Le nitrure de gallium et ses dérivées ternaires

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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 grillesource (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.
S-D représente l’espacement entre source et drain et D représente la largeur du plot de contact de drain. La figure II.2 présente les caractéristiques de sortie IDS(VDS) pour différentes valeurs de la tension de commande VGS pour les composants de 0.25 μm de longueur de grille en (a) et en (b). Leurs dimensions sont résumées dans le tableau II-2. Sur les caractéristiques de la figure II.2, le dopage en Carbone augmente sensiblement le courant de drain (de l’ordre de 30% pour les dispositifs ‘a’, et environ 10% pour les dispositifs ‘b’) et donc la puissance de sortie des dispositifs de la plaque TS502. La transconductance est également plus élevée dans le cas des dispositifs TS502 comme le révèle la figure II.3 à VDS=4V, ce qui conduit par conséquent aux meilleures performances dynamiques avec la plaque TS502. Sur les dispositifs ‘a’ présentant un plus grand espacement D-S, le fort dopage peut également expliquer la diminution notable de la résistance RON, qui n’est pas visible sur le composant de plus petite dimension D-S. Nous remarquons également le rapport x2 sur cette résistance RON, qui est cohérent avec le rapport sur les distances S-D relevées dans le tableau II-2.
La présence d’éléments accepteurs dans le GaN augmente la résistivité de ce matériau : il y a donc un meilleur confinement de porteurs dans le canal pour les HEMTs de la plaque TS502. Dans le cas de la figure II.2(b) des composants de petites dimensions, on observe un mauvais pincement du canal de ces dispositifs aux forts champs ce qui peut s’expliquer par une modification des pièges dans le GaN avec le champ électrique, induit par la tension VDS, et donc une variation de la résistivité de la couche de GaN. Il est également possible que la maîtrise de la couche ternaire AlInN (impuretés éventuelles) puisse expliquer la difficulté rencontrée pour pincer le canal à forte tension VDS. Des améliorations sont encore à apporter au niveau de la technologie afin de corriger ce défaut. Une remarque importante concerne l’effet Kink qui est plus marqué pour les dispositifs fortement dopés en Carbone. En effet, la présence d’élément accepteur en quantité importante dans la couche tampon de GaN peut avoir pour conséquence de générer un taux de piège plus élevé dans ce dernier. Ainsi, lorsque la tension drain-source augmente et atteint des valeurs comprises entre 5 et 10 V dans le cas de la figure II.2(a) et entre 3 et 9V dans le cas de la figure II.2 (b) , il y a une forte émission des charges des pièges du GaN vers le canal, conduisant à une augmentation du courant IDS. Haruyama et al. [1] ont suggéré 3 origines possibles de l’effet kink : 1) le phénomène d’ionisation par impact dans le canal et une variation des charges à l’interface canal/substrat due à une accumulation de trous en surface. 2) des phénomènes de capture et d’émission des porteurs de la couche tampon sous l’effet d’un champ électrique. 3) une combinaison du phénomène d’ionisation par impact et des phénomènes de capture et d’émission des porteurs. D’autres études ont démontré par des analyses statiques, en bruit basse-fréquence et par des simulations physiques de type T-CAD que cette signature était corrélée à l’apparition d’un canal parasite dans la couche à grande bande interdite AlGaN [2].
Dans le cas présent, une couche de type ‘cap layer’ empêche la création d’un tel canal en relevant la bande de conduction du côté de la couche AlInN. Dans notre cas également, la différence entre les composants comparés réside dans le pourcentage variable du dopage de la couche de GaN. Cela amène à fortement incriminer la couche de GaN comme étant le siège où résident les principaux pièges responsables de ce phénomène de Kink, dans la mesure où pour les composants faiblement dopés l’effet kink est moins marqué. D’autres auteurs comme Meneghesso et al. [3] ont aussi attribué l’origine de l’effet kink à des pièges situés dans la couche de GaN. Pour confirmer ces hypothèses et faire la distinction entre les différents phénomènes, nous avons mesuré les caractéristiques de sortie du courant IDS en faisant varier la tension VDS dans le sens croissant et dans le sens décroisant. D’autres mesures de IDS(VDS) pour différentes valeurs de VGS ont été effectuées avec différents temps d’intégrations de l’appareil de mesure utilisé pour ces mesures DC (4156C de chez Agilent). Les résultats sont présentés dans les figures II.4. (a) et (b). Dans le cas (a) de la figure II.4 nous constatons que lorsque VDS varie dans le sens décroissant, l’effet kink n’est pas observé, et la caractéristique de sortie conserve une allure plus classique, avec en régime ohmique une résistance RON mesurée 50% en dessous de celle relevée en configuration de tensions croissantes. En caractérisation de tension décroissante, nous remarquons également l’effet thermique sur la décroissance du courant de drain (dans le sens de caractérisation VDS allant de 20V vers 0V). Sous l’effet d’un fort champ, les pièges sont vides au début de la mesure, ainsi lorsque VDS diminue, ce phénomène de variation du courant lié aux pièges est masqué. Par contre lorsque VDS augmente, à faible champ les porteurs du gaz 2D sont piégés et se libèrent lorsque VDS augmente et atteint la valeur VDSKink.
Ceci explique également l’incidence du sens de caractérisation (croissant-décroissant) sur la variation de RON. Dans le graphique de la figure II.4 (b), nous faisons varier cette fois-ci le temps d’intégration de la mesure DC ; nous constatons que plus le temps d’intégration est important moins l’effet Kink est sensible. En effet, plus le temps d’intégration est élevé plus les pièges ont la possibilité de se vider complétement durant la fenêtre du temps d’intégration de la mesure ce qui conduit au fait qu’il est difficile d’observer cet effet en mode long (temps d’intégration supérieur à 320 ms) et pour des niveaux de courant élevés comme à VGS proche de 0V. Une fois encore, lorsque les pièges agissent nous relevons une augmentation de la résistance RON tandis que lorsque l’effet Kink n’est plus visible, cette valeur se stabilise autour de 40cf. figure II.4. a et b). Pour les niveaux de courant faible on observe l’effet Kink car l’effet des variations de charges est plus sensible à faible courant. Ces résultats permettent de confirmer que dans notre cas, des phénomènes de capture/émission sont la cause des variations de courant relevées sous la dénomination ‘effet Kink’ : dans ces zones, la transconductance subit de fait des variations lorsque VDS varie. Un autre résultat présenté dans la figure II.5 vient s’ajouter aux observations précédentes. Nous relevons sur cette figure II.5, une augmentation abrupte du courant de grille lorsque VDS = VDS-Kink. Cette augmentation est corrélée à l’augmentation du courant de drain. En polarisant le drain, le courant de grille est dépendant de la densité de porteur du canal. Les mesures effectuées en utilisant des tés de polarisation BF n’ont montré aucun changement sur ce phénomène, ce qui permet d’exclure la manifestation d’une oscillation du composant ; l’hypothèse liée au phénomène d’ionisation par impact observé par Hurayama et al. [1] semble ainsi la mieux adaptée, et permet de situer notre cas d’étude dans le cas 3) reliant le phénomène d’ionisation à celui de piégeagedépiégeage.
Ces résultats viennent corroborer ceux déjà obtenus par plusieurs autres auteurs dans le cas des HEMTs AlGaN/GaN [4] [5].
Par ces résultats nous constatons : bien que le dopage en Carbone présente l’avantage d’améliorer le confinement des porteurs du gaz 2D, améliorant ainsi les performances des dispositifs, il présente des inconvénients qui résident dans l’augmentation du taux de pièges dans ces HEMTs. Ceci peut avoir des conséquences néfastes sur la fiabilité de ces dispositifs.
Les résultats obtenus dans le cas des HEMTs InAlN/GaN sont similaires à ceux déjà obtenus avec la technologie AlGaN/GaN. De manière plus générale, dans l’histoire moins récente des évolutions technologiques, les filières III-V à effet de champ ont déjà rencontré des phases analogues où hautes performances dynamiques et fiabilité présentaient des corrélations inverses : la présence de défauts pouvaient en effet se traduire par de meilleures performances, mais limitaient fortement la durée de vie des composants affectés (par exemple, des défauts de gravure de grille de certaines filières pouvaient leur conférer de meilleures performances en bruit HF et en dynamique, mais au détriment de FIT (Failure In Time) plus élevés que des composants ne présentant pas les mêmes caractéristiques, bien que issus des mêmes plaquettes). Nos travaux, et les travaux sur les filières GaN de manière plus générique, sont dans une phase de maturité qui ne permet pas encore d’assurer avec certitude les corolaires entre performance et robustesse.

Le contact Schottky

Généralités du Contact Schottky

Un contact Schottky est formé par un métal dont le travail de sortie est ϕm, et par un semiconducteur de travail de sortie ϕs et d’affinité électronique χs. Le travail de sortie du métal correspond à l’énergie minimale qu’il faut fournir à celui-ci pour arracher un électron situé au niveau de Fermi EFm pour l’amener au niveau du vide NV, sans vitesse initiale.
L’affinité électronique du semiconducteur correspond dans ce cas à l’énergie qu’il faut fournir au semiconducteur pour arracher un électron situé au bas de sa bande de conduction pour l’amener au niveau du vide NV, sans vitesse initiale. Pour avoir un contact Schottky il faut par conséquent utiliser un métal ayant un travail de sortie supérieur au travail de sortie du semiconducteur (dans le cas des semiconducteurs de type P il faut considérer le contraire).
Lorsque le métal et le semiconducteur-n sont mis en contact, le travail de sortie du semiconducteur étant inférieur à celui du métal, les électrons passent du semiconducteur vers le métal créant ainsi une zone de déplétion dans le semiconducteur et une barrière ϕB à l’interface. Cette barrière correspond à la différence entre le travail de sortie du métal et l’affinité électronique du semiconducteur (ϕB = ϕm – χs). Le passage des électrons du semiconducteur vers le métal crée des charges positives dans le semiconducteur et une accumulation des charges négatives à l’interface dans le métal. Cela crée une tension de diffusion Vd qui va déterminer l’équilibre du système. L’équilibre thermodynamique apparait lorsque les niveaux de Fermi sont alignés, créant par conséquent une courbure des bandes (ϕm – ϕS) d’énergie du semiconducteur. L’écart entre la bande de conduction et le niveau de Fermi à l’interface est plus grand que dans la zone neutre du semiconducteur. La figure II.6 présente le diagramme de bande d’énergie idéalisé d’un métal et d’un semiconducteur de type N avant et après contact (considération d’une couche métallique unique, pas de charges piézoélectriques ni spontanées, ….).
Lorsqu’une tension négative Va est appliquée sur la jonction métal-semiconducteur (M-S), la bande de conduction du semiconducteur est abaissée. La hauteur de barrière des électrons de la bande de conduction du semiconducteur augmente ce qui va empêcher leur diffusion du semiconducteur vers le métal : c’est le cas d’une diode Schottky. La jonction est donc polarisée en inverse. En polarisation directe c’est à dire une tension positive sur la jonction métal-semiconducteur, la bande de conduction du semiconducteur s’élève de qVa et la courbure des bandes diminue, le passage des électrons du semiconducteur vers le métal est favorisé. En présence d’un champ électrique E perpendiculaire à la surface de la jonction et par conséquent en appliquant une tension Va à la jonction M-S, la hauteur de barrière peut baisser de ϕ (cf. figure II.7) à cause de la présence d’une force image. Cette force image apparait grâce à la charge négative dans le métal qui est attirée par une charge image positive dans le semiconducteur. Il faut noter que cette force image existe aussi après la mise en contact du métal et du semiconducteur. L’équation II.1 permet de calculer l’abaissement ϕ de la hauteur de barrière.
Le modèle de Schottky-Mott précédent est un modèle idéal qui ne prend pas en compte les défauts d’interface, et dans la réalité ce cas idéal est difficile à réaliser. En effet, les matériaux utilisés sont susceptibles de s’oxyder et/ou d’avoir des niveaux importants de pièges dans leurs bandes interdites qui sont grandes. Cela entraîne par conséquent des états d’interface dont les densités ne sont pas négligeables. D’où le modèle de Bardeen [6] qui introduit une couche d’interface (δ) d’épaisseur fine (2 à 10 Å) et qui prend en compte ces états d’interface M-S. Dans son modèle, le niveau de Fermi ne change pas de position et reste bloqué au niveau ϕ0 si la densité d’états d’interface est élevée. La présence de la couche d’interface modifie le mode d’équilibre des charges, le transfert des charges du semiconducteur vers le métal se faisant à travers la couche d’interface. Le métal n’agit donc plus sur la courbure des bandes d’énergie du semiconducteur, la hauteur de barrière est par conséquent fixée par le niveau de Fermi qui reste bloqué à la position ϕ0, et s’exprime alors par l’équation II.2.

Table des matières

INTRODUCTION GENERALE
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….

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