CARACTERISATION DU DOPAGE RESIDUEL DE LA COUCHE GAN

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Le matériau GaN

Propriétés cristallographiques du GaN

Structure cristalline de GaN

Les nitrures d’éléments III sont des matériaux semi-conducteurs formés d’éléments de la colonne III du tableau périodique des éléments ou table de Mendeleïev (Gallium Ga, Aluminium Al, Indium In) associés à l’élément azote (N) de la colonne V. Ces matériaux, communément appelés « matériaux III-N » (GaN, AlN, InN et leurs alliages), cristallisent suivant deux types de structure : la structure cubique blende de zinc et la structure hexagonale wurtzite (Figure 1). Dans cette thèse, on va se focaliser sur la structure wurtzite la plus répandue pour la croissance de GaN et la plus couramment employée pour la production des transistors à haute mobilité électronique destinés à la puissance (HEMT) (High Electron Mobility Transistor). Sa mobilité électronique peut atteindre des valeurs très élevées jusqu’à 2000 cm2/(V.s) à température ambiante [1] grâce à la formation naturelle d’un gaz bidimensionnel d’électrons à certaines hétérojonctions constituant alors, le canal de conduction des dispositifs HEMT.
Cette structure se compose de deux sous réseaux hexagonaux compacts, avec a et c comme paramètres de maille biaxial (arête de la base de la maille hexagonale) et longitudinal (sa hauteur), l’un occupé par l’azote (N) et l’autre par l’élément III (Ga, Al, In), décalés suivant l’axe [0001] de uréel > uidéal=3c/8 où u est appelé le paramètre interne de maille (figure 1). Il est très important de noter que uréel correspondant aux nitrures d’éléments III est légèrement supérieur au paramètre uidéal correspondant à une structure hexagonale compacte idéale. On va voir dans les paragraphes qui suivent que cette déviation de uréel par rapport à l’idéalité va induire la présence d’une polarisation spontanée.
En cristallographie, on définit habituellement les trois indices de Miller h, k et l. Ils servent à définir les directions cristallographiques [h,k,l]. En revanche, pour les mailles hexagonales, il existe une convention alternative qui consiste à utiliser 4 indices h, k, i et l pour définir les plans réticulaires. L’indice additionnel i vaut -(h+k). Ces 4 indices sont appelés indices de Miller-Bravais, utilisés dans le cas d’une maille hexagonale ou rhomboïdale [2].

La polarité de GaN

Pour le matériau GaN, on est amené à définir deux polarités distinctes : la polarité gallium notée (Ga-Face) et la polarité azote notée (N-Face) [1],(figure 2). Dans le cas du GaN, on définit la polarité Ga pour une direction de croissance orientée [0001] et la polarité N pour une direction de croissance orientée [000-1]. La polarité Ga signifie que pour le tétraèdre Gallium, la base est en face supérieure [3].
Par ailleurs, l’absence de symétrie suivant la direction [0001] ainsi que la forte ionicité de la liaison III-N donne lieu dans le cristal à un ensemble de dipôles orientés suivant un même axe. L’atome de Gallium est lié à trois autres atomes d’Azote par des liaisons ioniques constituant ainsi un tétraèdre. Le barycentre de ce dernier n’est pas superposé à l’atome de Ga. Le matériau est alors le siège d’une polarisation interne appelée « polarisation spontanée » Psp. Il est à noter que parmi les semi-conducteurs III-V, seuls les nitrures III-N exhibent une telle polarisation Psp [4].
Sous l’effet d’une contrainte biaxiale (c’est-à-dire dans le plan de croissance normale à l’axe ⃗), la déformation de la structure va induire une déviation additionnelle du barycentre du tétraèdre cité ci-dessus par rapport à l’atome Ga, entrainant ainsi l’apparition d’une nouvelle polarisation que l’on qualifie de piézoélectrique. Cette dernière, vient s’ajouter à la polarisation spontanée, son signe dépend de l’état de déformation selon l’axe ⃗ (extension ou compression) [1] et [6]. Ce point sera traité en détail dans les paragraphes qui suivent.

Les paramètres de mailles de GaN

Les paramètres de maille a et c des nitrures d’éléments III cristallisés en phase wurtzite sont donnés dans le Tableau 1 [7]. Dans le cas d’un alliage, il est légitime d’estimer les paramètres de maille à partir de la loi de Vegard qui est une relation empirique utilisée en chimie du solide et en métallurgie. Elle donne le paramètre de maille d’un alliage quelconque à une température fixée, en fonction de la fraction molaire de l’un de ses composés [8]. Les paramètres de maille a et c de l’alliage ternaire AlxGa1-xN sont donnés par : ( ) = . + (1 − ).
Où u est appelé paramètre interne de maille et il correspond à la distance interatomique entre l’atome de Ga et N selon l’axe ⃗.

Structure de bandes du GaN

Un des intérêts des nitrures d’éléments III est qu’ils présentent une grande variation de bande interdite par rapport aux semi-conducteurs classiques (silicium, arséniures, phosphures, …). A température ambiante (T=300K), leur énergie de bande interdite directe est de 0,7 eV pour l’InN, 3,4 eV pour le GaN et 6,1 eV pour l’AlN, ce qui permet de couvrir un large spectre de longueur d’onde allant de l’infrarouge (1,55 µm) à l’ultraviolet profond (200nm). Les énergies de bande interdite des alliages ternaires peuvent être également évaluées par une loi de Vegard additionnée d’un terme non linéaire supplémentaire. Par exemple, la bande d’énergie interdite d’AlxGa1-xN s’écrit : ( 1− ) = . ( ) + (1 − ) ( ) − . (1 − ) Équation 2
Le terme b de non linéarité, appelé aussi « bowing », représente une correction de la loi de Vegard. Il vaut 0,1 eV. Ce paramètre est identifié expérimentalement à partir d’une mesure obtenue avec la technique XRD (X-Ray Diffraction) [10]. En effet, le protocole expérimental est le suivant, il faut d’abord synthétiser un alliage de 1− pour une fraction molaire d’Aluminium x donnée, qui sera à déterminer. On mesure ensuite l’énergie de bande interdite de cet alliage avec une technique d’absorption de photons. Enfin, on utilise la XRD pour aboutir au paramètre de maille c(x) de l’alliage étudié. En utilisant l’équation 1, on déduit directement x. Par ailleurs, ( ) et ( ) sont parfaitement connus, il suffit donc, d’utiliser l’équation 2 pour extraire la valeur du terme du bowing b.
Le semi-conducteur GaN possède un gap direct, c’est-à-dire que le maximum de la bande de valence et le minimum de la bande de conduction se situent au centre de la zone de Brillouin Γ comme le montre la figure 3. La structure cristalline wurtzite du GaN qui est géométriquement anisotrope et le couplage spin-orbite impliquent la dégénérescence de la bande de valence en trois sous bandes [11].
Figure 3 : schématisation des bandes du GaN au voisinage du vecteur d’onde k = 0 [12].

Notion de déformation et de contrainte dans GaN

L’hétéroépitaxie d’AlGaN sur GaN ou GaN sur AlGaN va induire inévitablement une contrainte mécanique. Il est crucial d’étudier ces mécanismes pour comprendre l’influence de la polarisation piézoélectrique induite par la contrainte mécanique sur les performances des dispositifs électroniques.
La contrainte mécanique peut être induite par le désaccord des paramètres de maille lors de l’épitaxie ou par la différence des coefficients de dilatation thermique après refroidissement post croissance [13].
Sous l’effet des contraintes σ, le matériau épitaxié va subir une déformation ε. Cette dernière est, soit ductile, soit fragile. En résistance des matériaux [14], la ductilité désigne la capacité d’un matériau à se déformer plastiquement sans se briser lorsqu’on atteint une contrainte critique produisant la rupture. Un matériau rompt, lorsque la déformation plastique qu’il subit induit une fissure qui se propage et l’amène à se séparer en deux ou plusieurs morceaux. Si le matériau résiste à une telle propagation de défauts, il est ductile, sinon on dit qu’il est fragile.

Le tenseur de contrainte

Les nitrures d’éléments III obéissent aux lois de l’élasticité linéaire. Les champs de déformation (εkl) de la couche hétéroépitaxiée (épitaxie d’un matériau sur un substrat de nature différente) sont reliés aux champs de contraintes (σij) par le tenseur des constantes élastiques (C ijkl) (loi de Hooke) : = ∑ . Équation 3,
Usuellement, la notation de Voigt est utilisée pour simplifier l’écriture des tenseurs.
Ces notations vont être utilisées dans la suite de ce document pour l’indexation des tenseurs.
Par convention, on écrit : xx→1, yy→2, zz→3, zy et yz→4, zx et xz→ 5, xy et yx→ 6.
Dans un repère orthonormé (x,y,z), le tenseur ̿est symétrique et possède une symétrie propre à la structure hexagonale. Il est caractérisé par cinq constantes élastiques indépendantes sur six. Les différentes symétries de GaN conduisent à la réduction du tenseur. Les coefficients non nuls de ce dernier ainsi que la matrice 6×6 obtenue grâce à l’utilisation des notations de Voigt sont exprimés dans l’équation suivante : C11 = C22, C23 = C13, C55 = C44 et 2C66 = C11 − C12

Contrainte biaxiale

Dans notre étude, la contrainte biaxiale est la contrainte mécanique la plus importante. La croissance de l’alliage AlGaN sur le substrat GaN est « pseudo-morphique », elle est essentiellement dans le plan biaxial de l’épitaxie. En effet, dans une croissance «pseudo-morphique» sur un substrat standard, le substrat est trop épais pour pouvoir se déformer de façon significative, la maille de l’alliage AlGaN se conforme donc, dans le plan de la surface, à la maille du substrat GaN et se déforme élastiquement en conséquence dans la direction perpendiculaire [0001]. Si aucune force n’est appliquée à la structure, la surface de la couche épitaxiée dans la direction z [0001] est supposée libre de toute contrainte et l’équilibre statique implique la nullité des composantes = = = 0. Ces remarques permettent de simplifier énormément le tenseur des contraintes qui se restreindra à : la couche déposée alors que 0et 0 sont les paramètres de maille de la couche relaxée (ou substrat). Grâce à ces définitions et en combinant les deux équations du système (Équation 6), on obtient finalement le module d’élasticité biaxial M qui est lié à la déformation dans le plan de croissance :
Remarque
Les valeurs des coefficients d’élasticité des semi-conducteurs nitrures (GaN, AlN, InN) sont sujettes à débat dans la littérature scientifique. Plusieurs expériences et calculs sont menés. Les résultats sont toujours différents et l’erreur sur les coefficients élastiques extraits d’une expérience à l’autre peut atteindre 33 GPa (à peu près 10% d’erreur). Les expériences utilisées sont listées dans [15] et ont été obtenues par différentes méthodes (diffusion de Brillouin, diffraction des rayons X et « surface acoustic wave »). Les calculs quant à eux sont basés sur la méthode ab initio de la théorie de la fonctionnelle de densité DFT (Density Functional Theory), méthode numérique également employée pour aboutir aux polarisations spontanée et piézoélectrique. Dans certaines références notamment [16], les auteurs prennent la moyenne arithmétique de différentes valeurs de ces coefficients trouvés dans la littérature pour réaliser leurs simulations. Le tableau 2 regroupe les constantes d’élasticités (en GPa) d’AlN et GaN :
expérimentales des coefficients d’élasticité figurant dans ce tableau ne sont pas les seules à être rapportées dans la littérature. Il y a autant de valeurs expérimentales que de groupes de recherche. Elles diffèrent d’une technique de mesure à une autre. Les valeurs obtenues théoriquement quant à elles, sont « quasi identiques » d’un calcul numérique à un autre. Par ailleurs, un très bon accord est obtenu entre l’expérience proposée par A. Polian et al. [20] et la théorie.
Dans ce qui suit, nous allons prendre en compte les valeurs théoriques [15] qui sont classiquement utilisées dans la littérature [1]. Ce choix peut être justifié d’une part, par la dispersion des résultats expérimentaux, et d’autre part, par le fait que les polarisations spontanées et piézoélectriques sont obtenues théoriquement par la méthode ab initio DFT, qui est également utilisée pour calculer les coefficients d’élasticité.

Polarisation

Contrairement au Silicium, les semi-conducteurs III-N de par leur structure cristallographique wurtzite à forte ionicité, présentent des phénomènes de polarisation spontanée et piézoélectrique. Ces propriétés physiques ont été exploitées pour la fabrication des HEMT de puissance à base de GaN. En effet, le confinement des électrons dans le canal est lié à ces deux effets distincts.

Table des matières

INTRODUCTION GENERALE
BIBLIOGRAPHIE
CHAPITRE 1 : ETUDE THEORIQUE ET BIBLIOGRAPHIQUE
1 INTRODUCTION
2 LE MATERIAU GAN
2.1 Propriétés cristallographiques du GaN
2.1.1 Structure cristalline de GaN
2.1.2 La polarité de GaN
2.1.3 Les paramètres de mailles de GaN
2.1.4 Structure de bandes du GaN
2.2 Notion de déformation et de contrainte dans GaN
2.2.1 Le tenseur de contrainte
2.2.2 Contrainte biaxiale
3 POLARISATION
3.1 Définitions
3.2 La polarisation spontanée
3.2.1 La polarisation spontanée des éléments III-N binaires
3.2.2 La polarisation spontanée des éléments III-N ternaires et quaternaires
3.2.3 La non-linéarité de la polarisation spontanée des éléments III-N ternaires et quaternaires
3.3 La polarisation piézoélectrique et son impact sur l’hétérojonction AlGaN/GaN
3.3.1 Détermination de la polarisation piézoélectrique des éléments binaires III-N
3.3.2 Non linéarité de la polarisation piézoélectrique
3.4 Les méthodes numériques utilisées pour calculer les polarisations spontanées et
piézoélectriques
4 LE TRANSISTOR HEMT ALGAN/GAN
4.1 Historique des dispositifs à base de GaN
4.2 Description des couches d’un MOS-HEMT typique à base d’hétérojonction AlGaN/GaN
4.2.1 La couche de passivation Si3N4 et sa gravure
4.2.2 La grille du MOS-HEMT
4.2.3 Les couches actives
4.2.4 La couche GaN active
4.2.5 La couche de nucléation AlN
4.2.6 Substrats des HEMT à base de GaN
5 CONCENTRATION DES PORTEURS DU 2DEG ET SON LIEN AVEC LES ETATS DE SURFACE
5.1 Détermination théorique de N2DEG
5.1.1 Le modèle d’Ambacher [1]
5.1.2 La résolution auto-cohérente des équations Poisson-Schrödinger (1D)
5.2 Détermination expérimentale de N2DEG
5.2.1 Détermination expérimentale de N2DEG par mesure capacitive
5.2.2 Détermination expérimentale de N2DEG par effet Hall
5.3 Discussion autour de l’origine des électrons formant le 2DEG
5.3.1 Modèle d’Ibbetson
5.3.2 Comparaison entre le modèle d’Ibbetson et celui des états donneurs distribués de surface
5.3.3 D’autres modèles avec états de surface distribués
6 CONCLUSION
7 BIBLIOGRAPHIE
CHAPITRE 2 : CARACTERISATION DU DOPAGE RESIDUEL DE LA COUCHE GAN
1 INTRODUCTION
2 GENERALITE SUR LE DOPAGE DE LA COUCHE GAN
2.1 Définitions et explications associées au dopage
2.2 Dopage intentionnel du GaN
2.2.1 Dopage de type N
2.2.2 Dopage de type P
2.3 Dopage non intentionnel du GaN
3 MESURES CAPACITE-TENSION SUR UNE STRUCTURE MOS-HEMT
3.1 Capacité grille-canal (CGC)
3.2 Capacité grille-substrat (CGB)
3.3 Capacité totale CTOT
4 METHODOLOGIE D’EXTRACTION DU DOPAGE RESIDUEL ACTIF ELECTRIQUEMENT DU GAN
4.1 Extraction de la largeur de la zone d’espace (EZCE)
4.2 Fonction de Maserjian
4.3 Simulation PS de la couche GaN
4.4 Comparaison entre NDOPCGC(EZCECGC) et NDOPCTOT(EZCECTOT)
4.5 Courbe EZCE(Vg)
5 EXTRACTION DU DOPAGE RESIDUEL DE LA COUCHE TAMPON D’AUTRES TYPES D’ECHANTILLONS
5.1 Mesures capacité-tension avec sonde à goutte de mercure
5.1.1 Description de l’expérience et précautions à prendre
5.1.2 Extraction du dopage résiduel d’un échantillon sans métallisation
5.2 Comparaison des niveaux de dopage résiduel entre échantillons issus de la 1ère et la 2ème
génération d’épitaxie LETI de GaN
6 CONCLUSION
7 BIBLIOGRAPHIE
CHAPITRE 3 : CARACTERISATION ELECTRIQUE DU 2DEG PAR SPLIT-CV
1 INTRODUCTION
2 QUELQUES DIFFICULTES RENCONTREES EN CARACTERISATION ELECTRIQUE DU 2DEG
2.1 Présentation des dispositifs caractérisés électriquement
2.1.1 Extraction de la mobilité effective avec la technique split-CV
2.1.2 Description de la structure de test
2.1.3 Dispositifs étudiés
2.2 Caractéristiques Id(Vg) et Rsh(Vg) d’un empilement MOS-HEMT
2.3 Caractéristiques CGC(Vg) d’un empilement MOS-HEMT
2.3.1 Exemple de caractéristiques CGC(Vg) sur technologies Normally-On et Normally-Off
2.3.2 Dépendance des caractéristiques CGC(Vg) avec la fréquence
2.3.3 Dépendance des caractéristiques CGC(Vg) avec la température
3 CARACTERISATION ELECTRIQUE DE LA MOBILITE EFFECTIVE DU 2DEG PAR SPLIT-CV
3.1 Protocole de la mesure
3.2 Mobilité effective du 2DEG extraite par split-CV
3.2.1 Influence de l’épaisseur de la barrière AlGaN
3.2.2 Influence de gravure de la couche de passivation Si3N4
3.2.3 Influence du choix de l’architecture (Normally-On / Off)
3.2.4 Mobilité effective du 2DEG sur un dispositif sans procédé de grille
4 CONCLUSION
5 BIBLIOGRAPHIE
CHAPITRE 4 : CARACTERISATION ELECTRIQUE DU 2DEG PAR EFFET HALL
1 INTRODUCTION
2 DESCRIPTION ET VALIDATION DU MONTAGE EXPERIMENTAL
2.1 Description du montage expérimental
2.2 Détermination de l’induction magnétique B perçue par l’échantillon
2.2.1 Détermination de B en utilisant un Gaussmètre
2.2.2 Détermination de B par mesure capacitive de Ns,CGC
2.2.3 Validation de la valeur de B par simulation aux éléments finis
2.3 Evaluation de la précision du nouveau montage expérimental
3 RESULTATS EXPERIMENTAUX
3.1 Protocole de mesure
3.2 Mesure de la concentration du 2DEG par effet Hall
3.3 Mesure de la mobilité du 2DEG par effet Hall
3.4 Mesure de la mobilité du 2DEG par effet Hall sur substrat nu
4 MODELISATION COUPLEE DES MESURES CAPACITIVES ET A EFFET HALL POUR LES MOS-HEMT NORMALLY-ON
4.1 Hypothèse principale
4.2 Extraction des paramètres électriques des deux canaux
4.2.1 Extraction des concentrations de porteurs des deux canaux
4.2.2 Extraction des mobilités électroniques des deux canaux
5 CONCLUSION
6 BIBLIOGRAPHIE
CHAPITRE 5 : MODELISATION DES PROPRIETES DE TRANSPORT DU 2DEG ET DE LA TENSION DE SEUIL DES MOS-HEMT A BASE DE GAN
1 INTRODUCTION
2 MODELISATION ANALYTIQUE DE LA MOBILITE DU 2DEG BASEE SUR LE FORMALISME DE KUBOGREENWOOD
2.1 Présentation du formalisme de Kubo-Greenwood
2.2 Formalisme de Kubo-Greenwood en équations
2.3 Application du formalisme de Kubo-Greenwood sur nos MOS-HEMT
2.3.1 Présentation des dispositifs étudiés
2.3.2 Caractéristiques μeff(N2DEG) et μeff(T)
2.3.3 Analyse des raisons de la dégradation de la mobilité du 2DEG liées à nos dispositifs MOS-HEMT
3 MODELISATION DE L’EMPILEMENT DE GRILLE BASEE SUR DES MESURES C-V
3.1 Description de la demarche
3.2 Modélisation du C-V d’un MOS-HEMT Normally-off
3.3 Extraction des travaux de sortie effectif associés aux dispositifs Normally-On
4 ANALYSE QUANTITATIVE DES CHARGES DE L’EMPILEMENT DE GRILLE
4.1 Charges interfaciales de polarisation et de défauts dans l’empilement MOS-HEMT
4.2 Modélisation de la chute de tension dans l’oxyde
4.3 Etude de la déformation dans la couche GaN
5 CONCLUSION
6 BIBLIOGRAPHIE
CONCLUSION GENERALE
LISTE DES PUBLICATIONS

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