Caractérisation électrique et modélisation petit signal des HEMTs InAlN/GaN

Télécharger le fichier pdf d’un mémoire de fin d’études

Applications du GaN

L’arrivée du GaN en optoélectronique a permis, grâce à l’alliage InGaAlN, d’obtenir des LEDs bleues de longueur d’onde autour de 405 nm, et donc un élargissement du spectre allant de l’ultra-violet (UV) au bleu/vert. La bonne efficacité de recombinaison radiative obtenue avec le GaN par rapport au SiC, a aussi permis de réaliser des LEDs qui sont utilisées dans des applications comme l’éclairage des véhicules et les écrans de télévision à base de LED. Grace à la florescence des lasers UV-bleus, la médecine s’est aussi intéressée aux avantages du GaN, notamment dans le traitement des tumeurs et dans la dermatologie. On retrouve également ces lasers dans les disques de nouvelle génération appelés disques blue ray réalisés par Sony en 2003.
L’électronique de puissance s’est aussi montrée intéressée aux dispositifs à base de GaN pour les systèmes embarqués. La nécessité de réaliser des véhicules électriques pour limiter la production de CO2 a conduit au secteur de l’automobile à s’intéresser à ces dispositifs afin de drainer de forts courants pour la production de l’énergie électrique. L’aéronautique ne se laissant pas indifférente face aux avantages du GaN, elle tire quant à elle un grand profit dans les convertisseurs de puissance. Les dispositifs à forte bande interdite ayant une bonne immunité face aux agressions radiatives et fonctionnant à des températures élevées, permettent de limiter les boitiers de protection réduisant ainsi la masse des systèmes.
Le GaN peut supporter des températures allant jusqu’à 700°C. Ainsi, l’électronique à haute température peut aussi utiliser ces dispositifs afin de limiter la quantité de câbles entre le capteur et le système électronique dans le cas des moteurs à réaction situés dans des zones froides.
Les applications radiofréquences sont celles qui montrent le plus d’intérêt aux dispositifs à base de GaN. Les transistors bipolaires à jonction ou à hétérojonction à base de GaN conçus tardivement par rapport aux HEMTs à base de GaN, conduisent à des performances moins bonnes comparées à celles obtenues avec les HEMTs à cause de la difficulté à réaliser un dopage de type accepteur du GaN et aussi à cause de la faible mobilité des porteurs mis en jeu. Les HEMTs à base de GaN sont les plus utilisés en offrant des avantages qui permettent d’augmenter les débits de transmission dans les systèmes de télécommunications spatiales aussi bien civile que militaire, dans la téléphonie mobile, dans les systèmes de détection (radar militaire/civil) …
La figure I.1 présente les gammes de fréquences accessibles par les différentes technologies en fonction de la puissance. On peut remarquer que le GaN permet de couvrir un large domaine d’applications contrairement aux dispositifs à base de Si et de GaAs.

Le nitrure de gallium et ses dérivés ternaires

Le GaN possède trois structures cristallines différentes : la structure hexagonale ou Wurtzite, la structure cubique ou Zinc Blinde et la structure sel gemme (rock salt en anglais) qui est une structure haute pression. La structure Wurtzite est la plus utilisée car elle est la plus stable thermodynamiquement. La figure I.2 présente les 3 structures cristallines du GaN.
A température ambiante, les paramètres de maille de la structure Wurtzite sont : a = 0.318 nm et c=0.518 nm [12]. Les paramètres de maille sont à prendre en compte lors de la réalisation d’hétérostructure afin de connaitre si cette dernière est contrainte ou non.
Suivant la direction [0001] de la structure Wurtzite (cf. figure I.3), l’ordre d’empilement des atomes conduit à une asymétrie de la structure par rapport au plan perpendiculaire au plan [0001]. On trouve ainsi, deux structures Wurtzite : la structure appelée face-N de direction [000-1] et la structure face-Ga de direction opposée [0001]. Dans le HEMT, les différentes charges de polarisation piézoélectrique et spontanée vont être influencées par ces deux types de structure Wurtzite, il est donc nécessaire d’en tenir compte. La figure I.3 présente les deux types de structure Wurtzite du GaN.

Polarisation spontanée

La différence d’électronégativité entre l’atome de Ga (χGa = 1.6 eV) et l’atome de N (χN = 3 eV) entraîne une dissymétrie de répartition des charges dans la structure donc une forte polarité électronique. Il apparait donc une charge négative –Q autour de l’atome d’azote qui est plus électronégatif et une charge positive +Q autour de l’atome de gallium. Ainsi, les barycentres des charges positives et négatives dans la structure Wurtzite du GaN, dans l’AlGaN et l’InAlN, ne coïncident pas ce qui entraîne l’existence de la polarisation spontanée (Psp) qui est orientée suivant l’axe [0001]. Par convention, cet axe donne le sens positif de la polarisation spontanée. En effet, ce sens est celui partant de l’atome de gallium vers l’atome d’azote le plus proche (cf. figure I.4). La polarisation spontanée est donc indépendante des contraintes mécaniques du matériau car elle est due à l’existence de dipôles dans les liaisons entre le gallium, l’aluminium, l’indium et l’azote. Dans le cas des structures Wurtzite face-N de GaN relaxé, la polarisation spontanée conduit à une charge globale positive en surface +Q et négative -Q à l’opposé. Dans une structure Wurtzite face-Ga, la polarisation spontanée est opposée, les charges en surface sont donc négatives et positives à l’opposé [13].
La polarisation spontanée totale est donc la résultante des sommes des vecteurs de polarisation (i=1, 2, 3 et 4). Les polarisations spontanées du GaN, AlN et l’InN sont trouvées égales respectivement à -0.034 C.m-2, -0.09 C.m-2 et -0.042 C.m-2 [13]. Les valeurs négatives de ces polarisations montrent que les vecteurs sont opposés à la direction [0001]. En se basant sur les équations proposées par Ambacher et al [13], on peut calculer les polarisations spontanées des composés ternaires InAlN et AlGaN à partir des équations 4 et 5 pour un taux x en aluminium.
0.090 ∗ 0.042 1 0.070 ∗ ∗ 1 / ² (I.4).
0.090 ∗ 0.034 1 0.021 ∗ ∗ 1 / ² (I.5).
On obtient une polarisation spontanée de -0.0418 C/m² et de -0.0720 C/m² respectivement pour l’Al0.2Ga0.8N et l’In0.17Al0.83N respectivement. Il est possible de retrouver à partir de ces équations, les valeurs de Psp des composés binaires AlN, InN et GaN en prenant x = 1 pour les 2 premiers et x = 0 pour le GaN. Il faut noter que dans les structures cubiques, il n’existe pas de polarisation spontanée à cause des barycentres qui coïncident produisant ainsi une bonne symétrie entre les charges.

Polarisation piézoélectrique

L’existence de contraintes mécaniques dans les matériaux semiconducteurs peut induire une polarisation piézoélectrique Ppz qui vient s’ajouter ou se soustraire à la polarisation spontanée. La polarisation piézoélectrique est orientée suivant l’axe [0001] pour la structure hexagonale qui est celle qui correspond aux transistors étudiés au cours de ces travaux. La polarisation piézoélectrique est due au champ de déformation induit par l’application de contraintes mécaniques qui entraînent une déformation des liaisons covalentes entre l’atome de Ga et les atomes voisins de N.
La polarisation piézoélectrique suivant la direction [0001] peut être calculée à partir des éléments du tenseur piézoélectrique e33 et e31 [14] grâce à l’équation suivante :
Où ei est la déformation suivant l’axe i (x,y,z). La polarisation totale dans un matériau à base de GaN est donc la somme de la polarisation spontanée et de la polarisation piézoélectrique. Il faut noter que pour un matériau GaN relaxé il n y a pas de polarisation piézoélectrique. Ainsi dans les hétérostructures InAlN/GaN et AlGaN/GaN avec une couche épaisse de GaN qui est donc relaxée, les matériaux AlGaN et InAlN de couche mince peuvent subir des contraintes dites compressives ou des contraintes dites extensives. Les équations I.7 à I.9 permettent de calculer respectivement les polarisations piézoélectriques des hétérostructures InAlN/GaN, InAlN/AlN et AlGaN/GaN pour une fraction x d’aluminium [13].
0.0525 ∗ 0.148 ∗ 1 0.0938 ∗ ∗ 1 / ² (I.7).
0.182 ∗ 1 0.092 ∗ ∗ 1 / ² (I.8).
0.0525 ∗ 0.0282 ∗ ∗ 1 / ² (I.9).
Dans les hétérostructures InAlN/GaN et AlGaN/GaN dans lesquelles les matériaux InAlN et AlGaN subissent des contraintes extensives, les polarisations spontanées et piézoélectriques ont la même direction. L’effet inverse est observé dans le cas des contraintes compressives. Dans le cas du matériau InAlN le pourcentage d’aluminium détermine la nature de la contrainte. Pour un pourcentage d’aluminium inférieur à 82 % (x < 0.82), l’InAlN va se trouver en compression sur le GaN et la polarisation Ppz deviendra non nulle et positive. Celle-ci va donc s’opposer à la polarisation spontanée. Pour un pourcentage d’Al supérieur à 82% (x > 0.82), on a une contrainte extensive. Cependant, pour un pourcentage d’aluminium d’environ 82 % (x = 0.82), la contrainte du matériau InAlN sur le GaN est très faible ce qui conduit à une polarisation piézoélectrique quasi nulle pour l’hétérostructure In0.18Al0.82N/GaN
[14] [15]. La présence des polarisations spontanées a pour effet l’apparition des charges dont la densité surfacique peut atteindre 1013 cm-2. Ces charges participent à la conduction dans le HEMT sans dopage intentionnel du GaN. Le principe de fonctionnement du HEMT sera expliqué dans les paragraphes qui suivent. La polarisation piézoélectrique peut avoir des conséquences néfastes notamment l’apparition, à l’hétérointerface InAlN/GaN, de phonons acoustiques ou optiques qui peuvent interagir avec les électrons dans ces HEMTs [16]. Cela peut ainsi créer des disfonctionnements liés aux effets parasites qui limitent les performances de ces transistors comme la réduction de la vitesse de saturation des porteurs dans le canal et donc l’effondrement du courant drain-source. Ainsi, les HEMTs InAlN/GaN dépourvus de polarisation piézoélectrique avec 82% d’Aluminium, peuvent fournir plus de courant que leur homologue AlGaN/GaN [17]. La figure I.5 illustre les polarisations spontanées et piézoélectriques pour une hétérostructure InAlN/GaN en compression et en extension dans le cas des structures Wurtzite de GaN face Ga et face N.

Énergie des bandes interdites et formation du canal bidimensionnel

Comme on peut le voir dans le tableau I-1, les composants secondaires GaN, AlN et InN ont des largeurs de bande interdite de 3.4 eV, 6.2 eV et 0.7 eV respectivement. La largeur de bande d’énergie interdite d’un composé ternaire AxB(1-x)N peut être calculée en fonction des énergies de bande interdite des composants secondaires qui le composent et du taux d’aluminium x en utilisant l’expression quadratique donnée par l’équation I.19 [18]. ∗ , 1 ∗ , ∗ ∗1 (I.19).
Où b est le facteur de bowing qui prend en compte les non linéarités de la bande d’énergie interdite du composant ternaire. Vurgaftman et al [19] [20] ont proposé des valeurs de b de 2.53 eV et 1.0 eV respectivement pour l’AlxIn1-xN et l’AlxGa1-xN. Cependant, bien d’autres auteurs ont montré une augmentation de la valeur de b lorsque la fraction molaire x d’AlN augmente [21] [22] [23].
Les différences des travaux de sortie et des gaps entre le matériau ternaire AxB(1-x)N et le GaN crée une différence de potentiel entre ces deux matériaux et aussi une discontinuité des niveaux de Fermi à l’interface. Lorsqu’ils sont mis en contact, les niveaux de Fermi de ces deux matériaux s’alignent pour former une hétérojonction créant ainsi des discontinuités des bandes de conduction ∆ et de valence ∆ à l’hétérointerface. Ces discontinuités entraînent par conséquent la présence du puits de potentiel côté GaN. On peut calculer à partir de l’équation I.20 [15], la discontinuité de la bande de conduction de la couche barrière à l’hétérointerface en fonction du gap et du taux d’aluminium x. ∆ 0.63 ∗ 0 (I.20).
La figure I.7 présente le diagramme des bandes d’énergie entre l’InAlN et le GaN face-Ga ainsi que la densité des charges dans le 2DEG. On constate bien que l’InAlN à un gap plus élevé que l’AlGaN et peut donc supporter plus de puissance et de température. Aussi, grâce à la discontinuité de la bande de conduction plus importante pour l’InAlN, le puits de potentiel crée à l’hétéro-interface InAlN/GaN est plus élevé ce qui permet de contenir plus de porteurs.

Le transistor à haute mobilité électronique HEMT InAlN/GaN

Le gaz d’électron bidimensionnel 2DEG

Un des avantages de l’hétérostructure InAlN/GaN est qu’il n’est pas obligatoire de doper les matériaux pour obtenir un gaz d’électrons. En effet, la différence des travaux de sortie entre l’InAlN et le GaN, crée un puits de potentiel côté GaN à l’interface de ces matériaux. Les différentes polarisations à l’hétérointerface créent des charges σ2DEG qui vont être piégées dans le puits de potentiel. La densité surfacique ns des charges du gaz 2D peut se calculer à partir de l’équation I.21. Cette équation est basée sur un modèle électrostatique fondé sur la neutralité des charges et présenté par Yu et al dans [26]. ∆ (I.21).
Avec r la permittivité relative et d l’épaisseur de la couche barrière, b la hauteur de barrière Schottky, EF la position du niveau de Fermi à l’hétérointerface et Ec la discontinuité de la bande de conduction à l’hétérointerface.
Outre les éléments présentés dans l’équation I.21, le pourcentage d’aluminium peut aussi permettre d’augmenter ou de diminuer la densité surfacique du gaz 2D [15]. Un dopage de type donneur de la couche barrière peut aussi augmenter la densité de porteurs du 2DEG. Le dopage de type accepteur de la couche de GaN peut être utilisé pour améliorer le confinement des porteurs dans le canal bidimensionnel. Mais ces dopages ont pour conséquence l’augmentation de défauts dans ces couches ce qui peut limiter le fonctionnement de ces dispositifs.
De nos jours des questions subsistent encore sur l’origine exacte du gaz 2D. Ibetson et al [27] ont montré que les états de surface de la couche barrière jouent un rôle important dans la formation du 2DEG. En effet leur modèle stipule que la neutralité de la charge globale dans la structure nécessite une compensation des charges du canal par des donneurs ionisés en surface. La dépendance du 2DEG aux états de surface a été aussi confirmée par beaucoup d’autres travaux réalisés par différents auteurs [28] [29] [30].

Structure d’un HEMT

Le transistor HEMT est un cas particulier des transistors FET (Field Effect Transistor). Il est constitué d’un contact Schottky qui constitue la grille et de deux contacts ohmiques qui constituent le drain et la source situés de part et d’autre du contact de grille. Le courant circule du drain vers la source dans le puits de potentiel crée à l’interface de deux matériaux dont la couche supérieure de fort gap et non intentionnellement dopé est appelée couche barrière, et dont la couche inférieure de faible gap, est appelée couche tampon ou buffer en anglais. La couche barrière est la couche donneuse d’électrons car elle va conditionner le taux des porteurs qui vont être crées à l’hétérointerface. Elle ne doit pas être trop épaisse afin de faciliter le contrôle, par la grille, du courant dans le canal. Il est possible de doper cette couche avec un dopage de type donneur afin d’augmenter la densité des porteurs dans le canal mais, cela a pour conséquence la diminution de la mobilité des porteurs et donc la diminution de la fréquence de coupure du gain en courant du dispositif. En fonction des propriétés électriques souhaitées, il est possible d’ajouter une couche supplémentaire entre la couche barrière et la couche buffer, appelée couche espaceur (Spacer en anglais). Cependant, cette dernière doit être assez fine comparée à la couche barrière afin qu’elle ne dégrade pas la mobilité du 2DEG, son rôle étant de limiter la diffusion des porteurs du 2DEG vers la couche barrière quand une polarisation est appliquée sur la grille. Ardaravicius et al [31] ont montré une dépendance de la mobilité des porteurs du 2DEG avec l’épaisseur de la couche espaceur AlN. Ils ont obtenu un pic de la mobilité pour une épaisseur d’AlN de 1 nm. Pour des raisons de confinement de porteurs dans le canal, il est aussi possible d’effectuer un dopage de type accepteur de la couche de GaN afin d’améliorer sa résistivité et donc de limiter les fuites des porteurs du canal vers le GaN lorsqu’une tension est appliquée sur la grille ou le drain. Cela a pour conséquence directe la diminution de la tension de pincement du canal Vp, qui permet de dépeupler complètement celui-ci. La couche de passivation permet de réduire les défauts de surface.
Toutes ces couches sont déposées successivement par épitaxie sur un substrat ayant de bonnes propriétés thermiques pour l’évacuation de la puissance dissipée. Dans le cadre de cette thèse, les substrats utilisés sont le carbure de silicium SiC et le saphir Al2O3. L’intérêt du contact Schottky, dans le HEMT, est majeur car il permet d’avoir des temps de commutation faible étant donné qu’il ne met en action que des porteurs majoritaires. La commande du transistor se faisant par la grille qui module le courant du canal, il est donc nécessaire de porter un vif intérêt sur le contact Schottky.
L’effet transistor est obtenu en modulant le courant du canal par une tension négative appliquée sur la grille lorsqu’une tension est appliquée sur le drain. La densité de porteurs dans le canal est donc dépendante de la tension grille source VGS. On peut la calculer à partir de l’équation I.22 : , ∆ / . (I.22) .
InAlN est la permittivité de la couche barrière InAlN, EF est le niveau de Fermi et ϕb la hauteur de barrière de la jonction métal/semiconducteur. Ainsi, on peut en déduire l’expression de la tension de pincement ∆ / . (I.23)
Avec C0 la capacité par unité de surface entre la grille et le gaz d’électron bidimensionnel.
En appliquant une tension VDS entre le drain et la source, on obtient un courant IDS qui circule du drain vers la source. En considérant V(x) la tension à la position x dans le canal, le courant I(x) s’exprime alors comme suit : . . . (I.25)
En considérant un courant constant le long du canal et en intégrant suivant la direction x on obtient : . . . (I.26)
La caractéristique IDS(VDS) est divisée en deux zones ou régimes : un régime linéaire et un régime saturé. Le régime linéaire est observé pour des tensions VDS << (VGS-Vp), l’équation précédente peut alors se réduire à : . . . (I.27) _ é.
Le régime saturé ou régime de survitesse est le régime où les porteurs dans le canal atteignent une vitesse maximale notée vsat. Il est observé pour des tensions VDS ≥ VGS – Vp. L’expression du courant drain-source devient : _ é . . . (I.28).
Le gain statique en courant appelé transconductance Gm est la fonction de transfert du dispositif. Elle peut se calculer suivant les régimes par les équations suivantes pour une tension VDS constante :
En régime linéaire : _ é . . . (I.29).
En régime saturé : _ é . . (I.30).
La tension drain-source qui sépare le régime ohmique du régime saturé est appelée tension de
coude Vcoude. Ainsi, plus la pente de la caractéristique IDS(VDS), dans la zone ohmique, est grande plus la tension de coude est faible. Cela a pour conséquence l’augmentation de
l’excursion courant/tension, et donc de la puissance de sortie du dispositif.

Les effets limitatifs dans les HEMTs à base de GaN

Les limitations dues à des défauts

Les principaux effets limitatifs des HEMTs à base de GaN sont liés aux défauts dans les matériaux qui les constituent, ce qui empêche ces dispositifs d’atteindre les performances qui ont été prédites. Au cours du fonctionnement du dispositif, ces défauts appelés aussi pièges peuvent capturer et réémettre les porteurs libres. Ces porteurs peuvent rester capturés pendant un temps donné ce qui va dégrader les performances statiques et les performances dynamiques de ces dispositifs. Ces défauts génèrent des états énergétiques qui sont localisés dans la bande d’énergie interdite. On parle alors d’énergie d’activation Ea du piège qui est le niveau du piège dans la bande interdite par rapport à la bande de conduction Ec ou de valence Ev selon les conventions. Ces états énergétiques sont aussi caractérisés par des constantes de temps (τ) de capture ou d’émissions lentes ou rapides. La capture des électrons du canal pendant un temps va diminuer le courant en sortie du transistor, on parlera dans ce cas de l’effet collapse ou effondrement du courant. En fonction du temps, ce courant aura une variation exponentielle due à des constantes de temps de capture. A l’inverse, si des électrons sont émis vers le canal, le courant augmente et atteint son niveau permanent avec des transitoires caractérisés par des constantes de temps d’émission. Les deux gammes de constantes de temps peuvent être classées dans les intervalles de temps suivants : de quelques microsecondes à plusieurs secondes pour les pièges lents et de quelques nanosecondes à plusieurs centaines de nanosecondes pour les pièges rapides. Il faut noter que les phénomènes de capture sont plus rapides que les phénomènes d’émission qui nécessitent plus d’énergie pour que la particule soit arrachée de son état. Les constantes de temps (τ) sont souvent extraites à partir de la loi d’Arrhenius qui établit leur relation avec l’énergie d’activation Ea du piège à la température T. . / (I.31)
Où C est une constante, σ est la section de capture du piège en cm², Ea est l’énergie d’activation du piège et est exprimée en électronvolt (eV). Ces constantes de temps peuvent également être distribuées lorsqu’il s’agit d’une distribution de pièges en surface ou en interface. Il est dans ce cas possible d’extraire l’intervalle de temps de capture/émission des pièges ainsi que celui de leurs énergies d’activation [32] [33].
Il existe deux types de pièges : des pièges dits accepteurs et des pièges dits donneurs. Un piège de type accepteur peut être soit négatif soit neutre et un piège de type donneur peut être soit positif soit neutre. Un piège de type accepteur est négatif quand il est rempli par un électron et est neutre quand il est vide. Un accepteur rempli peut émettre un électron ou capturer un trou, un accepteur vide peut capturer un électron ou émettre un trou. A l’inverse, un piège de type donneur est positif lorsqu’il est vide et est neutre quand il est rempli. Ainsi, un donneur vide peut capturer un électron ou émettre un trou et un donneur rempli peut émettre un électron ou capturer un trou.
Différents travaux sont réalisés pour identifier et localiser ces défauts dans ces composants. L’origine de ces défauts est variée, on trouve des défauts dus à des dislocations et à des impuretés dans la couche barrière et la couche buffer, à des impuretés aux interfaces de différents matériaux et à des impuretés de surface au-dessus de la couche barrière.

Les pièges de surface

La neutralité de la structure conduit au fait que les pièges de surface sont de nature positive dans le cas d’un canal contenant un gaz d’électron 2D. Bien que ces pièges participent à la formation de ce gaz, ils présentent un inconvénient qui est de limiter les performances du composant. En effet, les défauts de surface vont capturer les charges négatives injectées sur la grille lorsqu’une polarisation négative y est appliquée. Ces charges peuvent être capturées à l’interface métal/barrière ou dans les espaces grille-drain et grille-source par effet tunnel ou par saut de porteur (hopping en anglais). La capture des charges entre la grille et le drain peut conduire à l’apparition d’une grille virtuelle lorsqu’une tension est appliquée sur le drain. Celle-ci a pour conséquence, la dispersion sur les mesures I-V entre les modes DC et RF. Plusieurs chercheurs [34]-[37] ont montré que ce mécanisme est à l’origine de l’effondrement du courant drain-source appelé current collapse en anglais. Le mécanisme de la grille virtuelle a été présenté par Vetury et al [38] et a été supporté par beaucoup d’autres travaux. L’application d’une tension brusque sur le drain ou sur la grille peut activer les pièges de surface, on parlera ainsi de l’effet drain lag lorsque l’activation des pièges se fait suite à l’application d’une tension brusque sur le drain et de l’effet gate lag lorsque l’activation des pièges se fait suite à l’application d’une tension brusque sur la grille. Ces effets de lag ont fait l’objet de plusieurs études [39]-[41]. Mazzanti et al [42] ont montré, dans le cas des HFETs AlGaAs/GaAs, que ces défauts de surface peuvent être à l’origine de l’effet de coude appelé aussi effet Kink en anglais. L’effet Kink est caractérisé par une augmentation brusque du courant drain-source quand la tension drain-source augmente et atteint une valeur nommée Vds_Kink.
L’origine des pièges de surface peut être l’oxydation de l’aluminium contenu dans la couche barrière ou de la contamination lors de la fabrication du composant. Il est possible de limiter la concentration de ces pièges en utilisant une couche de passivation de bonne qualité [43] [44] [45]. L’utilisation d’une plaque de champ peut aussi permettre de réduire le taux de pièges en surface [46]-[48]. Elle permet également de réduire le pic de champ entre la grille et le drain, augmentant ainsi la tension de claquage du composant. L’inconvénient de la plaque de champ est qu’elle ajoute une capacité entre la grille et le drain [49] ce qui va limiter les performances fréquentielles de ces dispositifs.
Il existe plusieurs techniques pour mettre en évidence l’existence des pièges en surface. Des méthodes comme la spectroscopie atomique et le transitoire de capture des électrons par des pièges ont permis à Koley et al [50] de montrer l’existence de ces pièges. On peut aussi citer les méthodes de gate lag, de DLTS (Deep Level Transion Spectroscopy) qui sont les plus utilisées. Dans le cadre de ces travaux, nous avons mesuré les impédances des dispositifs en mode diode en fonction de la fréquence et sous plusieurs conditions de polarisation de la grille sur un banc C-V.

Les pièges en volume : dans le GaN et dans la barrière

Les pièges dans la couche de GaN contribuent à l’effet drain Lag. En effet, sous l’effet d’un fort champ électrique entre le drain et la grille ou lorsqu’il y a une variation brusque de la tension drain-source, les électrons libres du canal peuvent diffuser dans la couche buffer si celle-ci n’est pas assez résistive. Ces électrons vont y être capturés pendant un temps, réduisant ainsi le courant du canal. En effectuant des mesures de drain lag sur des composants HEMTs ayant des couches de GaN de résistivités variables, Binari et al [51] ont observé une réduction du taux de drain lag sur des matériaux de GaN peu résistifs. En effet, l’augmentation de la résistivité de la couche de GaN peut se faire en effectuant un dopage de type accepteur sur ce matériau. Le dopage avec le Carbone est le plus utilisé puisqu’il est facile de contrôler le profil de dopage. Cependant, la présence d’éléments de type accepteur dans le GaN peut conduire à une augmentation de pièges dans ce dernier et donc augmenter le taux de drain Lag. Il est possible d’ajouter près du canal, dans le GaN, une couche de faible bande interdite afin de créer une barrière arrière des électrons du canal [52].
Les défauts en volume peuvent aussi se situer dans la couche barrière. Le passage des électrons du canal vers la grille peut se faire grâce à différents mécanismes assistés par défauts comme l’effet Poole-Frenkel et l’effet de hopping. Les pièges dans la couche barrière peuvent provenir des dislocations dues à des contraintes (effet piézoélectrique) [53] [54]. Ils peuvent aussi provenir des impuretés ioniques provenant d’une contamination lors de la fabrication du composant.
Une étude électrique de ces dispositifs permet de mettre en évidence ces défauts par une étude du courant de grille dans différentes conditions de polarisation par exemple ou par des mesures de C-V. Les phénomènes de capture et d’émission peuvent être aussi étudiés par des mesures de densité spectrale de bruit aux basses fréquences dont la variation avec la fréquence se traduit par la signature de phénomènes de génération-recombinaison des porteurs. L’impact de ces défauts ne se limite pas qu’aux basses fréquences mais aussi aux fréquences pouvant atteindre quelques GHz comme nous le montrerons au chapitre 2 avec l’étude de la dispersion fréquentielle de la transconductance et de la conductance de sortie et au chapitre 3 sur le facteur de bruit minimum.

Les effets thermiques

L’état thermique résulte principalement de l’auto échauffement du composant et de la température ambiante. La chaleur générée va être dissipée par effet Joule et va donc être évacuée par conduction thermique qui est un phénomène lié à l’activité des atomes du matériau. Le transfert de la chaleur se faisant des atomes les plus énergétiques vers les atomes les moins énergétiques. Dans le composant HEMT, la chaleur va donc diffuser vers le substrat pour la dissipation d’où l’intérêt d’utiliser un substrat de bonne conductivité thermique comme le SiC ou le diamant. L’augmentation de la température de composant a des conséquences directes sur la largeur de bande interdite et la mobilité des porteurs. Lorsque la température augmente, les largeurs de maille des matériaux augmentent, la largeur de la bande d’énergie interdite diminue et cela conduit à une diminution de la tension de claquage du composant. Lorsque la température augmente, la vitesse des porteurs diminue ce qui entraîne une diminution de la transconductance et du courant drain-source. Pour la conception d’un amplificateur faible bruit LNA (Low Noise Amplifier), la température est l’un des paramètres à prendre en compte car le facteur de bruit augmente quand la température augmente.

État de l’art des HEMTs InAlN/GaN

Les HEMTs à base de GaN ont été développés afin de répondre aux besoins croissants des télécommunications et des radars qui nécessitent des systèmes de forte puissance et faible bruit fiables, immunisés face aux radiations et pouvant supporter des températures élevées. Ces besoins concernent les domaines des communications militaires terrestres et spatiales comme les systèmes furtifs, les satellites et les systèmes de détection. Ces HEMTs sont utilisés dans les circuits micro-ondes comme les oscillateurs, les commutateurs, les amplificateurs de puissance et aussi des amplificateurs faible bruit. De nos jours, les applications des HEMTs à base de GaN se sont élargies jusqu’aux communications civiles. On peut citer les communications sans fil, les radars et les satellites de communication. Parmi les HEMTs à base de GaN, les AlGaN/GaN sont les plus matures et déjà commercialisés. Récemment la société AMCOM à réalisé des amplificateurs large bande à base de GaN en technologie MMIC fonctionnant du DC à 12 GHz avec un gain de 14 dB et une puissance de saturation en sortie de 36 dBm [55]. Cependant, plusieurs chercheurs se penchent aujourd’hui sur la technologie InAlN/GaN qui présente de meilleurs potentiels que l’AlGaN/GaN notamment pour la montée en fréquence. Cette technologie n’a pas encore atteint sa phase de maturité, ainsi la majorité des travaux portent encore sur la compréhension des mécanismes et les propriétés physiques de l’hétérostructure InAlN/GaN car plusieurs problèmes sont encore à résoudre. Par exemple, le fait d’adapter en paramètre de maille l’InAlN avec le GaN élimine la polarisation piézoélectrique qui contribue aussi à la création des charges dans le canal ce qui peut conduire à la réduction de la densité des porteurs du gaz 2D.
Même si la technologie InAlN/GaN est actuellement en phase de développement, des résultats intéressants ont déjà été obtenus. Au niveau composant, Sun et al [56] sont les premiers à avoir obtenu les performances en bruit hyperfréquence sur des HEMTs InAlN/GaN 0.1-µm de longueur de grille fabriqués à l’école polytechnique de Lausanne. Ils ont obtenu à 10 GHz, un facteur de bruit minimum (Fmin) et un gain associé (Ga) de 0.62 dB et 15.4 dB respectivement. A l’état actuel, le record en bruit hyperfréquence de la technologie InAlN/GaN a été obtenu par Saunier et al [57] avec un facteur de bruit de 0.25 dB à 10 GHz. Le record en fréquence de transition de 370 GHz a été obtenu par Yue et al [58] en 2012 avec des transistors de 30 nm de longueur de grille réalisés à l’université de Notre Dame.
En termes de puissance, le laboratoire III-V Lab est le premier à avoir réalisé des HEMTs InAlN/GaN avec une puissance de sortie de 10.8 W/mm et un rendement en puissance ajoutée (PAE : power added efficiency) de 60% à 3.5 GHz pour une tension drain-source de 30V sur des transistors de 0.25 µm de longueur de grille [59]. En 2014, ils ont réalisé sur des composants de 0.15 µm, 2.5 W/mm de puissance de sortie avec un pic de PAE de 25 % à 30 GHz [60]. Le même laboratoire est aussi le premier à avoir réalisé en 2010, à partir des HEMT InAlN/GaN 0.25 µm de longueur de grille, des amplificateurs de puissance avec une puissance de sortie en mode CW de 1.65 W et un PAE de 15.5 % à 26.5 GHz [61].

Conclusion 

Les HEMTs GaN présentent des potentiels pouvant répondre aux besoins de la microélectronique grâce à leurs propriétés physico-chimiques. Les limites des HEMTs AlGaN/GaN en termes de performances en puissance et en bruit aux hautes fréquences ont conduit à l’apparition de la technologie InAlN/GaN qui présente de meilleurs potentiels que son homologue AlGaN/GaN.
La filière InAlN/GaN est prometteuse au vu de l’état de l’art actuel grâce aux avantages qu’elle présente, notamment la forte densité et la bonne mobilité des porteurs du gaz 2D qui conduisent à un fonctionnement aux fréquences élevées. La bonne tenue en température qui est la conséquence de la grande bande interdite de l’alliage InAlN est aussi un atout majeur pour l’immunité face aux agressions radiatives.
Dans le but de démontrer les potentialités de la technologie InAlN/GaN, il est donc nécessaire d’étudier ces dispositifs. Dans le cadre de cette thèse, nous avons étudié différentes topologies de dispositifs fabriqués par III-V Lab afin de concevoir des amplificateurs faible bruit en bande Ka.

Composant étudiés : caractéristiques I(V)

Dans cette partie nous allons présenter l’impact du dopage en Carbone et de la passivation sur le courant drain-source IDS et sur la transconductance extrinsèque Gm des HEMTs InAlN/AlN/GaN. Les composants faiblement et fortement dopés en Carbone sont issus des plaques notées respectivement TS500 et TS502, relativement à un même processus de fabrication. Les composants présentant des passivations différentes, et également issus d’un même processus de fabrication, sont identifiés par les plaques TS522 et TS626.

Impact du dopage en Carbone

Les composants étudiés ici présentent des espacements grille-drain (G-D) et grille-source (G-S) variables. Les composants KTx (x : identification du composant du masque KT) ont des longueurs de grille Lg de 0.15 et 0.25 µm et une largeur de grille Wg de 2×53µm. Les composants dénommés 2x50Lgy (y : valeur de la longueur de grille en µm) ont une largeur de grille de 2×50 µm. Les autres éléments géométriques de ces deux plaques sont présentés dans le tableau II-2.

Table des matières

CHAPITRE I : HEMTs à base de Nitrure de Gallium
I. Introductions
II. Les matériaux III-N
III. Applications du GaN
IV. Le nitrure de gallium et ses dérivées ternaires
1. Polarisation spontanée
2. Polarisation piézoélectrique
3. Répartition des charges dans les HEMTs InAlN/GaN
4. Énergie des bandes interdites et formation du canal bidimensionnel
5. Conclusion
V. Le transistor à haute mobilité électronique (HEMT) InAlN/GaN
1. Le gaz d’électron bidimensionnel (2DEG)
2. Structure d’un HEMT
VI. Les effets limitatifs dans les HEMTs à base de GaN
1. Les limitations dues à des défauts
a. Les pièges de surface
b. Les pièges en volume : dans le GaN et dans la couche barrière
2. Les effets thermiques
VII. État de l’art des HEMTs InAlN/GaN
VIII. Conclusion du Chapitre I
IX. Bibliographie du Chapitre I
CHAPITRE II : Caractérisation électrique et modélisation petit signal des HEMTs InAlN/GaN
I. Introduction
II. Composants étudiés : caractéristiques I(V)
1. Impact du dopage en Carbone
III. Le contact Schottky
1. Généralités du contact Schottky
2. Diode Schottky polarisée
IV. Caractéristiques IGS(VGS) des composants étudiés
1. Impact du dopage en Carbone sur le courant de grille
2. Impact de la passivation sur le courant de grille
3. Courant de grille à faible champ : courant de surface
4. Saturation du courant de grille en inverse
V. Caractérisation du contact Schottky inhomogène
1. Caractérisation du contact Schottky en polarisation directe
2. Caractérisation du contact Schottky en polarisation inverse
a. Introduction
b. Modélisation du courant de grille
c. Conclusion
3. Modélisation de l’impédance de la jonction M-S
a. Modèle localisé
b. Modèle distribué
VI. Modélisation petit signal et prise en compte des effets de la dispersion fréquentielle
1. Dispersion fréquentielle de la conductance de sortie
2. Dispersion fréquentielle de la transconductance extrinsèque
3. Modélisation petit signal avec des cellules R-C et R-L
4. Modélisation petit signal incluant un piège
5. Modélisation petit signal incluant une distribution de pièges
VII. Conclusion du chapitre II
VIII. Bibliographie du chapitre II
CHAPITRE III : Étude du bruit basse fréquence et haute fréquence
I. Introduction
II. Étude du bruit de fond basse fréquence dans les HEMTs
1. Sources de bruit intrinsèques aux transistors HEMTs
a. Sources de bruit réductibles
b. Sources de bruit irréductibles
c. Représentation du bruit dans un quadripôle
2. Banc de mesure de bruit BF
a. Calibrage du banc pour la mesure de SI1 avec un TIA
b. Calibrage du banc pour la mesure de SI2 avec VA
c. Schéma équivalent pour l’extraction du bruit d’un dispositif sous test (DST)
3. Caractérisation en bruit BF des HEMTs InAlN/GaN
a. Mesure du bruit sur la grille : SIG
b. Mesure du bruit sur le drain : SID
4. Modélisation de SIG
5. Conclusion
III. Étude du bruit haute fréquence en régime linéaire
1. Généralités
2. Banc de mesure des paramètres de bruit
a. Présentation du banc
b. Calibrage du banc
3. Caractérisation en bruit HF des HEMTs InAlN/GaN
a. Impact du courant de grille sur le facteur de bruit minimum
b. Impact du dopage ne Carbone sur le facteur de bruit
c. Impact des dimensions des composants sur les performances en bruit HF
d. Choix des composants pour la conception des LNAs et état de l’art
IV. Étude du bruit HF en régime non linéaire
1. Banc de mesure du bruit HF en régime non linéaire
2. Résultats des mesures
V. Conclusion du chapitre III
VI. Bibliographie du chapitre III.
CHAPITRE IV : Conception d’amplificateurs faible bruit en technologie hybride en bande Ka à base des HEMTs InAlN/GaN
I. Introduction
II. Conception des LNAs en technologie hybride à base des HEMTs InAlN/GaN en bande Ka
1. Performances en bruit hyperfréquences des composants
2. Spécifications des amplificateurs
3. Réalisation et simulation petit signal des LNAs mono-étage
a. Adaptation entrée/sortie et circuit de polarisation
b. Étude de la stabilité du circuit
4. Réalisation et simulation petit signal des LNAs 3 étages
5. Conclusion
III. Mesure des amplificateurs
1. Mesure des performances en bruit des LNAs mono-étage
2. Mesure de puissance des LNAs mono-étage : étude de pré-robustesse
IV. Conclusion du chapitre IV
V. Bibliographie du chapitre IV
CONCLUSION GENERALE
PUBLICATIONS ET COMMUNICATIONS RELATIVES A CE TRAVAIL
Résumé

Télécharger le rapport complet