Mémoire de magister - Université d`Oran 1 Ahmed Ben Bella

REPUBLIQUE ALGERIENNE DEMOCRATIQUE ET POPULAIRE
MINISTERE DE L’ENSEIGNEMENT SUPERIEUR
ET DE LA RECHERCHE SCIENTIFIQUE
UNIVERSITE D’ORAN ES-SENIA
FACULTE DES SCIENCES
DEPARTEMENT DE PHYSIQUE
Mémoire
Présenté pour l’obtention du diplôme de magister
Option: Sciences des matériaux
Par
BENOURDJA Saadia
Etude par spectrophotométrie du silicium microcristallin
déposé par pulvérisation cathodique magnétron RF
« Influence du
du temps de dépôt »
Soutenu
Mr
Mr
Mr
Mr
Mr
J.D. SIB
L. CHAHED
Y. BOUIZEM
K. DRISS-KHODJA
A. KEBAB
/ / 2009 devant le jury:
Président
Rapporteur
Examinateur
Examinateur
Examinateur
Professeur
Professeur
Professeur
Professeur
Maître de conférences
Université d’Oran
Université d’Oran
Université d’Oran
Université d’Oran
Université d’Oran
A la mémoire de ma grandgrand-mère
A Mes parents
A Mes frères et ma sœur…
Ce travail a été effectué au Laboratoire de Physique des Couches Minces et
Matériaux pour l’Electronique (LPCMME) de l’université d’Oran.
Je remercie vivement mon directeur de thèse monsieur le Professeur CHAHED
Labri, recteur de l’université d’Oran, de m’avoir accueilli dans son laboratoire et permis
de travailler dans un environnement scientifique de qualité.
S’il y a quelqu’un qui mérite d’être remercié d’avantage, c’est bien monsieur le
Professeur SIB Jamal dine. Je le remercie du fond du cœur de m’avoir donné cet honneur
de travailler avec lui. Il m’a initié à la recherche, m’a assuré un bon suivi et beaucoup
d’encouragement durant ces deux dernières années sans jamais me priver de son savoir ni
de ses compétences. Je lui dois en grande partie le travail de cette mémoire qui, sans lui,
n’aurait pu être réalisé. Qu’il reçoive ma profonde reconnaissance et mon respect le plus
sincère.
Monsieur le Professeur BOUIZEM Yahya s’est beaucoup intéressé à mon travail
qu’il a soutenu par ses conseils. Je l’en remercie vivement.
Mes vifs remerciements vont également à monsieur Maitre de conférences KEBAB
Aissa pour sa gentillesse et ses corrections de mon manuscrit.
Je remercie Monsieur le Professeur DRISS-KHODJA Kouider qui a bien voulu
faire partie de mon jury de thèse.
Je remercie encore les membres du jury pour avoir accepté de juger mon travail et
pris le temps de lire en détail mon manuscrit : Président Sib jamel dine, Bouizem Yahya,
Driss-Khodja Kouider et kebab Aissa.
Pendant ces deux années, j’ai eu la chance de profiter de l’atmosphère chaleureuse
et de haut niveau scientifique dans ce laboratoire. Comme tout travail expérimental, cette
thèse est bien sûr le résultat d’un travail d’équipe. Je tiens donc à remercier
collectivement toutes ces personnes rencontrées au laboratoire, qui ont participés à cette
ambiance si appréciable.
Enfin, un grand merci à tous ceux qui m’ont soutenu et qui me sont chers : mes
parents, mes frères & ma sœur, mon oncle & sa femme, ma cousine Soraya, toute ma
famille, Soumia, Nawel, tous mes amis (qui se reconnaîtront sans mal) et ma défunte
grand-mère. C’est à eux que je dédie ce mémoire.
" Merci d'avoir fait ce que vous avez fait pour que je puisse exister "
Sommaire
Sommaire
Introduction...................................................................................................................................7
Chapitre I : Généralités sur le silicium
I.1)
: Le silicium .................................................................................................11
I.2)
: Silicium monocristallin..............................................................................13
I.2.1) Propriété structurales et électroniques .............................................13
I.2.2) Méthode de fabrication de silicium .................................................15
I.3)
: Silicium amorphe hydrogéné .....................................................................16
I.4)
: Silicium microcristallin..............................................................................21
Chapitre II : Méthodes de dépôts des couches minces de silicium
II.1) : Méthodes générales de dépôt de couches minces .....................................27
II.1.1) Les méthodes chimiques de dépôt de silicium (CVD)...................27
II.1.2) Les méthodes physiques de dépôt de silicium (PVD)....................30
II.2) : La pulvérisation cathodique ......................................................................32
II.2.1) Mécanisme de la pulvérisation cathodique .....................................34
II.2.2) La pulvérisation magnétron.............................................................37
Chapitre III : Techniques de caractérisation
III.1) : Transmission optique................................................................................40
III.1.1) Le spectrophotomètre ...................................................................41
III.1.2) Traitement des spectres de transmission optique .........................45
1. Détermination de l’indice et de l’épaisseur ...................................47
2. Détermination du coefficient d’absorption....................................50
III.2) : Ellipsométrie..............................................................................................51
III.2.1) Le modèle théorique de l’ellipsométrie .........................................51
III.2.2) L’ellipsométrie à modulation de phase..........................................55
III.3) : Spectroscopie infrarouge ..........................................................................57
III.3.1) Introduction....................................................................................57
III.3.2) Différents types de vibration moléculaire......................................58
Chapitre IV : Résultats et discussions
IV.1)
: Introduction................................................................................................61
IV.2) : Propriétés optiques .....................................................................................62
IV.3) : Spectroscopie infrarouge............................................................................75
Conclusion ...................................................................................................................................83
Références bibliographiques ......................................................................................................86
Introduction
Introduction générale
Depuis qu’il a été montré que l’incorporation d’hydrogène dans la matrice du
silicium amorphe permettait de réduire la densité d’états et rendait possible son dopage, le
silicium amorphe hydrogéné (a-Si:H) est devenu un vaste sujet d'études internationales.
La possibilité de le déposer sur des grandes surfaces a permis d'envisager de nombreux
débouchés dans le domaine de l’électronique. Cette caractéristique additionnée à sa
facilité de fabrication en fait un matériau très intéressant pour plusieurs applications.
Parmi elles figurent, la conversion photovoltaïque de l’énergie solaire et les transistors à
effet de champ pour l’adressage des écrans plats. Cependant dans le domaine
photovoltaïque, et bien qu’une bonne maîtrise des conditions de dépôt permettant
d’obtenir un matériau aux caractéristiques reproductibles soit acquise, le a-Si:H présente
un caractère métastable de ses propriétés de transport lorsqu'il est soumis à une exposition
prolongée à la lumière solaire [1] conduisant à une baisse du rendement de conversion des
cellules photovoltaïques incorporant ce matériau. Depuis la découverte de ce phénomène
les chercheurs ont exploré de nombreuses conditions de plasma en agissant sur les
différents paramètres de la décharge, afin de comprendre et de maîtriser ce problème de la
métastabilité. Ceci a conduit à déposer le silicium amorphe hydrogéné dans des
conditions de dépôt différent en changeant les paramètres de dépôt. Cette recherche a
abouti à la fabrication d'un nouveau matériau qui est le silicium microcristallin (µc-Si:H).
Le µc-Si:H est un matériau complexe qui présente une grande variété de
microstructures, qui dépendent autant des conditions de dépôt que de la nature du
substrat. Depuis que R. Flückiger et al [2] on démontré que µc-Si:H peut être utilisé
comme couche active dans les cellules solaires p-i-n, la recherche photovoltaïque sur ce
matériau s’est considérablement accélérée. Actuellement, les meilleurs rendements de
conversion sont obtenus pour les cellules solaires en µc-Si:H déposé près de la transition
entre le µc -Si:H et le silicium amorphe hydrogéné (a-Si:H) [3,4].Le silicium
-7-
microcristallin est en général hétérogène, constitué de trois phases : Il contient des
cristallites de tailles différentes parfois dans une matrice amorphe, avec de l’hydrogène
plus faiblement lié sur les joints de grains. La fraction relative des phases cristalline et
amorphe est couramment utilisée comme facteur de qualité des couches microcristallines.
Des études [5, 6] par ellipsométrie montrent clairement qu’ils existent quatre
phases lors de la croissance de la couche déposée : Une phase d’incubation, où le
matériau déposé est amorphe et devient de plus en plus poreux, une phase de nucléation
où l’on a l’apparition d’une phase cristalline au moment où la fraction de vide atteint son
maximum (autour de 30%). Par la suite, la fraction cristalline augmente au détriment de la
phase amorphe et du vide, c’est la phase de croissance qui finit par un état stationnaire où
la composition de la couche n’évolue plus. Il faut noter également que cette évolution de
la structure se produit sans variation notable de la vitesse de dépôt en cours du temps [7].
Pour confirmer ce modèle, on a fait une étude par différentes techniques de
caractérisation
des
films
déposés
par
la
pulvérisation
cathodique
magnéton
radiofréquence à différents temps de dépôts.
Ce manuscrit se compose de quatre chapitres. Après une introduction générale,
nous présentons dans le premier chapitre la grande famille du silicium.
Le deuxième chapitre, décrits les méthodes de dépôt des couches minces et plus
précisément de la pulvérisation cathodique magnétron radiofréquence, utilisée pour le
dépôt des échantillons étudies.
Nous décrivons dans le chapitre trois de caractérisations utilisés pour étudier les
films de silicium microcristallin dans ce travail.
Le chapitre quatre est consacré aux résultats obtenus par les différentes techniques
de caractérisation. Nous présentons l’effet du temps de dépôt sur la croissance des films.
A la fin, on donnera une conclusion générale.
-8-
Références bibliographiques
[1]
[2]
[3]
[4]
[5]
[6]
[7]
D. L. Staebler et C. R. Wronski, Appl. Phys. Lett. 31: 292 (1975).
R. Flückiger, J. Meier, H. Keppner, M. Götz, et A. Shah, Proc. IEEE PSC,
Louisville. Kentucky (1993).
J. Meier, P. Torres, R. Platz, S. Dubail, U. Kroll, J.A. Anna Selvan, N.
Pellaton Vaucher, Ch. Hof, D. Fischer, H. Keppner, A. et, K.D. Ufert, P.
Giannoulès, et J. Koehler, Mat. Res. Soc. Symp. Proc. 420: 3 (1996).
J. Meier et al. Proc. Of 2nd World Conf. PVSEC.Vienna (1998).
S. Hamma et P. Roca i Cabarrocas, J. Appl. Phys. 81: 7282 (1997).
Y. Bouizem, C. Abbes, J.D. Sib, D. Benlakehal, R. Baghdad, L. Chahed, K.
Zellama et S. Charvet J. Phys. Condens. Matter. 20: 445221 (2008).
M. Katiyar et J. R, Abelson, Mat. Sci. Eng. A. 349: 304 (2001).
-9-
Chapitre I
Généralités sur le silicium
CHAPITRE I : Généralités sur le silicium
Introduction :
Dans ce chapitre nous allons présenter un bref rappel concernant les propriétés
structurales et électroniques des différentes formes du silicium (monocristallin, amorphe,
microcristallin).
I-1) Le silicium
Le silicium est un élément chimique de la famille des cristallogènes, de symbole Si
et de numéro atomique 14. C'est l'élément le plus abondant sur la Terre après l'oxygène
(27,6%). Il n'existe pas à l'état libre mais sous forme de composés : sous forme de
dioxyde, la silice (dans le sable, le quartz, la cristobalite, etc.) ou de silicates (dans les
feldspaths, la kaolinite, etc..).
Le nom silicium est dérivé du mot latin silex, qui signifie cailloux ou silex.
Un des composés du silicium, la silice (dioxyde de silicium), était déjà connu dans
l'Antiquité. La silice a été considérée comme élément par les alchimistes puis les
chimistes. C'est un composé très abondant dans les minéraux.
Le silicium a été isolé pour la première fois en 1823 par Jöns Jacob Berzelius. Ce
n'est qu'en 1854 que Henry Sainte-Claire Deville obtient du silicium cristallin. Le silicium
est un élément de très grande importance de nos jours. Ses propriétés de semi-conducteur
ont permis la création de la deuxième génération de transistors, puis les circuits intégrés
(les « puces »). C'est aujourd'hui encore l'un des éléments essentiels pour l'électronique,
notamment grâce à la capacité technologique actuelle permettant d'obtenir du silicium pur
à plus de 99,99999% (tirage Czochralski, zone fondue flottante).
11
En tant que semi-conducteur, le silicium est aussi l'élément principal utilisé pour la
fabrication de cellules solaires photovoltaïques. Celles-ci sont alors montées en panneaux
solaires pour la génération d'électricité.
Aujourd’hui, la majorité des modules photovoltaïques sont fabriqués à partir de
cellules photovoltaïques au silicium cristallin (monocristallin ou polycristallin) ou au
silicium amorphe. Actuellement, on distingue deux filières pour la fabrication de cellules
photovoltaïques :
•
la filière de fabrication des cellules au silicium cristallin,
•
la filière de fabrication des cellules en couches-minces.
Comme beaucoup d’autres éléments, le silicium peut exister à température
ambiante sous différentes structures, dont les deux extrêmes sont respectivement l’état
amorphe et l’état cristallin. Il est habituel de considérer que le silicium ( polycristallin,
microcristallin et nanocristallin) est composé d’une manière hétérogène de ces deux
formes, c’est-à-dire de grains cristallins séparés par des zones amorphes.
Le silicium utilisé pour les cellules photovoltaïques doit être d’une grande pureté,
quelque soit sa forme.
12
I-2) Silicium monocristallin
I.2.1) Propriétés structurales et électroniques :
Le silicium est un semi-conducteur de la colonne IV du tableau de la classification
périodique. Le monocristallin est composé de liaisons entre les atomes qui constituent un
tétraèdre régulier. La structure du cristal est identique à celle du diamant, que l’on appelle
aussi zinc-blende, comme présenté en Figure I-1.
Figure I-1: Structure cristalline du silicium, similaire à celle du diamant.
La liaison entre les atomes les plus proches est de caractère covalent de type
sp3
[1]. À ce type de liaison correspondent des états électroniques, qui sont couplés entre eux
dans le potentiel périodique du cristal, conduisant à des bandes d’énergie permises et
interdites pour les électrons.
Sa structure de bande est assez complexe. Elle se caractérise par un premier gap
indirect d’énergie 1,124 eV qui détermine l’échange des porteurs de charge entre le
13
r
r
r
maximum de la bande de valence k = 0 ( k vecteur de Bloch), où se rencontrent deux
bandes dégénérées avec des courbures différentes (Figure I-2).
Figure I-2 : Bandes d’énergie dans le silicium [2].
La structure se caractérise aussi par différentes transitions à k = 0 correspondant
aux points critiques E’0 et E’2 d’énergies respectives 3,378 et 4,33 eV à 10 K (voir flèches
sur la Figure I-3). Ces transitions sont observables expérimentalement par ellipsométrie
comme l’illustre la Figure I-3 représentant la constante diélectrique complexe du
matériau.
Figure I-3: Constante diélectrique du silicium cristallin du proche infrarouge à l’ultraviolet [3].
14
I.2.2) Méthode de fabrication de silicium monocristallin :
Deux méthodes de croissance sont principalement pratiquées: Czochralski et float
zone. La méthode Czochralski est l'une des seules permettant d'obtenir de gros
monocristaux de qualité optique intéressante. Le matériau à élaborer est d'abord porté à la
fusion dans un creuset (Figure I-4). Un germe monocristallin est approché du centre de la
surface du bain, avec laquelle il est mis en contact. Le liquide remonte par capillarité le
long du germe, créant une interface triple liquide-solide-gaz. Le germe est ensuite
lentement tiré vers le haut, à des vitesses de l'ordre du millimètre par heure, pour former
un monocristal. L'ensemble de la croissance est effectué en maintenant le cristal en
rotation, de manière à homogénéiser le bain et à contrôler la forme de l'interface
solide/liquide [4].
Figure I-4 : Méthode de Czochralski.
Cependant, les simples cristaux de silicium développés par la méthode de
Czochralski contiennent des impuretés puisque le creuset qui contient la fonte se dissout.
Pour certains dispositifs électroniques, en particulier ceux exigés pour des applications de
puissance élevée, le silicium développé par la méthode de Czochralski n'est pas assez pur.
Cependant, cette dernière est remplacée par la méthode de flotter-zone (FZ-Si).
15
I-3) Silicium amorphe hydrogéné
Le silicium amorphe hydrogéné (a-Si:H) est différent de c-Si d’un point de vue
structurale (Figure I-5). D’un côté, le c-Si présente une structure cristalline parfaitement
ordonnée et le matériau est très pur, de l’autre côté le silicium amorphe a une structure
désordonnée. La structure amorphe signifie «pas d’ordre à grande distance» mais,
néanmoins, un certain ordre existe à courte distance. La Figure I-5 montre une
comparaison entre la structure cristalline et la structure amorphe. On peut noter le
désordre présent dans la structure amorphe ainsi que la présence de défauts de structure,
les liaisons pendantes, qui introduisent des états électroniques dans la bande interdite [5].
Ces états vont agir soit comme pièges, soit comme centres recombinants des porteurs
libres. En ce qui concerne la conversion photovoltaïque, ces états vont donc avoir une
influence majeure sur le rendement de la photoconductivité du a-Si:H.
Figure I-5 : Structure silicium cristallin et amorphe.
La structure et les propriétés électroniques du silicium amorphe hydrogéné:
La structure amorphe décrite auparavant donne des propriétés optoélectroniques
particulières au a-Si:H. La configuration du diagramme de bande est différente du cas
cristallin (Figure I-6). Les différences principales par rapport au silicium cristallin sont
l’asymétrie des bandes de valence et de conduction.
16
La densité d’états électronique en fonction de l’énergie N(E) étant partout non
nulle, il n y a pas de vraie bande interdite au sens du c-Si. On distingue deux zones d’états
étendus (non localisés) similaire au cas cristallin (E < Ev et E > Ec) (Figure I-6), mais
avec une mobilité réduite et fonction de l’énergie E (µ(E)). Entre ces deux zones se trouve
une pseudo-bande interdite qui permet de définir un ‘’gap’’ de mobilité. C’est-à-dire une
zone avec une mobilité nulle où les états sont localisés.
Ces derniers se situent, de chaque coté de la bande de valence et de conduction, et qui
s’appellent les queues de bande. Elles forment une zone de piégeage des porteurs libres,
où ils sont immobilisés (µ=0) puis relâchés sous l’effet de la température (agitation
thermique), de la lumière ou de l’application d’un champ électrique. A cause du piégeage
dans les queues de bandes la mobilité des électrons, trous libres se trouve réduite d’un
facteur 104 environ par rapport à celle dans le c-Si.
Figure I-6: diagrammes de bande du silicium amorphe hydrogéné et du silicium cristallin.
17
Il existe aussi des états supplémentaires situés au milieu de la pseudobande
interdite. Ceux-ci sont dus à la présence de défauts ou les liaisons pendantes non saturées
par l’hydrogène, dans le matériau.
Le a-Si: H est un semiconducteur à gap « directe » ce qui lui donne un coefficient
d’absorption dans le visible plus élevé que le c-Si (Figure I-7) qui est un semiconducteur à
gap indirect. En effet, dans le cas du a-Si: H, à cause de sa structure atomique amorphe et
malgré le fait que la loi de conservation de la quantité de mouvement ne s’applique pas,
les valeurs du vecteur d’onde k ne sont plus fixées de façon claire comme dans le c-Si.
Figure I-7 : Absorption en fonction de la longueur d’onde pour le a-Si:H, le c-Si et le µc-Si:H.
Le a-Si:H a une absorption plus élevée dans le domaine du visible puis presque nul dans l’IR.
Souvent le silicium amorphe est comparé au silicium cristallin et se distingue de ce
dernier par les avantages suivants :
possibilité de le déposer sur des grandes surfaces; il n’y a plus la limitation de la
taille du wafer (macro-électronique)
18
une grande variété de substrats est utilisable (métaux, verres, quartz, plastiques)
possibilité de dépôt sur des surfaces non planes ou souples.
facilité de fabrication et technologie base température (<300°C).
forte absorption de la lumière visible (coefficient d’absorption 00-20 fois plus
grand que celui du c-Si autour de 500 nm).
peu de dégradation par les rayons X.
bande interdite plus élevée (1,7 eV contre 1,1 eV pour le silicium cristallin), qui
permet d’obtenir des courants inverses, dans l’obscurité, plus faibles ...
Ces inconvénients sont comme suit :
Beaucoup de défauts dans la structure
Faible mobilité des porteurs libres
Dégradation lors de l’exposition à la lumière
Le silicium amorphe non hydrogéné possède beaucoup de liaisons pendantes et la
19
20
-3
densité d'états profonds dans la bande interdite est de l’ordre de 10 - 10 cm [6]. C’est
pourquoi aucune application industrielle n’est envisageable avec le a-Si. En revanche,
l’incorporation d’hydrogène dans le réseau du silicium amorphe s’est avérée un moyen
très efficace pour améliorer ses propriétés électroniques, en saturant en partie les liaisons
pendantes et en relaxant les contraintes du matériau. En effet, l’hydrogène se lie de façon
covalente aux atomes de silicium, en donnant naissance à des niveaux liants et anti-liants
situés respectivement dans la bande de valence [5].
Néanmoins, si cette diminution de la densité de défauts a rendu ce matériau apte à
de nombreuses applications, tous les effets de l’hydrogénation n’ont pas encore été
élucidés. Ainsi, il a été constaté que la quantité d’hydrogène incorporée dans la matrice de
a-Si pendant le dépôt, quelle que soit la technique utilisée, dépasse considérablement la
densité de défauts présente dans le silicium amorphe pur. Un matériau a-Si:H "standard"
19
21
-3
contient environ 10% d'hydrogène, soit une concentration de l'ordre de 5x10 at.cm ,
beaucoup plus élevée que la densité de défauts à "guérir" dans le a-Si. De plus, malgré cet
excès d’hydrogène, les meilleurs échantillons contiennent encore une densité de défauts
15
de l’ordre de 10
-3
cm . Ceci pourrait s’expliquer par la formation de complexes
hydrogénés observés par spectroscopie infrarouge et également, l’existence de certains
défauts de structure qui ne peuvent être compensés par l’incorporation de l’hydrogène.
En effet, Il a été établi que l’hydrogène peut être lié sous des formes différentes
dans le réseau de a-Si:H dans lequel il peut se trouver par exemple sous forme
interstitielle ou sous forme d'agrégats. On peut ajouter la présence éventuelle de
microcavités contenant de l’hydrogène sous forme moléculaire [7] ou de microcavités
dont les parois sont hydrogénées [8].
Une autre conséquence de l’hydrogénation du matériau est la métastabilité connue
sous le nom d'effet Staebler et Wronski [9]. Sous l’effet de la lumière, le a-Si:H se
dégrade lentement (effet Staebler-Wronski (Staebler and Wronsky 1977)), des liaisons
saturées par l’hydrogène sont alors brisées et simultanément de nouvelles liaisons
pendantes sont créées. De nouveaux centres de recombinaison apparaissent et la
collection des porteurs photo-générés diminue.
A fin d’améliorer la stabilité du silicium amorphe hydrogéné, la communauté
scientifique a mis au point d’autres types de silicium dont le microcristallin est le plus
indiqué.
20
I-4) Silicium microcristallin
Le premier rapport sur le silicium microcristallin, obtenu par transport chimique, a
été fait par Veprek [10]. Cependant le matériau reste jusqu’à présent problématique, à tel
point qu’il n’existe pas encore de silicium microcristallin standard. C’est un matériau
hétérogène, constitué de cristallites de différentes tailles et orientations [11] parfois
incluses dans des colonnes [12], avec souvent une phase amorphe, du vide et de
l’hydrogène faiblement lié dans les joints de grains [13]. De plus ce matériau est en
général anisotrope et inhomogène en volume [14]. La Figure I-8 montre la dénomination
des différents types de silicium recensés dans la littérature en fonction de leur longueur de
cohérence, directement reliée à la taille des grains. Elle est infinie pour le monocristal de
silicium. On voit que l’appellation silicium microcristallin est un abus de langage,
puisqu’en fait les cristallites sont de taille nanométrique. Aussi certains auteurs l’appellent
silicium nanocristallin en réservant le terme silicium microcristallin au matériau obtenu à
partir du recuit thermique du silicium amorphe [15], d’autres l’appellent silicium
polycristallin en précisant que sa structure n’a pas été modifiée par un recuit postérieur au
dépôt [16].
µc-Si:H
p-Si
a-Si
pm-Si
1 nm
10 nm
1 µ m 10 µ m
silicium
multicristallin
1 mm
longueur moyenne de cohérence
Figure I-8 : Longueur de cohérence pour différents types de silicium existant.
21
Du point de vue de ses propriétés macroscopiques, le silicium microcristallin se
situe entre les deux matériaux les plus étudiés par la communauté scientifique du
domaine à savoir le a-Si :H et le silicium polycristallin :
Le silicium amorphe hydrogéné (a-Si :H), avec lequel il a en commun les
techniques de dépôt [17] et dont il se rapproche en termes de propriétés de
transport, lorsque les cristallites ne percolent pas ou qu’elles sont de mauvaise
qualité. Mais l’avantage crucial du µc-Si:H par rapport au a-Si:H est sa stabilité
sous éclairement [18, 19]. La stabilité du µc-Si dépend de la fraction cristalline de
la couche et d’après les études de Hamma [19, 20], à partir de 60% de fraction
cristalline les propriétés des couches sont stables sous éclairement.
Le silicium polycristallin, avec lequel il partage les propriétés optiques [21], ainsi
qu’une rugosité de surface importante due à la présence de cristallites, et dont il se
rapproche en termes de stabilité vis à vis de la création de défauts métastables
[22,23]. Il partage également avec lui le fait que le rapport des mobilités des
électrons et des trous (3 à 10) est plus petit que dans le cas du silicium amorphe (≈
100). La grande variété en termes de structure et de propriétés de transport rend ce
matériau un candidat potentiel pour une multitude d’applications. Ainsi, dans les
dispositifs photovoltaiques, il est utilisé comme couche intrinsèque dans des
cellules simples [23] ou dans la jonction arrière d’une cellule tandem, ou encore
comme couche dopée P [24] ou N [25]. Il est également utilisé comme matériau
actif ou comme contact ohmique [26] dans les transistors en couches minces et
dans les dispositifs photoluminescents et électroluminescents. Certains travaux
[27] tirent avantage de l’orientation préférentielle que l’on peut observer sous
certaines conditions de dépôt pour influencer l’orientation et la taille des grains du
silicium polycristallin qui est obtenu à partir d’une couche amorphe.
22
Comme on l’a déjà abordé avant, le silicium microcristallin est en général
hétérogène, constitué de trois phases : Il contient des cristallites de tailles différentes
parfois dans une matrice amorphe, avec de l’hydrogène plus faiblement lié sur les joints
de grains de des microcavités. La fraction relative des phases cristalline et amorphe varie
beaucoup en modifiant seulement un paramètre de dépôt.
Un bon exemple en est donné par Vallat-Sauvain et al [28], où des échantillons de
µc-Si:H sur lesquels ont été prises des images de TEM ont été déposés sous différentes
dilutions. Elles ont conduit à la schématisation suivante:
Figure I-9 : Taille et forme des grains, et rugosité de surface pour des couches microcristallines
déposées avec différentes dilutions de silane dans l’hydrogène.
Des études in situ par ellipsométrie ont été effectuées lors du dépôt [29, 30], et ex situ
effectuées dans notre laboratoire [31]. Elles montrent clairement quatre phases de
croissance qui se retrouvent sur tout le volume de la couche déposée : Une phase
d’incubation, où le matériau déposé est amorphe et devient de plus en plus poreux, une
phase de nucléation où l’on a l’apparition d’une phase cristalline au moment où la fraction
23
de vide atteint son maximum (autour de 30%). Par la suite, la fraction cristalline
augmente au détriment de la phase amorphe et du vide, c’est la phase de croissance qui
finit par un état stationnaire où la composition de la couche n’évolue plus. Il faut noter
également que cette évolution de la structure se produit sans variation notable de la
vitesse de dépôt au cours du temps [32, 33].
Ce processus de croissance peut donner lieu à une structure en épaisseur du silicium
microcristallin comprenant 4 zones, comme montré sur la Figure I-10. En partant du
substrat on a :
• Une couche d’interface : qui est en général plus amorphe que le volume du matériau,
c’est elle qui apparaît en premier lors du dépôt, puis sa structure et son épaisseur
évoluent plus ou moins, jusqu’à disparaître complètement dans des conditions
agressives [14].
• Une couche de volume : qui est en général la mieux cristallisée, elle se situe juste audessus de l’interface, sa structure évolue jusqu’à l’état stationnaire.
• Une sous couche : située par dessus, est en général plus endommagée que le volume,
elle peut être plus ou moins cristalline, parfois avec une grande fraction de vide. Son
origine reste controversée, cependant des études récentes ont montré qu’elle est
directement liée au plasma, en particulier au bombardement ionique [14] et à la
diffusion de l’hydrogène [34].
• Une rugosité de surface : Celle-ci est simplement la surface apparente des cristallites.
Elle renseigne parfois sur leur taille [12], il faut cependant noter que les rugosités
mesurées dépendent beaucoup de la méthode utilisée.
24
Rugosité de surface
Sous couche
Volume de la couche
Couche d’interface
Substrat
Figure I-10: Schématisation des la croissance de couches de silicium microcristallin.
But de la thèse :
Afin de vérifier cette hypothèse de multicouches pour les échantillons déposés par
pulvérisation cathodique avec des mesures ex-situ, nous avons déposé des couches avec
les mêmes constantes de dépôt uniquement où l’épaisseur qui varie en faisant varier le
temps de dépôt, et pour deux températures du substrat.
25
Chapitre II
Méthodes de dépôts de couches
minces de silicium
CHAPITRE II : Méthodes de dépôt des couches minces de silicium
Dans cette partie du chapitre, nous allons décrire brièvement les techniques de
dépôt des couches minces par voie chimique (CVD) et physique (PVD), ensuite, nous
décrivons d’une manière détaillée la pulvérisation cathodique utilisée pour la fabrication
des échantillons étudiés dans ce travail.
II.1) Méthodes générales de dépôt de couches minces
II.1.1) Les méthodes chimiques de dépôt de silicium (CVD) :
Il existe un grand nombre de méthode de dépôt de silicium en couche mince, dont
les techniques basées sur la décomposition chimique en phase gazeuse (CVD) [35, 36].
Le film résulte de la décomposition des substances en phase gazeuse via des réactions
chimiques. La CVD offre une large gamme de possibilités, non seulement le type des gaz
initiaux peut être très différent, mais également les paramètres comme la pression ou la
température dans le réacteur peuvent être changées. En outre, plusieurs géométries de
réacteur sont utilisées : des fours tubulaires, qui peuvent contenir beaucoup de substrats,
ou des petits réacteurs sphériques à substrat unique.
Les gaz les plus couramment utilisés sont, le silane (SiH4) et à un degré moindre le
disilane (Si2H6) ou le dichlorosilane (SiH2Cl2).
Le silane se décompose suivant la réaction globale [37, 38] :
SiH 4 → Si s + 2H 2
(II.1)
Deux types de réactions essentielles qu’on qualifie d’homogènes sont à considérer
(équations II.2 et II.3):
27
SiH 4 ↔ SiH 2 + H 2
(II.2)
SiH 2 + Si n H 2 n + 2 ↔ Sin +1 H 2 n + 4
(II.3)
À la température de travail usuelle (550°C), le silane se décompose
pyrolitiquement pour donner naissance à la molécule de silylène (équation II.2), un
double radical extrêmement réactif. Il s’en suit des réactions d’insertion en chaîne qui
produisent des silanes d’ordre supérieur (équation II.3). Les molécules adsorbées sont
ensuite dissociées à la surface, libérant ainsi les atomes de silicium qui vont contribuer à
la croissance. On qualifie d’hétérogènes les réactions, qui se produisent à la surface du
substrat (équations II.4 et II.5):
SiH 2 → Si + H 2 (II.4)
SiH 2 n + 2 → nSis + (n + 1) H 2
(II.5)
On peut noter, que le silicium peut se former également en phase gazeuse sous forme de
la molécule Si2, si la température dépasse 740°C [39].
Ces réactions sont régies par des cinétiques différentes qui vont dépendre des
conditions de dépôt, en particulier de la température, de la pression des gaz, ainsi que du
débit. La décomposition chimique du gaz réactif peut être obtenue soit par voie
thermique, soit par formation d’un plasma. On peut classer les diverses techniques comme
suit :
1- La CVD assistée par plasma ou PECVD [40]:
Le gaz réactif est ionisé par formation d’un plasma généré par un champ électrique
alternatif d’une fréquence de 13,56MHz. Lorsqu’on augmente la fréquence de décharge
(VHF : 30 à 300 MHz) [41], on pourra avoir des vitesses de dépôt plus élevées [42, 43],
28
dues à une grande dissociation du gaz sans affecter la qualité des couches. Turban [44,
45] a étudié en détail les mécanismes de dissociation du silane dans un tel plasma. Les
produits de cette réaction sont des ions d’hydrures de silicium qui vont venir réagir à la
surface d’un substrat porté à une température d’environ 300°C. Du fait de la faible
température de la surface de dépôt, l’hydrogène n’exodiffuse pas et par conséquent le
matériau obtenu est hydrogéné. La teneur en hydrogène des couches déposées varie selon
les conditions expérimentales et est typiquement de l’ordre de 10 %. D’autre part,
toujours à cause de la relative basse température du substrat, les conditions généralement
utilisées aboutissent à un dépôt [46, 47].
.
2- La CVD par filament chaud ou HWCVD :
Avec cette technique la décomposition du gaz s’effectue à l’aide d’un filament en
tungstène porté à une température très élevée. Le substrat en regard n’atteint alors qu’une
température assez faible, ce qui évite une exodiffusion de l’hydrogène. Les problèmes de
cette technique sont l’inhomogénéité de dépôt et des phénomènes de pulvérulence
souvent observés. Les vitesses de croissance n’excèdent en général pas 20 nm/min [48].
Mais plus récemment, pour des besoins de grandes épaisseurs, les efforts menés ont
aboutit à un triplement des vitesses, par contre la qualité des couches reste encore à
améliorer.
Un avantage particulier de cette méthode est la possibilité d’effectuer une posthydrogénation dans le réacteur du dépôt : Guillet et al [49] ont pu augmenter la mobilité
de leur matériau de 20 cm2/Vs à 50 cm2/Vs grâce à cette hydrogénation.
3- La CVD assistée par lumière ou Photoassisted CVD :
Cette technique est utilisée pour les dépôts épitaxiques à basse température. Le
premier résultat de cette méthode a été rapporté par Kumagawa et al [50] utilisant le gaz
réactif SiCl4 et une lampe de mercure à haute pression. Plus tard, d’autres gaz (SiH4,
Si2H6, SiH2F2 [51]) et d’autres sources de lumière comme le laser (Light Amplification
29
by Stimulated Emission of Radiation) ou la radiation synchrotron ont été utilisées.
Rocheleau et al [52], se sont servis de cette technique pour déposer une diode PIN solaire
avec un rendement de 8,5 %.
II.1.2) Les méthodes physiques de dépôt de silicium (PVD) :
Le dépôt des couches minces ne se fait plus par décomposition chimique mais
plutôt par évaporation du matériau qui se condense sur un substrat. On parle cependant
de méthode physique de dépôt (Physical Vapor Deposition PVD) [53].
1- L’évaporation thermique sous vide :
C’est la méthode la plus simple et la plus ancienne. Elle consiste à évaporer [54]
par effet Joule une source de silicium solide déposé sur un substrat [55], en utilisant
différents moyens :
un faisceau d’ions ;
un faisceau d’électrons ;
ou un faisceau de laser.
Dans l’objectif d’obtenir du silicium amorphe hydrogéné (a-Si:H), on apporte de
l’hydrogène atomique soit par dissociation thermique de H2, soit à l’aide d’un plasma.
Une autre possibilité consiste à hydrogéner la couche après le dépôt (post-hydrogénation).
2- L’épitaxie par jets moléculaires ou MBE :
Cette technique consiste à évaporer des matériaux solides dans une chambre sous
ultra-vide (10−6 à 10−8 Pa). Les espèces évaporées vont alors se condenser sur le substrat
porté à une température relativement basse (500 à 900°C voir moins). Comme le vide est
très poussé, cette technique reste lourde d’utilisation et les vitesses de dépôt sont très
faibles (de 1 à 100 Å/min). Toutefois, elle présente la particularité de pouvoir déposer des
30
films avec une composition extrêmement variée [56], puisque les matériaux sont chauffés
séparément jusqu’à leur évaporation et également la possibilité de reconstituer un réseau
cristallin.
3- La pulvérisation cathodique :
Le principe consiste à bombarder une cible de silicium mono ou polycristallin,
servant de cathode, avec des ions (généralement d’argon), d’énergie suffisante, afin de lui
arracher les atomes de la cible. Les ions sont produits dans un plasma par application
d’une décharge électrique continu ou en radio-fréquence (rf). Le procédé rf est utilisé
surtout pour pulvériser les matériaux isolants, car ceux-ci ne peuvent pas écouler les
charges électriques apportées par les ions : pendant l’alternance négative les ions sont
attirés pour pulvériser la cible alors que pendant l’alternance positive les électrons vont la
décharger. Une hydrogénation du matériau peut se faire grâce à une dilution de H2 dans le
gaz de pulvérisation. Cette technique est intéressante car elle permet de déposer
quasiment tous les matériaux.
Dans ce qui suit nous allons décrire en détaille cette méthode qui a servi dans la
fabrication de nos échantillons.
31
II.2) La pulvérisation cathodique
Nos échantillons étaient déposés par la technique de pulvérisation cathodique plus
exactement par la pulvérisation cathodique magnétron radiofréquence, que nous allons
décrire son principe de fonctionnement.
Historique:
C'est en 1852 que Grove et plus tard Plucker montrèrent que l'établissement d'une
décharge électrique entre deux électrodes conductrices placées dans une enceinte où règne
une pression réduite de gaz inerte, entraînait l'apparition à l'anode d'une couche mince du
composé constituant l'électrode antagoniste. Ce phénomène, longtemps perçu comme
l'effet limitatif de la durée de vie des tubes à gaz, ne fut repris que cent ans plus tard pour
être étudié et développé pour la production de films minces.
Les premiers circuits intégrés ont beaucoup contribué à ce renouveau en raison
notamment des excellentes qualités mécaniques des films obtenus par ce qui a été appelé
la pulvérisation cathodique.
Description générale :
Le matériau à déposer appelé matériau cible est introduit dans l'enceinte à vide,
sous forme d'une plaque de quelques millimètres d'épaisseur et de dimensions
sensiblement égale à celle de la pièce à recouvrir.
Cette cible est fixée sur une électrode refroidie (la cathode) qu'on porte à une
tension négative de 3 à 5 kV. Une deuxième électrode (l’anode) est disposée
parallèlement à la cible, à une distance de quelques millimètres. Dans de nombreux cas
l'anode sert de porte substrat, elle est généralement maintenue à la masse (Figure II-1).
32
Si la pression résiduelle dans l'enceinte est comprise entre 1 Pa et 102 Pa, le champ
électrique créé entre les deux électrodes provoque l'ionisation du gaz résiduel. Cette
ionisation apparaît sous forme d'un nuage luminescent, localisé entre les deux électrodes.
C'est ce phénomène que l'on observe dans les tubes fluorescents. Au même moment, un
courant électrique s'établi entre les deux électrodes : le gaz résiduel est devenu
conducteur, il contient alors :
• des électrons, qui sont attirés par l'anode,
• des ions positifs qui sont attirés par la cible (cathode).
A Anode servant de porte-substract
C cible (cathode)
G Groupe de pompage
Figure II-1 : schéma de principe de la pulvérisation cathodique diode.
Les ions positifs bombardent et arrachent les atomes de la cible, qui vont se
déposer sur l’anode. Si on place un substrat devant la cible, on observe qu’elle se
recouvre progressivement d'une couche du même matériau que celui de la plaque
constituant la cible.
33
II.2-1) Mécanisme de la pulvérisation cathodique:
1- Introduction :
Plusieurs hypothèses ont été avancées quand au mécanisme de la pulvérisation
cathodique, aucune n'étant totalement acceptable mais on peut toutefois se baser sur la
théorie des moments de Whener. Le taux de pulvérisation cathodique dépend de la masse
des ions autant que de leur énergie, il est très sensible à l'angle d'incidence des ions de
bombardement. Il existe un seuil d'énergie des atomes ionisés au dessous duquel le
phénomène de pulvérisation n'apparaît pas. Nous notons qu’il n'y a pas de pulvérisation
sous impact électronique excepté à très haute énergie.
Le processus de pulvérisation peut donc se quantifier en termes de rendement de
pulvérisation.
2-Rendement de pulvérisation :
Définition : c'est le nombre d'atomes éjectés par particule incidente.
Ce rendement va dépendre :
• de la nature de la cible (matériau, état de surface) ;
• de la nature des ions incidents (gaz rares de masse plus ou moins élevée, ou gaz réactif);
• de l'énergie des ions incidents;
• de l'angle d'incidence.
Il ne dépend pas de la température de la cible, ni du fait que les particules
incidentes soient ionisées ou non. Cette notion de rendement est extrêmement importante
car elle permet de prévoir les vitesses de dépôt que l'on obtiendra pour un matériau cible
donné.
34
3-Mécanisme physique :
L’éjection d'atomes est un effet purement mécanique dû au choc des ions sur le
matériau que l'on veut déposer.
Il se produit une espèce de sablage à l'échelle atomique. On communique aux
atomes du matériau une énergie mécanique par cession de la quantité de mouvement de
l'ion incident attiré par la cible (Figure II-2 et Figure II-3).
I expulsion d’atomes
II collision ion-atome et transfert de quantité de mouvement avec échauffement
III rebondissement d’ions, expulsion d’atomes gazeux
IV absorption d’ion gazeux
Figure II-2 : Schéma de principe de la pulvérisation (a).
Ce phénomène à l'échelle atomique, est comparable au choc entre deux boules de
billard, l’une est l'ion incident bombardant le matériau, l'autre est l'un des atomes du
solide que l'ion va rencontrer. Cet atome va communiquer sa quantité de mouvement aux
atomes environnants et ainsi de proche en proche, jusqu'à éjecter les atomes de surface.
35
Développement de cascades de collision induites par pénétration d’un ion dans la matière
Figure II-3 : Schéma de principe de la pulvérisation (b).
Ce mécanisme entraîne trois caractéristiques importantes :
Le processus étant purement mécanique, la source de dépôt reste froide, on peut
donc la mettre dans toutes les positions, ou lui donner une forme adaptée à celle du
substrat. Dans la pratique, la cible s'échauffe du fait du bombardement ionique. On est
obligé de la refroidir car une forte proportion de l'énergie des ions se transforme en
chaleur.
Le caractère mécanique du processus d'éjection fait qu'un matériau cible composé
de plusieurs éléments se pulvérise aussi bien qu'un corps simple L'énergie des particules
pulvérisées est en moyenne de 1 à 10 eV, ce qui correspond à des températures
d'évaporation supérieures à 10000°C.
Une quantité non négligeable d'atomes est expulsée avec des énergies supérieures à
10 eV. Ils sont donc capables de pulvériser le substrat ou la couche pendant le dépôt.
36
Cette propriété donne aux couches une meilleure adhérence au substrat que les couches
vaporisées.
II.2-2) La pulvérisation magnétron :
1- Effet magnétron :
Une charge électrique apparaît entre les électrodes et entretenue par les électrons
secondaires éjectés de la cathode sous l'effet du bombardement ionique. Dans ce cas les
électrons qui ne rencontrent pas de molécules de gaz s'éloignent perpendiculairement à la
cathode et sont captés par l'anode.
Si
on
superpose
au
champ
électrique
un
champ
~
magnétique B
,
perpendiculairement à celui ci, les trajectoires électroniques s'enroulent autour des lignes
de champ magnétique, augmentant considérablement les chances d'ioniser une molécule
de gaz au voisinage de la cathode (Figure II-4).
Figure II-4 : Structure d’une cathode magnéton circulaire
37
2-Propriétés des cathodes magnétron :
La décharge magnétron se caractérise par un degré d'ionisation élevé. En effet, les
électrons possèdent un mouvement cycloïdal autour des lignes de champ, ceci augmente
donc le taux de collisions entre ces électrons et les molécules de gaz (Argon).
La pression de travail dans une enceinte équipée d'une cathode magnétron peut
aller de quelques 10-3 Torr à quelques 10-4 Torr. Les particules pulvérisées vont donc se
déplacer en lignes droites avec un minimum de collisions.
Dans des systèmes de pulvérisation magnétron, le champ magnétique augmente la
densité du plasma ce qui a pour conséquence une augmentation de la densité de courant
sur la cathode. De grands taux de pulvérisation ainsi qu'une diminution de la température
du substrat peuvent être ainsi obtenus.
3-Excitation radiofréquence :
Dans le cas d’une électrode isolante, lors du bombardement de la cible par ions
d’argon, on a une accumulation de ces ions positifs à la surface. Cette accumulation va
conduire à la formation d’un potentiel positif à cette surface qui va diminuer le potentiel
négatif responsable de l’attraction des ions d’Ar+ et donc empêcher la pulvérisation. Pour
y remédier, on applique une tension alternative dont la fréquence est dans le domaine des
ondes radio soit 13.56 MHz.
Pendant l’alternance négative les ions d’argon sont attirés sur la cible et pulvérisant
le matériau, on aura la surface chargée positivement, formation du potentiel d’auto
polarisation. Pendant l’alternance positive : ce sont les électrons qui sont attirés à leur tour
par la cible. Ils neutralisent les charges positives qui s’y accumulent.
38
Chapitre III
Les techniques de
caractérisation
39
CHAPITRE III : Les techniques de caractérisation
Dans cette partie du chapitre, on va décrire les méthodes de caractérisation
structurale et optoélectronique qui ont été utilisées dans notre travail, à savoir « la
spectrophotometrie », « l’ellipsometrie » et « la spectroscopie Infrarouge ».
III.1) Transmission optique
La spectrophotométrie est une méthode analytique quantitative qui consiste à
mesurer la transmission de la lumière d'un échantillon qui est déposé sur un substrat
donné. On calcule depuis le spectre de transmission obtenu par un spectrophotomètre, les
différents coefficients qui caractérisent l’échantillon comme l’épaisseur d de l’échantillon,
l’indice de réfraction n(λ ) et le coefficient d’absorption α (λ ) .
La proportion de la lumière incidente absorbée par un milieu transparent est
indépendante de l’intensité de la lumière (pourvu qu’il n’y ait pas d’autres changements
physiques ou chimiques dans le milieu).
La loi de Lambert donnant le coefficient de transmission T s’exprime par :
T=
I
I0
(III.1)
Avec I0 = intensité de la lumière incidente.
I = intensité de la lumière transmise (I toujours inférieure à I0).
Il est commun d’exprimer la transmission par un pourcentage :
T (%) =
I
I0
(III.2)
Tous les spectrophotomètres comprennent les mêmes éléments : une source, un
monochromateur, un porte-échantillons, un détecteur et un appareil de lecture.
40
III.1-1) Le spectrophotomètre :
Introduction :
Pour l’étude de nos échantillons, nous avons utilisé un spectrophotomètre
Jasco V-570 [57] à double faisceau (Figure III-1), qui nous permet de balayer une gamme
de longueur d’onde allant de l’ultraviolet, visible à proche infrarouge (190 nm à 2500 nm)
(UV-Vis-NIR). Le faisceau lumineux est issu de deux lampes; de deutérium pour
l’ultraviolet (190 à 350 nm) et une lampe halogène (à l’iode) à filament de tungstène pour
le Vis-NIR (330 à 2500 nm). La sélection en longueur d’onde est assurée par un
monochromateur de type Czerny-turner. Les deux faisceaux lumineux sont formés par un
miroir semi-transparent (en forme de V) appelé diviseur de faisceau. Le premier faisceau
traverse le substrat vierge pris comme référence, tandis que le second traverse
l’échantillon. Les deux faisceaux sont acheminés vers les deux signaux de sortie qui sont
amplifiés et leur rapport est déterminé électroniquement et est affiché par le dispositif. Le
spectrophotomètre est équipé par deux types de détecteur, un détecteur PbS pour la
région NIR et un photomultiplicateur pour la région UV-Vis.
Figure III-1 : Spectrophotometre Jasco V-570.
41
Les sources :
Pour la partie ultraviolet (190 à 350 nm), on utilise une lampe de deutérium qui est
une lampe à décharge. Son principe est le suivant : en déclenchant un arc électrique dans
un gaz, on excite les molécules (ou les atomes) qui le constituent. Les molécules vont
ensuite revenir dans leur état fondamental en émettant des photons, d'où la production de
lumière.
Pour la patrie visible-NIR on utilise la lampe halogène à filament de tungstène. La
distribution d’énergie de cette source se rapproche de celle d’un corps noir et dépend donc
de la température. Dans la plupart des appareils d’absorption, la température
opérationnelle du filament et de 2870K ; la plus grande partie de l’énergie émise est donc
comprise entre 350 et 2500nm. La limite inférieure est imposée par l’absorption du verre
dont est faite l’ampoule qui contient le filament.
L’énergie émise par une lampe à tungstène dans le visible varie approximativement
comme la quatrième puissance de la tension d’alimentation, ce qui rend absolument
essentiel le contrôle rigoureux de la valeur de ce paramètre. C’est pour cette raison que
l’on utilise des transformateurs à tension constante ou des stabilisateurs électroniques de
tension.
Les lampes tungstène-halogène contiennent une petite quantité d’iode à l’intérieur
de l’ampoule en quartz qui entoure le filament. Le quarts permet de chauffer le filament
jusqu'à des températures d’environ 3500K, ce qui conduit à des intensités plus élevées et
étend le domaine d’utilisation de la lampe jusqu'à l’ultraviolet. La durée de vie d’une
lampe tungstène ordinaire est limitée par la sublimation de son filament.
42
Monochromateur :
Pour séparer les différentes longueurs d'onde d'un faisceau lumineux, on utilise un
monochromateur à réseau. La lumière blanche émise par la lampe est dirigée vers la fente
du monochromateur et elle pénètre relativement d’une manière parallèle. Elle sera
orientée par un miroir vers le réseau qui la dispersera.
Le spectre de la lumière est focalisé sur un second miroir équipé par un système
mécanique qui permet de diriger les longueurs d’onde sélectionnées vers la fente de sortie
(Figure III-2).
Figure III-2 : Monochromateur de type Czerny-turner .
Après avoir sélectionner la longueur d’onde, le faisceau est divisé par une lame
semi transparente à deux parties. La première partie traverse l’échantillon à étudier, la
seconde traverse le substrat nu qui sert comme référence. Pour qu’ensuite, les deux
faisceaux tombent séparément sur la surface active du même détecteur. Pour cela un
miroir transparent est synchronisé avec le mouvement du monochromateur.
43
Porte échantillon :
Le porte échantillon dans lequel on place la couche à étudier, qui est déposé sur un
substrat en quartz généralement et pour les modèles à double faisceau comme le
spectrophotomètre Jasco, on utilise deux, un premier de référence avec le substrat vierge
et le second avec échantillon.
Détecteurs :
1-Photomultiplicateur :
Le photomultiplicateur est un dispositif permettant la détection de photons. Il se
présente sous la forme d'un tube électronique.
Sous l’action de la lumière, des électrons sont arrachés d’un métal par effet
photoélectrique à une photocathode, le faible courant électrique ainsi généré est amplifié
par une série de dynodes utilisant le phénomène d'émission secondaire pour obtenir un
gain important.
Ce détecteur permet de compter les photons individuellement. Il est sensible à
l’ultraviolet et à l’infrarouge proche, le temps de réponse est de l’ordre de la nanoseconde
(10-9 seconde).
Les photomultiplicateurs sont constitués d'un tube à vide en verre contenant une
photocathode, plusieurs dynodes, et une anode. Les photons incidents frappent le matériau
constituant la photocathode, celui-ci formant une fine couche déposée sur la fenêtre
d'entrée du dispositif. Des électrons sont alors produits par effet photoélectrique. Les
électrons sont dirigés vers le multiplicateur d'électrons par l'électrode de focalisation.
44
2-Détecteurs au sulfure de Plomb :
Les Détecteurs au sulfure de plomb sont des détecteurs photoconducteurs (PC)
au Sulfure de Plomb (PbS) conçus pour un fonctionnement dans la région de longueur
d'onde de 1 à 3,5µm. La longueur d'onde de la réponse crête dépend de la formulation et
de la température de fonctionnement. Ces détecteurs représentent un moyen économique
pour obtenir des performances élevées dans un boîtier robuste et compact.
Ils sont disponibles sous forme de cellules montées sur plaques ou en boîtiers
type TO avec ou sans refroidisseurs thermoélectriques fournissant un fonctionnement à
basse température pour une sensibilité accrue, un fonctionnement à des longueurs d'ondes
plus grandes et une stabilité en température.
III.1-2) Traitement des spectres de transmission optique :
Nous allons décrire maintenant le traitement des spectres de transmission optique.
Il est alors possible de déduire de ces spectres de transmission obtenus par le
spectrophotomètre (Figure III-3), l'indice de réfraction et sa relation de dispersion n(λ),
l'épaisseur des films d, le coefficient d'absorption optique α(λ) pour les longueurs d’onde
fortement absorbées et le gap optique E .
04
Pour traiter ces spectres, nous nous basons sur les expressions de la transmission
obtenues par Swanepoel [58]. La Figure III-3 montre le spectre de transmission d'un
échantillon déposé sur un substrat de verre à la température ambiante et pendant 60
minutes. Sur ce spectre, on distingue deux régions bien distinctes :
- Une région présentant des franges d'interférences où les extrema gardent des valeurs
sensiblement constantes (région de transparence) dont l'exploitation nous permet de
déterminer à la fois l'indice de réfraction de la couche et son épaisseur.
45
- Une région où l'absorption devient de plus en plus grande, ce qui se traduit par un
amortissement progressif des franges d'interférences et une forte décroissance de la
transmittance.
Région de
transparence
Région a
fortes absorptions
100
80
T%
60
40
20
60m Amb
0
0
500
1000
1500
2000
2500
λ (nm)
Figure III- 3 : Spectre de transmission d'un échantillon déposé à Ts= ambiante et pendant
t=60mn.
Notre situation expérimentale est celle d'une couche mince semi-transparente
(supposée "idéale") d'épaisseur d déposée sur un substrat épais transparent d'épaisseur D,
l'ensemble étant baigné dans l'air. Sachant que les propriétés optiques d'un matériau
homogène et isotrope sont entièrement décrites par son indice de réfraction complexe
ñ=n+ik où n est l'indice de réfraction réel et k l'indice d'extinction, ce dernier étant relié
au coefficient d'absorption optique par la relation : α =
4πk
λ
, l'expression de la
transmission de l'ensemble film+substrat dans la région de faible absorption s'écrit:
46
T film =
Ae −αd
B − C cos xe −αd + De − 2αd
(III.3)
Ou A = 16n12 n2 , B = (1 + n1 ) 3 (n1 + n 22 ) , C = 2(1 − n12 )(n22 − n12 ) , D = (n1 − 1) 3 (n1 − n22 )
x=
4πn1 d
(III.4)
λ
Dans la région de plus forte absorption l’expression de la transmission est donnée par:
T film =
A −αd
e
B
(III.5)
Cette dernière relation est valable à condition que l'indice d'extinction k1 soit très faible
devant l'indice de réfraction n1, ce qui est justifié pour nos couches dans le domaine
spectral considéré. Ces deux expressions de la transmission nous permettent de traiter
avec des approximations convenables la zone de transparence et la zone de forte
absorption des spectres obtenus.
1. Détermination de l'indice et de l'épaisseur :
Les extrema des franges d'interférences apparaissent à des longueurs d'onde telles
que :
n1d =
mλ
2
pour un max imum
n1d = (2m + 1)
λ
4
(III.6)
pour un min imum
Où m représente l'ordre d'interférence.
47
Pour déterminer l'ordre du premier maximum, on repère les positions de deux
extrema successifs en supposant le produit n1d sensiblement constant (ce qui est vrai, la
dispersion de l'indice étant faible dans cette zone). La différence égale à :
3λ M / 2(λ M − λ m ) avec (λ M ⟩ λ m ) nous permet de remonter à l'ordre m du maximum pris en
compte et de déterminer ainsi l'ordre de chacun des extrema du spectre. En reprenant
l'expression de la transmission établie pour la zone de transparence, on remarque que cette
transmission oscille entre deux enveloppes correspondant aux extrema des franges
d'interférences (obtenus lorsque cos x= ±1). En prenant une valeur sur chacune de ces
enveloppes pour une même longueur d'onde (notées TM et Tm) il vient :
(n12 ) 2 − n12 (1 + n22 + (
1
1
−
)4n2 ) + n 22 = 0
Tm TM
(III.7)
Il suffit de résoudre cette équation du second degré pour connaître l'indice de la couche.
On peut ainsi déterminer les valeurs de l'indice pour tous les extrema. En utilisant une
méthode des moindres carrés, on peut alors ajuster les résultats expérimentaux à l'aide de
la relation de dispersion (sans signification physique)
n(hω ) = a0 + a1 (hω − E0 ) + a 2 (hω − E0 )²
(III.8)
Où E0 est l'énergie correspondant à une longueur d'onde λ0 choisie arbitrairement dans la
région où la transmission moyenne est constante et que l’on la prend égale à 2µm. Le
premier ajustement nous donne alors l'indice a0 correspondant à λ0 ainsi que les
paramètres a1 et a2. Comme les indices des milieux entourant la couche sont connus, on
calcule la valeur de la transmission moyenne de l'ensemble film + substrat pour λ0
(Transmission correspondant à des réflexions multiples incohérentes dans le film) [2] :
Tmoy =
Ae −αd
[( B − Ce −αd + De −2αd )( B + Ceαd +
48
1
−2αd 2
De
)]
(III.9)
Valeur qui sera ajustée sur celle déterminée expérimentalement en prenant la moyenne
géométrique des enveloppes inférieure et supérieure des extrema :
Tmoy = TmTM
(III.10)
Cet ajustement donne une nouvelle valeur de a0 et on procède ainsi de suite par
itérations successives. Le produit n1d devant rester constant, on impose ainsi aux
paramètres a1 et a2 de varier dans le même sens que a0, et à l'épaisseur de varier dans le
sens inverse :
a 0'
a' a'
d
= 1 = 2 = 0
a 0 a1 a 2 d '
(III.11)
De cette manière, l'indice de la couche et son épaisseur sont déterminés avec une
précision avoisinant le pour cent (Figure III-4).
Figure III-4 : Comparaison entre les valeurs expérimentales de la partie réelle de l'indice de
réfraction et celles déduites de l'ajustement théorique, pour une couche de silicium amorphe.
49
2. Détermination du coefficient d'absorption optique α :
Le coefficient d’absorption α(ħω) est déterminé dans la région de forte absorption, à
partir de l’expression de la transmission moyenne (incohérente) établie par Perrin [59,
60]:
Tmoy
(
)
16ns n 2 + k 2
e −αd
=
2 2
2
2
2
(n + 1)(n + ns ) + k . (n + 1) + k
[
][
]
(III.12)
Dans ce domaine, le coefficient d’extinction k est encore négligeable devant
l’indice de réfraction, l’approximation k << n est donc clairement justifiée. L’expression
de la transmission moyenne devient donc [58] :
Tmoy =
On a alors :
1
d
A −αd
e
B
A 1
)
B Tmoy
α = − ln( .
(III.13)
(III.14)
La détermination de α en fonction de l’énergie nécessite la connaissance de la
valeur de Tmoy, ainsi que de celle de l’indice n et l’épaisseur de la couche. La valeur de
Tmoy est déterminée à partir des enveloppes inférieures (Tm) et supérieures (TM)
( Tmoy = TM Tm ), alors que l’indice de réfraction et l’épaisseur de l’échantillon sont
déterminés précédemment, et à partir de l’équation III.14 et par calcul numérique on
pourra déterminer α (ħω).
La détermination du coefficient d’absorption optique nous permet de déduire le
gap optique E04 qui consiste à établir la valeur de l’énergie pour laquelle le coefficient
d’absorption optique vaut 104cm-1.
50
III.2) Ellipsometrie
L'ellipsométrie est une technique optique d'analyse de surface fondée sur la mesure
du changement de l'état de polarisation de la lumière après réflexion sur une surface
plane. Cette technique nous permet de connaître des propriétés optiques et structurales du
matériau considéré [61].
L'utilisation croissante des traitements de surface (optique, technologie des semiconducteurs, métallurgie) a contribué au développement des techniques optiques d'analyse
de surface : interférométrie, réflectométrie et ellipsométrie.
Les points forts de l'ellipsométrie sont : son caractère non destructif, sa large
gamme de mesure (mesure d'épaisseur depuis une fraction de couche monoatomique
jusqu'à quelques micromètres), sa possibilité de contrôle in situ permettant la mesure
d'épaisseur de couches pendant leur croissance en temps réel.
Il faut distinguer d’une part l'ellipsométrie à une seule longueur d'onde, qui est
l'outil le plus simple, mais qui ne permet l'identification que de deux paramètres. Et
d’autre part de l'ellipsométrie spectroscopique, qui effectue des mesures sur tout un
spectre et permet d'interpréter des structures complexes : multicouche, rugosité
d'interface, homogénéité, etc.
Dans ce qui suit, nous allons développer le modèle théorique de l'ellipsométrie.
III.2-1) Le modèle théorique de l'ellipsométrie :
Considérons une onde plane arrivant sur une surface plane. Une partie de l’onde
est transmise ou absorbée à travers la surface, une autre est réfléchie par cette surface
(Figure III-5).
Le champ électrique de l’onde incidente peut être décomposé suivant deux axes :
51
r
— l’un E pi : parallèle au plan d’incidence ;
— l’autre
r
E si
: perpendiculaire au plan d’incidence ;
Avec la notation des indices : (p) pour parallèle, (s) pour perpendiculaire, (i) pour
incident.
La modification du champ électrique après réflexion sur l’échantillon peut être
représentée par deux coefficients agissant sur chacune des composantes du champ :
— le coefficient de réflexion de l’échantillon pour une polarisation parallèle au plan
d’incidence est :
rp =
E pr
E pi
= rp exp( jδ p )
(III.15)
— le coefficient de réflexion de l’échantillon pour une polarisation perpendiculaire au
plan d’incidence est :
rs =
E sr
= rs exp( jδ s )
E si
(III.16)
r
E pi : Composante, dans le plan d’incidence, du
champ électrique incident.
r
E si : Composante, perpendiculaire au plan
d’incidence, du champ électrique incident.
r
Figure III-5 : Réflexion des axes de polarisation
à la surfacedans
de l’échantillon
E pr : Composante,
le plan d’incidence, du
champ électrique réfléchi.
r
E sr : Composante, dans le plan d’incidence, du
Les deux coefficients rp et rs sont complexes. Leur module |rp|, |rs| représentent la
champ électrique réfléchi.
modification apportée à l’amplitude de la composante
dud’incidence
champ, et leur phase, δ p et δ s ,
φ 0 : Angle
φ1 : Angle de réfraction
le retard introduit par la réflexion.
Figure III-5 : Réflexion des axes de polarisation à la surface de l’échantillon
52
En pratique, la quantité mesurée est le rapport de ces deux coefficients, qui s’exprime
sous la forme :
rp
rs
avec tanψ =
rp
rs
= tanψ exp( j∆) = ρ
(III.17)
(rapport des modules), ∆ différence de phase introduite par la réflexion.
Pour un échantillon isotrope et massif, l’angle de réfraction φ1 est régi par la loi de
Descartes :
N 0 sin φ 0 + N 1sin φ1 = 0
(III.18)
Avec : N0 indice du milieu 0.
N1 = n1+jk1 indice du substrat, avec n1 indice (réel) de réfraction et k1
coefficient du milieu 1.
Les coefficients de réflexion (rp , rs ) et de transmission (tp , ts ) peuvent être
r
déduits de la continuité des composantes tangentielles des champs électrique E et
r
magnétique B à l’interface :
rp =
N 1 cos φ 0 − N 0 cos φ1
N 1 cos φ 0 + N 0 cos φ1
(III.19)
rs =
N 1 cos φ 0 − N 1 cos φ1
N 1 cos φ 0 + N 1 cos φ1
(III.20)
tp =
2 N 0 cos φ 0
N 1 cos φ 0 + N 0 cos φ1
(III.21)
ts =
2 N 0 cos φ 0
N 0 cos φ 0 + N1 cos φ1
(III.22)
53
Ces coefficients ne dépendent que de l’angle d’incidence φ 0 et des indices des milieux 0
et 1, lesquels varient avec la longueur d’onde.
Pratiquement, la mesure de ρ conduit à l’identification de deux quantités (ψ et ∆ ,
ou tanψ et cos ∆ ). Une mesure effectuée à un angle d’incidence et à une longueur d’onde
donnés permettra le calcul de deux paramètres de l’échantillon qui pourront être : les
indices n et k d’un substrat ou d’une couche d’épaisseur connue, ou l’indice n et
l’épaisseur d d’une couche connaissant son coefficient d’extinction k. C’est le type
d’exploitation d’un ellipsomètre à une seule longueur d’onde.
Pour l’analyse d’un échantillon composé d’une superposition de couches, le
nombre total d’inconnues sera à chaque fois les indices réels et imaginaires et l’épaisseur
de chaque couche, ainsi que les indices du substrat : ce qui conduit, pour N couches, à
3 N + 2 inconnues. Il n’est plus possible d’identifier toutes les inconnues, sachant que la
mesure ne porte que sur deux quantités. La solution consiste à supposer que l’indice des
couches est connu ou résulte d’un mélange de matériaux connus. Les inconnues à mesurer
se réduiront donc aux épaisseurs de chaque couche et, éventuellement, aux concentrations
des composants d’une couche. Ces grandeurs étant invariantes avec la longueur d’onde, il
suffira de faire des mesures pour un nombre suffisamment grand de longueurs d’onde
pour identifier toutes les inconnues.
Plusieurs méthodes de mesure de polarisation par réflexion existent ; elles utilisent
toutes le montage optique suivant : une source, un polariseur, un analyseur, un détecteur.
Ce sont les éléments de base auxquels peuvent être ajoutés différents éléments tels que
des modulateurs, un compensateur, etc. il y a la méthode de zéro, la méthode de
modulation par élément tournant et la méthode à modulation de phase.
54
III.2-2) L’éllipsomtrie à modulation de phase :
L’ellipsométrie qui est disponible dans le laboratoire et qui a été utilisée pour
étudier nos échantillons est un appareil Uvisel-Jobin Yvon (France) à modulation de
phase dont l’intervalle de mesure spectrale s’étend de 1.5 à 5 eV [62]. Son schéma
général est présenté sur la Figure III-6. Il se compose schématiquement de deux sous
ensembles :
Un système optique qui génère le signal d’ellipsométrie.
Un châssis électronique appelé « spectralink » permettant, via un ordinateur, le
contrôle et le pilotage du système optique ainsi que l’acquisition et le traitement du
signal.
Figure III-6 : Le schéma général d’ellipsomètre spectroscopique à modulation de
phase [63].
La source lumineuse utilisée est une lampe à arc Xénon (χe) de puissance 75W.
C’est une ampoule remplie de gaz neutre sous haute pression placée dans un coffret à
l’intérieur du spectralink. Elle émet un spectre continu de l’ultraviolet au proche
infrarouge. Un obturateur placé devant l’entrée d’une fibre optique, et actionné
55
automatiquement par un solénoïde pendant la mesure, permet au système de détection et
de traitement du signal de retrancher le flux parasite (obturateur fermé) du flux brut
mesuré (obturateur ouvert). La lumière polychromatique émise par la source est focalisée
par un miroir parabolique sur l’entrée d’une fibre optique qui amène le signal jusqu’au
diaphragme d’entrée de l’ellipsomètre, qui détermine la taille du spot. Le faisceau
lumineux passe à travers un bras d’entrée constitué d’un polariseur linéaire, de type Glan
à couche d’air, et un modulateur photo-élastique solidaire en rotation du polariseur. Le
modulateur est un barreau de silice biréfringent pris en sandwich entre deux transducteurs
piézo-électriques commandés par une tension sinusoïdal de fréquence ω (50KHz). A
cause de la biréfringence induite dans le matériau par l’onde contrainte, le barreau se
comporte, au premier ordre, comme un déphaseur linéaire dont le déphasage varie de
façon sinusoïdal au cours du temps :
δ (t ) = Am sin ωt =
kVm
λ
(2πd∆n) sin ωt
(III.23)
Am est l’amplitude de modulation, elle est proportionnelle à l’amplitude de l’onde
contrainte (et donc aussi à la tension appliquée aux transducteurs Vm), à l’épaisseur du
barreau d, à l’inverse de la longueur d’onde λ, ainsi qu’à la différence d’indice ∆n due à
l’onde contrainte.
Après réflexion sur la surface de l’échantillon, le faisceau traverse un analyseur
identique au polariseur, monté sur le bras de sortie. Les deux bras (d’entrée et de sortie)
ainsi qu’une lunette d’autocollimation, utilisée pour le réglage du plan d’incidence, sont
montés sur un goniomètre de haute résolution à double couronne permettant le réglage
automatique de l’angle d’incidence. Le faisceau est ensuite focalisé par une lentille sur un
fibre optique qui amène le signal jusqu’au monochromateur ; un filtre passe haut dont la
fréquence de coupure est λc= 515 nm est actionné automatiquement au cours de la mesure
pour éliminer une rangée spécifique de longueur d’onde.
56
La lumière est détectée par un photomultiplicateur de type R928S, dont le gain
est ajusté automatiquement au cours de la mesure par une tension d’accélération de 0 à
1000 V.
III.3) Spectroscopie infrarouge
III.3-1) Introduction
La spectroscopie d'absorption Infrarouge (IR) est l'une des techniques
d'investigation structurale les plus utilisées. C’est la mesure de la longueur d’ondes et de
l’intensité de la lumière infrarouge moyenne pour un échantillon. L’infrarouge moyen
dispense suffisamment d’énergie pour stimuler les vibrations moléculaires à des niveaux
d’énergie supérieurs. La longueur d’onde des bandes d’absorption infrarouge est
caractéristique des types particuliers de liaisons chimiques, et la spectroscopie infrarouge
trouve sa plus grande utilité dans l’identification des échantillons. La haute sélectivité de
la méthode rend possible l’estimation de la substance à analyser dans une matrice
complexe. Cette méthode implique l’examen des mouvements de torsion, de courbure, de
rotation et de vibration des atomes dans une molécule.
Les bandes d’absorption IR sont décrites soit par la longueur d’onde λ de la
radiation absorbée en micromètres, soit par sa valeur inverse (nombre d’onde).
L’excitation vibrationnelle peut être envisagée simplement en considérant deux atomes A
et B unis par une liaison comme étant deux masses (mA, mB) reliées par un ressort qui se
tend et se détend à une certaine fréquence v . Dans cette représentation, la fréquence des
vibrations entre les deux atomes dépend à la fois de la force de la liaison entre eux et de
leurs masses atomiques. En fait, on peut démontrer qu’elle est régie par la loi de Hook qui
décrit le mouvement d’un ressort.
Loi de Hooke et excitation vibrationnelle
57
v =k f
(m A + m B )
m AmB
(III.24)
ν = fréquence vibrationnelle en nombre d’onde (cm-1).
k = constante.
f = constante de force, indiquant la raideur de la liaison.
Le rayonnement infrarouge n’est pas assez énergétique. L’absorption d’un
rayonnement infrarouge concerne essentiellement les espèces moléculaires pour
lesquelles les différences énergétiques entre les états de rotation et celles entre les états de
vibration sont relativement faibles, nous allons décrire dans ce qui suit les différents types
de vibrations.
III.3-2) Différents types de vibration moléculaire :
Les vibrations peuvent être classées en deux catégories : les vibrations
d’élongation et les vibrations de déformation angulaire. Une vibration d’élongation
correspond à une variation continue de la distance interatomique dans la direction de l’axe
de la liaison entre les atomes. Les vibrations de déformation angulaire sont caractérisées
par modification de l’angle entre deux liaisons. Les vibrations de la liaison Si-H
comprennent l’élongation Si-H (2200 cm-1) et la déformation angulaire Si-H (de 950 à
800 cm-1).
Dans le réseau a-Si:H, l’hydrogène peut être lié sous des formes différentes. Il peut
se trouver sous forme interstitielle, sous forme moléculaire ou même sous forme
d'agrégats (Figure III-7).
58
Figure III-7 : Configurations structurales possibles de l’hydrogène dans a-Si:H.
De nombreuses études théoriques et expérimentales ont été réalisées dans le but de
connaître l’environnement local du silicium dans des échantillons de silicium amorphe
hydrogène afin de pouvoir interpréter le spectre d’absorption infrarouge de ce matériau
[64]. Le tableau III-1 résume les différents modes de liaison recensés par spectroscopie
d’absorption infrarouge et la configuration associée [65, 66, 67, 68, 69] :
Nombre
d’onde (cm-1)
640
Complexe Configuration
Mode
Si-H, (Si-H)n SiH2, (Si-H2)n Si-H3
Waging
840-890
Si-H2, (Si-H2)n
860-910
Si-H3
1900
Si-H
1980-2010
Si-H
2030
(Si-H)n
Elongation
2080
Si-H
(stretching)
2090
(Si-H)n
2110
Si-H2
2130
Si-H3
Scissors
Tableau III-1 : Les différents modes de vibration des liaisons de H dans le silicium.
59
Chapitre IV
Résultats et discussions
60
IV.1) Introduction
Les conditions de dépôt des échantillons influent considérablement sur leur
structure et leur croissance, ainsi que sur leurs propriétés optiques et électroniques [70].
Dans ce chapitre nous nous proposons d’étudier l’effet de la température du substrat [71]
et le temps de dépôt sur les paramètres intrinsèques des échantillons préparés par
pulvérisation cathodique magnétron radiofréquence. Les échantillons ont été déposés à
une pression constante 3Pa [72] avec un mélange de 70% de H2 et 30% de Ar ( La
préparation du µc-Si :H par la pulvérisation cathodique d’une cible en silicium cristallin
de grande pureté avec des ions(Ar et H2) est assez abondante par la [73, 74,75, 76, 77, 78,
79, 80, 81] ), une puissance radiofréquence de 300W pour deux températures du substrat
différentes (ambiante et 100°C) et pour des temps de dépôt qui varient entre 3 et 60
minutes. Le tableau ci-dessous résume l’ensemble des paramètres de dépôt.
Réf
Temps de
Températur
Press
PRF
Echantill
dépôt
e de dépôt
ion
(W)
on
(t=min)
(T=°C)
(P=P
H2%+Ar
%
a)
3mAmb
3
Ambiante
3
200
70+30
7mAmb
7
Ambiante
3
200
70+30
15mAmb
15
Ambiante
3
200
70+30
30mAmb
30
Ambiante
3
200
70+30
60mAmb
60
Ambiante
3
200
70+30
3m100
3
100
3
200
70+30
7m100
7
100
3
200
70+30
15m100
15
100
3
200
70+30
30m100
30
100
3
200
70+30
60m100
60
100
3
200
70+30
Tableau IV-1 : Paramètres de dépôt des échantillons.
61
Plusieurs techniques de caractérisation ont été utilisées pour étudier ces
échantillons, tels que la spectrophotométrie, ellipsométrie, spectroscopie infrarouge et
Raman.
IV.2) Propriétés Optiques
Dans ce qui suit on va étudier l’effet de la température du substrat et du temps de
dépôt sur l’indice de réfraction et le coefficient d’absorption obtenus par
spectrophotométrie. Pour les échantillons déposés à un temps de dépôt égal ou inférieur à
15 minutes, l’étude par spectrophotométrie s’avère difficile et non exploitable, car ces
échantillons sont très minces ( ≤ 0.35µm), ce qui a nécessité une étude complémentaire
par ellipsométrie indispensable dans ce cas.
Cependant les échantillons déposés à des temps de dépôt supérieurs à 15 minutes,
leurs épaisseurs est convenables, les mesures de transmission optique dans la région de
transparence où les franges d'interférences (les extrema) gardent des valeurs sensiblement
constantes, nous permet la détermination de l’épaisseur et l’indice de réfraction
Dans la région à fortes absorptions où on a une forte décroissance de la
transmittance et les franges d'interférences s’amortissent progressivement, on détermine
le coefficient d’absorption. La Figure IV-1 montre les deux régions du spectre de
transmission pour un échantillon déposé à la température ambiante et pendant 60
minutes.
62
Région a
fortes absorptions
100
Région de
transparence
TM
80
T%
60
40
Tm
20
60m Amb
0
0
500
1000
1500
2000
2500
λ (nm)
Figure IV-1 : Spectre de transmission d'un échantillon déposé à Ts= ambiante et
pendant t=60 mn.
Dans la région de transparence, les extrema des franges d'interférences sont
situés à des longueurs d’onde tel que :
 4π .nd 
cos
 = ±1 ⇒ nd = mλm / 4 (m représente l'ordre d'interférence, il est pair pour un
 λ 
maximum et impair pour un minimum).
Dans cette zone, le produit nd est sensiblement constant, l’ordre m est obtenu
en repérant les positions de deux extrema successifs. Le coefficient de transmission dans
la zone de transparence oscille entre deux enveloppes passant par les extrema des franges
d’interférences.
T film =
Ae −αd
B − C cos xe −αd + De −2αd
63
(IV.1)
Pour e −αd =1, on obtient alors :
T film =
A
B−C + D
Où A = 16n12 n2 , B = (1 + n1 ) 3 (n1 + n22 ) , C = 2(1 − n12 )(n22 − n12 ) , D = (n1 − 1) 3 (n1 − n22 ) .
Le coefficient de transmission géométrique moyen est déduit des courbes
représentant les enveloppes supérieures et inferieures du spectre (TM, Tm)
(Figure IV-1) par la formule Tmoy = TM Tm , en injectant une valeur proche de l’épaisseur,
on obtient le spectre de dispersion n(λ) qu’on ajuste par la formule suivante :
n(hω ) = n0 + n1 (hω − E 0 ) + n 2 (hω − E 0 )²
(IV.2)
(E0 est l’énergie pour la longueur d’onde λ0 = 2µm).
On calcule le paramètre a0' , par itérations successives de tel sorte que T0(calculé)=
T0(expérimental). Comme le produit nd doit rester constant pour toutes les longueurs
d’onde de cette gamme, on impose aux paramètres n1, n2 de varier dans le même sens que
n0 et à l’épaisseur de varier en sens inverse tel que :
ñ 0 ñ1 ñ 2 d 0
=
=
= ~ . Ainsi l'indice et
n 0 n1 n 2 d
l’épaisseur de la couche sont déterminés.
Avec la loi de dispersion de l’indice de réfraction n(λ) et l’épaisseur de
l’échantillon, on déduit le coefficient d’absorption par l’expression suivante:
α =−
1
A 1
ln ( .
)
d
B Tmoy
(IV.3)
Nous présentons dans le Tableau IV-2 les épaisseurs et les indices statiques n0 des
échantillons déposés à des temps supérieurs, pour voir l’effet de la température et du
temps de dépôt sur leurs propriétés optiques.
64
Réf
Echantillons
t (min)
T (°C)
L’épaisseur
d (µ
µm)
indice statique
N0
30mAmb
30
Ambiante
0. 560
3.157
30m100
60mAmb
60m100
30
60
60
100
Ambiante
100
0.412
0.679
0.682
3.225
3.368
3.296
Tableau IV-2 : Tableau de l’indice statique des échantillons déposés à la température (ambiante
et 100°C) pour un temps de dépôt (60 et 30 mn).
L’indice de réfraction n0, nous renseigne sur la densité du matériau [n(λ0 = 2µm)],
varie entre les valeurs 3.368 et 3.157. Ces valeurs sont légèrement inférieures aux indices
rapportées par la littérature pour silicium amorphe hydrogéné standard (a-Si : H)
(n0=3.55) [82, 83, 84, 85]. Ceci confirme que ces échantillons sont moins denses que le aSi : H. Cette caractéristique peut être attribuée à l’existence du vide ou à des cristallites
dans la matrice amorphe. Pour confirmer cette hypothèse, on a effectué une étude par
spectroscopie Raman. Les résultats de cette étude seront discutés à la fin de ce chapitre.
On remarque que pour les échantillons déposés à 30 minutes, l’indice statique
augmente avec l’accroissement de la température du substrat, par contre pour ceux
déposés à 60 minutes, l’indice statique diminue avec la température, mais il reste
supérieur à ceux des échantillons déposés à 30 mn. Ces résultats montrent une grande
compacité des échantillons déposés pendant 60 minutes et à la température ambiante.
Pour les échantillons déposés à 60 minutes, l’épaisseur est indépendante de la
température du substrat, cependant pour les échantillons déposés pendant 30mn, elle
décroît avec la température. Nous pouvons donc conclure que la température ambiante est
plus favorable à la cinétique de croissance des échantillons préparés par pulvérisation
cathodique que la température de 100°C.
65
Passons maintenant aux coefficients d’absorption optique représentés sur la Figure
IV-2.
5
10
4
-1
Log α (cm )
10
60mAmb
60m100
30mAmb
30m100
c-Si
a-Si
3
10
2
10
1,00
1,25
1,50
1,75
2,00
2,25
2,50
Energie (ev)
Figure IV-2 : spectres de coefficient d’absorption en fonction de temps et la température de
dépôt obtenue par spectrophotomètre.
Pour les énergies supérieures à 1.75 eV, l’absorption des films microcristallines est
plus élevée à celle du silicium cristallin et plus petite à celle de a-Si :H.
En dessous de 1.75 eV, les valeurs de α mesurées sont situées entre les valeurs du
silicium amorphe et cristallin (Figure IV-2). Ces allures peuvent être interprétées par une
probable existence de cristallite dans les films. Pour consolider cette hypothèse, nous
avons tracé (α*hν)1/2 en fonction de hν (Figure IV-3 ) pour déduire le gap de Tauc. Ce
gap est obtenu par l’extrapolation de la partie linéaire de la variation (α*hν)1/2 en fonction
de (hν) jusqu'à son intersection avec l’axe des énergies. L’absorption optique dans la zone
à forte absorption est due à des transitions entre les états étendus de la bande de valence et
la bande de conduction.
Nv( E ) ≈ ( E ' v − E )1/ 2
66
(IV.4)
Nc( E ) ≈ ( E − E ' c)1/ 2
(IV.5)
Nv, Nc les densités d’états aux bords de la bande de valence et de conduction
respectivement.
E v' et E c' représentent les extrema de ces bandes si elles n’étaient pas perturbées par le
désordre. Si en considérant que les éléments de matrice du moment ne varient pas
beaucoup avec l’énergie [86], on obtient :
hω.α (hω ) = cste(hω − ET )²
(IV.6)
Où ET est le gap optique de ETauc = E c' − E v' [87].
Les gaps obtenus à partir des courbes sont de l’ordre de 1.44 eV (Tableau IV-3),
valeurs situées entre celui de l’amorphe et du cristallin. Si on se réfère aux courbes
d’absorption optique et aux valeurs des gaps, on peut conclure que les couches déposées
pendant 60 mn sont plus cristallisés que celle déposées pendant 30 mn.
150
(a)
(hω .α(hω ))
1/2
100
50
60mAmb
60m100
0
1,2
1,3
1,4
1,5
1,6
Energie (eV)
67
1,7
1,8
1,9
2,0
150
30mAmb
(b)
(hω .α (hω ))1/2
100
50
1.7
0
1,2
1,3
1,4
1,5
1,6
1,7
1,8
1,9
2,0
Energie (eV)
150
30m100
(c)
(hω .α (hω ))1/2
100
50
1.46
0
1,4
1,5
1,6
1,7
1,8
1,9
2,0
Energie (eV)
Figure IV-3 : spectre de gap de Tauc obtenue du spectre d’absorption pour les
échantillons déposés à 60 mn (a) et 30 mn (b, c).
68
On peut estimer aussi les valeurs du gap optique E04 des échantillons à partir des
spectres d’absorption optique (Tableau IV-3), (E04 est l’énergie qui correspond à une
absorption optique de 104 cm-1). Ces valeurs sont plus élevées que celle du cristallin (E04
= 1.9 eV). La couche déposée pendant 30mn et à l’ambiante (Ref : 30mAmb) présente un
léger décalage pour E04 et ET dont on n’arrive pas à expliquer l’origine.
Réf
t (min)
T (°C)
Echantillons
E04
ET
eV
eV
30mAmb
30
Ambiante
2.1325
1.39
30m100
30
100
2.0768
1.46
60mAmb
60
Ambiante
2.0643
1.45
60m100
60
100
2.0431
1.44
Tableau IV-3 : gap optique et de Tauc déduits des spectres d’absorption optique
Les échantillons déposés à des temps inférieurs à 15 minutes, sont très minces (<
0.35 µm), et par conséquent on observe plus les franges d’interférences dans la zone de
transparence du spectre de transmission. La Figure IV-4 montre le spectre transmission
optique de l’échantillon déposé à 100°C et pendant 15 minutes.
69
100
7mAmb
80
T%
60
40
20
0
0
500
1000
1500
2000
2500
λ (nm)
Figure IV-4 : Spectre de transmission d'un échantillon déposé à t=7 mn et Ts= Ambiante.
La méthode de transmission optique décrite au chapitre III est basée
essentiellement sur la présence de ces franges, alors on fait appel à l’ellipsométrie pour
pouvoir exploiter les mesures obtenues par le spectrophotomètre et
déterminer les
paramètres caractéristiques de ces échantillons.
Nous rappelons, pour déduire les coefficients d’absorption optique à partir des
mesures de transmission. Nous calculons tout d’abord l’épaisseur et le spectre de
dispersion n(λ) dans la zone de transparence du spectre de transmission. Ces derniers sont
déduits maintenant à partir des mesures d’ellipsométrie et qui seront ensuite injectés dans
l’équation (Equation III.14 : Chapitre III) caractérisant la zone d’absorption du spectre de
transmission.
Avant d’exploiter les résultats de transmission par cette nouvelle méthode, nous
l’avons tout d’abord testée pour un échantillon épais et on a comparé les spectres
70
d’absorption déduits de la méthode directe avec ceux déduits à partir de cette nouvelle
méthode. La Figure VI-5 montre un spectre de dispersion n (hν ) obtenu par
l’ellipsométrie pour l’échantillon 60mAmb. Sur ce spectre on a la zone des franges
d’interférences permettant de déduire l’épaisseur de la couche et une zone où le spectre
est continu. Cette zone peut être interpolée par une courbe n (hν ) obéissant à la loi
suivante :
n( E ) = n0 + n1 ( E − E 0 ) + n2 ( E − E 0 )²
Où
(IV.7)
(E0 est l’énergie du photon dont la longueur d’onde est égale à 2 µm E0= 0.62 eV)
5,0
60mAmb
4,5
4,0
n
3,5
3,0
2,5
2,0
1,5
1,0
1,5
2,0
2,5
3,0
3,5
4,0
4,5
5,0
5,5
Energie eV
Figure IV-5 : Spectre de l’indice de réfraction en fonction de l’énergie obtenu par
ellipsométre.
Une fois l’équation de dispersion n (λ) et l’épaisseur d de l’échantillon sont
déterminés par l’ellipsométrie, nous pouvons calculer les paramètres A et B de l’équation
[(II.8), du chapitre II], qu’on injecte dans l’équation suivante pour déterminer
coefficient d’absorption:
1
d
A 1
)
B Tmoy
α = − ln( .
71
(IV.8)
le
Où les valeurs de Tmoy sont déduites directement du spectre de transmission.
La Figure IV-6 montre les spectres d’absorption obtenus directement par la
spectrophotométrie et indirectement par la nouvelle méthode. Ces derniers se superposent
parfaitement.
6
10
5
-1
Log α (cm )
10
4
10
3
10
60mAmb
Spectrophotométrie
Ellipsométrie
2
10
1,2
1,4
1,6
1,8
2,0
2,2
2,4
2,6
2,8
3,0
Energie (eV)
Figure IV-6 : spectres de coefficient d’absorption obtenus par la spectrophotométrie et
ellipsométrie pour un échantillon déposé à température ambiante pendant 60mn.
Le Tableau IV-4 si dessous regroupe les résultats obtenus par les deux techniques, sur
les échantillons épais.
72
Réf
t
Ts
Echantillons
(min)
(°C)
Spectrophotomètre
Combinaison de
l’éllipsomètre et le
spectrophotomètre
D (µ
µm)
N0
E04
D (µ
µm)
N0
E04
60mAmb
60
Amb
0.679
3.368
2.0643
0.642
3.320
2.0512
60m100
60
100
0.682
3.296
2.0431
0. 791
3.260
2.0368
30mAmb
30
Amb
0. 560
3.157
2.1325
0.328
3.112
2.1256
30m100
30
100
0.412
3.225
2.0768
0.377
3.250
2.0619
Tableau IV-4 : Tableau qui regroupe les différents paramètres déduits des mesures
spectrophotométrie et ellipsométrie.
On a donc, une bonne concordance entre les différents paramètres obtenus par les
deux techniques pour tous les échantillons déposés à un temps de dépôt supérieur ou
égale à 30 minutes, avec une erreur inferieure à 0.04 sur l’indice statique n0 et sur le gap
optique E04.
En conclusion, on peut utiliser cette méthode pour le reste des échantillons.
Les Figures IV-7 (a) et (b) montrent le coefficient d’absorption et le gap de Tauc
obtenue par la nouvelle méthode pour les échantillons déposés pendant 15 minutes à deux
températures différentes (ambiante et 100°C). Pour les échantillons déposés pendant 7 et
3 minutes la méthode n’est plus fiable, car ces échantillons son trop minces et donc la
quantité d’énergie lumineuse absorbée est très faible difficilement détectable par le
spectrophotomètre. Les coefficients d’absorption des deux échantillons (15mAmb et
15m100) sont identiques et se situent entre le spectre de l’amorphe et du cristallin, ce qui
laisse penser qu’ils contiennent déjà une certaine fraction cristalline. Les gaps de Tauc
obtenus sont aussi identiques (ET= 1.56eV) pour les deux échantillons. Cette valeur est
73
plus élevée que celles obtenues pour les échantillons plus épais, elle s’approche plus de la
valeur de l’amorphe. Donc les échantillons très minces sont moins cristallisés que ceux
déposés à des temps supérieurs à 30mn.
En conclusion, les premières monocouches déposées par pulvérisation cathodique
magnétron radiofréquence sont moins cristallisés. Pour confirmer cette hypothèse, des
études complémentaires par la spectroscopie infrarouge, éllipsomètrie, et spectroscopie
Raman ont été menées. Dans ce qui suit, nous allons présenter l’étude faite
par
spectroscopie infrarouge. Nous terminons ce chapitre par une comparaison globale des
résultats obtenus par les différentes techniques de caractérisation
5
10
(a)
4
-1
Log α (cm )
10
3
10
15mAmb
15m100
c-Si
a-Si
2
10
1,00
1,25
1,50
1,75
Energie (ev)
74
2,00
2,25
2,50
Figure IV-7 : spectres de coefficient d’absorption (a) et le gap de Tauc (b) obtenu par la
nouvelle méthode.
IV.3) Spectroscopie infrarouge
La spectroscopie infrarouge permet d’analyser les liaisons Si-H, Si-Hn, et de
mesurer la concentration de l’hydrogène lié. Il est admis que l’hydrogène est très
important pour former le µc-Si:H [88, 89]. Bien que le rôle précis de l’hydrogène soit
toujours sujet à débat, il est établi que l’hydrogène peut diffuser dans le volume de la
couche où il cristallise la phase amorphe [90] et où il peut se recombiner pour former du
H2. L’hydrogène peut aussi passiver la surface et donc permettre aux radicaux de diffuser
vers un site plus favorable [91, 92].
75
Sur les Figure IV-7 (a) et (b), nous avons représenté les spectres d’absorption
obtenus pour les échantillons déposés à différents temps, et pour des températures du
substrat Ts= Ambiante et Ts= 100°C.
5500
-1
Coefficient d'absorption (cm )
3mAmb
7mAmb
15mAmb
30mAmb
60mAmb
(a)
5000
4500
4000
3500
3000
2500
2000
1500
1000
500
0
500
600
700
800
900
2000
2200
-1
Nombre d'onde (cm )
3500
(b)
3000
-1
Coefficient d'absorption (cm )
3m100
7m100
15m100
30m100
60m100
2500
2000
1500
1000
500
0
500
600
700
800
900
2000
2200
-1
Nombre d'onde (cm )
Figure IV-7 : Spectres d’absorption infrarouge obtenue pour les échantillons déposées à
Ts =Ambiante (a), 100°C(b). Les différents temps de dépôts sont indiqués sur la figure.
76
La bande qui caractérise le mode wagging s’étale de 500 à 700 cm-1, c’est la
signature des modes de vibration des différentes liaisons
monohydrique (Si-H) et
polyhydrique (Si-Hn avec n=2.3…), ce qui permet de calculer la concentration totale de
l’hydrogène lié CH. Pour les échantillons déposés à 7, 15, 30 et 60 la bande d’absorption
est asymétrique qu’on décomposera en plusieurs. Par contre les couches déposées à 3
minutes on une bande bien symétrique centrée autour de 640 cm-1. Caractéristique des
modes de liaisons de l’hydrogène dans le silicium amorphe hydrogéné (a-Si: H). Le pic
des bandes asymétriques sont décalées vers les basses fréquences par rapport à celle de
640 cm-1, ceci pourrait être dû à un environnement différent de liaison Si-H. Les mêmes
résultats similaires ont été rapportés par d’autres auteurs pour le silicium microcristallin
déposé dans différentes conditions [93, 83, 94, 95].
Les bandes asymétriques sont décuvelées par autour de 630 et 660 cm-1. Un
exemple de décomposition est représenté sur la Figure IV-8. La bande située autour de
630 cm-1 est attribuée aux liaisons Si-H, tandis que la bande centrée autour de 660cm-1 est
60mAmb
Courbe expérimentale
Courbe calculée
2100
-1
Coefficient d'absorption (cm )
liée aux liaisons Si-H2 et Si-H1.
1800
1500
1200
900
600
300
0
550
600
650
700
750
-1
Nombre d'onde (cm )
Figure IV-8 : Décomposition des modes wargging pour les échantillons déposés à
Ts =Ambiante pendant 60 et 3 minutes.
77
Le calcul de l’hydrogène lié est obtenu en utilisant la relation suivante [96]:
 A
C H =  w
 N Si
  αdw 
 ∫ 
 . 100at %
w



(IV.9)
Ou Aw : la force d’oscillateur du mode wagging =1.6x1019cm-2,
Nsi : la densité atomique volumique du siliciulm cristallin = 5x1022 cm-3.
La variation de la concentration d’hydrogène lié en fonction du temps de dépôt est
représentée sur la Figure IV-9. Cette variation influe directement sur la structure des
échantillons. La concentration de l’hydrogène lié augmente dans les premières minutes de
dépôt, ensuit décroit. On conclut donc que l’échantillon se cristallise. On remarque que
les échantillons déposés à la température ambiante contiennent plus de l’hydrogène que
ceux déposés à 100°C, car une augmentation de la température modifie la longueur de
diffusion de l’hydrogène [83, 38], le coefficient de diffusion des radicaux en surface et
donc le réarrangement local du matériau déposé.
28
P = 3 Pa
amb
100
26
24
22
CH %
20
18
16
14
12
10
3m
7m
15m
30m
60m
Temps de dépot
Figure IV-9: Variation de la concentration d’hydrogène lié en fonction de temps et la
température de dépôt.
78
La bande qui caractérise le mode stretching s’étale de 1850 à 2200 cm-1 asymétrie
par rapport à la valeur 2090 cm-1. Nous avons décomposé la bande d’étirement en deux
gaussiennes mais nous avons trouvé les deux bandes décalées aux modes de vibration
conventionnels. Il est admis que la présence de contraintes, ou d'impuretés, etc., peut
affecter la position de liaisons Si-H et décale les bandes correspondant à ce mode. Afin de
tenir compte de ce décalage pour tous les échantillons, nous avons décomposé les modes
d’étirement en trois gaussiennes centrées à 2010, 2090 et 2140 cm-1 comme le montre la
Figure IV-10. La première bande est attribuée aux liaisons simples Si-H isolées dans la
matrice amorphe, c’est un signal de présence de l’amorphe dans les échantillons. Par
contre la deuxième bande à 2090 cm-1 et celle a 2140 cm-1, donnent l’information sur la
présence de liaisons Si-H2 ou (Si-H)n localisées sur la surface (111) et (100) des
cristallites de silicium qui se trouvent dans les échantillons [97]. Ces bandes peuvent aussi
indiqués la présence de liaison Si-H3 [98, 99].
60mAmb
Courbe expérimentale
Courbe calculée
-1
Coefficient d'absorption (cm )
500
400
300
200
100
0
1800
1900
2000
2100
2200
-1
Nombre d'onde (cm )
79
2300
-1
Coefficient d'absorption (cm )
1200
3m100
Courbe expérimentale
Courbe calculée
1000
800
600
400
200
0
1900
2000
2100
2200
2300
-1
Nombre d'onde (cm )
Figure IV-10 : Décomposition des modes stretching pour les échantillons déposés à
Ts =Ambiante pendant 60 minutes.
Pour l’ensemble des échantillons, on observe que les modes 2090 et 2140 cm-1
évoluent avec le temps de dépôt. Ce qui signifie qu’il y a plus de cristallites pour les
couches épaisses, et que les premières monocouches sont amorphes et que la
cristallisation se fait en volume.
L’allure du spectre s’absorption dans un matériau microcristallin dépend
essentiellement de la fraction cristalline dans le volume de la couche [100]. Pour cela, on
va compléter notre travail avec une comparaissant avec des résultats obtenus par la
spectroscopie Raman pour les mêmes échantillons. Le Tableau
IV-5 qui montre les
résultats obtenus par la spectroscopie Raman. Cette dernière montre bien que le taux des
cristallites croit en augmentant le temps de dépôt des échantillons et que la température
influe juste sur les premières minutes de dépôt où elle aide l’échantillon à se cristallisé
rapidement car une augmentation de la température modifie la longueur de diffusion de
80
l’hydrogène [101, 102, 103], le coefficient de diffusion des radicaux en surface et donc le
réarrangement local du matériau déposé.
Pour l’échantillon déposé pendant 3 minutes pour les deux températures du
substrat on remarque que les échantillons sont amorphes.
Fc (%)
Temps de dépôt
Ts= ambiante
Ts = 100
3m
/
/
7m
33
42
15m
60
64
30m
74
71
60m
84
84.4
Tableau IV-5 : Tableau qui regroupe les différents paramètres déduits par la
spectroscopie Raman.
81
Conclusion
82
Conclusion générale
Les études par ellipsométrie in situ ont montré que la croissance des films
microcristallins présente quatre phases : une phase complètement amorphe dans la région
initiale de croissance (incubation), une phase microcristalline qui est par les ions
nucléation et la croissance, et une phase finale stationnaire.
L’étude que nous avons menée sur le µc-Si: H avait pour objectif de confirmer ce
modèle de croissance. Pour cela nous avons étudié deux séries d’échantillons déposés par
la pulvérisation cathodique magnétron radiofréquence sous atmosphères (Argon +
Hydrogène) à une pression constante de 3 Pascal, à deux températures différentes
(ambiante et 100°C) et pour des déférents temps de dépôt.
On a utilisé le spectrophotomètre Jasco-570 pour obtenir le coefficient
d’absorption pour les fortes énergies, les indices de réfraction et les épaisseurs. Pour les
films très minces (épaisseur ≤ 0,3 µm) on a due faire appel à l’ellipsométrie pour
compléter les caractérisations. Des mesures de spectroscopie Infrarouge ont renforcé les
résultats obtenus et elles nous ont permis de déterminer le pourcentage de l’hydrogène lié
dans le µc-Si : H, l’ensemble des résultats obtenus sont comparés aux résultats de
spectroscopie Raman, faite par d’autre chercheurs de notre laboratoire.
L’allure des courbes d’absorption optique des échantillons déposés pendant 60, 30 et 15
minutes ressemblent à celles d’un échantillon monocristallin. Ce qui permet de conclure
la présence de cristallites dans les couches étudies. Les valeurs du gap de Tauc déduites
des spectres d’absorption décroît avec le temps de dépôt, ceci nous indique que les
échantillons déposés pendant plus de 15 minutes contiennent un taux de cristallite plus
élevé.
83
Ces résultats sont en bon accord avec celui obtenu par les mesures de spectroscopie
infrarouge. L’étude par la spectroscopie infrarouge a montré que le pourcentage de
l’hydrogène lié dans les échantillons déposés à 3 et 7 minutes est plus grand que dans les
autres échantillons. Ceci est dù essentiellement à la phase cristalline qui fait diminuer le
pourcentage de l’hydrogène. Pour l’échantillon déposé à 3 minutes la bande qui
caractérise le mode wagging et bien symétrique centrée autour de 640 cm-1 ce qui
caractéristique les modes de liaisons de l’hydrogène dans le silicium amorphe hydrogéné
(a-Si: H), d’où on peut conclure que les échantillons déposés pendant 3 minutes sont
encore amorphe. Ces résultats sont les même pour les deux série d’échantillon quelque
soit la température de dépôt.
84
Référence
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