudinale

Acoustique)

LO

(Longitudinale

Optique)

3C 0 - 796 - 972

4H

0

2/4

4/4

-

196, 204

266

796

776

-

-

610

964

-

838

6H

0

2/6

4/6

6/6

-

145, 150

236, 241

266

797

789

767

-

-

504, 514

-

965

-

889

-

Tableau II. 1: Fréquences Raman pour les principaux polytypes [1].


46

II.3. Evaluation du dopage

Dans un semiconducteur polaire, l’excitation de porteurs libres interagit avec le mode

phonon longitudinal optique (LO), ce qui conduit à la formation du mode phonon LO couplé

au plasmon (LOPC). Le pic Raman de ce mode est sensible à la densité des porteurs libres

(n) : l’augmentation de n conduit à un élargissement du pic LOPC et à son déplacement vers

les hautes fréquences [1, 2, 3]. Cependant, cet effet n’est observable que pour des

concentrations en porteurs excédant 1017cm-3.

En exploitant la déformation du mode LOPC et en utilisant le modèle théorique décrit par

Nakashima [1] et Chafai [3], on peut donc remonter à la concentration de porteurs libres et à

leur mobilité. En effet l’allure du mode LOPC est décrite par l’expression suivante:

))(/1Im()()( ωεωω −= ASI (II.1)

où S est une constante, A(ω) est une fonction complexe dont l’expression est donnée dans les

références citées ci-dessus et ε(ω) est la fonction diélectrique qui contient les contributions

des phonons et des plasmons :

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛+

−Γ−−

−+= ∞ )(

1)(2

22

22

γωωω

ωωωωω

εωεii

P

T

TL (II.2)

où ωT et ωL sont les fréquences des modes TO et LO respectivement, Γ(γ) est l’amortissement

du phonon (plasmon), ωp est la fréquence de plasma et ε∞ est la constante diélectrique.

La fréquence de plasma ωp et l’amortissement du plasmon γ sont reliés à la densité des

porteurs libres n et à leur mobilité µ par les expressions suivantes :

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=

∞*

22 4

men

P επω (II.3)

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=

µγ *m

e (II.4)

où m* est la masse effective de l’électron.


47

Il est important de noter également l’influence des porteurs libres sur l’asymétrie des

pics TA due à l’effet Fano [4]. Cet effet a été observé sur le SiC par Cowell [5]. Il n’apparaît

que pour des dopages supérieurs à 1018 cm-3. L’asymétrie des pics varie selon le polytype, la

densité des porteurs et le type de la conduction (p ou n). Le pic TA concerné se situe à 150

cm-1 pour le 6H et à 204 cm-1 pour le 4H. L’augmentation de n conduit à un élargissement du

pic, une asymétrie et un décalage vers les basses fréquences (Figure II.3).

SiC-4HSiC-4H

Figure II. 3 : Spectres Raman présentant la déformation de la raie TA (204 cm-1) par effet

Fano pour différentes densités de porteurs libres. D’après Nakashima [1].

II.4. Evaluation de la contrainte

La spectroscopie Raman permet de détecter et d’obtenir une information quantitative

sur la déformation et par conséquent les contraintes existantes dans le matériau. En effet,

Olego [6] a étudié l’effet de la déformation sur l’allure du spectre Raman, en particulier pour

le polytype 3C. Sous pression hydrostatique, les modes TO et LO sont systématiquement

décalés. Les déplacements en fréquence de ces deux modes sont les suivants :

( ) ( )0/37345.796 aaTO ∆−+=ω (II.5)


48

( ) ( )0/4532973 aaLO ∆−+=ω (II.6)

où a0 est le paramètre de maille.

II.5. Etude des défauts structuraux

Le spectre Raman étant sensible à la contrainte et à la quantité de porteurs libres, les

variations locales de ces grandeurs au voisinage d’un défaut structural pourront donc être

détectées.

D’autre part, les zones désorientées pourront également être observées du fait de la rupture

des règles de sélection (extinction d’une raie active ou au contraire apparition d’une raie

normalement interdite). Dans le cas d’un fort désordre cristallin, on pourra même observer

de large bandes correspondant aux courbes de dispersion des modes phonon, appelées

bandes activées par le désordre (DALA, DATA, DATO, DALO).

Nous allons ici nous intéresser plus particulièrement aux fautes d’empilement. La

spectroscopie Raman n’est pas sensible à une faute d’empilement unique de type

Schockley due à un glissement d’un plan cristallin. Par contre, si différentes fautes sont

répétées sur une épaisseur suffisante, plus de 100 nm, celles-ci seront observées. Ce type de

désordre structural, avec une distribution non uniforme de fautes d’empilement, à la

transition entre deux polytypes par exemple, a été observé.

En effet, les résultats de topographie de rayon X ont montré que les fautes d’empilement

sont souvent situées à la surface ou comprises entre deux régions de même ou différents

polytypes [7]. L’épaisseur de la région contenant les fautes d’empilement varie entre 0,1 et

100µm. La spectroscopie Raman permet aussi de localiser la région contenant un désordre

structural et de déterminer son épaisseur. La figure II.5 montre un exemple de mesure

Raman. La région contenant des défauts d’empilement est comprise entre les polytypes 6H

et 15R et son épaisseur a été évaluée à 20µm. Ces fautes sont constituées d’une alternance

aléatoire d’empilement de type (3,3) celui du 6H et (3,2)3 celui du 15R.


49

Figure II. 4: Spectres Raman pour le mode TO pour le polytype 4H, contenant des

fautes d’empilement. D’après Nakashima [8].

Figure II. 5: Spectres Raman d’une région contenant un désordre structural. D’après

Nakashima [1]


50

III. LA PHOTOLUMINESCENCE

La photoluminescence est un outil très performant pour caractériser rapidement et de

façon non destructive les cristaux de carbure de silicium. La photoluminescence est le résultat

de l’interaction électron-photon dans le matériau. Le mécanisme de la photoluminescence

peut être décrit par trois processus :

- La création de porteurs excédentaires dans le semiconducteur par l’absorption de

la lumière excitatrice (génération de paires électron-trou) ;

- la recombinaison radiative des électrons et des trous en excès ;

- l’émission du signal de photoluminescence par la surface.

Toutefois, ces processus radiatifs sont en concurrence avec les processus de recombinaisons

non-radiatives qui limitent le flux de luminescence émise.

III.1. Recombinaisons radiatives

Nous pouvons distinguer deux types d’émission de photoluminescence :

- L’émission intrinsèque, proche de l’énergie de la bande interdite. Elle est associée

à la recombinaison des électrons de la bande de conduction avec des trou de la

bande de valence.

- L’émission extrinsèque, d’énergie inférieure au gap. Elle est associée à la présence

d’impuretés ou de défaut. Elle permet de préciser la nature d’impuretés présentes,

qu’elles soient introduites volontairement ou non lors de l’élaboration du matériau.

III.1.1. Emissions intrinséques

III.1.1.1. Recombinaison bande à bande

Dans les semiconducteurs à gap direct, il s’agit de recombinaisons entre les états

proches du minimum de la bande de conduction et du maximum de la bande de valence. Pour


51

les matériaux à gap indirect, les transitions optiques ne se produisent que si la règle de

conservation du moment est satisfaite. Ceci implique l’intervention d’un phonon lors de la

recombinaison et par conséquent un signal beaucoup plus faible que pour les transitions

directes (~ 10000 fois).

Dans le cas de carbure de silicium, à température ambiante, on observe un large pic de

photoluminescence correspondant aux recombinaisons bande à bande. Les énergies de ces

transitions sont de 2.94 eV pour le 6H et 3.18 eV pour le 4H.

III.1.1.2. Recombinaison par exciton libre

Dans les semiconducteurs, lorsque le photon est absorbé, l’attraction coulombienne

entre l’électron et le trou entraîne la formation d’un état excité dans lequel les deux particules

restent liées à la manière d’un atome d’hydrogène : cet état excité qui porte le nom d’exciton

(paire électron-trou non recombinés) a une énergie de formation inférieure au gap du

matériau. L’énergie libérée lors de la recombinaison des excitons libres (Free Excitons FE)

est égale à la valeur du gap excitonique :

hν = Egx = Eg – Ex

où Ex est l’énergie de liaison de l’exciton (Tableau II.2).

Propriétés 6H-SiC 4H-SiC Eg à 300K = Eg0 (eV) 3 [9, 10] 3,25 [11]

Eg(T) (eV) Eg0-3,3.10-4(T-300) [12] Eg0-3,5.10-4(T-300) [12]

Ex (meV) 78 [13] 20 [13]

Tableau II. 2: Paramètres de polytypes 6H-SiC et 4H-SiC.

Lors de la recombinaison des excitons, si l’exciton est localisé dans l’espace réel (délocalisé

dans l’espace réciproque) l’énergie est libérée uniquement sous forme de photons, : ce sont

les raies zéro-phonon.

Une partie de l’énergie peut être dissipée sous forme de phonon (sous forme de vibration du

réseau). Ces énergies sont généralement indiquées en indice sur les pics des spectres (en

meV) : Ce sont les répliques phonon. Par exemple, I77 est situé 77 meV en dessous du gap


52

excitonique Egx. La figure II.6 montre un exemple de spectre intrinsèque dans le cas du 4H-

SiC. Notons que la forte asymétrie des pics et leur largeur à mi-hauteur relativement

importante sont dues à la température de mesure qui est de 20 K pour le spectre de la figure

II.6. En effet, à cette température, l’augmentation de la probabilité d’occupation est visible

sur la partie haute énergie du pic qui varie selon kTEh G

e−

−ν

.

D’un point de vue pratique, l’existence de l’exciton libre est associée aux matériaux très purs.

Ceci nous permet d’avoir un critère de qualité du matériau étudié.

3,14 3,16 3,18 3,20 3,22 3,24 3,260,0

0,2

0,4

0,6

0,8

I107, 104 I96

I77

I46

Inte

nsité

de

PL

(u.a

.)

Energie (eV)

Figure II. 6 : Exemple de spectre intrinsèque, à 15 K, dans le cas du 4H-SiC.

III.1.2. Emissions extrinsèques

III.1.2.1. Recombinaison par exciton lié

Dans certaines circonstances l’énergie de liaison d’un exciton peut être augmentée par

la présence d’un défaut tel qu’une impureté neutre on ionisée. L’énergie est un critère

fondamental qui conditionne l’existence d’un tel complexe. Quant l’exciton est au voisinage

de l’impureté, il est énergiquement favorable que l’exciton reste au voisinage de cette


53

impureté ; il devient lié à l’impureté : on l’appelle exciton lié (Bound Exciton BE) ou

complexe exciton impureté. L’exciton lié peut renseigner sur la nature de l’impureté.

Les différentes transitions possibles sont notées :

- (D+X) ou (A-X) pour les liaisons avec un donneur ou accepteur ionisé.

- (D°X) ou (A°X) pour les liaisons avec un donneur ou accepteur neutre.

La stabilité de ces complexes dépend de la valeur du rapport des masses effectives de

l’électron et du trou : ∗

∗

=σh

e

mm

- Le complexe (D+X) est stable si σ << 1, ce qui est généralement le cas.

- Le complexe (A-X) est stable si σ >> 1. Cette recombinaison n’est donc

généralement pas observée.

- D°X ou A°X sont toujours stables.

Il est important de noter que les transitions directes pour les excitons liés sont observées dans

les semiconducteurs à gap indirect. En effet, le donneur ou l’accepteur est localisé dans

l’espace réel. Il peut alors en être de même pour l’exciton lié. Cette localisation dans l’espace

réel entraîne une délocalisation dans l’espace réciproque et par conséquent un recouvrement

possible des fonctions d’ondes de l’électron et du trou. Ainsi une transition directe sera

observée. Ceci sera encore plus vrai dans le cas d’une impureté isoélectronique fortement

localisée comme le Ti dans le SiC.

Recombinaisons d’excitons liés à des donneurs : Azote et phosphore

Dans le SiC, l’azote est un donneur et se substitue à un site carbone. Il se répartit sur

chaque site inéquivalent de la structure, ce qui donne naissance à plusieurs niveaux dans le

gap, pour la même impureté. On obtient donc deux niveaux pour le 4H (un cubique et un

hexagonal). On observera donc deux pics zéro phonon distincts sur les spectres de

photoluminescence : P0 et Q0. Dans le cas du 6 H, on obtient trois niveaux (deux cubiques et

un hexagonal). On observe donc trois pics zéro phonon : P0, R0 et S0. Ces pics sont appelés

NBE (Nitrogen Bonded Excitons).


54

Le phosphore se substitue à un site silicium. Devaty [14] a étudié des homoépitaxies

6H dopées au phosphore. Le spectre de photoluminescence à basse température (2K) est

caractérisé par trois raies nomées Pha, Phb et Phc attribuées à la recombinaison radiative des

excitons piégés sur les atomes de phosphore situés sur les trois sites possibles du 6H.

Le tableau II.3 donne l’énergie de liaison des excitons liés à l’azote et au phosphore.

Polytype 6H 4H

Site des dopants h k1 k2 h k

Nom du pic P0 R0 S0 P0 Q0 Azote EBX (meV) 16 31 33 7 20

Nom du pic Pha Phb Phc - - Phosphore EBX (meV) 13 14 16 - -

Tableau II. 3: Energie de liaison des excitons liés à l’azote et au phosphore.

Recombinaisons d’excitons liés à des accepteurs : Aluminium et bore

L’aluminium est un accepteur dans le SiC. Il se substitue à un site silicium. En

photoluminescence, la présence d’aluminium donne lieu à des raies fine issues de la

recombinaison d’excitons liés à l’aluminium neutre (4Al0).

Le bore induit deux niveaux dans le SiC, un niveau profond et un niveau peu profond.

Ce dernier se substitue à un site silicium. En photoluminescence, il donne lieu à un large pic

(4B0) et à quatre répliques phonon (4B50, 4B76, 4B96 et 4B106) pour le 4H [15]. Pour le 6H, le

pic relatif à la présence de bore est superposé au doublet R0 et S0 du complexe 4N.


55

Polytype 6H 4H

Nom du pic 4Al0 4Al0 Aluminium

Ex (meV) [16] 26 15

Nom du pic 4B0 4B0 Bore

Ex (meV) [17] 0,4

Tableau II. 4: Energie de liaison des excitons liés à l’aluminium et le bore.

III.1.2.2. Recombinaisons donneur-accepteur (DAP)

Il s’agit de la recombinaison entre un électron piégé sur un atome donneur avec un

trou piégé sur un atome accepteur. Le photon associé a une énergie :

( )R

eEEEh ADgDA επν

4

2

+−−= (II.7)

où R est la distante entre les deux atomes ionisés. EA et ED sont respectivement l’énergie

d’ionisation de l’accepteur et du donneur. Si R est faible, sa variation discrète va entraîner

une variation discrète de l’énergie : on aura donc des raies discrètes. Dans le cas où les

quantités des dopants sont faibles, R est grand : les raies se confondent en un continuum dont

la limite inférieure est donnée par :

Emin = Eg – (ED + EA)

Dans le SiC, les recombinaisons liées aux DAP Al-N, B-N et Ga-N ont été fréquemment

observées [18]. La figure (II.5) présente des spectres de photoluminescence bord de bande sur

lesquels est indexée la plupart des raies constituant les bandes donneur-accepteur. Les raies B

et C correspondent à la recombinaison d’un électron lié à un atome d’azote en site hexagonal,

respectivement en site cubique, avec un trou lié à un atome d’aluminium.

Le tableau II.5 donne la position approximative des larges bandes d’émission dans le 6H et le

4H. L’intensité des bandes d’émission DAP est représentative de la compensation du

matériau puisqu’elle souligne la présence de deux impuretés de type opposé.


56

Figure II. 7: Spectres de photoluminescence à basse température mettant en évidence des

larges bandes attribuées aux recombinaisons donneur-accepteur : Al-N, Ga-N et B-N.

D’après Ikeda [18].

Polytypes Type de DAP Maximum de la bande d’émission (nm)

Début de la bande d’émission (nm)

Al-N 464-468 443 B-N 590-620 527

6H

Ga-N 484-492 459 Al-N 413-427 400 B-N 527-551 477

4H

Ga-N 427-443 413

Tableau II. 5: Position de la bande d’émission des DAP Al-N, B-N et Ga-N dans le cas du 6H

et 4H (à 4K).

III.1.2.3. Recombinaisons dues aux métaux de transitions :

Les métaux de transitions les plus fréquents dans le SiC sont le titane et le vanadium.

Ces espèces sont des niveaux profonds dans la bande interdite qui agissent comme des piéges

à électrons et provoquent des recombinaisons radiatives inférieures à celles mesurées pour les

transitions bande à bande ou donneur-accepteur. Le spectre de photoluminescence du titane

présente trois pics zéro phonon (A0, B0 et C0) pour le 6H et deux pics (A0 et B0) pour le 4H

[19]. On observe également une large bande centrée sur 2,45 eV.

Dans le cas du vanadium, des études par photoluminescence et par absorption infrarouge

révèlent un spectre caractéristique du vanadium. Il s’agit d’une émission infrarouge


57

correspondant à des transitions internes de l’ion V4+(3d). Pour le 6H, elles sont notées α, β et

γ. Dans le cas de 4H, seules deux raies sont observées (tableau II.6).

Polytypes 6H 4H

Nom du pic A0 B0 C0 A0 BO Titane

[19] Energie (eV) 2,864 2,823 2,788 2,851 2,79

Nom du pic α β γ α β Vanadium

[20] Energie (eV) 0,947 O,917 0,894 0,969 0,929

Tableau II. 6: Energies des pics de luminescence caractéristiques du titane et du vanadium.

III.2. Recombinaisons non radiatives

Les recombinaisons radiatives et non radiatives sont des processus en compétition.

Les mécanismes de recombinaisons non radiatives les plus courants sont :

- la recombinaison par émission multiphonons sur les défauts cristallins ;

- les recombinaisons de surface provoquées par la discontinuité des liaisons

atomiques et l’adsorption d’atomes étrangers ;

- la recombinaison Auger. Contrairement aux autres processus de recombinaison,

l’effet Auger implique trois particules : l’énergie libérée lors de la recombinaison

d’un électron et d’un trou est transmise à un autre porteur de charge électrique.

IV. SYSTEME D’IMAGERIE DE PHOTOLUMINESCENCE Nous allons décrire le système d’imagerie de photoluminescence à température

ambiante utilisé dans ce travail. La description détaillée figure dans le mémoire de thèse de L.

Masarotto [21]. Nous rappelons brièvement les différentes parties du système dans les

paragraphes qui suivent.


58

IV.1. Principe de fonctionnement

IV.1.1. Déroulement général de la mesure du signal de PL

La figure II.6 présente un schéma du dispositif expérimental que nous utilisons. Le

principe consiste à focaliser un faisceau laser à travers un objectif de microscope sur

l’échantillon fixé sur des tables de déplacement par un vide technique. L’objectif du

microscope permet de diminuer la taille du faisceau excitateur et d’obtenir une résolution

spatiale élevée. La photoluminescence émise par l’échantillon excité est collectée par le

même objectif et guidée par une lame dichroïque et un miroir semi-transparent puis focalisée

à l’entrée d’un monochromateur. Le faisceau diffracté par le réseau du monochromateur est

détecté et converti en signal électrique par un photodétecteur adapté à la gamme de longueur

d’onde étudiée. L’électronique pilotée par un micro-ordinateur permet de filtrer, d’amplifier

et de numériser le signal électronique. La cartographie est obtenue grâce à des tables

micrométriques, positionnées suivant deux axes orthogonaux, qui déplacent l’échantillon par

rapport au faisceau laser. Un logiciel pilote le monochromateur, les tables micrométriques et

enregistre les données pour chaque position et chaque longueur d’onde.


59

Figure II. 8: Système d’imagerie de photoluminescence.

Grâce à ce système de mesure, nous pouvons effectuer deux sortes d’imageries du signal de

PL :

- La cartographie de l’intensité de PL intégrée en longueur d’onde.

- La cartographie du signal de PL résolue en longueur d’onde.

IV.1.2. Cartographie de l’intensité de PL intégrée en longueur d’onde Pour les mesures de photoluminescence intégrée en longueur d’onde, on sélectionne le

miroir de la tourelle dans le monochromateur afin que le faisceau de photoluminescence soit

Lame séparatriceUV

Miroir

Miroirinterchangeable

Filtre Passe-bas400 nm

Ar laser 244 nm He-Ne laser

LameDichroïque (244 nm)modulation

Photodétecteur Si

Photodétecteur InGaAs

PMT

Monochromateurà réseau

M Moteurpas à pas

Z stage

IEEE BUS

Unité Centrale Imprimante

Ecran

Clavier

AmplicationContrôle du gain de sortie

Détectionsynchrone

N

AMicro-

processeurSwitch

ChoppingRAMROM

Objectif

Echantillon

Dewar

X Y Y’ T

MMM

Lame séparatriceUV

Miroir

Miroirinterchangeable

Filtre Passe-bas400 nm

Ar laser 244 nm He-Ne laser

LameDichroïque (244 nm)modulation

Photodétecteur Si

Photodétecteur InGaAs

PMT

Monochromateurà réseau

M Moteurpas à pas

Z stage

IEEE BUS

Unité Centrale Imprimante

Ecran

Clavier

AmplicationContrôle du gain de sortie

Détectionsynchrone

N

A

N

AMicro-

processeurSwitch

ChoppingRAMROM

Objectif

Echantillon

Dewar

X Y Y’ T

MMM


60

réfléchi et non pas réfracté. Les mesures cartographiques de l’intensité de PL sont réalisées

grâce à un balayage de la surface de l’échantillon dans le plan x-y. les cartographies obtenues

donnent l’intensité de PL en fonction de la position selon x et y. Ces images révèlent

directement la présence des défauts dans les matériaux et permettent de localiser précisément

leur position et d’évaluer leur densité.

IV.1.2. Cartographie du signal de PL résolue en longueur d’onde L’imagerie de photoluminescence spectrale permet d’obtenir les spectres complets de

l’émission de la photoluminescence sur chaque point mesuré de la surface de l’échantillon.

De même que dans le cas des mesures de la photoluminescence intégrée en longueur d’onde,

les mesures cartographiques de la photoluminescence spectrales sont réalisées par un

balayage successif de la surface de l’échantillon dans le plan x-y. Chaque cartographie de

l’intensité de PL est effectuée à différentes longueurs d’ondes du spectre désiré. A la fin de la

mesure, le logiciel reconstruit le spectre pour chaque point de la surface balayée et permet

d’extraire et de tracer la distribution des principaux paramètres spectraux : l’intensité de PL

au maximum du spectre, la longueur d’onde du maximum, la largeur à mi-hauteur (FWHM)

et la longueur d’onde à mi-hauteur de coté basse énergie (HWP). L’imagerie de

photoluminescence résolue en longueur d’onde permet, en particulier, de mettre en évidence

un mélange de polytypes.

IV.2. Brève description des différents modules de l’équipement

IV.2.1. Optique

Le chemin optique, de l’excitation à la récupération du signal de photoluminescence

par le photodétecteur, peut être divisé en quatre parties fonctionnelles que nous allons

rapidement décrire :

- l’excitation ;

- la collection de la photoluminescence ;

- l’analyse spectrale ;

- la détection et la conversion en signal électrique.


61

IV.2.1.1. Excitation

La figure II.8 présente le schéma de la partie excitatrice du système de

photoluminescence.

Figure II. 9: partie excitation du système de mesure

Cette partie permet de focaliser le faisceau d’excitation sue l’échantillon, elle comprend les

éléments suivant :

- une source d’excitation ; nous disposons de deux sources lasers : un laser Ar

doublé à cristal non linéaire émettant à 244 nm et jusqu’à une puissance nominale

de 200 mW et un laser He-Ne avec une puissance de 10mW.

- un filtre interférentiel ou passe-bas pour chaque raie de laser qui élimine les

émissions parasites du laser.

- une lame dichroïque pour chaque raie de laser qui optimise simultanément la

réflexion de la raie excitatrice et la transmission du signal de photoluminescence.

- un objectif de focalisation. Pour une excitation dans l’UV, nous utilisons un

objectif à miroirs achromatique afin d’éviter tout phénomène parasite de

fluorescence mais surtout parce que l’optique traditionnelle n’est plus

fonctionnelle dans l’UV profond comme c’est le cas avec le laser Ar doublé.

Le tableau II.7 donne les pertes de puissance au niveau de chaque composant optique présent

sur la trajet optique dans le cas de l’excitation à 244 nm.

alaser

Lame séparatrice

Filtre passe -bas

Laser

Lame dichroïque

dp

objectif L 1

f1

Chopper

alaser

Lame séparatrice

Filtre passe -bas

Laser

Lame dichroïque

dp

objectif L 1

f1

Chopper


62

Partie du chemin optique Objectif ×52 Objectif 0.56

Chopper 0.5

Filtre passe-bas 0.3

Lame dichroïque 0.98

Total 0.082

Tableau II. 7: Perte d’intensité du laser Ar doublé dans chacun des modules du chemin

optique de l’excitation.

Le coefficient de transmission total de l’excitation est de 8.2 % pour l’objectif à miroirs

achromatique de grossissement × 52. On peut donc connaître la puissance du laser à la

surface de l’échantillon en mesurant la puissance à la sortie du laser.

IV.2.1.2. Collection de la photoluminescence

Le flux de photoluminescence est partiellement récupéré par le même objectif qui a

servi à focaliser le laser. La figure II.9 montre le schéma de la partie de collection de la

photoluminescence. Cette partie est composée de :

- l’objectif L1 qui collecte le flux de photoluminescence et le transforme en faisceau

parallèle. Son ouverture numérique doit être la plus grande possible pour

augmenter l’efficacité de la collection ;

- la lame dichroïque qui transmet 90% du signal de photoluminescence et qui coupe

une grande partie de la réflexion du laser sur l’échantillon ;

- un filtre passe-haut pour éliminer la totalité de la réflexion et de la diffusion du

laser sur l’échantillon ;

- un miroir qui permet de diriger le faisceau de photoluminescence vers le

monochromateur ;

- la lentille plan convexe L2 qui permet de focaliser le faisceau parallèle dans le plan

de la fente d’entrée du monochromateur.


63

Figure II. 10 : partie de collection du signal de photoluminescence.

Le rapport des distances focales A = f2/f1 détermine la taille b de l’image de la tache

de l’émission de PL de rayon a dans le plan de la fente d’entrée du monochromateur. Ainsi,

suivant la largeur de la fente b, le monochromateur peut collecter la lumière émise par une

zone de dimension a = b/A. Les valeurs de A et de a en fonction du grandissement de

l’objectif utilisé sont mentionnées dans le tableau II.8

Grandissement de

l’objectif

Distance focale fobj

(mm)

Agrandissement échantillon-fente d’entrée (f2=5cm)

A

Champ au plan de l’échantillon

(b=3mm) a (µm)

× 52 UV 3,55 14,1 213

× 16 UV 6,30 7,9 380

Tableau II. 8 : Champ de vue au niveau de la fente d’entrée du monochromateur.

Afin de récupérer la plus grande partie du signal de photoluminescence, on a intérêt à

avoir un champ de collection aussi grand que possible. La fraction de photons capturés par

l’objectif est donnée par le rapport (Φobj/Φsc) entre le flux de photons capturés par l’objectif

alaser

objectif L1

f1

miroir ajustable

lentille L2

b

f2

D1

fented’entrée

WG 280

Lame dichroïque

alaser

objectif L1

f1

miroir ajustable

lentille L2

b

f2

D1

fented’entrée

WG 280

Lame dichroïque


64

(Φobj) et le flux de photons créés à l’intérieur du semiconducteur (Φsc). Trois propriétés

physiques déterminent, en particulier, la fraction des photons qui atteignent l’objectif :

- la réflexion totale à l’intérieur du matériau ;

- le coefficient de transmission à l’interface semiconducteur-milieu ambiant ;

- l’angle solide d’ouverture de l’objectif.

La figure II.10 illustre ce phénomène. L’indice du matériau et le choix de l’objectif influe

donc grandement sur le nombre de photon que nous récupérons parmi ceux émis par le

matériau. Le tableau II.9 présente le rapport Φobj/Φsc calculé pour les polytypes 6H-SiC et 4H-

SiC.

T

R

βobj

αobj

αc

Φsc

Φext

Φobj

semiconducteur

Air

T

R

βobj

αobj

αc

Φsc

Φext

Φobj

semiconducteur

Air

Figure II. 11 :Schéma du flux de photoluminescence sortant du semiconducteur.


65

Objectif

Ouverture

numérique

O.N.

Angle βobj

Polytypes

Angle αobj

Φobj/Φsc

6H-SiC 13,6° 1,09% × 52 UV

0,65

40,5° 4H-SiC 13,5° 1,08%

6H-SiC 3,1° 0,39% × 16 UV

0,15

8,6° 4H-SiC 3,1° 0,39%

Tableau II. 9 : Rapport Φobj/Φsc entre le flux de photons capturés par l’objectif (Φobj) et le

flux de photons créés à l’intérieur du semiconducteur (Φsc) pour 6H-SiC et 4H-SiC.

IV.2.1.3. Analyse du spectre par le monochromateur

Pour analyser le spectre de photoluminescence, nous avons utilisé un monochromateur

BENTHAM TM 300 de distance focale 300 mm. Ce dernier transforme le domaine spectral

en un domaine spatial par la diffraction du faisceau lumineux sur un réseau de diffraction.

Figure II. 12 : partie d’analyse de spectre (monochromateur) de notre système de mesure.

Afin de pouvoir détecter des longueurs d’onde entre 300 nm et 1800 nm et disposer du

maximum d’efficacité lumineuse, nous avons la possibilité d’utiliser deux réseaux de

fentede sortie

lfb

fented’entrée

α

εβ

beff

réseau

fentede sortie

lfb

fented’entrée

α

εβ

beff

réseau


66

diffraction interchangeables (voir le tableau II.10 et la figure II.12). Le BENTHAM TM 300 a

été choisi car il permet de placer deux réseaux de diffraction et un miroir sur une tourelle

rotative. Le système piloté par l’ordinateur nous permet de choisir la longueur d’onde et de

changer les réseaux.

Longueur d’onde de blaze

(nm)

Densité de traits

(traits/mm)

Dispersion linéaire

réciproque (nm/mm)

Plage utile de longueur d’onde

(>50%) (nm)

Plage utile de longueur d’onde

(>37%) (nm)

400 1200 2,46 280 .. 900 250 .. 1600

1600 600 4,07 1050 .. 2550 950 .. 2800

Tableau II. 10 : Paramètres des deux réseaux de diffraction utilisés dans notre

système de mesure.

0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,80

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

Réseau 400nm1200 traits/mm

Réseau 1.6 µm600 traits/mm

Réflexion d'aluminium

Effic

acité

(%)

Longueur d'onde (µm)

Figure II. 13 : Efficacité des deux réseaux de diffraction dans le monochromateur par

rapport à la réflexion d’aluminium.


67

IV.2.1.4. Détection et conversion en signal électrique

La quatrième partie du système optique (figure II.13) focalise le faisceau de PL en

sortie du monochromateur sur la surface sur le détecteur. Nous disposons au laboratoire de

deux détecteurs Si et InGaAs fonctionnant à température ambiante ainsi que d’un

photomultiplicateur (PMT) HAMAMATSU. Les caractéristiques de ces détecteurs sont

données dans le tableau II.11.

Lorsque le détecteur utilisé est un photo-détecteur, la partie de la détection est composée de

deux lentilles L3 et L4 associées à une photodiode. La lentille plan-convexe L3 sert à rendre

parallèle le faisceau divergent sortant du monochromateur. Cette lentille a la même distance

focale que la lentille L2 située à l’entrée du monochromateur pour garder la même taille du

faisceau parallèle. La lentille L4 est intégrée dans le boîtier du détecteur. Elle sert à focaliser

le faisceau analysé sur la photodiode du dispositif de détection.

Quand le photomultiplicateur est utilisé, le faisceau parallèle issu de la lentille L3 n’est pas

refocalisé. Il arrive sans aucune modification sur la large surface sensible du

photomultiplicateur.

f4

détecteur

D4

L4

fentede sortie

L3

f3

lf

f4

détecteur

D4

L4

fentede sortie

L3

f3

lf

Figure II. 14 : Partie de détection et conversion en signal électrique.


68

Détecteurs

Surface

sensible

A(mm2)

Sensibilité

spectrale

S(A/W)

(longueur d’onde)

Bande

passante

-3dB

(Hz)

Longueur

d’onde de

coupure

(µm)

Focale de la

lentille L4

(mm)

Si 0,25 0,5 (à 0,96 µm) 600 1,1 25

InGaAs 0,25 0,9 (à 1,33 µm) 400 1,7 50

PMT

(H5701-50)

100

28000 (à 0,6 µm)

20000

0,9

Tableau II. 11 : Paramètres des photo-détecteurs dont nous disposons actuellement au

laboratoire.

IV.2.1.4 Pertes dans l’optique de collection et de détection

Le tableau II.12 résume les facteurs de pertes pour les composants optiques, mesurés

pour des longueurs d’onde d’émission proches de celles des gap du SiC-6H et du SiC-4H. Le

calcul des pertes au niveau du monochromateur tient compte du fait qu’une seule partie du

flux de PL traverse la fente de sortie du monochromateur.

Partie du chemin optique λ = 420 nm λ = 390 nm

× 52 0,56 0,56 Objectif

× 16 0,62 0,62

Lame dichroïque 0,99 0,99

Miroir amovible 0,48 0,47

Lentilles d’entrée et de sortie du monochromateur 0,90 0,90

Miroir 0,38 0,37 Monochromateur réseau 0,35 0,34

Filtres optiques 0,95 0,92

× 52 0,072 0,070 total

× 16 0,079 0,077

Tableau II. 12 : Perte d’intensité de PL dans différents modules du chemin optique de la

collection et de la détection.


69

IV.2.1.5. Calcul du coefficient de rendement optique

Le coefficient de rendement optique totale "C" représente le rapport entre l’intensité

du signal de PL créé dans le semiconducteur et celle récupérée par le détecteur. Ce coefficient

tient compte de la fraction des photons capturés par l’objectif et des pertes calculées pour

l’ensemble du trajet optique de collection et de détection. Le facteur "C" est définit par la

relation suivante :

sc

obj

obj

détecteur

sc

détecteurC ΦΦ⋅Φ

Φ=ΦΦ= (II.8)

où Φdétecteur représente le flux de photons créant des paires électrons-trous dans le détecteur.

Le tableau II donne les valeurs de "C" avec chaque objectif UV pour les longueurs d’onde

proches des gap du SiC-6H et du SiC-4H.

C Objectifs SiC-6H SiC-4H

× 52 UV 7,85.10-4 7,56.10-4

× 16 UV 3,08.10-4 3.10-4

Tableau II. 13 : Coefficient de rendement optique total de notre système de mesure.

IV.2.2. Mécanique

Le support du banc est constitué d’une plaque de granit posée sur un support anti-

vibratoire. Sur cette plaque, une platine rainurée en aluminium est montée verticalement.

Tous les composants optiques sont montés sur cette platine.

Le système de déplacement de l’échantillon est directement fixé sur le marbre. Il se compose

de trois tables de déplacement linéaire Micro-Contrôle pilotées par des moteurs pas à pas.

Chacune des tables a une course totale de 102 mm. Un dispositif de déplacement vertical

manuel est placé au-dessus des tables de déplacement, il sert à focaliser les faisceaux

optiques.

Une table montée entre le dispositif de déplacement vertical et le porte échantillon permet

d’ajuster la planéité de la surface de l’échantillon à étudier.


70

IV.2.3. Electronique

Les circuits électroniques pilotant le banc de mesure sont rassemblés dans une unité de

contrôle. Cette unité constitue l’interface complète entre l’ordinateur et le banc de mesure.

Elle comporte en particulier :

- les circuits de commande des tables et du monochromateur ;

- l’électronique d’acquisition de données des photo-détecteurs ;

- un circuit d’amplification et de filtrage passe bas ;

- un convertisseur analogique – numérique.


71

[1] NAKASHIMA S., HARIMA H. – Raman Investigation of SiC Polytypes – Phys.

Stat. Sol. (a), 1997, vol 162 – p 39-64. [2] HARIMA H., NAKASHIMA S., UEMERA T. – Raman scattering from anisotropic

LO-phonon-plasmon-coupled mode in n type 4H- and 6H-SiC – J. Appl. Phys., 1995, vol 78, n°3 – p1996-2005.

[3] CHAFAI M., JAOUHARI A., TORRES A., ANTON R., MARTIN E., JIMENEZ

J., MITCHEL W.C. – Raman scattering from LO phonon-plasmon coupled modes and hall-effect in n type silicon carbide 4H-SiC – J. Appl. Phys., 2001, vol 90, n°10 – p 5211-5215.

[4] FANO U. – Effects of Configuration Interaction on Intensities and Phases shifts –

Phys. Rev., 1961, vol 124 - p 1866-1878. [5] COWELL P. J., KLEIN M. V. – Raman Scattering from Electronic Excitations in n-

Type Silicon Carbide – Phys. Rev. B, 1972, vol 6 - p 498-515. [6] OLEGO D., CARDONA M., VOGEL P. – Pressure dependence of optical phonons

and transverse effective charge in 3C-SiC – Phys. Rev. B, 1982, vol 25 - p 3878-3888. [7] NAKASHIMA S. and HARIMA H. – Characterization of structural and electrical

properties in SiC by Raman spectroscopy - Proceedings of 6th International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, 1995, Kyoto, Japan- Inst. Phys. Conf. Ser., 1996, n°142,p. 269-274.

[8] NAKASHIMA S., NAKATAKE Y., ISHIDA Y., TALKAHASHI T., OKUMURA

H. – Detection of defects in SiC crystalline films by Raman scattering – Physica B, 2001, vols. 308-310, p. 684-686.

[9] CAMASSEL J., CONTRERAS S., ROBERT J. L. – SiC materials : a

semiconductor family for the next centry – C. R. Acad. Sci. Paris, 2000, t. 1, Série IV, p. 5-21.

[10] CREE RESEARCH, http://www.cree.com/products/sic_silicarb.asp. [11] AGARWAL A. K., SESHADRI S., CASADY J. B., MANI S. S., MACMILLAN

M. F., SAKS N., BURK A. A., AUGUSTINE G., BALAKRISHNA V., SANGER P. A., BRANDT C. D., RODRIGUES R. – Status of SiC power devices at Northrop Grumman – Diamond and Related Materials, 1999, vol. 8, p. 295-301.

[12] GMELIN HANDBOOK OF ORGANIC CHEMISTRY – Si Silicon - Springer-

Verlag, Suppl. B2, Part 1. 8th Edition, Berlin, 1984. [13] DUBROVSKII G. B., SANKIN V. I., Sov. Phys.- solid state (USA), vol. 17, 1975, p

1847-8.


72

[14] DEVATY R. P., CHOYKE W. J. – Optical Characterization of Silicon Carbide

Polytypes – Phys. Stat. Sol. (a), 1997, vol 162 – p 5-38. [15] SRUDHARA S. G., CLEMEN L. L., DEVATY R. P., CHOYKE W. J., LARKIN

D. J., KONG H. S., TROFFER T., PENSL G.– Photoluminescence and transport studies of boron in 4H SiC– J. Appl. Phys.,1998, vol 83, n° 12, p 7909-7919.

[16] HABERSTROH CH., HALBIG R., STEIN R. A. – Some new features of the

photoluminescence of SiC(6H), SiC(4H) and SiC(15R) - J. Appl. Phys., 1994, vol. 76, n° 1, p. 509-513.

[17] SHRIDARA S. G., NIZHNER D. G., DEVATY R. P., CHOYKE W. J.,

TROFFER T., PENSL G., LARKIN D. J., KONG H. S. - Boron four particule acceptor bound exciton complex in 4H SiC - Proceedings of the International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Stockholm, Sweden,1997 - Materials Science Forum, 1998, vols 264-268, p 461-46.

[18] IKEDA M, MATSUMANI H., TANAKA T. – Site effect on the impurity levels in

4H, 6H, and 15R SiC – Phys. Rev. B, 1980, vol 22, n°6, p 2842-2854. [19] LYLE P., CHOYKE W. J. – Photoluminescence of Ti in four SiC polytypes –

Physical Review B, 1974, vols. 10-12, p. 5091-5094. [20] LAUER V. – Etudes électro-optiques de matériaux SiC : Comtribution à l’analyse de

l’impureté vanadium – Thèse Dispositifs de l’électronique intégrée, INSA Lyon, 1999 – 128 p.

[21] MASAROTTO L. – Etude d’épitaxies et de substrats SiC par imagerie de

photoluminescence - Thèse Dispositifs de l’électronique intégrée, INSA Lyon, 2001 – 173 p.

CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux

73

Chapitre III :

Analyse de défauts structuraux


74


75

I. INTRODUCTION Comme il a été souligné dans le premier chapitre, le développement des filières

électronique à base de SiC reste encore soumis à la problématique de la réduction de densité

des défauts structuraux. Ceci est d’autant plus vrai, pour les applications de forte puissance

nécessitant un fort courant à l’état passant est en conséquence des surfaces actives de

dispositif importantes (de l’ordre du cm2 si la centaine d’ampères est visée). Nous verrons

dans ce chapitre quelles sont les signatures optiques en cartographie de photoluminescence de

trois défauts structuraux particulièrement gênants pour les applications de puissance. Il s’agit :

des micropipes, des dislocations vis et des défauts triangulaires (fautes d’empilement ou

inclusion de polytype cubique). Nous montrerons que la cartographie de photoluminescence

permet de repérer spatialement et d’identifier ces défauts sans avoir recours à une attaque

destructive dans la potasse fondue.

II. ETUDE DE MICROPIPES

Malgré les progrès réalisés par les techniques de sublimation, les micropipes restent à

l’heure actuelle un défaut problématique pour la réalisation des substrats SiC de bonne

qualité. Leur densité dans les substrats commerciaux varie entre moins de 10 pour les

meilleurs à quelques centaines par cm2. Considérons, par exemple une concentration de 10

micropipes par cm2, et un composant ayant une surface active de 2*2 mm2. Sachant que ce

défaut est tueur pour un dispositif devant tenir de fortes tensions en inverse (de l’ordre du

kV), cela revient en première approximation à dire que sur les 20 puces contenues dans un

centimètre carré, 10 seront défectueuses.

Dans le premier chapitre, nous avons cité quelques techniques de caractérisations qui

ont permis de localiser et analyser les micropipes. L’imagerie de photoluminescence s’est

avérée un outil très performant pour analyser ces défauts hexagonaux dans le matériau SiC

[1]. Cette technique ainsi que la spectroscopie Raman ont pu être utilisées pour mettre en

évidence leur présence dans les échantillons étudiés sans avoir recours à la gravure à la

potasse qui a été souvent utilisée pour les détecter dans le matériau [2].


76

II.1 Echantillon étudié

Des études en photoluminescence à basse température ont été réalisées en premier lieu

sur un substrat 4H-SiC obtenu par la méthode de Lely modifiée au Laboratoire des Matériaux

et Génie Physique (LMGP) de l’Institut National Polytechnique de Grenoble (INPG). Le but

de ces études est d’identifier les espèces optiquement actives présentes dans le substrat afin

d’avoir une information sur sa réponse spectrale et sur sa qualité.

La présence sur le spectre de photoluminescence obtenu (figure III.1) d’une large

bande d’émission centrée sur 420 nm est révélatrice d’une forte contamination du substrat par

l’azote et l’aluminium. En effet, cette bande est attribuée à des recombinaisons entre électrons

liés au donneur N et trous liés à l’accepteur Al (DAP Al-N) [3]. Le spectre obtenu révèle aussi

une seconde bande de luminescence plus intense centrée sur 520 nm environ. Il s’agit d’une

bande de luminescence liée à la présence du bore dans le substrat (DAP B-N) [3]. L’intensité

des larges bandes d’émission DAP est représentative de la compensation du matériau

puisqu’elle souligne la présence de deux impuretés de types opposés.

4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 75000,0

0,1

0,2

0,3

0,4

0,5

0,6

0,7

DAP Al-N

DAP B-N

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)

Longueur d'onde (Å)

Figure III. 1 : Spectre de photoluminescence à 8K d’un substrat 4H-SiC montrant deux larges

bandes d’émission des DAP Al-N et B-N.


77

Les mesures de photoluminescence ont permis d’une part de confirmer le polytype du

matériau et d’autre part de montrer que le substrat contient une forte concentration d’azote,

partiellement compensé par l’aluminium et le bore.

II.2 Cartographie de photoluminescence intégrée

Les micropipes ont été détectés plus ou moins fréquemment dans tous les substrats

examinés. La figure III.2 montre une image au microscope optique avec la présence d’un

micropipe, défaut parfaitement hexagonal, et une image de photoluminescence intégrée d’une

surface de 50 µm × 50 µm incluant le même micropipe. On observe clairement l’influence de

ce défaut sur le contraste de PL intégrée avec une zone plus sombre et donc une baisse

d’intensité de PL intégrée au niveau de ce genre de défaut. Ce résultat semble logique et

attendu puisque les micropipes sont des trous dans la matière. L’intensité de PL n’est pas tout

à fait nulle au niveau du micropipe en raison de la désorientation de 8° du substrat. En effet, la

luminescence collectée peut provenir des parois du micropipe. On a donc au niveau du défaut

lui-même, dans la zone bleu foncé de la figure, une baisse et non une disparition du signal de

PL intégrée du à une raison géométrique évidente (absence de matière). Au voisinage du

défaut nous observons également un signal de photoluminescence réduit, dans la zone bleu

ciel sur la figure. Cette baisse du signal de PL est, dans ce cas, due à une diminution des

recombinaisons radiatives au profit de recombinaisons non radiatives .


78

0 10 20 30 40 500

10

20

30

40

50

X (µm)

Y (µ

m)

1.625 -- 1.700 1.550 -- 1.625 1.475 -- 1.550 1.400 -- 1.475 1.325 -- 1.400 1.250 -- 1.325 1.175 -- 1.250 1.100 -- 1.175

Intensité de PL (u.a.)

6 µm

0 10 20 30 40 500

10

20

30

40

50

X (µm)

Y (µ

m)

1.625 -- 1.700 1.550 -- 1.625 1.475 -- 1.550 1.400 -- 1.475 1.325 -- 1.400 1.250 -- 1.325 1.175 -- 1.250 1.100 -- 1.175


0 10 20 30 40 500

10

20

30

40

50

X (µm)

Y (µ

m)

1.625 -- 1.700 1.550 -- 1.625 1.475 -- 1.550 1.400 -- 1.475 1.325 -- 1.400 1.250 -- 1.325 1.175 -- 1.250 1.100 -- 1.175


6 µm6 µm

Figure III. 2 : a) Image optique d’une région d’un substrat 4H-SiC avec la présence d’un

micropipe. b) Image de PL intégrée du même défaut.

II.3. Mesures spectrales

La figure III.3 montre le spectre de luminescence à température ambiante du substrat

étudié. Nous observons un pic de bord de bande à 392 nm ainsi qu’une bande profonde

centrée à 514 nm liée au bore (profond). L’énergie du pic est de 3.16 eV, elle correspond aux

recombinaisons des porteurs de la bande de conduction vers la bande de valence [4, 5].


79

Figure III. 3 : Spectre de photoluminescence à température ambiante.

Nous avons ensuite effectué des mesures spectrales sur la même surface que pour la

figure III.2.b). La gamme de longueur d’onde choisie est de 370 nm à 650 nm. Les figures

III.4 et III.5 montrent les images de l’intensité de photoluminescence du pic de bord de bande

ainsi que sa largeur à mi-hauteur. La baisse du signal de PL intégrée est accompagnée d’une

diminution de l’amplitude du pic de bord de bande et d’une augmentation de sa largeur à mi-

hauteur. Les spectres de photoluminescence à l’intérieur et au voisinage du micropipe (figure

III.6) montre que l’intensité de la bande DAP B-N ne change pratiquement pas. Cela indique

que la PL intégrée, au voisinage du micropipe, est directement influencée par les variations de

l’intensité du pic de bord de bande et donc par les recombinaisons bande à bande.

L’élargissement du pic de bord de bande est du à l’existence d’un champ local de contrainte

qui provoque une levée de dégénérescence de la bande de valence et une modification de la

structure de bande au niveau du défaut [6]. La spectroscopie micro-Raman a été aussi

employée pour analyser cet échantillon. Les mesures effectuées par M. Mermoux, au

Laboratoire d’Electrochimie et de physico-chimie des Matériaux et des Interfaces (LEPMI) de

l’INPG, ont mis en évidence des champs de déformations au voisinage des micropipes. Un

décalage en fréquence du mode TO a été observée et peut être relativement important, jusqu’à

1 cm-1 au maximum. L’ordre de grandeur des contraintes résiduelles est voisin de la centaine

de Mpa au voisinage du micropipe, ordre de grandeur cité dans la littérature sur la base de

mesures de biréfringence [7].

Longueur d’onde (nm)

Inte

nsité

de

PL (u

. a. )


80

Figure III. 6 : Spectres de photoluminescence à l’intérieur du micropipe a) et au voisinage du micropipe b).

III. ETUDE DE DISLOCATIONS

Si la densité des micropipes a été considérablement réduite jusqu’à moins de 10 par

cm2, celle des dislocations reste encore très élevée et varie entre 103 et 105 par cm2. Cette forte

concentration est d’une part limitante pour les performances de certains dispositifs et d’autre

part une cause de défaillance lors de tests de fiabilité [8].

Figure III. 5: Cartographie de la variation de l’amplitude du pic de bord de bande.

Figure III. 4: Cartographie de la variation de la largeur à mi-hauteur (FWHM) du pic de bord de bande.

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)

a) b)Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm)

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)


81

L’imagerie de photoluminescence a été employée pour détecter la présence des dislocations

dans les substrats SiC et évaluer leur densité sans avoir recours à une attaque chimique

destructive.

III.1 Cartographie de photoluminescence intégrée

Un substrat 4H-SiC de source commerciale CREE RESEARCH a été étudié. Les

figures III.5 et III.6 montrent une cartographie de photoluminescence intégrée et une

topographie X du même wafer. La topographie X a été effectuée au LMGP par E. Pernot. Les

deux images n’ont pas tout à fait la même allure. La topographie présente deux zones

perturbées au niveau structural par la présence de micropipes (points blancs) et de sous joints

(zone gris clair). On ne distingue pas clairement ces défauts sur la cartographie de PL.

Concernant les micropipes, ceci est du à la résolution spatiale de l’image de luminescence qui

est moindre que celle de la topographie X.

Par contre, nous observons une intensité de PL plus importante au centre du wafer. Cette zone

correspond à la partie plus sombre observée visuellement sur le substrat. Tajima a déjà

remarqué que l’intensité de PL intégrée est plus intense au niveau de la région sombre des

substrats [9]. L’augmentation de l’intensité de PL au centre du wafer ne peut pas être reliée à

une variation de contraste sur la topographie. Cette variation radiale d’intensité de

luminescence n’est donc pas liée à une variation de la structure. Nous verrons au chapitre IV

comment elle s’interprète à partir de la variation du dopage et de la durée de vie. La légère

dissymétrie, par rapport à une symétrie radiale, observée peut être expliquée par la

désorientation du substrat.


82

0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480

4

8

12

16

20

24

28

32

36

40

44

48

IPL (u.a.)

X (mm)

Y (m

m)

1.600 -- 1.700 1.500 -- 1.600 1.400 -- 1.500 1.300 -- 1.400 1.200 -- 1.300 1.100 -- 1.200 1.000 -- 1.100 0.9000 -- 1.000 0.8000 -- 0.9000 0.7000 -- 0.8000

0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480

4

8

12

16

20

24

28

32

36

40

44

48

IPL (u.a.)

X (mm)

Y (m

m)

1.600 -- 1.700 1.500 -- 1.600 1.400 -- 1.500 1.300 -- 1.400 1.200 -- 1.300 1.100 -- 1.200 1.000 -- 1.100 0.9000 -- 1.000 0.8000 -- 0.9000 0.7000 -- 0.8000

Figure III. 7 : Cartographie de PL intégrée. Figure III. 8 : Topographie X en réflexion.

Nous notons également sur la figure III.5 l’apparition de spots luminescents (points rouges)

répartis sur toute la plaque. Afin de déterminer la densité de ces spots luminescents, des

mesures de PL intégrée ont été effectuées sur différentes parties de l’échantillon avec une

résolution spatiale supérieure. La figure III-9 présente un exemple d’une cartographie de

luminescence intégrée d’une surface de 5 × 5 mm2. Ces enregistrements indiquent une densité

moyenne d’environs 3000 cm-2. Celle-ci correspond à la concentration des dislocations vis

dans le matériau SiC à l’heure actuelle. De plus, des mesures de topographie X (figure III.6) à

haute résolution, inférieure à 10 µm, indique une densité de dislocations du même ordre de

grandeur que celle des spots intenses. Par conséquent, la présence des dislocations dans le

cristal semble être à l’origine de l’augmentation locale de l’intensité de PL. Des mesures

spectrales, à plus petite échelle, ont été effectuées (cf. paragraphe III.2) afin d’étudier

l’influence de ces spots luminescents sur les paramètres spectraux du pic de bord de bande et

de comprendre comment une dislocation peut-être à l’origine d’une augmentation du signal de

photoluminescence.


83

0 1 2 3 4 50

1

2

3

4

5

X (mm)

Y (m

m)

5.750 -- 6.000 5.500 -- 5.750 5.250 -- 5.500 5.000 -- 5.250 4.750 -- 5.000 4.500 -- 4.750 4.250 -- 4.500 4.000 -- 4.250

Figure III. 9 : Cartographie de photoluminescence intégrée d’une surface de 5 × 5 mm2

III.2. Mesures spectrales

La figure III.9 montre le spectre de photoluminescence à température ambiante du

substrat étudié. Nous observons un pic de bord de bande à 392 nm dû aux recombinaisons

bande à bande. Nous étudierons par la suite les paramètres spectraux de ce pic au voisinage

des spots luminescents.


84

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)


Figure III. 10 : Spectre de photoluminescence à 300 K centré sur le pic de bord de bande.

Les figures III.10, III.11.a) et III.11.b) présentent les images de l’intensité de

photoluminescence intégrée, de l’intensité du pic de bord de bande et de sa largeur à mi-

hauteur obtenues sur une surface de 75µm × 75µm incluant l’un des spots intenses.

Les mesures spectrales montrent que la hausse de l’intensité de photoluminescence intégrée

s’associe à une augmentation de l’amplitude du pic de bord de bande ainsi que de sa largeur à

mi-hauteur. Notons aussi que la longueur d’onde du pic reste homogène sur toute la surface

étudiée.

L’élargissement du pic de bord de bande est dû à la présence d’un champ local de contraintes,

et par la suite à la présence d’un défaut cristallin au niveau des centres intenses [6].

L’augmentation de l’amplitude du pic de bord de bande est attribuée à une diminution de la

concentration de centres non radiatifs au voisinage de la dislocation. En effet,: les dislocations

vis attirent les centres non radiatifs, situés dans leur voisinage, par le biais du champ de

contrainte radial qu’elles engendrent autour d’elles. Cet effet est connu sous le nom d’effet

gettering. Ainsi, se forment des zones dénudées de centres non radiatifs autour des

dislocations, ceux-ci étant concentrés au voisinage immédiat du défaut. Il en résulte une

augmentation locale des recombinaisons bande à bande qui se traduit par une hausse locale de

l’intensité du pic de bord de bande. Selon ce modèle, la dislocation décorée par les centres

non radiatifs doit créer une de très faible intensité de PL au centre de la zone de plus forte


85

intensité. Nous n’observons pas sur nos images cette zone de faible intensité en raison de la

résolution spatiale insuffisante.

0 10 20 30 40 50 60 700

10

20

30

40

50

60

70

X (µm)

Y (µ

m)

6.750 -- 7.500 6.000 -- 6.750 5.250 -- 6.000 4.500 -- 5.250 3.750 -- 4.500 3.000 -- 3.750 2.250 -- 3.000 1.500 -- 2.250

Figure III. 11 : Cartographie de l’intensité de PL intégrée d’un spot luminescent.

b)a) b)a)

Figure III. 12 : a) Cartographie de l’intensité du pic de bord de bande. b) Cartographie de la

largeur à mi-hauteur du pic de bord de bande.

IV. ETUDE DE DEFAUTS TRIANGULAIRES

Dans le chapitre I, on a vu que les deux types de défauts conduisant à des structures de

forme triangulaire sont les inclusions de polytype 3C et les fautes d’empilement. Des mesures


86

de cartographie du signal de photoluminescence résolu en longueur d’onde ainsi que des

mesures Raman ont été réalisées afin de déterminer l’origine de ces défauts.

Les échantillons étudiés sont des homoépitaxies de 4H-SiC réalisées par CVD au

Laboratoire des Multimatériaux et Interfaces (LMI) à l’université Claude Bernard-Lyon I.

Plusieurs défauts triangulaires ont été observés sur la surface des épitaxies. Les figures

III.12.a) et b) montrent des images optiques de deux surfaces contenant des défauts triangles.

Nous pouvons distinguer deux types de défauts notés T1 (figure III.12.a) et T2 (figure

III.12.b).

26 µm26 µm26 µm26 µm

26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm

a) b)

Figure III. 13 : Images optiques de deux types de défauts triangles observés sur les surfaces

de deux homoépitaxies 4H-SiC.

IV.1. Défauts de type T1

La figure III.13 montre une cartographie de la longueur d’onde du maximum du pic de

photoluminescence détecté pour une surface de 200 × 200 µm2 contenant plusieurs défauts

triangles de type T1. La majeure partie de l’échantillon est sous l’influence du pic de

recombinaisons bord de bande avec une longueur d’onde du maximum à 392 nm. La mesure

spectrale montre clairement l’influence des défauts triangles sur la position en longueur

d’onde du maximum de PL. Notons également que l’intensité du pic de luminescence, est

nettement plus élevée au niveau des défauts. Cinq spectres qui diffèrent par la position du


87

maximum ont été observés. Les énergies sont 2.95 eV, 2.66 eV, 2.58 eV, 2.46 eV et 2.25 eV.

Notons que les cinq spectres sont constitués d’un pic étroit de même allure que le pic de bord

de bande.

420 nm (2.95 eV)

550 nm (2.25 eV)

465 nm (2.66 eV)

508 nm (2.46 eV)

485 nm (2.58 eV)

420 nm (2.95 eV)

550 nm (2.25 eV)

465 nm (2.66 eV)

508 nm (2.46 eV)

485 nm (2.58 eV)

Figure III. 14 : Cartographie spatiale de la longueur d’onde du maximum du spectre d’une surface de 200 × 200 µm2.

Les pics de photoluminescence obtenus ne correspondent pas en énergie à la présence

d’impuretés dans le matériau (Al, Ti, B). De plus leur allure laisse supposer qu’il s’agit de

transitions de type bande à bande. Pour un échantillon contenant des fautes d’empilement,

Shridara et al. [10] ont observé, à basse température plusieurs séries de raies identiques à celle

de la recombinaison excitonique intrinsèque et de ses répliques phonons. Ces séries de raies

apparaissant pour des énergies s’étalant du gap excitonique du 4H jusqu’à celui du 3C (et

même en deçà). Selon différents auteurs [11, 12], elles correspondent à des fautes

d’empilement de type I, faute (3,1) dans la notation de Zdhanov, répétées de une à une infinité

de fois. La faute d’empilement unique correspondant au glissement d’un seul plan se

comporte, selon les calculs de Iwata et al. [13] comme un puits quantique (figure III.15).

L’abaissement de la bande de conduction est selon le modèle de 0,2 eV. Cette valeur

correspond au pic observé à 2,95 eV dans notre cas (point bleu sur la figure). Lorsque cette


88

faute se répète, la structure se rapproche petit à petit d’une inclusion cubique, et l’énergie de

la transition diminue jusqu’à atteindre la valeur du cubique. La raie à 550 nm (2,25 eV)

observée correspond au polytype cubique (n fautes (3,1) avec n grand); les raies

intermédiaires entre 2,95 eV et 2,25 eV correspondent à des fautes multiples (2, 3, … fautes

(3,1)).

Figure III. 15 : Structure de bande pour le polytype 4H-SiC (a) avec et (b) sans défaut

d’empilement de type I.

En étudiant plusieurs épitaxies présentant des défauts triangles, nous avons remarqué

que ces derniers correspondent à des manques de croissance à la surfaces. La figure III.16

présente une image AFM d’un défaut triangle ainsi qu’une mesure de sa profondeur. Cette

dernière est d’au moins 70 nm.


89

Figure III. 16 : a) Image AFM d’un défaut triangle. b) Mesure de la profondeur du défaut.

IV.2. Défauts de type T2

Notons en premier lieu que les défauts triangulaires appelés T2 ici sont de dimension

nettement supérieure aux triangles T1 (hauteur de l’ordre de 20 µm contre 2 ou 3 µm pour les

petits défauts T1). De plus ils sont systématiquement de forme isocèle avec un angle entre les

deux côtés égaux de 120° (voir figure III-14).

Sur la figure III-18 est donné un spectre de photoluminescence obtenu à température

ambiante au sommet du triangle isocèle. Le spectre présente deux contributions. La première

dont le maximum est à 392 nm correspond aux émissions bande à bande du SiC-4H. La

deuxième, qui domine largement le spectre en intensité est située à 2.35 eV et semble donc

correspondre aux transitons bande à bande pour le polytype 3C.

Comme nous l’avons vu au chapitre I ces inclusions de 3C ne seraient pas uniforme en

épaisseur [14]. En effet, l’épaisseur est la plus forte au niveau du point de nucléation puis elle

diminue jusqu’à la disparition de l’inclusion selon la direction de la croissance. Nous avons

vérifié ce point à l’aide de la spectroscopie micro-Raman. En effet nous constatons sur la

figure III-19 que le spectre évolue de celui du cubique pur au point 1 sommet du triangle vers

celui du 4H au point 3 à la base du triangle en passant par une étape intermédiaire au point 2.

Pour ce point, la résolution en profondeur du microscope confocal utilisé en Raman de 2 µm

autorise l’observation simultanée de l’inclusion de 3C superficielle et de la couche de 4H sous

jacente.


90

Notons que le Raman donne au point 1 un spectre purement 3C alors que le 4H est

apparent sur le spectre de photoluminescence. Ceci est du à la diffusion des porteurs

minoritaires photogénérés dans l’inclusion de 3C qui peuvent aller recombiner au niveau de la

couche 4H en profondeur. Malgré l’absorption sur une épaisseur très fine (de l’ordre de la

centaine de nm) du laser UV dans le polytype 3C, la résolution en profondeur de la PL est

donc moindre que celle du Raman confocal.

3 2 13 2 1

Figure III. 17: Image optique d’un défaut triangle.


Inte

nsité

de

PL (u

.a.)

Figure III. 18 : Spectre de photoluminescence à 300K au point (1) de la figure III.17.


91

Décalage Raman (cm-1)

Inten

Inte

nsité

(u. a

. )

Décalage Raman (cm-1)

Inten

Inte

nsité

(u. a

. )

Figure III. 19 : Spectres Raman obtenus aux points (1), (2) et (3) du défaut triangle (fig.

III.17)

V. CONCLUSION

Nous avons dans ce chapitre montré, en premier lieu, l’efficacité de la cartographie de

photoluminescence pour détecter des défauts structuraux, en particulier les micropipes et les

dislocations décorées sans avoir recours à une technique de gravure destructive. Notons

toutefois que le temps d’acquisition pour une cartographie de photoluminescence comprenant

10 000 points sur un substrat de deux pouces (soit un point tous les 500 µm sur une ligne) est

de deux heures. Pour un comptage de défauts, il est donc nécessaire de réaliser des balayages

de surfaces plus réduites (par exemple 4 zones de 5*5mm2). En comparaison la topographie

X, qui a la résolution de la plaque photographique est plus rapide pour cette technique. Mais,

elle nécessite l’accès à une source synchrotron.

D’autre part, l’intérêt de la cartographie de photoluminescence réside dans la compréhension

du rôle électronique des défauts :

- Nous avons vu que les dislocations sont décorées par des défauts non radiatifs. On

comprend aisément le rôle néfaste sur un composant de ce type de défaut étendu entouré

de centres profonds potentiellement électriquement actifs.


92

- Concernant les défauts triangulaires, nous avons montré que certains sont des inclusions

de polytype cubique présentant donc un abaissement local de l’énergie de bande interdite

et que d’autres, les fautes d’empilement, se comportent comme des puits quantiques. Au

niveau de ces défauts, la durée de vie des porteurs est donc fortement réduite du fait

d’une forte efficacité de recombinaison radiative. Ceci explique la dérive des

caractéristiques directes observée pour les diodes bipolaires.

On voit donc l’intérêt de la mesure en complémentarité de la cartographie Raman pour

étudier les propriétés physiques au voisinage de défauts microscopiques.


93

[1] MASAROTTO L., BLUET J. M., GUILLOT G. – UV Scanning

Photoluminescence Spectroscopy Investigation of 6H- and 4H-SiC – Proceedings of the International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Tsukuba, Japan, 2001 – Materials Science Forum, 2002, vol. 389-393, p. 601-604.

[2] PERNOT E., EL HARROUNI I., MERMOUX M., BLUET J. M., ANIKIN M.,

CHAUSSENDE D., PONS M., MADAR R. – Investigation of defects in 4H-SiC by Synchrotron Topography, Raman Spectroscopy Imaging and Photoluminescence Spectroscopy Imaging - Proceedings of 4th European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Linkoping, Sweden, 2002 – Materials Science Forum, 2003, vols.433-436, p.265-268.

[3] IKEDA M., MATSUNAMI H., TANAKA T. – Site effect on the impurity levels in

4H, 6H and 15R SiC – Physical review B, 1988, vol. 22, n° 6, p. 2842-2854. [4] KORDINA O., BERGMAN J. P., HALLIN C., JANZEN E. – The minority carrier

lifetime of n-type 4H- and 6H-SiC epitaxial layers – Appl. Phys. Lett., 1996, vol. 69, n°5, p.679-681.

[5] HENRY A., BERGMAN J. P., KORDINA O., HALLIN C., .... – The temperature

dependence of the band-edge luminescence from high quality 6H- and 4H-SiC – Proceedings of the sixth International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Kyoto, Japan, 1995 – Inst. Phys Conf. Ser. n°142, London: IOP Publishing Ltd, UK, 1996, Chapter 2, p.357-360.

[6] BUCHHEIT M. – Application de l’imagerie de photoluminescence à l’étude de la

distribution spatiale de propriétés physico-chimiques de semiconducteurs pour la réalisation de dispositifs – Thèse Dispositifs de l’Electronique Intégrée, Ecole Centrale de Lyon, 1998 – 229 p.

[7] KATO T., OHSATO H., OKAMOTO A., SUGIYAMA N., OKUDA T. – The

photoelastic constant and internal stress around micropipe defect of 6H-SiC single crystal – Materials Science and Engineering B57, 1999, p.147-149.

[8] RUPP R., TREU M., TÜRKES P. BEERMANN H., SCHERG T., PREIS H.,

CERVA H. – Influence of overgrown micropipes in the active area of SiC Schotky diodes on long term reliability - Proceedings of the European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Bologne, Italie, 2004. (à paraître).

[9] TAJIMA M., NAKANE T., NAKATA T., WATNABE M. – Characterization of

Nonuniformity of 6H-SiC Wafer by Photoluminescence Mapping at Room Temperature – Jnp. J. Appl. Phys. Lett., 1999, vol. 38, n°4B, p. 414-416.

[10] SRIDHARA S.G, CRALSSON F.H.C., BERGMANN J.P., JANZEN E. -

Luminescence from stacking faults in 4H SiC – Applied Physics Letter, 2001, Vol 79, n°24, p. 3944-3946.


94

[11] JUILLAGUET S., BALLOUD C., PERNOT J., SARTEL C., SOULIERE V.,

CAMASSEL J., MONTEIL Y. – Optical investigation of stacking faults and micro-crystalline inclusions in low doped 4H-SiC layers - Proceedings of the International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Lyon, France, 2003 – Materials Science Forum, 2004, vol. 457-460, p. 577-580.

[12] BAI S., DEVATY R.P., CHOYKE W.J. KAISER U., WAGNER G., MaC

MILLAN M.F. – Spontaneous polarization of 4H SiC determined from optical emission of 4H/3C/4H quantum wells - Proceedings of the International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Lyon, France, 2003 – Materials Science Forum, 2004, vol. 457-460, p. 573-576.

[13] IWATA H., LINDEFELT U., OBERG S., BRIDDON P. R. - Stacking fault-

stacking fault interactions and cubic inclusions in 6H-SiC: an ab initio study - Proceedings of 4th European Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Linkoping, Sweden,2002 – Materials Science Forum, 2003, vol. 433-436, p. 921-924.

[14] KONSTANTINOV A. O., HALLIN C., PECZ B., KORDINA O., JANZEN E. –

The mechanism for the cubic SiC formation on off-oriented substrates – Journal of Crystal Growth, 1997, vol. 178, p. 495-504.

CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence

95

Chapitre IV

Cartographie de la durée de vie et du

dopage par imagerie de photoluminescence


96


97

I. INTRODUCTION

La durée de vie des porteurs est un paramètre électronique très important, d’une part

pour évaluer la qualité cristalline des semiconducteurs et d’autre part pour déterminer le

comportement des composants électroniques, notamment dans le cas de composants

bipolaires. Dans le carbure de silicium cette durée de vie est courte (de l’ordre de la µs pour

les meilleurs échantillons) on comparaison de celle dans le silicium (de l’ordre de la ms).

Ceci est du à une concentration importante impuretés et en défauts intrinsèques qui agissent

comme des pièges pour les porteurs ou comme des centres recombinants. La cartographie de

ce paramètre sur plaque entière présente donc un double intérêt : premièrement l’analyse de

l’homogénéité du paramètre qui peut être mise en corrélation avec les résultats électriques sur

les composants, deuxièmement l’analyse de la répartition spatiale des défauts tueurs de durée

de vie qui peut être corrélée aux conditions de croissance.

Le dopage du semi-conducteur peut aussi être déterminé quantitativement par

l’analyse du signale de photoluminescence. L’homogénéité de ce paramètre reste à l’heure

actuelle difficile à maîtriser lors de la croissance cristalline ainsi qu’en CVD, en particulier

pour les réacteurs horizontaux.

Dans ce chapitre, nous présentons le principe de la détermination cartographique de la

durée de vie effective des porteurs et du dopage. Le principe de cette technique est fondé sur

les mesures de l’intensité de photoluminescence à différents niveaux d’excitation.

La résolution de l’équation de diffusion ambipolaire va nous permettre de déterminer la

distribution des porteurs excédentaires dans le volume et d’établir, par la suite, la relation

entre l’intensité de photoluminescence et l’intensité d’excitation dans le cas d’un substrat et

d’une couche épitaxiale. Dans chaque cas, cette relation contient un terme linéaire, qui

dépend à la fois de la durée de vie et du dopage, et un terme quadratique, contrôlé

essentiellement par la durée de vie. Ainsi, par comparaison de ces deux termes avec les

variations mesurées de l’intensité de PL en fonction de l’intensité d’excitation, nous obtenons

les valeurs de la durée de vie effective des porteurs et du dopage en chaque point de la surface

de l’échantillon.


98

II. CALCUL DE L’INTENSITE DE PHOTOLUMINESCENCE

II.1. Signal de photoluminescence Sous une excitation locale avec des photons ayant une énergie supérieure à l’énergie

du gap du matériau, l’intensité du flux photonique décroît exponentiellement avec la distance

parcourue (~ e-αz) où α est le coefficient d’absorption et z est la distance par rapport à la

surface éclairée (loi de Lambert-Beer). L’absorption de ces photons induit des transitions

électroniques entre la bande de valence et la bande de conduction ce qui conduit à la

génération des électrons et des trous excédentaires. Le taux de génération optique des

porteurs, par unité de volume et de temps, s’écrit sous la forme :

( ) zα0 eαIr1

θ1(z)G −⋅⋅⋅−⋅= (IV. 1)

où :

G(z) est le taux de génération des paires électron-trou à une profondeur z de la surface

(s-1 cm-3) ;

z est la profondeur par rapport à la surface (cm) ;

r est le coefficient de réflexion pour la longueur d’onde d’excitation ;

Io est la flux de photons d’excitation à la surface (photons .s-1) ;

θ est la surface d’excitation (cm2).

Les porteurs excédentaires ainsi générés peuvent se recombiner à la fois d’une

manière radiative et non-radiative. La recombinaison radiative constitue le signal de

photoluminescence.

A température ambiante, le signal de photoluminescence est généralement dû à la

recombinaison radiative bande à bande des électrons et des trous[1]. Le nombre de photons

ainsi générés est donc proportionnel, en régime stationnaire, au produit des nombres de

porteurs présents dans les bandes de conduction et de valence. L’expression de l’intensité du

signal de PL détectée, dans le cas de l’approximation d’une diffusion unidimensionnelle des

porteurs, est donnée par :


99

[ ][ ]dzp(z)∆Pn(z)∆NθBCI1

2

z

zrPL ++⋅⋅⋅= ∫ (IV. 2.a)

où :

IPL est l’intensité de PL détectée (photons.s-1) ;

C est le coefficient de collection calculé pour l’appareil de mesure (chapitre II) ;

Br est le coefficient de recombinaison radiative (cm-3.s-1). Ce coefficient est spécifique

pour chaque semi-conducteur et exprime la probabilité d’une recombinaison

radiative ;

z est la profondeur (cm) ;

z1 et z2 sont les limites respectivement inférieure et supérieure de la profondeur de la

couche dont provient la photoluminescence (cm).

N et P sont, respectivement, les concentrations de dopage type n et type p et donc les

densités des électrons et des trous en équilibre thermodynamique à température

ambiante (cm-3) ;

∆n(z) et ∆p(z) sont, respectivement, les concentrations des électrons et des trous

excédentaires (cm-3) ;

θ est la surface excitée (cm2).

En tenant compte de la relation d’électro-neutralité (∆n = ∆p) et en négligeant le terme N.P,

qui est égale à ni2, devant les autres termes, la relation (IV.2.a) devient dans le cas d’un

matériau type n :

[ ] dzn(z)∆Nn(z)∆θBCI1

2

z

zrPL ∫ +⋅⋅⋅= (IV.2.b)

II.2. Différents mécanismes de recombinaison

II.2.1. Recombinaison radiative


100

Un électron de la bande de conduction se recombine avec un trou de la bande de

valence en émettant un phonon (chapitre II). Le taux de recombinaison radiative est donnée

par :

( ) ( )p∆Pn∆NBR rr +⋅+⋅= (IV. 3)

Selon les mêmes considérations que pour établir l’équation IV.2.b, nous pouvons écrire le

taux de recombinaison radiative sous la forme réduite suivante :

( )∆nPNn∆BR rr ++⋅⋅= (IV. 4)

Le taux de recombinaison radiative peut aussi être exprimé par la relation suivante :

rr τ

n∆R = (IV. 5)

où τr est la durée de vie de recombinaison radiative.

D’après les relations (IV.4) et (IV.5), la durée de vie radiative est inversement proportionnelle

à la densité totale des porteurs :

( )n∆PNB1τ

rr ++⋅= (IV. 6)

II.2.2. Recombinaison Shockley-Read-Hall (SRH) dans le volume

Divers défauts dans le semi-conducteur sont à l’origine de la présence de niveaux

profonds dans la bande interdite. Selon le modèle de Shockley-Read [2], en fonction du

niveau énergétique introduit par ces défauts dans la bande interdite et de leur section efficace

de capture des électrons et des trous, ils agissent comme des pièges pour les porteurs ou

comme des centres de recombinaison non-radiative. Le taux de recombinaison SRH des

porteurs dans le volume s’écrit :


101

( ) ( )[ ]( ) ( )

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛⋅++⋅+⎟

⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛⋅++⋅

−+⋅+⋅⋅⋅⋅=

−−TKEE

inTKEE

ip

2iTpnth

SRHiTTi

enn∆Nσenp∆Pσ

np∆Pn∆NNσσVR (IV. 7)

où :

Vth est la vitesse thermique des porteurs (cm.s-1) ;

σn est la section efficace de capture pour les électrons (cm2) ;

σp est la section efficace de capture pour les trous (cm2) ;

NT est la densité des centres recombinants (cm-3) ;

ni est la densité intrinsèque des porteurs dans le matériau (cm-3) ;

ET est le niveau d’énergie introduit par le défaut (eV) ;

Ei est le niveau de Fermi intrinsèque (eV) ;

Dans le cas où le niveau introduit par le défaut est proche du milieu de la bande interdite (cas

d’un centre de recombinaison non-radiative), en tenant compte de la relation d’électro-

neutralité et pour un matériau type n, l’équation (IV.7) se simplifie :

( )( ) ∆n

∆nNσ∆nσ∆nNNσσV

Rnp

TpnthSRH ⋅

+⋅+⋅

+⋅⋅⋅⋅= (IV. 8)

d’après la relation SRH

SRH τn∆R = , l’expression de la durée de vie τSRH s’écrit :

⎟⎟⎟⎟

⎠

⎞

⎜⎜⎜⎜

⎝

⎛

+⋅+⋅

⋅⋅=

Nn∆1

Nn∆

σσ

1NσV

1τn

p

TpthSRH (IV. 9)

La durée de vie Shockley-Read-Hall dans le volume (τSRH) est inversement proportionnelle à

la densité des centres de recombinaison non-radiative (NT). Le mécanisme de recombinaison

non-radiative SRH dans le volume est dominant dans la plupart des semi-conducteurs et est

particulièrement important dans le cas des semi-conducteurs à gap indirect.


102

II.2.3. Recombinaison Auger

Le mécanisme de recombinaison Auger est un processus de recombinaison bande à

bande impliquant trois particules. Dans ce processus, l’énergie libérée par la recombinaison

d’un électron avec un trou n’est pas émise sous forme d’un photon, comme dans le cas de la

recombinaison radiative, mais elle est transmise à un autre porteur (électron ou trou) qui de

cette façon est transféré à un niveau énergétique plus élevé. Le taux total de la recombinaison

Auger est donné par Takeshima [3] :

2p

2nA pnCnpCR ⋅⋅+⋅⋅= (IV. 10)

où :

Cn et Cp sont respectivement les coefficients de recombinaisons Auger des trous et des

électrons (cm6.s-1) ;

n et p sont respectivement les densités totales des électrons et des trous (cm-3),

n = N+∆n et p = P+∆p.

d’après la relation A

A τn∆R = , l’expression de la durée de vie Auger τA s’écrit :

2p

2n

A pnCnpCn∆τ

⋅⋅+⋅⋅= (IV. 11)

Le mécanisme de recombinaison Auger est prépondérant dans le cas des matériaux

fortement dopés ou lorsque la densité des porteurs excédentaires est très élevée (régime de

forte injection). Du fait que ce processus est en compétition avec les autres processus de

recombinaison, il peut réduire l’intensité de photoluminescence dans le cas où le taux de

recombinaison Auger est du même ordre de grandeur que les taux des autres processus de

recombinaison.

Dans le tableau (IV.1), nous présentons les valeurs des coefficients de recombinaison

Auger Cn et Cp pour les polytypes SiC-6H et SiC-4H.


103

SiC-6H SiC-4H

Cn (cm6.s-1) 3,5.10-29 [4] 7.10-31 [5] [6]

Cp (cm6.s-1) 3,5.10-29 [4] 7.10-31[6]

Tableau IV. 1 :Coefficients de recombinaison Auger des électrons et des trous, à 300K, pour

les deux principaux polytypes de SiC.

II.2.4. Recombinaison en surface

La discontinuité des liaisons atomiques et l’adsorption d’atomes étrangers entraînent

l’apparition d’un grand nombre d’états d’énergie localisés et donc de centres de

recombinaison non radiative à la surface d’un semi-conducteur. Dans le cas de la

photoluminescence, la recombinaison en surface est un paramètre important puisque la

majorité des porteurs excédentaires est générée prés de la surface. Selon le modèle de

Shockley-Read, le taux de recombinaison à la surface pour un type de centre de

recombinaison non radiative s’écrit :

( )( ) ( )

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛⋅+⋅+⎟

⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛⋅+⋅

−⋅⋅⋅⋅⋅=

−−TKEE

isnTKEE

isp

2issstpnth

siTTi

ennσenpσ

nnpNσσVR (IV. 12)

où :

ns et ps sont les concentrations des électrons et des trous proches de la surface (cm-3) ;

Nst est la densité des centres de recombinaison par unité de surface (cm-3) ;

Rs est le taux de recombinaison à la surface (s-1.cm-2).

La condition d’équilibre entre le volume et la zone de charge d’espace (ZCE) nous donne :

( ) ( ) ( ) 2ips n∆nPN∆pP∆nNpnnn +⋅+=+⋅+=⋅=⋅ (IV. 13)

Les centres recombinants les plus actifs se situent au milieu de la bande interdite, par

conséquent, l’équation (IV.12) deviendra pour un matériau de type n :


104

∆npσnσNσσV

NRspsn

pnthsts ⋅

⋅+⋅

⋅⋅⋅⋅= (IV. 14)

Le taux de recombinaison à la surface Rs s’écrit en fonction de la vitesse de recombinaison à

la surface S :

S∆nR s ⋅= (IV. 15)

spsn

pnthst pσnσ

NσσVNS

+⋅

⋅⋅⋅⋅= (IV. 16)

La recombinaison à la surface entraîne l’apparition d’un gradient de concentration de porteurs

excédentaires à proximité de la surface. Ce gradient de concentration donne naissance à un

courant de diffusion j vers la surface qui s’écrit pour le cas des électrons :

0zzn∆Dej

=⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛∂∂

⋅⋅−= (IV. 17)

Le courant j peut aussi être exprimé par la relation suivante :

0zn∆Sej =⋅⋅= (IV. 18)

D’après les relations (IV.17) et (IV.18), on peut déterminer la condition à la surface qui sera

utilisée pour la résolution de l’équation ambipolaire :

0z0z

n∆Szn∆D =

=

⋅=⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛∂∂

⋅ (IV. 19)

II.3. Equation de diffusion ambipolaire

Pour calculer l’intensité de PL (IPL), il est nécessaire de connaître la distribution en

profondeur des porteurs excédentaires ∆n(z). En prenant en compte les taux de génération et


105

de recombinaison des porteurs excédentaires, ainsi que les densités des courants électriques

des électrons et des trous, ∆n(z) peut être déterminé à partir des équations de continuité [réf] :

→

⋅+−=∂∂

njdive1RG

tn pour les électrons (IV. 20)

→

⋅−−=∂∂

pjdive1RG

tp pour les trous (IV. 21)

où :

jn et jp sont les densités des courants des électrons et des trous (A.cm-2) ;

e est la valeur absolue de la charge élémentaire d’un électron ou d’un trou,

e = 1,6.10-19C.

Les équations de continuité (IV.20) et (IV.21) deviennent en régime stationnaire :

RGjdive1

n −=⋅−→

pour les électrons (IV. 22)

RGjdive1

p −=⋅→

pour les trous (IV. 23)

Par ailleurs, on peut exprimer les densités de courant jn et jp par les relations suivantes :

(n)gradDeEµenj nnn

→→→

⋅⋅−⋅⋅⋅= (IV. 24)

(p)gradDeEµepj ppp

→→→

⋅⋅−⋅⋅⋅= (IV. 25)

où :

n est la concentration totale des électrons dans la bande de conduction, n = N + ∆n ;

p est la concentration totale des trous dans la bande de valence, p = P + ∆p ;

→

E est le champ électrique total, →→→

+= extEEE int ;

→

intE est le champ électrique dû à la différence de mobilité entre électrons et trous ;

→

extE est le champ électrique extérieur ;

µn et µp sont les mobilités des électrons et des trous ;


106

Dn et Dp sont les coefficients de diffusion des électrons et des trous liés aux mobilités

par la relation d’Einstein :

nn µeTkD ⋅⋅

= (IV. 26)

pp µeTkD ⋅⋅

= (IV. 27)

où :

k est la constante de Boltzmann, k = 1,38.10-23 J.K-1 ;

T est la température absolue (K).

En introduisant les relations (IV.24) et (IV.25) dans les relations de continuités (IV.22) et

(IV.23), nous obtenons :

0RGznEµ

zEnµ

znD nn2

2

n =−+∂∂⋅⋅+

∂∂⋅⋅+

∂∂⋅

→→

(IV. 28)

0RGzpEµ

zEpµ

zpD pp2

2

p =−+∂∂⋅⋅−

∂∂⋅⋅−

∂∂⋅

→→

(IV. 29)

En absence d’un champ électrique extérieur, nous pouvons considérer que localement, la

relation d’électro-neutralité est conservée[7], ce qui signifie :

∆n(z) = ∆p(z) (IV. 30)

Nous introduisons les notations suivantes [7] :

pn

pn

DpDnp)(nDD

D⋅+⋅

+⋅⋅=∗ (IV. 31)

np

pn*

µnµpn)(pµµ

µ⋅+⋅

−⋅⋅= (IV. 32)

où :

D* est appelé constante de diffusion ambipolaire ;


107

µ* est appelée mobilité ambipolaire.

En utilisant les relations (IV.29), (IV.30), (IV.31) et (IV.32), on aboutit à l’équation de

diffusion ambipolaire en régime stationnaire :

0RGzn∆Eµ

zn∆D ext

*2

2* =−+

∂∂⋅⋅+

∂∂⋅

→

(IV. 33)

En absence de champ électrique extérieur, l’équation de diffusion ambipolaire devient :

0eIαθ

r)(1τ

n∆zn∆D zα

0eff

2

2* =⋅⋅⋅

−+−

∂∂⋅ ⋅− (IV. 34)

avec :

nrreff τ1

τ1

τ1

+= (IV. 35)

où :

τnr est la durée de vie non-radiative ;

τeff est la durée de vie effective.

II.4. Résolution de l’équation de diffusion ambipolaire

A partir de l’équation de diffusion ambipolaire, nous pouvons déterminer la

distribution de porteurs excédentaires dans le volume et effectuer le calcul de l’intensité de

PL par la relation (IV.2). Cependant, l’équation (IV.34) est une équation différentielle du

second ordre de type non-linéaire puisque le coefficient de diffusion ambipolaire D* et la

durée de vie effective τeff dépendent localement de la concentration des porteurs excédentaires

∆n et donc de la profondeur z. Pour linéariser cette équation, nous introduisons les hypothèses

suivantes :

- la durée de vie effective dans le matériau est contrôlée par la durée de vie non-

radiative supposée constante et indépendante de la concentration des porteurs excédentaires :


108

τeff ≈ τnr ce qui signifie τnr<<τr et τnr ≈ constant (IV. 36)

- le coefficient de diffusion ambipolaire D* est considéré constant et pratiquement égal

au coefficient de diffusion des porteurs minoritaire. Dans le cas d’un matériau de type N, on

obtient :

D* ≈ Dp = D (IV. 37)

En prenant en compte les hypothèses (IV.36) et (IV.37), l’équation de diffusion ambipolaire

(IV.34) peut s’écrire sous la forme d’une équation différentielle du second ordre de type

linéaire :

0eIαθ

r)(1τ

n∆zdn∆dD zα

0nr

2

2

=⋅⋅⋅−

+−⋅ ⋅− (IV. 38)

II.4.1. Cas d’un substrat

Pour résoudre l’équation de diffusion ambipolaire (IV.38) dans la cas d’un substrat,

nous supposons les conditions aux limites suivantes :

- profondément dans le matériau, la concentration des porteurs excédentaires est

nulle :

∆n (z → ∞) = 0 (IV. 39)

- à la surface du semi-conducteur, les porteurs excédentaires se recombinent à la

vitesse S :

0)(zn∆Szd(z)nd∆D

0z

=⋅=⎟⎟⎠

⎞

=

(IV. 40)


109

A partir des relations (IV.38), (IV.39) et (IV.40), on peut déduire le profil de

distribution des porteurs excédentaires :

⎥⎦

⎤⎢⎣

⎡⋅

+⋅+⋅

−⋅⋅⋅−

−⋅⋅=

−⋅− Lz

s

szα22

0nr eLL

)Lα(1Le

θ)Lα(1Ir)(1τα

(z)n∆ (IV. 41)

où :

L est la longueur de diffusion des porteurs minoritaires dans le volume, nrτDL ⋅= ;

Ls est la longueur définie par la relation : SDLs = .

En introduisant ainsi l’expression de la distribution des porteurs excédentaires (IV.41)

dans la relation (IV.2), on aboutit à l’expression de d’intensité de PL en fonction de l’intensité

d’excitation :

200PL IBIAI ⋅+⋅= (IV. 42)

avec :

⎥⎥⎥⎥

⎦

⎤

⎢⎢⎢⎢

⎣

⎡

+

+⋅⋅−⋅

⋅−−

⋅⋅⋅⋅=s

s

LLα1L

L)(α1L)(α1r)(1τNBCA 2

2nrr (IV. 43)

( )

⎥⎥⎥⎥⎥

⎦

⎤

⎢⎢⎢⎢⎢

⎣

⎡

+

⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ +⋅

⋅+

+⋅

+

⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ +

−⋅⋅−−⋅

⋅⋅⋅= 2s

2

s32

s

s2

222

222nr

LL

Lα1

2Lα

Lα1

1LL

Lα1L2

α21

)Lα(1r)(1α

θτ

BCB (IV. 44)

Selon l’expression (IV.42), l’intensité de PL contient un terme linéaire et un terme

quadratique en fonction de l’intensité d’excitation Io. Le terme linéaire (coefficient A) est

fonction de la durée de vie non-radiative des porteurs dans le volume (τnr), de la concentration

du dopage (N ou P) et de la vitesse de recombinaison en surface (S). Le terme quadratique

(coefficient B) dépend des deux paramètres τnr et S.


110

II.4.2. Cas d’une couche épitaxiale

Dans le cas d’un substrat, la résolution de l’équation de diffusion ambipolaire nous a

permis de déduire l’expression du profil des porteurs excédentaires en fonction de la

profondeur et, par la suite, l’expression de l’intensité de PL en fonction de l’intensité

d’excitation.

Nous pouvons aussi déterminer la distribution des porteurs excédentaires et l’expression de

l’intensité de PL dans le cas d’une couche épitaxiale d’épaisseur d. Pour résoudre l’équation

de diffusion (IV.38), nous considérons les conditions aux limites aux deux interfaces de la

couche :

0)(zn∆Szd(z)n∆dD 1

0z

=⋅=⎟⎟⎠

⎞

=

(IV. 45)

d)(zn∆Szd(z)n∆dD 2

dz

=⋅−=⎟⎟⎠

⎞

=

(IV. 46)

où :

S1 est la vitesse de recombinaison des porteurs en surface ;

S2 est la vitesse de recombinaison des porteurs à l’interface.

En prenant en compte les deux conditions aux limites (IV .45) et (IV.46), et à partir de

l’équation de diffusion ambipolaire (IV.38), on peut déduire le profil des porteurs

excédentaires ∆n(z) :

( )zαexpnLzexpn

Lzexpn(z)n∆ 321 ⋅−⋅+⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛⋅+⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛−⋅= (IV. 47)

où :

θ)Lα(1Ir)(1τα

n 220nr

3 ⋅⋅−⋅−⋅⋅

=


111

( ) ( ) ( )

⎟⎠⎞

⎜⎝⎛−⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ −⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ −−⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ +⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ +

⋅−⋅⋅−⋅⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ +−⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛−⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ −⋅⋅+

⋅=

Ldexp

LDS

LDS

Ldexp

LDS

LDS

dαexpDαSLDS

Ldexp

LDSDαS

nn2121

2121

32

( ) ( ) ( )

⎟⎠⎞

⎜⎝⎛−⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ −⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ −−⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ +⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ +

⋅−⋅⋅−⋅⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ −−⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛⋅⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛ +⋅⋅+

⋅−=

Ldexp

LDS

LDS

Ldexp

LDS

LDS

dαexpDαSLDS

Ldexp

LDSDαS

nn2121

2121

31

En introduisant l’expression (IV.47) du profil des porteurs excédentaires dans la

relation (IV.2), on aboutit à l’expression de l’intensité de PL en fonction de l’intensité

d’excitation. Nous obtenons alors :

200PL IBIAI ⋅+⋅= (IV. 48)

avec :

( )

( ) ( ) ( )⎥⎦

⎤⎢⎣

⎡ ⋅−−+⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛⎟⎠⎞

⎜⎝⎛−⋅−⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛⋅+−⋅

⋅−−⋅⋅

⋅⋅⋅=α

dαexp1Ldexpk

LdexpkLkkL

Lα1r1τα

NBCA 122122nr

r

( )( )

( )

( ) ( )⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎥

⎦

⎤

⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎢

⎣

⎡

⋅−−+⎟⎟

⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛−⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ ⋅−

⋅−⋅+

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ ⋅+−−

⋅+⋅+⋅⋅+

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛−⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛⋅

+⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛⎟⎠⎞

⎜⎝⎛−−

⋅

⋅⋅−

−⋅⋅⋅⋅=

α2dα2exp11

LLα1dexp

Lα1Lk2

LLα1dexp1

Lα1Lk2dkk2

1Ld2exp

2Lk

Ld2exp1

2Lk

Lα1

r1ταBCB

2

121

22

21

222

22nr

2

r

où :

311 nkn ⋅= et 322 nkn ⋅=

La partie linéaire de l’expression (IV.48) de l’intensité de PL (coefficient A) d’une

couche épitaxiale dépend des quatre paramètres N (ou P), τnr et de S1 et S2. la partie


112

quadratique (coefficient B) dépend de τnr et de S1 et S2. Notons aussi que l’épaisseur (d) de la

couche épitaxiale intervient dans les expressions des deux coefficients A et B. Celle-ci devra

être connue et considérée comme homogène pour tout l’échantillon.

II.5. Influence de la vitesse de recombinaison de surface sur l’intensité de

PL

Selon l’expression (VI.48), l’intensité de PL d’une couche épitaxiale dépend de la

vitesse de recombinaison des porteurs en surface S1 et de la vitesse de recombinaison à

l’interface S2. Dans ce paragraphe, nous étudions les variations du signal de

photoluminescence en fonction de S1. Pour le calcul de l’intensité de PL, nous utilisons les

données numériques suivantes : D = 5 cm2.s-1 [8], α = 1,45.104 [9], S2 = 1.103 cm.s-1 [6], I0 =

1.1014 photons.s-1 et N = 1.1014 cm-3.

Jusqu’à présent, aucun travail indiquant la valeur du coefficient de recombinaison radiative Br

n’a été publié excepté celui de Galeckas [6]. Ce dernier a utilisé les données expérimentales

et l’équation : 2

3211 n∆γn∆γγτ ++=−

pour déterminer les valeurs des coefficients γ1, γ2 et γ3. γ1 est le taux de recombinaison de

Shockley-Read-Hall, γ3 représente le taux de la recombinaison Auger et γ2 un paramètre dû,

non seulement aux recombinaisons radiatives bande à bande, mais aussi aux recombinaisons

Auger. Par conséquent, γ2 ne peut pas être considéré égal à Br.

De plus, si on compare la valeur de γ2 = 1,5.10-12 cm3.s-1 à celles de Br pour les semi-

conducteurs à gap indirect tels que le Si et Ge, on trouve une différence de deux ordres de

grandeur. Pour ces raisons, on utilisera pour nos calculs la valeur du coefficient de

recombinaisons radiatives du Si : Br = 1,1.10-14cm3.s-1 [10].

Les figures VI.1, VI.2 et VI.3 présentent les variations du signal de

photoluminescence en fonction de S1 pour différentes valeurs de la durée de vie non radiative

et pour trois épaisseurs différentes de la couche (5 µm, 10 µm et 20 µm). D’une manière

générale, l’intensité de PL reste quasiment constante aussi bien pour les faibles que pour les

fortes valeurs de S1. Tant que la valeur de S1 est inférieure à 102 cm.s-1, l’influence des


113

variations de S1 sur l’intensité du signal de PL reste négligeable et la valeur de IPL reste

pratiquement constante. Au delà de la valeur de S1 égale à 106 cm.s-1, l’intensité de PL est de

nouveau saturée et atteint sa valeur minimale. Le signal de PL n’est donc sensible aux effets

de surface que pour des valeurs de S1 comprises entre 102 cm.s-1 et 106 cm.s-1. Dans cet

intervalle, l’intensité de PL diminue lorsque S1 augmente. De plus, l’influence de S1 sur le

signal de PL augmente avec la durée de vie non radiative et devient plus importante pour des

épitaxies peu épaisses.

Les figures VI.4, VI.5 et VI.6 présentent les variations de l’intensité de

photoluminescence en fonction de S1 et S2 pour trois épaisseurs différentes de la couche (5

µm, 15 µm et 40 µm). On constate que l’influence de S1 sur l’intensité de PL diminue lorsque

S2 augmente. De plus, les variations de l’intensité de PL en fonction de S2 deviennent

pratiquement négligeables pour des épitaxies de fortes épaisseurs. Ceci est tout à fait logique,

plus l’épitaxie est épaisse moins la luminescence est sensible à l’interface épitaxie/susbtrat.

Elle sera même totalement indépendante de S2 si l’épaisseur de l’épitaxie est supérieure à la

longueur de diffusion des porteurs photogénérés.

figure IV. 1 : Variation de l’intensité de PL en fonction de la vitesse de recombinaison en

surface S1 pour différentes valeurs de la durée de vie non-radiative (e = 5 µm).


114


surface S1 pour différentes valeurs de la durée de vie non-radiative ( e= 10 µm).


surface S1 pour différentes valeurs de la durée de vie non-radiative (e = 20 µm).


115


surface S1 pour différents valeurs de S2 (e =5 µm).


surface S1 pour différents valeurs de S2 (e =15 µm).


116


surface S1 pour différents valeurs de S2 (e = 40 µm).

III. DISCUSSION DE LA VALIDATION DES HYPOTHESES

Dans ce paragraphe, nous allons discuter la validité des hypothèses simplificatrices

(IV.36) et (IV.37) utilisées pour aboutir à l’équation de diffusion ambipolaire de type linéaire

(IV.38).

III.1. Hypothèse concernant la duré de vie

III.1.1. La durée de vie effective dans le matériau est contrôlée par la durée de vie

non-radiative (τeff ≈ τnr)


117

Le taux de recombinaison total prend en compte tous les processus de recombinaison.

La durée de vie effective dépend à la fois de la durée de vie radiative et de la durée de vie

non-radiative (IV.35).

L’expression (IV.35) peut s’écrire sous la forme :

⎟⎟⎟⎟

⎠

⎞

⎜⎜⎜⎜

⎝

⎛

+⋅=

r

nrnreff

ττ1

1ττ (IV. 49)

D’après (IV.49), plus le rapport r

nr

ττ est faible, plus la valeur de τeff est proche de celle de τnr.

Pour vérifier la validité de l’hypothèse il faut disposer des valeurs de τr en fonction de la

concentration des porteurs excédentaires et pour différentes valeurs du dopage du matériau.

Comme nous l’avons vu au paragraphe précédent, la durée de vie radiative est

inversement proportionnelle à la densité totale des porteurs (IV.6). Pour un semi-conducteur

de type n, on obtient :

( )n∆NB1τ

rr +⋅= (IV. 50)

La durée de vie radiative dépend donc de la densité des porteurs excédentaires et du dopage

du matériau.

La figure (IV.7) présente la variation de la durée radiative en fonction de la densité

des porteurs excédentaires pour plusieurs valeurs de dopage N. Nous observons que pour les

deux régimes, faible et forte injection (∆n <<N et ∆n >> N), les valeurs de τr sont très élevées

par rapport aux celles de τnr répertoriées dans la littérature pour le SiC [11,12]. Les courbes

montrent aussi, qu’en régime de forte injection, τr décroît rapidement en fonction de la densité

des porteurs excédentaires et donc de l’intensité d’excitation.

La valeur de τr est généralement très grande par rapport à celle de τnr et, par conséquent,

l’influence de τr sur τeff peut être négligée et l’hypothèse (IV.35) reste valable.


118

Figure (IV. 7) : Durée de vie radiative en fonction de la densité de porteurs excédentaire

pour plusieurs valeurs du dopage.

III.1.2. La durée de vie non-radiative est indépendante de la concentration des

porteurs

a- Modèle de Shokley-Read-Hall

Selon le modèle Shokley-Read-Hall (paragraphe II.2.2), la durée de vie non-radiative

est en fonction de la concentration des porteurs excédentaires et donc de l’intensité

d’excitation. D’après l’expression (IV.9), pour déterminer τnr, il faut tenir compte du niveau

d’excitation et du rapport des sections efficaces de capture pour différents centres

recombinaison non-radiative dans le matériau. Dans la pratique, il est difficile de déterminer

τnr puisqu’on ne dispose pas de toutes ces données avec suffisamment de précision. Par

ailleurs, dans les conditions où la valeur de la densité des porteurs est proche de celle du


119

dopage et dans le cas des centres de recombinaison parfaits (σn = σp), l’équation (IV.9)

s’écrit :

TpthSRH NσV

132τ

⋅⋅= (IV. 51 a)

Dans les conditions de faible injection (N>>∆n) ou de forte injection (N<<∆n), l’équation

(IV.9) s’écrit :

TpthSRH NσV

1τ⋅⋅

≈ (IV. 52 b)

En général, dans le cas des centres de recombinaison parfaits, la durée de vie non-

radiative peut être considérée constante et indépendante de la concentration des porteurs

excédentaires et par conséquent l’hypothèse (IV.36) est valable. Cependant, dans le cas où

σp / σn>>1, les variations de la durée de vie non-radiative en fonction de ∆n peuvent être très

importantes et l’hypothèse (IV.36) n’est plus valable.

b- Effet Auger

Le mécanisme de recombinaison Auger est typiquement observé dans les semi-

conducteurs à gap indirect lorsque le dopage devient élevé. Dans ce cas, la durée de vie non-

radiative, pour un matériau de type n, s’écrit [5,6] :

231A N1051τ⋅⋅

= − (IV. 53)

D’après la relation (IV.52), la durée de vie non-radiative Auger dépend uniquement du

dopage. Lorsque ce dernier est élevé, le taux de recombinaison Auger est généralement plus

important devant le taux de recombinaison total.

Le processus Auger reste négligeable dans le cas des matériaux non fortement dopés.

Il devient prépondérant dans les matériaux fortement dopés. Dans ce cas, la durée de vie non-

radiative Auger peut être considérée indépendante de la concentration des porteurs

excédentaires.


120

III.2. Hypothèse concernant le coefficient de diffusion ambipolaire

Pour résoudre l’équation de diffusion ambipolaire (IV.34), nous avons approché le

coefficient de diffusion ambipolaire défini par la relation (IV.31), par le coefficient de

diffusion des porteurs minoritaires (expression (IV.37)). Dans le cas d’un matériau de type n

et en tenant compte de relation d’électro-neutralité et du fait que Dn >> Dp [13] on obtient :

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛+

+⋅=∗

n∆Nn∆1DD p (IV. 54)

Dans le cas du régime de faible injection (N>>∆n), l’hypothèse (IV.37) reste valable. Dans le

cas où la concentration des porteurs excédentaires est égale à celle du dopage, on obtient

d’après (IV.53) :

%33D

DD p ≈−∗

∗

(IV. 55)

Dans le cas de régime de forte injection (N << ∆n), on obtient : pD2D ≈∗ .

En résumé, dans le cas d’un matériau de type n, l’hypothèse (IV.37) reste valable dans

le cas d’injection faible et dans le cas où la concentration des porteurs excédentaires devient

de même ordre de grandeur que celle dopage. Dans le cas de forte injection, ∗D sera

remplacée par pD2 .

Lorsqu’il s’agira de cas intermédiaires, autres que les trois cas cités précédemment,

l’hypothèse ne sera plus valable et l’équation de type non-linéaire (IV.34) nécessitera une

résolution numérique.


121

IV. RESULTATS EXPERIMENTAUX

L’objectif de ce paragraphe est d’appliquer et valider la technique de cartographie de

la durée de vie des porteurs dans le volume et du dopage dans le cas des substrats et de

couches épitaxiales SiC. Cette technique, décrite dans le paragraphe précédent, est fondée sur

les mesures cartographiques de l’intensité de photoluminescence à différents niveaux

d’excitation.

IV.1. Préparation des échantillons

Rappelons que le signal de PL est sensible aux effets de surface sur une plage précise

de valeurs de vitesse de recombinaison de surface S1 (paragraphe II.5.). Afin d’homogénéiser

la valeur de S1 sur la totalité de la surface et d’éliminer les impuretés en surface ainsi que la

couche d’oxyde natif, les échantillons ont été nettoyés selon la procédure suivante :

- Dégraissage de la surface dans trois bains successifs sous ultrasons de

trichloréthylène, acétone et ethanol ;

- Nettoyage CARO (solution H2SO4 : H2O2) pendant 10 minutes ;

- HF dilué à 40 % pendant 2 minutes pour enlever la couche d’oxyde en surface.

Chaque étape est suivie d’un rinçage à l’eau désionisée et d’un séchage à l’azote.

Le nettoyage de la surface de l’échantillon ne modifie pas les propriétés du volume mais

plutôt change la vitesse de recombinaison de surface : il permet de baisser sa valeur et de

l’homogénéiser sur la totalité de la surface. Ainsi, nous pouvons considérer que S1 reste

constante sur toute la surface de l’échantillon et seuls la durée de vie et le dopage peuvent

varier et engendrer des inhomogénéités spatiales de la photoluminescence.


122

IV.2. Etude de substrats

L’échantillon étudié est un substrat 4H-SiC en provenance de l’entreprise CREE

RESEARCH, sa concentration de porteurs est égale à 4.1018 cm-3.

La figure IV.8 montre le spectre de luminescence à température ambiante obtenu pour

le substrat CREE : le spectre est dominé par un pic intense à 3,17 eV dû aux recombinaisons

de bord de bande [14] ainsi qu’une large bande centrée à 2,48 eV associée aux

recombinaisons des électrons libres sur le niveau profond accepteur du bore [15].

Longueur d’onde (nm.)

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)

figure IV. 8 : Spectre de photoluminescence à température ambiante du substrat 4H-SiC

(4.1018 cm-3).

La figure IV.9 montre une cartographie de l’intensité de PL intégrée effectuée sur une

zone de 100 µm × 100 µm contenant une dislocation. Sur la même zone, nous avons effectué

des mesures cartographiques de PL à différents niveaux d’excitation. La figure IV.10 présente

les variations de l’intensité de PL en fonction de l’intensité d’excitation pour deux points P1 et


123

P2 choisis sur la cartographie. Le point P1 est choisi dans une zone de forte intensité de PL,

attribuée à la présence d’une dislocation, alors que le point P2 est situé dans une zone de

faible intensité de PL.

0 20 40 60 80 1000

20

40

60

80

100

P2××P1

X (µm)

Y (µ

m)

1.963 -- 2.100 1.825 -- 1.963 1.688 -- 1.825 1.550 -- 1.688 1.413 -- 1.550 1.275 -- 1.413 1.138 -- 1.275 1.000 -- 1.138

Figure IV. 9: Cartographie de l’intensité de PL intégrée d’une zone de 100 µm × 100 µm

contenant une dislocation.


124

5,0x1013 1,0x1014 1,5x1014 2,0x1014 2,5x1014

5,0x105

1,0x106

1,5x106

2,0x106

2,5x106

3,0x106

3,5x106

4,0x106

4,5x106

5,0x106

P2

P1In

tens

ité d

e PL

(pho

tons

/s)

Intensité d'excitation (photons/s)

Figure IV. 10 : l’intensité de PL en fonction de l’intensité d’excitation pour les deux points

P1 et P2 choisis sur la figure IV.10.

On observe (figure IV.10) une variation totalement linéaire de l’intensité de PL (IPL)

en fonction de l’intensité d’excitation (I0). La contribution du régime quadratique à l’intensité

de PL est indétectable dans notre cas. En effet, le seuil de forte injection qui induit le régime

quadratique dépend fortement du dopage, il se produit pour des densités d’excitation d’autant

plus grandes que le dopage est grand. Les densités d’excitation utilisées avec notre banc de

mesure sont faibles pour apercevoir le régime quadratique dans le cas des substrats SiC étant

donnés leurs forts dopages.

Dans ce cas, pour déterminer la durée de vie, on peut considérer la partie linéaire de

l’expression de l’intensité de PL en fonction de l’intensité d’excitation donnée par l’équation

(IV.42) :

0s

s2

2nrrPL I.LLα1L

L)(α1L)(α1r)(1τNBCI

⎥⎥⎥⎥

⎦

⎤

⎢⎢⎢⎢

⎣

⎡

+

+⋅⋅−⋅

⋅−−

⋅⋅⋅⋅= (IV. 56)


125

D’autre part, le mécanisme de recombinaison Auger devient prépondérant dans le cas des

matériaux fortement dopés et la durée de vie effective des porteurs excédentaires est contrôlée

par le processus Auger. La durée de vie non-radiative due à l’effet Auger, dans le cas d’un

matériau de type n, est donnée par la relation suivante :

231 .10.51

Nnr −=τ (IV. 57)

A partir des deux relations (IV.56) et (IV.57), nous pouvons déterminer à la fois les valeurs

de τnr et de N.

La figure IV.10 montre aussi que la pente de la courbe IPL en fonction de I0 déterminée

dans le cas du point P1 est plus grande que celle obtenue dans le cas du point P2. Cette

différence est due aux variations de la durée de vie non-radiative (τnr) des porteurs étant

donnée que la pente est fonction essentiellement de τnr. En effet, le point P1 a été choisi au

voisinage d’une dislocation où la concentration de centres recombinants est moins importante

(chapitre III), cela se traduit par une augmentation de la durée de vie effective des porteurs.

En procédant de la même façon pour chaque point de la cartographie de l’intensité de

PL de la plaque entière, nous avons déterminé les cartographies de la durée de vie et du

dopage. Les figures IV.11.a, b et c montrent, respectivement, les cartographies de PL

intégrée, de la durée de vie et du dopage du substrat. On observe d’une part une corrélation

entre les variations de l’intensité de PL et celles de la durée de vie des porteurs et d’autre part

une anticorrélation avec celles du dopage : l’augmentation (ou diminution) du dopage

implique une diminution (ou augmentation) de la durée de vie effective des porteurs [16] qui

contrôle par la suite les variations de l’intensité de PL.

La figure IV.11.b montre une augmentation radiale et vers le centre de la durée de vie : la

qualité cristalline est meilleure sur la partie centrale du substrat que sur les bords. On note que

les valeurs de la durée de vie obtenues sont conformes à celles répertoriées dans la littérature.

On observe aussi, sur la cartographie du dopage (figure IV.11.c), un gradient de concentration

en azote dirigé vers les bords de la plaque.


126

0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480

4

8

12

16

20

24

28

32

36

40

44

48

IPL (u.a.)

X (mm)

Y (m

m)

0.4038 -- 0.4150 0.3925 -- 0.4038 0.3812 -- 0.3925 0.3700 -- 0.3812 0.3588 -- 0.3700 0.3475 -- 0.3588 0.3362 -- 0.3475 0.3250 -- 0.3362 0.3138 -- 0.3250 0.3025 -- 0.3138 0.2913 -- 0.3025 0.2800 -- 0.2913

Figure IV.11.a : Cartographie de PL intégrée du substrat 4H-SiC.

0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480

4

8

12

16

20

24

28

32

36

40

44

48

Durée de vie (s)

X (mm)

Y (m

m)

2.312E-8 -- 2.5E-8 2.125E-8 -- 2.312E-8 1.938E-8 -- 2.125E-8 1.75E-8 -- 1.938E-8 1.562E-8 -- 1.75E-8 1.375E-8 -- 1.562E-8 1.188E-8 -- 1.375E-8 1E-8 -- 1.188E-8

Figure IV.11.b : Cartographie de durée de vie du substrat 4H-SiC.


127

0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480

4

8

12

16

20

24

28

32

36

40

44

48

Dopage (cm-3)

X (mm)

Y (m

m)

1.275E19 -- 1.4E19 1.15E19 -- 1.275E19 1.025E19 -- 1.15E19 9E18 -- 1.025E19 7.75E18 -- 9E18 6.5E18 -- 7.75E18 5.25E18 -- 6.5E18 4E18 -- 5.25E18

Figure IV.11.c : Cartographie du dopage du substrat 4H-SiC

IV.3. Etude d’épitaxies

La figure IV.12.a présente les variations de l’intensité de PL (IPL), à 392 nm ce qui

correspond au maximum du pic de bord de bande, en fonction de l’intensité d’excitation (I0)

pour deux points, P1 et P2, d’une épitaxie 4H-SiC en provenance du LETI-CEA, d’épaisseur

60 µm et de dopage résiduel de moins de 1013 cm-3. Pour les deux points, la caractéristique IPL

en fonction de I0 est proche d’une parabole. Par ailleurs, on constate que IPL est plus élevée

pour le point P1 que pour le point P2. Nous avons tracé les courbes de l’intensité de PL

normalisée par rapport à l’intensité d’excitation (IPL/I0) en fonction de I0. la figure IV.12.b

illustre les variations de la caractéristique IPL/I0 en fonction de I0 pour les deux points P1 et P2.


128

4,0x1013 6,0x1013 8,0x1013 1,0x1014 1,2x1014 1,4x1014 1,6x1014 1,8x1014

0

1x105

2x105

3x105

4x105

5x105

I PL (p

hoto

ns.s

-1)

P2

P1

I0 (photons.s-1)

P2

P1

I PL/I 0

I0 (photons.s-1)6,0x1013 8,0x1013 1,0x1014 1,2x1014 1,4x1014 1,6x1014 1,8x1014

5,0x10-10

1,0x10-9

1,5x10-9

2,0x10-9

2,5x10-9

3,0x10-9

Figure IV. 12 : a) Intensité de PL en fonction de I0 et b) Intensité de PL normalisée par

rapport à I0 (IPL/I0) en fonction de I0, pour les deux points P1 et P2 d’une épitaxie 4H-SiC.


129

La caractéristique IPL/I0 en fonction de I0 est linéaire et son intersection avec l’axe des

ordonnées est différente de 0. Cela prouve la contribution des deux régimes linéaire et

quadratique dans le signal de PL. Par ailleurs, on constate que la pente déterminée dans le cas

du point P1 est plus grande que celle déterminée dans le cas du point P2, cela indique des

variations de la durée de vie non-radiative des porteurs étant donné que la pente est fonction

essentiellement de τnr. Les durées de vie obtenues, à partir de la pente et de la relation (IV.48),

pour les deux points P1 et P2 sont respectivement 300 ns et 220 ns. Des mesures de

photoluminescence résolues en temps ont été effectuées pour évaluer la durée de vie des

porteurs minoritaires et confirmer la validité de la technique de détermination de la durée de

vie effective des porteurs par imagerie de PL. Le principe de la technique de la

photoluminescence résolue en temps consiste à exciter l’échantillon avec des impulsions, à la

fin de l’excitation, on va observer la décroissante dans le temps de l’intensité de

luminescence : I = exp(-t/τ). Ainsi, en traçant le logarithme de l’intensité en fonction du

temps on peut remonter à la durée de vie τ. Les mesures se font à température ambiante sur la

luminescence de la transition bande à bande.

Dans notre cas, nous avons utilisé un laser pulsé émettant à 266 nm avec une durée d’un pulse

de 12 ns et une fréquence de répétition de 20 Hz. La valeur moyenne de la durée de vie

effective obtenue par cette méthode est de l’ordre de 300 ns. On note ainsi, le bon accord

entre les valeurs obtenues à partir des deux techniques, ce qui confirme la validité de la

nouvelle méthode.

La figure IV.13 montre la cartographie de la durée de vie effective des porteurs pour

une épitaxie 4H-SiC en provenance de l’université de Linköping (Suède), d’épaisseur 40 µm

et de dopage N = 1,3.1015 cm-3. On observe une zone décentrée où la durée de vie est plus

importante ainsi qu’une baisse graduelle de durée de vie dirigée vers les bords de la plaque.

Cette baisse sur la périphérie de l’échantillon semble plus importante sur un coté de la plaque

que sur l’autre. Ce gradient de la durée de vie peut être expliqué par des inhomogénéités de

concentration de défauts profonds. En effet, les spectres de photoluminescence à température

ambiante montrent la présence du pic de bord de bande ainsi qu’une large bande profonde

centrée à 2,15 eV associée à la présence des défauts profonds radiatifs. Les figures IV.14.a,

IV.14.b et IV.14.c montrent les spectres de PL pour trois points différents de l’épitaxie.


130

010

2030

4050

50

40

30

20

10

0

0,0

2,0x10-7

4,0x10-7

6,0x10-7

8,0x10-7

1,0x10-6

Dur

ée d

e vi

e ef

fect

ive

(s)

Y (m

m)

X (mm)

Figure IV. 13 : Cartographie de durée de vie effective des porteurs d’une épitaxie 4H-SiC

Longueur d ’onde (nm)

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)


131

Longueur d’onde( )

Inte

nsité

de

PL (u

.a.)


Inte

nsité

de

PL (u

.a.)

Figure IV. 14 : Spectres de photoluminescence à température ambiante pour trois points

différents de l’épitaxie.

La valeur de la durée de vie obtenue au centre de l’épitaxie est de l’ordre de 1 µs ce

qui est en très bonne accord avec la durée de vie moyenne obtenue par la photoluminescence

résolue en temps (970 ns). La figure IV.15 présente un exemple de mesure de temps de déclin

effectuée sur la même épitaxie.


132

0,0 2,0x10-6 4,0x10-6 6,0x10-6 8,0x10-6 1,0x10-5

0,01

0,1

1

τ = 1 µs

Inte

nsité

de

PL

(u.a

.)

Temps (s)

Figure IV. 15 : Temps de déclin mesuré sur une épitaxie 4H-SiC

(e = 40 µm et N = 1,3.1015 cm-3)

V. CONCLUSION

Dans de ce chapitre, nous avons exposé et appliqué une technique de mesure

cartographique de la durée de vie non radiative des porteurs et du dopage dans le SiC à partir

de l’intensité de photoluminescence.

La résolution de l’équation de diffusion ambipolaire nous a permis d’obtenir les relations qui

expriment l’intensité du signal de PL (IPL) en fonction de l’intensité d’excitation (I0), dans le

cas d’un substrat et d’une couche épitaxiale. Ces relations contiennent un terme linéaire,

fonction de la durée de vie non radiative (τnr) des porteurs dans le volume et du dopage (N), et

un terme quadratique qui dépend uniquement de τnr. Ainsi, ces relations théoriques et les

mesures de l’intensité de PL à différents niveaux d’excitation permettent la détermination de

τnr et de N en chaque point de la plaque.


133

Dans le cas des substrats SiC, étant donné leurs forts dopages, le mécanisme de

recombinaison Auger est prépondérant et la durée de vie des porteurs excédentaires est

contrôlée par le processus Auger. A partir de la relation théorique qui relie la durée de vie au

dopage et l’expression de IPL en fonction de I0, nous avons déterminé les valeurs de τnr et de N

et établi des cartographies de ces deux paramètres du matériau sur une plaque entière.

En ce qui concerne les couches épitaxiales, et dans nos plages d’excitation, l’expression de

IPL en fonction de I0 contient les deux termes, linéaire et quadratique, pour les couches

faiblement dopées. En revanche, dans le cas des couches fortement dopées, IPL varie de façon

quadratique par rapport à I0. Dans ce cas, nous avons déterminé les valeurs de τnr en

supposant que le dopage est homogène sur toute la plaque. Des mesures comparatives au

moyen de la photoluminescence résolue en temps ont été réalisées. Dans les deux cas, nous

avons trouvé un bon accord entre les valeurs de la durée de vie obtenues par les deux

techniques.


134

[1] GALECKAS A.,GRIVICKAS V., LINNROS J., BLEICHNER H., HALLIN C. -

Free carrier absorption and lifetime mapping in 4H SiC epilayers – J. Appl. Phys., 1997, vol. 81, n° 8 - p 3522-25.

[2] SZE S. M. - Semiconductor Devices. Physics and technology – Wiley & Son, New

York, 1985. [3] TAKESHIMA M. – Effect of Auger recombination on laser operation in Ga1-xAlxAs -

J. Appl. Phys., 1985, vol. 58, n° 10 - p3846-50. [4] RAMUNGUL N., KHEMKA V., CHOW T. P., GHEZZO M., and al. – Carrier

Lifetime Extraction from a 6H-SiC High Voltage p-i-n Rectifier Reverse Recovery Waveform – Proccedings of the 7th International Conference on Silicon Carbide, III-Nitrides and Related Materials, Stockholm, Sweden, 1997 - Materials Science Forum, 1998, vols. 264-268 – p 1065-1068.

[5] GALECKAS A., LINNROS J., GRIVICKAS V., LINDEFELT U., HALLIN C. –

Auger recombination in 4H-SiC : Unusual temperature behavior – Appl. Phys. Lett., 1997, vol. 71, n° 22 – p 3269-3271.

[6] GALECKAS A., LINNROS J., GRIVICKAS V., LINDEFELT U., HALLIN C. –

Evaluation of Auger Recombination Rate in 4H-SiC – Proccedings of the 7th International Conference on Silicon Carbide, III-Nitrides and Related Materials, Stockholm, Sweden, 1997 - Materials Science Forum, 1998, vols. 264-268 – p 533-536.

[7] MATHIEU H. - Physique des semiconducteurs et des composants électroniques –

Masson, Paris, 1996, p 580. [8] GRIVICKAS P., LINNROS J., GRIVICKAS V. – Free Carrier Diffusion

Measurements in Epitaxial 4H-SiC with a Fourier Transient Grating Technique : Injection Dependence – Proceedings of the International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Reseaech Triangle Park, North Carolina, USA, 1999 – Materials Science Forum, 2000, vols 338-342, p 671-674.

[9] SRIDHARA S. G. , EPERJESI T. J., DEVATY R. P., CHOYKE W. J. –

Penetration depths in the ultraviolet for 4H, 6H and 3C Silicon Carbide at seven common Laser Pumping Wavelengths – Materials Science and Engineering B, 1999, vols. 61-62, p 229-233.

[10] GERLACH W, SCHLANGENOTTO H., MAEDER H. – On the radiative

recombinaison rate in silicon - Phys. Stat. Solidi A, 1972, vol. 13, p 277-283. [11] BERGMAN J. P., KORDINA O., JANZEN E. – Time Resolved Spectroscopy of

Defects in SiC – Phys. Stat. Sol. (a), 1997, vol. 165, p 65. [12] MASAROTTO L., BLUET J.M., EL HARROUNI I., GUILLOT G. – Application

of UV Scanning Photoluminescence Spectroscopy for Minority Carrier Lifetime


135

Mapping – Proceedings of 4th Europrean Conference on Silicon Carbide and Related Materials, 2002, Linköping, Sweden – Materials Science Forum, 2003, vols. 433-436, p 346-352.

[13] SHATTER W. J., KONG H. S., NEGLEY G. H., PALMOUR J. W. Hall effect

and CV measurements on epitaxial 6H- and 4H-SiC - Inst. Phys. Conf. Ser., 1994, vol.137, p. 155-159.

[14] KORDINA O., BERGMAN J. P., HALLIN C., JANZEN E. – The minority carrier

lifetime of n-type 4H- and 6H-SiC epitaxial layers – Appl. Phys. Lett., 1996, vol. 69, n° 5, p 679-681.

[15] SRIDHARA S. G., CLEMEN L. L., DEVATY R. P., CHOYKE W. J. -

Photoluminesence and transport studies of boron in 4H SiC - J. Appl. Phys.,1998, vol. 83, n° 12, p 7909-7919.

[16] JANZEN E., KORDINA O. – SiC material for high-power applications – Materials

Science and Engineering B, 1997, vol.46, p 203-209.

136

Conclusion

L’objectif de cette étude était d’analyser des substrats et épitaxies de carbure de

silicium par voie optique afin, d’une part, d’étudier les propriétés microscopiques de défauts

structuraux délétères pour les composants et, d’autre part d’évaluer l’homogénéité des

propriétés électroniques du matériau à l’échelle d’une plaquette.

Dans un premier temps, l’imagerie de photoluminescence a été employée pour des

analyses microscopiques de défauts. Les signatures optiques des défauts délétères pour les

composants (micropipes, dislocations, défauts triangles) ont été obtenues. L’effet de gettering

d’impuretés non radiatives au voisinage des dislocations a été mis en évidence. Nous avons

montré que les dislocations attirent dans leurs voisinages les centres non radiatifs et forment

ainsi des zones dénudées de ces défauts aux alentours et donc une augmentation locale de

l’intensité de PL. Ainsi, nous avons pu détecter la présence des dislocations dans les substrats

SiC et évaluer leur densité.

Nous avons également étudié les défauts de forme triangulaire observés sur les homoépitaxies

SiC. Les mesures spectrales ont permis de mettre en évidence l’existence de deux populations

distinctes. La première correspond à des inclusions du polytype cubique et la deuxième

correspond à des fautes dans la séquence d’empilement des biplans SiC. Ces résultats ont été

complétés par des informations obtenues en spectroscopie micro-raman.

Une technique de mesure cartographique de la durée de vie non radiative des porteurs

et du dopage dans les semiconducteurs a été développée et appliquée. Cette méthode est

fondée sur l’intensité du signal de photoluminescence intégrée à différents niveaux

d’excitation.

Nous avons montré que les variations de l’intensité de PL en fonction de l’intensité

d’excitation contiennent un terme linéaire, fonction de la durée de vie non radiative (τnr) des

porteurs dans le volume et du dopage (N), et un terme quadratique qui dépend uniquement de

τnr. A partir des relations théoriques et les mesures de l’intensité de PL à différents niveaux

d’excitation, nous avons pu déterminer les valeurs de τnr et de N en chaque point de mesure.

Le bon accord entre ces valeurs et celles obtenues par la photoluminescence résolue en temps

137

a permis la validation de cette technique pour la mesure de la durée de vie des porteurs

minoritaires.

La cartographie de photoluminescence nous a permis, d’une manière simple et non

destructive, de déterminer l’uniformité des paramètres électroniques qui contrôlent les

caractéristiques importantes des composants et de détecter la présence des défauts dans les

couches SiC. Elle permet une évaluation de la qualité cristalline de couches SiC et devrait

permettre une compréhension de l’impact des défauts du matériau sur les caractéristiques des

dispositifs.

FOLIO ADMINISTRATIF

THESE SOUTENUE DEVANT L'INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUEES DE LYON

NOM : EL HARROUNI Ep. HIDA DATE de SOUTENANCE : 07 DECEMBRE 2004 Prénoms : ILHAM TITRE : Analyse des défauts et des propriétés électroniques du SiC-4H par voie optique NATURE : Doctorat Numéro d'ordre : 04-ISAL-0073 Ecole doctorale : Electronique, Electrotechnique, Automatiques Spécialité : Dispositifs de l’Electronique Intégrée Cote B.I.U. - Lyon : T 50/210/19 / et bis CLASSE : RESUME : Les potentialités dans les domaines de l’électronique haute température, haute puissance et haute fréquence du matériau semiconducteur carbure de silicium (SiC) ont été rendues évidentes par de nombreux démonstrateurs. Toutefois la nécessité d’un meilleur rendement et d’une meilleure fiabilité pour le développement industriel de tels composants, implique un effort considérable pour améliorer encore la qualité du matériau de départ. Ceci recouvre la diminution en densité des défauts cristallins et l’amélioration de l’homogénéité des propriétés électroniques (dopage, durée de vie des porteurs) sur plaque entière. Ce travail de thèse s’inscrit dans cette dynamique par l’étude des plaquettes de SiC à l’aide de caractérisations optiques. Dans un premier temps, l’imagerie de photoluminescence a été employée pour des analyses microscopiques de défauts. Les signatures optiques des défauts délétères pour les composants (micropipes, dislocations, défauts triangles) ont été obtenues. L’effet de gettering d’impuretés non radiatives au voisinage des dislocations a été mis en évidence. Ainsi, nous avons pu détecter la présence des dislocations dans les substrats SiC et évaluer leur densité. Nous avons également étudié les défauts de forme triangulaire observés sur les homoépitaxies SiC. Les mesures spectrales ont permis de mettre en évidence l’existence de deux populations distinctes. La première correspond à des inclusions du polytype cubique et la deuxième correspond à des fautes dans la séquence d’empilement des biplans SiC. Ces résultats ont été complétés par des informations obtenues en spectroscopie micro-raman. Enfin, une technique de mesure cartographique de la durée de vie non radiative des porteurs et du dopage dans les semiconducteurs a été développée et appliquée. A partir des relations théoriques et des mesures de l’intensité de PL à différents niveaux d’excitation, nous avons pu déterminer les valeurs de τnr et de N en chaque point de mesure. Le bon accord entre ces valeurs et celles obtenues par la photoluminescence résolue en temps a permis la validation de cette technique. La cartographie de photoluminescence associée à d’autres caractérisations optiques, nous a donc permis, d’une manière simple et non destructive, de déterminer l’uniformité des paramètres électroniques qui contrôlent les caractéristiques des composants et de détecter la présence des défauts dans les couches SiC. Ainsi elle permet une compréhension de l’impact des défauts du matériau sur les caractéristiques des dispositifs. MOTS-CLES : Carbure de silicium, caractérisation, photoluminescence, imagerie de photoluminescence, Raman, défauts, durée de vie Laboratoire de recherches : Laboratoire Physique de la matière Directeur de thèse : M. Gérard GUILLOT M. Jean-Marie BLUET Président de jury : M. Michel PONS Composition du jury : M. Daniel MATHIOT, M. Yves MONTEIL, M. Peter WELMANN, M. Pierre FERRET, M. Gérard GUILLOT, M. Jean-Marie BLUET