Spectroscopie de modulation optique pour la qualification d

Année 2005
THÈSE
Présentée
Devant l’INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUÉES DE
LYON
Pour obtenir
LE GRADE DE DOCTEUR
FORMATION DOCTORALE : Dispositifs de l’Electronique Intégrée
ECOLE DOCTORALE : Électronique, Électrotechnique, Automatique
Par
Houssam CHOUAIB
Ingénieur Université Libanaise
(Beyrouth)
Spectroscopie de modulation optique pour la qualification
d'hétérostructures GaAsSb/InP destinées à la réalisation de TBH
ultra-rapides.
MM. Catherine BRU-CHEVALLIER
Jean-Luc PELOUARD
Joël LEYMARIE
Mohamed ZOAETER
Patrick KELLY
Gérard GUILLOT
Directrice de thèse
Rapporteur
Rapporteur
Cette thèse a été préparée au Laboratoire de Physique de la Matière de l’INSA de LYON
1
2
INTRODUCTION GENERALE ................................................................................... 6
CHAPITRE 1 :
DE LA PHOTOREFLECTIVITE A LA MICRO-
PHOTOREFLECTIVITE POUR L’ETUDE DES TBH ................................................. 9
1.1
Propriétés optiques des semiconducteurs ................................................................ 10
1.1.1
Interaction onde-matière : les équations de Maxwell........................................... 10
1.1.2
La fonction diélectrique complexe ....................................................................... 12
1.1.3
Les phénomènes d’absorption dans les semiconducteurs .................................... 13
1.1.3.1
Fonction diélectrique d’une transition bande à bande...................................... 14
1.1.3.2
Fonction diélectrique d’une transition excitonique .......................................... 14
1.2
Principe des spectroscopies de modulation.............................................................. 14
1.2.1
Principe des spectroscopies de modulation.......................................................... 15
1.2.2
Modulation de la réflectivité ................................................................................ 16
1.2.3
Modulation du champ électrique.......................................................................... 16
1.2.4
Effet de la modulation – Transitions bande à bande ............................................ 17
1.2.4.1
Théorie à champ faible : la dérivée troisième de la fonction diélectrique (TDFF
= Third Derivative Functional Form)............................................................................... 17
1.2.4.2
Théorie à champ fort : les oscillations de Franz-Keldysh ( FKOs ), application
à la mesure des champs électriques internes .................................................................... 19
1.2.5
Les transitions excitoniques : systèmes confinés ................................................. 22
1.2.6
Ajustement des spectres de PR............................................................................. 24
1.3
Banc expérimental : macro-PR................................................................................. 28
1.4
La Micro-photoréflectivité : amélioration de la résolution spatiale ...................... 29
1.4.1
Banc expérimental de micro-photoréflectivité..................................................... 30
1.4.1.1
Description des différents éléments du banc expérimental µPR...................... 31
1.4.1.2
Optimisation des mesures................................................................................. 33
1.4.2
Résolution spatiale du banc de µPR..................................................................... 34
1.4.3
Influence de la puissance du faisceau laser sur les spectres de µPR.................... 36
1.4.4
Conclusion............................................................................................................ 37
1
1.5
Conclusion................................................................................................................... 38
CHAPITRE 2 : .......................................................................................................... 43
LE TRANSISTOR BIPOLAIRE A HETEROJONCTION :INTERET DE LA
SPECTROSCOPIE OPTIQUE.................................................................................. 43
2.1
Introduction ................................................................................................................ 44
2.2
Le TBH ........................................................................................................................ 44
2.2.1
Généralités............................................................................................................ 44
2.2.2
Principe de fonctionnement du transistor bipolaire.............................................. 46
2.2.3
Rôle de l’hétérojonction dans un TBH................................................................. 48
2.2.4
Intérêt du GaAsSb dans les TBH sur InP............................................................. 49
2.2.5
Inconvénients ....................................................................................................... 50
2.2.6
Matériau quaternaire dans l’émetteur: InGaAlAs. ............................................... 51
2.3
Importance des études matériau pour la caractérisation et la conception des
transistors bipolaires à hétérojonction................................................................................. 52
2.3.1
Etudes des propriétés physiques des alliages antimoniés..................................... 53
2.3.2
Interfaces type II – offsets de bande..................................................................... 54
2.3.3
Détermination de la position du niveau de Fermi de Surface du matériau ternaire
GaAsSb 55
2.4
Apport des spectroscopies de modulation optiques pour la caractérisation des
transistors bipolaires à hétérojonction ( TBH )................................................................... 57
2.4.1
Introduction .......................................................................................................... 57
2.4.2
Etat de l’art des mesures de PR sur TBH ............................................................. 58
2.4.2.1
Analyse de la période des FKO........................................................................ 58
2.4.2.2
Exploitation de l’intensité des FKO ................................................................. 59
2.4.2.3
Corrélation avec les performances des TBH.................................................... 59
2.4.2.4
Exploitation de la forme des FKO.................................................................... 60
2.4.3
2.5
Etude de micro-PR sur composant ....................................................................... 60
Conclusion................................................................................................................... 62
2
CHAPITRE 3 :
CARACTERISATIONS PHYSIQUES DES ALLIAGES
ANTIMONIES
67
Propriétés physiques des alliages GaAs1-xSbx .......................................................... 68
3.1
3.1.1
Paramètre de maille.............................................................................................. 68
3.1.2
Bande interdite (gap)............................................................................................ 68
3.1.3
Paramètres physiques à 300K .............................................................................. 69
3.2
Croissance par épitaxie par jets moléculaires (EJM) des structures GaAsSb/InP
70
3.3
Caractérisations physiques des alliages antimoniés................................................ 73
3.3.1
Structures étudiées................................................................................................ 73
3.3.2
Analyse des spectres de PR.................................................................................. 75
3.3.2.1
Spectres à température ambiante...................................................................... 75
3.3.2.2
Influence de la température sur les spectres de PR .......................................... 76
3.3.2.3
Cas des couches épiasses (cas de l’échantillon H6381) ................................... 78
3.3.2.3.1
Détermination du gap par fit TDFF (Champ faible) .................................. 79
3.3.2.3.2
Détermination du gap et du champ électrique par exploitation des FKO
(champ fort) : choix de la phase ϕ................................................................................ 82
3.3.2.3.2.1
Détermination du gap .......................................................................... 82
3.3.2.3.2.2
Détermination du champ électrique .................................................... 84
3.3.2.4
Cas des couches fines (Cas de l’échantillon H6372) ....................................... 84
3.3.3
Structure de bande des échantillons – simulation simwindows ........................... 86
3.3.4
Position du niveau de Fermi de surface ............................................................... 89
3.3.5
Conclusion............................................................................................................ 89
3.4
Effets de localisation dans les alliages GaAsSb ....................................................... 90
3.4.1
Mise en évidence des effets de localisation dans les alliages GaAsSb – PL en
fonction de la température.................................................................................................... 90
3.4.1.1
Evolution de l’énergie du pic de PL en fonction de la température ................. 91
3.4.1.2
Evolution de la largeur à mi-hauteur en fonction de la température ................ 93
3.4.1.3
Evolution de l’intensité intégrée de PL en fonction de la température ............ 93
3.4.2
PL en fonction de la puissance d’excitation......................................................... 95
3.4.3
Observation des phénomènes de localisation en PR ............................................ 96
3
3.4.3.1
Apparition d’une marche à basse température dans le spectre de PR .............. 97
3.4.3.2
Etude de la marche en fonction de la puissance d’un second faisceau laser.. 100
3.4.3.3
Influence des effets de localisation sur les mécanismes de modulation en PR (
étude de l’intensité de PR en fonction de la température )............................................. 101
3.5
Conclusion................................................................................................................. 104
CHAPITRE 4 :
NATURE DES INTERFACES GAASSB/INP ET
GAASSB/INGAALAS .............................................................................................109
4.1
Propriétés physiques et optiques des hétérostructures......................................... 110
4.1.1
Discontinuités des bandes .................................................................................. 110
4.1.2
Classement des hétérostructures : type I et type II............................................. 111
4.1.3
Propriétés des hétérostructures type II ............................................................... 112
4.2
Etude des interfaces GaAsSb/InP ........................................................................... 115
4.2.1
Echantillon étudié............................................................................................... 115
4.2.2
PL et PR à basse température (PL)..................................................................... 116
4.2.3
Origine du décalage de la transition type II en fonction de la puissance
d’excitation dans la structure GaAsSb/InP UN+ ................................................................ 119
4.2.4
4.3
Liens avec la littérature ...................................................................................... 122
Etude des interfaces GaAsSb/InGaAlAs ................................................................ 124
4.3.1
Echantillon étudié............................................................................................... 124
4.3.2
PL à basse température – Interface InGaAlAs/GaAsSb type II ......................... 125
4.4
Effet de l’interface type II sur les spectres de PR – Réduction des effets de
photovoltage.......................................................................................................................... 127
4.4.1
Phénomène de photovoltage............................................................................... 127
4.4.2
Etude du champ électrique mesuré par PR dans les TBH InP/GaAsSb/InGaAlAs
et InP/GaAsSb/InP en fonction de la température ............................................................. 130
4.4.3
4.5
Photovoltage réduit par la présence de l’interface type II.................................. 134
Conclusion................................................................................................................. 136
4
CHAPITRE 5 :
MESURE OPTIQUE DES CHAMPS ELECTRIQUES PAR FKO :
ETUDE DE STRUCTURES COMPLETES DE TBH ...............................................139
5.1
Etudes de structures complètes de TBH InP/GaAsSb avec émetteur en InGaAlAs
140
5.1.1
Description de la structure TBH étudiée ............................................................ 140
5.1.2
Mesure de champs électriques par photoréflectivité .......................................... 141
5.1.3
Structure de bande du TBH................................................................................ 144
5.1.4
Analyse des résultats .......................................................................................... 145
5.2
5.1.4.1
Jonction B-C................................................................................................... 145
5.1.4.2
Jonction E-B................................................................................................... 146
Etude de composants TBH processés ..................................................................... 147
5.2.1
Mesure locale des champs électriques internes par micro-PR – ........................ 147
5.2.2
Réduction du champ électrique dans l’émetteur sous l’effet de l’insertion d’un
espaceur entre la base et l’émetteur.................................................................................... 149
5.2.3
5.2.3.1
Mesure de micro-PR sur des composants TBH sous polarisation ..................... 151
Mesure directe du dopage par exploitation de l’évolution du champ électrique
en fonction de la tension VBE. ........................................................................................ 155
5.2.3.2
Interprétation de l’évolution de l’intensité de PR en fonction de la tension de
polarisation ..................................................................................................................... 156
5.3
Conclusion................................................................................................................. 157
REFERENCES ........................................................................................................158
CONCLUSION GENERALE....................................................................................160
ANNEXE I................................................................................................................162
La photoluminescence : principe et montage expérimental ............................................... 162
Principe........................................................................................................................... 162
Dispositif expérimental .................................................................................................. 162
ANNEXE II...............................................................................................................164
5
Introduction générale
Le développement des télécommunications à l’échelle mondiale exige l’amélioration des
performances et l’exploitation des réseaux de communication, en particulier leur montée en
débit. La principale voie de communication actuelle est la fibre optique, sur laquelle des
débits globaux de plusieurs Terabit/s sont obtenus, grâce à des techniques de multiplexage,
qui consistent à faire passer dans une seule fibre optique les signaux de plusieurs canaux.
Parmi ces techniques, on peut citer la combinaison du multiplexage dense en longueur d’onde
(DWDM) et le multiplexage temporel électronique (ETDM). Le débit unitaire actuel par
longueur d’onde est de 40-50 Gbit/s.
Il est nécessaire de traiter les signaux sous forme électrique dans les systèmes de
transmission optique afin de manipuler les opérations numériques et de réaliser des fonctions
de multiplexage électronique. Donc on a besoin de circuits électroniques et numériques
rapides, c’est à dire de composants électroniques fonctionnant à très hautes fréquences. Ceci
n’est alors envisageable sans avoir recours aux composants à base de matériaux
semiconducteurs III-V comme les transistors bipolaires à hétérojonction (TBH) réputés pour
leur grande rapidité, notamment dans la filière InP. L’utilisation d’alliages antimoniés
(GaAsSb) dans la base de cette filière de TBH a récemment été proposée pour augmenter
encore les fréquences de coupure de ces composants [Dvorak 01].
Dans ce contexte, le projet MELBA (Micro- ELectronique Bipolaire avec Antimoine)
soutenu par le Réseau National de Recherche en Télécommunications, se proposait de
démontrer la faisabilité d’une filière micro-électronique TBH InP à base en GaAsSb pour
répondre aux besoins actuels et futurs de montée en débit en réalisant des circuits numériques
opérant 80 – 100 Gbits/s. Le projet était piloté par Alcatel–OPTO+, et comptait un autre
industriel (Picogiga) et 3 laboratoires universitaires (LPN-Marcoussis, IXL-Bordeaux et
LPM-Lyon).
Mon travail de thèse s’est déroulé dans le cadre de ce projet et avait pour but d’exploiter
les techniques de spectroscopie de modulation optique d’une part pour aider à la qualification
de la filière matériau antimoniure et d’autre part pour démontrer l’intérêt de ces techniques au
niveau de l’analyse localisée du composant.
En effet, les techniques de spectroscopie de modulation optique comme la photoréflectivité
(PR) et l’électroréflectivité présentent l’avantage d’être très puissantes pour l’évaluation des
6
paramètres importants de structures à multicouches utilisées dans des composants comme les
transistors bipolaires à héterojonction (TBH)
électronique (HEMT)
verticales (VCSEL)
[Takeuchi 04]
, les transistors à haute mobilité
[Zamora-Peredo 05]
[Murtagh 04]
solaires, les boîtes quantique
, les lasers à puits quantiques, les lasers à cavités
, les détecteurs infrarouge à multipuits quantiques, les cellules
[Chouaib 06]
. Les propriétés optiques des hétérostructures et des
nanostructures peuvent être aussi étudiées par d’autres méthodes spectroscopiques comme la
photoluminescence (PL), l’excitation de la photoluminescence (PLE), l’absorption, la
spectroscopie de photocourant, etc... Mais pratiquement, les spectroscopies de modulation
optique, et en particulier la PR présentent des avantages spécifiques comme sa grande
sensibilité aux paramètres de structure de bande des matériaux, ses potentialités pour la
mesure tout-optique de champs électriques internes, une relative simplicité du montage
expérimental, et la possibilité de mener des études complètes à température ambiante.
Ce mémoire de thèse est divisé en 5 chapitres.
Dans le chapitre 1, nous décrivons la technique de PR. Nous présentons le principe de la
modulation optique de la fonction diélectrique du matériau ainsi que les moyens
expérimentaux et d’ajustement des spectres déployés dans ce travail. Nous décrivons les
efforts portés pour améliorer la résolution spatiale du montage expérimental de PR afin de
caractériser des composants de taille micrométriques. Nous montrons l’importance du choix
des paramètres expérimentaux permettant d’optimiser le rapport signal/bruit dans ce type de
mesures optiques locales
La première partie du chapitre 2 est consacrée à la description du principe de
fonctionnement du TBH, pour faire ressortir les paramètres matériaux importants qui
interviennent dans les performances de ces composants. Nous présentons ensuite l’intérêt de
la spectroscopie optique pour l’optimisation de ces performances, en particulier pour l’étude
des propriétés physiques du matériau GaAsSb, de ses interfaces avec InP et InGaAlAs, de la
position de son niveau de Fermi de surface et pour l’étude des structures complètes de TBH.
Nous présentons enfin une revue de l’état de l’art sur l’apport des spectroscopies de
modulation optiques pour la caractérisation des TBH
Le chapitre 3 porte sur la caractérisation physique des alliages antimoniés par des mesures
de spectroscopie de photoluminescence et de photoréflectivité. Par exploitation des techniques
de PR, nous déterminons le gap du matériau, son évolution avec la température, et la position
du niveau de Fermi de surface, paramètre important du point de vue technologique. Nous
mettons ensuite en évidence par spectroscopie de photoluminescence dans la gamme de
température 8K-250K des effets de localisation importants. Nous montrons que les
7
spectroscopies de modulation optique permettent également une mise en évidence de ces
phénomènes.
Le quatrième chapitre traite des études du type des interfaces des hétérostructures GaAsSb
avec InP et avec InGaAlAs, les deux matériaux potentiellement utilisés dans l’émetteur du
TBH. Nous montrons également que les spectroscopies de modulation optique sont sensibles
au type d’interface étudié, notamment par des études en fonction de la température.
Enfin, le chapitre 5 exploite les potentialités des mesures de PR pour la détermination tout
optique des champs électriques internes. Les spectroscopies de modulation sont appliquées
pour l’étude des structures épitaxiales complètes de TBH puis pour l’étude localisée de
véritables composants TBH processés, grâce à la mise au point du banc de mesure de microPR décrit au chapitre 1.
Références :
[Chouaib 06] :H. Chouaib, N. Chauvin, C. Bru-Chevallier, C. Monat, P. Regreny, M. Gendry
Photoreflectance spectroscopy of self-organized InAs/InP (001) quantum sticks emitting at
1.55 µm
Accepté: à paraître dans Applied Surface Science
[Dvorak 01] : M. W. Dvorak, C. R. Bolognesi, D. J. Pitts, and S. SP Watkins,
300 GHz InP/GaAsSb/InP double HBTs with high current capability and BVCEO greater than
or equal 6 V
IEEE Electron Device Lett., vol. 22, p.361 (2001)
[Murtagh 04] : M. E. Murtagh, V. Guenebaut, S. Ward, D. Nee, P. V. Kelly, B. O’Looney, F.
Murphy, M. Modreanu, S. Westwater, R. Blunt, S. W. Bland,
Photoreflectance spectroscopy study of vertical cavity surface emitting laser structures
Thin Solid Films, vol. 450, p. 148 (2004)
[Takeuchi 04] : H. Takeuchi, Y. Yamamoto and M. Nakayama,
Non destructive determining of layers producing Franz-Keldysh oscillations appearing in
photoreflectance spectra of heterojunction bipolar transistor structures based on their lineshape analysis
J. Appl. Phys. vol. 96, p. 1967 (2004).
[Zamora-Peredo 05] : L. Zamora-Peredo, M. Lopez, A. Lastras, V. Mendez,
Photoreflectance investigations of HEMT structures grown by MBE
Journal of crystal growth, vol. 278, p. 591 (2005)
8
Chapitre 1 :
De la photoréflectivité à la micro-
photoréflectivité pour l’étude des TBH
Nous présentons dans ce chapitre la théorie de la photoréflectivité (PR), son principe et
décrivons la méthode expérimentale. Après une brève description des propriétés optiques des
semiconducteurs , nous montrons comment la spectroscopie de modulation est liée
directement à la modulation de la fonction diélectrique du matériau étudié. Nous présentons
également les applications de la photoréflectivité à caractérisation de matériaux massifs, de
boîtes quantiques et aussi de composants ; (en particulier pour les transistors bipolaires à
hétérojonction). Enfin, nous décrivons le dispositif expérimental de photoréflectivité (PR) et
de micro-photoréflectivité qui sont à l’origine de toutes les mesures de PR présentées dans
cette thèse.
9
L’objectif de cette thèse est l’exploitation des techniques de spectroscopie optique pour
étudier les alliages III-V antimoniés et leur hétérostructures, puis caractériser les composants
transistors bipolaires à hétérojonction à l’échelle micrométriques.
Ce chapitre est consacré à la description des principes de base pour expliquer les
spectroscopies de modulations optique. Ces techniques constituent un outil très puissant pour
la caractérisation des semiconducteurs (matériau massif)
nanostructures
[Pollak 94]
, des microstructures, des
[Chang 05, Geddo 00, Lai 03, chouaib 06]
, et des composants comme les TBH
Sugiyama 00, Hsin01, Lin 01, Chen 97, Huang 98]
[Takeuchi 04,
et les transistors à haute mobilité électronique (HEMT)
[Zamora-Peredo 05]
, les lasers à puits quantiques
(VCSEL)[Berger
96, Murtagh 04, Long 04,]
[Aigouy 97]
et les lasers à cavité verticale
. Elles présentent un certain nombres d’avantages par
rapport aux autres techniques de caractérisation optiques et électriques: grande sensibilité liée
au caractère différentiel de la technique, caractère non destructif (pas de contacts électriques,
pas d’attaque chimique), mesures pouvant être effectuées à température ambiante etc… Le
principe de base est la modulation d’un paramètre (comme le champ électrique de surface par
exemple), qui va induire une modulation des propriétés optiques de l’échantillon. Pour
comprendre le principe de ces techniques, il est nécessaire d’évoquer quelques propriétés
optiques des semiconducteurs.
1.1 Propriétés optiques des semiconducteurs
Nous présentons dans ce paragraphe les paramètres physiques permettant de décrire
l’interaction onde matière dans un semiconducteur. Une attention toute particulière est donnée
à la fonction diélectrique complexe qui est le cœur de l’analyse de la réponse optique des
semiconducteurs et de laquelle toutes les propriètés optiques comme les coefficients
d’absorption et de réflexion découlent.
1.1.1
Interaction onde-matière : les équations de Maxwell
L’étude de l’interaction onde-matière est faite à partir des équations de Maxwell qui
décrivent l’action du champ électromagnétique sur la matière : la fonction diélectrique traduit
la réponse du milieu à ce champ. Les équations de Maxwell qui gouvernent les phénomènes
électromagnétiques sont :
ur
∇.D = ρ
10
(1.1)
ur
uur ∂ D ur
∇× H −
=J
∂t
ur
ur ∂ B
∇× F +
=0
∂t
ur
∇.B = 0
(1.2)
(1.3)
(1.4)
ur
- F est le vecteur champ électrique de l’onde se propageant dans le milieu
uur
- H est le vecteur champ magnétique
ur
- D est l’induction (déplacement) électrique décrivant l’action du champ électrique sur la
matière
ur
- B est l’induction (déplacement) magnétique décrivant l’action du champ magnétique sur
la matière,
ur
- J la densité du courant et ρ est la densité de charge
Les équations constitutives
ur
ur
ur ur
D = ε 0ε r F = ε 0 F + P du milieu peuvent s’écrire :
(1.5)
où : -εr est la constante diélectrique relative
-ε0 est la constante diélectrique du vide
ur
- P est la polarisation électrique
et :
ur
uur
uur
uur uur
B = µ H = µr µ0 H = µ0 H + M
(1.6)
où : -µr permittivité magnétique relative
-µ0 permittivité magnétique du vide
uur
- M est la polarisation magnétique
Pour des valeurs suffisamment faibles du champ on a :
ur
ur
ur
D = ε 0 (1 + η ) F = ε 0ε r F ⇒ ε r = 1 + η
ur
uur
uur
B = µ0 (1 + χ ) H = µ0 µ r H ⇒ µ r = 1 + χ
11
(1.8)
où η est la susceptibilité diélectrique et χ est la susceptibilité magnétique du milieu.
1.1.2
La fonction diélectrique complexe
La nature d’un matériau est décrite par sa fonction diélectrique complexe. Elle s’écrit sous
la forme :
ε = ε1 + i ε2
(1.9)
où ε1 et ε2 sont les parties réelle et imaginaire de ε.
Pour un milieu conducteur (σ = 1/ρ ≠ 0), la fonction diélectrique complexe et l’indice de
réfraction complexe sont liés par l’équation :
N2 = ε = ε1 + i ε2
(1.10)
N = n + ik
(1.11)
telle que
Dans cette équation, n est l’indice de réfraction lié à la vitesse de propagation de l’onde et
le terme k représente l’atténuation de l’onde, autrement dit il décrit l’absorption du milieu.
On obtient ainsi les relations suivantes reliant ε1, ε2, n et k
ε1 = n2 – k2
(1.12)
ε2 = 2nk.
(1.13)
et
Ces simples équations indiquent le sens physique (expérimental) de la fonction
diélectrique.
Le
paramètre
physique
(ε)
détermine
la
propagation
d’une
onde
électromagnétique dans un matériau, l’absorption et la réflexion. Par conséquent, on définit le
coefficient d’absorption ( α ) d’un milieu matériel d’une onde monochromatique ω par :
α = 2ωk/c, sachant que k = ε2/2n, on obtient :
α=
ω
nc
ε2
(1.14)
Les parties réelle et imaginaire de l’équation 1.10 ne sont pas indépendantes. En effet, la
fonction diélectrique décrit la réponse du milieu au champ électromagnétique lorsqu’une onde
plane de pulsation ω se propage dans le milieu. Donc, en tenant compte du principe de
causalité, ε1 et ε2 sont liées entre elles par les fameuses relations de Kramers-Kronig [Pollak 94]:
ε1 (ω ) = 1 +
∞
2 ω 'ε 2 (ω ' ) '
dω
π ∫0 ω '2 − ω 2
12
(1.15)
2ω
(1.16)
∞
ε1 (ω ' )
ε 2 (ω ) =
dω '
'2
2
∫
π 0 ω −ω
1.1.3
Les phénomènes d’absorption dans les semiconducteurs
Dans ce paragraphe nous traitons des phénomènes d’absorption dans les semiconducteurs
en étudiant les propriétés de la fonction diélectrique dans les différentes transitions possibles :
transitions bande à bande (matériau massif), et transitions excitoniques. D’une façon générale,
le phénomène d’absorption peut se produire soit selon un processus intrabande, soit selon un
processus interbande. Dans cette étude, nous ne considérerons que le cas des transitions
interbandes. Cette absorption interbande se produit lors d’une transition électronique d’un état
initial (EV, kV) de la bande de valence vers un état (EC, kC) de la bande de conduction. On dit
que cette transition est directe si les conditions de conservation de l’énergie et du vecteur
d’onde imposent que : kV = kC. Cependant, une transition indirecte ne peut exister que si
l’absorption s’accompagne de l’émission ou de l’absorption d’un phonon et dans ce cas la
ur uur uur
relation devient : ρ = kC − kV (figure 1.1)
E
E
EC
uur
kV
EC
kV
uur
kV
kV
hν
hν
k
EV
EV
uur
kC
uur
kC
ur
ρ
uur uur ur
kC = kV + ρ
uur uur
kV = kC
Figure 1.1 : Diagramme bandes d’un semiconducteur à gap direct de structure Zinc Blende autour
du pointΓ montrant les transitions optiques directe et indirecte (processus d’absorption)
13
k
1.1.3.1
Fonction diélectrique d’une transition bande à bande
Pour un matériau massif, à gap direct, Aspnes a généralisé l’expression de la fonction
diélectrique [ Ziman 87] au voisinage d’un point critique d’énergie Eg sous forme :
ε ( E, Γ ) = A Γ-n exp (i θ ) [ ( E-Eg ) + iΓ]m
(1.17)
où A est l’amplitude, θ est un facteur de phase, Eg est l’énergie du point critique (par
exemple la bande interdite du matériau) et Γ est le paramètre d’élargissement. L’exposant m
prend différentes valeurs suivant la dimension du point critique : 0 pour un point critique de
dimension 2, -1/2 pour un point critique de dimension 1 et ½ pour un point critique de
dimension 3.
1.1.3.2
Fonction diélectrique d’une transition excitonique
Par définition, une absorption excitonique se produit suite à une transition entre la bande
de valence et les états liés de la bande de conduction. L’expression de la fonction diélectrique
dans le cas d’un faible couplage électron phonon s’exprime de la manière suivante [Toyozawa 58,
Cardona 69]
:
ε = −I
1
= − I ( E − E X + iΓ) −1
E − E X + iΓ
(1.18)
où EX est le niveau fondamental de l’exciton, I est la force de l’oscillateur traduisant
l’amplitude du couplage des fonctions d’onde de l’électron et du trou de l’exciton.
I=
2
4π e 2 PCV
me2ω 2
(1.19)
e : charge de l’électron
me : masse effective de l’électron
et PCV : élément de matrice lié à la probabilité de transition entre un état initial d’énergie
EV de la bande de valence vers un état final d’énergie EC de la bande de conduction.
On remarque que la fonction diélectrique dans le cas de l’exciton prend la même forme que
dans le cas d’une transition bande à bande en prenant m = -1.
1.2 Principe des spectroscopies de modulation
14
1.2.1
Principe des spectroscopies de modulation
Le principe de base des spectroscopies de modulation est d’obtenir la dérivée par rapport à
l’énergie d’un spectre optique (réflexion R, transmission T..) d’un échantillon en modifiant de
différentes manières les conditions de mesures. En appliquant une perturbation périodique à
l’échantillon étudié, on peut mesurer simultanément les changements normalisés
correspondants sur la réflectivité
∆R
∆T
ou la transmission
.
R
T
En effet, la réponse spectrale d’un matériau peut être modifiée directement en appliquant
une perturbation périodique externe. L’application d’une telle modulation perturbe le cristal à
travers sa fonction diélectrique ce qui provoque des modifications des propriétés optiques du
semiconducteur. Les variations périodiques imposées sur les paramètres étudiés ( comme la
réflectivité ) ont l’avantage de fournir un caractère différentiel aux spectres faisant ressortir
les singularités qui sont par exemple les transitions interbandes.
Il existe plusieurs techniques de modulation, parmi lesquelles on peut citer :
-
La photoréflectivité (PR): un faisceau laser modulé est superposé au faisceau de
mesure
-
L’électroréflectivité (ER): un champ électrique périodique est appliqué à l’échantillon
-
La thermoréflectivité (TR): la température de l’échantillon est modulée ce qui induit
une modulation du gap
Du point de vue du mécanisme physique, Aspnes a montré que la photoréflectivité (PR) et
l’électroréflectivité (ER) sont équivalentes
[Aspnes 74]
. Le développement théorique est
identique et repose dans les deux cas, sur les modifications de la fonction diélectrique par un
champ électrique. La PR est donc une variante de l’ER. Elle diffère par la modulation qui est
dans ce cas un faisceau optique échantillonné, elle est donc sans contact. La PR a montré
depuis plusieurs années de grandes capacités à caractériser des structures semi-conductrices,
depuis les premiers résultats obtenus sur le matériau «bulk » GaAs [Nahory 68] , puis ceux sur des
structures quantiques
[Glembocki 89]
. Depuis, la PR a été appliquée à la caractérisation de
microstructures, de nanostructures et de composants III-V.
Cependant des études de PR ont montré des oscillations parasites observées sous le gap du
GaAs. Ces oscillations ont été attribuées à des phénomènes d’interférence provoqués par le
faisceau monochromatique (faisceau test) [Huang 89, Kallergi 90]
Mais des études très récentes menées par Kudrawiec et al.
[Kudrawiec 05]
basées sur des
comparaisons de spectres de PR et d’ER sur des couches de GaAs ont montré des résultats
surprenant. Les oscillations observées par Huang et al. disparaissent complètement en ER
15
montrant que leur origine vient de la modulation de l’indice de réfraction de l’échantillon due
au faisceau de modulation et pas des effets d’interférence. Dans le cas de l’ER aucun porteur
n’est généré durant la modulation et les spectres sont débarrassés de ces oscillations. Cet
avantage de l’ER par rapport à la PR est très important pour l’étude de toute structure
présentant des oscillations et masquant ainsi les transitions de PR cherchées. Cependant dans
notre cas, aucun de nos échantillons n’a présenté de ces oscillations indésirables. C’est
pourquoi nous avons choisi dans ce travail d’exploiter les techniques de PR.
1.2.2
Modulation de la réflectivité
En appliquant une perturbation externe, la fonction diélectrique du matériau est modifiée et
la variation de réflectivité qui en résulte est reliée à la variation ∆ε par l’équation de
Séraphin [Seraphin 66] :
∆R
= α (ε1 , ε 2 )∆ε1 + β (ε1 , ε 2 )∆ε 2
R
(1.20)
α et β sont appelés les coefficients de Séraphin et sont fonction de la constante diélectrique
non perturbée. ∆ε1 et ∆ε2 sont les variations de la constante diélectrique dues aux
perturbations et sont reliées entre elles par les relations de Kramers-Kronig (eq 1.15). Au
voisinage du gap fondamental d’un matériau massif, il a été démontré que β ≈ 0, ce qui
simplifie l’équation comme suit ∆R/R ≈ α∆ε1.
1.2.3
Modulation du champ électrique
Dans toute technique de modulation, le paramètre modulé induit une modification ∆ε de la
constante diélectrique complexe. ∆ε est obtenue d’une manière générale en ajoutant au
hamoltinien du cristal non perturbé H0 un terme de perturbation H’.
Par modulation optique (PR), des paires électrons-trous sont photocréées d’une façon
périodique diminuant ainsi la charge d’espace et réduisant l’intensité du champ électrique. La
réduction du champ électrique par le faisceau laser modulé est connue sous le nom d’effet de
photovoltage
[Hecht 90]
. On décrit ce phénomène en détails dans le chapitre 5.
Plusieurs paramètres physiques comme l’énergie de liaison et la durée de vie de l’exciton,
ou la durée de vie des porteurs sont sensibles à la modulation du champ électrique. Le champ
électrique va casser la symétrie de translation du réseau, perturber la fonction d’onde des
porteurs et accélérer ces derniers. Dans les systèmes confinés comme les puits quantiques et
16
les boites quantiques, les porteurs sont confinés spatialement et ainsi aucune accélération se
produit. Dans ce cas la modulation du champ électrique va soit modifier l’énergie de
confinement de la particule (effet Stark), soit faire varier l’intensité de la transition provoquée
par une séparation physique des électrons et des trous, soit finalement changer la durée de vie
de l’exciton.
1.2.4
Effet de la modulation – Transitions bande à bande
L’effet de la modulation dépend de la valeur de l’énergie ∆E emmagasinée lors de
l’accélération des porteurs par le champ électrique. On distingue deux cas selon la valeur de
∆E :
•
Théorie à champ faible, si ∆E << Γ ( l’élargissement naturel liée à la durée de vie
de la particule ), nous verrons que les variations de la fonction diélectrique
s’expriment comme la dérivée troisième de la fonction diélectrique non perturbée
par rapport à l’énergie.
•
Théorie à champ fort, si ∆E ∼ Γ , l’expression de ∆ε devient complexe et donne lieu
à des oscillations au dessus du gap (oscillations de Franz-Keldysh)
1.2.4.1
Théorie à champ faible : la dérivée troisième de la fonction diélectrique
(TDFF = Third Derivative Functional Form)
Cette théorie a été développée par Aspnes et Pollak
[Aspnes 73]
. L’expression de la fonction
diélectrique est fonction de l’énergie électro-optique qui s’exprime par :
hθ = (
e 2 F 2 h 2 1/ 3
)
2µ
(1.21)
où h est la constante de Planck réduite, e est la charge de l’électron, µ est la masse réduite
de la paire électron-trou et F est le champ électrique. Du fait de l’accélération par le champ, la
règle de conservation du vecteur d’onde n’est plus vérifiée lors de la transition optique. Les
états énergétiques mis en jeu sont localisés autour du niveau fondamental de l’électron à cause
de la faible valeur du champ électrique. Dans ce cas, on montre que la variation de la fonction
diélectrique sous l’effet du champ électrique est proportionnelle à la dérivée troisième de la
fonction diélectrique non perturbée :
∆ε ∝
∂3
[ε ( E − Eg , Γ)]
∂E 3
(1.22)
En prenant le développement en série de la fonction diélectrique eq .1.17, l’équation de
Séraphin s’écrit :
17
∆R
= Re[Ceiϕ ( E − Eg + iΓ) − n ]
R
(1.23)
où :
A : amplitude liée à la force d’oscillateur de la transition
ϕ : facteur de phase, dépendant des effets d’interférence, et des effets d’interaction
électron-trou.
n : dépend de la dimensionnalité ( d ) du point critique n = 4 – d/2
Eg : énergie de la singularité de la structure de bande (Par exemple le gap du matériau
semiconducteur).
Pour les gaps directs, d = 3, donc l’équation (1.23) devient :
∆R
= Re[Ceiϕ ( E − Eg + iΓ) −2.5 ]
R
(1.24)
Dans la suite de la thèse, l’abréviation TDFF ( third derivative functionnal form ) se
rapporte à l’équation (1.24). La figure 1.2 montre un exemple de spectre de PR dont la forme
est la dérivée troisième de la fonction diélectrique.
0.0015
Exp
PR (u.a.)
0.0010
Fit TDFF
0.0005
0.0000
-0.0005
-0.0010
-0.0015
0.785
0.790
0.795
0.800
0.805
0.810
0.815
Energie (eV)
Figure 1.2: Exemple d’un spectre de PR et de son ajustement à la dérivée troisième de la fonction
diélectrique décrite dans l’équation (1.24) [Chouaib 05]
(Echantillon GaAsSb à 60K).
18
1.2.4.2
Théorie à champ fort : les oscillations de Franz-Keldysh ( FKOs ),
application à la mesure des champs électriques internes
Dans le cas où la modulation se produit en champ électrique relativement fort, le spectre de
PR se présente par des oscillations appelées oscillations de Franz Keldysh (FKO)
[Pollak 94]
.
Ces oscillations apparaissent au-dessus de l’énergie du gap du matériau dans lequel règne le
champ électrique fort. A partir de la période de ces oscillations, il est possible de mesurer le
champ électrique. La mesure du champ électrique dans les hétérostructures nous permet
d’étudier l’interface des matériaux, la qualité du dopage, la position du niveau de Fermi de
surface, etc…
Quand on applique un champ électrique statique F à un semiconducteur, les fonctions
d’onde de Bloch ne représentent plus les états stationnaires dans le cristal car le potentiel n’a
plus la périodicité de la maille. Cette modification des fonctions d’onde affecte profondément
l’absorption optique : en particulier, le semiconducteur peut absorber des photons d’énergie
hν inférieure à son gap Eg. De plus, au dessus du gap, le spectre d’absorption présente des
oscillations qui se superposent au spectre usuel en ( hν- Eg )1/2 obtenu pour F=0 : c’est l’effet
Franz-Keldysh.
F
T
hν
Eg
z
Figure 1.3 :
structure de bande d’une couche semi-conductrice en présence d’un champ électrique
En présence d’un champ électrique, les bandes d’énergie sont inclinées comme il est
montré sur la figure 1.3. Les fonctions d’onde des électrons et des trous présentent un
19
caractère oscillatoire dans les bandes de conduction et de valence et évanescent sous le gap.
Elles ont donc un recouvrement non nul même pour des différences d’énergies inférieures au
gap Eg. Ceci permet une transition entre deux états dont la différence d’énergie est inférieure à
la valeur du gap fondamental et dont la position dans l’espace des vecteurs d’onde diffère
d’un vecteur K parallèle au champ électrique appliqué.
Soit T le coefficient de transmission tunnel à travers la barrière de potentiel constituée par
le gap du matériau. Celui-ci s’exprime dans l’espace des k par :
T=exp[- ∫ kdz ]
(1.25)
Avec h 2 k 2 / 2 µ = Eg − E − eFz
(1.26)
L’équation ci-dessus devient après intégration :
T = exp [-4/3 η3/2]
(1.27)
Avec η = (Eg – E)/ hθ
(1.28)
T dépend du signe de η :
•
η < 0 ( E > Eg ) : T présente un comportement oscillatoire amorti.
Aspnes et Studna ont établi dans ce cas une forme simplifiée du spectre de PR
[Aspnes 74]
(∆R/R) :
Pour E > Eg :
3/ 2
2( E − Eg )1/ 2 Γ
∆R
4 ( E − Eg )
1
∝ exp[−
].cos[
+ ϕ ].[ 2
]
3/ 2
3/ 2
R
E ( E − Eg )
(hθ )
3 (hθ )
(1.29)
avec ϕ le paramètre de phase qui selon certains auteurs (ref) peut s’exprimes en fonction de la
dimension d du point critique :
ϕ = π ( d- 1 )/4
(1.30)
Nous revenons plus en détail sur ce problème de phase au chapitre 3.
Le premier terme exponentiel de cette expression est responsable de l’amortissement des
oscillations, et le deuxième terme sinusoïdal représente les oscillations elles-mêmes.
•
η > 0 ( E < Eg ) : on observe une augmentation de l’absorption en décroissance
exponentielle
Dans ce cas, la forme de ∆R/R devient exponentielle décroissante:
∆R/R ∝ exp [ -4/3(Eg-E)3/2 / hθ ]
20
(1.31)
La figure 1.4 montre un spectre de PR typique d’une structure épitaxiale GaAsSb/InP
permettant d’observer un grand nombre d’oscillations de Franz Keldysh (FKO). Il s’agit
d’une couche épitaxiée GaAsSb non dopée sur une couche de InP dopée n+
[Bru-Chevallier 04]
.
L’étude détaillée de cette structure et de ces FKO fera l’objet du chapitre 3.
+
Structure UN GaAsSb/InP
∆R/R
Eg GaAsSb
T=300K
0.70
0.75
0.80
0.85
0.90
0.95
1.00
1.05
Energie (eV)
Figure 1.4 : Spectre de PR à 300K (échantillon UN+ GaAsSb/InP) montrant les oscillations de
Franz Keldysh dues à un fort champ électrique de surface. [Chouaib 05]
Comme mentionné précédemment, à partir des FKO, il est possible de mesurer le champ
électrique interne. Selon l’équation 1.29, les maximas de ces oscillations vérifient l’équation :
mπ = 4/3[(Em – Eg)/ hθ ]3/2 + ϕ
(1.32)
avec m entier, et Em l’énergie du maxima m.
Le tracé de la quantité 4/3π(Em – Eg)3/2 en fonction de m conduit à une droite de pente
( hθ )3/2 dont on connaît l’expression en fonction de F (c.f. éq 1.21). Cette méthode suppose la
connaissance du gap Eg du matériau et de sa masse réduite µ. Notons que cette technique
mesure la valeur du champ maximale dans une couche donnée dans le cas où le champ varie
en fonction de l’épaisseur de la couche. [Bottka 88]
Or, le gap Eg n’est pas toujours connu précisément surtout dans le cas des alliages ternaires
et quaternaires. Si Eg est indéterminée, nous ré-exprimons l’équation 1.32 comme :
21
Em = hθ [3/4(mπ-ϕ)]2/3 + Eg
(1.33)
Le tracé de Em en fonction de [3/2(mπ-ϕ)]2/3 nous donne la valeur de la pente qui est hθ
où figure le champ électrique F suivant l’équation 1.21 et l’intersection de cette droite avec
l’axe des ordonnées donne la valeur de Eg. Cette méthode nécessite néanmoins une
connaissance précise de la valeur de la phase ϕ. L’expression de ϕ de l’équation 1.30 montre
une phase dépendant uniquement juste de la dimensionalité du point critique et vaut dans
notre cas (pour d =3) π/2. Pratiquement, cette supposition est une approximation. En réalité ϕ
dépend aussi de la force de l’interaction électron-trou, des épaisseurs optiques des couches,
des effets d’interférences et d’autres effets arbitraires
[Takeuchi 04, Hosea 05]
. Une étude détaillée
expérimentale et théorique très récente évoquée par Takeuchi et al [Takeuchi 04] a montré que ce
paramètre ϕ figurant dans les équations 1.32 et 1.33 dépend essentiellement des épaisseurs
des couches étudiées et des effets d’interférences. Ces résultats prouvent que ce paramètre est
pratiquement inconnu et pourrait prendre n’importe quelle valeur entre -π et +π. Une
technique a été récemment proposée par Hosea et al.
[Hosea 05]
pour déduire l’énergie électro-
optique hθ (et donc le champ F) à partir des FKO obtenues sur des hétérostructures dans
lesquelles l’énergie de gap et la phase sont inconnues.
Dans ce travail, nous avons étudié l’effet Franz Keldysh sur des alliages ternaires GaAsSb. Le
gap de cet alliage ternaire dépend de la composition en antimoine et par conséquent n’est pas
connu très précisément, pas plus que le paramètre de phase ϕ. Pour remédier à ce problème, et
afin d’extraire les valeurs du champ aux surfaces et aux interfaces des échantillons étudiés,
nous proposons pour la première fois une nouvelle technique. Par une combinaison des
spectres FKO obtenus à haute température et spectres TDFF obtenus à basse température sur
le même échantillon, nous avons pu extraire la valeur du champ électrique, la phase ϕ et
l’énergie de gap Eg sur tout une gamme de température. L’étude détaillée est présentée dans le
chapitre 3.
1.2.5
Les transitions excitoniques : systèmes confinés
Dans le cas des transitions bande à bande, l’analyse de la perturbation de la fonction
diélectrique par modulation du champ électrique repose sur l’accélération des porteurs par le
champ électrique, détruisant ainsi la symétrie de translation du matériau. Dans les systèmes
confinés, le mécanisme de modulation n’intervient pas de la même façon. En effet, lorsque la
particule est confinée, sa fonction d’onde est localisée, et le champ électrique dans ce cas ne
22
peut plus accélérer les porteurs. Le changement dû au champ modulé sur la constante
diélectrique est alors dominé par l’effet Stark. La modulation du champ par le laser va
changer le potentiel de confinement, les états électroniques, les fonctions d’onde des électrons
et des trous et engendrer une variation de la durée de vie. Ceci conduit à une expression de
dérivée première de la fonction diélectrique non perturbée
[Shanabrook 87]
. La forme générale
tenant compte de tous les effets de modulation est donnée par :
∆εj = [(
∂ε j
∂Ex
)(
∂ε d Γ
∂ε dI
dEx
) + ( j )( ) + ( j )( )]∆F , (j=1, 2)
dF
∂Γ dF
∂I dF
(1.34)
Avec j=1 partie réelle, j=2 partie imaginaire
Où I est l’intensité de la force de l’oscillateur
Γ est le paramètre d’élargissement, EX est l’énergie de la transition.
F est le champ électrique et ∆F est la variation du champ imposée par la modulation
optique.
L’expression de ∆εj contient trois termes :
•
∂ε j
∂Ex
, terme de modulation par rapport à l’énergie. L’énergie de l’exciton se décale
vers les basses énergies (effet Stark) quand le champ électrique augmente. Ce terme
de modulation est prédominant dans les puits quantiques et les boîtes quantiques, là
où il existe un fort potentiel de confinement.
•
∂ε j
∂Γ
, terme de modulation par rapport au paramètre d’élargissement. Dans le cas
d’un élargissement homogène, ce dernier est lié à la durée de vie des excitons. Le
champ électrique provoque une distorsion du potentiel de confinement et modifie la
probabilité de passage par effet tunnel. La durée de vie de l’exciton va donc
diminuer et Γ augmenter. La modulation de Γ est cependant négligeable dans les
systèmes confinés.
•
∂ε j
∂I
, terme de modulation par rapport à l’intensité. Ce terme a peu d’importance
dans la modulation du champ électrique dans des structures classiques, il concerne
des particules séparées spatialement comme par exemple dans des puits couplés,
des transitions interdites de type E1H2, ou des hétérostructures de type II [Mikhailova 94]
.
L’expression de ∆εj peut s’écrire encore de façon générale
23
[Pollak 94]
:
I
∆εj = [ AE f Ej + AΓ f Γj + AI f I j ] ∆F
Γ
AE =
(1.35)
1 ∂E
1 ∂Γ
1 ∂I
, AΓ =
, AI =
I ∂F
Γ ∂F
Γ ∂F
f Ej =
∂ε j
, f Γj =
∂E
∂ε j
∂Γ
, fI j =
∂ε j
∂I
La fonction diélectrique non perturbée d’une transition excitonique peut s’exprimer comme
une fonction lorentzienne et s’écrire (c.f. éq. 1.18):
ε=
I
( E − E X + iΓ )
On en déduit alors les fonctions définies précédemment fE, fI et fΓ :
f E1 =
y2 −1
−2 y
, f E2 = 2
2
2
( y + 1)
( y + 1) 2
f Γ1 = f E2 , f Γ2 = − f E1 ,
f I1 =
y
−1
, f I2 = 2
2
( y + 1)
( y + 1) 2
2
avec y =
E − EX
Γ
Cependant, il existe plusieurs moyens de simplifier l’expression de ∆ε. Huang et al[Huang 89].
utilisent l’expression suivante appelée FDLL (first derivative Lorentzian line shape)
∆R
= Re[ AeiΦ ( E − Eg + iΓ) −2 ]
R
(1.36)
pour ajuster les spectres valable dans le cas des puits quantiques et boites quantiques.
[Chouaib 06]
1.2.6
Ajustement des spectres de PR
Pour obtenir les paramètres fondamentaux d’une transition optique : l’énergie,
l’élargissement, l’amplitude et la phase, on a besoin d’ajuster les spectres de PR suivant les
modèles mathématiques de la dérivée troisième ou de la dérivée première de la fonction
diélectrique ( éq. 1.24. et éq. 1.36) selon le type de la structure. Nous avons utilisé une boîte à
outils dans MATLAB : Ajustement de Courbes ( The Curve Fitting Toolbox ), qui est une
collection d’interfaces et de fonctions graphiques. La bibliothèque de cette boite à outils
24
contient plusieurs modèles de fonctions pour ajuster les courbes. Les deux équations que nous
cherchons à ajuster aux spectres de PR ( la TDFF et la FDLL ) n’existant pas dans la
bibliothèque, nous avons créé nos propres équations. Ceci est possible en activant la rubrique
Commande des Equations ( Create Custom Equation ) et en rentrant l’équation désirée, dans
notre cas les équations 1.24 et 1.36 précédentes.
Figure 1.5 : création d’un modèle d’ajustement par une TDFF et une FDLL
La figure 1.5 montre un exemple de création de modèles d’ajustement non linéaires dans
MATLAB pour deux transitions (une de type TDFF et une de type FDLL).
Dans notre cas, la variable indépendante (independent variable x) correspond à l’énergie E
(équ 1.24 et 1.36) et les paramètres recherchés a, b, c et d.. correspondent par exemple dans
l’équation 1.24 à l’amplitude A, la phase, l’énergie du gap Eg, et le paramètre d’élargissement
Γ. Pour chaque paramètre inconnu on choisit une valeur initiale pour les calculs de départ. Il
est possible aussi d’imposer pour chaque paramètre une limite inférieure (lower) et une limite
supérieure (Upper) de variation, autrement dit on peut choisir un certain intervalle dans lequel
on prévoit de trouver la solution.
25
On peut aussi choisir les options de l’ajustement en ouvrant la fenêtre Fit Options GUI
montrée en figure 1.6
Figure 1.6 :fenêtre des options possibles pour un ajustement fait dans MATLAB
Parmi ces options, on peut choisir l’algorithme (Algorithm) et la méthode d’ajustement
(Robust), les paramètres de différence finis (DiffMinChange et DiffMaxChange) et les
critères de convergence du fit ( MaxFunChange, MaxIter, Tolfun, Tolx).
Pour ce qui nous concerne, les options comme : le choix de l’algorithme, le nombre
maximum de fonction ( MaxFunChange ) et le nombre maximum d’itérations (MaxIte ) sont
très importantes pour un fit performant. Ces deux dernières sont liées au nombre de
paramètres d’ajustement c’est à dire au nombre de transitions dans un même spectre de PR
(quatre paramètres pour une transition).
Ce logiciel propose trois algorithmes différents. Ces algorithmes sont : Trust-Region,
Levenberg-Marquardt et Gauss-Newton. En fait, la qualité de l'ajustement dépend de
l'algorithme sélectionné (figure 1.6). Nous avons remarqué que l’algorithme le plus
convenable pour nos équations 1.24 et 1.36 est l’algorithme Levenberg-Marquardt. Une fois
le modèle mathématique choisi (TDFF, FDLL…) , le calcul s’effectue par la méthode des
moindres carrés non linéaire en minimisant la fonction
26
χ 2 (M ) =
1 n
[ M ( Ei ) − C ( Ei )]2
∑
n n =1
(1.37)
où :
n : nombre de paramètres total de toutes les composantes
M(E) : modèle mathématique, C(E) : courbe expérimentale
Le principe de cette méthode est de minimiser par approximation locale la fonction χ2 ainsi
que son gradient. Toutes les valeurs de PR de l’énergie, du paramètre d’élargissement, de
phase et d’amplitude de chaque transition étudiée dans ce travail ont été déterminées à l’aide
de ce programme d’ajustement. Nous l’avons appliqué avec succès sur des spectres
compliqués présentant plusieurs transitions d’origines différentes et provenant de structures
de natures différentes comme des bâtonnets ou des boîtes quantiques (figure 1.7), des
multipuits quantiques (figure 1.8)et une couche bulk de GaAsSb (figure 1.1).
240K
Experiment
Lorentzian fit
0.0001
CM Ecm=1.013 eV
∆R/R
0.0000
BQ, E1=0.822 eV
état fondamental
BQ, E3=0.897 eV
er
2 état excité
-0.0001
-0.0002
-0.0003
-0.0004
BQ, E2=0.853 eV
er
1 état excité
0.80
0.85
0.90
0.95
1.00
1.05
1.10
Energie(eV)
Figure 1.7:Exemple d’ajustement d’un spectre de PR d’une structure de bâtonnets quantiques
InAs/InP utilisant 4 transitions FDLL. Le fit détermine les énergies de l’état fondamental des
bâtonnets, ses deux états excités et l’énergie du puits quantique provenant de la couche de
mouillage. [Chouaib 06]
27
1.384eV
Multipuits quantiques(3 puits InGaAs/GaAs)
T= 300 K
0.002
1.199eV
1.269eV
0.001
1.336eV
Experiment
FDLL et TDFF fits
FKOs
0.000
∆R/R
-0.001
-0.002
1.377eV
-0.003
-0.004
-0.005
EgGaAs=1.422 eV
-0.006
1.10
1.15
1.20
1.25
1.30
1.35
1.40
1.45
1.50
Energie(eV)
Figure 1.8 : Exemple d’ajustement par cinq transitions FDLL de multipuits quantiques
InGaAs/GaAs et par une transition TDFF du gap du GaAs à T=300K . (Les oscillations à haute
énergie sont des FKOs correspondant à une modulation de champ fort c.f. 1.2.4.2).
1.3 Banc expérimental : macro-PR
Le banc expérimental est présenté en figure 1.9.
Figure 1.9 : Montage expérimental de la Photoréflectivité
28
Comme déjà indiqué, en PR on doit moduler le coefficient de réflexion de façon tout
optique à l’aide d’une faible perturbation périodique pour obtenir la dérivée par rapport à
l’énergie du spectre de réflectivité. Les variations sont mesurées en utilisant une technique de
détection synchrone. Dans notre cas, la perturbation provient d’un laser HeNe (632.8 nm)
échantillonné ( faisceau pompe ) à une fréquence de 320Hz. Le faisceau test ( ou sonde ) est
obtenu en dispersant la lumière blanche issue d’une lampe quartz tungstène halogène, régulée
en courant, à travers un monochromateur Jobin-Yvon HR 640 équipé d’un réseau de 600
traits/mm. Ce faisceau est ensuite focalisé sur l’échantillon à l’aide d’une lentille biconvexe.
Le faisceau réfléchi est ensuite focalisé à l’aide d’une autre lentille biconvexe sur une
photodiode InGaAs ou Si selon la gamme d’énergie considérée. Un appareil Keithley
convertit le courant de la photodiode en tension, avec un gain allant jusqu’à 1010 V/A. Deux
voies d’acquisition permettent ensuite d’acquérir un signal proportionnel à R et un signal
proportionnel à ∆R via la détection synchrone qui utilise la fréquence du hacheur de faisceau
mécanique comme référence. Avant de faire la division numérique des signaux des voies 1 et
2, on soustrait au signal ∆R le fond continu dû essentiellement à la photoluminescence induite
par l’excitation laser. Ensuite la division donne le signal de PR ∆R/R. La résolution spectrale
de ce montage est de 25A°/mm de fente du monochromateur, et la résolution spatiale est de
l’ordre du mm. Toutes les études en température sont faites en plaçant l’échantillon dans un
cryostat dont la température, mesurée à l’aide d’un thermocouple, peut être variée entre 8K et
320K. L’échantillon dans ce cas se trouve sous vide.
1.4 La Micro-photoréflectivité : amélioration de la résolution
spatiale
L’un des objectifs de cette thèse est la caractérisation optique de composants TBH
complètement processés et donc de taille micrométrique. Leur miniaturisation ne facilite pas
les travaux et les techniques de caractérisations classiques (en particulier la macro-PR)
deviennent inefficaces à cause de leur résolution spatiale inadaptée. Il faut alors penser à
réduire la taille des spots utilisés, autrement dit améliorer les résolutions spatiales en passant à
la micro-PR. La µ-PR permet d’étudier les couches des structures analysées, les champs
électriques de surface et d’interface des TBH et ainsi étudier la qualité de la croissance, du
dopage et l’homogénéité du process technologique.
29
1.4.1
Banc expérimental de micro-photoréflectivité
Le principe de la µPR est identique à celui de la PR, mais quelques points du montage
∆RI0
Interface
Spectralink
Détection synchrone
Signal lampe
Signal laser
RI0
Laser
Signal de PR
Sortie AC
Sortie DC
Détecteur Femtowatt
Hacheur
Filtre
Lampe
Lame séparatrice
Caméra
Filtre
Monochromateur
Porte Objectif
Echantillon
x, y ,z, θ
Diaphragme
Cube
Lame
séparateur dichroïque
Filtre
Figure 1.10: dispositif expérimental de micro-photoréflectivité
expérimental viennent changer. En effet, la µPR consiste à avoir des résolutions spatiales bien
meilleures qu’en PR, c’est à dire à pouvoir réduire la taille des deux faisceaux pompe ( le
laser modulé ) et test ( signal sortant du monochromateur ). La figure 1.10 montre le montage
expérimental d’un banc de µPR. La principale différence entre la PR et la µPR est que la
lentille devant l’échantillon est remplacée par un objectif de microscope et un diaphragme est
placé sur l’axe optique en entrée de cet objectif. Nous avons ainsi un faisceau très réduit et fin
par rapport à celui de la PR.
30
La résolution latérale dépend du grossissement de l’objectif. Elle est donnée dans ce cas
par la dimension du spot laser focalisé qui est de l’ordre de quelques microns. De même, le
signal lumineux provenant du monochromateur est affiné par la réduction de la largeur des
fentes en sortie du monochromateur, par le passage dans un diaphragme et par l’utilisation de
l’objectif de microscope.
La sensibilité du montage de µPR est évidemment réduite par la réduction de la résolution
spatiale et ainsi le rapport signal/bruit diminue aussi. Afin d’améliorer ce rapport signal/bruit,
nous avons changé le système de détection comme montré sur la figure 1.10. Dans un simple
montage de PR, nous utilisons une photodiode InGaAs (ou Si) suivie d’un amplificateur
courant / tension Keithley (figure 1.9). Ce système de détection classique n’est pas satisfaisant
pour une mesure de µPR et nous avons constaté que les spectres obtenus par ce montage
restent très bruités. Nous avons choisi alors d’utiliser un détecteur InGaAs femtowatt préamplifié hyper-sensible remplaçant le montage de la figure 1.9 Ce changement s’est révélé
très avantageux pour les mesures car il a beaucoup amélioré la sensibilité et le rapport
signal/bruit. Un autre paramètre crucial (rapport puissance laser/puissance faisceau test) joue
aussi un rôle important dans l’amélioration des spectres. Ce sujet est discuté dans le
paragraphe « optimisation des mesures ». .
1.4.1.1
Description des différents éléments du banc expérimental µPR
Nous allons maintenant décrire les différents éléments du banc expérimental :
•
Lampe : c’est une lampe quartz tungstène halogène de 100W qui est alimentée par
une source CLES10-18 stabilisée en courant.
•
Monochromateur : Jobin Yvon SPEX 270M, réseau 600tr/mm
•
Lentille en sortie de monochromateur : la focale de cette lentille est de 200mm pour
être adaptée au grossissement des objectifs de microscope. Cette lentille collimate
le faisceau et l’envoie sur la lame dichroïque.
•
Lame dichroïque : Elle permet d’introduire le faisceau laser dans le montage,
normalement à l’échantillon.
•
Cube séparateur de faisceaux : il permet de renvoyer le signal réfléchi vers le
détecteur. Il est traité antireflet pour un intervalle spectral allant de 900 à 1300nm.
Il est posé sur un support à ajustement angulaire. C’est lui qui détermine la hauteur
de l’axe optique et permet de séparer l’image de l’échantillon de celle des fentes.
•
Diaphragme : placé à l’entrée de l’objectif de microscope et permet de contrôler
son ouverture numérique, c’est à dire la résolution angulaire de la mesure.
31
•
Objectif de microscope : nous disposons au laboratoire de plusieurs objectifs de
microscope, des objectifs chromatiques et des objectifs achromatiques:
deux objectifs chromatiques ( Nikon CF plan EPI SLWD ) de grossissement
X20 et X50, à grande distance de travail et conçus pour travailler avec un
faisceau d’entrée parallèle. Les distances de travail des deux objectifs sont
13.8 et 20.5mm, et leurs ouvertures numériques sont respectivement 0.45 et
0.35.
trois objectifs achromatiques ( Olympus ) de grossissement X20, X50 et
X100. Leurs distances de travail sont plus petites que celles des objectifs
chromatiques. Elles font 8.1, 6 et 3.4 mm respectivement. Leurs ouvertures
numériques sont 0.4, 0.55 et 0.8 respectivement. En PR, nous avons intérêt
à utiliser des objectifs achromatiques à cause du balayage en longueur
d’onde .
Porte échantillon : il s’agit d’une table Melles Griot X, Y, Z, θ qui permet
de positionner les échantillons par rapport au faisceau. La précision du
déplacement est de l’ordre du micron en X et Y, inférieure à 10 microns en
Z et de l’ordre du dixième de degré en θ.
•
Système de visualisation : nous avons utilisé une caméra infrarouge pour visualiser
l’échantillon afin de bien contrôler la superposition du faisceau monochromatique
et du faisceau laser.
•
Laser He-Ne de puissance maximale 20mW, de longueur d’onde 632,8 nm.
•
Hacheur de faisceaux pour moduler le faisceau laser
•
Système de détection : nous avons cherché à optimiser le rapport signal sur bruit du
système d’acquisition en atténuant les sources de bruit. Pour cela nous avons utilisé
un détecteur femtoWatt InGaAs/PIN BFI OPTILAS pré-amplifié modèle 2153 qui
permet de réaliser des mesures sur l’intervalle spectral compris entre 0.85 et 1.75
µm. Ce détecteur peut facilement atteindre des niveaux de sensibilité dans la
gamme de femtowatt. Son gain n’est pas réglable finement mais nous pouvons
choisir parmi les trois gains fixés à 2.1011V/W ( mode AC ), 2.1010V/W ( mode AC
) et 2.1010 V/W( mode D.C. ). En PR, on a besoin du mode AC pour acquérir le
signal modulé et du mode DC pour acquérir le signal continu R. La puissance de
saturation est de 0.25 nW et le diamètre de la surface est de 1mm. Il est alimenté
par deux batteries internes de 9V chacune.
32
•
La lame séparatrice : elle permet d’envoyer le faisceau vers la caméra tout en
laissant passer une partie vers le détecteur : nous l’orientons de façon à obtenir
l’image sur la caméra
•
L’acquisition du signal ∆R est faite grâce à une détection synchrone EG&G 5210.
•
Pilotage informatique : boîtier datascan et logiciel Spectramax
•
Filtres :
Passe haut en sortie du monochromateur, variant selon les longueurs d’onde (
RG 780, ou RG 850 )
Filtres atténuateurs devant le laser, la caméra et le détecteur
1.4.1.2
Optimisation des mesures
Parmi les objets étudiés dans ce travail sont schématisés, figure 1.11 les composants Jumbo
TBH de dimensions d’émetteur 50µm X 50µm. Un espacement d’environ 5µm est libre entre
les métallisations d’émetteur et de base à la surface de cet échantillon. Pour réaliser une
mesure de µ-PR sur ces composants, il faut sonder cet espace inter-électrode fin (5µm), pour
cela il faut adapter la taille du spot lumineux à la dimension latérale de l’espace sondé ( figure
1.11).
Mesure µPR
Mesure µPR
E
B
n
p
n
C
B
C
E
C
B
(a)
(b)
Figure 1.11 a) vue en coupe d’un composant jumbo TBH b) vue de dessus d’un composant jumbo
TBH montrant les espaces de mesure possible par µPR dans les espaces inter-électrodes nonmétalissées.
33
1.4.2
Résolution spatiale du banc de µPR
Le signal de PR provient de la superposition de deux faisceaux pompe (le laser) et test
(faisceau monochromatique). Donc la résolution spatiale de la mesure est déterminée par la
surface effective de recouvrement des deux faisceaux. On considère alors que la résolution
spatiale de la mesure est la dimension du spot lumineux le plus petit parmi les deux faisceaux
après l’objectif.
Faisceau test monochromatique
La dimension du spot du faisceau test est égale à la dimension des fentes en sortie du
monochromateur divisée par le grossissement de l’objectif. La dimension des fentes est
réglable. Horizontalement, la fente est pilotée par l’ordinateur de 7.25 à 0.0125 mm par pas de
0.0125mm. Verticalement, on règle manuellement la taille de la fente par une tirette de
hauteur 1mm. La tâche obtenue est rectangulaire. Les réglages de la dimension de la tâche à la
sortie du monochromateur sont très faciles. L’inconvénient est que cette dimension est
corrélée à la résolution spectrale du monochromateur.
Le choix de la largeur des fentes a un grand impact sur la sensibilité de la mesure. Il faut
tenir compte des points suivants (conditions optimales):
La largeur des fentes du monochromateur doit être le minimum possible pour ne
pas dégrader la résolution spectrale.
Il faut considérer en même temps les limites imposées par la diffraction. La limite
de la diffraction est proportionnelle à la longueur d’onde et inversement
proportionnelle à l’ouverture numérique O.N. du microscope dans le cas du
faisceau test. La limite de la diffraction (l) est donnée par l’équation suivante :
l = 1.22λ/O.N.
(1.38)
Pour une gamme spectrale autour de 1µm, la largeur des fentes minimale pour ne pas
être gêné par la diffraction pour chaque objectif à notre disposition est donnée dans le
tableau suivant :
34
Objectif
X20(Nikon) X50(Nikon) X20(Olympus) X50(Olympus) X100(Olympus)
Limite de 3.48µm
diffraction
Fentes
0.075mm
2.7µm
3.05µm
2.22µm
1.52µm
0.1375mm
0.0625mm
0.1125mm
0.15mm
Tableau 1.1:La limite de diffraction pour chaque objectif pour une longueur d’onde de 1µm et
l’ouverture de fente correspondante
L’amélioration de la résolution spectrale par la diminution de l’ouverture des fentes
du monochromateur entraîne une diminution de la puissance disponible après
l’objectif ; et ainsi le signal devient très faible. On conçoit alors que la limite du
rapport signal sur bruit du banc expérimental sera atteinte pour les conditions
optimales. Dans notre cas, la plupart des mesures de µPR ont été effectuées pour
une ouverture de fente variant entre 0.5 à 1mm selon l’échantillon, et donc nous
n’étions jamais gênés par la diffraction selon le tableau 1.1.
Faisceau Laser
La taille du spot laser d focalisé par l’objectif de microscope est donné par l’équation
suivante :
d=
4λ L
π Gdl
(1.39)
où λ est la longueur d’onde du laser, dl est le diamètre du faisceau laser supposé parallèle à
l’entrée du microscope, G est le grossissement de l’objectif, L est la longueur du tube du
microscope pour lequel l’objectif est fait. Cette dernière dépend de la technologie de l’objectif
et est indépendante de son grossissement (L = 60mm pour un objectif Nikon et 180 mm pour
un objectif Olympus)
Pour un laser HeNe (λ = 0.6328 µm, dl = 0.9mm), les diamètres du faisceau calculés à la
sortie de l’objectif de microscope ( la résolution spatiale des mesure de µPR ) sont donnés
dans le tableau 1.2. Ils donnent la résolution spatiale maximale que l’on peut obtenir avec le
montage
35
Objectif X20(Nikon) X50(Nikon) X20(Olympus) X50(Olympus) X100(Olympus)
Résolution
2.2µm
1µm
7µm
2.8µm
1.4µm
spatiale
µPR
Tableau 1.2 : diamètre du spot du laser HeNe focalisé par l’objectif de microscope. Ce diamètre
fixe la résolution spatiale des mesures de µPR.
1.4.3
Influence de la puissance du faisceau laser sur les spectres de
µPR
Le rôle du faisceau pompe (faisceau laser modulé) en PR est la modulation du champ
électrique interne par la création des paires électrons-trous. Cette génération de porteurs a un
autre effet : c’est la luminescence induite par le faisceau laser et qui se superpose au signal de
PR. Ce signal doit être retranché au signal total afin d’analyser les spectres de PR.
Nous avons remarqué que la puissance du laser joue un rôle important dans ce genre de
mesure. En effet, si la puissance d’excitation du laser est relativement forte, le fond continu de
PL devient important et le rapport signal / bruit diminue ce qui pourrait masquer la faible
variation de la réflectivité ∆R que nous cherchons à mesurer. En revanche, si la puissance
d’excitation du laser est relativement faible, la modulation du champ électrique interne
devient faible, et ainsi aucune variation de la réflectivité ∆R ne sera plus détectée. Nous avons
dû trouver alors un compromis entre les filtres atténuateurs du laser afin de détecter le
meilleur signal ∆R. La figure suivante 1.12 montre l’effet de la puissance du laser dans une
mesure de µ-PR sur le rapport signal / bruit.
36
0.00020
diamètre du spot = 7µm
Puissancelaser= 20mW
0.00015
µ-PR
0.00010
0.00005
0.00000
-0.00005
-0.00010
1.00
1.05
1.10
1.15
1.20
1.25
1.30
1.35
Energie (eV)
Puissancelaser= 0.2mW
diamètre du spot = 7µm
µ-PR
0.00010
0.00008
0.00006
0.00004
0.00002
0.00000
-0.00002
-0.00004
-0.00006
1.00
1.05
1.10
1.15
1.20
1.25
1.30
1.35
Energie (eV)
Figure 1.12 :Effet de la puissance d’excitation du faisceau laser sur le rapport signal / bruit des
spectres de µ-PR
1.4.4
Conclusion
Nos résultats obtenus sont très encourageants avec des dimensions de faisceau pompe de
l’ordre de 1µm, une résolution spatiale jamais atteinte auparavant, et permettent d’analyser
des composants de quelques microns. Une telle réduction de la résolution spatiale offre
l’avantage de pouvoir étudier les microdispoditifs semi-conducteurs tels que les composants
TBH par micro-PR sous polarisation électrique et en fonctionnement. Nous allons montrer au
chapitre 5 les premiers résultats de mesure de µPR sur des composants TBH processés d’une
part et sous polarisation électrique d’autre part, obtenus grâce à ce montage de µPR.
37
1.5 Conclusion
Dans ce premier chapitre, nous avons décrit les principes de base des techniques de
spectroscopie de modulation optique : la réponse optique des semiconducteurs (comme le
coefficient de réflexion, le coefficient d’absorption etc..) est modifiée par toute modification
de la fonction diélectrique. Nous avons décrit également le banc expérimental (macro-PR)
capable de mesurer les variations de ces fonctions optiques.
La PR est une technique de caractérisation nondestructive et sans contact pour les
composants TBH. Elle permet d’évaluer leurs performances et optimiser leurs paramètres de
croissance. Le développement des composants et leur taille miniaturisée sont le motif pour
lequel nous avons cherché à améliorer la résolution spatiale du banc de µ-PR. Cette résolution
(pouvant atteindre 1µm) est suffisante pour le moment par rapport à la taille de ces
composants. Nous avons aussi déterminé les paramètres expérimentaux permettant
d’optimiser le rapport signal/bruit dans ce type de mesures optiques locales.
38
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42
Chapitre 2 :
Le transistor bipolaire à hétérojonction :Intérêt de la
spectroscopie optique
Le but de ce chapitre est de présenter le principe de fonctionnement des TBH, avec les
paramètres importants qui interviennent dans ses performances, pour enfin mettre en évidence
l’intérêt de la spectroscopie optique pour l’optimisation de ces paramètres.
43
2.1 Introduction
La principale application des transistors bipolaires à hétérojonction (TBH) est leur
utilisation dans la réalisation des circuits électroniques et numériques rapides pour des
applications dans le domaine des télécommunications. Nous nous intéressons ici aux
composants à base de semiconducteurs III-V, comme par exemple InP, GaAs, et leurs
(InGaAs, InGaP etc..). Ces matériaux présentent des propriétés très intéressantes pour la
réalisation de dispositifs microélectroniques hyperfréquences grâce notamment à leur mobilité
électronique élevée.
Le projet MELBA (Micro ELectronique Bipolaire avec Antimoine) propose de démontrer
la faisabilité d’une filière micro-électronique TBH InP à base en GaAsSb permettant de
fabriquer des circuits numériques ultra-rapides. Il s’agit d’établir les bases d’établir les bases
d’une nouvelle voie technologique, peu explorée jusque là, et potentiellement plus
économique que les approches alternatives, pour répondre aux besoins actuels et futurs de
montée en débit en réalisant, dans le cadre de ce projet, des circuits numériques à 80-100
Gbit/s. Ceci permet d’envisager le développement de systèmes de transmission ayant des
débits de plusieurs Terabit/s, en combinant le multiplexage dense en longueur d’onde
(DWDM) et le multiplexage temporel électronique (ETDM)
Notre rôle dans ce projet est la caractérisation optique non-destructive du matériau GaAsSb
(gap, niveau de Fermi de surface), de ses hétérostructures (interface type II) et les structures
épitaxiales complètes de TBH ainsi que le composants TBH processés.
Dans ce chapitre, nous allons montrer ce que peuvent apporter les spectroscopies optiques
à l’étude de ces matériaux et composants.
2.2 Le TBH
2.2.1
Généralités
Depuis sa première réalisation en 1947 par J. Bardeen et W. H. Brattain et le
développement théorique de son fonctionnement par W. B. Shokley, le transistor bipolaire à
homojonction (BJT) a énormément évolué et présente aujourd’hui de très bonnes
performances : une transconductance élevée, la possibilité d’avoir de fortes densités de
courant et un bruit en 1/f minimisé grâce à une structure verticale réduisant les effets
d’interface. Cependant, les limitations fréquentielles du BJT
[Cressler 93]
ont entraîné le
développement des TBH autorisé par de nombreux progrès technologiques. Suggérée par
44
Kroemer
[Kroemer 57]
, l’introduction des hétérojonctions a permis une avancée considérable en
terme de fréquence de transition (fT) et de fréquence maximale d’oscillation (fmax), mais
également en terme de gain.
Les TBH utilisés pour les applications hyperfréquences sont réalisés soit sur substrat de Si
[Rheinfelder 96]
, soit sur GaAs [Equist 93, Poek 05] , soit sur InP [Dvorak 01, Bolognesi 01, Kim 01, Hafez 05] . Leur
principe de fonctionnement est basé sur le même principe que celui du BJT qui consiste à
commander un important courant entre l’émetteur et le collecteur par une faible variation de
la tension de polarisation entre l’émetteur et la base VBE. Ainsi un transistor est formé de deux
jonctions p-n (émetteur –base et base-collecteur) représenté comme un assemblage de deux
diodes tête-bêche. C’est un dispositif réalisant une fonction d’amplification de courant car un
faible courant de base IB en détermine un autre, beaucoup plus important, IC.
La fabrication d’un transistor bipolaire en technologie III-V reprend toujours un
enchaînement d’étapes similaire à celui-ci
•
Croissance épitaxiale de la totalité des couches du composant
•
Gravure des couches d’émetteur, de base, de collecteur, et dépôt des
électrodes de contact de manière à former un composant avec la géométrie
voulue.
La figure 2.1 présente une réalisation d’un TBH InP/GaAsSb à géométrie dite 3 mésas
dont la dimension de l’émetteur est de 2x3µm2.
Contact
Emetteur
Contact
Base
Contact
Collecteur
Figure 2.1 : TBH GaAsSb/InP après gravure de dimension 2x3µm2 réalisé à Alcatel Lab III-V.
45
2.2.2
Principe de fonctionnement du transistor bipolaire
Le diagramme de bande d’un transistor bipolaire n-p-n à homojonction sous polarisation
est montré sur la figure 2.2
Dans le fonctionnement d’un transistor bipolaire n-p-n en mode normal de polarisation, la
jonction émetteur-base (EB) est polarisée en direct et la jonction BC est polarisée en inverse.
La polarisation directe de la jonction EB favorise l’injection d’un grand nombre d’électrons
dans la base : le champ électrique régnant dans la zone de charge d’espace (ZCE) diminue,
favorisant ainsi la diffusion des électrons de l’émetteur de type n (porteurs majoritaires) dans
la base de type p (porteurs minoritaires).
Figure 2.2 : Diagramme de bande du transistor bipolaire sous polarisation directe. A droite est
représentée l’analogie avec deux diodes montées en tête-bêche.
Le bon fonctionnement du transistor nécessite alors que ces électrons injectés en excès
dans la base atteignent la jonction BC (Polarisée en inverse) pour donner le courant collecteur.
Il est donc impératif pour éviter la recombinaison des porteurs dans la base que leur durée de
vie (τn) dans la région quasi-neutre de base soit sensiblement plus élevée que le temps de
transit (τp), ou encore que l’épaisseur de cette région soit très inférieure à la longueur de
diffusion (Ln) des électrons. Dans ce cas, une forte proportion d’électrons arrive à la jonction
BC polarisée en inverse. Le champ électrique dans la ZCE de cette jonction va happer les
porteurs qui rejoignent ainsi le collecteur de type n où ils retrouvent un statut de porteurs
majoritaires. Il y a ainsi création d’un fort courant IC à travers une jonction polarisée en
inverse. C’est ce qu’on appelle l’effet transistor. Le fort courant collecteur IC est contrôlé par
46
une faible variation de la tension VBE. Le rapport des courants de collecteur et de base est le
gain en courant du transistor (β = IC/IB). Il est défini comme suit :
β = IC/IB = α/(1-α)
(2.1)
Où α est le rapport entre le courant collecteur et le courant d’émetteur, il est défini comme
le produit de trois termes :
α = IC/IE = ϒ.M.B
(2.2)
Pour que le gain en courant β soit le plus grand possible, il faut que α soit le plus proche
possible de 1, donc chacun des paramètres ϒ, M et B doit être le plus proche possible de 1.
- ϒ est l’efficacité d’injection, c’est un paramètre fondamental dans l‘étude du
fonctionnement d’un transistor bipolaire. Il est défini comme étant le rapport entre le courant
d’électrons injectés par l’émetteur dans la base InE et le courant total d’émetteur IE ( courant
d’électrons et de trous )
ϒ = InE/IE = InE/(InE+IpE)
(2.3)
Pour que ϒ soit proche de 1, il faut injecter beaucoup plus d’électrons que des trous à la
jonction EB.
- M est le facteur de multiplication des porteurs dans la jonction BC en inverse. Il est défini
comme étant le rapport entre le courant total du collecteur IC et le courant d’électrons entrant
dans le collecteur
M = IC/InC
(2.4)
- B représente le facteur de transport dans la base. Il est défini comme le rapport entre le
courant d’électrons sortant de la base et le courant d’électrons entrant dans la base :
B = InC/InE
(2.5)
Il s’écrit aussi en fonction des paramètres physiques et géométriques du transistor :
B = 1 – XB2/2Ln2
(2.6)
Où XB est l’épaisseur de la base. Pour que B soit très proche de 1, il faut donc que
l’épaisseur de la base soit très fine devant la longueur de diffusion des porteurs.
Afin d’aasurer un gain en courant important, le profil des dopages dans le BJT est toujours
tel que l’émetteur soit plus dopé que la base, qui elle-même est plus dopée que le collecteur.
Ainsi une bonne efficacité d’injection peut être obtenue en surdopant la région émetteur
(équation), et en choisissant une base courte (pour diminuer le temps de transit des électrons
dans la base). Or si la base est trop fine, il y aura une forte résistance d’accès amenant une
dégradation de la fréquence maximale d’oscillation
[Singh 01]
. Cet effet peut être atténué en
prenant une base très dopée. Cependant si à la fois l’émetteur et la base sont fortement dopés,
47
la ZCE EB devient étroite et la capacité de jonction devient élevée, conduisant ainsi à une
dégradation de la fréquence de coupure du gain dynamique en courant ce qui exclut tout
fonctionnement à très haute fréquence du composant. On pense alors à augmenter le dopage
du collecteur ; mais dans ce cas cette augmentation va favoriser l’apparition de phénomènes
indésirables tels que les courants tunnels, des effets de fortes injections, ou un abaissement
des tensions de claquage.
Donc, pour améliorer les performances de ce type de transistor, le compromis est difficile à
réaliser et atteint ses limites.
Ces résultats montrent clairement les limites de la technologie à homojonction pour la
réalisation de composants fonctionnant à très haute fréquence. Pour remédier à ces contraintes
et améliorer les performances du transistor bipolaire, on a recours à la technologie de
l’hétérojonction en passant au TBH
2.2.3
Rôle de l’hétérojonction dans un TBH
Figure 2.3 : structure de bande de l’hétérojonction E-B dans un TBH.
La présence de l’hétérojonction permet de lever la limitation liée au dopage de base.
En effet, on peut augmenter l’efficacité ϒ (= InE/IE) en utilisant une hétérojonction avec un
offset de bande de valence important, permettant de limiter considérablement l’injection de
trous de la Base vers le Collecteur (figure 2.3)
Dans ce cas, on peut écrire l’expression de l’efficacité d’injection ϒ en fonction de InE
[Singh 01]
:
48
ϒ =(InE /IpE )het = (InE/IpE)hom exp(∆ΕV/KT)
(2.7)
où (InE/IpE)hom est l’équivalent courant électrons-trous de l’homojonction. Une barrière
importante pour les trous peut être extrêmement efficace pour limiter le courant de trous et
ainsi augmenter le gain en courant. Grâce à cette discontinuité, on peut utiliser un dopage de
base élevé tout en conservant un niveau de gain en courant satisfaisant.
2.2.4
Intérêt du GaAsSb dans les TBH sur InP
Il y a quelques années, l’utilisation d’une base en GaAsSb a été proposée pour résoudre à
la fois certains problèmes matériau et de conception des structures TBH [Bat 96] . Les premières
études sur le sujet par l’équipe de M. Bolognesi à Simon Fraser (Canada), ont montré un
certain intérêt et avantage du GaAsSb par rapport à d’autres matériaux III-V ternaires comme
le GaInAs par exemple en terme de mobilité et de temps de vie des porteurs dans la base
[Dvorak 00]
. Dans ce contexte, le TBH à base GaAsSb sur substrat InP présente les propriétés
suivantes parmi lesquelles on trouve des avantages indéniables :
•
Un très fort dopage p au carbone (2x1020 cm-3) de la base fine (25nm) permet
simultanément d’obtenir un faible temps de transit de base et une résistance
de base raisonnable
[Watkins 00]
. Le dopage au carbone présente un double
intérêt : un recuit post-croissance n’est pas nécessaire pour l’activation des
dopants et le carbone dans le GaAsSb ne diffuse que faiblement vers
l’émetteur et le collecteur. Dans le GaAsSb (dopé p), la mobilité des trous est
égale à 55-60% de celle dans GaInAs, ce qui a indirectement pour
conséquence que le courant des trous injecté dans l’émetteur IpE est plus
faible que dans le cas d’une base GaInAs.
•
Une hétérojonction base-collecteur de type II :
Grâce à un alignement des bandes de conduction favorable au niveau de
la jonction BC GaAsSb/InP, une bonne tenue en tension est obtenue
(tension de claquage 6V pour un collecteur de 200nm), de même qu’une
faible tension de saturation (0.4V à 0.2mA/µm2 soit 200KA/cm2). Ceci
permet une application dans le domaine des composants basse-puissance.
Pas de blocage de porteurs à la jonction BC et donc injection très rapide
des électrons dans le collecteur (Transport balistique des électrons) et
ainsi on a une suppression du compromis tension/rapidité des TBH.
49
•
Discontinuité de bande de valence élevée pour les trous entre E et B et donc
une augmentation de la hauteur de barrière émetteur-base pour les trous. Ceci
introduit de très bonnes performances dynamiques liées au fait que le
confinement des trous est excellent.
Ainsi, l'hétérojonction InP/GaAsSb de type II, permet la conception de TBH à double
hétérojonction qui présentent à la fois de très bonnes caractéristiques dynamiques (pas de
charge stockée à l'interface base-collecteur) et une remarquable tenue en tension (grâce au
collecteur en InP)
[Matine 00]
(figure 2.4). Ces propriétés conduisent pour les premiers
dispositifs, à des fréquences de coupure FT de 270GHz et Fmax > 300GHz .
Ces résultats constituent une ouverture très prometteuse vers des composants opérant avec
une fréquence de coupure supérieure à 300GHz sur une large gamme de tension et de densités
de courant.
Base
GaAsSb
Emetteur
InP
∆EC
Collecteur
InP
EF
∆EV
EC
EV
Figure 2.4 : Diagramme de bande d’un TBH InP/GaAsSb/InP
2.2.5
Inconvénients
Parmi les inconvénients de l’utilisation d’une base en GaAsSb dans les TBH InP on peut
citer :
•
Les alliages antimoniés restent difficiles à épitaxier en raison de a très faible
pression de vapeur de l’antimoine, et les alliages sont sujets à des effets de
ségrégation en cours de croissance d’où la nécessité d’une optimisation fine
50
•
La réalisation des interfaces Emetteur-Base et Base-Collecteur des TBH
nécessite une optimisation fine de la qualité des matériaux antimoniés et de
leur interface avec l’InP
•
L’effet Early étant très prononcé par rapport à des TBH de même dimension
réalisés à base d’autres matériaux, on peut obtenir des courants de collecteur
IC très forts, ce qui procure une très grande vitesse. En revanche, cet effet a un
impact sur le gain en courant β qui devient variable. Pour une application en
mode numérique (comme c’est le cas du projet MELBA), la variation du gain
n’a pas de conséquence.
•
Une interface E-B type II (InP/GaAsSb) qui s’oppose à l’injection des
électrons dans la base. Une solution est proposée afin d’annuler la
discontinuité de bande de conduction à l’interface E-B (∆ΕC ≈ 0) en utilisant
un matériau quaternaire InGaAlAs dans l’émetteur au lieu de l’InP. Ce sujet
est présenté dans le paragraphe suivant.
2.2.6
Matériau quaternaire dans l’émetteur: InGaAlAs.
Dans la littérature, la jonction émetteur-base est généralement formée par une interface
InP/GaAsSb (type II). Une nouvelle conception de structure utilisant un émetteur en
InGaAlAs a été proposée par les auteurs Zhu et al
[Zhu 03]
.En effet, la discontinuité de bande
de conduction de l’émetteur InP et de la base GaAsSb est négative, ce qui a pour effet de
gêner l’injection des électrons dans la base (figure 2.4), donc on a intérêt à ce que
l’hétérojonction Emetteur-Base soit de type I avec un offset de bande de conduction positif.
Les auteurs ont proposé alors de remplacer l’émetteur en InP par un émetteur en InGaAlAs en
espérant créer une interface type I c’est à dire une discontinuité de bande de conduction
positive à l’interface E-B et ainsi un lancement balistique des électrons dans la base.
L’interface InAlAs/GaAsSb est type I (∆ΕC ∼ 0.1eV), alors celle de InGaAs/GaAsSb est de
type II (figure 2.5). Une interface éventuelle E-B formée par l’alliage quaternaire (Al,Ga)InAs
et le ternaire GaAsSb pourrait être de type I ou de type II selon la composition en InGaAs et
InAlAs.
On
crée
ainsi
un
nouveau
degré de liberté à l’hétérojonction E-B,
∆ΕC(InGaAlAs/GaAsSb) serait de type I ou de type II [Zhu 03, Pavlidis03]
51
∆EC
∆EC(eV) (InGaAlAs/GaAsSb)
0.2
InAlAs
0.1
0.0
-0.1
-0.2
-0.3
InGaAs
-0.4
-0.5
0.0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
1.0
Taux de InAlAs
Figure 2.5 : Offset de bande de conduction de l’interface InGaAlAs/GaAsSb en fonction du taux de
InAlAs.
2.3 Importance des études matériau pour la caractérisation et
la conception des transistors bipolaires à hétérojonction
Dans ce paragraphe, nous allons présenter le potentiel considérable des méthodes de
spectroscopie optique (notamment la spectroscopie de modulation optique) ainsi que leur
intérêt grandissant pour déterminer d’importants paramètres propres aux matériaux GaAsSb et
aux composants TBH étudiés.
Concernant l’étude des TBH, la caractérisation non destructive est importante pour leur
fabrication. Les techniques de caractérisation optique comme la photoluminescence, et la
photorefléctivité sont simples et rapides et peuvent être réalisées sans contact, à température
ambiante et sur l’ensemble de la plaquette de croissance.
La figure suivante (figure 2.6) montre un schéma descriptif de l’intervention de la
caractérisation optique sur les TBH
52
E
InP or InGaAlAs
GaAsSb
InP
B
n
p
n
C
résistance d’accès à la base
C
Niveau de Fermi de surface
injection Emetteur-Base :
Champs électriques aux
jonctions EB et BC
Nature de l’ Interface
Bandoffset ∆EC / ∆EV
Figure 2.6 : Vue en coupe d’un TBH montrant l’intérêt des spectroscopies optiques pour l’étude
des TBH
2.3.1
Etudes des propriétés physiques des alliages antimoniés
L’arséniure de gallium (GaAs) et le phosphure d’indium (InP) sont souvent utilisés comme
substrat pour les hétérostructures III-V. On voit sur la figure 2.7 que l’exigence d’une
adaptation de maille cristalline sépare les matériaux en plusieurs famille distinctes selon le
substrat, ceci implique qu’on ne peut pas utiliser n’importe quel matériau sur n’importe quel
substrat. Par exemple, le paramètre de maille de l’InP est d’environ 5.87 A°. Les alliages
ayant un paramètre de maille égal ou très proche pourront être déposés sur un substrat d’InP.
Parmi ces alliages on peut citer le GaInAs, le AlInAs, le GaAsSb, le GaInAsP. Ces alliages se
trouvent dans la figure 2.7, sur une ligne verticale passant par l’InP.
Le matériau GaAsSb est un alliage obtenu en faisant varier le taux d’antimoine dans le
diagramme de phase entre GaAs et GaSb. La connaissance des propriétés physiques de ce
matériau, base du TBH, demeure importante afin de modéliser et comprendre le
fonctionnement des composants [Chouaib 04] .Cette étude est décrite en détail au chapitre 3.
53
Figure 2.7 : Energie de bande interdite des alliages III-V en fonction de leur paramètre de maille
cristalline. A l’accord de maille sur l’InP, se trouvent le InGaAs, l’AlInAs et le GaAsSb.
2.3.2
Interfaces type II – offsets de bande
Dans le paragraphe précédent 2.2.3 nous avons vu l’effet des discontinuités de bandes de
conduction ∆ΕC et de valence ∆ΕV sur les performances du TBH et en particulier sur le gain
en courant. Cependant, l’introduction d’une hétérojonction de type II dans le TBH est un
point nouveau qui nécessite d’être étudié en détail (c.f. chapitre 4). Contrairement au cas des
hétérojonctions utilisées souvent de type I, la discontinuité de la bande de conduction présente
à l’interface InP/GaAsSb d’une part s’oppose à l’injection des électrons dans la base et
d’autre part facilite leur collection en sortie de base (paragraphe 2.2). Par conséquent, il est
très important d’avoir une bonne connaissance des discontinuités de bande entre les différents
matériaux utilisés dans ce type de composant, et de la nature de leur interface (InP/GaAsSb et
GaAsSb/InGaAlAs).
A l’aide de la spectroscopie de photoluminescence et de photoréflectivité, on peut
déterminer la nature de l’interface en question et les offsets de bande
[Peter 99, Chouaib 04]
. Ce
sujet est décrit dans le chapitre 4. Sur la figure 2.8, nous montrons un exemple
d’hétérostructure type I entre InP et GaInAs et une autre type II entre InP et GaAsSb.
54
Ga0.47In0.53As
InP
GaAs0.51Sb0.49
∆EC
0.75eV
InP
∆EC
0.72eV
1.35eV
∆EV
∆EV
(a) Type I
1.35eV
(b) Type II
Figure 2.8 : Hétérojonction InP/GaInAs (Type I ) et InP/GaAsSb ( Type II )
2.3.3
Détermination de la position du niveau de Fermi de Surface du
matériau ternaire GaAsSb
La position du niveau de Fermi de surface des semiconducteurs utilisés dans des
applications micro-électroniques est une information importante d’un point de vue
technologique. Les performances électriques des TBH en dépendent
[Kikawa 99]
. Les
performances sont liées notamment aux résistances d’accès de contact aux différentes
structures du TBH comme l’émetteur, la base et le collecteur.
La connaissance de la position du niveau de Fermi de surface du matériau GaAsSb permet
entre autres paramètres de modéliser, simuler et comprendre le fonctionnement de ces
composants.
La résistance d’accès à la base du TBH par unité de longueur est proportionnelle à :
RB ∝ 1/q µpNAB
(2.8)
Où q est la charge de l’électrons, µp est la mobilité des trous, et NAB est le niveau de
dopage de la base.
Selon l’équation 2.8, la résistance carrée est inversement proportionnelle à la mobilité des
trous, le dopage et l’épaisseur de la base NAB. Ces deux quantités (la mobilité et la
concentration des trous) varient au fur et à mesure qu’on se rapproche de la surface et leur
55
valeur dépend de la courbure de bande à la surface, autrement dit du niveau de Fermi de
surface. On parle ainsi d’une mobilité et concentrations des trous effectives.
La base du TBH est fortement dopée p, donc le niveau de Fermi EF dans la base passe
ZCE1
CE
EC
E
EF
EV
EFS
ZCE1
CB
B
(a)
ZCE2
CE
EC
E
EF
EFS
ZCE2
CB
B
EV
(b)
Figure 2.9 : Niveau de Fermi de Surface (a) proche de la bande de valence (b) proche de la bande
de conduction
tout près de la bande de valence. Si le niveau de Fermi de surface EFS est bloqué du côté de la
bande de valence (figure 2.9 (a)), la courbure de bande au voisinage de la surface est
relativement faible et ainsi la ZCE1 est petite ce qui a pour effet de réduire la résistance
d’accès à la base RB. En revanche, si le niveau de Fermi de surface est bloqué du côté de la
bande de conduction (figure 2.9 (b)), la courbure de bande au voisinage de la surface devient
forte rendant la ZCE2 relativement large ce qui a pour effet d’augmenter la résistance d’accès
à la base RB.
L’une des méthodes pour la détermination de la position du niveau de Fermi de surface est
la photoréflectivité (PR) [Bru 04, Hwang 94, Hwang 97] . Elle est fréquemment utilisée pour ce genre de
56
mesures, car elle permet une caractérisation de la surface. Le principe repose sur une mesure
de champ de surface d’un échantillon par PR dans le régime d’oscillations de Franz-Keldysh.
Nous traitons ce sujet en détail dans le chapitre 3.
2.4 Apport des spectroscopies de modulation optiques pour la
caractérisation des transistors bipolaires à hétérojonction (
TBH )
2.4.1
Introduction
La caractérisation et la qualification non-destructive de structures complexes multicouches
à semiconducteurs constituent une étape importante et cruciale pour la fabrication des
composants semiconducteurs. La fabrication actuelle des composants électroniques, optiques
et opto-électroniques impose un certain nombre de procédures compliquées allant de la
modélisation et des simulations préliminaires jusqu’à la croissance épitaxiale des couches
fines et aux procédés technologiques de salle blanche, lourds et couteux. Dans ce cadre, les
caractérisations doivent être exploitables et instructives, non-destructives, rapides et faciles à
utiliser à température ambiante, et peu coûteuses. Grâce à leur simplicité et à leurs capacités
prouvées, les méthodes d’électro-modulation sans contact comme la PR sont tout à fait
adaptées à ces exigences.
Les composants fabriqués par des méthodes de croissances épitaxiales et procédés
technologiques sont généralement caractérisés par une variété de mesures optiques,
électriques et structurales comme la photoluminescence (PL), l’électroluminescence,
l’excitation
de
photoluminescence
(PLE),
les
spectroscopies
d’absorption,
de
photoconductivité (PC), l’ellipsométrie spectrale, la spectroscopie de modulation, la
dispersion Raman, la résistivité, l’effet Hall, les mesures courant-tension (I-V) et capacité –
tension (C -V), la résonance cyclotron, la microscopie électronique de transmission (TEM)
etc.. Plusieurs des méthodes mentionnées ci-dessus sont destructives et difficiles à employer.
De plus, certaines d’entre elles nécessitent des températures cryogéniques.
Comme nous l’avons décrit au chapitre 1, la PR est une technique de caractérisation très
sensible et non-destructive. Elle constitue maintenant un outil important pour la
caractérisation
des
couches
semiconductrices
57
massives,
des
microstructures,
des
nanostructures
[Chang 05, Geddo 00, Lai 03]
, et des interfaces (héterojonctions)
[Pollak 94]
. En outre,
cette méthode optique a également démontré des potentialités intéressantes pour l’étude des
paramètres physiques de composants comme les TBH, les HEMT, les lasers à puits
quantiques, les VCSEL etc. [Murtagh 04, Lin 01, Zamora-Peredo 05]
2.4.2
Etat de l’art des mesures de PR sur TBH
Le développement des TBH ces dernières années est un sujet très important en raison
notamment de leur intérêt pour la fabrication des circuits numériques ultra-rapides
[Dvorak 01]
.
Le développement technologique des TBH a été entravé par l’extrême sensibilité de la
performance de ce dispositif aux petites variations des structures épitaxiales. Généralement, la
région la plus critique qui détermine la performance globale du composant TBH est la
jonction p-n base-émetteur. Il a été démontré
[Pollak 94]
que la PR peut être une méthode
efficace pour la caractérisation des hétérostructures TBH. Par exemple, certaines
caractéristiques des spectres de PR obtenues à température ambiante sur des structures TBH
ont été corrélées avec les performances réelles de ces composants et par conséquent la PR a
prouvé sa puissance pour la qualification des composants avant le traitement technologique
(le process).
2.4.2.1
Analyse de la période des FKO
Nous avons montré au chapitre 1 qu’à partir de l’analyse des oscillations de Franz
Keldysh, il est possible d’évaluer les champs électriques internes (F) dans l’émetteur, ainsi
que dans la région collecteur. La valeur du champ électrique F s'est avéré avoir une relation
directe avec les performances du TBH, voire avec le gain en courant [Sugiyama 00] .
En effet, Y.H. Chen et al
[Chen 97]
ont caractérisé par PR plusieurs structures de TBH
InAlAs/InGaAs dont les épaisseurs d’espaceurs à l’interface Emetteur-Base (E-B) sont
différentes. L’insertion d’un espaceur fin à l’interface E-B a pour but d’éliminer la tension de
saturation offset. Les analyses des spectres au dessus du gap fondamental de l’InAlAs ont
permis de mesurer les gap des matériaux InAlAs et InGaAs, ainsi que les compositions en
Indium pour les deux matériaux, mesurer le champ électrique à l’interface E-B et par
conséquent déduire l’énergie du spike de l’émetteur (VE) et la densité du gaz d’électrons 2DEG accumulés dans l’espaceur (Ns) pour chaque structure étudiée. Les auteurs ont montré à
partir des mesures de PR l’importance des deux paramètres mentionnés ci-dessus (VE et Ns)
pour les performances électriques d’un composant.
58
D’autres auteurs [Huang 98] ont étudié une série de structures TBH GaAlAs/GaAs dont le gap
de l’émetteur en GaAlAs est graduel par variation de la composition en Al. Bien que les
structures étudiées soient relativement compliquées, les auteurs ont montré que les champs
électriques mesurés à partir des FKO de l’émetteur et du collecteur sont en très bon accord
avec les valeurs des champs simulées. Ils ont démontré également par l’interprétation des
FKO, l’influence du gap graduel sur les caractéristiques du composant.
2.4.2.2
Exploitation de l’intensité des FKO
Tous les résultats précédents sont basés sur l’analyse de la période des FKO, c’est à dire la
mesure du champ électrique interne. Cependant, l’interprétation de l’intensité des FKO dans
le cas des TBH a été faite pour la première fois par H. Sugiyama et al [Sugiyama 00] . Les auteurs
ont montré une corrélation entre l’intensité du signal de PR et le gain en courant des TBH
InP/InGaAs. Le but était l’optimisation de la température de croissance de la couche émetteur
TE, un paramètre important pour le fonctionnement du TBH. Les intensités de PR provenant
de l’émetteur InP et du collecteur InGaAs diminuent quand on augmente TE. Ce résultat est
corrélé avec le gain en courant qui lui aussi diminue avec TE. Cette réduction du signal de PR
dans les régions émetteur et collecteur reflète l’augmentation de la densité des centres de
recombinaisons nonradiatives dans la base, un résultat confirmé par des études I-V menées
sur les mêmes structures. A haute température, le cristal se dégrade et les centres de
recombinaisons générés (défauts cristallins) vont gouverner indirectement le gain en courant.
Dans cette étude, le matériau de base est de l’InGaAs dopé au carbone, le signal de PR de
l’émetteur est alors considéré comme étant affecté par la base, car les auteurs ont remarqué
une diffusion de carbone vers l’émetteur et le collecteur : le signal peut être considéré comme
un reflet de la qualité cristalline de la base et de la contamination des couches adjacentes. En
effet, l’intensité de la PR est directement proportionnelle à la modulation du champ électrique
par le laser choppé. Quand la densité des centres de recombinaisons nonradiatives augmente,
une partie des paires électrons-trous photo-crées par le laser sera piégée par ces centres et
n’assistera pas à la modulation du champ ce qui réduit l’intensité de la PR.
2.4.2.3
Corrélation avec les performances des TBH
La corrélation des spectres de PR avec les performances des composants TBH
GaInP/GaAs a été mise en évidence par Hsin et al
[Hsin 01]
. Ces auteurs ont étudié le gap du
GaInP comme paramètre variable et son influence sur les caractéristiques du dispositif. Le
champ électrique interne et le gap extraits de la PR sont en très bon accord avec le gain
59
statique en courant et les différentes conditions de croissance des structures. Le GaInP est
connu pour des effets d’ordering importants. Des chercheurs ont pu mesurer le paramètre
d’ordering de ce matériau ternaire grâce à des mesures de PR-polarisée sur des TBH
InGaP/InGaAsN/GaAs
[Lin 01]
. En effet, le champ piézoélectrique attribué aux effets
d’ordering qui influence le champ électrique ordinaire dans la région de l’émetteur InGaP est
sensible aux directions de la polarisation de la radiation incidente. Par comparaison de spectre
de PR obtenus selon les polarisations E⏐⏐[110] et E⏐⏐[1-10], les auteurs ont pu évaluer les
effets de ces phénomènes sur le composant et en particulier sur le champ électrique dans la
région de l’émetteur.
2.4.2.4
Exploitation de la forme des FKO
Enfin, une étude très récente
[Takeuchi 04]
a démontré que des couches dans lesquelles
prennent naissance les FKO dans des structures multicouches pourraient être déterminées de
façon non-destructive à partir de l’analyse de la forme des spectres de PR. Des TBH
AlGaAs/GaAs dont les épaisseurs de base sont différentes ont tout d’abord été étudiées. Les
auteurs ont montré que la phase ϕ des FKO définies dans l’équation 1.29 est sensible à
l’épaisseur totale au dessus de l’interface associée à ces FKO. Afin d’analyser la phase ϕ, un
modèle de calcul de la forme des spectres de PR est proposé qui tient compte des effets
d’interférences dus au faisceau test. La phase ϕ ainsi calculée correspond à celle extraite du
spectre expérimental, prouvant ainsi la validité du modèle proposé. Ce même modèle de
calcul a aussi été appliqué pour l’analyse des FKO de TBH GaInP/GaAs pour lequel il a
reproduit la valeur correcte de la phase du spectre provenant de l’interface émetteur-base ainsi
que celle de l’interface base-collecteur. Il a finalement été démontré à partir de cette étude que
l’énergie de gap de la couche d’émetteur GaInP peut être précisément estimée à partir des
FKO en se servant de la phase ϕ tenant compte des effets d’interférence.
2.4.3
Etude de micro-PR sur composant
Toutes les mesures de PR menées sur les TBH de la littérature citée ci-dessus et bien
d’autres ont été obtenues sur des structures épitaxiales complètes non-processées. Le process
technologique succéde normalement aux études optiques afin de corréler les différents
résultats expérimentaux (optiques et électriques..). Les auteurs ont effectué leurs mesures à
l’aide de montages de PR classique avec une résolution spatiale assez médiocre. A ce jour,
aucune étude locale de PR sur des composants complètement processés de taille
micrométrique n’a encore été déjà publiée.
60
Un de nos objectifs dans ce projet concerne l’étude optique par photoréflectivité (PR) de
structures complètes épitaxiales pour TBH puis étudier les composants eux mêmes. Une
grandeur physique accessible par PR est le champ électrique aux jonctions
[Shen 95]
. La
comparaison de ces valeurs par rapport aux valeurs estimées à partir des caractéristiques
visées lors de la croissance de la structure épitaxiale peut permettre de déceler une éventuelle
déviation des compositions ou des niveaux de dopage par rapport aux valeurs nominales.
Durant ce travail, nous avons obtenu les premières mesures de micro-PR sur des dispositifs
miniaturisés grâce à notre banc expérimental performant dont la résolution spatiale atteint
1µm comme nous allons le montrer au chapitre 5.
61
2.5 Conclusion
Les demandes grandissantes de transistors fonctionnant à des fréquences de plus en plus
élevées nécessitent des recherches sur de nouvelles technologies de composants plus adaptées.
L’utilisation de l’hétérojonction III-V formant le TBH InP a permis de dépasser les limites
du transistor tout silicium.
Dans ce deuxième chapitre nous avons cité tous les avantages de ce type de composants en
particulier l’apport spécifique attendu dans la filière GaAsSb/InP. Cette filière présente des
performances dynamiques élevées avec un fT/fmax de 270GHz/300GHz [Godin 05] .
Les techniques de spectroscopie optiques sans contact et non-destructives sont
indispensables pour la caractérisation du matériau GaAsSb et de son interface avec InP d’une
part et pour la caractérisation de ces nouveaux composants TBH d’autre part.
62
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66
Chapitre 3 : Caractérisations physiques des alliages
antimoniés
Dans ce chapitre, nous nous intéressons aux propriétés physiques des alliages antimoniés
destinés à constituer la base des TBH. A partir d’une étude approfondie de spectroscopie de
PL et de PR, nous déterminons certaines propriétés de ces alliages (bande d’énergie interdite,
niveau de Fermi de surface) dont la connaissance est nécessaire pour la conception de ces
composants. Nous mettons en évidence également certains particularités de ces alliages (effets
de localisation) en exploitant de façon complémentaire les deux techniques de PL et de PR.
67
3.1 Propriétés physiques des alliages GaAs1-xSbx
Le matériau GaAsSb est un alliage ternaire combinant l’arséniure de Gallium GaAs et
l’arséniure de Gallium GaSb. Dans le cadre de cette thèse, on s’intéresse à des alliages en
accord de maille sur InP.
3.1.1
Paramètre de maille
Le paramètre de maille « a » est égal à la distance entre deux atomes dans un cristal.
Lorsqu’un atome étranger est introduit dans un réseau cristallin, il provoque en général une
variation du paramètre cristallin qui se traduit par une expansion ou une contraction du réseau,
fonction de la taille des atomes. On dit que la variation de « a » obéit à la loi de Vegard si elle
est linéaire avec le taux de substitution x (interpolation linéaire entre les binaires impliqués ).
Les paramètres de maille du substrat et des deux binaires sont [Landolt-Bornstein 82] dans notre cas:
aInP = 5.8687 Å
aGaAs = 5.6531 Å
aGaSb = 6.082 Å
Ainsi, pour que la couche épitaxiée soit en accord de maille avec le substrat InP, il faut
que :
aGaAsSb = aInP ⇒ x.aGaSb+(1-x).aGaAs = aInP
(3.1)
C’est pour une composition en antimoine de 49% que l’alliage sera en accord en maille sur
InP
3.1.2
Bande interdite (gap)
La qualité et la composition de l’alliage dépendent des conditions de croissance. Par
conséquent, le gap du GaAsSb varie parfois suivant les auteurs, de même que l’expression
donnant l’évolution de la bande interdite en fonction de la composition x en antimoine. En
général, la bande interdite d’un alliage est donnée par la formule suivante :
Eg(x) = A + Bx – Cx(1-x)
Où x est la composition en antimoine de l’alliage
A, B : constantes reliées aux énergies des binaires GaAs et GaSb
C : coefficient de courbure ( bowing parameter)
68
(3.2)
Nahory et al [Nahory 77] ont calculé le gap en fonction de x à 300K (éq 3.3) en utilisant le
paramètre de bowing déterminé par Thomas et al, [Thomas 70] :
Eg(x) = 1.43 – 1.9x + 1.2x2(eV), T=300K
(3.3)
Eg(x) = 1.52-1.9x+1.2x2, T = 10K
(3.4)
Cette formule a été appliquée sur des hétérostructures GaAsSb/GaAs et GaAsSb/InP
épitaxiées en phase liquide (EPL), EJM et OMVPE pour extraire le pourcentage d’antimoine
[Nahory 77, Peter 99, Huang 88]
. L’écart entre les formules 3.3 et 3.4 et les valeurs expérimentales
obtenues par photoluminescence (PL) présentées dans ces publications est relativement grand.
On attribue ceci à plusieurs effets. Parmi lesquels :
-
La photoluminescence est très sensible aux impuretés se situant en dessous de la
bande interdite.
-
Le gap dépend des conditions de croissance et du substrat de départ (InP ou GaAs).
-
Les auteurs
[Nahory 77, Klem 87]
ne prennent pas en compte les effets de contraintes
dépendant de la composition en antimoine.
Teissier et al.
[Teissier 01]
ont montré que pour une concentration d’antimoine variant entre 0
et 0.4, la bande interdite obtenue à partir de spectres de PL à la température ambiante suit
l’expression suivante :
Eg(x) = 1.43 – 2.24x + 1.97 x2
(3.5)
Merkel et al [Merkel 95] ont étudié le gap sur des couches GaAsSb/InP épitaxiées par OMVPE
et EJM et avaient proposé l’expression suivante pour la bande interdite obtenue à partir de
spectres d’absorption :
Eg(x) = 1.42 – 2.05x + 1.35x2
(3.6)
L’expression donnant les valeurs de bande d’énergie interdite les plus proches de nos
valeurs expérimentales est cette dernière publiée par Merkel et al.
[Merkel 95]
Nous utiliserons
cette expression pour la suite de notre travail.
3.1.3
Paramètres physiques à 300K
Nous donnons dans ce paragraphe les paramètres physiques de l’alliage GaAsSb à 300K en
fonction de la composition x en Sb. Ces valeurs sont extraites de la littérature [ioffe] .
•
Nombre d’atomes par cm-3 : ( 4.42 – 0.89 x ) 1022
•
Densité : ( 5.32 + 0.29 x ) g/cm3
•
Constante diélectrique ( statique) : 12.90 + 2.8 x
•
Constante diélectrique ( haute fréquence ) : 10.89 + 3.51 x
69
•
La masse effective des électrons me : ( 0.063 – 0.0495 x + 0.025 x2 ) m0
•
La masse effective des trous lourds mh : ( 0.51 – 0.11 x ) m0
•
La masse effective des trous légers ml : ( 0.082 – 0.032 x ) m0
•
L’affinité électronique : 4.07 eV
3.2 Croissance par épitaxie par jets moléculaires (EJM) des
structures GaAsSb/InP
La société « Picogiga international » a fourni dans le cadre du projet MELBA les
échantillons permettant de déterminer les premières phases de développement du TBH
GaAsSb/InP. L’équipement de Picogiga permet la synthèse des structures (réacteur d’épitaxie
multi-wafers) mais aussi la caractérisation des matériaux par Diffraction X, mesures
électriques (mesure de résistance carré, de mobilité Hall) etc..
Un réacteur VG-100 multi-plaques a été utilisé pour la réalisation des structures. Ces
réacteurs sont utilisés pour des productions de volume. L’utilisation d’un tel réacteur permet
de valider sur un outil de production le développement et la faisabilité du procédé
d’élaboration matériau. Dans ce projet, Picogiga a démontré pour la première fois la
faisabilité de la réalisation de structures TBH antimoniure sur substrat InP par EJM sur un
réacteur VG 100.
Les températures d’épitaxie respectives des alliages binaires GaAs et GaSb permettent de
faire croître le matériau ternaire GaAsSb par la technique EJM dans une large fenêtre de
conditions de croissance. La source solide de Sb choisie est une cellule type craqueur à valve
utilisée essentiellement jusqu’à maintenant pour les éléments appartenant à la colonne V : As
et P. La difficulté majeure pour la croissance des alliages antimoniés comme l’a montré la
littérature
[Yi 03, Godin 05, Chouaib 04]
est le problème de ségrégation d’antimoine qui créé des
fluctuations de composition. Nous avons étudié en détail dans ce chapitre les effets de ce
phénomène sur les propriétés physiques des alliages antimoniés (c.f. paragraphe 3.4)
Les conditions optimales de croissance de l’alliage GaAsSb ont été obtenues en
corroborant les études de Diffraction d’Electron à Haute Energie en incidence Rasante
(RHEED) aux propriétés structurales obtenues à partir des spectres de Diffraction X [Godin 05] .
Les résultats de croissance obtenus par Picogiga ont montré un matériau d’une excellente
qualité cristalline. A ce titre, la figure 3.1 montre un spectre de diffraction X obtenu sur le
70
matériau GaAsSb épitaxié sur InP. Les franges d’interférence du spectre de la figure 3.1
montrent aussi l’excellente qualité cristalline du matériau [Godin 05] .
Figure 3.1:Spectre de diffraction X d’un alliage GaAsSb. La présence des franges indique un
matériau de bonne qualité cristalline [Bove02, Godin 05]
Une fois cette qualité cristalline obtenue, l’étape qui a suivi est le dopage du matériau. Le
dopant choisi ( C )est introduit à partir d’une source gazeuse : CBr4. Ce dopant type p a
manifesté une excellente efficacité dans le matériau GaAsSb. La courbe ci-dessous décrit
typiquement les mobilités des trous (figure 3.2) obtenues à partir des mesures effet Hall
réalisées à Picogiga
[Boves02, Godin 05]
, comparées à la littérature
[Watkins 00]
. On remarque
l’obtention d’un fort taux de carbone incorporé dans le matériau GaAsSb. La mobilité des
trous se dégrade très peu quand le dopage augmente ( p> 1019 cm-3) et elle a été maintenue à
28cm2/V/s pour un très fort dopage de 2.5x1020 cm-3 .C’est l’un des principaux avantages de
l’utilisation du matériau GaAsSb dans la base du TBH : obtenir un très fort dopage type p tout
en conservant une mobilité des trous supérieure à 25cm2/V/s (figure 3.2). L’optimisation du
TBH impose l’utilisation d’une base dopée le plus fortement possible afin notamment de
réduire la résistance d’accès à la base.
71
Figure 3.2: Mobilité des trous en fonction du dopage mesurées par effet Hall[Bove 02] comparée à
celle de Watkinsi et al.[Watkins 00]
Le bon comportement du dopage est alors converti en terme résistance carrée (figure 3.3)
de la couche de GaAsSb dopée type p au CBr4.
Figure 3.3: Résistance carrée d’une couche de GaAsSb dopée p à 3.6x1019cm-3 en fonction de
l’épaisseur [Bove 02]
72
En effet, la résistivité de la couche GaAsSb est égale à :
ρB = 1/q µpNAB
(3.7)
où q est la charge de l’électrons, µp est la mobilité des trous, et NAB est le niveau de dopage
de la base. Dans ce cas, la résistance carrée est donnée par :
R = ρB / XB = 1/q µpNABXB
(3.8)
Où XB est l’épaisseur de la base.
Selon l’équation 3.8, la résistance carrée est inversement proportionnelle à la mobilité des
trous, au dopage et à l’épaisseur de la base. La figure 3.3 montre une variation normale en
fonction de l’épaisseur de la base suivant l’équation 3.8 pour un dopage de 3.6x1019 cm-3.
Pour un dopage de 8 1019 cm-3 (épaisseur 50nm), la résistance carrée typique de la base
déterminée par des mesures de TLM effectuées à Picogiga est de 760 Ω/sq [Godin 05].
3.3 Caractérisations physiques des alliages antimoniés
3.3.1
Structures étudiées
Les résultats présentés dans ce paragraphe proviennent de l’étude de deux couches de
GaAsSb non intentionnellement dopées de 300nm et 50nm d’épaisseur, épitaxiées sur InP par
EJM à Picogiga. Sur un substrat InP (dopé Si) est déposée une couche InP dopé au Silicium
(3x1018cm-3 pour H6372), et non intentionnellement dopée pour H6381. La structure des deux
échantillons H6372 et H6381 est décrite en figure 3.4 Les compositions d’alliage sont
déduites de l’analyse des spectres de double diffraction X (DDX) réalisés à Picogiga sur ces
couches épitaxiales, en supposant l’alliage parfaitement contraint sur InP : GaAs54.3Sb45.7 pour
l’échantillon H6372 et GaAs49.6Sb50.4 pour l’échantillon H6381.
73
H6372
H6381
GaAsSb nid
50 nm
GaAsSb nid
300 nm
InP(Si)~3x1018cm-3
~100nm
InP(Si) nid
~20nm
InP substrat
InP substrat
45.7 % Sb
50.4 % Sb
Figure 3.4: Structures étudiées
Ces échantillons ne sont pas des dispositifs électroniques complets mais des empilements
de couches épitaxiées destinés à l’étude et l’optimisation du matériau ternaire GaAsSb pour la
réalisation de la région de base des TBH.
74
3.3.2
Analyse des spectres de PR
3.3.2.1
Spectres à température ambiante
x5
H6372
E0+∆0=1.1eV
Γ=34 meV
∆R/R
*2
H6381
0.6
0.7
Température = 300K
0.8
0.9
1.0
1.1
1.2
Energie (eV)
Figure 3.5: spectres de PR à 300K des deux échantillons H6372 (rouge) et H6381 (noir).
Les spectres de PR des deux échantillons H6372 et H6381 sont reportés figure 3.5. Les
deux spectres présentent des oscillations de Franz Keldysh (FKO) au dessus du gap du
matériau GaAsSb (9 oscillations pour H6372 et 4 pour H6381). C’est le signe de l’existence
d’un champ électrique important à l’intérieur de ces couches, champ dont on peut extraire la
valeur à partir de l’exploitation du système d’oscillations : il s’agit d’une méthode toutoptique pour déterminer un champ électrique interne (c.f. chapitre 1). Il est important de noter
que l’intensité et la période des oscillations de l’échantillon H6372 sont beaucoup plus
importantes que celles de l’échantillon H6381, parce que l’intensité et la période des FKO
sont directement liées à la valeur du champ électrique [Hall 97]
Une transition faible et très large est observée à haute énergie sur le spectre de
l’échantillon H6372 (vers 1.1 eV). Nous attribuons cette transition à la bande valence split-off
75
du matériau GaAsSb (E0 + ∆0). L’étude détaillée de cette transition en fonction de la
température sera présentée dans le paragraphe 3.3.3.1
Comme nous l’avons décrit au chapitre I (paragraphe 1.1.3.3), le tracé de(4/3π)(Em-Eg)3/2
en fonction de l’indice m de l’oscillation permet une mesure du champ maximum dans la
couche. L’erreur estimée par cette mesure est de l’ordre de 5%. Cependant cette méthode
suppose une connaissance précise de l’énergie de bande interdite Eg. Dans le cas de GaAsSb,
Eg dépend de la composition en antimoine, donc on ignore sa valeur précise nécessaire pour
l’exploitation du champ électrique à partir des FKO. Dans le paragraphe suivant, nous
proposons une méthode pour extraire le gap du matériau GaAsSb en combinant les spectres
FKO obtenus à haute température et ceux TDFF obtenus à basses température sur le même
échantillon.
3.3.2.2
Influence de la température sur les spectres de PR
Les figures 3.6 et 3.7 présentent l’évolution des spectres de PR des échantillons H6381 et
H6372 en fonction de la température (300K- 8K). Pour l’échantillon H6372, les spectres
présentent des FKO dans toute la gamme de température, alors que la forme des spectres
enregistrés dans le H6381 est modifiée quand la température diminue. Entre 300K et 140K,
les spectres présentent des FKO. Au delà de 100 K, il est clair que la forme oscillatoire des
spectres a disparu, prouvant que la nature des spectres a changé. Il s’agit de la dérivée
troisième de la fonction diélectrique (TDFF) pour une température inférieure à 120K. Ce
changement de forme est le signe d’une réduction du champ électrique dans cet échantillon
quand on le refroidit. Cette diminution est liée aux effets de photovoltage qui dépendent de la
température. Nous verrons que la différence de comportement entre les deux échantillons
s’explique parfaitement par des différences structurales (épaisseur et dopage des couches)
76
H 6381
8K
40K
Intensité de PR
60K
100K
140K
180K
220K
260K
300K
0.70 0.72 0.74 0.76 0.78 0.80 0.82 0.84
E nergie (eV )
Figure 3.6:Spectres de PR sur H6381 à différentes températures
77
8K
H6372
40 K
Intensité de PR (a.u.)
60 K
100 K
140 K
180 K
220 K
260 K
300 K
0.70
0.75
0.80
0.85
0.90
0.95
1.00
Energie (eV)
Figure 3.7 : Spectres de PR sur H6372 à différentes températures
3.3.2.3
Cas des couches épiasses (cas de l’échantillon H6381)
Intéressons nous dans un premier temps à l’échantillon H6381 (fig. 3.6) et au phénomène
de photovoltage induit par le faisceau pompe (le laser modulé). Les paires électrons trous
photo-créés par le laser sont séparées par le champ électrique et leur accumulation de part et
d’autre de la couche réduit la valeur du champ mesurée. Ces porteurs ont tendance aussi à se
recombiner par effet thermique, c’est ce qu’on appelle l’effet thermoïonique. Le photovoltage
résulte donc d’un équilibre entre la génération et la recombinaison des porteurs. A basse
température, les recombinaisons par effet thermoïonique sont faibles, ce qui induit une
augmentation des effets de photovoltage et une réduction du champ électrique mesuré. Ce
sujet est détaillé au chapitre 4.
Comme nous l’avons décrit dans le premier chapitre, la photoréflectivité est classée en
trois catégories : faible, intermédiaire et fort champ électrique (cf paragraphe 1.2.4). Dans le
cas où l’énergie électro-optique est relativement faible devant l’élargissement de la transition
de PR, les variations de la fonction diélectrique s’expriment comme la dérivée troisième de la
78
fonction diélectrique non perturbée par rapport à l’énergie. On parle ainsi de la théorie à
champ faible. Dans le cas contraire, la PR se manifeste par les oscillations de Franz Keldysh
(Théorie à champ fort, cf paragraphe 1.2.4.2). La nature de la transition en PR dépend alors du
rapport énergie éléctro-optique/paramètre d’élargissement ( hθ / Γ) ce qui explique l’origine
du changement de nature du spectre enregistré à basse température (< 100K) dans
l’échantillon H6381 (figure 3.6). En effet, à basse température (T ≤ 100K), le champ
électrique diminue sous les effets de photovoltage ce qui introduit une diminution de l’énergie
électro-optique hθ = (
e 2 F 2 h 2 1/ 3
) qui devient très inférieure au paramètre d’élargissement et
2µ
on n’est plus dans les conditions de champ fort, mais de champ faible (TDFF).
3.3.2.3.1
Détermination du gap par fit TDFF (Champ faible)
La figure 3.8 montre le spectre de PR de l’échantillon H6381 à 60K ainsi que l’ajustement
par l’équation TDFF (eq 1.24).
0.0015
Exp
PR (u.a.)
0.0010
Fit TDFF
0.0005
0.0000
-0.0005
-0.0010
-0.0015
0.785
0.790
0.795
0.800
0.805
0.810
0.815
Energie (eV)
Figure 3.8: Spectre de PR de l’échantillon H6381 à 60K. Les données ont été ajustées suivant
l’équation 1.24
Le même ajustement suivant l’équation 1.24 a été fait sur tous les spectres à basse
température qui correspondent à la théorie en champ faible et ont donc une nature TDFF. Les
valeurs du gap et du paramètre d’élargissement obtenus par ajustement des spectres pour
79
8K<T<100K sont données dans le tableau 3.1. On remarque que Eg et Γ évoluent de façon
classique avec la température, Γ augmente quand T augmente sous l’effet de l’augmentation
des interactions éléctrons-phonons.
Température (K)
8K
40K
60K
100K
Eg(eV)
0.805
0.802
0.799
0.790
Γ(meV)
4.1
4.2
4.5
4.9
Tableau 3.1: Energies de gap et paramètres d’élargissement obtenus par ajustement des spectres
par l’équation 1.24 (TDFF).
Comme nous l’avons indiqué dans le paragraphe 3.3.3, une large transition de faible
intensité apparaît vers 1.1 eV (figure 3.5). Cette transition a été attribuée à la bande de valence
dite split-off du matériau GaAsSb (EG + ∆0). L’énergie et le paramètre d’élargissement sont
aussi déduits par ajustement suivant l’équation TDFF : EG + ∆0 = 1.08eV et Γ = 34meV à
300K. La figure 3.9 donne les spectres de PR en fonction de la température de l’échantillon
H6372 dans la gamme d’énergie 1 – 1.25 eV. Tous les spectres sont ajustés et les valeurs
trouvées de E0 + ∆0 sont tracées en fonction de la température et reportées figure 3.10. E0 + ∆0
varie de façon classique avec la température, et nous l’avons ajustée avec la loi empirique de
type Varshni :
EG (T ) = EG (0) −
α .T 2
β +T
(3.9)
Les paramètres d’ajustement EG(0) + ∆0(0) = 1.155 ± 0.0006eV, α = 0.00154 ±
0.0005eV.K-1, et β = 1532 ± 600K.
80
60K
∆R/R
100K
180K
260K
H6372
1.00
1.05
1.10
1.15
1.20
1.25
Energie(eV)
Figure 3.9:spectre de PR de la transition spin orbite E0 + ∆0 à différentes températures
1.16
1.15
Energie (eV)
1.14
1.13
1.12
1.11
1.10
1.09
1.08
1.07
0
50
100
150
200
250
300
Température (K)
Figure 3.10 : Energie de transition E0 + ∆0 en fonction de la température ainsi que son
ajustement suivant la loi de Varshni
81
3.3.2.3.2
Détermination du gap et du champ électrique par exploitation des
FKO (champ fort) : choix de la phase ϕ
A haute température, les spectres de l’échantillon H6381 ne peuvent plus être ajustés
suivant l’équation TDFF (1.24) puisqu’ils présentent des oscillations de Franz Keldysh. Le
champ électrique interne F et l’énergie de gap Eg sont déterminés suivant la méthode décrite
dans le paragraphe 1.1.3.3.2 en utilisant l’équation 1.32
Em = hθ [3/4(mπ-ϕ)]2/3 + Eg
en traçant Em (en ordonnée) en fonction de [3/4(mπ-ϕ)]2/3 (en abscisse) comme montré en
figure 3.11 à 300K La pente de la droite donne l’énergie électro-optique qui dépend du champ
électrique
Il est intéressant de noter que les quatre maximas d’énergie sont bien alignés. Ceci confirme
la nature d’oscillations de Franz Keldysh des spectres de PR de l’échantillon H6381 à haute
température.
3.3.2.3.2.1
Détermination du gap
Pour un matériau ternaire dans lequel le gap Eg n’est pas connu précisément, l’exploitation
des FKO utilisant l’équation 1.32 nécessite la détermination de la phase ϕ, paramètre qui
dépend a priori de la force de l’interaction électron-trou, des épaisseurs optiques des couches,
des effets d’interférences et d’autres effets arbitraires
[Takeuchi 04, Hosea 05]
. Afin de tester son
influence sur le gap et le champ électrique, nous l’avons fait varier entre - π et + π : nous
avons remarqué que l’effet majeur de ϕ apparaît sur l’intersection de la droite Em avec l’axe
des ordonnées (c.f. figure 3.11), qui est la valeur du gap alors que son effet sur le champ
électrique (la pente de la droite) est relativement faible. De plus, nous supposons que la phase
ϕ ne varie pas beaucoup en fonction de la température. En effet, des études très récentes
[Takeuchi 04]
ont démontré qu’elle dépend essentiellement des effets d’interférences qui sont
quasi-indépendantes de la température.
Nous avons déterminé le gap du matériau de l’échantillon H6381 (figure 3.12) en utilisant
les deux méthodes : FKO et TDFF. Pour cela, nous avons trié partie de la présence des deux
formes de spectre (TDFF et FKO) à des températures différentes afin d’extraire la valeur de la
phase ϕ : ϕ est choisie de façon à ce que la détermination de l’énergie de gap à partir des FKO
et des TDFF donne une évolution correcte de Eg en fonction de la température.
82
H6381
Linear fit H6381, ϕ=0.8π
1.00
hθH6381= 8meV
EgH6381= 0.715eV
0.95
Em
0.90
0.85
0.80
0.75
ϕ = 0.4π
Eg(ϕ = 0.4π) = 0.707 eV
0.70
0
1
2
3
4
5
((m-0.8)π3/4)
2/3
6
7
8
Figure 3.11: Droite d’énergie électrooptique correspondant aux FKO dans H6381 à 300K
utilisant une phase de 0.8π
En choisissant ϕ = 0.8π pour l’échantillon H6381, on voit que l’évolution de Eg en
fonction de la température suit la loi empirique de Varshni
[Varshni 67]
(équation 3.9) comme
montré à la figure 3.12.
L’énergie de gap à 0K Eg(0), et les paramètres empiriques α et β sont respectivement
déterminés et valent : 0.806±0.003 eV, (4.0 ± 0,1) 10-4 eV.K-1, et 143 ± 18K.
0.82
Experiment
Varshni fit
0.80
Energie (eV)
0.78
FKO
ϕ=0.8π
TDFF
0.76
0.74
0.72
H6381
0.70
0
50
100
150
200
250
300
Température (K)
Figure 3.12: Energie de gap en fonction de la température et ajustement correspondant suivant la
loi de Varshni de l’échantillon H6381
83
3.3.2.3.2.2
Détermination du champ électrique
A partir de la pente de la droite hθ de la figure 3.11, et en prenant la masse réduite µ =
0.042m0
[Ioffe]
pour cet échantillon, le champ électrique interne mesuré est de l’ordre de
8kV/cm à 300K. Or nous avons vu que la théorie des FKO est appelée aussi théorie à champ
fort (cf paragraphe 1.2.4.2), du fait que les oscillations n’apparaissent que pour des valeurs du
champ relativement fortes
[Dimoulas 91]
. Les FKO sont directement liées au rapport énergie
électro-optique/paramètre d’élargissement ( hθ / Γ). Si hθ /Γ << 1, c’est à dire si Γ est très
supérieure à hθ , les FKO n’apparaissent pas et on dit dans ce cas qu’on est dans un régime à
champ faible : on obtient une simple transition TDFF. Dans le cas présent, nous avons trouvé
hθ = 8meV à 300K, sur un spectre de PR présentant des oscillations de Franz Keldysh. Ceci
implique que l’élargissement Γ n’est donc pas très supérieur à hθ , et doit donc être au plus
de l’ordre de hθ . Cet élargissement relativement faible prouve que le couplage des électrons
et des phonons est aussi faible dans ces alliages antimoniés.
3.3.2.4
Cas des couches fines (Cas de l’échantillon H6372)
Concernant l’échantillon H6372, nous ne pouvons pas utiliser la même méthode que celle
présentée pour H6381 pour extraire le gap et le champ électrique interne parce que les
spectres de PR présentent tous des FKO dans toute la gamme de température (figure 3.7).
L’écart énergétique entre les gap des deux échantillons est de l’ordre de 12 meV (EgH6372 >
EgH6381) . Il est nécessaire dans ce cas connaître le gap du matériau pour permettre le choix de
la phase ϕ. Comme l’analyse des spectres de double diffraction X (DDX) a donné une
composition en antimoine dans H6372 5% inférieure à celle de H6381, ce qui donne le gap de
l’échantillon H6372 à 300K (0.727 eV). La phase ϕ qui convient pour exploiter les FKO et en
déduire le champ électrique est alors de l’ordre de 0.92π. Le tracé de Em (l’énergie des
maximas) en fonction de [3/2π(m-0.92)]3/2 donne une droite dont l’intersection avec l’axe des
ordonnées est de 0.727eV. (figure 3.13)
84
H6372
Linear fit H6372
1.00
0.95
Em
0.90
hθA = 38.4meV
EgA= 0.727eV
0.85
0.80
0.75
0.70
0
1
2
3
4
5
((m-0.92)π3/4)
6
7
8
2/3
Figure 3.13 : Droite d’énergie électrooptique correspondant aux FKO dans H6372 à 300K
utilisant une phase de 0.92π
0.82
experiment
Varshni fit
Energie (eV)
0.80
0.78
FKO
phase = 0.92π
0.76
0.74
0.72
H6372
0
50
100
150
200
250
300
Température (K)
Figure 3.14 : Energie de gap en fonction de la température et ajustement correspondant suivant la
loi de Varshni de l’échantillon H6372
Comme précédemment, nous supposons que ϕ dépend peu de la température, et la même
valeur de ϕ = 0.92π est utilisée pour tous les spectres de l’échantillon H6372 de la figure 3.13
afin de déterminer le gap en fonction de la température. Cette évolution en fonction de la
température ainsi que son ajustement suivant l’équation de Varshni sont reportés figure 3.14.
Les paramètres de Varshni Eg(0), α et β de l’équation 3.9 déterminés par le fit sont
respectivement : 0.818 ± 0.003eV, (3.9 ± 0,1) 10-4eV.K-1, et 140 ± 14K.
85
Selon le tracé de l’énergie des maxima Em des oscillation en fonction de l’indice m de la
transition, l’énergie éléctro-optique (figure 3.13) hθ = 38.4 meV. Connaissant la masse
réduite, le champ électrique mesurée à 300K est alors de l’ordre de 90kV/cm.
L’écart entre les phases des deux échantillons (0.92π pour H6372 et 0.8π pour H6381) est
attribué à la différence d’épaisseurs des couches de GaAsSb (50 nm pour H6372 et 300nm
pour H6381), en accord avec les travaux récents de Takeuchi et al
[Takeuchi 04]
qui ont montré
que la phase des FKO la forte sensibilité de la phase à l’épaisseur totale des couches au dessus
de l’interface associée aux FKO.
3.3.3
Structure de bande des échantillons – simulation simwindows
Afin d’analyser finement les résultats ci-dessus, nous avons simulé la structure de bande
des échantillons en utilisant le logiciel Simwindows (figure 3.15 et figure 3.16). C’est un
logiciel développé par le centre d’études en optoélectronique de l’université de Colorado,
Boulder USA. Il permet de simuler des structures à empilement de couches semiconductrices
en résolvant l’équation de Poisson à une dimension. L’hypothèse de départ est donc que
toutes les variables (courant, potentiel, champ, etc ..) varient parallèlement au flux de courant
mais sont uniformes perpendiculairement à l’axe d’empilement.
Nous avons utilisé ces simulations pour comparer les valeurs du champ électrique
mesurées à partir des spectres de PR avec celles calculées à partir de la structure de
l’échantillon (dopage, épaisseur) telle qu’elle est estimée par notre partenaire Picogiga.
L’échantillon H6372 est une structure UN+ c’est à dire qu’il est constitué d’une couche non
dopée (U) épitaxiée sur une couche fortement dopée ; ce type de structure (UN+ ou UP+) a
été proposé pour la première fois par Van Hoof et al [Van Hoof 89] , et il est conçu pour créer un
champ intense dans la zone non dopée et permettant d’observer un grand nombre
d’oscillations de Franz Keldysh. Depuis, les mêmes types ont été utilisés pour la
détermination du niveau de Fermi de surface [Yan 95, Takeuchi 05] .
Dans le cadre de ce travail, grâce à la mesure du champ effectuée sur cet échantillon
(H6372), nous avons mesuré le niveau de Fermi de surface du matériau GaAsSb [Bru-Chevallier 04]
86
F
0.5
EC
EF
-0.5
InP (Si doped)
18
-3
3x10 cm
GaAsSb nid
-1.0
EV
-1.5
0.00
0.05
0.10
0.15
X(µm)
Figure 3.15: Diagramme de bande de l’échantillon H6372 simulé par le logiciel SimWindows
H6372
Field (V/cm)
40000
20000
0
F(V/cm)
Volts
0.0
-20000
-40000
-60000
-80000
-100000
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
X (µm)
Figure 3.16 : Allure du champ électrique en fonction de la profondeur ( H6372 )
87
0.5
EC
F
Volts
0.0
EF
InP nid
GaAsSb nid
-0.5
EV
-1.0
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
X(µm)
Figure 3.17 : Diagramme de bande de l’échantillon H6381 simulé par le logiciel SimWindows
H6381
Field (V/cm)
0
F (V/cm)
-2000
-4000
-6000
-8000
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
X (µm)
Figure 3.18 : Allure du champ électrique en fonction de la profondeur (H6381)
Les courbures de bande dans les deux structures (figures 3.15 et 3.17) vont provoquer
l’apparition d’un champ électrique. Les allures des champs électriques dans les deux
structures telles que le calcule Simwindows sont montrées sur les figures 3.16 et 3.18. Compte
tenu de la faible épaisseur de la couche de GaAsSb, le champ électrique de la structure H6372
y est quasiment constant. Selon la figure 3.16 le champ théorique à la surface dans
l’échantillon H6372 est de 88kV/cm. Dans le cas de l’autre échantillon (H6381), le champ
88
théorique n’est pas constant et il est relativement faible vu que la couche sous-jacente InP
n’est pas dopée (figure 3.18). Sa valeur maximale est de 7kV/cm tout près de l’interface avec
InP.
Ces valeurs théoriques du champ obtenue de la simulation de la structure de bande
(7kV/cm pour H6381et 88kV/cmkV/cm pour H6372) ont été comparée aux valeurs
expérimentales déduites par PR ( 8kV/cm pour H6381 et 90kV/cm pour H6372): la valeur
théorique maximale du champ électrique est approximativement de 7kV/cm [Chouaib 05] . Nous
trouvons un accord parfait entre les deux valeurs expérimentale et théorique reflétant ainsi une
bonne qualité de dopage, une épaisseur de couches et une composition en antimoine bien
précises concernant cet échantillon
3.3.4
Position du niveau de Fermi de surface
La modélisation simple de la structure de bande de l’échantillon H6372 que nous avons
effectuée (figure 3.15) montre l’origine de ce fort champ électrique détecté par les spectres de
PR. Nous constatons, que compte tenu de la faible épaisseur de la couche de GaAsSb, le
champ électrique y est quasiment constant et déterminé d’un côté par le niveau de dopage de
la couche sous-jacente d’InP et de l’autre côté par la position du niveau de Fermi de surface à
la couche de GaAsSb.
En négligeant les effets de photovoltage, une estimation de la position du niveau Fermi de
surface peut être obtenue à partir de la valeur du champ électrique mesuré. Pour un champ de
90kV/cm dans une couche de 50nm, on en déduit la position du niveau de Fermi de surface à
220 meV de la bande de valence [Bru-Chevallier 04] .
Comme nous l’avons décrit au chapitre 2 (c.f. 2.3.3), dans le cas où la position du niveau
de Fermi de surface pour une base fortement dopée p est proche de la bande de valence, ceci
implique une zone de charge d’espace (ZCE) relativement réduite dans la couche d’accès à la
base et ainsi une résistance d’accès à la base faible (c.f. figure 2.9). Dans le cas du GaAsSb
(gap 0.72 eV à 300K) le niveau de Fermi de surface est proche de EV (EV – EFS = 0.22eV), et
donc RB n’est pas trop augmentée par la ZCE liée à ce blocage de EF à la surface.
3.3.5
Conclusion
En conclusion, à partir des mesures de PR sur des hétérostructures GaAsSb/InP, nous
avons déterminé le gap des alliages GaAsSb en fonction de la température ainsi que les
paramètres de Varshni. Nous avons mesuré grâce aux FKO les champs électriques dans les
89
couches GaAsSb des deux structures étudiées et déduit la position du niveau de Fermi de
surface dans cet alliage. En se basant sur la théorie des champs forts de la PR présentée dans
le chapitre 1, nous estimons que la faible valeur du paramètre d’élargissement Γ qui permet
l’observation des FKO pour des champs électriques relativement faibles dans le GaAsSb.
Nous récapitulons les paramètres physiques des deux échantillons déterminés
expérimentalement lors de cette étude dans le tableau 3.2
Echantillon
Eg(eV)
(300K)
E0 (eV)
α
(eV.K-1)
β
(K)
EV EFS
(eV)
Fexp
(kV/cm)
(PR)
Fthéo
(kV/cm)
(simul)
Γ
(meV)
(8K)
E0+∆0
(eV)
(300K)
H6372
%Sb=45.7
H6381
%Sb=55.4
0.727
0.818
3.9 10-4
140
0.22
90
88
-
1.1
0.715
0.806
4 10-4
143
-
8
7
4.1
Tableau 3.2: Tableau récapitulatif des paramètres physiques déterminés expérimentalement dans
cette étude
3.4 Effets de localisation dans les alliages GaAsSb
L’incorporation de l’antimoine Sb dans le GaAs change sa structure de bande et provoque
un désordre d’alliage. Pour mettre en évidence le rôle que joue l’antimoine sur les propriétés
optiques des antimoniures, le désordre d’alliage et les effets de localisations qui en découlent,
nous menons une étude détaillée de photoluminescence (PL) et de photoréflectivité en
fonction de la température sur une structure simple constituée d’empilements de couches
épitaxiées destinée à l’étude et l’optimisation du matériau ternaire GaAsSb pour la réalisation
de la région de base des TBHs. Le montage de PL est décrit en annexe I.
3.4.1
Mise en évidence des effets de localisation dans les alliages
GaAsSb – PL en fonction de la température
Le comportement de l’énergie, de la largeur et de l’intensité du pic de PL sont étudiés dans
ces alliages pour des températures entre 8K et 250K. Nous montrons que l’ensemble de ces
phénomènes tend à prouver l’existence d’un phénomène de localisation des porteurs à basses
températures. Nous présentons l’étude menée sur l’échantillon GaAsSb le plus épais, dans
lequel les recombinaisons d’interface (GaAsSb/InP) sont a priori négligeables.
90
3.4.1.1
Evolution de l’énergie du pic de PL en fonction de la température
La figure 3.19 montre les spectres de PL obtenus sur l’échantillon H6381 (décrit en figure
3.4). Ces spectres sont obtenus dans la gamme de température 9K-250K. L’évolution de
l’énergie du pic de PL en fonction de la température est atypique en ce sens qu’elle
commence à croître quand T augmente avant de décroître à plus haute température ; ce
comportement dit en S inversé est caractéristique d’effets de localisation, et a déjà été observé
dans des alliages AlInAs sur InP
[Ferguson 94, Olsthoorn 93, Yoon 95]
et aussi dans des alliages GaAs
faiblement nitrurés [Grenouillet01, Grenouillet 00] .
Intensité de PL (u.a.)
9K
15K
25K
45K
60K
80K
110K
150K
200K
250K
0.77
0.78
0.79
0.80
0.81
Energie(eV)
Figure 3.19. : Spectres de PL obtenus sur l’échantillon H6381
dans la gamme de température 9K-250K
91
0.82
0.83
L’énergie du pic suit très clairement une forme dite en S-inversé (figure 3.20). Ce terme
désignet le décalage successif vers les basses-hautes-basses énergies subi par le pic lorsque la
température augmente de 8K à 250K. A basse température, les excitons sont supposés
localisés dans les niveaux dont la distribution s’étend dans la bande interdite du matériau,
c’est ce qu’on appelle des queues de bande. A 8K, nous observons l’émission de PL vers
0.792 eV. Lorsque la température augmente de 15K à 60K, le spectre de PL se déplace vers
les grandes énergies de 7meV. En fait, l’énergie thermique
H6381
0.80
Energie du Pic (ev)
0.79
0.78
0.77
0.76
0.75
0
50
100
150
200
250
Température (K)
Figure 3.20: Schéma explicatif du type de recombinaison radiatives à différentes températures
Induisant le phénomène de ‘S-inversé’ sur l’échantillon H6381.
devient alors suffisante pour que les excitons localisés dans les queues de bande accèdent aux
bords de bande, où ils sont délocalisés dans le continuum. C’est ce passage de recombinaison
d’excitons localisés dans la bande interdite à des recombinaisons d’excitons délocalisés dans
la bande de conduction qui induit le décalage vers le bleu, puis à partir de la température 60K,
l’évolution suit la loi classique de Varshni que nous avons déterminée en PR pour cet alliage
(c.f. figure 3.11).
92
3.4.1.2
Evolution de la largeur à mi-hauteur en fonction de la température
Nous remarquons un pic à 50 K dans l’évolution de la largeur à mi-hauteur en fonction de la
température (Figure 3.21). Dans cette gamme de température, la luminescence est supposée
provenir à la fois de la recombinaison d’excitons localisés et d’excitons délocalisés ce qui
confirme l’analyse de la forme ‘S-inversé’. L’ensemble de ces observations prouve qu’il
existe des queues de densités d’états dans le gap du matériau GaAsSb, vraisemblablement
liées à des fluctuations de composition au sein même de l’alliage. Ces phénomènes sont
comparables à ce qui se produit dans les alliages nitrures à petit gap [Grenouillet 01]
Points expérimentaux
Largeur à mi-hauteur (mev)
18
16
14
12
10
0
50
100
150
200
250
Température K
Fig ure 3.21 : Evolution de la largeur à mi-hauteur du pic de PL en fonction
de la température de l’échantillon H6381
3.4.1.3
Evolution de l’intensité intégrée de PL en fonction de la température
Une chute très rapide de l’intensité de PL a été observée sur différents types d’alliages
comme l’AlGaAs
[Yamamoto 90]
, le GaInP
[Driessen 93]
, les nitrures à petit gap[Grenouillet 00, Grenouillet
01]
. Cette évolution a été décrite avec un bon accord à l’aide d’une formule utilisée dans les
semiconducteurs amorphes et non pas à l’aide de l’équation standard d’Arrhenius qui prend
seulement en compte les processus de recombinaison non-radiative activés thermiquement
réduisant les récombinaisons de PL radiatives. Dans les semiconducteurs amorphes, les
93
porteurs sont fortement localisés et s’échappent des centres radiatifs vers des centres nonradiatifs par effet tunnel assisté par phonons.
Ainsi les données ont été ajustées en utilisant la formule :
IPL(T)= I0/( 1 + A* exp(T/T0)
(3.10)
Où IPL est l’intensité de PL, T est la température, T0 est une température caractéristique
correspondant à la profondeur d’énergie des états localisés [Driessen 93] et I0 l’intensité de PL à la
température la plus basse. Cette expression permet de décrire le processus d’échappement des
porteurs des fluctuations de potentiel par effet tunnel pour aller se recombiner sur des pièges
non-radiatifs. La température T0 de l’expression ci-dessus est une température caractéristique
qui traduit l’efficacité de ce processus ; elle est d’autant plus faible que l’extinction de PL est
rapide.
La figure 3.22 montre l’intensité de PL intégrée de l’alliage GaAsSb en fonction de la
température en échelle logarithmique. Nous montrons aussi l’ajustement utilisant l’équation
3.10. Les paramètres obtenus par cet ajustement sont I0 = 0.56, B= 0.32 et T0 = 8K [Chouaib 04]
T0 est relativement faible par rapport à autres alliages cités plus haut, par exemple de
l’ordre de 20 K pour les nitrures GaInNAs/GaAs [Grenouillet 01].
3
.
2
4
:
H6381
Intensité intégrée PL
F
i
g
u
r
e
E
v
o
0
50
100
150
200
250
300
l
Température (K)
u
t
i
Figure 3.22 : Evolution de l’intensité intégrée de PL en fonction de T. Ajustement avec une
expression de type « Semi-conducteur amorphe »
T0 est d’autant plus faible que la décroissance de l’intensité de PL est plus rapide, c’est à dire
elle est d’autant plus faible que la fuite des porteurs piégés dans les fluctuations de potentiel
vers les centres non radiatifs est facile.
94
3.4.2
PL en fonction de la puissance d’excitation
On a mené sur le même échantillon H6381 une étude de PL en fonction de la puissance
d’excitation du laser Ar afin d’étudier les effets de la variation de l’excitation sur les
propriétés de luminescence des alliages antimoniés. La figure 3.23 montre l’évolution des
spectres de PL de l’échantillon H6381 en fonction de la puissance. On a choisi 280mW
comme puissance d’excitation du laser, et par l’interposition des filtres neutres on diminue la
puissance. L’étude en puissance est faite sur l’échantillon à basse température (280mW,
28mW, 2.8mW, et 0.28mW)
Intensité de PL (u.a.)
0.1
H6381 - 8K
PL280mW
PL28mW
PL2.8mW
PL0.28mW
PL0.028mW
0.01
1E-3
1E-4
1E-5
1E-6
0.77
0.78
0.79
0.80
0.81
0.82
0.83
Energie(eV)
Figure 3.23 : Spectres de PL obtenus à 8K pour différentes puissances d’excitation sur
l’échantillon H6381.
On remarque un faible décalage des pics vers les basses énergies quand la puissance
d’excitation diminue. Il est de 6meV pour une réduction d’un facteur 1000 de la puissance
d’excitation (figure 3.24). Il ne s’agit donc pas d’une recombinaison type II à laquelle on
pourrait s’attendre dans ce système InP/GaAsSb, parce que le décalage observé est
relativement faible. L’hypothèse la plus probable est un effet de remplissage des queues de
bande. En effet, le remplissage des queues de bandes par le faisceau laser excitateur est
d’autant plus important que le nombre de porteurs photo-créés est grand (proportionnel à la
puissance d’excitation). Lorsque la densité d’excitation devient très élevée, le signal provient
95
presque exclusivement des états délocalisés du continuum. Cela a pour effet de modifier la
position du maximum du pic de PL.
H6381 - 8K
Energie du pic (eV)
0.792
0.790
0.788
0.786
0.784
0.782
0.01
0.1
1
10
100
Puissance d'excitation (mW)
Figure 3.24: Evolution de l’énergie du pic de PL bord de gap obtenu à 8K en fonction de la
puissance d’excitation
3.4.3
Observation des phénomènes de localisation en PR
La photoréflectivité permets de caractériser les propriétés intrinsèques des matériaux. Elle
sonde préférentiellement la structure de bande du semiconducteur. On s’attend donc à ce
qu’elle ne soit pas influencée par les bandes d’impuretés, ni par les effets de localisation
comme la photoluminescence. Cependant, nous avons remarqué quelques anomalies sur
l’allure des spectres de PR des alliages GaAsSb surtout à très basse température. Ces
anomalies se traduisent d’une part par un effet de marche, une allure atypique déjà observée
par certains auteurs
[Driessen 93, Baltagi 96]
attribuée à une modification du fond continu de
luminescence, et d’autre part par une évolution surprenante de l’intensité de PR en fonction de
la température. Les formes atypiques rares observées en PR ont été attribuées le plus souvent
à des phénomènes de localisation des porteurs.
96
3.4.3.1
Apparition d’une marche à basse température dans le spectre de PR
Ce que l’on appelle « marche » est la perturbation de la ligne de base d’un spectre de PR à
basse température comme illustré en figure 3.25 : la ligne de base n’a pas le même niveau en
dessous et au-dessus du gap. Nous savons que la modulation en photoréflectivité provient
d’un faisceau laser modulé par un chopper appelé faisceau pompe. Le faisceau laser a un effet
secondaire parasite qui est d’induire un fond continu de photoluminescence; c’est la
luminescence qui se superpose au signal de PR lors de l’acquisition. Le fond continu est, en
principe, indépendant de l’énergie du faisceau test. Ce fond continu de PL est ensuite
retranché au signal total afin d’analyser les spectres de PR. Dans le cas où la ligne de base ( le
fond continu ) est différente de part et d’autre de l’énergie du gap du matériau comme montré
dans la figure3.25, ceci est du à la modification du fond continu de PL quand l’énergie du
faisceau test devient supérieure à l’énergie du gap à très basse température. Ce phénomène un
peu surprenant a été observé principalement dans des alliages ternaires et quaternaires à basse
température. Sur les figures 3.25 et 3.26 sont tracés les spectres de PR à 8K des deux
échantillons H6372 et H6381 respectivement dont les structures sont décrites dans le
paragraphe 3.3.1
PR(u.a.)
H6372 - 8K
0.65
0.70
0.75
0.80
0.85
0.90
0.95
1.00
Energie(eV)
Figure 3.25 : spectre de PR de l’échantillon H6372 à basse température montrant l’effet de la
marche
97
PR (u.a.)
H6381 - 40K
0.77
0.78
0.79
0.80
0.81
0.82
0.83
Energie (ev)
Figure 3.26: spectres de PR de l’ échantillon H6381 à basse température montrant l’effet de la marche.
Comme nous l’avons vu au paragraphe 3.3.2, le spectre à 8K de l’échantillon H6372
présente des oscillations de Franz Keldysh dues à un champ électrique relativement fort alors
que le second spectre, celui de l’échantillon H6381 a une forme de dérivée troisième de la
fonction diélectrique TDFF. Dans ce paragraphe, nous portons notre attention sur l’analyse de
la ligne de base des spectres. Les spectres montrent clairement un fond continu différent de
part et d’autre de l’énergie du gap de l’alliage GaAsSb. Pour une valeur d’énergie E < 0.815
eV (0.806 eV) le gap de l’échantillon H6372 (H6381) le fond continu de luminescence est
inférieur à celui obtenu pour des énergies supérieures au gap. Nous expliquons ce phénomène
par un mécanisme de remplissage de queues de bandes par suite de la localisation des porteurs
sur des fluctuations de potentiel [Chouaib 04] . La figure 3.27 montre une distribution des densités
d’états électroniques dans le cas où les queues de bandes sont présentes sous la bande de
conduction.
98
E’
Figure 3.27: Densité d’états où une queue d’états localisés s’étend dans la bande interdite
Quand l’énergie du faisceau test E est inférieure à l’énergie E’ (l’énergie du gap en
présence des queues de bande), le faisceau test n’a aucune influence sur la luminescence
totale et le fond continu est dû uniquement au faisceau pompe. En revanche, si l’énergie du
faisceau test est supérieure à E’, il y a recombinaison possible entre les électrons et les trous
créés dans les queues de bande pour le faisceau test. Dans ce cas le fond continu provient à la
fois du faisceau test et du faisceau pompe. Comme le faisceau test est émis en continu, les
états libres se trouvant dans les queues de bandes sont remplis d’une façon permanente, alors
que pour un faisceau test d’énergie inférieure à E’, les porteurs générés par le faisceau pompe
remplissent de préférence les niveaux les plus bas. Donc on fait face à une perturbation de la
thermalisation des porteurs créés par le faisceau pompe (le laser) modulé par le chopper.
Pratiquement l’intensité intégrée de luminescence devrait augmenter quand l’énergie du
faisceau test E est supérieure à E’ l’énergie de queues de bandes. Afin de confirmer cette
hypothèse, nous avons étudié la ligne de base des spectres de PR en fonction de la puissance
d’un second faisceau laser continu.
99
3.4.3.2
Etude de la marche en fonction de la puissance d’un second faisceau laser.
Dans un montage de PR à trois faisceaux, un deuxième laser HeNe (puissance 20mW) non
modulé est utilisé. Dans ce cas on superpose les trois faisceaux sur l’échantillon et on fait
varier la puissance de ce second faisceau laser continu par l’interposition des filtre neutres
(figure 3.28). Cette technique connue sous le nom de TBPR (Three Beam Photoreflectance) a
été proposée récemment par Kudrawiec et al. [Kudrawiec 03] pour étudier la nature des transitions
dans des puits quantiques. Son principe est basé sur la variation du champ électrique interne
par un second faisceau laser induisant des effets de photovoltage. Dans notre cas, le second
faisceau laser sert à modifier les conditions de remplissage des niveaux de queues de bande.
La figure 3.29 montre les spectres de PR de l’échantillon H6372 en fonction de la puissance
du second faisceau laser. On remarque que quand la puissance du second faisceau laser
augmente, l’effet de la marche diminue : cet effet est une conséquence de l’augmentation du
fond continu de luminescence par le 2ème faisceau laser, il remplit en permanence les niveaux
de queues de bandes ce qui élimine l’effet du faisceau test sur le fond continu d’où une
disparition de la marche à forte puissance de l’HeNe(2). L’analyse de spectres de PR à basse
température permet ainsi une mise en évidence des effets de localisation.
Echantillon
Monochromateur
Chopper
Détecteur
Filtre neutre
HeNe1
HeNe2
Figure 3.28 Schéma du montage expérimental PR à trois faisceaux. Les deux traits en pointillés
représentent le faisceau laser modulé (HeNe1) et le faisceau laser continu (HeNe2).
100
0.004
H6372 - 8K
0%
1%=0.2mW
10%=2mW
100%=20mW
x3
PR (u.a.)
0.002
0.000
-0.002
-0.004
0.60
0.65
0.70
0.75
0.80
0.85
0.90
0.95
1.00
1.05
Energie (eV)
figure 3.29: Evolution de la marche en fonction de la puissance d’un second faisceau laser
continu
Notons aussi sur la figure 3.29 une diminution de l’amplitude de PR. Ce phénomène vient
de l’aplatissement des bandes sous l’effet du 2e faisceau laser, ce qui tend à réduire l’efficacité
de modulation optique du laser de modulation.
3.4.3.3
Influence des effets de localisation sur les mécanismes de modulation en
PR ( étude de l’intensité de PR en fonction de la température )
Les mécanismes de modulation en PR résultent généralement des changements
photogénérés du champ électrique par le laser modulé mécaniquement. Il est évident que ces
mécanismes dépendent de la structure des semiconducteurs et de leur qualité. Cependant, la
compréhension des mécanismes de modulation fournit une clef pour une interprétation
approfondie des spectres de PR.
Dans ce paragraphe, nous montrons l’effet de la localisation sur l’intensité de PR par une
étude en température. Nous étudions la dépendance en température de l’efficacité de la
modulation. Une dégradation de l’intensité de PR a été observée en diminuant la température
sur nos échantillons. Une telle chute de l’intensité a été détectée sur des ternaires et
101
quaternaires nitrurés
[Kudrawiec 04 ]
. Pour l’interprétation des spectres de PR, nous utilisons
l’analyse du modèle de la fonction d’Airy comme méthode simple pour étudier l’intensité des
FKO [Hall 97] . L’échantillon étudié dans ce paragraphe est le H6372 (figure 3.4)
La figure 3.30 montre une augmentation de l’intensité de PR quand la température
augmente entre 8K et 80K. Les mêmes caractéristiques ont été observées sur plusieurs
échantillons indépendamment de la composition en antimoine étudiée. Il est intéressant de
noter que la tendance de tous ces spectres en fonction de la température est indépendante de la
puissance d’excitation du laser dans la gamme 20mW et 0.2 mW. Cela veut dire que les
changements induits sur les spectres de PR ne sont pas attribués à la modulation liée aux
conditions expérimentales comme par exemple en figure 3.30 mais ils sont directement liés
aux caractéristiques du matériau. L’intensité des FKO considérée là (modèle de la fonction
d’Airy) est égale à :
I = A (ћθ/Γ)2 ∆F
(3.11)
Où A est l’amplitude de la force de l’oscillateur, Γ est le paramètre d’élargissement, ћθ est
l’énergie électro-optique, et ∆F est la variation du champ électrique due à la modulation
optique.
Quand la température augmente, Eg diminue suivant la loi de Varshni et Γ augmente
suivant la loi de Bose-Einstein (Tableau 3.1). Généralement, l’intensité de PR (pic à pic)
décroît quand T augmente et ceci est lié à l’augmentation du paramètre d’élargissement et à la
diminution de la force de l’oscillateur A. Dans le cas de la figure 3.30 (l’intensité de PR
décroît quand la température diminue), la seule façon d’expliquer cette variation est que la
modulation du champ électrique ∆F de l’équation 3.11 varie avec la température. Nous
déduisons donc à partir de la figure 3.30 que l’efficacité de la modulation se dégrade à basse
température.
Le paramètre ∆F diminue quand la température diminue dans la gamme .8K - 80K,
autrement dit l’efficacité de la modulation chute. Nous attribuons cet effet aux effets de
localisations et aux queues de bandes qui s’étendent dans la bande interdite due à
l’inhomogénéité de l’antimoine dans la couche. A basse température, où l’énergie thermique
est relativement petite, les électrons et les trous photo-créés par le laser (faisceau pompe)
pourront être immédiatement localisés par les fluctuations de potentiel dus aux effets de
localisation. Les porteurs localisés sont piégés et ne peuvent pas participer à la modulation du
champ électrique interne ni donc à la modulation de la structure de bande qui est à l’origine
du signal de PR. Une augmentation de la température introduit une augmentation de l’énergie
102
thermique. Quand cette dernière dépasse l’énergie de localisation, les porteurs piégés peuvent
se déplacer. Un tel mouvement des porteurs sous l’effet de l’énergie thermique induit une
amélioration de l’efficacité de la modulation, parce que c’est la séparation des porteurs qui
permet la variation (modulation) du champ électrique. Cette évolution de l’intensité avec la
température entre la température 8K et 80K traduit le passage d’un mécanisme de remplissage
vers un mécanisme de modulation par le champ électrique. Aux températures supérieures à
100K, la décroissance du signal s’explique classiquement par la diminution de la force
d’oscillateur A lorsque la température augmente.
En se basant sur ces effets, nous pouvons déduire que la dépendance en température de
l’intensité de transition de PR est un bon indicateur de la présence d’effets de localisation
dans un alliage ternaire comme le GaAsSb.
20
H6372
Intesnité de PR x 10
-3
18
16
14
12
10
8
6
0
50
100 150 200
Température ( K )
250
300
figure 3.30 : Evolution de l’amplitude de la PR ( pic à pic ) en fonction de la température
103
3.5 Conclusion
Dans ce chapitre nous avons étudié les propriétés optiques des alliages GaAsSb en utilisant
la photoréflectivité et la photoluminescence.
Nous avons étudié en détails la réponse de PR en fonction de la température d’alliages
GaAsSb. Une analyse de la forme des transitions de PR en fonction de la température a
montré sur l’un des échantillons la présence de FKO à haute température et de la forme TDFF
à basse température. Ceci nous a permis de mesurer le gap sur toute une gamme de
tempérture.
A l’aide d’une étude de PR sur un échantillon de type UN+, nous avons positionné le
niveau de Fermi de surface de la couche à 220meV de la bande de valence ( EFS est proche de
la bande de valence). Ceci implique l’existence d’une zone de charge d’espace (ZCE)
relativement réduite sous la surface d’une couche dopée p et ainsi une résistance d’accès à la
base pas trop augmentée ce qui est favorable pour les composants TBH
Nous avons mené une étude complète de PL et de PR en fonction de la température afin de
mettre en évidence la présence des effets de localisations dans les alliages GaAsSb.
L’évolution de l’énergie du pic de PL en fonction de la température qui suit la forme en Sinversé est caractéristique d’effets de localisation. Dans cette situation d’effets de
localisations importants, l’évolution de l’intensité intégrée de PL en fonction de T évolue
également de façon non classique pour un semiconducteur et se trouve bien ajustée en
utilisant une équation généralement utilisée pour les semiconducteurs amorphes. Nous avons
aussi étudié l’influence des ces effets de localisations sur les spectres de PR. Nous avons
montré qu’un effet de « marche » est détecté sur les spectres de PR à basse température et que
l’intensité de la transition de PR chute à basse température, en raison d’un phénomène de
piégeage dû à la présence d’une densité importante d’états localisés dans la bande interdite
des échantillons antimoniés.
La sensibilité de la technique de PR – habituellement utilisée pour étudier les propriétés
intrinsèques des matériaux - aux effets de localisations traduit l’importance de ces effets dans
ce type d’alliages.
Cette étude montre tout l’intérêt de la corrélation entre PL et PR pour caractériser finement
les propriétés physiques de ces alliages antimoniés.
104
Références
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108
Chapitre 4 :
Nature des interfaces GaAsSb/InP et
GaAsSb/InGaAlAs
Après avoir étudié les propriétés optiques des alliages GaAsSb, nous nous intéressons à
présent à l’étude des interfaces de ce matériau constituant la base du TBH avec l’InP (conçu
pour être le collecteur du TBH) et avec le matériau quaternaire InGaAlAs (conçu pour être
l’émetteur du TBH). Nous consacrons ce chapitre à l’étude des recombinaisons radiatives
liées aux interfaces de type II dans les hétérostructures GaAsSb/InP et GaAsSb/InGaAlAs
épitaxiées sur InP.
Dans ce type d’hétérostructures type II, la discontinuité de bande est un paramètre
fondamental. Nous étudions ce paramètre dans le système GaAsSb/InP et GaAsSb/InGaAlAs.
La technique utilisée pour étudier la nature des interfaces est la spectroscopie de
photoluminescence (PL) et de photoréflectivité (PR).
109
4.1 Propriétés physiques et optiques des hétérostructures.
Les hétérostructures GaAsSb/InP ont des propriétés très intéressantes en vue des
applications aux dispositifs microélectroniques rapides et optoélectroniques. Pour les TBH par
exemple, la discontinuité de bande existant entre le GaAsSb et l’InP est très favorable pour la
jonction Base-Collecteur. Mais il se pose un problème à la jonction Emetteur-Base où cette
fois, la discontinuité de bande est plutôt défavorable à l’injection des électrons. Grâce à
l’alignement des bandes de conduction au niveau de la jonction base-collecteur GaAsSb/InP,
une bonne tenue en tension est obtenue, de même qu’une faible tension de saturation
4.1.1
Discontinuités des bandes
Le paramètre le plus important qui caractérise les matériaux semiconducteurs est l’énergie
de la bande interdite Eg. Une hétérostructure est constituée, au moins, par deux
semiconducteurs A et B différents, dont les énergies de bande interdite sont données par EgA
et EgB. Dans le cas le plus général, EgA ≠ EgB, et les bandes de conduction et de valence des
deux matériaux ne sont pas alignées ce qui se traduit à l’interface par une discontinuité des
bandes de conduction (∆EC) et de valence (∆EV) :
∆EC = ECA - ECB
(4.1)
∆EV = EVA - EVB
(4.2)
où ECi est l’énergie du minimum de la bande de conduction du semiconducteur i, et EVi est
l’énergie du maximum de la bande de valence du semiconducteur i.
Ces discontinuités conditionnent fortement les propriétés optiques et de transport des
hétérostructures. Elles ne sont pas faciles à déterminer du fait de leur dépendance vis à vis des
aspects structuraux, atomiques et électroniques de l’interface.
Le premier modèle proposé pour la détermination des discontinuités de bande, est celui du
niveau de référence ou affinité électronique χ :
∆EC = χB - χ A
(4.3)
Ce modèle peut être utilisé pour obtenir des valeurs en première approximation, mais il est
limité du fait qu’il ne considère pas les dipôles électriques qui se forment à l’interface, lors de
la formation de la jonction [Anderson 62, Margaritondo 88] .
110
Un autre modèle plus précis a été proposé par Tersoff [Tersoff 84] . C’est un modèle théorique
basé sur les dipôles existant à l’interface d’une hétérojonction qui dépendent à son tour de
l’alignement de bande des deux semiconducteurs. Si les deux semiconducteurs sont différents
(EgA ≠ EgB), un dipôle électrique est créé à l’interface afin d’assurer la neutralité électrique
globale et de restaurer l’alignement des bandes. Les discontinuités de la BV et de la BC
dépendent alors de ces dipôles. La valeur de ce dipôle varie en fonction de la courbure à
l’interface et s’annule au point de la discontinuité des bandes (entre A et B). Il s’agit du dipôle
zéro. Le problème de cette méthode réside dans la définition du « dipôle zéro » qui n’est pas
précisé et aussi dans la relation entre les discontinuités de bandes et le dipôle électrique qui
n’est pas claire.
Nous pouvons donc conclure, que la mesure expérimentale reste la méthode la plus précise
pour déterminer ces discontinuités de bande. Comme exemple nous pouvons citer les
méthodes de spectroscopie optique (photoluminescence, photoréflectivité, absorption optique,
l’électroluminescence.. etc) [Mozume 00, chouaib 04]
4.1.2
Classement des hétérostructures : type I et type II
Les hétérostructures sont classées en différents types suivant le signe des offsets de bande à
l'hétérojonction abrupte de semi-conducteurs, comme illustré figure 4.1. En effet, nous avons
une hétérostructure de type I quand, à l’interface, les discontinuités de la bande de conduction
∆ΕC et de la bande de valence ∆ΕV ont des signes opposés, c’est à dire, quand la bande
interdite du semiconducteur à petit gap est englobée dans la bande interdite à grand gap
(figure 4.1). Ceci se traduit par le confinement des porteurs (électrons et trous) dans le
matériau à petit gap. A l’interface, la relation suivante doit être satisfaite :
∆Eg = ∆EC − ∆EV
(4.5)
On dit que dans l'hétérojonction de type I (figure 4.1), les offsets de bande pour la bande de
conduction et de valence agissent comme des barrières de potentiel et confinent les électrons
et les trous dans le matériau de plus petit gap
111
Les hétérostructures de type I sont les plus fréquemment rencontrées. Les exemples les
plus connus sont : GaAs/AlGaAs, InGaAs/InP, InGaAs/InAlAs.
Une hétérostructure est de type II quand les discontinuités des bandes de conduction ∆ΕC et
de la bande de valence ∆ΕV ont le même signe (figure 4.1). A l’interface la relation suivante
doit être satisfaite :
∆Eg = EgA − EgB = ∆EC − ∆EV
(4.6)
On dit aussi que les hétérostructures de type II sont à gap décalé. Dans toute situation, les
porteurs sont alors séparés dans l'espace, les électrons stockés dans un matériau et les trous
dans l'autre.
Comme exemple d’hétérostructures de type II nous pouvons citer : InAlAs/InP,
InAsSb/InSb, InGaAs/GaAsSb, Si/Ge, ZnTe/ZnSe.
BC
∆ΕC
EgA
EgB
EgA
BV
∆ΕC
BC
EgB
∆ΕV
∆ΕV
(a) Type I
BV
(b) Type II
Figure 4.1 : (a) Schéma des offsets de bande d’une hétérostructure type I (a) type II (b)
4.1.3
Propriétés des hétérostructures type II
Comme le montre la figure 4.1, les discontinuités des bandes de conduction ∆EC et de
valence ∆EV des hétérostructures de type II ont le même signe. D’un point de vue physique,
on peut dire que l’un des matériaux attire les électrons et l’autre attire les trous.
La formation d’une jonction entre deux matériaux A et B doit satisfaire l’équilibre
thermodynamique : le niveau de Fermi EF doit être le même dans les deux semiconducteurs,
112
c’est à dire EFA = EFB. Ainsi la courbure de bandes à l’équilibre dépend de plusieurs
paramètres comme le type de dopage « n » ou « p » des matériaux A et B, de la densité de
porteurs libres dans A et B et des discontinuités des bandes de conduction ∆EC et de valence
∆EV.
Dans le cas où les hétérojonctions sont isotypes, c’est à dire les deux couches A et B sont
dopées de même type « n » ou « p », des puits quantiques quasi-triangulaires sont créés à
l’interface ; l’un pour les électrons dans le semiconducteur qui, à l’interface, présente la bande
de conduction la plus basse et l’autre pour les trous. Sur la figure 4.2 nous présentons la
structure de bandes d’une hétérostructure de type II dans le cas de deux semiconducteurs A et
B dopés type n.
Figure 4.2 : Structure de bandes d’une hétérostructure de type II. Les deux semiconducteurs A et
B sont de type n.
La création d’un puits triangulaire à l’interface des deux matériaux introduit des effets de
confinement. Ceci se manifeste par la formation de niveaux d’énergie discrets pour les
électrons dans le matériau B et pour les trous dans le matériau A. Une grande partie des
porteurs sont attirés à l’interface et par conséquent un gaz bidimensionnel de porteurs
majoritaires (électrons cas de la figure 4.2) est formé à l’interface surtout lorsque le niveau de
Fermi est suffisamment élevé ce qui remplit les niveaux d’énergie discrets des électrons à
l’interface.
Regardons maintenant l’effet d’une excitation extérieure optique (PL) sur une
hétérostructure type II. L’effet d’une source optique, des paires électrons trous sont photocréées et séparées de part et d’autre de l’interface par le champ électrique présent. Ces
porteurs sont accumulés au voisinage de l’interface ce qui conduit à la formation d’un gaz
bidimensionnel d’électrons et de trous dans les niveaux confinés des puits quantique
113
triangulaires. Même dans ce cas de séparation spatiale des porteurs, un recouvrement des
fonctions d’onde d’électrons et de trous est non nul et cela rend possible les recombinaisons à
l’interface. L’intensité de ces recombinaisons dépend des forces d’oscillateur associées à ces
transitions ou plus précisément au taux de recouvrement des fonctions d’onde des deux types
de porteurs de part et d’autre de l’interface. Dans ces conditions, l’énergie des photons émis
lors des recombinaisons d’interface est donnée par : [Sacilotti 92, Bohrer 93]
hν = EgA - ∆ΕC + E1 + HH1
(4.7)
hν = EgB - ∆ΕV + E1 + HH1
(4.8)
ou
où E1 et HH1 sont les niveaux confinés des électrons et des trous à l’interface.
D’après les deux équations 4.7 et 4.8, on peut constater tout d’abord que l’énergie de la
transition à l’interface est inférieure aux énergies des bandes interdites des deux
semiconducteurs. On constate aussi que cette transition dépend des énergies de confinement
des puits à l’interface, donc elle est très sensible à la courbure de bandes de l’hétérostructure.
Ceci rend possible la modulation de l’énergie de la transition (hν) en modifiant la puissance
ou l’intensité de l’excitation. En effet, les puits quantiques triangulaires de la figure 4.2 sont
formés par les courbures de bandes à l’interface. Cette courbure varie suivant l’éclairement de
la source excitatrice extérieure (le cas de la spectroscopie optique), ce qui introduit une
variation des niveaux énergétiques discrets des électrons et des trous (E1 et HH1 par exemple,
équations 4.7 et 4.8). Si on augmente la puissance d’excitation, la densité des porteurs qui
s’accumulent de part et d’autre de l’interface augmente elle aussi, ce qui augmente la
courbure des bandes à l’interface, et donc le confinement des porteurs, c’est à dire qu’il y a
augmentation des niveaux d’énergie quantifiés des électrons et des trous (E1 et HH1). Ainsi,
on s’attend à un décalage en énergie de la transition type II à l’interface en fonction de la
puissance d’excitation (laser cas de la photoluminescence). Ce comportement a été mis en
évidence par plusieurs auteurs
[Kromer 83, Sakamoto 92, Peter 99, Hu 98]
. A noter aussi que la transition
type II n’a jamais été mesurée par la technique de PR.
Le processus que nous venons de présenter traite du cas où l’hétérostructure présente un
puits triangulaire de chaque côté de l’interface (matériaux isotypes, figure 4.2). Nous avons
présenté également dans ce paragraphe l’origine physique de la variation de l’énergie de la
transition en fonction de la puissance d’excitation dans ce type d’hétérostructure isotype.
Comment se comporte une hétérostructure type II dans laquelle les dopages des deux
structures sont différents (n et p) respectivement de part et d’autre ? Est il possible de détecter
114
par PL l’émission des recombinaisons d’interface ? Peut-on en déduire la valeur des offsets de
bande ?
Dans ce qui suit, nous allons étudier le type des interfaces GaAsSb/InP et proposer un
modèle capable d’expliquer le comportement de la transition d’interface dans le cas des
hétérostructures GaAsSb/InP de type UN+.
4.2 Etude des interfaces GaAsSb/InP
Dans cette partie, nous présentons les résultats des spectroscopies optiques
(photoluminescence) que nous avons obtenus sur des hétérostructures GaAsSb/InP. Nous
étudions en particulier la recombinaison radiative qui a lieu autour de l’interface « directe »
(GaAsSb sur InP).
4.2.1
Echantillon étudié
L’échantillon étudié est le H6372 déjà décrit dans le chapitre 3 paragraphe 3.3.1
H6372
GaAsSb nid
50 nm
InP(Si)~3x1018cm-3
~100nm
InP substrat
45.7 % Sb
Figure 4.3 : Structure étudiée
Il est constitué d’une couche de GaAsSb nid de 50nm d’épaisseur, épitaxiée sur une
couche d’InP dopée au Si (3x1018cm-3) par MBE à Picogiga. L’analyse des spectres de double
diffraction X (DDX) a montré une composition en antimoine de 45.7% en supposant le
matériau complètement contraint.
115
4.2.2
PL et PR à basse température (PL)
Intensité de PL (u.a.)
T=8K
Pexc = 280mW
Type II ?
0.777 eV
0.797eV
0.70 0.72 0.74 0.76 0.78 0.80 0.82 0.84 0.86 0.88
Energie (eV)
0.006
Eg=0.810eV
T=8K
0.004
PR
0.002
0.000
-0.002
-0.004
0.70
0.72
0.74
0.76
0.78
0.80
0.82
0.84
0.86
0.88
Energie(eV)
Figure 4.4 :Spectres de PL et de PR de l’échantillon H6372 à basse température
Sur la figure 4.4 nous présentons le spectre de photoluminescence (PL) à basse température
(8K) de l’échantillon H6372, ainsi que le spectre de photoréflectivité.
116
Nous détectons très clairement deux transitions optiques de PL à basse température et à
une puissance d’excitation relativement forte de 280mW, pour un diamètre de spot de 200µm.
La première à basse énergie (0.777 eV) est très large, et nous la suspectons de provenir des
recombinaisons d’interface entre GaAsSb et InP. Sa largeur à mi-hauteur est de 35 meV. La
deuxième transition se manifeste par un épaulement à haute énergie (0.797 eV) provenant de
la recombinaison bord de gap puisqu’il correspond au signal de PR mesuré dans cet
échantillon.
Afin de confirmer ces attributions, nous avons étudié l’évolution de l’énergie du pic de PL
en fonction de la puissance d’excitation du laser. On a choisi 280 mW comme puissance
d’excitation de départ, et par l’interposition des filtres neutres on diminue la puissance.
L’étude en puissance est donc faite sur l’échantillon H6372 pour les puissances 280 mW,
28mW, 2.8mW, 0.28mW et 0.028mW.
Les spectres obtenus sont montrés sur la figure 4.5
Intensité de PL (u.a.)
H6372
Type II
T=8K
280mW
28mW
2.8mW
0.28mW
0
0.72
0.75
0.78 0.81
Energie ( ev )
0.84
0.87
Figure 4.5 : Spectres de PL de l’échantillon H6372 en fonction de la puissance d’excitation
Dans le cas de la transition large située à 0.777 eV (280mW), on observe un très fort
décalage de l’énergie du pic: environ 55 meV pour 4 décades de variation de la puissance
117
d’excitation. Une telle augmentation de l’énergie en fonction de la puissance d’excitation a
été reportée pour des recombinaisons de type II à travers une interface, dans d’autres systèmes
de matériau et aussi dans GaAsSb/InP
[Hu 98, Peter 99]
. Le décalage de l’énergie du pic en
fonction de la puissance d’excitation est une conséquence de la variation de la courbure de
bande engendrée par le laser : elle est due à l’accumulation des électrons du côté InP de
l’interface et des trous côté GaAsSb.
Regardons maintenant la variation de l’intensité intégrée de la transition type II en fonction
de la puissance d’excitation. La figure 4.6 montre la variation du logarithme de l’intensité
intégrée du pic de PL de la transition 0.777 eV du spectre de la figure 4.4 en fonction du
logarithme de la puissance d’excitation P. Nous avons ajusté ces données expérimentales
suivant la loi :
IPL = 10A.PB.
(4.9)
log(IPL) = A + B. log(P)
(4.10)
Qui, en échelle logarithmique donne:
3.5
3.0
log(IPL) = A+ B.log(P)
B=1.08
log (IPL)
2.5
2.0
1.5
1.0
0.5
T= 8K
0.0
6.0
6.5
7.0
7.5
8.0
8.5
9.0
9.5
log (Puissance)
Figure 4.6 : Evolution de l’intensité de PL en fonction de la puissance d’excitation.
Où IPL est l’intensité intégrée du pic de PL, P est la puissance d’excitation du laser, A est
une constante, et B est un coefficient qui reflète la pente de la régression linéaire en échelle
logarithmique. Le coefficient B que nous obtenons est de 1.08, une valeur très proche de 1
118
aux environs de laquelle les transitions sont attribuées soit à des recombinaisons bande à
bande soit à des recombinaisons par excitons. Comme l’énergie de ce pic est inférieure au gap
de GaAs54.3Sb45.7 (0.810 eV à 8 K) et à celui de l’InP (1.45 eV à 8K), cette transition doit
forcément correspondre à des recombinaisons bande à bande (B=1.08) à l’interface entre les
électrons de la bande de conduction de l’InP et les trous de la bande de valence de la couche
GaAs54.3Sb45.7 séparés spatialement.
Ajoutons aussi que pour des puissances d’excitation relativement fortes, nous avons
remarqué qu’il n’y a pas de saturation de l’intensité du pic de PL, et par conséquent cette
transition ne peut pas correspondre à des recombinaisons par impureté où la saturation de la
photoluminescence est obtenue à des faibles puissances d’excitation.
En conclusion, le pic de PL qui apparaît à basse énergie (0.777 eV pour une puissance de
280 mW) présente un fort décalage vers les basses énergies en diminuant la puissance
d’excitation, son intensité intégrée évolue linéairement avec la puissance d’excitation selon
une pente très proche de 1 et ne manifeste aucune saturation à fortes puissances. Nous
concluons donc selon ces observations que cette transition provient des recombinaisons type
II à l’interface GaAsSb/InP.
4.2.3
Origine du décalage de la transition type II en fonction de la
puissance d’excitation dans la structure GaAsSb/InP UN+
Dans le paragraphe 4.1.2, nous avons présenté le modèle qui explique le décalage
énergétique de la transition type II en fonction de la puissance d’excitation dans le cas où les
deux matériaux constituant l’hétérostructure étudiée sont isotypes (dopées n ou p). Nous
avons vu, que dans ce type de structures, des puits triangulaires sont créés à l’interface. Ces
puits sont très sensibles à la variation de toute excitation extérieure (optique ou électrique), ce
qui introduit une variation en énergie de la transition à l’interface type II.
Dans ce paragraphe, nous nous intéressons à l’origine et au sens physique du
comportement de la transition détectée par PL dans une hétérostructure de type II. La question
qui se pose est donc pourquoi l’énergie des recombinaisons type II se décale-t-elle en fonction
de la puissance du faisceau laser ?
Rappelons la structure étudiée, et son diagramme de bande décrit au paragraphe 3.3.2 : il
s’agit d’une couche de GaAsSb nid (résiduelle type p) épitaxiée sur une couche InP fortement
dopée type n+ (UN+). Le diagramme de bandes simulé à l’aide du logiciel SIMWINDOWS a
montré un fort champ électrique dans la couche de surface GaAsSb dont la valeur à
119
température ambiante (c.f. paragraphe 3.3.3) est de 90kV/cm ± 5kV/cm. Ce champ électrique
relativement fort à l’interface a pour effet d’incliner les bandes de conduction et de valence de
la couche de surface GaAsSb.
F
0.5
EC
Volts
0.0
EF
-0.5
InP (Si doped)
18
-3
3x10 cm
GaAsSb nid
-1.0
EV
-1.5
0.00
0.05
0.10
0.15
X(µm)
0.5
Illumination
Laser
0.0
Volts
∆Eh(x,P)
Type II
hν illumination > hν obscurité
-0.5
-1.0
-1.5
0.00
x
0.05
0.10
0.15
X (µm)
Figure 4.7 : Variation de la structure de bande en fonction de l’illumination
Lorsqu’on réalise une mesure de PL sur un échantillon de ce type, on crée optiquement des
paires électrons-trou dans la couche par excitation laser. Cette excitation nécessaire pour la
mesure du spectre de PL, a également pour effet de réduire la valeur du champ électrique
interne : les paires électrons trous sont séparées par le champ électrique et s’accumulent à la
surface de GaAsSb pour les trous et dans InP pour les électrons. Le champ interne F est réduit
120
d’une certaine valeur ∆F et la courbure des bandes de conduction et de valence est également
réduite. Il s’agit du phénomène de photovoltage qui sera détaillé dans le paragraphe 4.4.
La figure 4.7 montre l’effet de l’illumination par le laser sur le diagramme de bande de la
couche H6372. Comme la couche relativement mince de surface (GaAsSb) est faiblement
dopée par rapport à la couche sous-jacente InP, l’effet de photovoltage sur la courbure de
bande n’est pas le même de part et d’autre de l’interface. La courbure des bandes de la couche
de surface est beaucoup plus sensible aux effets de photovoltage que celle de la couche sousjacente InP. Si F est le champ électrique interne en obscurité, ∆F est la diminution du champ F
sous l’effet d’une puissance d’excitation laser P. A une distance x de la surface, l’énergie des
trous augmente de ∆Εh(x,P). Nous avons défini ∆Εh(x,P) sur la figure 4.7. C’est l’écart en
énergie entre le niveau de bord de la bande de valence en obscurité et celui en illumination
sous une puissance d’excitation P du laser, à une distance x de la surface. Cette valeur décroît
linéairement avec x à partir de la surface et est d’autant plus grande que la puissance P
augmente. Du côté InP fortement dopé, l’énergie des électrons reste quasiment invariable
parce que les bandes sont quasiment plates. Dans cette situation, les recombinaisons
d’interface se font entre les électrons d’InP, nombreux au voisinage de l’interface, et les trous
de GaAsSb qui sont, eux, relativement éloignés de l’interface. L’énergie de la recombinaison
d’interface va dépendre de l’abscisse x à laquelle la densité de trous sera suffisamment
importante pour permettre cette recombinaison : sous très faible illumination, les bandes sont
très pentues et la recombinaison met en jeu les trous stockés à la surface ce qui correspondrait
à un pic de PL à très basse énergie et ne correspond donc pas aux spectres de la figure 4.5.
L’énergie associée à la recombinaison d’interface type II devient alors dans ce cas :
Etype II = EgGaAsSb - ∆ΕC + ∆Εh(x,P).
(4.11)
Quand la puissance d’excitation augmente, les effets de photovoltage augmentent ce qui
abaisse les bandes de la couche de GaAsSb à la surface. Il est vraisemblable que l’état de
bandes plates arrive très vite. En effet, dès la plus petite puissance d’excitation (0.28 mW), le
pic de PL est à 0.72 eV, donc les trous mis en jeu dans cette recombinaison sont déjà proches
de l’interface. Si on augmente encore la puissance d’excitation, les paires électrons trous
photocréées sont séparées et les porteurs accumulés de part et d’autre de l’interface : il y a
création de puits triangulaires de trous et d’électrons comme dans une hétérostructure isotype.
La détermination de ∆ΕC se produirait pour une intensité d’éclairement intermédiaire qui
correspond à l’apparition de l’état de dbandes plates avant la formation des puits triangulaires.
121
Ce modèle que nous proposons explique bien le grand décalage de cette transition type II
vers les hautes énergies en augmentant la puissance d’excitation P du laser.
En conclusion, cette structure, qui s’est montrée bien adaptée pour évaluer la position du
niveau de Fermi de surface, l’est beaucoup moins pour la détermination quantitative du ∆EC.
On peut donner une estimation de cette valeur de ∆EC qui doit être aux alentours de 90meV
(figure 4.8) en supposant que ce l’état de bandes plates soit atteint pour cette puissance
Energie (ev)
d’excitation.
0.82
0.81
0.80
0.79
0.78
0.77
0.76
0.75
0.74
0.73
0.72
0.71
0.70
EGaAsSb
1E-4
1E-3
0.01
0.1
1
Puissance d'excitation (u.a.)
Figure 4.8 : Evolution de la transition type II en fonction de la puissance d’excitation
4.2.4
Liens avec la littérature
Nos résultats concernant l’interface type II et l’offset de bande estimé précédemment sont
en bon accord avec les quelques études publiées sur les hétérostructures GaAsSb/InP. Peter et
al [Peter 99] ont étudié des couches de GaAsSb épitaxiées sur InP par MOCVD en utilisant la PL
comme technique principale de caractérisation. Les auteurs ont remarqué que les valeurs
expérimentales du gap, de la transition type II et les offsets de bande évoluent linéairement en
fonction de la composition en antimoine x pour 0.2<x<0.7.
122
Ces relations sont :
1.0
Etype I (transition bord de gap) = 0.87 – 0.15 x (eV)
(4.13)
Etype II = 1 – 0.64 x (eV)
(4.14)
∆ΕC = 0.13 – 0.49 x (eV)
(4.15)
Accord de maille
sur InP : 49% Compression
Tension
PR
PL type II
Energie (ev)
0.9
Gap (GaAsSb)
0.8
E typeI (litt)
0.7
E typeII (litt)
0.6
H6381
50.4% Sb
H6372
45.7% Sb
0.5
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
Sb concentration
Figure 4.9 : Comparaison de nos résultats avec la littérature
D’après cette dernière équation, l’offset de bande de conduction de l’échantillon H6372 (x
= 0.457) doit être 94 meV. Cette valeur est en très bon accord avec celle que nous avons
mesurée (légèrement supérieure à 90meV, c.f. 3.2.4). Nous attribuons ces 4% d’écart à la
faible variation de la courbure de bande lors de l’excitation optique effectuée sur l’échantillon
(28 µW).
Sur la figure 4.9, sont tracées en fonction de la composition en Sb, les évolutions du gap de
l’alliage GaAsSb supposé non-contraint sur InP ainsi que l’évolution du gap des alliages de la
littérature (expérimentale, équation 3.4), et de la transition type II mesurée à l’interface
GaAsSb/InP dans la littérature aussi (équation 4.13). Nos point sont en très bon accord avec
ces résultats. Les valeurs du gap que nous avons mesurées et comparées à celles de la
littérature sont obtenues par des mesures de photoréflectivité, exclusivement sensible aux
propriétés intrinsèques du matériau, et donc beaucoup plus précises que la technique de
123
photoluminescence concernant la mesure du gap. La photoluminescence est très sensible aux
impuretés se situant dans la bande interdite, aux désordres d’alliages et aux effets de
localisation. Ceci explique la petite différence entre nos mesures et celles de la littérature
obtenues par PL.
4.3 Etude des interfaces GaAsSb/InGaAlAs
L’hétérojonction émetteur-base InP/GaAsSb type II est favorable pour la jonction B-C
d’un TBH, moins pas pour la jonction E-B à cause de l’offset de bande ∆EC : la discontinuité
de bande de conduction négative entre l’émetteur InP et la base GaAsSb gêne l’injection des
électrons dans la base. L’idée proposée par Zhu et al.
[Zhu 03]
est alors d’utiliser un matériau
quaternaire dans l’émetteur en espérant créer une interface GaAsSb/InGaAlAs type I. Le type
d’interface que l’on obtiendra est lié à la composition en InGaAlAs.
Le but de cette étude est de connaître la nature de l’interface GaAsSb/InGaAlAs, type I ou
type II. Pour cela, nous allons utiliser la même technique expérimentale présentée
précédemment (paragraphe 4.2) pour l’étude des interfaces InP/GaAsSb.
4.3.1
Echantillon étudié
L’échantillon que nous allons étudier dans cette partie est destiné à l’étude de l’interface
GaAsSb/InGaAlAs. Un schéma de la structure est proposé sur la figure 4.10 où sont présentés
les matériaux et leur dopage, ainsi que les épaisseurs correspondantes. Il s’agit de
l’échantillon H7401.
GaInAlAs: nid
%Al = 25%
nid, 100nm
GaAs0.57 Sb0.43
10E18 C 50
Substrat
InP
Figure 4.10 : Structure de l’échantillon H7401.
124
Le pourcentage d’Al dans le matériau quaternaire InGaAlAs visé par la société Picogiga
est de 25% (%Al nominal). L’alliage GaAsSb possède une composition en antimoine de 43%.
Avec ces deux compositions en Al et en Sb, on visait une interface Emetteur-Base type I.
4.3.2
PL à basse température – Interface InGaAlAs/GaAsSb type II
Le spectre de PL de l’échantillon H7401 à 10K est reporté figure 4.11
H7401
10
0.731 eV
PL(u.a.)
1
Température = 10K
Puissance d'excitation = 400mW
type II?
Gap GaAsSb
0.810 eV
0.1
0.01
1E-3
0.70
0.75
0.80
0.85
0.90
Energie(eV)
Figure 4.11 : Spectre de PL de l’échantillon H7401 à basse température
Nous avons utilisé dans cette expérience un détecteur InSb refroidi à l’azote sensible dans
la gamme d’énergie visée.
Nous détectons clairement à très forte puissance d’excitation deux transitions, l’une vers
0.810 eV et qui correspond au gap du GaAs0.57Sb0.43 (équation 4.13) et une autre très large
autour de 0.730 eV et qui provient probablement des recombinaisons type II à l’interface
InGaAlAs/GaAsSb.
Afin de confirmer ces attributions, nous avons étudié l’évolution de l’énergie du pic en
fonction de la puissance d’excitation du laser comme dans le cas des hétérostructures
GaAsSb/InP. L’étude en puissance est donc faite sur l’échantillon H7401 pour les puissances
400 mW, 40mW et 4mW. Nous n’avons pas pu diminuer la puissance d’excitation du laser en
dessous de 4mW car le signal de PL devenait indétectable.
125
Les spectres obtenus dans la gamme d’énergie 0.67 – 0.77 eV sont montrés sur la figure
4.12.
10K
PL4mW
PL40mW
PL400mW
PL (u.a.)
H7401
0
0.68
0.70
0.72
0.74
0.76
Energie(eV)
Figure 4.12 : Evolution du spectre de PL de l’échantillon H7401 avec la puissance d’excitation
InP/GaAsSb
InGaAlAs/GaAsSb
0.82
EGaAsSb
0.80
Energie (eV)
0.78
0.76
0.74
0.72
0.70
0.68
0.66
1E-4
1E-3
0.01
0.1
1
Puissance d'excitation (u.a.)
Figure 4.13: Comparaison de l’évolution de la transition type II des deux hétérostructures
InP/GaAsSb et InGaAlAs/GaAsSb par rapport au gap de GaAsSb traduisant ainsi les offsets de
bande de conduction des deux systèmes.
126
En diminuant la puissance d’excitation d’un facteur 100, la transition s’est décalée vers les
basses énergies de 28 meV. Nous attribuons ce fort décalage aux recombinaisons type II entre
les électrons de la bande de conduction de l’InGaAlAs et les trous de la bande de valence de
GaAsSb. La séparation spatiale des porteurs explique le fort élargissement des spectres.
La comparaison de l’évolution de la transition type II des deux hétérostructures
InP/GaAsSb et InGaAlAs/GaAsSb par rapport au gap de GaAsSb est montrée sur la figure
4.13. On constate une évolution de la transition type II parallèle à celle de l’échantillon réalisé
sur InP, donc un comportement des recombinaisons à l’interface similaire dans les deux
échantillons.
Pour des puissances d’excitation voisines, la transition type II de l’échantillon sur
InGaAlAs apparaît à une énergie inférieure à celle de la couche épitaxiée sur InP. Il est donc
clair que l’offset de bande de conduction du système InGaAlAs/GaAsSb (25% Al) est
supérieur à celui InP/GaAsSb. Pour un TBH, un ∆ΕC négatif à l’interface E-B s’oppose à
l’injection des électrons dans la base et donc on a intérêt à ce qu’il (∆ΕC)soit le minimum
possible. Par conséquent, nous estimons qu’il faut modifier la composition en Al de
l’InGaAlAs pour arriver à ∆ΕC = 0.
4.4 Effet de l’interface type II sur les spectres de PR –
Réduction des effets de photovoltage
Comme nous venons de l’étudier, la nature des interfaces des deux échantillons étudiés
GaAsSb/InP ((pour 45.7 % de Sb) et GaAsSb/InGaAlAs (pour 25% d’Al) est de type II. Ce
type d’interface type II est très peu étudié par photoréflectivité dans la littérature. En général,
les hétérostructures les plus étudiées par PR sont de type I.
Nous avons cherché à mettre en évidence l’influence de ces fortes recombinaisons
d’interface sur les spectres de PR enregistrés sur les échantillons, notamment en étudiant leur
évolution en fonction de la température. Afin d’aborder ce sujet, il est judicieux de décrire les
effets classiques de photovoltage et de leur évolution avec la température.
4.4.1
Phénomène de photovoltage
Lorsqu’on réalise une mesure de PR sur un échantillon, le champ électrique interne est
modulé optiquement par la création de paires électrons-trous dans la couche (excitation laser).
127
Cette modulation permet la mesure du spectre de PR modulé, mais elle a également pour effet
de réduire la valeur du champ interne : les paires électron-trou photocréées sont séparées par
le champ électrique : les trous s’accumulent près de la surface et les électrons de l’autre côté
de la zone de charge d’espace. Ceci a donc pour effet donc de réduire le champ électrique. Cet
effet est représenté sur la figure 4.14. C’est un effet inhérent à cette technique tout-optique, et
il convient de le minimiser. Généralement, à haute température cet effet est plus faible car
l’accumulation des charges de part et d’autre de la couche est réduite par l’effet
thermoïonique qui permet aux électrons et aux trous de se recombiner à travers la barrière de
potentiel. C’est pourquoi la méthode classique pour évaluer les effets de photovoltage et pour
en tenir compte dans la détermination du champ, est de mesurer le champ électrique en
fonction de la température.
F
Vph
VF
EC
VS
EF
ZCE
Surface
Couche
semiconducteur
Figure 4.14 : Effet de photovoltage sur le potentiel de surface. VF représente le potentiel de
surface en obscurité : Vph est le potentiel de photovoltage, VS est le potentiel de surface sous
éclairement
Le potentiel réellement mesuré est alors VS = VF – Vph, où VF représente le potentiel
d’interface en obscurité, et Vph est le potentiel de photovoltage (figure 4.14). Le photovoltage
résulte d’un équilibre entre la génération (photocourant Ipc) et la recombinaison (courant
d’obscurité I0) mais en négligeant le courant de recombinaison dans la zone de charge
d’espace et les recombinaisons croisées.
L’émission thermoïonique et la diffusion contribuent principalement au courant J0 :
J0(T) = A*T2exp[-qVF/kT]
128
(4.16)
Où A est la constante modifiée de Richardson.
Le mécanisme de photovoltage est très important à basse température, puis diminue et se
sature à haute température :
VS(T) = VF(T)–(ηkT/q)ln[1 + Jpc/J0]
(4.17)
Où η est le facteur d’idéalité.
Ce modèle proposé par Yin et al. [Yin 92] pour expliquer les effets de photovoltage dans les
hétérostructures permet d’expliquer l’évolution classique du champ électrique en fonction de
la température (figure 4.15). On constate que le champ électrique augmente en fonction de la
température jusqu’à ce qu’il se sature. Ce modèle a montré une très bonne adéquation avec les
courbes expérimentales pour différents genres d’hétérostructures [Shen 95]
F (KV/cm)
F
0
100
200
300
400
500
Température (K)
Figure 4.15 : Evolution classique du champ électrique en fonction de la température
129
4.4.2
Etude du champ électrique mesuré par PR dans les TBH
InP/GaAsSb/InGaAlAs et InP/GaAsSb/InP en fonction de la
température
Afin d’analyser les effets de photovoltage dans les TBH comportant une interface de type
II, nous avons fait varier la température pour les mesures de spectres de PR. Les échantillons
d’étude sont le H6548 (InP/GaAsSb/InGaAlAs) et le H6594 (InP/GaAsSb/InP) dont les
structures sont reportées tableau 4.1 et 4.2 respectivement.
Couche
Contact Ohmique
Sub-émetteur
Emetteur
Base
Collecteur
Sub-collecteur
Contact Ohmique
Buffer
Substrat
Composition
InGaAs:Si
InP:Si
InGaAlAs:Si
GaAsSb:C
InP:Si
InP:Si
InGaAs:Si
InP
InP:Fe
Dopage (cm-3)
2*1019
1*1019
5*1017
3,6*1019
1*1016
1*1019
5*1018
nid
-
Epaisseur (nm)
100
100
70
50
300
50
50
50
-
Tableau 4.1 : Structure de l’échantillon H6548
Couche Composition
Contact Ohmique
InGaAs:Si
Sub-émetteur
InP:Si
Emetteur
InP:Si
Base
GaAsSb:C
Collecteur
InP:Si
Sub-collecteur
InP:Si
Contact Ohmique
InGaAs:Si
Buffer
InP
Substrat
InP:Fe
Dopage (cm-3) Epaisseur (nm)
2*1019
100
19
1*10
100
17
5*10
70
19
3,6*10
50
16
1*10
300
19
1*10
50
18
5*10
50
nid
50
-
Tableau 4.2 : Structure de l’échantillon H6594
130
Les deux échantillons sont pratiquement identiques (épaisseurs, matériaux, dopage).
L’unique différence porte sur le matériau d’émetteur qui est en InP dans le H6594 et
InGaAlAs dans le H6548.
Nous avons tracé les spectres de PR enregistrés dans les deux échantillons à plusieurs T en
figure 4.16 (H6594, émetteur en InP) et 4.17 (H6548, émetteur en InGaAlAs). Nous nous
intéressons ici à la valeur du champ électrique que l’on peut extraire des FKO à partir de leur
période (comme décrit au chapitre 1). Pour cela nous avons décalé les spectres
horizontalement, afin de compenser le décalage des spectres en énergie (lié la diminution du
gap sous l’effet de la température).
Les spectres de FKO correspondent dans les deux cas au champ électrique régnant dans la
couche d’émetteur (InP ou InGaAlAs) qui est nettement moins dopée que la base dans les
deux cas (la mesure de ces champs est détaillée au chapitre 5)
PR
PR300K
PR260K
PR200K
PR160K
1.25
1.30
1.35
1.40
1.45
Energie(eV)
Figure 4.16 : FKO en fonction de la température de l’échantillon H6594. La période (Le champ
électrique) des FKO est quasiment indépendante de la température. Les trois spectres PR260K,
PR200K et PR160K ont été décalés vers la gauche afin de comparer les périodes des oscillations.
131
PR300K
PR250K
PR175K
H6548
PR
GaAsSb-InGaAlAs
1.05
1.10
1.15
1.20
1.25
Energie(eV)
Figure 4.17 : FKO en fonction de la température de l’échantillon H6548. La période (Le champ
électrique) des FKO est indépendante de la température. Les deux spectres PR250K et PR175K
ont été décalés vers la gauche afin de comparer les périodes des oscillations.
Pour chaque échantillon nous avons réalisé une étude de PR en fonction de la température
(80K<T<300K).
Les courbes des figures 4.16 et 4.17 sont cohérentes en termes de positionnement
énergétique : quand la température augmente, elles sont décalées vers les plus basses énergies
conformément à la loi empirique de Varshni (l’évolution théorique du gap). Dans ce
paragraphe, nous portons notre attention sur la période des oscillations, c’est à dire sur la
valeur du champ électrique et son évolution en fonction de la température. Les périodes des
oscillations de chaque système de FKO sont quasi identiques : le champ semble ne pas varier
quelle que soit la jonction considérée à la précision des mesures près, GaAsSb/InGaAlAs ou
GaAsSb/InP, comme nous le voyons sur les spectres des deux échantillons H6594 et H6548
(figure 4.16 et 4.17). L’évolution du champ en fonction de la température de chacune des
jonctions est reportée figure 4.18 et 4.19. Normalement, et d’après la littérature publiée
(paragraphe 4.4.1), l’évolution du champ électrique est beaucoup plus marquée, avec à une
augmentation constante depuis les basses températures puis une saturation à partir d’un seuil
vers 280-300K, traduisant ainsi la variation de l’effet de photovoltage avec T. Nos résultats
sont différents et surprenants, preuve que les phénomènes physiques mis en jeu le sont aussi
également. Ce comportement du champ électrique avec T n’a jamais été vu auparavant. Nous
sommes donc en présence d’un nouveau phénomène. Il est important de noter que nous avons
132
réalisé l’étude du champ électrique en fonction de la température sur échantillon, et avons
remarqué le même comportement.
GaAsSb/InP
80
70
F (kV/cm)
60
50
40
30
20
10
H6594
0
50
100
150
200
250
300
Température (K)
Figure 4.18 : Evolution du champ électrique interne de l’échantillon H6594 en fonction de la
température.
InGaAlAs/GaAsSb, E/B
80
F (kV/cm)
60
40
20
H6548
0
50
100
150
200
250
300
Température (K)
Figure 4.19 : Evolution du champ électrique interne à la jonction E-B de l’échantillon H6548 en
fonction de la température
133
4.4.3
Photovoltage réduit par la présence de l’interface type II.
Il est vraisemblable, si on considère l’évolution du champ électrique en fonction de la
température, que l’effet de photovoltage du à la modulation optique ne soit pas contrôlé par
un simple effet thermoïonique, puisque cette évolution température est atypique :
apparemment, la température n’a pas une grande influence sur la valeur du champ dans le cas
des hétérostructures GaAsSb/InP et GaAsSb/InGaAlAs, qui sont toutes deux de type II.
Rappelons que les recombinaisons croisées sont assez intenses à ce type d’interface (type II);
comme nous l’avons déjà montré précédemment dans ce chapitre pour ces systèmes de
matériaux.
Le modèle décrivant les effets de photovoltage classique néglige les recombinaisons à
l’interface et dans la zone de charge d’espace. Donc, le seul phénomène qui impose
l’évolution de F en fonction de T est l’effet thermoïonique, ce qui est clairement insuffisant
pour expliquer le comportement du champ électrique de nos échantillons.
Si nous supposons que les recombinaisons à l’interface type II interviennent, cela veut dire
qu’elles vont :
•
Réduire la tension de photovoltage et ainsi le champ mesuré par PR sera plus
proche de la valeur du champ réel en obscurité.
•
Modifier l’évolution du champ en fonction de la température et de la
puissance d’excitation vu que l’effet thermoïonique des porteurs augmente
avec T alors que l’effet des recombinaisons type II évolue en sens inverse.
Des études d’électroluminescence (EL) ont été effectuées par le LPN partenaire du projet
Melba sur les deux mêmes échantillons H6594 et H6548. Les spectres d’EL de la jonction
B/E (GaAsSb/InP) du TBH H6594 sont reportés figure 4.20-(a) et (b).
134
(a)
(b)
Figure 4.20 : (a) spectre d’EL de l’échantillon H6594 pour V = 1V. (b) évolution du spectre d’EL
du même échantillon en fonction de V dans la gamme d’énergie 0.73-0.8 eV [ Lijadi 05]
Le spectre de la figure 4.20-(a) est obtenu en appliquant une forte tension VBE = 1V entre
la base et l’émetteur afin de mettre en évidence toutes les recombinaisons dans la base en
GaAsSb, l’émetteur InP et les recombinaisons de l’interface GaAsSb/InP. Le spectre montre
clairement quatre pics d’EL. Les pics 3 et 4 proviennent du gap de l’InP. Pour identifier les
pics 1 et 2 qui se trouvent dans la gamme d’énergie 0.7 – 0.9 eV, les chercheurs du LPN [Lijadi
05]
ont fait l’étude en fonction de la tension VBE. L’énergie du pic 2 reste constante quand on
fait varier la tension E/B alors que l’énergie du pic 1 varie très clairement en fonction de VBE.
La figure 4.20-(b) montre les spectres d’EL de la jonction B/E (GaAsSb/InP) du TBH H6594
pour différentes tensions VBE. Ce pic est donc attribué aux recombinaisons croisées
(recombinaisons type II à l’interface) conformément à ce qu’on a observé dans l’échantillon
H6372 au début de ce chapitre.
Une étude semblable d’EL a été menée sur la jonction InGaAlAs/GaAsSb (E/B) de
l’échantillon H6548. Les spectres ont manifesté le même comportement signalant la présence
des recombinaisons croisées entre les deux couches InGaAlAs et GaAsSb. Ce comportement
est en bon accord avec nos mesures de PL réalisées sur l’échantillon H7401 où nous avons
mis en évidence des transitions de type II à cette interface. Ces recombinaisons sont
relativement importantes comme le montrent les spectres d’EL, et ont pour effet de réduire les
effets de photovoltage et de rendre le champ électrique mesuré aux jonctions par PR
quasiment indépendant de la température.
Ce nouveau résultat expérimental crée un lien entre les spectres de PR (les FKO) et les
interfaces type II. Souvent, la nature d’une interface donnée (type I ou type II) est identifiée
par des études de PL ou d’EL comme nous l’avons présenté précédemment. Nous montrons
135
dans cette étude la possibilité d’identifier la nature d’une interface en utilisant la technique de
PR.: la réduction de l’effet de photovoltage sur le champ mesuré par FKO est une signature de
la présence d’une interface type II.
4.5 Conclusion
Les expériences de PL que nous avons réalisées sur l’hétérostructure GaAsSb/InP sur
substrat InP (échantillon H6372), ont montré l’existence de deux recombinaisons radiatives
l’une associée au bord de gap du GaAsSb (45.7% d’antimoine) et l’autre autour de 0.72 eV
associée aux recombinaisons type II. Le fort décalage en énergie de celle située à 0.72 eV en
fonction de la puissance d’excitation a permis d’attribuer cette transition à la recombinaison
directe entre les électrons de l’InP et les trous du GaAsSb de part et d’autre de l’interface.
Nous avons attribué le shift de la transition type II – habituellement attribué au seul
remplissage des puits quantiques triangulaires de l’interface dans les structures isotypes – à
l’enchaînement de deux effets successifs : un premier effet de photovoltage (structure UN+)
jusqu’à la situation de bandes plates, suivi d’un effet d’accumulation des porteurs à l’interface
créant des puits quantiques comme dans le cas des hétérostructures isotypes.
Nous avons appliqué la même technique de caractérisation sur le système
InGaAlAs/GaAsSb afin d’étudier la nature de l’interface. L’échantillon que nous avons étudié
(25%Al) présente une interface type II contrairement à ce qui était espéré. Pour les
pourcentages de Sb et d’Al des échantillons étudiés, nous avons montré que l’offset de bande
de conduction de InGaAlAs/GaAsSb est supérieur à celui mesuré dans InP/GaAsSb.
Nous avons constaté également que l’évolution du champ électrique mesuré par PR en
fonction de la température ne suit pas une forme classique dominée par des simples
recombinaisons par effet thermoïonique à travers la barrière de potentiel. Le champ électrique
est quasiment constant en fonction de la température aux jonctions E-B des TBH
(GaAsSb/InP et GaAsSb/InGaAlAs). Nous avons attribué ce nouveau phénomène à
l’influence prépondérante des recombinaisons croisées au niveau de l’interface type II.
136
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138
Chapitre 5 :
Mesure optique des champs électriques
par FKO : étude de structures complètes de TBH
Nous avons décrit tous les avantages des mesures de photoréflectivité (technique optique
sans contact, non-destructive, fonctionnant à température ambiante), et montré qu’il est
possible de réaliser des mesures très localisées de PR (sur 1µm de diamètre) pour l’appliquer
sur des composants réels.
Après l’étude des alliages antimoniés et de la nature de leur interface avec d’autres
matériaux de la filière InP, nous portons maintenant notre attention sur l’étude par la
technique de PR des structures épitaxiales de TBH complètes puis de véritables composants
TBH processés. La PR permet la mesure des champs électriques dans l’émetteur et dans le
collecteur. A partir de ces études, il est possible d’obtenir des informations sur d’éventuelles
variations de dopage des couches par rapport aux valeurs nominales et sur la qualité des
interfaces E/B et B/C.
139
5.1 Etudes de structures complètes de TBH InP/GaAsSb avec
émetteur en InGaAlAs
5.1.1
Description de la structure TBH étudiée
L’échantillon décrit dans ce paragraphe est le H6548 épitaxié par MBE chez Picogiga.
L’échantillon est non processé et poli sur les faces avant et arrière.
Couche
Contact Ohmique
Sub-émetteur
Emetteur
Base
Collecteur
Sub-collecteur
Contact Ohmique
Buffer
Substrat
Composition
InGaAs:Si
InP:Si
InGaAlAs:Si
GaAsSb:C
InP:Si
InP:Si
InGaAs:Si
InP
InP:Fe
Dopage (cm-3)
2x1019
1x1019
5x1017
3,6x1019
1x1016
1x1019
5x1018
nid
-
Epaisseur (nm)
100
100
70
50
300
50
50
50
-
Tableau 5.1 : Structure de l’échantillon H6548
Le tableau 5.1 présente la structure de l’échantillon.
Sur le substrat est d’abord déposée une fine couche de buffer nid (non intentionnellement
dopée) de 50 nm d’épaisseur, puis le contact ohmique du collecteur en InGaAs dopé au
Silicium à 5x1018 cm-3. Ensuite le sub-collecteur en InP dopé au Si à 1x1019 cm-3 et le
collecteur relativement épais (300 nm) en InP dopé à 1x1016 cm-3. La base GaAsSb est
fortement dopée au carbone (3.6x1019 cm-3). L’alliage GaAs1-xSbx possède une composition à
x=0.49 qui le met en accord de maille avec InP. On remarquera que la base est très fine
(50nm). Le matériau d’émetteur est InGaAlAs : l’alliage contient 21% d’aluminium ce qui
conduit à une composition de 26% de Gallium pour être en accord de maille sur InP.
L’épaisseur de l’émetteur est de 70 nm, son dopage est au Si (5x1017cm-3). Le sub-émetteur
est une couche en InP de 100 nm d’épaisseur dopée au Si également, et le contact ohmique de
l’émetteur est en InGaAs dopé Si (2*1019cm-3) d’épaisseur 100 nm.
140
5.1.2
Mesure de champs électriques par photoréflectivité
La structure épitaxiale du TBH étudié est composée de trois matériaux différents : un à
l’émetteur, un à la base et un autre au collecteur. On cherche à mettre en évidence et à
mesurer les champs électriques aux deux jonctions Emetteur-Base (E-B) et Base-Collecteur
(B-C). Normalement, un matériau fortement dopé comme c’est le cas de la base (GaAsSb) de
ce TBH n’engendre pas de FKO. C’est la raison pour laquelle la base en GaAsSb dont le gap
se situe autour de 0.7eV ne peut être mise en évidence ici. Le spectre de PR enregistré à 300K
dans cet échantillon montre des FKO associées aux jonctions E-B et B-C. Le spectre obtenu
est reporté figure 5.1 [Bru-Chevallier 04]
On observe très clairement deux groupes de signaux de PR suivant la gamme d’énergie :
l’un autour de 1.1 eV correspondant au gap de l’émetteur InGaAlAs, l’autre autour de 1.35 eV
correspondant au matériau InP du collecteur. Des oscillations de Franz Keldysh apparaissent à
haute énergie au-dessus des gaps des deux matériaux.
E-B
InGaAlAs-GaAsSb
B-C
GaAsSb-InP
0.003
0.002
PR
0.001
0.000
-0.001
EgInGaAlAs=1.042 eV
EgInP=1.33 eV
-0.002
-0.003
0.9
1.0
1.1
1.2
1.3
1.4
Energie(eV)
Figure 5.1 : Spectre de PR de l’échantillon H6548 à 300K.
Ces oscillations vont nous permettre de mesurer les champs électriques existant au niveau
des deux interfaces E-B et B-C. Les FKO montrent six maximas correspondant à l’émetteur
InGaAlAs et quatre maximas correspondant au collecteur InP. A partir des valeurs en énergie
141
des maxima de chaque courbe Em comme nous avons vu au chapitre 1, on peut déduire la
valeur du champ électrique.
Cependant, nous avons montré précédemment (chapitre 1 et chapitre 3) que cette technique
nécessite la connaissance du gap Eg du matériau ou de la phase ϕ (si le gap est inconnu). Dans
le cas de la jonction BC où les FKO surviennent dans la région du collecteur en InP, le gap est
bien connu (1.33 eV à 300K). Dans le cas de l’émetteur, les FKO prennent naissance dans le
quaternaire InGaAlAs. Selon la société Picogiga, ce quaternaire contient 21% d’Al, ce qui
conduit à une composition de 26% Gallium pour être en accord de maille avec InP (53%
d’Indium). Donc nous sommes en présence du composé In0.53Al0.21Ga0.26As. Ces
compositions ont été confirmées par des mesures d’électroluminescence (EL) faites sur le
même échantillon (H6548) par les chercheurs du LPN à Marcoussis[Lijadi
05]
. Le gap de
l’alliage est de 1.175 eV à 2K ce qui correspond à 0.208 d’Al. D’après ces résultats, et la
littérature [Wang 91], le gap du quaternaire à 300 K est Eg(x=0.53, y=0.21) = 1.042 eV.
Le tracé de (4/3π)(Em-Eg)3/2 en fonction de l’indice m conduit à une droite de pente (ћθ)3/2
= eћF/(2µ)1/2. Une régression linéaire de chaque courbe donne la pente moyenne et donc la
valeur des champs électriques (figures 5.2 et 5.3). La précision des mesures réalisées entraîne
des incertitudes sur les pentes et donc sur les valeurs de champs électriques F aux jonctions.
Ainsi F est obtenu avec une incertitude de 5% qui est l’écart entre la pente moyenne et la
pente maximale ou minimale [Pollak 94a]. Les résultats sont récapitulés dans le tableau 5.2.
Linear Fit
0.035
0.030
hθ=35meV
F=75kV/cm
(4/3π)(Em-Eg)
3/2
0.025
0.020
0.015
0.010
E-B
InGaAlAs-GaAsSb
0.005
0.000
1
2
3
4
5
6
m
Figure 5.2 : Exploitation des FKO à la jonction E-B de l’échantillon H6548 : la pente de la droite
fournit l’énergie électrooptique.
142
Linear fit
0.006
hθ=14.5meV
F=23kV/cm
(4/3π)(Em-Eg)
3/2
0.005
0.004
0.003
0.002
0.001
0.000
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
4.0
m
Figure 5.3 : Exploitation des FKO à la jonction B-C de l’échantillon H6548 : la pente de la droite
fournit l’énergie électrooptique
Interface
InGaAlAs-GaAsSb (E-B)
GaAsSb-InP (B-C)
Pente (ћθ)3/2 (eV)3/2
6.5x10-3
1.75x10-3
Energie électro-optique ћθ (meV)
35
14.5
Champ électrique (kV/cm)
(75 ± 4)kV/cm
(23 ± 1)kV/cm
Tableau 5.2 : Champs mesurés par exploitation des courbes (4/3π)(Em-Eg)3/2 = f(m).
Les champs mesurés par PR dans le collecteur et dans l’émetteur sont respectivement (75 ±
4)kV/cm et (23 ± 1)kV/cm. On remarque que le champ mesuré à la jonction base-collecteur
est plus faible qu’à la jonction émetteur-base, ce qui traduit les différents niveaux de dopage
dans les trois régions émetteur, base et collecteur du TBH. Néanmoins le champ électrique
déduit des oscillations de Franz-Keldysh ne représente pas forcément le champ réel qui existe
au niveau des jonctions PN de la structure TBH. En effet le champ interne peut être réduit par
l’illumination (faisceau laser et faisceau monochromatique) en raison des effets de
photovoltage décrits au chapitre 4. Afin de comparer le champ obtenu par les FKO au champ
réel, nous avons réalisé une simulation de la structure de bande de l’échantillon.
143
5.1.3
Structure de bande du TBH
La solution de l’équation de Poisson en utilisant le logiciel SimWindows permet de
connaître l’évolution du potentiel et du champ électrique dans la structure épitaxiale complète
du TBH. Le diagramme de bande obtenu pour la structure H6548 est reporté en figure 5.4.
H 6548
-3 .3
E
C
B
E c (e V )
E v (e V )
Ef
-3 .6
Energie (eV)
-3 .9
-4 .2
-4 .5
-4 .8
-5 .1
-5 .4
-5 .7
-6 .0
0 .0
0 .1
0 .2
0 .3
0 .4
0 .5
X (µ m )
Figure 5.4 : Diagramme de bande de l’échantillon H6548 simulé par le logiciel SimWindows
L’allure du champ électrique le long de la structure telle que le calcule SimWindows est
reporté figure 5.5.
F (V/cm)
H 6548
3 .0 x 1 0
5
2 .4 x 1 0
5
1 .8 x 1 0
5
1 .2 x 1 0
5
6 .0 x 1 0
4
E
B
C
C h a m p é le c t r i q u e
0 .0
-6 .0 x 1 0
4
0 .0
0 .1
0 .2
0 .3
0 .4
0 .5
X (µ m )
Figure 5.5 : Allure du champ électrique en fonction de la profondeur ( H6548 )
144
La simulation confirme le fait que les deux zones de charge d’espace ne s’étendent pas
dans la base dégénérée. A la jonction base-émetteur, le champ varie linéairement dans la ZCE
et est maximal à la jonction PN. A la jonction base-collecteur, le champ est aussi linéaire dans
la ZCE. Les champs considérés à comparer avec les mesures issues de la PR sont les valeurs
maximales de ces portions linéaires. [Bottka 88]
Les valeurs obtenues par simulation sont comparées aux champs déduits des FKO, et sont
présentées dans le tableau 5.3.
Echantillon
F(kV/cm)
F(kV/cm)
F(kV/cm)
F(kV/cm)
Sim⇒ E/B
PR⇒ E/B
Sim⇒ B/C
PR⇒ B/C
270
75
40
23
H6548
Tableau 5.3 : Champs électriques obtenus par simulation et par PR aux jonctions émetteur-base et
base-collecteur
Il s’avère que la valeur du champ à l’hétérojonction GaAsSb/InP (B/C) obtenue par
l’expérience est proche, quoique légèrement supérieure à la valeur obtenue par la simulation.
Nous attribuons cet écart entre les deux valeurs aux effets de photovoltage qui réduisent le
champ électrique mesuré. En revanche, on constate un écart plus important entre la valeur
théorique donnée par la simulation et la valeur obtenue par PR au niveau de l’hétérojonction
InGaAlAs/GaAsSb (E/B). Nous discutons de ces résultats dans le paragraphe suivant.
5.1.4
5.1.4.1
Analyse des résultats
Jonction B-C
Le champ électrique à l’interface est déterminé par le niveau de dopage des deux couches
de part et d’autre de l’interface. Dans le cas de la structure de TBH étudiée (Tableau 5.1), le
collecteur en InP est dopé au Si à 1x1016 cm-3 et la base en GaAsSb est fortement dopée au
carbone à 3.6x1019 cm-3. La valeur du champ déduite expérimentalement par PR reflète le
dopage effectif dans les couches. Sa comparaison avec la valeur théorique du champ nous
renseigne sur la qualité du dopage. Comme nous l’avons vu dans les deux paragraphes
précédents, la valeur expérimentale du champ électrique à l’hétérojonction GaAsSb/InP (B/C)
145
est en bon accord avec celle théorique calculée par simulation. C’est un résultat important qui
montre que les niveaux de dopage du collecteur et de la base sont conformes à ce qui était
visé lors de la croissance. Donc, on peut doper fortement la base au carbone, sans qu’il diffuse
vers l’émetteur et le collecteur. On bénéficie ainsi simultanément d’une base fine, donc à
faible temps de transit et pourtant de faible résistivité. C’est l’un des points clefs et l’un des
objectifs du projet MELBA
[Godin 02, Godin 05]
. Nos spectres de PR ont confirmé la réalisation
d’un tel objectif. Ce résultat est en très bon accord avec les études de McDermott et al.
[McDermott 95, McDermott 96]
qui ont montré que le carbone dopant des alliages GaAsSb ne diffuse
pas vers le collecteur.
5.1.4.2
Jonction E-B
Regardons maintenant le champ mesuré dans l’émetteur. Nous l’estimons par PR à 75
kV/cm alors que sa valeur théorique est de 270 kV/cm. Comment expliquer le grand écart
obtenu entre la simulation et l’expérience ? Il est probable que l’effet de photovoltage ait une
influence de réduction du champ électrique mesuré par rapport à la valeur réelle. L’étude du
champ électrique en fonction de la température présentée au chapitre 4 permet d’évaluer cet
effet. Elle montre cependant des effets de photovoltage réduits à cause des recombinaisons
croisées à l’interface type II étudiée. Ce seul phénomène ne peut donc pas expliquer une telle
différence champ électrique (75 kV/cm et 270 kV/cm).
Nous pouvons confirmer également que l’écart entre la théorie et l’expérience à l’interface
E/B ne provient pas d’un écart important dans le niveau de dopage de la base (GaAsSb) par
rapport aux valeurs visées. L’étude précédente à l’interface B/C l’a montré.
Plusieurs phénomènes peuvent être à l’origine de cet écart. La première hypothèse serait
liée à la couche émetteur InGaAlAs et en particulier à son dopage au Si visé à 5x1017cm-3. Les
résultats de PR indiqueraient donc une baisse significative de l’efficacité des donneurs Si. Ce
même phénomène a été détecté dans d’autres matériaux dopés au Si comme le InGaAs et le
GaAlAs
[Chen 97, Pollak 94]
. On peut imaginer qu’une partie des dopants Si ne serait pas activée
(ionisée), ce qui expliquerait l’écart entre la valeur du champ électrique expérimental (dopant
Si ionisé) et la valeur du champ électrique simulé (dopant Si visé). Si c’était le cas, nous
pouvons estimer le taux du dopage effectif (dopants activés) dans l’émetteur en cherchant la
valeur qui correspond à un champ électrique de l’ordre de 75kV/cm. En utilisant le même
programme de simulation (SimWindows), nous avons trouvé un dopage de l’ordre de 5x1016
cm-3 correspondant à un champ électrique de 75 kV/cm; donc il y aurait seulement 10% des
donneurs activés.
146
Une autre hypothèse pourrait expliquer l’écart significatif entre la simulation et
l’expérience détecté à l’interface E/B. Il s’agit des effets d’ordering dans le matériau
d’émetteur. Selon la littérature
[Lin 01]
, des effets d’ordering dans le matériau émetteur
pourraient être à l’origine de la chute du champ électrique mesuré par PR par rapport à la
valeur théorique en induisant des effets d’écrantage du champ électrique.
Enfin, il convient de souligner que la jonction E/B de cet échantillon met en jeu l’interface
inverse GaAsSb/InGaAlAs qui n’a pas été étudiée en détail. Or, on sait que certains systèmes
de matériau sur InP, notamment dans le cas de l’hétérojonction InP/InAlAs, les deux
interfaces (directe et inverse) ne sont pas équivalentes [Garcia 95] notamment du point de vue des
discontinuités de bande, mais aussi des rugosités d’interface. Afin de statuer sur cette dernière
hypothèse, une étude matériau plus systématique serait nécessaire dans le système
InGaAlAs/GaAsSb.
5.2 Etude de composants TBH processés
5.2.1
Mesure locale des champs électriques internes par micro-PR –
Dans les paragraphes précédents 5.1.2 et 5.1.3 nous avons étudié la plaque épitaxiale
H6548 qui correspond à des TBH dont la couche d’émetteur est en InGaAlAs. Dans cette
partie, nous présentons les résultats de micro-PR sur des composants Jumbo-TBH de la même
structure H6548. Les jumbo-TBH sont des TBH de grandes tailles (dimensions de l’émetteur
entre 50µm et 100µm) destinés à l’étude et l’optimisation rapide des plaques épitaxiales. La
caractérisation de ces transistors est essentiellement électrique (courbes de Gummel) afin de
mettre en évidence l’effet éventuellement néfaste des procédés technologiques sur la qualité
des matériaux et interfaces (figure 5.6). La dimension de l’émetteur du composant étudié est
de 50µmx50µm. La mesure de micro-photoréflectivité est obtenue en sondant l’espace inter
électrode du jumbo-TBH. Un espacement d’environ 5µm est libre entre les métallisations
d’émetteur et de base à la surface de cet échantillon.
Figure 5.6 : Vue de dessus d’un composant
jumbo TBH.
147
B
B
E
C
Tous les détails expérimentaux de la technique de micro-PR ont été présentés dans le chapitre
2. Nous avons obtenu des spectres de micro-PR sur des surfaces de diamètre 7µm puis 1µm.
Les spectres obtenus sont reportés figure 5.7. Notons que ni la forme des spectres ni la
position énergétique des signaux de PR n’ont changé en passant de l’échelle macroscopique à
l’échelle micrométrique (figure 5.7). Tandis que le rapport signal/bruit a clairement diminué
en réduisant le diamètre du spot. Dans les deux cas, on observe clairement des systèmes
d’oscillations de Franz-Keldysh au-dessus du gap du matériau d’émetteur InGaAlAs,
permettant de remonter à la valeur du champ électrique présent à la jonction émetteur-base.
Dans ce cas, les valeurs du champ électrique sont de 76.5 ± 4 kV/cm (diamètre du faisceau =
7µm) et 75.7 ± 4 kV/cm (diamètre faisceau =1µm). L’écartement entre les maximas est
directement dépendant du champ électrique local. La différence entre les valeurs des champs
mesurés à partir des deux spectres est très faible et inclue dans la barre d'erreur.
Jumbo TBH
diamètre du spot = 7µm
Jumbo TBH
diamètre du spot = 1µm
FE/B=75.7 ± 4 kV/cm
micro-PR
Micro-PR
FE/B = 76.5 ± 4 kV/cm
1.00
H6548
T = 300K
H6548
1.05
1.10
1.15
1.20
1.25
1.00
T=300K
1.05
1.10
1.15
1.20
Energie(eV)
Energie(eV)
Figure 5.7 : Spectres de micro-PR enregistrés à 300K sur la plaque H6548 (émetteur quaternaire
InGaAlAs) sur des diamètres de tache de 7µm puis 1µm.
L’intérêt de cette étude réside dans la démonstration de faisabilité de la mesure locale de
photoréflectivité sur des composants TBH processés Ces mesures de micro-PR sont originales
tant au niveau national qu’au niveau international [Chouaib 05]. La résolution spatiale atteinte est
de 1µm, suffisante également pour caractériser les « vrais » composants TBH de taille typique
148
1.25
1µmx2µm. L’étape suivante consiste à faire cette mesure en polarisant la jonction afin de
modifier le système des FKO et mesurer le champ électrique aux interfaces en fonction de la
polarisation. Cette étude est présentée dans le paragraphe 5.2.3.
5.2.2
Réduction du champ électrique dans l’émetteur sous l’effet de
l’insertion d’un espaceur entre la base et l’émetteur.
Afin de réduire la tension d’offset indésirable à l’interface Emetteur-Base, on insère une
fine couche de quelques nm de GaAsSb non-dopé entre l’émetteur en InGaAlAs et la base
fortement dopée en GaAsSb. Cette couche est appelée espaceur. C’est une méthode simple et
avantageuse qui consiste à créer un puits quantique triangulaire entre l’émetteur et la base et
ainsi créer un gaz d’électrons bidimensionnel (2DEG)[Wang
93]
pour écranter le champ
électrique.
Nous nous intéressons dans ce paragraphe à l’étude de l’effet de cet espaceur sur le champ
électrique régnant dans l’émetteur. Pour cela, nous avons étudié par micro-PR deux
composants TBH identiques, l’un contenant un espaceur à l’interface E/B et l’autre sans
espaceur (le H6548 du parag 5.1.1).
La structure contenant un espaceur est décrite dans le tableau 5.4 (H6584)
Couche
Contact Ohmique
Sub-émetteur
Emetteur
Composition
InGaAs:Si
InP:Si
InGaAlAs:Si
Dopage (cm-3)
2x1019
1x1019
5x1017
Epaisseur (nm)
100
100
70
Espaceur
Base
Collecteur
Sub-collecteur
Contact Ohmique
Buffer
Substrat
GaAsSb
GaAsSb:C
InP:Si
InP:Si
InGaAs:Si
InP
InP:Fe
nid
3,6x1019
1x1016
1x1019
5x1018
nid
-
0.4nm
50
300
50
50
50
-
Tableau 5.4 : structure de l’échantillon H6584
149
Sans espaceur
Avec espaceur
FH6548= 76kV/cm
FH6584= 64kV/cm
micro-PR
EgInGaAlAs
diamètre du spot = 7µm
1.00
1.05
1.10
1.15
1.20
1.25
Energie(eV)
Figure 5.8 : Comparaison des spectres de PR de H6548 et H6584. Réduction de la période des
FKO sous l’effet de l’insertion d’un espaceur entre la base et l’émetteur
Les deux spectres de micro-PR provenant de l’émetteur InGaAlAs des deux échantillons
sont reportés figure 5.8. Les spectres présentent des oscillations de Franz Keldysh. Les deux
spectres ont la même forme amortie mais la période des oscillations de celui qui comporte un
espaceur est clairement inférieure à la période de l’autre. Cela veut dire que le champ
électrique présent dans l’émetteur a été réduit par la présence de l’espaceur entre la base et
l’émetteur. La valeur du champ est estimée à 64 kV/cm. La réduction du champ est de 12
kV/cm pour un espaceur de 0.4nm. Nous avons simulé la structure de bande de l’échantillon
H6584 (Tableau 5.4). La réduction du champ est de 9 kV/cm par rapport à celle du H6548
(sans espaceur). L’allure du champ électrique est reportée figure 5.9.
150
F (kV/cm)
H 6584
4x10
5
3x10
5
2x10
5
1x10
5
F ie ld ( V / c m )
E
C
B
2 6 1 k V /c m
0
-1 x 1 0
5
-2 x 1 0
5
0 .0
0 .1
0 .2
0 .3
0 .4
0 .5
X (µ m )
Figure 5.9 : Allure du champ électrique en fonction de la profondeur ( H6584 )
Cette réduction de champ était prévue par la présence du gaz d’électrons bidimensionnel.
En effet, l’origine du champ mesuré dans l’émetteur vient des charges des dopants ionisés
situés de part et d’autre de l’interface (E/B), charges négatives du côté E et positives du côté
B. La présence d’un espaceur rempli d’un gaz d’électrons entre l’émetteur et la base écrante le
champ électrique.
En utilisant la loi de Gauss, et les valeurs de champs électriques mesurées
expérimentalement par PR, nous pouvons estimer la densité surfacique du gaz bidimensionnel
d’électrons de l’espaceur :
εEFE = εEFE’ + qNs
(5.1)
où εE est la constante diélectrique de l’émetteur (InGaAlAs), FE est le champ électrique de
l’émetteur sans espaceur (76kV/cm), FE’ est le champ électrique de l’émetteur avec espaceur
(64kV/cm), q est la charge de l’électron et Ns est la densité surfacique des électrons confinés
dans l’espaceur. Dans ces conditions, Ns vaut 8.6x1010 cm-2. Cette valeur est raisonnable et est
en bon accord avec la littérature [Wang 93].
5.2.3
Mesure de micro-PR sur des composants TBH sous polarisation
Dans ce paragraphe, nous présentons les études de micro-PR sur un TBH sous polarisation
électrique. Ces informations sont particulièrement intéressantes pour l’analyse du
151
fonctionnement du composant dans certaines gammes de polarisation. Néanmoins, pour ces
études électro-optiques sur composant, il faut pouvoir s’affranchir des problèmes posés par la
présence des contacts à la surface de l’échantillon.
Les mesures de micro-PR nécessitent la détermination des bonnes conditions
expérimentales, comme décrit dans le chapitre 1, paragraphe 1.4.1. Le Jumbo TBH utilisé
dans cette étude est le H6584 (Tableau 5.4) dont la dimension de l’émetteur est de
75µmx75µm. L’espace sondé est le mésa entre les deux métallisations Emetteur et Base (fig
5.6). Le spectre de micro-PR de ce composant obtenu pour une taille de spot de 7µm est
reporté figure 5.10. Le spectre présente un grand nombre de FKO dans la gamme d’énergie
1eV-1.45eV dues aux champs électriques élevés dans les deux couches Emetteur (InGaAlAs)
et Collecteur (InP). Les champs mesurés sont de 64kV/cm pour l’émetteur et 23.5kV/cm pour
le collecteur (valeur théorique de 40 kV/cm). Dans toutes les structures TBH que nous avons
étudiées, le champ électrique mesuré expérimentalement à la jonction Base-Collecteur
(GaAsSb-InP) correspond bien à celui simulé théoriquement, en tenant compte des effets de
photovoltage comme nous l’avons vu au paragraphe 5.1.4 pour l’échantillon H6548.
E-B
Pex=0.2mW,
taille du spot = 7µm
micro-PR(u.a.)
C-B
2
Taille de l'émetteur =75x75 µm
1.0
1.1
1.2
1.3
1.4
1.5
Energie(eV)
Figure 5.10 : Spectre de micro-PR d’un jumbo TBH enregistré à 300K sur la plaque H6584
(émetteur quaternaire InGaAlAs) sur un diamètre de tache de 7µm.
Afin d’étudier l’effet de la polarisation électrique sur les spectres de micro-PR, nous avons
appliqué une tension entre l’émetteur et la base VBE à l’aide de deux pointes. Le but est
152
pouvoir caractériser un composant TBH de taille micrométrique par la technique de
photoréflectivité en faisant varier la tension appliquée aux jonctions. La figure 5.11 montre
deux spectres de micro-PR enregistrés dans la couche émetteur InGaAlAs à deux valeurs
différentes de la tension VBE (0.3V et 0V). La période du système d’oscillations de Franz
Keldysh a clairement diminué sous l’effet de la polarisation directe 0.3V indiquant une
diminution du champ électrique mesuré comme on s’y attend dans une jonction polarisée en
direct. C’est une conséquence de la réduction de la zone de charge d’espace produite par la
tension directe. L’intensité de PR a aussi diminué sous polarisation directe de la jonction E-B.
E
B
C
B
VBE
µ-PR Vbe=0.3V
µ-PR
micro-PR
VBE=0.3V
1.00
1.05
1.10
1.15
Energie(eV)
1.20
1.25
1.30
Figure 5.11 : Effet de la polarisation électrique sur les spectres de micro-PR..
153
PR Intensity x 10
-6
160
140
120
100
80
60
40
20
0
-0.2
-0.1
0.0
0.1
0.2
0.3
0.4
VBE (V)
Figure 5.12 Evolution de l’intensité de PR en fonction de VBE
68
Champ électrique (kV/cm)
66
64
62
60
58
56
-0.2
-0.1
0.0
0.1
0.2
0.3
0.4
Vbe
Figure 5.13 : Evolution du champ électrique à l’interface E-B en fonction de VBE
Nous avons réalisé cette étude pour une série de tensions de polarisation VBE entre -0,2V
(jonction en inverse) et +0,4V (jonction en direct). L’évolution du champ électrique et de
l’intensité de PR en fonction de la tension VBE est tracée en figure 5.12 et figure 5.13
respectivement. On constate une diminution du champ électrique en fonction de VBE.
L’intensité de PR, elle, est réduite seulement dans le cas d’une polarisation directe de
l’échantillon. Ces résultats sont analysés dans les paragraphes suivants.
154
5.2.3.1
Mesure directe du dopage par exploitation de l’évolution du champ
électrique en fonction de la tension VBE.
Dans une zone de charge d’espace entièrement désertée, le champ électrique, le potentiel et
la concentration de dopants activés N sont reliés par la relation suivante [Bottka88] :
F2 = (2qN/ε)(VF + Vbias – VP – kT/q)
(5.2)
où ε est la constante diélectrique du matériau, VF est le potentiel à l’interface en obscurité
(figure 4.14), VP représente la chute de tension due aux effets de photovoltage, q est la charge
de l’électron, T est la température et k est la constante de Boltzman.
Le tracé de F2 (le carré du champ mesuré par PR) en fonction de la tension de polarisation
VBE doit donc être une droite de pente 2qN/ε. Donc, il est possible d’évaluer à partir de
l’évolution du champ électrique F en fonction de VBE le dopage effectif N dans la couche
d’émetteur. Ce tracé est reporté en figure 5.14.
6
2
2
Pente = 2639.5x10 V/cm
F
Ajustement linéaire
4600
4400
16
4000
2
2
F (kV /cm )
-3
N = 10 cm
4200
2
3800
3600
3400
3200
3000
-0.3
-0.2
-0.1
0.0
0.1
0.2
0.3
0.4
VBE (V)
Figure 5.14 : Evolution du carré du champ électrique mesuré par PR en fonction de la tension de
polarisation VBE.
La valeur de N déduite de cette exploitation est de l’ordre de 1016 cm-3. Le dopage visé de
l’émetteur était 5x1017 cm-3. Les mesures par PR indiqueraient donc une nouvelle fois une
baisse significative de l’efficacité des donneurs Si dans l’émetteur quaternaire, comme
indiqué déjà au début de ce chapitre, lors de la mesure du champ électrique par PR à cette
même interface au § 5.1.4.2.
155
5.2.3.2
Interprétation de l’évolution de l’intensité de PR en fonction de la tension
de polarisation
En polarisation directe, l’intensité de PR diminue quand on augmente la tension VBE et
reste constante en polarisation inverse.
Regardons maintenant l’origine probable de la dégradation de l’intensité de PR en fonction
de la polarisation directe. Selon la théorie du modèle de la fonction d’Airy, l’intensité des
FKO est proportionnelle à : [Hall 97]
I = A(ћθ/Γ)2∆F
(5.3)
où A est l’amplitude de la force de l’oscillateur (le recouvrement des fonctions d’onde des
électrons et des trous), Γ est le paramètre d’élargissement, ћθ est l’énergie électro-optique, et
∆F est la variation du champ électrique due à la modulation optique. L’intensité de PR chute
d’un facteur 10 entre 0V et 0.5V (figure 5.12) alors que le carré de l’énergie électro-optique
ћθ n’est réduite que d’un facteur 1.2. Donc d’après l’équation 5.3, ћθ ne permet pas à elle
seule d’expliquer cette forte variation de l’intensité.
L’explication la plus vraisemblable pour expliquer cette forte décroissance d’intensité
serait plutôt la variation de l’efficacité de la modulation optique ∆F. En effet ∆F est
proportionnelle à la quantité de porteurs stockés de part et d’autre de la ZCE qui diminue
quand on polarise la jonction E-B en directe. Ajoutons à ceci l’influence des recombinaisons
croisées qui croit avec la tension VBE comme nous l’avons déjà vu au chapitre 4, notamment à
partir des études d’EL du LPN réalisées sur cet échantillon (figure 4.20). Quand VBE
augmente (polarisation directe), l’intensité du pic d’EL des recombinaisons croisées augmente
ce qui réduit fortement l’efficacité de la modulation du champ électrique ∆F. En polarisation
inverse, nous remarquons que l’intensité de PR ne varie pas avec la tension de polarisation.
Dans ce cas en effet, l’influence des recombinaisons croisées à l’interface E-B devient plus
faible (déjà très faible à VBE=0V sur la figure 4.20) et par conséquent l’intensité de PR n’est
plus influencée par ce paramètre.
Cette évolution de l’intensité de PR en fonction de la tension VBE confirme donc l’impact
très important des recombinaisons croisées aux interfaces de type II sur les mesures de PR et
micro-PR ainsi que nous l’avons vu au chapitre 4.
156
5.3 Conclusion
L’étude que nous avons présentée dans ce chapitre avait pour objectif de mesurer
optiquement les champs électriques par FKO dans des structures TBH complètes puis dans
des composants.
L’analyse des spectres de PR effectués à température ambiante a permis de déterminer les
valeurs des champs électriques au niveau des jonctions PN du TBH. Ces valeurs
expérimentales ont été confrontées aux valeurs données par la simulation. La comparaison des
valeurs
de
champs
électriques
a
été
discutée
pour
la
jonction
émetteur-base
(InGaAlAs/GaAsSb) et base-collecteur (GaAsSb-InP). Nous avons trouvé une bonne
corrélation entre les deux valeurs expérimentales et simulées pour la jonction B-C ce qui
montre que le dopage du matériau GaAsSb est de bonne qualité. Nous avons remarqué
également une baisse significative du champ électrique mesuré par PR à la jonction EB par
rapport à la valeur simulée et nous avons proposé quelques hypothèses pour expliquer cet
écart. Une étude détaillée serait nécessaire dans le système InGaAlAs/GaAsSb afin
d’interpréter définitivement ce résultat.
Afin de détecter l’effet des procédés technologiques sur les performances des composants
TBH, nous avons mené les mêmes études optiques sur des composants Jumbo TBH de
dimensions 50x50µm2 en utilisant la technique de micro-PR (résolution spatiale 1µm). Ces
mesures localisées sont les premières au niveau international. La faisabilité d’une telle mesure
nous a offert la capacité d’étudier un composant sous polarisation électrique, c’est à dire de
voir l’effet de la polarisation sur les oscillations de Franz Keldysh. La variation de la période
des FKO sous polarisation électrique a mis en évidence la validité de la théorie de « la PR à
fort champ électrique» à partir de laquelle on évalue les champs électriques.
L’ensemble des résultats de ce chapitre nous conduit à suspecter une efficacité de dopage
Si réduite dans l’émetteur quaternaire InGaAlAs du TBH étudié, et éventuellement une
qualité d’interface inverse dégradée. Nous avons également montré la très forte influence des
recombinaisons croisées aux interfaces type II sur les spectres de PR.
157
Références
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Modulation spectroscopy as a tool for electronic material characterization
J. Electron Materials vol. 17, p. 161 (1988)
[Chen 97] : Y. H. Chen, G. J. Jan
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IEEE Journal of quatum electronics, Vol 33, No 4, p. 574. (1997)
[Chouaib 05] : H. Chouaib, H, Bakouboula, A,n Benyattou, T, Bru-Chevallier, C, Lahreche,
H, Bove, P, ‘Micro-Photoreflectance spectroscopy investigation of InGaAlAs/GaAsSb/InP
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[Garcia 95] : M. A. Garcia Pérez
Etude des propriétés optiques des microstructures InGaAs/InAlAs epitaxiées sur InP
Thèse de doctorat, Institut National des Sciences Appliquées de Lyon, 1995
[Godin 02] : J. Godin, J., M. Riet, S.Blayac, P. Berdaguer, V. Dhalluin, F. Alexandre, M.
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‘InP DHBT technology and design for 40 Gbit/s full-rate-clock communication circuits’,
Gallium Arsenide Integrated Circuit, 24th GaAs IC Symposium, pp. 215-218, (2002)
[Godin 05] : J. Godin, M. Riet,P. Berdaguer, M. Kahn, P. Bove, J.-L. Pelouard, M. Lijadi, C.
Bru-Chevallier, H. Chouaib, T. Benyattou, C. Maneux, N. Labat
A GaAsSb/InP HBT circuit technology
The 13th Gallium Arsenide and other Compound Semiconductors Application, Paris (2005)
[Hall 97] : D. J. Hall, T. J. C. Hosea, and D. Lancefield,
Airy function analysis of Franz–Keldysh oscillations in the photoreflectance spectra of In1xGaxAsyP1 – y layers
J. Appl. Phys. vol 82, p 3092 (1997)
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Polarized-photoreflectance characterization of InGaP/InGaAsN/GaAs NpN doubleheterojunction bipolar transistor structure
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Carbon doped InP/GaAsSb HBTs via MOCVD
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158
[McDermott 96] : B. McDermott, E. Gertner, S. Pittman, C. Seabury, M. Chang
Growth and doping of GaAsSb via metalorganic chemical vapor deposition for lnp
heterojunction bipolar transistors
Appl. Phys. Lett., vol 68, p 1386 (1996)
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in Handbook on semiconductors, edited by M. Balkanski (North-Holland, New-York, 1994).
[Pollak 94b] : F. Pollak, H. Qiang, D. Yan, W. Krystek and S. Moneger
Nondestructive, room temperature analysis/qualification of wafer-sized semiconductor device
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Solid State Electronics, vol. 38, p. 1121-1129 (1995)
[Wang 91] : C Wang, J. Walpole, L. Missaggia, J. Donnelly, H. Choi
AlInGaAs/AlGaAs separate-confinement heterostructure strained single quantum well diode
lasers grown by organometallic vapor phase epitaxy
Appl. Phys. Lett. vol. 58, p. 2208 (1991)
[Wang 93] : Q. Wang, E. Yang, Y. Chen, D. Sivco, and A. Cho
Minimization of the offset voltage in heterojunction dipolar transistors by using a thick spacer
Appl. Phys. Lett., vol. 62, p. 3129 (1993)
[Yin 92] : X. Yin, H. Chen, F. Pollak, Y. Chan, P. Montano, P. Kirchner, G. Petit, J. Woodall
photoreflectance study of the surface Fermi level at (001) n and p type GaAs surfaces
J; Vac. Sci. Technol. A. vol. 10, p 131 (1992)
159
Conclusion générale
Le travail présenté dans ce mémoire s’est déroulé dans le cadre d’un projet du Réseau
National de Recherche en Télécommunications MELBA. Son objectif était l’étude des
hétérostructures GaAsSb/InP pour des applications TBH ultra-rapides par exploitation des
techniques de spectroscopie de modulation. De nombreux résultats originaux ont été obtenus
et ont fait l’objet de plusieurs publications dans des revues et conférences internationales (voir
annexe II)
Nous avons dans un premier temps étudié les propriétés optiques des alliages antimoniés
(GaAsSb) en utilisant les techniques de photoréflectivité (PR) et de photoluminescence (PL).
La photoréflectivité permet de mesurer la position du gap dans les structures où le champ
électrique est relativement faible et le champ électrique (F) par exploitation des FKO dans des
structures où le champ électrique est relativement fort.
Nous avons mesuré grâce aux FKO obtenues sur une structure de type UN+ le champ
électrique à la surface et déduit la position du niveau de Fermi de surface à la surface des
alliages GaAsSb. C’est une information importante d’un point de vue technologique pour les
performances d’un TBH.
Nous avons mis en évidence également l’existence d’effets importants de localisation dans
les alliages antimoniures dans lesquels se piègent puis se recombinent les excitons à très basse
température. Une étude complète de photoluminescence en fonction de la température a été
menée et a montré pour la première fois sur ce type d’alliage une évolution atypique du pic de
PL, de l’intensité et de l’élargissement en fonction de la température. Nous avons aussi
montré l’influence des ces effets de localisation sur les spectres de PR, en particulier sur
l’intensité et la forme des spectres à basse température, bien que la technique de PR soit
fortement sensible aux propriétés intrinsèques du matériau.
Nous avons pu montrer également, par une étude en puissance d’excitation de la PL la
transition type II dominante au niveau de l’interface GaAsSb/InP et estimer les valeurs des
offsets de bande de conduction et de valence. Ces paramètres sont très importants pour les
interfaces Emetteur-Base et Base-Collecteur du TBH.
L’insertion d’un quaternaire InGaAlAs dans l’émetteur du TBH avait pour but d’espérer créer
une interface type I InGaAlAs/GaAsSb (Emetteur-Base) et permettre une injection balistique
des électrons. Les échantillons que nous avons testés ont révélé une interface
InGaAlAs/GaAsSb de type II.
160
Nous avons étudié pour la première fois l’effet de ce type d’interface (de type II) sur les
oscillations de Franz Keldysh. Le champ électrique mesuré à partir des FKO est quasiment
constant en fonction de la température. Ceci est dû à la présence de recombinaisons
d’interface très importantes qui réduisent ainsi les effets de photovoltage. C’est une façon
d’identifier le type d’interface (type I ou type II) par PR, sachant que la transition type II n’a
jamais été vue en PR auparavant.
Au cours de ce travail de thèse, nous avons également réussi à améliorer la résolution
spatiale du banc expérimental de PR jusqu’à des dimensions de l’ordre du µm afin d’étudier
des composants de taille micrométrique.
Nous avons mené pour la première fois des études de PR très localisées sur des
composants TBH complètement processés de dimensions 50x50µm2 en utilisant la technique
de micro-PR (diamètre du spot 1µm). Pour la première fois aussi, nous avons pu effectuer des
mesures de micro-PR sur composant TBH sous polarisation électrique et nous avons
interprété la variation du champ électrique mesuré et de l’intensité de la PR en fonction de la
tension de polarisation. Ce résultat montre la faisabilité de la micro-caractérisation optique
d’un composant en mode de fonctionnement normal. La variation de la période des FKO sous
polarisation électrique a mis en évidence la validité de la théorie de « la PR à fort champ
électrique » à partir de laquelle on évalue les champs électriques.
Ce travail a contribué à démontrer tout l’intérêt et la qualité des alliages antimoniés réalisés
dans le cadre du projet MELBA pour leur utilisation dans les TBH ultra-rapides. Signalons
qu’un circuit numérique fonctionnant à 40 Gbit/s a été fabriqué par Alcatel sur la base de ces
alliages épitaxiés par Picogiga. Les fréquences de coupure des TBH atteignent 200GHz.
La faisabilité des mesures de PR à l’échelle de composants de dimensions de l’ordre de
dizaine de µm a été prouvée, et ouvre des perspectives très intéressantes sur l’application de
ces techniques pour l’étude physique du fonctionnement de composant de taille
micromètriques tels qu’ils sont utilisés dans les circuits. Les perspectives ouvertes par ce
travail de thèse seront largement exploitées dans le projet récemment accepté par l’ANR,
ATTHENA, qui se donne pour but d’améliorer encore les fréquences de coupure de ces TBH
à base antimoniée pour atteindre le GHz. Les mesures très localisées de PR sur composant
TBH y seront largement exploitées
161
Annexe I
La photoluminescence : principe et montage expérimental
Principe
La PL est l’un des processus par lequel un matériau semi-conducteur photo-excité retourne
à l’état d’équilibre par émission de photons. L’utilisation de ce phénomène comme technique
d’analyse permet d’étudier les propriétés intrinsèques et extrinsèques ( défauts ) du matériau.
Les principales informations fournies par cette technique sont sur :
•
La valeur du gap du matériau
•
Le désordre d’alliage, les effets de localisation
•
Les défauts légers et profonds
En excitant la surface avec un faisceau laser d’énergie supérieure au gap, des paires
électrons-trous sont crées dont le retour à l’équilibre se produit par recombinaison. Le
principe de la mesure repose sur l’analyse des photons émis par les récombinaisons radiatives
possibles dans le matériau
Dispositif expérimental
Ce dispositif expérimental comprend :
Une source d’excitation
La source d’excitation est un laser Argon, de puissance 5.7 W. Il fonctionne en continu, et
sa divergence est de 0.69mrad ; et on sélectionne par rotation d’un prisme situé à l’extrémité
du tube à plasma la raie verte, de longueur d’onde 514.5nm.
Optique de focalisation
Le faisceau laser est concentré sur l’échantillon par une lentille de distance focale
F=500nm.
Optique de collection
La lumière issue de l’échantillon est focalisée sur la fente d’entrée du monochromateur à
l’aide d’un système cassegrain. Un filtre passe-haut ( pour nos manips un filtre Silicium
coupant à 1130nm), choisi suivant le domaine des longueurs d’onde étudié est utilisé à
l’entrée du monochromateur afin d’éliminer la raie laser diffusée et d’éviter les superpositions
d’ordre de réseau.
Monochromateur
162
Pour le domaine de longueur d’onde étudié, le monochromateur est équipé d’un réseau
Jobin-Yvon de 600 traits/nm, blazé à 1.5µm. Sa distance focale est de 300 nm. La résolution
en fonction de l’ouverture des fentes est de 2.5nm/mm de fente. Le domaine spectral couvert
s’étend alors jusqu’à 2.2 µm.
Détecteurs
Selon la gamme de longueur d’onde prévue à étudier, nous avons utilisé deux types de
détecteurs sur le banc photoluminescence.
-Une photodiode PIN Germanium refroidie à l’azote liquide et dont le domaine de
sensibilité s’étend de 0.7µm à 1.7µm
-Et une photodiode InSb refroidie à l’azote liquide aussi et dont le domaine de sensibilité
s’étend de 1µm à 5.5 µm.
163
Annexe II
Bibliographie personnelle
Journaux Internationaux
1-Photoreflectance spectroscopy for the study of GaAsSb/InP heterojunction bipolar
transistors
C. BRU-CHEVALLIER, H. CHOUAIB, T. BENYATTOU, H. LAHRECHE, P. BOVE
Thin Solid Films Vol.450 (2004) p151
2-Photoreflectance study of GaAsSb/InP heterostructures
H. Chouaib, C. Bru-Chevallier, G. Guillot, H. Lahreche, P. Bove
Accepté :à paraître dans Journal of Applied Physics, Décembre 2005
3-Photoreflectance study at the micrometer scale
C. Bru-Chevallier, H. Chouaib, A. Bakouboula, T. Benyattou
Accepté : à paraître dans Applied Surface Science
4-Photoreflectance spectroscopy of self-organized InAs/InP (001) quantum sticks emitting at
1.55 µm
H. Chouaib, N. Chauvin, C. Bru-Chevallier, C. Monat, P. Regreny, M. Gendry
Accepté :à paraître dans Applied Surface Science
Conférences Internationales avec comité de lecture
1- Photoreflectance spectroscopy for the study of GaAsSb/InP heterojunction bipolar
transistors
C. BRU-CHEVALLIER, H. CHOUAIB, T. BENYATTOU, H. LAHRECHE, P. BOVE
E-MRS Strasbourg – (juin 2003) communication orale
2-Evidence for localization effects in GaAsSb/InP heterostructures from optical spectroscopy.
H. CHOUAIB, C. BRU-CHEVALLIER, T. BENYATTOU, H. LAHRECHE, P. BOVE
MRS Fall Meeting – Boston (déc 2003) Symposium Z – oral.
MRS Proceedings Volume 799 (2004) pp193-198
164
3-Photoreflectance spectroscopy of self-organized InAs/InP (001) quantum sticks emitting at
1.55 µm
H. Chouaib, N. Chauvin, C. Bru-Chevallier, C. Monat, P. Regreny, M. Gendry
E-MRS 2005 Strasbourg, communication orale
4-Photoreflectance study at the micrometer scale,
C. BRU-CHEVALLIER, H. CHOUAIB, A. BAKOUBOULA, T. BENYATTOU
Papier Invité, E-MRS 2005 Strasbourg
5-Microphotoreflectance spectroscopy investigation of InGaAlAs/InP heterojunction bipolar
transistors,
H. CHOUAIB, A. BAKOUBOULA, T . BENYATTOU, C. BRU-CHEVALLIER, H.
LAHRECHE, P. BOVE, 17th Int. Conf on InP and Related Materials, Glasgow 2005
6-Type II Photoluminescence of InGaAlAs/GaAsSb heterostructures grown by molecular
beam epitaxy
H.Chouaib, C.Bru-Chevallier, P. Bove, EMC-2005 (Californie, Etats unis), communication
orale
7-A GaAsSb/InP HBT circuit technology
J. Godin, M. Riet,P. Berdaguer, M. Kahn, P. Bove, J.-L. Pelouard, M. Lijadi, C. BruChevallier, H. Chouaib, T. Benyattou, C. Maneux, N. Labat
The 13th Gallium Arsenide and other Compound Semiconductors Application, Paris 2005
Conférences sans comité de lecture
1-Effets de localisation et interfaces type II dans le système GaAsSb/InP, C. BRUCHEVALLIER, H. CHOUAIB, T. BENYATTOU, P. BOVE, 9ème JNMO (Journées
Nationales de Microélectronique et Optoélectronique) – St Aygulf (2002)
2-Caractérisation optique d’hétéro structures GaAsSb/InP par la technique de
photoréflectivité,
H. CHOUAIB, C. BRU-CHEVALLIER, H. LAHRECHE, P. BOVE, Xème JNMO – La
Grande Motte (2004)
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