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N° d’ordre 04-ISAL-0073 Année 2004
Thèse
Analyse des défauts et des propriétés électroniques du SiC-4H par voie optique
Présentée devant L’institut national des sciences appliquées de Lyon
Pour obtenir
Le grade de docteur
Formation doctorale : Dispositifs de l’Electronique Intégrée École doctorale : Electronique, Electrotechnique, Automatique
Par
EL HARROUNI Ep.HIDA ILHAM
Soutenue le 7 décembre 2004 devant la Commission d’examen
Jury MM.
Daniel Mathiot Professeur Rapporteur Yves Monteil Professeur Rapporteur Michel Pons Peter Welmann Gérard Guillot Jean-Marie Bluet
Directeur de Recherche CNRSAssistant Professor Professeur Maître de conférences
Examinateur Examinateur Examinateur Examinateur
Pierre Ferret
Ingénieur Invité
Thèse préparée au Laboratoire de Physique de la Matière de l’INSA de LYON
INSA DE LYON DEPARTEMENT DES ETUDES DOCTORALES MARS 03
Ecoles Doctorales et Diplômes d’Etudes Approfondies
habilités pour la période 1999-2003
ECOLES DOCTORALES
n° code national
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(Chimie, Procédés, Environnement)
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Sciences et Stratégies Analytiques
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ECONOMIE, ESPACE ET
MODELISATION DES COMPORTEMENTS
(E2MC)
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Automatique Industrielle 910676
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EVOLUTION, ECOSYSTEME,
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En grisé : Les Ecoles doctorales et DEA dont l’INSA est établissement principal
MAI 2003
INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUEES DE LYON Directeur : STORCK A. Professeurs : AUDISIO S. PHYSICOCHIMIE INDUSTRIELLE BABOT D. CONT. NON DESTR. PAR RAYONNEMENTS IONISANTS BABOUX J.C. GEMPPM*** BALLAND B. PHYSIQUE DE LA MATIERE BAPTISTE P. PRODUCTIQUE ET INFORMATIQUE DES SYSTEMES MANUFACTURIERS BARBIER D. PHYSIQUE DE LA MATIERE BASTIDE J.P. LAEPSI**** BAYADA G. MECANIQUE DES CONTACTS BENADDA B. LAEPSI**** BETEMPS M. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE BIENNIER F. PRODUCTIQUE ET INFORMATIQUE DES SYSTEMES MANUFACTURIERS BLANCHARD J.M. LAEPSI**** BOISSON C. VIBRATIONS-ACOUSTIQUE BOIVIN M. (Prof. émérite) MECANIQUE DES SOLIDES BOTTA H. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Développement Urbain BOTTA-ZIMMERMANN M. (Mme) UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Développement Urbain BOULAYE G. (Prof. émérite) INFORMATIQUE BOYER J.C. MECANIQUE DES SOLIDES BRAU J. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Thermique du bâtiment BREMOND G. PHYSIQUE DE LA MATIERE BRISSAUD M. GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE BRUNET M. MECANIQUE DES SOLIDES BRUNIE L. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATION BUREAU J.C. CEGELY* CAVAILLE J.Y. GEMPPM*** CHANTE J.P. CEGELY*- Composants de puissance et applications CHOCAT B. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Hydrologie urbaine COMBESCURE A. MECANIQUE DES CONTACTS COUSIN M. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Structures DAUMAS F. (Mme) CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Energétique et Thermique DOUTHEAU A. CHIMIE ORGANIQUE DUFOUR R. MECANIQUE DES STRUCTURES DUPUY J.C. PHYSIQUE DE LA MATIERE EMPTOZ H. RECONNAISSANCE DE FORMES ET VISION ESNOUF C. GEMPPM*** EYRAUD L. (Prof. émérite) GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE FANTOZZI G. GEMPPM*** FAVREL J. PRODUCTIQUE ET INFORMATIQUE DES SYSTEMES MANUFACTURIERS FAYARD J.M. BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS FAYET M. MECANIQUE DES SOLIDES FERRARIS-BESSO G. MECANIQUE DES STRUCTURES FLAMAND L. MECANIQUE DES CONTACTS FLORY A. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATIONS FOUGERES R. GEMPPM*** FOUQUET F. GEMPPM*** FRECON L. REGROUPEMENT DES ENSEIGNANTS CHERCHEURS ISOLES GERARD J.F. INGENIERIE DES MATERIAUX POLYMERES GERMAIN P. LAEPSI**** GIMENEZ G. CREATIS** GOBIN P.F. (Prof. émérite) GEMPPM*** GONNARD P. GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE GONTRAND M. PHYSIQUE DE LA MATIERE GOUTTE R. (Prof. émérite) CREATIS** GOUJON L. GEMPPM*** GOURDON R. LAEPSI****. GRANGE G. GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE GUENIN G. GEMPPM*** GUICHARDANT M. BIOCHIMIE ET PHARMACOLOGIE GUILLOT G. PHYSIQUE DE LA MATIERE GUINET A. PRODUCTIQUE ET INFORMATIQUE DES SYSTEMES MANUFACTURIERS GUYADER J.L. VIBRATIONS-ACOUSTIQUE GUYOMAR D. GENIE ELECTRIQUE ET FERROELECTRICITE HEIBIG A. MATHEMATIQUE APPLIQUEES DE LYON JACQUET-RICHARDET G. MECANIQUE DES STRUCTURES JAYET Y. GEMPPM*** JOLION J.M. RECONNAISSANCE DE FORMES ET VISION JULLIEN J.F. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Structures JUTARD A. (Prof. émérite) AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE KASTNER R. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Géotechnique KOULOUMDJIAN J. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATION LAGARDE M. BIOCHIMIE ET PHARMACOLOGIE LALANNE M. (Prof. émérite) MECANIQUE DES STRUCTURES LALLEMAND A. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Energétique et thermique LALLEMAND M. (Mme) CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Energétique et thermique LAUGIER A. PHYSIQUE DE LA MATIERE Mai 2003 LAUGIER C. BIOCHIMIE ET PHARMACOLOGIE
LAURINI R. INFORMATIQUE EN IMAGE ET SYSTEMES D’INFORMATION LEJEUNE P. UNITE MICROBIOLOGIE ET GENETIQUE LUBRECHT A. MECANIQUE DES CONTACTS MASSARD N. INTERACTION COLLABORATIVE TELEFORMATION TELEACTIVITE MAZILLE H. PHYSICOCHIMIE INDUSTRIELLE MERLE P. GEMPPM*** MERLIN J. GEMPPM*** MIGNOTTE A. (Mle) INGENIERIE, INFORMATIQUE INDUSTRIELLE MILLET J.P. PHYSICOCHIMIE INDUSTRIELLE MIRAMOND M. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Hydrologie urbaine MOREL R. MECANIQUE DES FLUIDES ET D’ACOUSTIQUES MOSZKOWICZ P. LAEPSI**** NARDON P. (Prof. émérite) BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS NIEL E. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE NORTIER P. DREP ODET C. CREATIS** OTTERBEIN M. (Prof. émérite) LAEPSI**** PARIZET E. VIBRATIONS-ACOUSTIQUE PASCAULT J.P. INGENIERIE DES MATERIAUX POLYMERES PAVIC G. VIBRATIONS-ACOUSTIQUE PELLETIER J.M. GEMPPM*** PERA J. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Matériaux PERRIAT P. GEMPPM*** PERRIN J. INTERACTION COLLABORATIVE TELEFORMATION TELEACTIVITE PINARD P. (Prof. émérite) PHYSIQUE DE LA MATIERE PINON J.M. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATION PONCET A. PHYSIQUE DE LA MATIERE POUSIN J. MODELISATION MATHEMATIQUE ET CALCUL SCIENTIFIQUE PREVOT P. INTERACTION COLLABORATIVE TELEFORMATION TELEACTIVITE PROST R. CREATIS** RAYNAUD M. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Transferts Interfaces et Matériaux REDARCE H. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE RETIF J-M. CEGELY* REYNOUARD J.M. UNITE DE RECHERCHE EN GENIE CIVIL - Structures RIGAL J.F. MECANIQUE DES SOLIDES RIEUTORD E. (Prof. émérite) MECANIQUE DES FLUIDES ROBERT-BAUDOUY J. (Mme) (Prof. émérite) GENETIQUE MOLECULAIRE DES MICROORGANISMES ROUBY D. GEMPPM*** ROUX J.J. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON – Thermique de l’Habitat RUBEL P. INGENIERIE DES SYSTEMES D’INFORMATION SACADURA J.F. CENTRE DE THERMIQUE DE LYON - Transferts Interfaces et Matériaux SAUTEREAU H. INGENIERIE DES MATERIAUX POLYMERES SCAVARDA S. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE SOUIFI A. PHYSIQUE DE LA MATIERE SOUROUILLE J.L. INGENIERIE INFORMATIQUE INDUSTRIELLE THOMASSET D. AUTOMATIQUE INDUSTRIELLE THUDEROZ C. ESCHIL – Equipe Sciences Humaines de l’Insa de Lyon UBEDA S. CENTRE D’INNOV. EN TELECOM ET INTEGRATION DE SERVICES VELEX P. MECANIQUE DES CONTACTS VIGIER G. GEMPPM*** VINCENT A. GEMPPM*** VRAY D. CREATIS** VUILLERMOZ P.L. (Prof. émérite) PHYSIQUE DE LA MATIERE Directeurs de recherche C.N.R.S. : BAIETTO-CARNEIRO M-C. (Mme) MECANIQUE DES CONTACTS ET DES SOLIDES BERTHIER Y. MECANIQUE DES CONTACTS CONDEMINE G. UNITE MICROBIOLOGIE ET GENETIQUE COTTE-PATAT N. (Mme) UNITE MICROBIOLOGIE ET GENETIQUE ESCUDIE D. (Mme) CENTRE DE THERMIQUE DE LYON FRANCIOSI P. GEMPPM*** MANDRAND M.A. (Mme) UNITE MICROBIOLOGIE ET GENETIQUE POUSIN G. BIOLOGIE ET PHARMACOLOGIE ROCHE A. INGENIERIE DES MATERIAUX POLYMERES SEGUELA A. GEMPPM*** Directeurs de recherche I.N.R.A. : FEBVAY G. BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS GRENIER S. BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS RAHBE Y. BIOLOGIE FONCTIONNELLE, INSECTES ET INTERACTIONS Directeurs de recherche I.N.S.E.R.M. : PRIGENT A.F. (Mme) BIOLOGIE ET PHARMACOLOGIE MAGNIN I. (Mme) CREATIS** * CEGELY CENTRE DE GENIE ELECTRIQUE DE LYON ** CREATIS CENTRE DE RECHERCHE ET D’APPLICATIONS EN TRAITEMENT DE L’IMAGE ET DU SIGNAL ***GEMPPM GROUPE D'ETUDE METALLURGIE PHYSIQUE ET PHYSIQUE DES MATERIAUX ****LAEPSI LABORATOIRE D’ANALYSE ENVIRONNEMENTALE DES PROCEDES ET SYSTEMES INDUSTRIELS
Remerciements
Ce travail a été réalisé au Laboratoire Physique de la Matière de l’Institut National des
Sciences Appliquées de Lyon. Je remercie M. Gérard GUILLOT, directeur du LMP de
m’avoir accueilli parmi les membres du laboratoire et d’avoir accepté la direction de cette
thèse.
Je voudrais remercier spécialement M. Jean-Marie BLUET, co-directeur de cette thèse, pour
avoir assuré de manière agréable le suivi quotidien de mon travail et pour m’avoir fait profiter
de son expérience. Sa disponibilité ainsi que ses conseils ont largement contribué à
l’aboutissement de ce travail.
Ma reconnaissance va également au professeur Daniel Mathiot du l’université Louis Pasteur
de Strasbourg et au professeur Yves Monteil de l’Université Claude Bernard de Lyon
d’avoir voulu consacrer le temps nécessaire à la lecture de ce manuscrit et à la rédaction des
rapports. Je remercie également M. Michel Pons, M. Peter Welmann et M. Pierre Ferret qui
ont accepté de juger et de participer au jury de thèse.
Je remercie toutes les personnes de l’équipe avec qui j’ai eu l’occasion de travailler. Merci
également à toutes les personnes que j’ai côtoyées au laboratoire durant ma thèse et qui m’ont
rendu la vie agréable.
Finalement, je remercie mes parents pour leur encouragement durant toutes ces longues
années d’études.
1
TABLE DES MATIERES
INTRODUCTION……………………………………………………………...5
CHAPITRE I: PRÉSENTATION DU SIC ET IMAGERIE DE DÉFAUTS..
STRUCTURAUX ................................................................................................ 7
I. INTRODUCTION ............................................................................................................9
II. ASPECTS STRUCTURAUX .........................................................................................9
III. PROPRIETES ET APPLICATIONS DU SIC..........................................................12
III.1. Les applications « haute température » ................................................................. 13
III.2. Les applications « haute puissance » et « haute fréquence » ................................ 14
III.3. Facteurs de mérite ................................................................................................. 15
IV. CROISSANCE DU SiC ...............................................................................................17
IV.1. Croissance de substrats de SiC.............................................................................. 17
IV.2. Epitaxie du SiC ..................................................................................................... 18
V. LES DEFAUTS STRUCTURAUX DANS SIC...........................................................20
V.1. Les micropipes ....................................................................................................... 20
V.2. Les dislocations ...................................................................................................... 25
V.3. Les défauts triangulaires......................................................................................... 27
VI. CONCLUSION ............................................................................................................31
CHAPITRE II: TECHNIQUES DE CARACTERISATION………………40
I. INTRODUCTION…………………………………………………………………… 42
II. SPECTROSCOPIE RAMAN……………………………………………………… 42
II.1. Courbes de dispersion des phonons……………………………………………….43
2
II.2. Identification de polytypes ..................................................................................... 44
II.3. Evaluation du dopage ............................................................................................. 46
II.4. Evaluation de la contrainte ..................................................................................... 47
II.5. Etude des défauts structuraux ................................................................................. 48
III. LA PHOTOLUMINESCENCE..................................................................................50
III.1. Recombinaisons radiatives.................................................................................... 50
III.1.1. Emissions intrinséques .........................................................................................50
III.1.1.1. Recombinaison bande à bande ......................................................................50
III.1.1.2. Recombinaison par exciton libre...................................................................51
III.1.2. Emissions extrinsèques ........................................................................................52
III.1.2.1. Recombinaison par exciton lié ......................................................................52
III.1.2.2. Recombinaisons donneur-accepteur (DAP) ..................................................55
III.1.2.3. Recombinaisons dues aux métaux de transitions : ........................................56
III.2. Recombinaisons non radiatives............................................................................. 57
IV. SYSTEME D’IMAGERIE DE PHOTOLUMINESCENCE ...................................57
IV.1. Principe de fonctionnement .................................................................................. 58
IV.1.1. Déroulement général de la mesure du signal de PL.............................................58
IV.1.2. Cartographie de l’intensité de PL intégrée en longueur d’onde...........................59
IV.1.2. Cartographie du signal de PL résolue en longueur d’onde ..................................60
IV.2. Brève description des différents modules de l’équipement .................................. 60
IV.2.1. Optique.................................................................................................................60
IV.2.1.1. Excitation ......................................................................................................61
IV.2.1.2. Collection de la photoluminescence .............................................................62
IV.2.1.3. Analyse du spectre par le monochromateur ..................................................65
IV.2.1.4. Détection et conversion en signal électrique.................................................67
IV.2.1.4 Pertes dans l’optique de collection et de détection ........................................68
IV.2.1.5. Calcul du coefficient de rendement optique .................................................69
IV.2.2. Mécanique............................................................................................................69
IV.2.3. Electronique .........................................................................................................70
3
CHAPITRE III : ANALYSE DE DÉFAUTS STRUCTURAUX ................. 73
I. INTRODUCTION ..........................................................................................................74
II. ETUDE DE MICROPIPES..........................................................................................74
II.1 Echantillon étudié .................................................................................................... 75
II.2 Cartographie de photoluminescence intégrée.......................................................... 76
II.3. Mesures spectrales .................................................................................................. 77
III. ETUDE DE DISLOCATIONS ...................................................................................79
III.1 Cartographie de photoluminescence intégrée ........................................................ 80
III.2. Mesures spectrales................................................................................................. 82
IV. ETUDE DE D2FAUTS TRIANGULAIRES .............................................................84
IV 1 Défauts de type T1 ................................................................................................. 85
IV 2 Défauts de type T2 ................................................................................................. 88
V. CONCLUSION..............................................................................................................90
CHAPITRE IV .................................................................................................. 95
CARTOGRAPHIE DE LA DURÉE DE VIE ET DU DOPAGE PAR
IMAGERIE DE PHOTOLUMINESCENCE................................................. 95
I. INTRODUCTION ..........................................................................................................97
II. CALCUL DE L’INTENSITE DE PHOTOLUMINESCENCE................................98
II.1. Signal de photoluminescence ................................................................................. 98
II.2. Différents mécanismes de recombinaison .............................................................. 99
II.2.1. Recombinaison radiative .......................................................................................99
II.2.2. Recombinaison Shockley-Read-Hall (SRH) dans le volume ..............................100
II.2.3. Recombinaison Auger .........................................................................................101
II.2.4. Recombinaison en surface ...................................................................................103
II.3. Equation de diffusion ambipolaire ....................................................................... 104
II.4. Résolution de l’équation de diffusion ambipolaire............................................... 107
4
II.4.1. Cas d’un substrat .................................................................................................108
II.4.2. Cas d’une couche épitaxiale ................................................................................109
II.5. Influence de la vitesse de recombinaison de surface sur l’intensité de PL........... 111
III. DISCUSSION DE LA VALIDATION DES HYPOTHESES................................116
III.1. Hypothèse concernant la duré de vie................................................................... 116
III.1.1. La durée de vie effective dans le matériau est contrôlée par la durée de vie non-
radiative (τeff ≈ τnr)..........................................................................................................116
III.1.2. La durée de vie non-radiative est indépendante de la concentration des porteurs
........................................................................................................................................118
III.2. Hypothèse concernant le coefficient de diffusion ambipolaire ........................... 119
IV. RESULTATS EXPERIMENTAUX.........................................................................120
IV.1. Préparation des échantillons................................................................................ 120
IV.2. Etude de substrats................................................................................................ 121
IV.3. Etude d’épitaxies................................................................................................. 127
V. CONCLUSION............................................................................................................132
5
Introduction
L’évolution de la demande dans le domaine de l’électronique de puissance et de
l’électronique haute fréquence, ainsi que le besoin de réaliser des composants pouvant
fonctionner dans des conditions extrêmes (haute température, milieux radiatifs,
environnements corrosifs …) ont fortement motivé le développement de la recherche dans le
domaine des matériaux dits à grands gaps. Parmi ces matériaux on note le diamant, le nitrure
de gallium (GaN), le nitrure d’aluminium (AlN) et les composés ternaires (GaAlN), et le
carbure de silicium (SiC). Ce dernier fait l’objet d’une attention particulière de la part de la
communauté scientifique et connaît aujourd’hui un essor très important. La première raison
est la disponibilité de substrats SiC hexagonal (6H ou 4H) de 75 mm de diamètre qui permet
de réaliser l’homoépitaxie des couches actives. La deuxième raison est une relative similitude
des étapes technologiques pour le SiC avec celles du silicium. Le transfert des techniques,
mises au point et développées sur silicium, et leur adaptation aux spécificités du SiC sont
aujourd’hui relativement maîtrisées.
Des composants élémentaires à base de SiC ont pu être développés. Cependant, la
commercialisation de ces composants est malgré tout encore à ses débuts. La principale
limitation porte sur la qualité du matériau SiC dont la densité de défauts (défauts structuraux
et impuretés) reste encore élevée. De plus, l’homogénéité des propriétés électroniques
(dopage, durée de vie des porteurs minoritaires) sur plaque entière n’est pas encore maîtrisée
pour assurer le bon fonctionnement des dispositifs et une rentabilité industrielle. Ainsi, dans
l’objectif de l’amélioration de la qualité des substrats et des couches épitaxiales, il est
important de disposer de moyens de caractérisations permettant aussi bien d’étudier
l’uniformité des propriétés électriques sur plaque entière que d’analyser localement les
défauts et de comprendre, par la suite, le processus de leurs formation.
Cette étude s’insère dans le cadre d’un programme région thématique prioritaire en
collaboration avec les laboratoires universitaires LMI de l’UCBL et LMGP, LTPCM, LPCS
et LEPMI de l’INPG ainsi qu’avec le CEA-LETI. Ce Programme se propose de développer la
filière SiC au niveau de la cristallogenèse, de l’épitaxie et de la réalisation de composants
électroniques de démonstration. Le rôle joué par le LPM a été de développer des techniques
6
d’analyse optique des substrats et des épitaxies par photoluminescence, cartographie de
photoluminescence et mesure de temps de déclin de photoluminescence.
Afin de répondre au besoin d’une technique de caractérisation, rapide, non destructive
sur plaque et résolue spatialement, un équipement prototype de cartographie de
photoluminescence (PL) de la société SCANTEK a été employé. Cet équipement, adapté aux
besoin spécifiques pour l’analyse du SiC, permet d’une part des analyses d’homogénéité des
propriétés électroniques sur plaque entière et d’autre part des analyses microscopiques au
voisinage de défauts structuraux. Un banc de mesure de durée de vie des porteurs minoritaires
par analyse du temps de déclin de photoluminescence a été réalisé. Les résultats obtenus par
cette méthode ont été comparés à ceux déduits des mesures cartographiques.
Dans un premier chapitre nous présenterons le matériau carbure de silicium et établirons un
récapitulatif de certaines propriétés physiques. Nous établirons également une revue des
principaux défauts structuraux dans SiC (micropipes, dislocations et défauts triangles) et nous
citerons les techniques de caractérisation employées pour étudier et cartographier ces défauts
afin de comprendre l’origine de leur formation et mettre en évidence leurs effets sur les
dispositifs.
Le second chapitre présente les deux techniques de caractérisation utilisées dans ce travail de
thèse : la photoluminescence et la spectroscopie Raman. Nous décrirons leurs principes
théoriques et mettrons en évidence leurs potentialités et leurs limites. Nous présenterons aussi
le système d’imagerie de PL intégrée et résolue en longueur d’onde : nous décrirons le
principe de fonctionnement, les différents composants et les performances du système de
mesure.
Le troisième chapitre porte sur l’analyse microscopique des principaux défauts structuraux
dans SiC. Ces défauts peuvent être observés en cartographie de photoluminescence sans avoir
recours à une attaque chimique destructive. Nous présenterons en particulier les résultats
obtenus sur les micropipes, les dislocations et les défauts « triangulaires ».
Enfin, dans le quatrième chapitre nous présenterons le principe de la détermination
cartographique de la durée de vie des porteurs minoritaires et du dopage à partir de l’intensité
de photoluminescence pour différentes densité d’excitation.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
7
Chapitre I :
Présentation du SiC et imagerie de défauts
structuraux
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
8
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
9
I. INTRODUCTION
Parmi les semiconducteurs à large bande interdite le carbure de silicium (SiC) fait
l’objet d’une attention particulière de la part de la communauté scientifique. L’amélioration
de la qualité cristallographique de ce matériau a permis de fabriquer des composants
réellement fonctionnels. Les premiers résultats ont fait espérer l’avènement rapide de
dispositifs aux performances prometteuses pour les applications forte puissance, haute
fréquence et haute température. Le SiC a en effet la particularité de posséder l’essentiel des
propriétés physiques du semiconducteur idéal dans ces domaines.
Dans cette première partie, nous présenterons le matériau carbure de silicium et établirons un
récapitulatif de certaines propriétés physiques. Nous établirons également une revue des
principaux défauts structuraux dans SiC qui seront étudiés dans le chapitre III.
II. ASPECTS STRUCTURAUX
Une des particularités majeures du SiC est son polytypisme. Le polytypisme est en fait
une forme particulière de polymorphisme dans une direction privilégiée. Le polymorphisme
étant la possibilité pour un matériau de cristalliser sous différentes formes. En 1915,
Braumhauer [1] à été le premier à identifier trois types différents de SiC.
Chaque composé cristallographique, ou polytype, est caractérisé par une séquence unique
d’empilement de bicouches Si-C. Une bicouche est la superposition d’un empilement compact
d’atomes de silicium et d’un empilement compact d’atomes de carbone. Chaque bicouche
s’empile selon trois positions distinctes nommées A, B, C (figure I.1). La séquence
d’empilement des bicouches peut varier considérablement : plus de 200 polytypes ont été
identifiés à ce jour [2].
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
10
Figure I. 1: Séquences d’empilement des bicouches Si-C pour les quatre principaux polytypes
des SiC.
Chaque atome d’une espèce chimique se trouve au centre d’un tétraèdre formé de
quatre atomes de l’autre espèce en position de premiers voisins (figure I.2).
Figure I. 2: Liaison tétragonale entre un atome de C et quatre atomes de Si premiers voisins.
(a=3.08Å, C-Si=1.94Å [3])
Les structures cristallographiques sont classées selon trois familles : cubique
composée par un seul polytype de structure zinc blende appelé β-SiC, hexagonale et
rhomboédrique regroupées sous le terme générique α-SiC [4, 5].
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
11
Plusieurs notations existent pour définir les différentes structures cristallographiques. La plus
utilisée est celle de Ramsdell [6] (tableau I.1). Chaque polytype est noté NX où N présente le
nombre de bicouches dans la période et X désigne la structure cristallographique (C pour
cubique, H pour hexagonal et R pour Rhomboédrique).
Le tableau I.1 présente également la notation de Jagodzinski [7] dans laquelle h signifie une
configuration hexagonale des seconds voisins comme l’atome B dans la séquence ABA, et k
signifie une configuration cubique comme B dans ABC. Les trois sites du SiC-6H sont
représentés par hkk où les deux sites cubiques ne sont pas équivalents mais il faut aller
jusqu’aux troisièmes voisins pour voir la différence. Cette dernière notation est intéressante
car elle précise la nature de l’environnement (hexagonal ou cubique) de chaque site.
Notation de Ramsdell
Séquence d’empilement
Notation de Jagodzinski
Nombre de sites de Si (ou C) non équivalents
3C (blende) β ABC… k 1
2H (wurzite) AB… h 1
4H ABAC… hk 2
6H ABCACB... hkk 3
15R
α
ABCBACABACBCACB... hkkhk 5
Tableau I. 1: Notations des principaux polytypes du carbure de silicium.
La représentation dans le plan (11-20) perpendiculaire au plan des bicouches (figure I.3)
permet de visualiser clairement les trois types de positions, A, B ou C. Elle est très utilisée car
elle schématise bien les séquences d’empilement des polytypes .
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
12
Figure I. 3: Polytypes de SiC les plus courants vus dans le plans (11-20).
On remarque que dans le polytype 6H coexistent deux sites cubiques k1 et k2 et un site
hexagonal h, tandis que le polytype 4H contient un site cubique et un site hexagonal. Notons
que dans le carbure de silicium cubique, il n’y a que des sites cubiques. Ceci implique que
dans le 6H-SiC, les atomes d’impuretés pourront occuper trois sites différents et non
équivalents, on s’attend donc à trouver trois niveaux donneurs (ou accepteurs) ; le 4H-SiC
comporte deux niveaux d’impuretés et le 3C-SiC un seul niveau [8, 9].
III. PROPRIETES ET APPLICATIONS DU SIC
Le SiC est un matériau intéressant pour la micro-électronique. Ces caractéristiques
physiques en font un matériau prometteur pour le développement d’une électronique
spécifique dans les domaines de la haute température, de la puissance et des hyperfréquences.
Afin de mieux nous rendre compte des potentialités électriques des principaux polytypes du
SiC, nous dressons sur le tableau I.2 leurs principales propriétés. Nous citons également celles
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
13
des semiconducteurs les plus courants (Si et GaAs) et celles des autres semiconducteurs à
grand gap étudiés à l’heure actuelle: le GaN et le diamant.
Propriétés SiC-4H SiC-6H SiC-3C Si GaAs GaN Diamant
Bande interdite à 300K (eV)
3,25 [10]
3 [11, 12]
2,2 [4, 13]
1,1 [13, 14]
1,4 [13]
3,4 [4, 15]
5,5 [4]
Température maximum
d’opération (K) [11]
1720
1580
1200
600
760
1930
2800
Vitesse de dérive limite des électrons
(107 cm.s-1)
2 [10]
2 [12]
2,5 [16]
1 [10, 12]
1 [10, 12]
2,7 [4, 11]
2,7 [4, 11]
Mobilité des électrons à 300K
(cm2.V-1.s-1) Nd=1016 at/cm3
[17]
800
370
1000
1100
6000
900
2200
Champ de claquage (106 V.cm-1)
2,2 [18, 19]
2,5 [18, 19]
2,12 [18, 19]
0,25 [18]
0,4 [4]
5 [4]
10 [4]
Conductivité thermique
(W.cm-1.K-1)
4,9 [10, 11]
4,9 [11]
5 [11]
1,5 [4, 10]
0,5 [4, 10]
1,3 [4]
20 [4]
Constante diélectrique εr
9,7 9,66 [18, 20]
9,72 [18, 20]
11,8 [4]
12,8 [4]
9 [4]
5,5 [4]
Tableau I. 2: Quelques propriétés physiques des principaux polytypes de SiC comparées à
celles du Si, GaAs, GaN et du diamant.
III.1. Les applications « haute température »
La principale grandeur qui caractérise le SiC parmi celles citées dans le tableau I.2 est
la large bande d’énergie interdite. Cette dernière limite la création des porteurs intrinsèques ni,
thermiquement activés qui sont à l’origine des courants de fuite. Le SiC possède une faible
concentration de ni (figure I. 4) , nous avons par exemple à 300 K, pour le polytype 6H une
concentration de porteurs intrinsèques de seulement 1,6.10-6 cm-3 (soit environ un porteur
dans un m3), alors que pour le silicium, elle s’élève à plus de 8,9.109 cm-3 [21]. Le courant de
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
14
fuite des dispositifs SiC reste faible à haute température d’où l’intérêt pour ces applications
notamment dans le secteur de l’automobile.
Figure I. 4 : Evolution de la concentration de porteurs intrinsèques en fonction de la
température. D’après Ruff [21].
III.2. Les applications « haute puissance » et « haute fréquence »
Le champ électrique critique du SiC est dix fois plus élevé que dans le Si. Il désigne
un seuil à partir duquel le champ électrique entraîne la multiplication de porteurs par
phénomène d’avalanche et donc le claquage du dispositif. Pour une même épaisseur de
couche active, le SiC est en mesure de bloquer une tension nettement plus élevée que le Si.
De plus sa conductivité thermique est proche de celle du cuivre ce qui permet une meilleure
dissipation d’énergie par le substrat que pour le Si. Ces propriétés font du SiC un candidat
idéal pour des applications de puissance ( MOSFET, Schottky …) [13, 22].
La vitesse de saturation des porteurs deux fois supérieure à celle du silicium laisse
envisager la réalisation de composants hautes fréquences utilisables particulièrement dans les
télécommunications.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
15
III.3. Facteurs de mérite
Outre ses excellentes propriétés électroniques, le SiC possède une forte stabilité
chimique et physique car l’énergie de la liaison Si-C est très élevée (5 eV). Ses propriétés
mécaniques et sa résistance aux radiations lui permettent d’être employé dans des milieux
hostiles et dans des installations nucléaires ou spatiales.
De plus, les étapes technologiques pour le SiC sont très proches de celles utilisées dans la
technologie silicium. Il est donc possible d’utiliser certains moyens du silicium pour le SiC.
Le SiC possède aussi l’autre avantage de s’oxyder en SiO2.
Il ne faut cependant pas oublier la présence d’autres semiconducteurs à large bande
interdite. Pour comparer différents matériaux semiconducteurs en fonction de leurs propriétés
physiques, certains auteurs ont proposé "un facteur de mérite", définissant les meilleurs
aptitudes du matériau pour telle ou telle application. C’est le cas de Johnson [23], Keyes [24]
ou Baliga [25, 26].
Facteur de mérite de Johnson (JMF)
Il prend en compte le champ électrique critique et la vitesse de saturation des porteurs. Sa
valeur nous informe sur les capacités du matériau semiconducteur dans les applications haute
fréquence et forte puissance. 2
satC
2vE
JMF ⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛π
=
Facteur de mérite de Keyes (KMF)
Ce facteur prend en compte la conductivité thermique du matériau, sa permittivité électrique
et la vitesse de saturation des porteurs. Il nous renseigne en même temps sur les performances
thermiques et fréquentielles que peut permettre d’atteindre le matériau.
r
sat
επ4vc
λKMF =
Facteur de mérite de Baliga (BMF)
Ce dernier facteur prenant en compte la mobilité des porteurs, la permittivité électrique du
matériau ainsi que le champ électrique critique apporte une appréciation en terme de tenue en
tension.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
16
3Cr EµεBMF =
Le tableau I.3 donne les valeurs de ces facteurs de mérite, normalisées par rapport au
silicium, pour les principaux polytypes du SiC et ses concurrents semiconducteurs à grand
gap.
Matériaux JMF
(normalisée sur Si)
KMF
(normalisée sur Si)
BMF
(normalisée sur Si)
SiC-4H 180 4,61 130
SiC-6H 260 4,68 110
SiC-3C 65 1,6 33,4
Si 1 1 1
GaAs 7,1 0,45 15,6
GaN 760 1,6 650
Diamant 2540 32,1 4110
Tableau I. 3: Facteurs de mérites de JMF, KMF et de BMF pour les principaux polytypes de
SiC comparés au Si, GaAs, GaN et le diamant [27].
Le diamant possède des performances électriques nettement avantageuses par rapport aux
autres semiconducteurs. Il demeure cependant non exploité pour la fabrication des
composants électroniques du fait de la difficulté de son élaboration. Si certains freins
technologiques peuvent être dépassés (croissance, dopage, …), le diamant sera alors voué à
un avenir promoteur. Actuellement, des détecteurs de rayonnement en diamant polycristallin
sont utilisés dans le domaine nucléaire [28].
Concernant les composants opto-électroniques, le GaN est le matériau choisi pour
l’élaboration de diodes luminescentes bleues. Néanmoins, ce marché reste porteur pour le SiC
dont les substrats sont de plus en plus utilisés pour l’hétéroépitaxie de GaN. D’autre part, dans
le domaine des hyperfréquences (> 5 GHz), les transistors à haute mobilité électronique
(HEMTs) à base d’hétérostructures GaN/GaAlN, permettent d’atteindre des fréquences plus
élevées que les MESFETs à base de SiC. Ces composants peuvent toutefois rester intéressant
pour des applications à plus basse fréquence (autour du GHz) nécessitant de la puissance (>10
W).
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
17
IV. CROISSANCE DU SiC
IV.1. Croissance de substrats de SiC
Le carbure de silicium (SiC) a été découvert accidentellement par Berzelius en 1824
alors qu’il tentait de produire artificiellement du diamant. En 1891, grâce au développement
du procédé d’Acheson, le SiC a été commercialisé pour des applications dans l’industrie des
abrasifs [29]. Les propriétés électroluminescentes sont remarquées au 1907 par Round, ce qui
en fait un des premiers semiconducteurs connus.
En 1955, Lely développa une méthode de croissance permettant de produire les
premiers cristaux de bonne pureté mais de taille réduite. En 1978, Tairov et Tsvetkov ont mis
au point la "méthode du germe" ou la méthode de Lely modifiée [30]. Cette méthode est
actuellement la technique de croissance la mieux adaptée pour obtenir des substrats de SiC de
bonne qualité et de taille plus importante. Le procédé consiste à placer un germe
monocristallin du polytype désiré et de la poudre de SiC, qui sert de source, aux deux
extrémités d’une enceinte le long de laquelle est crée un gradient de température (Figure I.5).
Sous faible pression d’argon et à une température d’environ 2200°C, la poudre de SiC se
sublime en produisant des vapeurs composés de molécules de Silicium et de carbone telles
que Si2C, SiC2, Si2 et Si. Les espèces dégagées se condensent et s’épitaxient sur le germe plus
froid. C’est le gradient de température entre la poudre et le germe qui est à l’origine du
transport des espèces.
∆ T
Germe monocristallin
Creuset (graphite)
Poudre de SiC
Figure I. 5 : Méthode de Lely modifiée : Représentation schématique d’un creuset de
croissance de SiC massif.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
18
Cette technique a permis de contrôler le polytype, d’augmenter l’épaisseur des lingots
et d’accroître le diamètre des cristaux. Actuellement, La société CREE, leader mondial dans
le domaine de l’élaboration du SiC massif, commercialise des substrats de 75 mm de
diamètre. La France est présente dans ce domaine grâce au travail de l’INPG et du LETI [31,
32, 33, 34].
Actuellement, les polytypes des substrats disponibles sont 4H et 6H. Pour l’instant, on ne peut
pas disposer de substrat de SiC-3C de bonne qualité et de taille suffisante.
La qualité du cristal dépend de la qualité de la surface du germe. Par ailleurs, le choix
du germe permet le contrôle du polytype du cristal alors que les conditions de croissance
(température et pression) permettront d’obtenir un cristal formé d’un seul polytype. Enfin, la
qualité du cristal dépend aussi de la pureté de la poudre source : les analyses SIMS ont montré
la présence de nombreuses impuretés dans les poudres de SiC (Al, V, Ti, B, Fe, …).
Les cristaux présentent aussi des défauts structuraux : outre une densité de dislocations assez
élevée (103-105 cm-2), il existe dans tous les lingots des défauts appelés micropipes. Il s’agit
de tubes creux, de section hexagonale, se propageant le long de l’axe de croissance du cristal.
Le diamètre de ces micropipes est compris entre 0,1 et 30 µm pour une densité allant de
moins de 10 pour les meilleurs substrats à quelques centaines par cm2.
IV.2. Epitaxie du SiC
Plusieurs techniques ont été développées pour l’épitaxie de SiC, parmi lesquelles,
l’épitaxie en phase liquide (LPE), l’épitaxie par jet moléculaires (MBE) ou la croissance par
sublimation (méthode sandwich). L’épitaxie en phase vapeur (CVD : Chemical Vapor
Deposition) est la méthode la plus utilisée et qui a le plus progressé ces dernières années. La
technique de dépôt CVD consiste à décomposer des gaz dans une enceinte, à haute
température comprise entre 1300 et 1600°C, et à faire réagir les constituants décomposés avec
la surface d’un substrat. Le mélange le plus utilisé pour déposer du SiC est SiH4 + C3H8, dilué
dans le gaz porteur H2. Le silane et le propane sont des gaz réactifs qui contribuent,
respectivement, à l’apport de silicium et de carbone. Le dépôt CVD permet de contrôler le
dopage de type n et p dans une gamme très large. En effet, un dopage in-situ peut être obtenu
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
19
par introduction d’azote pour le type n ou d’aluminium sous forme de trimethylaluminium
(TMA) pour le type p.
Les premiers substrats élaborés par la méthode de Lely étaient du SiC-6H orientés
(0001). Les premières homoépitaxies de SiC-6H ont été effectuées à 1800°C, au dessous de
cette température, la croissance conduit à la formation de SiC-3C. En 1987, Kuroda et al. [35]
ont développé une nouvelle technique appelée «croissance par avancée de marche». Cette
dernière permet des croissances de SiC-6H et SiC-4H à des températures de 1400°C-1500°C
en utilisant des substrats désorientés. La désorientation est de 3.5° pour le 6H et de 8° pour le
4H. La désorientation du substrat, face (0001) suivant l’axe (11-20), impose la présence de
marches à la surface du cristal et la croissance s’effectue par avancée de marches. Le
mécanisme d’incorporation des atomes de silicium ou de carbone sur les bords de marches
permet de reproduire la séquence du polytype du substrat (figure I.6). La croissance par
avancée de marche s’est donc révélée indispensable pour pouvoir conserver le polytype du
substrat [36].
3C
a)
b)
Figure I. 6 : Modèle schématique de la croissance. a) Substrat non désorienté : un îlot de 3C
se forme ; b) Substrat désorienté : le polytype 6H du substrat est bien reproduit. D’après
Matsunami [36].
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
20
Les vitesses de croissance pour la technique de dépôt CVD sont comprises entre 1 et
30 µm/h [37]. Celle-ci augmente avec la température. En effectuant le dépôt à plus haute
température entre 1650°C et 1850°C, la vitesse de déposition peut atteindre 100µm/h [38]. Par
Cette méthode, appelée HTCVD (High Temperature Chemical Vapor Deposition), il est
possible d’obtenir des couches très épaisses et de très bonne qualité, et même de réaliser des
substrats.
V. LES DEFAUTS STRUCTURAUX DANS SIC
Les progrès réalisés par les techniques de sublimation ont permis l’élaboration de
grands lingots de SiC de bonne qualité et ont rendu possible la commercialisation de substrats
jusqu’à 75 mm de diamètre. De plus, la société CREE a démontré son avance technologique
en sortant les premiers substrats de 100 mm de diamètre. Cependant, la commercialisation des
composants SiC est malgré tout encore à ses débuts. La principale limitation porte sur la
qualité du matériau SiC dont la densité de défauts reste encore élevée. Le développement de
filières SiC passera donc par l’amélioration de la qualité des substrats et des couches
épitaxiales. L’effort porte maintenant sur la diminution de la densités des défauts structuraux
tels que les dislocations et les micropipes. Ceci nécessite une caractérisation fine permettant
d’analyser localement les défauts et de comprendre, par la suite, le processus de leurs
formation.
Ce paragraphe décrit les principaux défauts structuraux du SiC qui ont été étudiés et
cartographiés par des méthodes de caractérisation non destructives.
V.1. Les micropipes Les macro-défauts appelés «micropipes» sont des défauts hexagonaux qui
correspondent à des microtubes vides traversant le lingot de SiC [39, 40]. Divers techniques
de caractérisation ont été utilisées pour étudier les micropipes : les localiser, comprendre
l’origine de leur formation afin de réduire leur densité et enfin, de mettre en évidence leurs
effets sur les dispositifs.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
21
En 1992, Koga et al. [41] ont montré que la présence des micropipes dans des diodes
luminescentes bleues était à l’origine des courants de fuite. De leur côté, Neudeck et Powell
[42] ont montré que la présence des micropipes dans la zone active des diodes p/n a pour effet
de diminuer leurs performances.
Plusieurs modèles de formation des micropipes sont basés sur la théorie de Frank qui
décrit le micropipe comme une dislocation vis ayant un large vecteur de Burgers [43,44]. La
figure I.7 montre une image AFM (Atomic Force Microscope) d’une surface 6H-SiC
contenant un micropipe où la croissance spirale est visible. Cette dernière se caractérise par
une marche très importante, neuf fois celle du 6H-SiC, due au large vecteur de Burgers du
micropipe. Les causes qui mènent à la formation des micropipes sont nombreuses et ont été
discutées dans les références [45,46].
En optimisant les conditions de croissance, la densité des micropipes a été réduite.
Récemment, Kamata et al. [47,48] ont montré que durant la croissance de couches
homoépitaxiales par CVD, des micropipes se dissociaient en plusieurs dislocations vis et la
probabilité de dissociation augmente de 1% à 98% lorsque le rapport C/Si diminue de 0,9 à
0,6. Ces dernières années, la densité des micropipes a considérablement baissé [12,49]. A
l’heure actuelle, les meilleurs résultats connus sont ceux annoncés par la société CREE qui
produit des substrats 4H-SiC de 50 mm de diamètre, avec une densité de micropipes
n’excédant pas 5 cm-2. Des résultats, meilleurs encore, ont été démontrés en développement
par CREE sur des substrats de 75 mm de diamètre. Tout récemment, une équipe composée de
chercheurs de TOYOTA et DENSO, au Japon, a publié [50] des résultats spectaculaires grâce
à un procédé de croissance original. Celui-ci consiste à réaliser une croissance sur la face (11-
20) pour éliminer les micropipes, puis à partir de se lingot de préparer un nouveau germe sur
la face (1-100) pour éliminer lors de la croissance les dislocations dans le plan de base. En
itérant ce procédé de croissances sur les faces a des substrats de 50 mm de diamètre quasi
parfaits ont été obtenus : 0 micropipes et une etch pit density de 100 cm-2
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
22
Figure I. 7 : Image AFM d’une région contenant un micropipe. D’après Ohtani [44].
Plusieurs techniques de cartographies ont été utilisées pour localiser et dénombrer les
micropipes dans le SiC. Les imageries de topographie de rayon X et de biréfringence
permettent de localiser des défauts structuraux [51].
La figure I.8.a) présente une topographie aux rayons X d’une zone défectueuse dans une lame
4H. Cette technique de diffraction est sensible aux déformations cristallines et permet de
caractériser les défauts de structure des monocristaux. La figure I.8.b) est une image de
biréfringence. Cette dernière est sensible aux désorientations et contraintes et permet de
distinguer des défauts dans des zones très déformées.
Figure I. 8 : a) Topographie X en transmission. Les lettres S et M indiquent la présence des
sous-joints et de micropipes. Le rectangle indique la zone étudiée par biréfringence. b) Image
de biréfringence. DW et M désignent des parois de dislocations et des micropipes
respectivement. D’après Pernot [50].
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
23
Une autre technique de caractérisation utilisant le rayonnement X est appelée SWBXT
(Synchroton White Beam X-ray Topographie). Grâce à sa sensibilité très élevée au contrainte
et sa haute résolution spatiale, la SWBXT est très performante et utile pour étudier les défauts
structuraux dans les substrats et les couches épitaxiales SiC [52, 53, 54]. La figure I.9.a)
présente une images SWBXT en réflexion d’un substrat 6H-SiC. Les grands spots brillants
correspondent à des micropipes tandis que les petits représentent des dislocations. La figure
I.9.b) est une image SWBXT en transmission de la même région.
a) b)
Figure I. 9 : a) image SWBXT en réflexions d’une région d’un substrat contenant des
micropipes et des dislocations. b) image en transmission de la même région. D’après Dudley
[53].
MacMillan et al. [55] ont utilisé la cathodoluminescence à basse température (10K)
pour étudier les micropipes et aussi pour la détection d’inclusions de polytype 3C. La figure
I.10 présente des images de cathodoluminescence de micropipes dans un substrat 6H-SiC
gravé quelques minutes par la potasse (KOH) fondue. On observe une augmentation du signal
de luminescence au niveau des micropipes due probablement à leur géométrie : la surface
d’émission de luminescence est plus grande au niveau des micropipes. Sur la figure I.10.b),
on remarque la présence des marches de différentes tailles, entre les facettes, indiquées par la
flèche. Cela peut être une indication de la présence des dislocations qui pourront être à
l’origine de la formation des micropipes.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
24
Figure I. 10 : Images de cathodoluminescence de micropipes dans un substrat 6H-SiC.
D’après MacMillan [55].
La spectroscopie micro-Raman est une méthode sensible, notamment, aux contraintes
et au dopage, elle permet de déterminer les déformations autour de défauts ainsi que les effets
de ségrégation des dopants. La figure I.11.a) montre la raie du mode LO à 964,5 cm-1 au
voisinage et loin d’un micropipe alors que la figure I.11.b) présente une cartographie du
déplacement de ce mode au voisinage du micropipe. Le déplacement de la raie vers les basses
fréquences autour du défaut est du à la diminution du dopage résiduel [50,56].
Figure I. 11 : a) La raie associée au phonon LO près (ligne continue) et loin d’un micropipe (ligne discontinue). b) Cartographie du déplacement de cette raie autour d’un micropipe.
D’après Pernot[50].
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
25
V.2. Les dislocations
Dans le paragraphe précèdent, on a vu que la densité des micropipes a été
considérablement réduite ces dernières années. Cependant, la commercialisation des
dispositifs SiC reste limitée par la présence des défauts structuraux autres que les micropipes.
En particulier, les dislocations vis qui sont présentes en densité très importante dans le
matériau SiC (entre 103 et 105 par cm-2).
La formation des dislocations dans les cristaux SiC a été étudiée par plusieurs auteurs
[57,58,59]. D’après Dudley et al., la nucléation des dislocations vis peut se produire à partir
des inclusions telles que les particules de graphite ou les gouttes de silicium qui s’incorporent
dans le matériau SiC pendant la croissance. Sanchez et al. ont montré une corrélation entre la
vitesse de croissance, la formation de fautes d’empilement et la densité de dislocations. Cette
dernière diminue lorsque la vitesse de croissance diminue.
Il est donc nécessaire d’optimiser les conditions de croissance afin d’améliorer la qualité
cristalline du matériau et de réduire le nombre de dislocations.
Les effets des dislocations sur les performances des diodes 4H-SiC ont été étudiés par
Neudeck [60], Wahab [61, 62] et Janzén [63]. La corrélation entre la diminution de la tension
de claquage et l’augmentation de la densité des dislocations a été démontrée. Neudeck et al.
ont utilisé la SWBXT afin de localiser les dislocations présentes dans la zone active des
diodes (figure I.12). Grâce à la haute résolution spatiale de cette technique, ils ont pu les
localiser et les dénombrer et ont montré que la présence d’une seule peut limiter la
performance des dispositifs.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
26
Figure I. 12 : Image SWBXT en réflexion de deux diodes réalisées sur une épitaxie 4H-SiC a)
diode A ne contient aucune dislocation. b) diode B contient une seule dislocation. D’après
Neudeck [56].
D’autres techniques de caractérisation permettent de mettre en évidence la présence
des dislocations dans le SiC. Les imageries de topographie de rayon X et de biréfringence ont
permis de détecter la présence de lignes de dislocations (figure I.8). Ces deux techniques sont
très sensibles à la présence des dislocations à travers les déformations structurales qu’elles
engendrent. Des images EBIC (Electron Beam Induced Current) ont permis d’établir la
corrélation entre les centres de recombinaisons et les dislocations vis (figure I.13). L’étude
d’une diode Schottky 6H-SiC a montré que pour toute dislocation vis, identifiée par SWBXT,
correspondait un spot sombre indiquant un centre recombinant non radiatif sur l’image EBIC
[64].
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
27
a) b)
Figure I. 13 : a) Image SWBXT d’une région d’une diode. Les spots brillants correspondent à
des dislocations vis élémentaires. b) Image EBIC de la même région. Les spots sombres
indiquent une diminution de courant collecté due à la présence des dislocations vis. D’après
Schnabel [63].
V.3. Les défauts triangulaires
Il existe au moins deux types de défauts conduisant à des structures de forme
triangulaires, des inclusions de polytype 3C et des fautes d’empilement dans le plan de base.
Les fautes d’empilement sont des défauts structuraux récemment étudiés. Ces défauts
ont été observés et étudiés par différentes techniques de caractérisations telles que, l’imagerie
de cathodoluminescence, la topographie de rayon X, l’électroluminescence et la
photoluminescence résolue en temps (imagerie de durée de vie).
Bergman et al. [65,66] ont détecté, en cathodoluminescence (figure I.14 a), des zones
d’émission réduite et de forme triangulaire, avec des durées de vie des porteurs minoritaires
diminuées de moitié. Ces défauts apparaissent sur des diodes p/n après un vieillissement
électrique à 100 mA.cm-2. Ils se comportent comme des centres recombinants et se propagent
sur toute l’épaisseur de la couche épitaxiée. Ces zones ont été interprétées comme étant des
fautes d’empilement dans le plan de base (0001). Ces fautes d’empilements ont été également
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
28
observées et étudiées par la SWBXT. La figure I.14.b) montre une image SWBXT de la
même diode étudiée par la cathodoluminescence.
A densité de courant fixe, Bergman et al. ont observé une dérive de tension d’environ 50 à
100 mV pour des diodes dans lesquelles des défauts triangulaires sont apparus durant la
contrainte électrique. Cette dérive a été attribuée à la diminution de la durée de vie des
porteurs au niveau des triangles [65].
a) b)
Figure I. 14 : a) Image cathodoluminescence d’une diode p/n contenant des fautes
d’empilement. B) Image SWBXT de la même diode. Les triangles sombres sont interprétés
comme étant des fautes d’empilement. Les spots brillants sont des dislocations vis. D’après
Bergman et al. [64].
Des images TEM à haute résolution (HRTEM) ont permis de déterminer la nature
cristallographique des fautes d’empilement. La figure I.15 montre deux images HRTEM de
deux régions présentant une faute d’empilement chacune, dans deux diodes 4H-SiC et 6H-
SiC. Sur la figure I.15.a) est représentée la séquence d’empilement des bi-couches Si-C dans
la plan (11-20) (paragraphe II). Chaque bicouche s’empile selon trois positions distinctes
nommées A, B et C, avec un déplacement vers la gauche de la figure. Dans la séquence
inverse, avec un déplacement vers la droite de la figure, les positions sont notées A’, B’ et C’.
Pour le polytype 4H parfait, sans faute d’empilement, la séquence d’empilement est notée
… ABA’C’ABA’C’ABA’C’…. Avec une faute d’empilement due à un glissement d’un plan
cristallin, représenté par une flèche sur la figure, la notation devient …
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
29
ABA’C’ABCB’CAC’B’… Dans la notation de Zhdanov, cette faute d’empilement de type
faute de Shockley, est notée (3,1) au lieu de (2,2) pour le polytype 4H parfait.
Sur la figure I.15.b), la séquence d’empilement pour le polytype 6H parfait est notée
…ABCB’A’C’ABCB’A’C’…((3,3) selon la notation de Zhdanov). Contenant une faute
d’empilement, la séquence d’empilement devient …ABCAC’B’CABA’C’B’…((4,2) selon la
notation de Zhdanov).
a) b)
Figure I. 15 : Images TEM à haute résolution de deux régions contenant une seule faute
d’empilement a) dans une diode 4H-SiC. b) dans une diode 6H-SiC. D’après Liu [67].
Le deuxième type de défaut conduisant à la formation des défauts triangles sont les
inclusions de polytype 3C. Elles sont assez fréquentes dans les couches épitaxiales 4H et 6H
[68,69,70]. Vue de dessus, elles prennent la forme de triangles nettement visibles au
microscope Normaski, en mesures de cathodoluminescence, ou encore par imagerie EBIC.
Ces défauts se présentent soit sous la forme d’inclusions volumiques (figure I.16.a), soit sous
la forme de lamelles (figure I.16.b). Dans le premier cas, l’inclusion débouche totalement en
surface et apparaît comme un triangle vue de dessus. Dans le second cas, seule une fine
lamelle a pu croître et elle est recouverte en partie par une couche de 4H. En surface, ce type
d’inclusion apparaît comme une bande de quelques dizaines de nm à plusieurs centaines de
nm de large selon l’épaisseur de la couche épitaxiée.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
30
Figure I. 16 : Structure des inclusions 3C dans les couches épitaxiales de type 4H, a)
inclusion volumique b) lamelle. D’après Konstantinov [69].
Les inclusions cubiques se forment pendant la croissance de la couche à partir des
défauts existant dans le substrat, tels que les micropipes ou défauts de surface, ou à partir des
défauts qui apparaissent pendant la croissance de la couche épitaxiale [68,71]. De tels défauts
peuvent arrêter l’avancée des marches et contribuer à former de larges terrasses (face (0001))
sur lesquelles il y aura nucléation et croissance 3D. Ce phénomène aboutit à la formation de
3C. Pour empêcher ce phénomène, il faut augmenter la température de dépôt, ce qui a pour
effet d’augmenter le libre parcours moyen (LPM) des atomes qui diffuseront suffisamment
pour s’incorporer sur les marches. Le LPM est également sensible à l’encombrement en
espèces réactives à la surface du substrat. Une augmentation de la vitesse de croissance, c-à-d
un débit de silane important, et du rapport C/Si contribuent à diminuer le LPM des atomes en
surface. Au delà d’un certain seuil, ceci conduit à la formation de 3C. Plus la température est
faible, plus ce seuil est bas.
Comme pour les défauts de polissage (rayures), l’oxydation humide permet de mettre
en évidence les variations des polytypes [67,72]. Le 6H-SiC, par exemple, s’oxyde plus vite
que le 3C-SiC engendrant un oxyde plus épais après un certain temps. Cela produit une image
de couleur très résolue lorsqu’on observe au microscope optique avec un bleu clair pour les
zones hexagonales et du bleu foncé pour le cubique.
La cathodoluminescence a mis en évidence des zones cubiques dans une couche 4H-SiC [54].
Elle se caractérise par une modification de la longueur d’onde de la luminescence de bord de
bande située à environ 520 nm pour le 3C au lieu de 380 nm. Une image de la longueur
d’onde à 520 nm permet alors de localiser précisément le polytype cubique.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
31
L’imagerie EBIC a permis de détecter des inclusions cubiques. La figure I. présente une
image EBIC de défauts triangulaires dans une épitaxie 4H-SiC. Les triangles plus intenses,
avec un courant induit plus important, seraient dû à un gap localement plus faible associé à la
présence d’inclusions cubiques et les plus sombres correspondraient aussi au polytype
cubique mais décoré par des impuretés qui captures les porteurs minoritaires.
Figure I. 17 : Image EBIC de défauts triangulaires dans une épitaxie 4H-SiC. D’après
Doolitlle [73].
VI. CONCLUSION
Dans ce chapitre, nous avons présenté le matériau SiC et mis en relief ses propriétés
physiques et électroniques. Il apparaît notamment que le SiC est particulièrement adapté pour
des applications haute puissance et haute fréquence.
La mise en place d’une source commerciale de substrats SiC (CREE) et l’amélioration de la
qualité cristallographique de ce matériau ont permis de fabriquer des composants SiC
réellement fonctionnels. Cependant, La commercialisation de ces composants est malgré tout
encore à ses débuts. La principale limitation porte sur la qualité du matériau qui reste encore
insuffisamment maîtrisée et relativement mauvaise comparée aux autres semiconducteurs
exploités industriellement tels que le silicium et l’arséniure de gallium. En effet, les densités
de défauts cristallins (dislocations, micropipes, joints de grains, etc.) sont encore très élevées.
Le développement de filière SiC passera donc par l’amélioration de la qualité des substrats et
des couches épitaxiales. L’effort porte maintenant sur la diminution des densités de défauts
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
32
structuraux et sur la maîtrise du dopage et le contrôle de son homogénéité. C’est dans ce cadre
que s’inscrit ce travail de thèse : caractériser les cristaux de SiC par imagerie de
photoluminescence, technique très puissante et non destructive, afin d’analyser les défauts
présents dans le matériau et de détecter les non uniformités spatiales des propriétés électriques
tels le dopage et la durée de vie des porteurs.
CHAPITRE I : Présentation du SiC et imagerie de défauts structuraux
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39
[73] DOOLITTLE W. A., ROHATGI A., AHRENKIEL R., LEVI D. et al. –
Understanding the role of defects in limiting the minority carrier lifetime in SiC – Power Semiconductor Materials and Devices Symposium – Mater. Res. Soc., Warrendale, PA, USA, 1997, vol. 483, p. 197-202.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
40
Chapitre II :
Techniques de caractérisation
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
41
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
42
I. INTRODUCTION
Ce chapitre présente les deux techniques de caractérisation utilisées dans ce travail de
thèse : la photoluminescence et la spectroscopie Raman. Ces deux techniques se sont révélées
majeures dans l’étude des épitaxies SiC. Nous allons, dans une première partie, décrire leurs
principes théoriques et mettre en évidence leurs potentialités et leurs limites.
Le terme de photoluminescence désigne l’effet de l’émission de photons par un corps après
une excitation initiale sous la forme d’un faisceau de photons. L’intensité du signal de
photoluminescence (PL) dépend directement des propriétés électriques (durée de vie des
porteurs, dopage,…) et de la présence des défauts dans le matériau. Grâce à l’imagerie de
l’intensité de PL, on peut donc détecter les non uniformités spatiales de ces propriétés.
Dans la deuxième partie de ce chapitre, nous présenterons le système d’imagerie de PL
intégrée et résolue en longueur d’onde. Dans le but de préciser les conditions expérimentales
dans lesquelles nos mesures ont été effectuées, nous décrirons rapidement le principe de
fonctionnement, les différents composants et les performances du système de mesure.
II. SPECTROSCOPIE RAMAN
La spectroscopie Raman est un outil de caractérisation utile pour analyser les systèmes
cristallins. C’est une technique très puissante pour caractériser le SiC car elle est non
destructive et ne nécessite aucune préparation des échantillons.
Le principe de la spectroscopie Raman consiste à soumettre un échantillon à une excitation,
en pratique grâce à un laser Argon émettant à 514.5 nm. Une analyse du signal rétrodiffusé
permet de remonter aux propriétés structurales du matériau.
La spectroscopie Raman s’avère utile pour différents usages:
- identification des polytypes ;
- détermination de la concentration de porteurs et leur mobilité ;
- présence de contraintes ;
- étude de défauts structuraux.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
43
II.1. Courbes de dispersion des phonons
Pour un polytype nH, où n est le nombre de bicouches dans la cellule unitaire, le fait
d’augmenter le nombre de bicouches de 1 à n suivant l’axe de l’empilement hexagonal
compact aura pour effet de diviser la largeur de la zone de Brillouin par n, dans la direction
correspondante du réseau réciproque. On aura donc un repliement des courbes de dispersion
des phonons le long de cette direction du réseau réciproque.
Considérons le polytype 3C qui contient 2 atomes par cellule unitaire. Pour passer à la
structure du 2H, par exemple, qui contient 4 atomes par cellule unitaire, on double le nombre
de bicouches suivant la direction [111] du réseau réel cubique correspondant à la direction
[0001] du réseau réel hexagonal. La période du réseau cristallin du 3C est doublée pour
passer au 2H et par conséquent, sa zone de Brillouin est divisée par deux.
De façon générale, pour passer des courbes de dispersion du polytype 3C à celles pour
les autres polytypes nH ou 3nR il suffit de diviser la zone de Brillouin du polytype 3C par n
[1]. Il en résulte des repliements de la zone de Brillouin, du polytype 3C, dans la direction du
réseau réciproque correspondant à la direction c du cristal, et donc l’apparition des nouveaux
modes au point Γ (q = 0) correspondant aux modes qui se trouvaient en bord de la zone de
Brillouin avant repliement.
Pour le polytype 2H, par exemple, la longueur de la cellule unité (C2H) est deux fois plus
grande que celle du 3C (C3C) dans la direction (111). On a alors H2C3 C
2C
π=
π , ce qui revient à
dire que la première zone de Brillouin du 3C est deux fois plus étendue que celle du 2H. Les
modes en bord de la zone de Brillouin pour le 3C sont donc des modes équivalents à des
modes en q = 0 pour le polytype 2H, qui pourront alors, selon leur symétrie, être actifs en
Raman.
Les axes de repliement de la zone de Brillouin étendue (celle du 3C) est communément
repérés par le vecteur d’onde réduit noté x et définit par C3q
qx = avec C3
C3 Cq π
= .
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
44
Pour le polytype 2H par exemple, pour H2C
q π= on a
21
CC
C
CxH2
C3
C3
H2 ==π
π
= . La première zone
de Brillouin du 2H sera donc repliée autour de l’axe 21x = .
La figure II-1 illustre les repliements des modes (transverses et longitudinaux,
acoustiques et optiques) de la zone de Brillouin étendue (celle du 3C) à la zone de Brillouin
réelle, pour le 2H et le 6H.
Figure II. 1: Courbes de dispersion des phonons des polytypes 3C, 2H et 6H. Les courbes de
dispersions sont représentées dans la première zone de Brillouin (traits pleines) et dans la
première zone de Brillouin étendue (traits pointillés). D’après Nakashima [1].
II.2. Identification de polytypes
La signature Raman de chaque polytype est très claire et peut être obtenue très
rapidement et de façon non destructive. En effet, selon le nombre d’axes de repliement de la
zone de Brillouin, le nombre de pics et leurs positions sont différents d’un polytype à l’autre.
Les spectres Raman pour les polytypes 3C et 4H sont donnés sur la figure II-2.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
45
200 400 600 800 1000
Spectre du 3C
Inte
nsité
(u.a
.)
Décalage Raman (cm-1)200 400 600 800 1000
Spectre du 4H
Inte
nsité
(u.a
.)
Décalage Raman (cm -1 ) 200 400 600 800 1000
Spectre du 3C
Inte
nsité
(u.a
.)
Décalage Raman (cm-1)200 400 600 800 1000
Spectre du 4H
Inte
nsité
(u.a
.)
Décalage Raman (cm -1 )
Figure II. 2: Spectres Raman pour les polytypes 3C et 4H
Les fréquences Raman au point Γ (q = 0) ont été déterminées par spectroscopie Raman
et par absorption infrarouge. Sur le tableau II-1 sont répertoriées les fréquences Raman,
obtenues en retrodiffusion parallèlement à l’axe c, pour les principaux polytypes.
Fréquence (cm-1)
Polytype
x
TA
(Transverse
Acoustique)
TO
(Transverse
Optique)
LA
(Longitudinale
Acoustique)
LO
(Longitudinale
Optique)
3C 0 - 796 - 972
4H
0
2/4
4/4
-
196, 204
266
796
776
-
-
610
964
-
838
6H
0
2/6
4/6
6/6
-
145, 150
236, 241
266
797
789
767
-
-
504, 514
-
965
-
889
-
Tableau II. 1: Fréquences Raman pour les principaux polytypes [1].
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
46
II.3. Evaluation du dopage
Dans un semiconducteur polaire, l’excitation de porteurs libres interagit avec le mode
phonon longitudinal optique (LO), ce qui conduit à la formation du mode phonon LO couplé
au plasmon (LOPC). Le pic Raman de ce mode est sensible à la densité des porteurs libres
(n) : l’augmentation de n conduit à un élargissement du pic LOPC et à son déplacement vers
les hautes fréquences [1, 2, 3]. Cependant, cet effet n’est observable que pour des
concentrations en porteurs excédant 1017cm-3.
En exploitant la déformation du mode LOPC et en utilisant le modèle théorique décrit par
Nakashima [1] et Chafai [3], on peut donc remonter à la concentration de porteurs libres et à
leur mobilité. En effet l’allure du mode LOPC est décrite par l’expression suivante:
))(/1Im()()( ωεωω −= ASI (II.1)
où S est une constante, A(ω) est une fonction complexe dont l’expression est donnée dans les
références citées ci-dessus et ε(ω) est la fonction diélectrique qui contient les contributions
des phonons et des plasmons :
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛+
−Γ−−
−+= ∞ )(
1)(2
22
22
γωωω
ωωωωω
εωεii
P
T
TL (II.2)
où ωT et ωL sont les fréquences des modes TO et LO respectivement, Γ(γ) est l’amortissement
du phonon (plasmon), ωp est la fréquence de plasma et ε∞ est la constante diélectrique.
La fréquence de plasma ωp et l’amortissement du plasmon γ sont reliés à la densité des
porteurs libres n et à leur mobilité µ par les expressions suivantes :
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛=
∞*
22 4
men
P επω (II.3)
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛=
µγ *m
e (II.4)
où m* est la masse effective de l’électron.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
47
Il est important de noter également l’influence des porteurs libres sur l’asymétrie des
pics TA due à l’effet Fano [4]. Cet effet a été observé sur le SiC par Cowell [5]. Il n’apparaît
que pour des dopages supérieurs à 1018 cm-3. L’asymétrie des pics varie selon le polytype, la
densité des porteurs et le type de la conduction (p ou n). Le pic TA concerné se situe à 150
cm-1 pour le 6H et à 204 cm-1 pour le 4H. L’augmentation de n conduit à un élargissement du
pic, une asymétrie et un décalage vers les basses fréquences (Figure II.3).
SiC-4HSiC-4H
Figure II. 3 : Spectres Raman présentant la déformation de la raie TA (204 cm-1) par effet
Fano pour différentes densités de porteurs libres. D’après Nakashima [1].
II.4. Evaluation de la contrainte
La spectroscopie Raman permet de détecter et d’obtenir une information quantitative
sur la déformation et par conséquent les contraintes existantes dans le matériau. En effet,
Olego [6] a étudié l’effet de la déformation sur l’allure du spectre Raman, en particulier pour
le polytype 3C. Sous pression hydrostatique, les modes TO et LO sont systématiquement
décalés. Les déplacements en fréquence de ces deux modes sont les suivants :
( ) ( )0/37345.796 aaTO ∆−+=ω (II.5)
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
48
( ) ( )0/4532973 aaLO ∆−+=ω (II.6)
où a0 est le paramètre de maille.
II.5. Etude des défauts structuraux
Le spectre Raman étant sensible à la contrainte et à la quantité de porteurs libres, les
variations locales de ces grandeurs au voisinage d’un défaut structural pourront donc être
détectées.
D’autre part, les zones désorientées pourront également être observées du fait de la rupture
des règles de sélection (extinction d’une raie active ou au contraire apparition d’une raie
normalement interdite). Dans le cas d’un fort désordre cristallin, on pourra même observer
de large bandes correspondant aux courbes de dispersion des modes phonon, appelées
bandes activées par le désordre (DALA, DATA, DATO, DALO).
Nous allons ici nous intéresser plus particulièrement aux fautes d’empilement. La
spectroscopie Raman n’est pas sensible à une faute d’empilement unique de type
Schockley due à un glissement d’un plan cristallin. Par contre, si différentes fautes sont
répétées sur une épaisseur suffisante, plus de 100 nm, celles-ci seront observées. Ce type de
désordre structural, avec une distribution non uniforme de fautes d’empilement, à la
transition entre deux polytypes par exemple, a été observé.
En effet, les résultats de topographie de rayon X ont montré que les fautes d’empilement
sont souvent situées à la surface ou comprises entre deux régions de même ou différents
polytypes [7]. L’épaisseur de la région contenant les fautes d’empilement varie entre 0,1 et
100µm. La spectroscopie Raman permet aussi de localiser la région contenant un désordre
structural et de déterminer son épaisseur. La figure II.5 montre un exemple de mesure
Raman. La région contenant des défauts d’empilement est comprise entre les polytypes 6H
et 15R et son épaisseur a été évaluée à 20µm. Ces fautes sont constituées d’une alternance
aléatoire d’empilement de type (3,3) celui du 6H et (3,2)3 celui du 15R.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
49
Figure II. 4: Spectres Raman pour le mode TO pour le polytype 4H, contenant des
fautes d’empilement. D’après Nakashima [8].
Figure II. 5: Spectres Raman d’une région contenant un désordre structural. D’après
Nakashima [1]
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
50
III. LA PHOTOLUMINESCENCE
La photoluminescence est un outil très performant pour caractériser rapidement et de
façon non destructive les cristaux de carbure de silicium. La photoluminescence est le résultat
de l’interaction électron-photon dans le matériau. Le mécanisme de la photoluminescence
peut être décrit par trois processus :
- La création de porteurs excédentaires dans le semiconducteur par l’absorption de
la lumière excitatrice (génération de paires électron-trou) ;
- la recombinaison radiative des électrons et des trous en excès ;
- l’émission du signal de photoluminescence par la surface.
Toutefois, ces processus radiatifs sont en concurrence avec les processus de recombinaisons
non-radiatives qui limitent le flux de luminescence émise.
III.1. Recombinaisons radiatives
Nous pouvons distinguer deux types d’émission de photoluminescence :
- L’émission intrinsèque, proche de l’énergie de la bande interdite. Elle est associée
à la recombinaison des électrons de la bande de conduction avec des trou de la
bande de valence.
- L’émission extrinsèque, d’énergie inférieure au gap. Elle est associée à la présence
d’impuretés ou de défaut. Elle permet de préciser la nature d’impuretés présentes,
qu’elles soient introduites volontairement ou non lors de l’élaboration du matériau.
III.1.1. Emissions intrinséques
III.1.1.1. Recombinaison bande à bande
Dans les semiconducteurs à gap direct, il s’agit de recombinaisons entre les états
proches du minimum de la bande de conduction et du maximum de la bande de valence. Pour
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
51
les matériaux à gap indirect, les transitions optiques ne se produisent que si la règle de
conservation du moment est satisfaite. Ceci implique l’intervention d’un phonon lors de la
recombinaison et par conséquent un signal beaucoup plus faible que pour les transitions
directes (~ 10000 fois).
Dans le cas de carbure de silicium, à température ambiante, on observe un large pic de
photoluminescence correspondant aux recombinaisons bande à bande. Les énergies de ces
transitions sont de 2.94 eV pour le 6H et 3.18 eV pour le 4H.
III.1.1.2. Recombinaison par exciton libre
Dans les semiconducteurs, lorsque le photon est absorbé, l’attraction coulombienne
entre l’électron et le trou entraîne la formation d’un état excité dans lequel les deux particules
restent liées à la manière d’un atome d’hydrogène : cet état excité qui porte le nom d’exciton
(paire électron-trou non recombinés) a une énergie de formation inférieure au gap du
matériau. L’énergie libérée lors de la recombinaison des excitons libres (Free Excitons FE)
est égale à la valeur du gap excitonique :
hν = Egx = Eg – Ex
où Ex est l’énergie de liaison de l’exciton (Tableau II.2).
Propriétés 6H-SiC 4H-SiC Eg à 300K = Eg0 (eV) 3 [9, 10] 3,25 [11]
Eg(T) (eV) Eg0-3,3.10-4(T-300) [12] Eg0-3,5.10-4(T-300) [12]
Ex (meV) 78 [13] 20 [13]
Tableau II. 2: Paramètres de polytypes 6H-SiC et 4H-SiC.
Lors de la recombinaison des excitons, si l’exciton est localisé dans l’espace réel (délocalisé
dans l’espace réciproque) l’énergie est libérée uniquement sous forme de photons, : ce sont
les raies zéro-phonon.
Une partie de l’énergie peut être dissipée sous forme de phonon (sous forme de vibration du
réseau). Ces énergies sont généralement indiquées en indice sur les pics des spectres (en
meV) : Ce sont les répliques phonon. Par exemple, I77 est situé 77 meV en dessous du gap
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
52
excitonique Egx. La figure II.6 montre un exemple de spectre intrinsèque dans le cas du 4H-
SiC. Notons que la forte asymétrie des pics et leur largeur à mi-hauteur relativement
importante sont dues à la température de mesure qui est de 20 K pour le spectre de la figure
II.6. En effet, à cette température, l’augmentation de la probabilité d’occupation est visible
sur la partie haute énergie du pic qui varie selon kTEh G
e−
−ν
.
D’un point de vue pratique, l’existence de l’exciton libre est associée aux matériaux très purs.
Ceci nous permet d’avoir un critère de qualité du matériau étudié.
3,14 3,16 3,18 3,20 3,22 3,24 3,260,0
0,2
0,4
0,6
0,8
I107, 104 I96
I77
I46
Inte
nsité
de
PL
(u.a
.)
Energie (eV)
Figure II. 6 : Exemple de spectre intrinsèque, à 15 K, dans le cas du 4H-SiC.
III.1.2. Emissions extrinsèques
III.1.2.1. Recombinaison par exciton lié
Dans certaines circonstances l’énergie de liaison d’un exciton peut être augmentée par
la présence d’un défaut tel qu’une impureté neutre on ionisée. L’énergie est un critère
fondamental qui conditionne l’existence d’un tel complexe. Quant l’exciton est au voisinage
de l’impureté, il est énergiquement favorable que l’exciton reste au voisinage de cette
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
53
impureté ; il devient lié à l’impureté : on l’appelle exciton lié (Bound Exciton BE) ou
complexe exciton impureté. L’exciton lié peut renseigner sur la nature de l’impureté.
Les différentes transitions possibles sont notées :
- (D+X) ou (A-X) pour les liaisons avec un donneur ou accepteur ionisé.
- (D°X) ou (A°X) pour les liaisons avec un donneur ou accepteur neutre.
La stabilité de ces complexes dépend de la valeur du rapport des masses effectives de
l’électron et du trou : ∗
∗
=σh
e
mm
- Le complexe (D+X) est stable si σ << 1, ce qui est généralement le cas.
- Le complexe (A-X) est stable si σ >> 1. Cette recombinaison n’est donc
généralement pas observée.
- D°X ou A°X sont toujours stables.
Il est important de noter que les transitions directes pour les excitons liés sont observées dans
les semiconducteurs à gap indirect. En effet, le donneur ou l’accepteur est localisé dans
l’espace réel. Il peut alors en être de même pour l’exciton lié. Cette localisation dans l’espace
réel entraîne une délocalisation dans l’espace réciproque et par conséquent un recouvrement
possible des fonctions d’ondes de l’électron et du trou. Ainsi une transition directe sera
observée. Ceci sera encore plus vrai dans le cas d’une impureté isoélectronique fortement
localisée comme le Ti dans le SiC.
Recombinaisons d’excitons liés à des donneurs : Azote et phosphore
Dans le SiC, l’azote est un donneur et se substitue à un site carbone. Il se répartit sur
chaque site inéquivalent de la structure, ce qui donne naissance à plusieurs niveaux dans le
gap, pour la même impureté. On obtient donc deux niveaux pour le 4H (un cubique et un
hexagonal). On observera donc deux pics zéro phonon distincts sur les spectres de
photoluminescence : P0 et Q0. Dans le cas du 6 H, on obtient trois niveaux (deux cubiques et
un hexagonal). On observe donc trois pics zéro phonon : P0, R0 et S0. Ces pics sont appelés
NBE (Nitrogen Bonded Excitons).
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
54
Le phosphore se substitue à un site silicium. Devaty [14] a étudié des homoépitaxies
6H dopées au phosphore. Le spectre de photoluminescence à basse température (2K) est
caractérisé par trois raies nomées Pha, Phb et Phc attribuées à la recombinaison radiative des
excitons piégés sur les atomes de phosphore situés sur les trois sites possibles du 6H.
Le tableau II.3 donne l’énergie de liaison des excitons liés à l’azote et au phosphore.
Polytype 6H 4H
Site des dopants h k1 k2 h k
Nom du pic P0 R0 S0 P0 Q0 Azote EBX (meV) 16 31 33 7 20
Nom du pic Pha Phb Phc - - Phosphore EBX (meV) 13 14 16 - -
Tableau II. 3: Energie de liaison des excitons liés à l’azote et au phosphore.
Recombinaisons d’excitons liés à des accepteurs : Aluminium et bore
L’aluminium est un accepteur dans le SiC. Il se substitue à un site silicium. En
photoluminescence, la présence d’aluminium donne lieu à des raies fine issues de la
recombinaison d’excitons liés à l’aluminium neutre (4Al0).
Le bore induit deux niveaux dans le SiC, un niveau profond et un niveau peu profond.
Ce dernier se substitue à un site silicium. En photoluminescence, il donne lieu à un large pic
(4B0) et à quatre répliques phonon (4B50, 4B76, 4B96 et 4B106) pour le 4H [15]. Pour le 6H, le
pic relatif à la présence de bore est superposé au doublet R0 et S0 du complexe 4N.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
55
Polytype 6H 4H
Nom du pic 4Al0 4Al0 Aluminium
Ex (meV) [16] 26 15
Nom du pic 4B0 4B0 Bore
Ex (meV) [17] 0,4
Tableau II. 4: Energie de liaison des excitons liés à l’aluminium et le bore.
III.1.2.2. Recombinaisons donneur-accepteur (DAP)
Il s’agit de la recombinaison entre un électron piégé sur un atome donneur avec un
trou piégé sur un atome accepteur. Le photon associé a une énergie :
( )R
eEEEh ADgDA επν
4
2
+−−= (II.7)
où R est la distante entre les deux atomes ionisés. EA et ED sont respectivement l’énergie
d’ionisation de l’accepteur et du donneur. Si R est faible, sa variation discrète va entraîner
une variation discrète de l’énergie : on aura donc des raies discrètes. Dans le cas où les
quantités des dopants sont faibles, R est grand : les raies se confondent en un continuum dont
la limite inférieure est donnée par :
Emin = Eg – (ED + EA)
Dans le SiC, les recombinaisons liées aux DAP Al-N, B-N et Ga-N ont été fréquemment
observées [18]. La figure (II.5) présente des spectres de photoluminescence bord de bande sur
lesquels est indexée la plupart des raies constituant les bandes donneur-accepteur. Les raies B
et C correspondent à la recombinaison d’un électron lié à un atome d’azote en site hexagonal,
respectivement en site cubique, avec un trou lié à un atome d’aluminium.
Le tableau II.5 donne la position approximative des larges bandes d’émission dans le 6H et le
4H. L’intensité des bandes d’émission DAP est représentative de la compensation du
matériau puisqu’elle souligne la présence de deux impuretés de type opposé.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
56
Figure II. 7: Spectres de photoluminescence à basse température mettant en évidence des
larges bandes attribuées aux recombinaisons donneur-accepteur : Al-N, Ga-N et B-N.
D’après Ikeda [18].
Polytypes Type de DAP Maximum de la bande d’émission (nm)
Début de la bande d’émission (nm)
Al-N 464-468 443 B-N 590-620 527
6H
Ga-N 484-492 459 Al-N 413-427 400 B-N 527-551 477
4H
Ga-N 427-443 413
Tableau II. 5: Position de la bande d’émission des DAP Al-N, B-N et Ga-N dans le cas du 6H
et 4H (à 4K).
III.1.2.3. Recombinaisons dues aux métaux de transitions :
Les métaux de transitions les plus fréquents dans le SiC sont le titane et le vanadium.
Ces espèces sont des niveaux profonds dans la bande interdite qui agissent comme des piéges
à électrons et provoquent des recombinaisons radiatives inférieures à celles mesurées pour les
transitions bande à bande ou donneur-accepteur. Le spectre de photoluminescence du titane
présente trois pics zéro phonon (A0, B0 et C0) pour le 6H et deux pics (A0 et B0) pour le 4H
[19]. On observe également une large bande centrée sur 2,45 eV.
Dans le cas du vanadium, des études par photoluminescence et par absorption infrarouge
révèlent un spectre caractéristique du vanadium. Il s’agit d’une émission infrarouge
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
57
correspondant à des transitions internes de l’ion V4+(3d). Pour le 6H, elles sont notées α, β et
γ. Dans le cas de 4H, seules deux raies sont observées (tableau II.6).
Polytypes 6H 4H
Nom du pic A0 B0 C0 A0 BO Titane
[19] Energie (eV) 2,864 2,823 2,788 2,851 2,79
Nom du pic α β γ α β Vanadium
[20] Energie (eV) 0,947 O,917 0,894 0,969 0,929
Tableau II. 6: Energies des pics de luminescence caractéristiques du titane et du vanadium.
III.2. Recombinaisons non radiatives
Les recombinaisons radiatives et non radiatives sont des processus en compétition.
Les mécanismes de recombinaisons non radiatives les plus courants sont :
- la recombinaison par émission multiphonons sur les défauts cristallins ;
- les recombinaisons de surface provoquées par la discontinuité des liaisons
atomiques et l’adsorption d’atomes étrangers ;
- la recombinaison Auger. Contrairement aux autres processus de recombinaison,
l’effet Auger implique trois particules : l’énergie libérée lors de la recombinaison
d’un électron et d’un trou est transmise à un autre porteur de charge électrique.
IV. SYSTEME D’IMAGERIE DE PHOTOLUMINESCENCE Nous allons décrire le système d’imagerie de photoluminescence à température
ambiante utilisé dans ce travail. La description détaillée figure dans le mémoire de thèse de L.
Masarotto [21]. Nous rappelons brièvement les différentes parties du système dans les
paragraphes qui suivent.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
58
IV.1. Principe de fonctionnement
IV.1.1. Déroulement général de la mesure du signal de PL
La figure II.6 présente un schéma du dispositif expérimental que nous utilisons. Le
principe consiste à focaliser un faisceau laser à travers un objectif de microscope sur
l’échantillon fixé sur des tables de déplacement par un vide technique. L’objectif du
microscope permet de diminuer la taille du faisceau excitateur et d’obtenir une résolution
spatiale élevée. La photoluminescence émise par l’échantillon excité est collectée par le
même objectif et guidée par une lame dichroïque et un miroir semi-transparent puis focalisée
à l’entrée d’un monochromateur. Le faisceau diffracté par le réseau du monochromateur est
détecté et converti en signal électrique par un photodétecteur adapté à la gamme de longueur
d’onde étudiée. L’électronique pilotée par un micro-ordinateur permet de filtrer, d’amplifier
et de numériser le signal électronique. La cartographie est obtenue grâce à des tables
micrométriques, positionnées suivant deux axes orthogonaux, qui déplacent l’échantillon par
rapport au faisceau laser. Un logiciel pilote le monochromateur, les tables micrométriques et
enregistre les données pour chaque position et chaque longueur d’onde.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
59
Figure II. 8: Système d’imagerie de photoluminescence.
Grâce à ce système de mesure, nous pouvons effectuer deux sortes d’imageries du signal de
PL :
- La cartographie de l’intensité de PL intégrée en longueur d’onde.
- La cartographie du signal de PL résolue en longueur d’onde.
IV.1.2. Cartographie de l’intensité de PL intégrée en longueur d’onde Pour les mesures de photoluminescence intégrée en longueur d’onde, on sélectionne le
miroir de la tourelle dans le monochromateur afin que le faisceau de photoluminescence soit
Lame séparatriceUV
Miroir
Miroirinterchangeable
Filtre Passe-bas400 nm
Ar laser 244 nm He-Ne laser
LameDichroïque (244 nm)modulation
Photodétecteur Si
Photodétecteur InGaAs
PMT
Monochromateurà réseau
M Moteurpas à pas
Z stage
IEEE BUS
Unité Centrale Imprimante
Ecran
Clavier
AmplicationContrôle du gain de sortie
Détectionsynchrone
N
AMicro-
processeurSwitch
ChoppingRAMROM
Objectif
Echantillon
Dewar
X Y Y’ T
MMM
Lame séparatriceUV
Miroir
Miroirinterchangeable
Filtre Passe-bas400 nm
Ar laser 244 nm He-Ne laser
LameDichroïque (244 nm)modulation
Photodétecteur Si
Photodétecteur InGaAs
PMT
Monochromateurà réseau
M Moteurpas à pas
Z stage
IEEE BUS
Unité Centrale Imprimante
Ecran
Clavier
AmplicationContrôle du gain de sortie
Détectionsynchrone
N
A
N
AMicro-
processeurSwitch
ChoppingRAMROM
Objectif
Echantillon
Dewar
X Y Y’ T
MMM
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
60
réfléchi et non pas réfracté. Les mesures cartographiques de l’intensité de PL sont réalisées
grâce à un balayage de la surface de l’échantillon dans le plan x-y. les cartographies obtenues
donnent l’intensité de PL en fonction de la position selon x et y. Ces images révèlent
directement la présence des défauts dans les matériaux et permettent de localiser précisément
leur position et d’évaluer leur densité.
IV.1.2. Cartographie du signal de PL résolue en longueur d’onde L’imagerie de photoluminescence spectrale permet d’obtenir les spectres complets de
l’émission de la photoluminescence sur chaque point mesuré de la surface de l’échantillon.
De même que dans le cas des mesures de la photoluminescence intégrée en longueur d’onde,
les mesures cartographiques de la photoluminescence spectrales sont réalisées par un
balayage successif de la surface de l’échantillon dans le plan x-y. Chaque cartographie de
l’intensité de PL est effectuée à différentes longueurs d’ondes du spectre désiré. A la fin de la
mesure, le logiciel reconstruit le spectre pour chaque point de la surface balayée et permet
d’extraire et de tracer la distribution des principaux paramètres spectraux : l’intensité de PL
au maximum du spectre, la longueur d’onde du maximum, la largeur à mi-hauteur (FWHM)
et la longueur d’onde à mi-hauteur de coté basse énergie (HWP). L’imagerie de
photoluminescence résolue en longueur d’onde permet, en particulier, de mettre en évidence
un mélange de polytypes.
IV.2. Brève description des différents modules de l’équipement
IV.2.1. Optique
Le chemin optique, de l’excitation à la récupération du signal de photoluminescence
par le photodétecteur, peut être divisé en quatre parties fonctionnelles que nous allons
rapidement décrire :
- l’excitation ;
- la collection de la photoluminescence ;
- l’analyse spectrale ;
- la détection et la conversion en signal électrique.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
61
IV.2.1.1. Excitation
La figure II.8 présente le schéma de la partie excitatrice du système de
photoluminescence.
Figure II. 9: partie excitation du système de mesure
Cette partie permet de focaliser le faisceau d’excitation sue l’échantillon, elle comprend les
éléments suivant :
- une source d’excitation ; nous disposons de deux sources lasers : un laser Ar
doublé à cristal non linéaire émettant à 244 nm et jusqu’à une puissance nominale
de 200 mW et un laser He-Ne avec une puissance de 10mW.
- un filtre interférentiel ou passe-bas pour chaque raie de laser qui élimine les
émissions parasites du laser.
- une lame dichroïque pour chaque raie de laser qui optimise simultanément la
réflexion de la raie excitatrice et la transmission du signal de photoluminescence.
- un objectif de focalisation. Pour une excitation dans l’UV, nous utilisons un
objectif à miroirs achromatique afin d’éviter tout phénomène parasite de
fluorescence mais surtout parce que l’optique traditionnelle n’est plus
fonctionnelle dans l’UV profond comme c’est le cas avec le laser Ar doublé.
Le tableau II.7 donne les pertes de puissance au niveau de chaque composant optique présent
sur la trajet optique dans le cas de l’excitation à 244 nm.
alaser
Lame séparatrice
Filtre passe -bas
Laser
Lame dichroïque
dp
objectif L 1
f1
Chopper
alaser
Lame séparatrice
Filtre passe -bas
Laser
Lame dichroïque
dp
objectif L 1
f1
Chopper
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
62
Partie du chemin optique Objectif ×52 Objectif 0.56
Chopper 0.5
Filtre passe-bas 0.3
Lame dichroïque 0.98
Total 0.082
Tableau II. 7: Perte d’intensité du laser Ar doublé dans chacun des modules du chemin
optique de l’excitation.
Le coefficient de transmission total de l’excitation est de 8.2 % pour l’objectif à miroirs
achromatique de grossissement × 52. On peut donc connaître la puissance du laser à la
surface de l’échantillon en mesurant la puissance à la sortie du laser.
IV.2.1.2. Collection de la photoluminescence
Le flux de photoluminescence est partiellement récupéré par le même objectif qui a
servi à focaliser le laser. La figure II.9 montre le schéma de la partie de collection de la
photoluminescence. Cette partie est composée de :
- l’objectif L1 qui collecte le flux de photoluminescence et le transforme en faisceau
parallèle. Son ouverture numérique doit être la plus grande possible pour
augmenter l’efficacité de la collection ;
- la lame dichroïque qui transmet 90% du signal de photoluminescence et qui coupe
une grande partie de la réflexion du laser sur l’échantillon ;
- un filtre passe-haut pour éliminer la totalité de la réflexion et de la diffusion du
laser sur l’échantillon ;
- un miroir qui permet de diriger le faisceau de photoluminescence vers le
monochromateur ;
- la lentille plan convexe L2 qui permet de focaliser le faisceau parallèle dans le plan
de la fente d’entrée du monochromateur.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
63
Figure II. 10 : partie de collection du signal de photoluminescence.
Le rapport des distances focales A = f2/f1 détermine la taille b de l’image de la tache
de l’émission de PL de rayon a dans le plan de la fente d’entrée du monochromateur. Ainsi,
suivant la largeur de la fente b, le monochromateur peut collecter la lumière émise par une
zone de dimension a = b/A. Les valeurs de A et de a en fonction du grandissement de
l’objectif utilisé sont mentionnées dans le tableau II.8
Grandissement de
l’objectif
Distance focale fobj
(mm)
Agrandissement échantillon-fente d’entrée (f2=5cm)
A
Champ au plan de l’échantillon
(b=3mm) a (µm)
× 52 UV 3,55 14,1 213
× 16 UV 6,30 7,9 380
Tableau II. 8 : Champ de vue au niveau de la fente d’entrée du monochromateur.
Afin de récupérer la plus grande partie du signal de photoluminescence, on a intérêt à
avoir un champ de collection aussi grand que possible. La fraction de photons capturés par
l’objectif est donnée par le rapport (Φobj/Φsc) entre le flux de photons capturés par l’objectif
alaser
objectif L1
f1
miroir ajustable
lentille L2
b
f2
D1
fented’entrée
WG 280
Lame dichroïque
alaser
objectif L1
f1
miroir ajustable
lentille L2
b
f2
D1
fented’entrée
WG 280
Lame dichroïque
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
64
(Φobj) et le flux de photons créés à l’intérieur du semiconducteur (Φsc). Trois propriétés
physiques déterminent, en particulier, la fraction des photons qui atteignent l’objectif :
- la réflexion totale à l’intérieur du matériau ;
- le coefficient de transmission à l’interface semiconducteur-milieu ambiant ;
- l’angle solide d’ouverture de l’objectif.
La figure II.10 illustre ce phénomène. L’indice du matériau et le choix de l’objectif influe
donc grandement sur le nombre de photon que nous récupérons parmi ceux émis par le
matériau. Le tableau II.9 présente le rapport Φobj/Φsc calculé pour les polytypes 6H-SiC et 4H-
SiC.
T
R
βobj
αobj
αc
Φsc
Φext
Φobj
semiconducteur
Air
T
R
βobj
αobj
αc
Φsc
Φext
Φobj
semiconducteur
Air
Figure II. 11 :Schéma du flux de photoluminescence sortant du semiconducteur.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
65
Objectif
Ouverture
numérique
O.N.
Angle βobj
Polytypes
Angle αobj
Φobj/Φsc
6H-SiC 13,6° 1,09% × 52 UV
0,65
40,5° 4H-SiC 13,5° 1,08%
6H-SiC 3,1° 0,39% × 16 UV
0,15
8,6° 4H-SiC 3,1° 0,39%
Tableau II. 9 : Rapport Φobj/Φsc entre le flux de photons capturés par l’objectif (Φobj) et le
flux de photons créés à l’intérieur du semiconducteur (Φsc) pour 6H-SiC et 4H-SiC.
IV.2.1.3. Analyse du spectre par le monochromateur
Pour analyser le spectre de photoluminescence, nous avons utilisé un monochromateur
BENTHAM TM 300 de distance focale 300 mm. Ce dernier transforme le domaine spectral
en un domaine spatial par la diffraction du faisceau lumineux sur un réseau de diffraction.
Figure II. 12 : partie d’analyse de spectre (monochromateur) de notre système de mesure.
Afin de pouvoir détecter des longueurs d’onde entre 300 nm et 1800 nm et disposer du
maximum d’efficacité lumineuse, nous avons la possibilité d’utiliser deux réseaux de
fentede sortie
lfb
fented’entrée
α
εβ
beff
réseau
fentede sortie
lfb
fented’entrée
α
εβ
beff
réseau
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
66
diffraction interchangeables (voir le tableau II.10 et la figure II.12). Le BENTHAM TM 300 a
été choisi car il permet de placer deux réseaux de diffraction et un miroir sur une tourelle
rotative. Le système piloté par l’ordinateur nous permet de choisir la longueur d’onde et de
changer les réseaux.
Longueur d’onde de blaze
(nm)
Densité de traits
(traits/mm)
Dispersion linéaire
réciproque (nm/mm)
Plage utile de longueur d’onde
(>50%) (nm)
Plage utile de longueur d’onde
(>37%) (nm)
400 1200 2,46 280 .. 900 250 .. 1600
1600 600 4,07 1050 .. 2550 950 .. 2800
Tableau II. 10 : Paramètres des deux réseaux de diffraction utilisés dans notre
système de mesure.
0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,80
10
20
30
40
50
60
70
80
90
100
Réseau 400nm1200 traits/mm
Réseau 1.6 µm600 traits/mm
Réflexion d'aluminium
Effic
acité
(%)
Longueur d'onde (µm)
Figure II. 13 : Efficacité des deux réseaux de diffraction dans le monochromateur par
rapport à la réflexion d’aluminium.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
67
IV.2.1.4. Détection et conversion en signal électrique
La quatrième partie du système optique (figure II.13) focalise le faisceau de PL en
sortie du monochromateur sur la surface sur le détecteur. Nous disposons au laboratoire de
deux détecteurs Si et InGaAs fonctionnant à température ambiante ainsi que d’un
photomultiplicateur (PMT) HAMAMATSU. Les caractéristiques de ces détecteurs sont
données dans le tableau II.11.
Lorsque le détecteur utilisé est un photo-détecteur, la partie de la détection est composée de
deux lentilles L3 et L4 associées à une photodiode. La lentille plan-convexe L3 sert à rendre
parallèle le faisceau divergent sortant du monochromateur. Cette lentille a la même distance
focale que la lentille L2 située à l’entrée du monochromateur pour garder la même taille du
faisceau parallèle. La lentille L4 est intégrée dans le boîtier du détecteur. Elle sert à focaliser
le faisceau analysé sur la photodiode du dispositif de détection.
Quand le photomultiplicateur est utilisé, le faisceau parallèle issu de la lentille L3 n’est pas
refocalisé. Il arrive sans aucune modification sur la large surface sensible du
photomultiplicateur.
f4
détecteur
D4
L4
fentede sortie
L3
f3
lf
f4
détecteur
D4
L4
fentede sortie
L3
f3
lf
Figure II. 14 : Partie de détection et conversion en signal électrique.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
68
Détecteurs
Surface
sensible
A(mm2)
Sensibilité
spectrale
S(A/W)
(longueur d’onde)
Bande
passante
-3dB
(Hz)
Longueur
d’onde de
coupure
(µm)
Focale de la
lentille L4
(mm)
Si 0,25 0,5 (à 0,96 µm) 600 1,1 25
InGaAs 0,25 0,9 (à 1,33 µm) 400 1,7 50
PMT
(H5701-50)
100
28000 (à 0,6 µm)
20000
0,9
Tableau II. 11 : Paramètres des photo-détecteurs dont nous disposons actuellement au
laboratoire.
IV.2.1.4 Pertes dans l’optique de collection et de détection
Le tableau II.12 résume les facteurs de pertes pour les composants optiques, mesurés
pour des longueurs d’onde d’émission proches de celles des gap du SiC-6H et du SiC-4H. Le
calcul des pertes au niveau du monochromateur tient compte du fait qu’une seule partie du
flux de PL traverse la fente de sortie du monochromateur.
Partie du chemin optique λ = 420 nm λ = 390 nm
× 52 0,56 0,56 Objectif
× 16 0,62 0,62
Lame dichroïque 0,99 0,99
Miroir amovible 0,48 0,47
Lentilles d’entrée et de sortie du monochromateur 0,90 0,90
Miroir 0,38 0,37 Monochromateur réseau 0,35 0,34
Filtres optiques 0,95 0,92
× 52 0,072 0,070 total
× 16 0,079 0,077
Tableau II. 12 : Perte d’intensité de PL dans différents modules du chemin optique de la
collection et de la détection.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
69
IV.2.1.5. Calcul du coefficient de rendement optique
Le coefficient de rendement optique totale "C" représente le rapport entre l’intensité
du signal de PL créé dans le semiconducteur et celle récupérée par le détecteur. Ce coefficient
tient compte de la fraction des photons capturés par l’objectif et des pertes calculées pour
l’ensemble du trajet optique de collection et de détection. Le facteur "C" est définit par la
relation suivante :
sc
obj
obj
détecteur
sc
détecteurC ΦΦ⋅Φ
Φ=ΦΦ= (II.8)
où Φdétecteur représente le flux de photons créant des paires électrons-trous dans le détecteur.
Le tableau II donne les valeurs de "C" avec chaque objectif UV pour les longueurs d’onde
proches des gap du SiC-6H et du SiC-4H.
C Objectifs SiC-6H SiC-4H
× 52 UV 7,85.10-4 7,56.10-4
× 16 UV 3,08.10-4 3.10-4
Tableau II. 13 : Coefficient de rendement optique total de notre système de mesure.
IV.2.2. Mécanique
Le support du banc est constitué d’une plaque de granit posée sur un support anti-
vibratoire. Sur cette plaque, une platine rainurée en aluminium est montée verticalement.
Tous les composants optiques sont montés sur cette platine.
Le système de déplacement de l’échantillon est directement fixé sur le marbre. Il se compose
de trois tables de déplacement linéaire Micro-Contrôle pilotées par des moteurs pas à pas.
Chacune des tables a une course totale de 102 mm. Un dispositif de déplacement vertical
manuel est placé au-dessus des tables de déplacement, il sert à focaliser les faisceaux
optiques.
Une table montée entre le dispositif de déplacement vertical et le porte échantillon permet
d’ajuster la planéité de la surface de l’échantillon à étudier.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
70
IV.2.3. Electronique
Les circuits électroniques pilotant le banc de mesure sont rassemblés dans une unité de
contrôle. Cette unité constitue l’interface complète entre l’ordinateur et le banc de mesure.
Elle comporte en particulier :
- les circuits de commande des tables et du monochromateur ;
- l’électronique d’acquisition de données des photo-détecteurs ;
- un circuit d’amplification et de filtrage passe bas ;
- un convertisseur analogique – numérique.
CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
71
[1] NAKASHIMA S., HARIMA H. – Raman Investigation of SiC Polytypes – Phys.
Stat. Sol. (a), 1997, vol 162 – p 39-64. [2] HARIMA H., NAKASHIMA S., UEMERA T. – Raman scattering from anisotropic
LO-phonon-plasmon-coupled mode in n type 4H- and 6H-SiC – J. Appl. Phys., 1995, vol 78, n°3 – p1996-2005.
[3] CHAFAI M., JAOUHARI A., TORRES A., ANTON R., MARTIN E., JIMENEZ
J., MITCHEL W.C. – Raman scattering from LO phonon-plasmon coupled modes and hall-effect in n type silicon carbide 4H-SiC – J. Appl. Phys., 2001, vol 90, n°10 – p 5211-5215.
[4] FANO U. – Effects of Configuration Interaction on Intensities and Phases shifts –
Phys. Rev., 1961, vol 124 - p 1866-1878. [5] COWELL P. J., KLEIN M. V. – Raman Scattering from Electronic Excitations in n-
Type Silicon Carbide – Phys. Rev. B, 1972, vol 6 - p 498-515. [6] OLEGO D., CARDONA M., VOGEL P. – Pressure dependence of optical phonons
and transverse effective charge in 3C-SiC – Phys. Rev. B, 1982, vol 25 - p 3878-3888. [7] NAKASHIMA S. and HARIMA H. – Characterization of structural and electrical
properties in SiC by Raman spectroscopy - Proceedings of 6th International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, 1995, Kyoto, Japan- Inst. Phys. Conf. Ser., 1996, n°142,p. 269-274.
[8] NAKASHIMA S., NAKATAKE Y., ISHIDA Y., TALKAHASHI T., OKUMURA
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[10] CREE RESEARCH, http://www.cree.com/products/sic_silicarb.asp. [11] AGARWAL A. K., SESHADRI S., CASADY J. B., MANI S. S., MACMILLAN
M. F., SAKS N., BURK A. A., AUGUSTINE G., BALAKRISHNA V., SANGER P. A., BRANDT C. D., RODRIGUES R. – Status of SiC power devices at Northrop Grumman – Diamond and Related Materials, 1999, vol. 8, p. 295-301.
[12] GMELIN HANDBOOK OF ORGANIC CHEMISTRY – Si Silicon - Springer-
Verlag, Suppl. B2, Part 1. 8th Edition, Berlin, 1984. [13] DUBROVSKII G. B., SANKIN V. I., Sov. Phys.- solid state (USA), vol. 17, 1975, p
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CHAPITRE II : Techniques de caractérisation
72
[14] DEVATY R. P., CHOYKE W. J. – Optical Characterization of Silicon Carbide
Polytypes – Phys. Stat. Sol. (a), 1997, vol 162 – p 5-38. [15] SRUDHARA S. G., CLEMEN L. L., DEVATY R. P., CHOYKE W. J., LARKIN
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[16] HABERSTROH CH., HALBIG R., STEIN R. A. – Some new features of the
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[18] IKEDA M, MATSUMANI H., TANAKA T. – Site effect on the impurity levels in
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l’impureté vanadium – Thèse Dispositifs de l’électronique intégrée, INSA Lyon, 1999 – 128 p.
[21] MASAROTTO L. – Etude d’épitaxies et de substrats SiC par imagerie de
photoluminescence - Thèse Dispositifs de l’électronique intégrée, INSA Lyon, 2001 – 173 p.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
73
Chapitre III :
Analyse de défauts structuraux
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
74
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
75
I. INTRODUCTION Comme il a été souligné dans le premier chapitre, le développement des filières
électronique à base de SiC reste encore soumis à la problématique de la réduction de densité
des défauts structuraux. Ceci est d’autant plus vrai, pour les applications de forte puissance
nécessitant un fort courant à l’état passant est en conséquence des surfaces actives de
dispositif importantes (de l’ordre du cm2 si la centaine d’ampères est visée). Nous verrons
dans ce chapitre quelles sont les signatures optiques en cartographie de photoluminescence de
trois défauts structuraux particulièrement gênants pour les applications de puissance. Il s’agit :
des micropipes, des dislocations vis et des défauts triangulaires (fautes d’empilement ou
inclusion de polytype cubique). Nous montrerons que la cartographie de photoluminescence
permet de repérer spatialement et d’identifier ces défauts sans avoir recours à une attaque
destructive dans la potasse fondue.
II. ETUDE DE MICROPIPES
Malgré les progrès réalisés par les techniques de sublimation, les micropipes restent à
l’heure actuelle un défaut problématique pour la réalisation des substrats SiC de bonne
qualité. Leur densité dans les substrats commerciaux varie entre moins de 10 pour les
meilleurs à quelques centaines par cm2. Considérons, par exemple une concentration de 10
micropipes par cm2, et un composant ayant une surface active de 2*2 mm2. Sachant que ce
défaut est tueur pour un dispositif devant tenir de fortes tensions en inverse (de l’ordre du
kV), cela revient en première approximation à dire que sur les 20 puces contenues dans un
centimètre carré, 10 seront défectueuses.
Dans le premier chapitre, nous avons cité quelques techniques de caractérisations qui
ont permis de localiser et analyser les micropipes. L’imagerie de photoluminescence s’est
avérée un outil très performant pour analyser ces défauts hexagonaux dans le matériau SiC
[1]. Cette technique ainsi que la spectroscopie Raman ont pu être utilisées pour mettre en
évidence leur présence dans les échantillons étudiés sans avoir recours à la gravure à la
potasse qui a été souvent utilisée pour les détecter dans le matériau [2].
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
76
II.1 Echantillon étudié
Des études en photoluminescence à basse température ont été réalisées en premier lieu
sur un substrat 4H-SiC obtenu par la méthode de Lely modifiée au Laboratoire des Matériaux
et Génie Physique (LMGP) de l’Institut National Polytechnique de Grenoble (INPG). Le but
de ces études est d’identifier les espèces optiquement actives présentes dans le substrat afin
d’avoir une information sur sa réponse spectrale et sur sa qualité.
La présence sur le spectre de photoluminescence obtenu (figure III.1) d’une large
bande d’émission centrée sur 420 nm est révélatrice d’une forte contamination du substrat par
l’azote et l’aluminium. En effet, cette bande est attribuée à des recombinaisons entre électrons
liés au donneur N et trous liés à l’accepteur Al (DAP Al-N) [3]. Le spectre obtenu révèle aussi
une seconde bande de luminescence plus intense centrée sur 520 nm environ. Il s’agit d’une
bande de luminescence liée à la présence du bore dans le substrat (DAP B-N) [3]. L’intensité
des larges bandes d’émission DAP est représentative de la compensation du matériau
puisqu’elle souligne la présence de deux impuretés de types opposés.
4000 4500 5000 5500 6000 6500 7000 75000,0
0,1
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
0,7
DAP Al-N
DAP B-N
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
Longueur d'onde (Å)
Figure III. 1 : Spectre de photoluminescence à 8K d’un substrat 4H-SiC montrant deux larges
bandes d’émission des DAP Al-N et B-N.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
77
Les mesures de photoluminescence ont permis d’une part de confirmer le polytype du
matériau et d’autre part de montrer que le substrat contient une forte concentration d’azote,
partiellement compensé par l’aluminium et le bore.
II.2 Cartographie de photoluminescence intégrée
Les micropipes ont été détectés plus ou moins fréquemment dans tous les substrats
examinés. La figure III.2 montre une image au microscope optique avec la présence d’un
micropipe, défaut parfaitement hexagonal, et une image de photoluminescence intégrée d’une
surface de 50 µm × 50 µm incluant le même micropipe. On observe clairement l’influence de
ce défaut sur le contraste de PL intégrée avec une zone plus sombre et donc une baisse
d’intensité de PL intégrée au niveau de ce genre de défaut. Ce résultat semble logique et
attendu puisque les micropipes sont des trous dans la matière. L’intensité de PL n’est pas tout
à fait nulle au niveau du micropipe en raison de la désorientation de 8° du substrat. En effet, la
luminescence collectée peut provenir des parois du micropipe. On a donc au niveau du défaut
lui-même, dans la zone bleu foncé de la figure, une baisse et non une disparition du signal de
PL intégrée du à une raison géométrique évidente (absence de matière). Au voisinage du
défaut nous observons également un signal de photoluminescence réduit, dans la zone bleu
ciel sur la figure. Cette baisse du signal de PL est, dans ce cas, due à une diminution des
recombinaisons radiatives au profit de recombinaisons non radiatives .
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
78
0 10 20 30 40 500
10
20
30
40
50
X (µm)
Y (µ
m)
1.625 -- 1.700 1.550 -- 1.625 1.475 -- 1.550 1.400 -- 1.475 1.325 -- 1.400 1.250 -- 1.325 1.175 -- 1.250 1.100 -- 1.175
Intensité de PL (u.a.)
6 µm
0 10 20 30 40 500
10
20
30
40
50
X (µm)
Y (µ
m)
1.625 -- 1.700 1.550 -- 1.625 1.475 -- 1.550 1.400 -- 1.475 1.325 -- 1.400 1.250 -- 1.325 1.175 -- 1.250 1.100 -- 1.175
Intensité de PL (u.a.)
0 10 20 30 40 500
10
20
30
40
50
X (µm)
Y (µ
m)
1.625 -- 1.700 1.550 -- 1.625 1.475 -- 1.550 1.400 -- 1.475 1.325 -- 1.400 1.250 -- 1.325 1.175 -- 1.250 1.100 -- 1.175
Intensité de PL (u.a.)
6 µm6 µm
Figure III. 2 : a) Image optique d’une région d’un substrat 4H-SiC avec la présence d’un
micropipe. b) Image de PL intégrée du même défaut.
II.3. Mesures spectrales
La figure III.3 montre le spectre de luminescence à température ambiante du substrat
étudié. Nous observons un pic de bord de bande à 392 nm ainsi qu’une bande profonde
centrée à 514 nm liée au bore (profond). L’énergie du pic est de 3.16 eV, elle correspond aux
recombinaisons des porteurs de la bande de conduction vers la bande de valence [4, 5].
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
79
Figure III. 3 : Spectre de photoluminescence à température ambiante.
Nous avons ensuite effectué des mesures spectrales sur la même surface que pour la
figure III.2.b). La gamme de longueur d’onde choisie est de 370 nm à 650 nm. Les figures
III.4 et III.5 montrent les images de l’intensité de photoluminescence du pic de bord de bande
ainsi que sa largeur à mi-hauteur. La baisse du signal de PL intégrée est accompagnée d’une
diminution de l’amplitude du pic de bord de bande et d’une augmentation de sa largeur à mi-
hauteur. Les spectres de photoluminescence à l’intérieur et au voisinage du micropipe (figure
III.6) montre que l’intensité de la bande DAP B-N ne change pratiquement pas. Cela indique
que la PL intégrée, au voisinage du micropipe, est directement influencée par les variations de
l’intensité du pic de bord de bande et donc par les recombinaisons bande à bande.
L’élargissement du pic de bord de bande est du à l’existence d’un champ local de contrainte
qui provoque une levée de dégénérescence de la bande de valence et une modification de la
structure de bande au niveau du défaut [6]. La spectroscopie micro-Raman a été aussi
employée pour analyser cet échantillon. Les mesures effectuées par M. Mermoux, au
Laboratoire d’Electrochimie et de physico-chimie des Matériaux et des Interfaces (LEPMI) de
l’INPG, ont mis en évidence des champs de déformations au voisinage des micropipes. Un
décalage en fréquence du mode TO a été observée et peut être relativement important, jusqu’à
1 cm-1 au maximum. L’ordre de grandeur des contraintes résiduelles est voisin de la centaine
de Mpa au voisinage du micropipe, ordre de grandeur cité dans la littérature sur la base de
mesures de biréfringence [7].
Longueur d’onde (nm)
Inte
nsité
de
PL (u
. a. )
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
80
Figure III. 6 : Spectres de photoluminescence à l’intérieur du micropipe a) et au voisinage du micropipe b).
III. ETUDE DE DISLOCATIONS
Si la densité des micropipes a été considérablement réduite jusqu’à moins de 10 par
cm2, celle des dislocations reste encore très élevée et varie entre 103 et 105 par cm2. Cette forte
concentration est d’une part limitante pour les performances de certains dispositifs et d’autre
part une cause de défaillance lors de tests de fiabilité [8].
Figure III. 5: Cartographie de la variation de l’amplitude du pic de bord de bande.
Figure III. 4: Cartographie de la variation de la largeur à mi-hauteur (FWHM) du pic de bord de bande.
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
a) b)Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm)
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
81
L’imagerie de photoluminescence a été employée pour détecter la présence des dislocations
dans les substrats SiC et évaluer leur densité sans avoir recours à une attaque chimique
destructive.
III.1 Cartographie de photoluminescence intégrée
Un substrat 4H-SiC de source commerciale CREE RESEARCH a été étudié. Les
figures III.5 et III.6 montrent une cartographie de photoluminescence intégrée et une
topographie X du même wafer. La topographie X a été effectuée au LMGP par E. Pernot. Les
deux images n’ont pas tout à fait la même allure. La topographie présente deux zones
perturbées au niveau structural par la présence de micropipes (points blancs) et de sous joints
(zone gris clair). On ne distingue pas clairement ces défauts sur la cartographie de PL.
Concernant les micropipes, ceci est du à la résolution spatiale de l’image de luminescence qui
est moindre que celle de la topographie X.
Par contre, nous observons une intensité de PL plus importante au centre du wafer. Cette zone
correspond à la partie plus sombre observée visuellement sur le substrat. Tajima a déjà
remarqué que l’intensité de PL intégrée est plus intense au niveau de la région sombre des
substrats [9]. L’augmentation de l’intensité de PL au centre du wafer ne peut pas être reliée à
une variation de contraste sur la topographie. Cette variation radiale d’intensité de
luminescence n’est donc pas liée à une variation de la structure. Nous verrons au chapitre IV
comment elle s’interprète à partir de la variation du dopage et de la durée de vie. La légère
dissymétrie, par rapport à une symétrie radiale, observée peut être expliquée par la
désorientation du substrat.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
82
0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480
4
8
12
16
20
24
28
32
36
40
44
48
IPL (u.a.)
X (mm)
Y (m
m)
1.600 -- 1.700 1.500 -- 1.600 1.400 -- 1.500 1.300 -- 1.400 1.200 -- 1.300 1.100 -- 1.200 1.000 -- 1.100 0.9000 -- 1.000 0.8000 -- 0.9000 0.7000 -- 0.8000
0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480
4
8
12
16
20
24
28
32
36
40
44
48
IPL (u.a.)
X (mm)
Y (m
m)
1.600 -- 1.700 1.500 -- 1.600 1.400 -- 1.500 1.300 -- 1.400 1.200 -- 1.300 1.100 -- 1.200 1.000 -- 1.100 0.9000 -- 1.000 0.8000 -- 0.9000 0.7000 -- 0.8000
Figure III. 7 : Cartographie de PL intégrée. Figure III. 8 : Topographie X en réflexion.
Nous notons également sur la figure III.5 l’apparition de spots luminescents (points rouges)
répartis sur toute la plaque. Afin de déterminer la densité de ces spots luminescents, des
mesures de PL intégrée ont été effectuées sur différentes parties de l’échantillon avec une
résolution spatiale supérieure. La figure III-9 présente un exemple d’une cartographie de
luminescence intégrée d’une surface de 5 × 5 mm2. Ces enregistrements indiquent une densité
moyenne d’environs 3000 cm-2. Celle-ci correspond à la concentration des dislocations vis
dans le matériau SiC à l’heure actuelle. De plus, des mesures de topographie X (figure III.6) à
haute résolution, inférieure à 10 µm, indique une densité de dislocations du même ordre de
grandeur que celle des spots intenses. Par conséquent, la présence des dislocations dans le
cristal semble être à l’origine de l’augmentation locale de l’intensité de PL. Des mesures
spectrales, à plus petite échelle, ont été effectuées (cf. paragraphe III.2) afin d’étudier
l’influence de ces spots luminescents sur les paramètres spectraux du pic de bord de bande et
de comprendre comment une dislocation peut-être à l’origine d’une augmentation du signal de
photoluminescence.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
83
0 1 2 3 4 50
1
2
3
4
5
X (mm)
Y (m
m)
5.750 -- 6.000 5.500 -- 5.750 5.250 -- 5.500 5.000 -- 5.250 4.750 -- 5.000 4.500 -- 4.750 4.250 -- 4.500 4.000 -- 4.250
Figure III. 9 : Cartographie de photoluminescence intégrée d’une surface de 5 × 5 mm2
III.2. Mesures spectrales
La figure III.9 montre le spectre de photoluminescence à température ambiante du
substrat étudié. Nous observons un pic de bord de bande à 392 nm dû aux recombinaisons
bande à bande. Nous étudierons par la suite les paramètres spectraux de ce pic au voisinage
des spots luminescents.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
84
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
Longueur d’onde (nm)
Figure III. 10 : Spectre de photoluminescence à 300 K centré sur le pic de bord de bande.
Les figures III.10, III.11.a) et III.11.b) présentent les images de l’intensité de
photoluminescence intégrée, de l’intensité du pic de bord de bande et de sa largeur à mi-
hauteur obtenues sur une surface de 75µm × 75µm incluant l’un des spots intenses.
Les mesures spectrales montrent que la hausse de l’intensité de photoluminescence intégrée
s’associe à une augmentation de l’amplitude du pic de bord de bande ainsi que de sa largeur à
mi-hauteur. Notons aussi que la longueur d’onde du pic reste homogène sur toute la surface
étudiée.
L’élargissement du pic de bord de bande est dû à la présence d’un champ local de contraintes,
et par la suite à la présence d’un défaut cristallin au niveau des centres intenses [6].
L’augmentation de l’amplitude du pic de bord de bande est attribuée à une diminution de la
concentration de centres non radiatifs au voisinage de la dislocation. En effet,: les dislocations
vis attirent les centres non radiatifs, situés dans leur voisinage, par le biais du champ de
contrainte radial qu’elles engendrent autour d’elles. Cet effet est connu sous le nom d’effet
gettering. Ainsi, se forment des zones dénudées de centres non radiatifs autour des
dislocations, ceux-ci étant concentrés au voisinage immédiat du défaut. Il en résulte une
augmentation locale des recombinaisons bande à bande qui se traduit par une hausse locale de
l’intensité du pic de bord de bande. Selon ce modèle, la dislocation décorée par les centres
non radiatifs doit créer une de très faible intensité de PL au centre de la zone de plus forte
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
85
intensité. Nous n’observons pas sur nos images cette zone de faible intensité en raison de la
résolution spatiale insuffisante.
0 10 20 30 40 50 60 700
10
20
30
40
50
60
70
X (µm)
Y (µ
m)
6.750 -- 7.500 6.000 -- 6.750 5.250 -- 6.000 4.500 -- 5.250 3.750 -- 4.500 3.000 -- 3.750 2.250 -- 3.000 1.500 -- 2.250
Figure III. 11 : Cartographie de l’intensité de PL intégrée d’un spot luminescent.
b)a) b)a)
Figure III. 12 : a) Cartographie de l’intensité du pic de bord de bande. b) Cartographie de la
largeur à mi-hauteur du pic de bord de bande.
IV. ETUDE DE DEFAUTS TRIANGULAIRES
Dans le chapitre I, on a vu que les deux types de défauts conduisant à des structures de
forme triangulaire sont les inclusions de polytype 3C et les fautes d’empilement. Des mesures
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
86
de cartographie du signal de photoluminescence résolu en longueur d’onde ainsi que des
mesures Raman ont été réalisées afin de déterminer l’origine de ces défauts.
Les échantillons étudiés sont des homoépitaxies de 4H-SiC réalisées par CVD au
Laboratoire des Multimatériaux et Interfaces (LMI) à l’université Claude Bernard-Lyon I.
Plusieurs défauts triangulaires ont été observés sur la surface des épitaxies. Les figures
III.12.a) et b) montrent des images optiques de deux surfaces contenant des défauts triangles.
Nous pouvons distinguer deux types de défauts notés T1 (figure III.12.a) et T2 (figure
III.12.b).
26 µm26 µm26 µm26 µm
26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm26 µm
a) b)
Figure III. 13 : Images optiques de deux types de défauts triangles observés sur les surfaces
de deux homoépitaxies 4H-SiC.
IV.1. Défauts de type T1
La figure III.13 montre une cartographie de la longueur d’onde du maximum du pic de
photoluminescence détecté pour une surface de 200 × 200 µm2 contenant plusieurs défauts
triangles de type T1. La majeure partie de l’échantillon est sous l’influence du pic de
recombinaisons bord de bande avec une longueur d’onde du maximum à 392 nm. La mesure
spectrale montre clairement l’influence des défauts triangles sur la position en longueur
d’onde du maximum de PL. Notons également que l’intensité du pic de luminescence, est
nettement plus élevée au niveau des défauts. Cinq spectres qui diffèrent par la position du
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
87
maximum ont été observés. Les énergies sont 2.95 eV, 2.66 eV, 2.58 eV, 2.46 eV et 2.25 eV.
Notons que les cinq spectres sont constitués d’un pic étroit de même allure que le pic de bord
de bande.
420 nm (2.95 eV)
550 nm (2.25 eV)
465 nm (2.66 eV)
508 nm (2.46 eV)
485 nm (2.58 eV)
420 nm (2.95 eV)
550 nm (2.25 eV)
465 nm (2.66 eV)
508 nm (2.46 eV)
485 nm (2.58 eV)
Figure III. 14 : Cartographie spatiale de la longueur d’onde du maximum du spectre d’une surface de 200 × 200 µm2.
Les pics de photoluminescence obtenus ne correspondent pas en énergie à la présence
d’impuretés dans le matériau (Al, Ti, B). De plus leur allure laisse supposer qu’il s’agit de
transitions de type bande à bande. Pour un échantillon contenant des fautes d’empilement,
Shridara et al. [10] ont observé, à basse température plusieurs séries de raies identiques à celle
de la recombinaison excitonique intrinsèque et de ses répliques phonons. Ces séries de raies
apparaissant pour des énergies s’étalant du gap excitonique du 4H jusqu’à celui du 3C (et
même en deçà). Selon différents auteurs [11, 12], elles correspondent à des fautes
d’empilement de type I, faute (3,1) dans la notation de Zdhanov, répétées de une à une infinité
de fois. La faute d’empilement unique correspondant au glissement d’un seul plan se
comporte, selon les calculs de Iwata et al. [13] comme un puits quantique (figure III.15).
L’abaissement de la bande de conduction est selon le modèle de 0,2 eV. Cette valeur
correspond au pic observé à 2,95 eV dans notre cas (point bleu sur la figure). Lorsque cette
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
88
faute se répète, la structure se rapproche petit à petit d’une inclusion cubique, et l’énergie de
la transition diminue jusqu’à atteindre la valeur du cubique. La raie à 550 nm (2,25 eV)
observée correspond au polytype cubique (n fautes (3,1) avec n grand); les raies
intermédiaires entre 2,95 eV et 2,25 eV correspondent à des fautes multiples (2, 3, … fautes
(3,1)).
Figure III. 15 : Structure de bande pour le polytype 4H-SiC (a) avec et (b) sans défaut
d’empilement de type I.
En étudiant plusieurs épitaxies présentant des défauts triangles, nous avons remarqué
que ces derniers correspondent à des manques de croissance à la surfaces. La figure III.16
présente une image AFM d’un défaut triangle ainsi qu’une mesure de sa profondeur. Cette
dernière est d’au moins 70 nm.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
89
Figure III. 16 : a) Image AFM d’un défaut triangle. b) Mesure de la profondeur du défaut.
IV.2. Défauts de type T2
Notons en premier lieu que les défauts triangulaires appelés T2 ici sont de dimension
nettement supérieure aux triangles T1 (hauteur de l’ordre de 20 µm contre 2 ou 3 µm pour les
petits défauts T1). De plus ils sont systématiquement de forme isocèle avec un angle entre les
deux côtés égaux de 120° (voir figure III-14).
Sur la figure III-18 est donné un spectre de photoluminescence obtenu à température
ambiante au sommet du triangle isocèle. Le spectre présente deux contributions. La première
dont le maximum est à 392 nm correspond aux émissions bande à bande du SiC-4H. La
deuxième, qui domine largement le spectre en intensité est située à 2.35 eV et semble donc
correspondre aux transitons bande à bande pour le polytype 3C.
Comme nous l’avons vu au chapitre I ces inclusions de 3C ne seraient pas uniforme en
épaisseur [14]. En effet, l’épaisseur est la plus forte au niveau du point de nucléation puis elle
diminue jusqu’à la disparition de l’inclusion selon la direction de la croissance. Nous avons
vérifié ce point à l’aide de la spectroscopie micro-Raman. En effet nous constatons sur la
figure III-19 que le spectre évolue de celui du cubique pur au point 1 sommet du triangle vers
celui du 4H au point 3 à la base du triangle en passant par une étape intermédiaire au point 2.
Pour ce point, la résolution en profondeur du microscope confocal utilisé en Raman de 2 µm
autorise l’observation simultanée de l’inclusion de 3C superficielle et de la couche de 4H sous
jacente.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
90
Notons que le Raman donne au point 1 un spectre purement 3C alors que le 4H est
apparent sur le spectre de photoluminescence. Ceci est du à la diffusion des porteurs
minoritaires photogénérés dans l’inclusion de 3C qui peuvent aller recombiner au niveau de la
couche 4H en profondeur. Malgré l’absorption sur une épaisseur très fine (de l’ordre de la
centaine de nm) du laser UV dans le polytype 3C, la résolution en profondeur de la PL est
donc moindre que celle du Raman confocal.
3 2 13 2 1
Figure III. 17: Image optique d’un défaut triangle.
Longueur d’onde (nm)
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
Figure III. 18 : Spectre de photoluminescence à 300K au point (1) de la figure III.17.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
91
Décalage Raman (cm-1)
Inten
Inte
nsité
(u. a
. )
Décalage Raman (cm-1)
Inten
Inte
nsité
(u. a
. )
Figure III. 19 : Spectres Raman obtenus aux points (1), (2) et (3) du défaut triangle (fig.
III.17)
V. CONCLUSION
Nous avons dans ce chapitre montré, en premier lieu, l’efficacité de la cartographie de
photoluminescence pour détecter des défauts structuraux, en particulier les micropipes et les
dislocations décorées sans avoir recours à une technique de gravure destructive. Notons
toutefois que le temps d’acquisition pour une cartographie de photoluminescence comprenant
10 000 points sur un substrat de deux pouces (soit un point tous les 500 µm sur une ligne) est
de deux heures. Pour un comptage de défauts, il est donc nécessaire de réaliser des balayages
de surfaces plus réduites (par exemple 4 zones de 5*5mm2). En comparaison la topographie
X, qui a la résolution de la plaque photographique est plus rapide pour cette technique. Mais,
elle nécessite l’accès à une source synchrotron.
D’autre part, l’intérêt de la cartographie de photoluminescence réside dans la compréhension
du rôle électronique des défauts :
- Nous avons vu que les dislocations sont décorées par des défauts non radiatifs. On
comprend aisément le rôle néfaste sur un composant de ce type de défaut étendu entouré
de centres profonds potentiellement électriquement actifs.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
92
- Concernant les défauts triangulaires, nous avons montré que certains sont des inclusions
de polytype cubique présentant donc un abaissement local de l’énergie de bande interdite
et que d’autres, les fautes d’empilement, se comportent comme des puits quantiques. Au
niveau de ces défauts, la durée de vie des porteurs est donc fortement réduite du fait
d’une forte efficacité de recombinaison radiative. Ceci explique la dérive des
caractéristiques directes observée pour les diodes bipolaires.
On voit donc l’intérêt de la mesure en complémentarité de la cartographie Raman pour
étudier les propriétés physiques au voisinage de défauts microscopiques.
CHAPITRE III : Analyse de défauts structuraux
93
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CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
95
Chapitre IV
Cartographie de la durée de vie et du
dopage par imagerie de photoluminescence
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
96
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
97
I. INTRODUCTION
La durée de vie des porteurs est un paramètre électronique très important, d’une part
pour évaluer la qualité cristalline des semiconducteurs et d’autre part pour déterminer le
comportement des composants électroniques, notamment dans le cas de composants
bipolaires. Dans le carbure de silicium cette durée de vie est courte (de l’ordre de la µs pour
les meilleurs échantillons) on comparaison de celle dans le silicium (de l’ordre de la ms).
Ceci est du à une concentration importante impuretés et en défauts intrinsèques qui agissent
comme des pièges pour les porteurs ou comme des centres recombinants. La cartographie de
ce paramètre sur plaque entière présente donc un double intérêt : premièrement l’analyse de
l’homogénéité du paramètre qui peut être mise en corrélation avec les résultats électriques sur
les composants, deuxièmement l’analyse de la répartition spatiale des défauts tueurs de durée
de vie qui peut être corrélée aux conditions de croissance.
Le dopage du semi-conducteur peut aussi être déterminé quantitativement par
l’analyse du signale de photoluminescence. L’homogénéité de ce paramètre reste à l’heure
actuelle difficile à maîtriser lors de la croissance cristalline ainsi qu’en CVD, en particulier
pour les réacteurs horizontaux.
Dans ce chapitre, nous présentons le principe de la détermination cartographique de la
durée de vie effective des porteurs et du dopage. Le principe de cette technique est fondé sur
les mesures de l’intensité de photoluminescence à différents niveaux d’excitation.
La résolution de l’équation de diffusion ambipolaire va nous permettre de déterminer la
distribution des porteurs excédentaires dans le volume et d’établir, par la suite, la relation
entre l’intensité de photoluminescence et l’intensité d’excitation dans le cas d’un substrat et
d’une couche épitaxiale. Dans chaque cas, cette relation contient un terme linéaire, qui
dépend à la fois de la durée de vie et du dopage, et un terme quadratique, contrôlé
essentiellement par la durée de vie. Ainsi, par comparaison de ces deux termes avec les
variations mesurées de l’intensité de PL en fonction de l’intensité d’excitation, nous obtenons
les valeurs de la durée de vie effective des porteurs et du dopage en chaque point de la surface
de l’échantillon.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
98
II. CALCUL DE L’INTENSITE DE PHOTOLUMINESCENCE
II.1. Signal de photoluminescence Sous une excitation locale avec des photons ayant une énergie supérieure à l’énergie
du gap du matériau, l’intensité du flux photonique décroît exponentiellement avec la distance
parcourue (~ e-αz) où α est le coefficient d’absorption et z est la distance par rapport à la
surface éclairée (loi de Lambert-Beer). L’absorption de ces photons induit des transitions
électroniques entre la bande de valence et la bande de conduction ce qui conduit à la
génération des électrons et des trous excédentaires. Le taux de génération optique des
porteurs, par unité de volume et de temps, s’écrit sous la forme :
( ) zα0 eαIr1
θ1(z)G −⋅⋅⋅−⋅= (IV. 1)
où :
G(z) est le taux de génération des paires électron-trou à une profondeur z de la surface
(s-1 cm-3) ;
z est la profondeur par rapport à la surface (cm) ;
r est le coefficient de réflexion pour la longueur d’onde d’excitation ;
Io est la flux de photons d’excitation à la surface (photons .s-1) ;
θ est la surface d’excitation (cm2).
Les porteurs excédentaires ainsi générés peuvent se recombiner à la fois d’une
manière radiative et non-radiative. La recombinaison radiative constitue le signal de
photoluminescence.
A température ambiante, le signal de photoluminescence est généralement dû à la
recombinaison radiative bande à bande des électrons et des trous[1]. Le nombre de photons
ainsi générés est donc proportionnel, en régime stationnaire, au produit des nombres de
porteurs présents dans les bandes de conduction et de valence. L’expression de l’intensité du
signal de PL détectée, dans le cas de l’approximation d’une diffusion unidimensionnelle des
porteurs, est donnée par :
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
99
[ ][ ]dzp(z)∆Pn(z)∆NθBCI1
2
z
zrPL ++⋅⋅⋅= ∫ (IV. 2.a)
où :
IPL est l’intensité de PL détectée (photons.s-1) ;
C est le coefficient de collection calculé pour l’appareil de mesure (chapitre II) ;
Br est le coefficient de recombinaison radiative (cm-3.s-1). Ce coefficient est spécifique
pour chaque semi-conducteur et exprime la probabilité d’une recombinaison
radiative ;
z est la profondeur (cm) ;
z1 et z2 sont les limites respectivement inférieure et supérieure de la profondeur de la
couche dont provient la photoluminescence (cm).
N et P sont, respectivement, les concentrations de dopage type n et type p et donc les
densités des électrons et des trous en équilibre thermodynamique à température
ambiante (cm-3) ;
∆n(z) et ∆p(z) sont, respectivement, les concentrations des électrons et des trous
excédentaires (cm-3) ;
θ est la surface excitée (cm2).
En tenant compte de la relation d’électro-neutralité (∆n = ∆p) et en négligeant le terme N.P,
qui est égale à ni2, devant les autres termes, la relation (IV.2.a) devient dans le cas d’un
matériau type n :
[ ] dzn(z)∆Nn(z)∆θBCI1
2
z
zrPL ∫ +⋅⋅⋅= (IV.2.b)
II.2. Différents mécanismes de recombinaison
II.2.1. Recombinaison radiative
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
100
Un électron de la bande de conduction se recombine avec un trou de la bande de
valence en émettant un phonon (chapitre II). Le taux de recombinaison radiative est donnée
par :
( ) ( )p∆Pn∆NBR rr +⋅+⋅= (IV. 3)
Selon les mêmes considérations que pour établir l’équation IV.2.b, nous pouvons écrire le
taux de recombinaison radiative sous la forme réduite suivante :
( )∆nPNn∆BR rr ++⋅⋅= (IV. 4)
Le taux de recombinaison radiative peut aussi être exprimé par la relation suivante :
rr τ
n∆R = (IV. 5)
où τr est la durée de vie de recombinaison radiative.
D’après les relations (IV.4) et (IV.5), la durée de vie radiative est inversement proportionnelle
à la densité totale des porteurs :
( )n∆PNB1τ
rr ++⋅= (IV. 6)
II.2.2. Recombinaison Shockley-Read-Hall (SRH) dans le volume
Divers défauts dans le semi-conducteur sont à l’origine de la présence de niveaux
profonds dans la bande interdite. Selon le modèle de Shockley-Read [2], en fonction du
niveau énergétique introduit par ces défauts dans la bande interdite et de leur section efficace
de capture des électrons et des trous, ils agissent comme des pièges pour les porteurs ou
comme des centres de recombinaison non-radiative. Le taux de recombinaison SRH des
porteurs dans le volume s’écrit :
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
101
( ) ( )[ ]( ) ( )
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⋅++⋅+⎟
⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⋅++⋅
−+⋅+⋅⋅⋅⋅=
−−TKEE
inTKEE
ip
2iTpnth
SRHiTTi
enn∆Nσenp∆Pσ
np∆Pn∆NNσσVR (IV. 7)
où :
Vth est la vitesse thermique des porteurs (cm.s-1) ;
σn est la section efficace de capture pour les électrons (cm2) ;
σp est la section efficace de capture pour les trous (cm2) ;
NT est la densité des centres recombinants (cm-3) ;
ni est la densité intrinsèque des porteurs dans le matériau (cm-3) ;
ET est le niveau d’énergie introduit par le défaut (eV) ;
Ei est le niveau de Fermi intrinsèque (eV) ;
Dans le cas où le niveau introduit par le défaut est proche du milieu de la bande interdite (cas
d’un centre de recombinaison non-radiative), en tenant compte de la relation d’électro-
neutralité et pour un matériau type n, l’équation (IV.7) se simplifie :
( )( ) ∆n
∆nNσ∆nσ∆nNNσσV
Rnp
TpnthSRH ⋅
+⋅+⋅
+⋅⋅⋅⋅= (IV. 8)
d’après la relation SRH
SRH τn∆R = , l’expression de la durée de vie τSRH s’écrit :
⎟⎟⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜⎜⎜
⎝
⎛
+⋅+⋅
⋅⋅=
Nn∆1
Nn∆
σσ
1NσV
1τn
p
TpthSRH (IV. 9)
La durée de vie Shockley-Read-Hall dans le volume (τSRH) est inversement proportionnelle à
la densité des centres de recombinaison non-radiative (NT). Le mécanisme de recombinaison
non-radiative SRH dans le volume est dominant dans la plupart des semi-conducteurs et est
particulièrement important dans le cas des semi-conducteurs à gap indirect.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
102
II.2.3. Recombinaison Auger
Le mécanisme de recombinaison Auger est un processus de recombinaison bande à
bande impliquant trois particules. Dans ce processus, l’énergie libérée par la recombinaison
d’un électron avec un trou n’est pas émise sous forme d’un photon, comme dans le cas de la
recombinaison radiative, mais elle est transmise à un autre porteur (électron ou trou) qui de
cette façon est transféré à un niveau énergétique plus élevé. Le taux total de la recombinaison
Auger est donné par Takeshima [3] :
2p
2nA pnCnpCR ⋅⋅+⋅⋅= (IV. 10)
où :
Cn et Cp sont respectivement les coefficients de recombinaisons Auger des trous et des
électrons (cm6.s-1) ;
n et p sont respectivement les densités totales des électrons et des trous (cm-3),
n = N+∆n et p = P+∆p.
d’après la relation A
A τn∆R = , l’expression de la durée de vie Auger τA s’écrit :
2p
2n
A pnCnpCn∆τ
⋅⋅+⋅⋅= (IV. 11)
Le mécanisme de recombinaison Auger est prépondérant dans le cas des matériaux
fortement dopés ou lorsque la densité des porteurs excédentaires est très élevée (régime de
forte injection). Du fait que ce processus est en compétition avec les autres processus de
recombinaison, il peut réduire l’intensité de photoluminescence dans le cas où le taux de
recombinaison Auger est du même ordre de grandeur que les taux des autres processus de
recombinaison.
Dans le tableau (IV.1), nous présentons les valeurs des coefficients de recombinaison
Auger Cn et Cp pour les polytypes SiC-6H et SiC-4H.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
103
SiC-6H SiC-4H
Cn (cm6.s-1) 3,5.10-29 [4] 7.10-31 [5] [6]
Cp (cm6.s-1) 3,5.10-29 [4] 7.10-31[6]
Tableau IV. 1 :Coefficients de recombinaison Auger des électrons et des trous, à 300K, pour
les deux principaux polytypes de SiC.
II.2.4. Recombinaison en surface
La discontinuité des liaisons atomiques et l’adsorption d’atomes étrangers entraînent
l’apparition d’un grand nombre d’états d’énergie localisés et donc de centres de
recombinaison non radiative à la surface d’un semi-conducteur. Dans le cas de la
photoluminescence, la recombinaison en surface est un paramètre important puisque la
majorité des porteurs excédentaires est générée prés de la surface. Selon le modèle de
Shockley-Read, le taux de recombinaison à la surface pour un type de centre de
recombinaison non radiative s’écrit :
( )( ) ( )
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⋅+⋅+⎟
⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⋅+⋅
−⋅⋅⋅⋅⋅=
−−TKEE
isnTKEE
isp
2issstpnth
siTTi
ennσenpσ
nnpNσσVR (IV. 12)
où :
ns et ps sont les concentrations des électrons et des trous proches de la surface (cm-3) ;
Nst est la densité des centres de recombinaison par unité de surface (cm-3) ;
Rs est le taux de recombinaison à la surface (s-1.cm-2).
La condition d’équilibre entre le volume et la zone de charge d’espace (ZCE) nous donne :
( ) ( ) ( ) 2ips n∆nPN∆pP∆nNpnnn +⋅+=+⋅+=⋅=⋅ (IV. 13)
Les centres recombinants les plus actifs se situent au milieu de la bande interdite, par
conséquent, l’équation (IV.12) deviendra pour un matériau de type n :
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
104
∆npσnσNσσV
NRspsn
pnthsts ⋅
⋅+⋅
⋅⋅⋅⋅= (IV. 14)
Le taux de recombinaison à la surface Rs s’écrit en fonction de la vitesse de recombinaison à
la surface S :
S∆nR s ⋅= (IV. 15)
spsn
pnthst pσnσ
NσσVNS
+⋅
⋅⋅⋅⋅= (IV. 16)
La recombinaison à la surface entraîne l’apparition d’un gradient de concentration de porteurs
excédentaires à proximité de la surface. Ce gradient de concentration donne naissance à un
courant de diffusion j vers la surface qui s’écrit pour le cas des électrons :
0zzn∆Dej
=⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛∂∂
⋅⋅−= (IV. 17)
Le courant j peut aussi être exprimé par la relation suivante :
0zn∆Sej =⋅⋅= (IV. 18)
D’après les relations (IV.17) et (IV.18), on peut déterminer la condition à la surface qui sera
utilisée pour la résolution de l’équation ambipolaire :
0z0z
n∆Szn∆D =
=
⋅=⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛∂∂
⋅ (IV. 19)
II.3. Equation de diffusion ambipolaire
Pour calculer l’intensité de PL (IPL), il est nécessaire de connaître la distribution en
profondeur des porteurs excédentaires ∆n(z). En prenant en compte les taux de génération et
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
105
de recombinaison des porteurs excédentaires, ainsi que les densités des courants électriques
des électrons et des trous, ∆n(z) peut être déterminé à partir des équations de continuité [réf] :
→
⋅+−=∂∂
njdive1RG
tn pour les électrons (IV. 20)
→
⋅−−=∂∂
pjdive1RG
tp pour les trous (IV. 21)
où :
jn et jp sont les densités des courants des électrons et des trous (A.cm-2) ;
e est la valeur absolue de la charge élémentaire d’un électron ou d’un trou,
e = 1,6.10-19C.
Les équations de continuité (IV.20) et (IV.21) deviennent en régime stationnaire :
RGjdive1
n −=⋅−→
pour les électrons (IV. 22)
RGjdive1
p −=⋅→
pour les trous (IV. 23)
Par ailleurs, on peut exprimer les densités de courant jn et jp par les relations suivantes :
(n)gradDeEµenj nnn
→→→
⋅⋅−⋅⋅⋅= (IV. 24)
(p)gradDeEµepj ppp
→→→
⋅⋅−⋅⋅⋅= (IV. 25)
où :
n est la concentration totale des électrons dans la bande de conduction, n = N + ∆n ;
p est la concentration totale des trous dans la bande de valence, p = P + ∆p ;
→
E est le champ électrique total, →→→
+= extEEE int ;
→
intE est le champ électrique dû à la différence de mobilité entre électrons et trous ;
→
extE est le champ électrique extérieur ;
µn et µp sont les mobilités des électrons et des trous ;
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
106
Dn et Dp sont les coefficients de diffusion des électrons et des trous liés aux mobilités
par la relation d’Einstein :
nn µeTkD ⋅⋅
= (IV. 26)
pp µeTkD ⋅⋅
= (IV. 27)
où :
k est la constante de Boltzmann, k = 1,38.10-23 J.K-1 ;
T est la température absolue (K).
En introduisant les relations (IV.24) et (IV.25) dans les relations de continuités (IV.22) et
(IV.23), nous obtenons :
0RGznEµ
zEnµ
znD nn2
2
n =−+∂∂⋅⋅+
∂∂⋅⋅+
∂∂⋅
→→
(IV. 28)
0RGzpEµ
zEpµ
zpD pp2
2
p =−+∂∂⋅⋅−
∂∂⋅⋅−
∂∂⋅
→→
(IV. 29)
En absence d’un champ électrique extérieur, nous pouvons considérer que localement, la
relation d’électro-neutralité est conservée[7], ce qui signifie :
∆n(z) = ∆p(z) (IV. 30)
Nous introduisons les notations suivantes [7] :
pn
pn
DpDnp)(nDD
D⋅+⋅
+⋅⋅=∗ (IV. 31)
np
pn*
µnµpn)(pµµ
µ⋅+⋅
−⋅⋅= (IV. 32)
où :
D* est appelé constante de diffusion ambipolaire ;
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
107
µ* est appelée mobilité ambipolaire.
En utilisant les relations (IV.29), (IV.30), (IV.31) et (IV.32), on aboutit à l’équation de
diffusion ambipolaire en régime stationnaire :
0RGzn∆Eµ
zn∆D ext
*2
2* =−+
∂∂⋅⋅+
∂∂⋅
→
(IV. 33)
En absence de champ électrique extérieur, l’équation de diffusion ambipolaire devient :
0eIαθ
r)(1τ
n∆zn∆D zα
0eff
2
2* =⋅⋅⋅
−+−
∂∂⋅ ⋅− (IV. 34)
avec :
nrreff τ1
τ1
τ1
+= (IV. 35)
où :
τnr est la durée de vie non-radiative ;
τeff est la durée de vie effective.
II.4. Résolution de l’équation de diffusion ambipolaire
A partir de l’équation de diffusion ambipolaire, nous pouvons déterminer la
distribution de porteurs excédentaires dans le volume et effectuer le calcul de l’intensité de
PL par la relation (IV.2). Cependant, l’équation (IV.34) est une équation différentielle du
second ordre de type non-linéaire puisque le coefficient de diffusion ambipolaire D* et la
durée de vie effective τeff dépendent localement de la concentration des porteurs excédentaires
∆n et donc de la profondeur z. Pour linéariser cette équation, nous introduisons les hypothèses
suivantes :
- la durée de vie effective dans le matériau est contrôlée par la durée de vie non-
radiative supposée constante et indépendante de la concentration des porteurs excédentaires :
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
108
τeff ≈ τnr ce qui signifie τnr<<τr et τnr ≈ constant (IV. 36)
- le coefficient de diffusion ambipolaire D* est considéré constant et pratiquement égal
au coefficient de diffusion des porteurs minoritaire. Dans le cas d’un matériau de type N, on
obtient :
D* ≈ Dp = D (IV. 37)
En prenant en compte les hypothèses (IV.36) et (IV.37), l’équation de diffusion ambipolaire
(IV.34) peut s’écrire sous la forme d’une équation différentielle du second ordre de type
linéaire :
0eIαθ
r)(1τ
n∆zdn∆dD zα
0nr
2
2
=⋅⋅⋅−
+−⋅ ⋅− (IV. 38)
II.4.1. Cas d’un substrat
Pour résoudre l’équation de diffusion ambipolaire (IV.38) dans la cas d’un substrat,
nous supposons les conditions aux limites suivantes :
- profondément dans le matériau, la concentration des porteurs excédentaires est
nulle :
∆n (z → ∞) = 0 (IV. 39)
- à la surface du semi-conducteur, les porteurs excédentaires se recombinent à la
vitesse S :
0)(zn∆Szd(z)nd∆D
0z
=⋅=⎟⎟⎠
⎞
=
(IV. 40)
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
109
A partir des relations (IV.38), (IV.39) et (IV.40), on peut déduire le profil de
distribution des porteurs excédentaires :
⎥⎦
⎤⎢⎣
⎡⋅
+⋅+⋅
−⋅⋅⋅−
−⋅⋅=
−⋅− Lz
s
szα22
0nr eLL
)Lα(1Le
θ)Lα(1Ir)(1τα
(z)n∆ (IV. 41)
où :
L est la longueur de diffusion des porteurs minoritaires dans le volume, nrτDL ⋅= ;
Ls est la longueur définie par la relation : SDLs = .
En introduisant ainsi l’expression de la distribution des porteurs excédentaires (IV.41)
dans la relation (IV.2), on aboutit à l’expression de d’intensité de PL en fonction de l’intensité
d’excitation :
200PL IBIAI ⋅+⋅= (IV. 42)
avec :
⎥⎥⎥⎥
⎦
⎤
⎢⎢⎢⎢
⎣
⎡
+
+⋅⋅−⋅
⋅−−
⋅⋅⋅⋅=s
s
LLα1L
L)(α1L)(α1r)(1τNBCA 2
2nrr (IV. 43)
( )
⎥⎥⎥⎥⎥
⎦
⎤
⎢⎢⎢⎢⎢
⎣
⎡
+
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ +⋅
⋅+
+⋅
+
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ +
−⋅⋅−−⋅
⋅⋅⋅= 2s
2
s32
s
s2
222
222nr
LL
Lα1
2Lα
Lα1
1LL
Lα1L2
α21
)Lα(1r)(1α
θτ
BCB (IV. 44)
Selon l’expression (IV.42), l’intensité de PL contient un terme linéaire et un terme
quadratique en fonction de l’intensité d’excitation Io. Le terme linéaire (coefficient A) est
fonction de la durée de vie non-radiative des porteurs dans le volume (τnr), de la concentration
du dopage (N ou P) et de la vitesse de recombinaison en surface (S). Le terme quadratique
(coefficient B) dépend des deux paramètres τnr et S.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
110
II.4.2. Cas d’une couche épitaxiale
Dans le cas d’un substrat, la résolution de l’équation de diffusion ambipolaire nous a
permis de déduire l’expression du profil des porteurs excédentaires en fonction de la
profondeur et, par la suite, l’expression de l’intensité de PL en fonction de l’intensité
d’excitation.
Nous pouvons aussi déterminer la distribution des porteurs excédentaires et l’expression de
l’intensité de PL dans le cas d’une couche épitaxiale d’épaisseur d. Pour résoudre l’équation
de diffusion (IV.38), nous considérons les conditions aux limites aux deux interfaces de la
couche :
0)(zn∆Szd(z)n∆dD 1
0z
=⋅=⎟⎟⎠
⎞
=
(IV. 45)
d)(zn∆Szd(z)n∆dD 2
dz
=⋅−=⎟⎟⎠
⎞
=
(IV. 46)
où :
S1 est la vitesse de recombinaison des porteurs en surface ;
S2 est la vitesse de recombinaison des porteurs à l’interface.
En prenant en compte les deux conditions aux limites (IV .45) et (IV.46), et à partir de
l’équation de diffusion ambipolaire (IV.38), on peut déduire le profil des porteurs
excédentaires ∆n(z) :
( )zαexpnLzexpn
Lzexpn(z)n∆ 321 ⋅−⋅+⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛⋅+⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛−⋅= (IV. 47)
où :
θ)Lα(1Ir)(1τα
n 220nr
3 ⋅⋅−⋅−⋅⋅
=
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
111
( ) ( ) ( )
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛−⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ −⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ −−⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ +⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ +
⋅−⋅⋅−⋅⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ +−⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛−⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ −⋅⋅+
⋅=
Ldexp
LDS
LDS
Ldexp
LDS
LDS
dαexpDαSLDS
Ldexp
LDSDαS
nn2121
2121
32
( ) ( ) ( )
⎟⎠⎞
⎜⎝⎛−⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ −⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ −−⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ +⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ +
⋅−⋅⋅−⋅⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ −−⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛⋅⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛ +⋅⋅+
⋅−=
Ldexp
LDS
LDS
Ldexp
LDS
LDS
dαexpDαSLDS
Ldexp
LDSDαS
nn2121
2121
31
En introduisant l’expression (IV.47) du profil des porteurs excédentaires dans la
relation (IV.2), on aboutit à l’expression de l’intensité de PL en fonction de l’intensité
d’excitation. Nous obtenons alors :
200PL IBIAI ⋅+⋅= (IV. 48)
avec :
( )
( ) ( ) ( )⎥⎦
⎤⎢⎣
⎡ ⋅−−+⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⎟⎠⎞
⎜⎝⎛−⋅−⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛⋅+−⋅
⋅−−⋅⋅
⋅⋅⋅=α
dαexp1Ldexpk
LdexpkLkkL
Lα1r1τα
NBCA 122122nr
r
( )( )
( )
( ) ( )⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎥⎥
⎦
⎤
⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎢⎢
⎣
⎡
⋅−−+⎟⎟
⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛−⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ ⋅−
⋅−⋅+
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⎟⎠⎞
⎜⎝⎛ ⋅+−−
⋅+⋅+⋅⋅+
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛−⎟
⎠⎞
⎜⎝⎛⋅
+⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛⎟⎠⎞
⎜⎝⎛−−
⋅
⋅⋅−
−⋅⋅⋅⋅=
α2dα2exp11
LLα1dexp
Lα1Lk2
LLα1dexp1
Lα1Lk2dkk2
1Ld2exp
2Lk
Ld2exp1
2Lk
Lα1
r1ταBCB
2
121
22
21
222
22nr
2
r
où :
311 nkn ⋅= et 322 nkn ⋅=
La partie linéaire de l’expression (IV.48) de l’intensité de PL (coefficient A) d’une
couche épitaxiale dépend des quatre paramètres N (ou P), τnr et de S1 et S2. la partie
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
112
quadratique (coefficient B) dépend de τnr et de S1 et S2. Notons aussi que l’épaisseur (d) de la
couche épitaxiale intervient dans les expressions des deux coefficients A et B. Celle-ci devra
être connue et considérée comme homogène pour tout l’échantillon.
II.5. Influence de la vitesse de recombinaison de surface sur l’intensité de
PL
Selon l’expression (VI.48), l’intensité de PL d’une couche épitaxiale dépend de la
vitesse de recombinaison des porteurs en surface S1 et de la vitesse de recombinaison à
l’interface S2. Dans ce paragraphe, nous étudions les variations du signal de
photoluminescence en fonction de S1. Pour le calcul de l’intensité de PL, nous utilisons les
données numériques suivantes : D = 5 cm2.s-1 [8], α = 1,45.104 [9], S2 = 1.103 cm.s-1 [6], I0 =
1.1014 photons.s-1 et N = 1.1014 cm-3.
Jusqu’à présent, aucun travail indiquant la valeur du coefficient de recombinaison radiative Br
n’a été publié excepté celui de Galeckas [6]. Ce dernier a utilisé les données expérimentales
et l’équation : 2
3211 n∆γn∆γγτ ++=−
pour déterminer les valeurs des coefficients γ1, γ2 et γ3. γ1 est le taux de recombinaison de
Shockley-Read-Hall, γ3 représente le taux de la recombinaison Auger et γ2 un paramètre dû,
non seulement aux recombinaisons radiatives bande à bande, mais aussi aux recombinaisons
Auger. Par conséquent, γ2 ne peut pas être considéré égal à Br.
De plus, si on compare la valeur de γ2 = 1,5.10-12 cm3.s-1 à celles de Br pour les semi-
conducteurs à gap indirect tels que le Si et Ge, on trouve une différence de deux ordres de
grandeur. Pour ces raisons, on utilisera pour nos calculs la valeur du coefficient de
recombinaisons radiatives du Si : Br = 1,1.10-14cm3.s-1 [10].
Les figures VI.1, VI.2 et VI.3 présentent les variations du signal de
photoluminescence en fonction de S1 pour différentes valeurs de la durée de vie non radiative
et pour trois épaisseurs différentes de la couche (5 µm, 10 µm et 20 µm). D’une manière
générale, l’intensité de PL reste quasiment constante aussi bien pour les faibles que pour les
fortes valeurs de S1. Tant que la valeur de S1 est inférieure à 102 cm.s-1, l’influence des
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
113
variations de S1 sur l’intensité du signal de PL reste négligeable et la valeur de IPL reste
pratiquement constante. Au delà de la valeur de S1 égale à 106 cm.s-1, l’intensité de PL est de
nouveau saturée et atteint sa valeur minimale. Le signal de PL n’est donc sensible aux effets
de surface que pour des valeurs de S1 comprises entre 102 cm.s-1 et 106 cm.s-1. Dans cet
intervalle, l’intensité de PL diminue lorsque S1 augmente. De plus, l’influence de S1 sur le
signal de PL augmente avec la durée de vie non radiative et devient plus importante pour des
épitaxies peu épaisses.
Les figures VI.4, VI.5 et VI.6 présentent les variations de l’intensité de
photoluminescence en fonction de S1 et S2 pour trois épaisseurs différentes de la couche (5
µm, 15 µm et 40 µm). On constate que l’influence de S1 sur l’intensité de PL diminue lorsque
S2 augmente. De plus, les variations de l’intensité de PL en fonction de S2 deviennent
pratiquement négligeables pour des épitaxies de fortes épaisseurs. Ceci est tout à fait logique,
plus l’épitaxie est épaisse moins la luminescence est sensible à l’interface épitaxie/susbtrat.
Elle sera même totalement indépendante de S2 si l’épaisseur de l’épitaxie est supérieure à la
longueur de diffusion des porteurs photogénérés.
figure IV. 1 : Variation de l’intensité de PL en fonction de la vitesse de recombinaison en
surface S1 pour différentes valeurs de la durée de vie non-radiative (e = 5 µm).
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
114
figure IV. 2 : Variation de l’intensité de PL en fonction de la vitesse de recombinaison en
surface S1 pour différentes valeurs de la durée de vie non-radiative ( e= 10 µm).
figure IV. 3 : Variation de l’intensité de PL en fonction de la vitesse de recombinaison en
surface S1 pour différentes valeurs de la durée de vie non-radiative (e = 20 µm).
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
115
figure IV. 4 : Variation de l’intensité de PL en fonction de la vitesse de recombinaison en
surface S1 pour différents valeurs de S2 (e =5 µm).
figure IV. 5 : Variation de l’intensité de PL en fonction de la vitesse de recombinaison en
surface S1 pour différents valeurs de S2 (e =15 µm).
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
116
figure IV. 6 : Variation de l’intensité de PL en fonction de la vitesse de recombinaison en
surface S1 pour différents valeurs de S2 (e = 40 µm).
III. DISCUSSION DE LA VALIDATION DES HYPOTHESES
Dans ce paragraphe, nous allons discuter la validité des hypothèses simplificatrices
(IV.36) et (IV.37) utilisées pour aboutir à l’équation de diffusion ambipolaire de type linéaire
(IV.38).
III.1. Hypothèse concernant la duré de vie
III.1.1. La durée de vie effective dans le matériau est contrôlée par la durée de vie
non-radiative (τeff ≈ τnr)
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
117
Le taux de recombinaison total prend en compte tous les processus de recombinaison.
La durée de vie effective dépend à la fois de la durée de vie radiative et de la durée de vie
non-radiative (IV.35).
L’expression (IV.35) peut s’écrire sous la forme :
⎟⎟⎟⎟
⎠
⎞
⎜⎜⎜⎜
⎝
⎛
+⋅=
r
nrnreff
ττ1
1ττ (IV. 49)
D’après (IV.49), plus le rapport r
nr
ττ est faible, plus la valeur de τeff est proche de celle de τnr.
Pour vérifier la validité de l’hypothèse il faut disposer des valeurs de τr en fonction de la
concentration des porteurs excédentaires et pour différentes valeurs du dopage du matériau.
Comme nous l’avons vu au paragraphe précédent, la durée de vie radiative est
inversement proportionnelle à la densité totale des porteurs (IV.6). Pour un semi-conducteur
de type n, on obtient :
( )n∆NB1τ
rr +⋅= (IV. 50)
La durée de vie radiative dépend donc de la densité des porteurs excédentaires et du dopage
du matériau.
La figure (IV.7) présente la variation de la durée radiative en fonction de la densité
des porteurs excédentaires pour plusieurs valeurs de dopage N. Nous observons que pour les
deux régimes, faible et forte injection (∆n <<N et ∆n >> N), les valeurs de τr sont très élevées
par rapport aux celles de τnr répertoriées dans la littérature pour le SiC [11,12]. Les courbes
montrent aussi, qu’en régime de forte injection, τr décroît rapidement en fonction de la densité
des porteurs excédentaires et donc de l’intensité d’excitation.
La valeur de τr est généralement très grande par rapport à celle de τnr et, par conséquent,
l’influence de τr sur τeff peut être négligée et l’hypothèse (IV.35) reste valable.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
118
Figure (IV. 7) : Durée de vie radiative en fonction de la densité de porteurs excédentaire
pour plusieurs valeurs du dopage.
III.1.2. La durée de vie non-radiative est indépendante de la concentration des
porteurs
a- Modèle de Shokley-Read-Hall
Selon le modèle Shokley-Read-Hall (paragraphe II.2.2), la durée de vie non-radiative
est en fonction de la concentration des porteurs excédentaires et donc de l’intensité
d’excitation. D’après l’expression (IV.9), pour déterminer τnr, il faut tenir compte du niveau
d’excitation et du rapport des sections efficaces de capture pour différents centres
recombinaison non-radiative dans le matériau. Dans la pratique, il est difficile de déterminer
τnr puisqu’on ne dispose pas de toutes ces données avec suffisamment de précision. Par
ailleurs, dans les conditions où la valeur de la densité des porteurs est proche de celle du
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
119
dopage et dans le cas des centres de recombinaison parfaits (σn = σp), l’équation (IV.9)
s’écrit :
TpthSRH NσV
132τ
⋅⋅= (IV. 51 a)
Dans les conditions de faible injection (N>>∆n) ou de forte injection (N<<∆n), l’équation
(IV.9) s’écrit :
TpthSRH NσV
1τ⋅⋅
≈ (IV. 52 b)
En général, dans le cas des centres de recombinaison parfaits, la durée de vie non-
radiative peut être considérée constante et indépendante de la concentration des porteurs
excédentaires et par conséquent l’hypothèse (IV.36) est valable. Cependant, dans le cas où
σp / σn>>1, les variations de la durée de vie non-radiative en fonction de ∆n peuvent être très
importantes et l’hypothèse (IV.36) n’est plus valable.
b- Effet Auger
Le mécanisme de recombinaison Auger est typiquement observé dans les semi-
conducteurs à gap indirect lorsque le dopage devient élevé. Dans ce cas, la durée de vie non-
radiative, pour un matériau de type n, s’écrit [5,6] :
231A N1051τ⋅⋅
= − (IV. 53)
D’après la relation (IV.52), la durée de vie non-radiative Auger dépend uniquement du
dopage. Lorsque ce dernier est élevé, le taux de recombinaison Auger est généralement plus
important devant le taux de recombinaison total.
Le processus Auger reste négligeable dans le cas des matériaux non fortement dopés.
Il devient prépondérant dans les matériaux fortement dopés. Dans ce cas, la durée de vie non-
radiative Auger peut être considérée indépendante de la concentration des porteurs
excédentaires.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
120
III.2. Hypothèse concernant le coefficient de diffusion ambipolaire
Pour résoudre l’équation de diffusion ambipolaire (IV.34), nous avons approché le
coefficient de diffusion ambipolaire défini par la relation (IV.31), par le coefficient de
diffusion des porteurs minoritaires (expression (IV.37)). Dans le cas d’un matériau de type n
et en tenant compte de relation d’électro-neutralité et du fait que Dn >> Dp [13] on obtient :
⎟⎟⎠
⎞⎜⎜⎝
⎛+
+⋅=∗
n∆Nn∆1DD p (IV. 54)
Dans le cas du régime de faible injection (N>>∆n), l’hypothèse (IV.37) reste valable. Dans le
cas où la concentration des porteurs excédentaires est égale à celle du dopage, on obtient
d’après (IV.53) :
%33D
DD p ≈−∗
∗
(IV. 55)
Dans le cas de régime de forte injection (N << ∆n), on obtient : pD2D ≈∗ .
En résumé, dans le cas d’un matériau de type n, l’hypothèse (IV.37) reste valable dans
le cas d’injection faible et dans le cas où la concentration des porteurs excédentaires devient
de même ordre de grandeur que celle dopage. Dans le cas de forte injection, ∗D sera
remplacée par pD2 .
Lorsqu’il s’agira de cas intermédiaires, autres que les trois cas cités précédemment,
l’hypothèse ne sera plus valable et l’équation de type non-linéaire (IV.34) nécessitera une
résolution numérique.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
121
IV. RESULTATS EXPERIMENTAUX
L’objectif de ce paragraphe est d’appliquer et valider la technique de cartographie de
la durée de vie des porteurs dans le volume et du dopage dans le cas des substrats et de
couches épitaxiales SiC. Cette technique, décrite dans le paragraphe précédent, est fondée sur
les mesures cartographiques de l’intensité de photoluminescence à différents niveaux
d’excitation.
IV.1. Préparation des échantillons
Rappelons que le signal de PL est sensible aux effets de surface sur une plage précise
de valeurs de vitesse de recombinaison de surface S1 (paragraphe II.5.). Afin d’homogénéiser
la valeur de S1 sur la totalité de la surface et d’éliminer les impuretés en surface ainsi que la
couche d’oxyde natif, les échantillons ont été nettoyés selon la procédure suivante :
- Dégraissage de la surface dans trois bains successifs sous ultrasons de
trichloréthylène, acétone et ethanol ;
- Nettoyage CARO (solution H2SO4 : H2O2) pendant 10 minutes ;
- HF dilué à 40 % pendant 2 minutes pour enlever la couche d’oxyde en surface.
Chaque étape est suivie d’un rinçage à l’eau désionisée et d’un séchage à l’azote.
Le nettoyage de la surface de l’échantillon ne modifie pas les propriétés du volume mais
plutôt change la vitesse de recombinaison de surface : il permet de baisser sa valeur et de
l’homogénéiser sur la totalité de la surface. Ainsi, nous pouvons considérer que S1 reste
constante sur toute la surface de l’échantillon et seuls la durée de vie et le dopage peuvent
varier et engendrer des inhomogénéités spatiales de la photoluminescence.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
122
IV.2. Etude de substrats
L’échantillon étudié est un substrat 4H-SiC en provenance de l’entreprise CREE
RESEARCH, sa concentration de porteurs est égale à 4.1018 cm-3.
La figure IV.8 montre le spectre de luminescence à température ambiante obtenu pour
le substrat CREE : le spectre est dominé par un pic intense à 3,17 eV dû aux recombinaisons
de bord de bande [14] ainsi qu’une large bande centrée à 2,48 eV associée aux
recombinaisons des électrons libres sur le niveau profond accepteur du bore [15].
Longueur d’onde (nm.)
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
figure IV. 8 : Spectre de photoluminescence à température ambiante du substrat 4H-SiC
(4.1018 cm-3).
La figure IV.9 montre une cartographie de l’intensité de PL intégrée effectuée sur une
zone de 100 µm × 100 µm contenant une dislocation. Sur la même zone, nous avons effectué
des mesures cartographiques de PL à différents niveaux d’excitation. La figure IV.10 présente
les variations de l’intensité de PL en fonction de l’intensité d’excitation pour deux points P1 et
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
123
P2 choisis sur la cartographie. Le point P1 est choisi dans une zone de forte intensité de PL,
attribuée à la présence d’une dislocation, alors que le point P2 est situé dans une zone de
faible intensité de PL.
0 20 40 60 80 1000
20
40
60
80
100
P2××P1
X (µm)
Y (µ
m)
1.963 -- 2.100 1.825 -- 1.963 1.688 -- 1.825 1.550 -- 1.688 1.413 -- 1.550 1.275 -- 1.413 1.138 -- 1.275 1.000 -- 1.138
Figure IV. 9: Cartographie de l’intensité de PL intégrée d’une zone de 100 µm × 100 µm
contenant une dislocation.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
124
5,0x1013 1,0x1014 1,5x1014 2,0x1014 2,5x1014
5,0x105
1,0x106
1,5x106
2,0x106
2,5x106
3,0x106
3,5x106
4,0x106
4,5x106
5,0x106
P2
P1In
tens
ité d
e PL
(pho
tons
/s)
Intensité d'excitation (photons/s)
Figure IV. 10 : l’intensité de PL en fonction de l’intensité d’excitation pour les deux points
P1 et P2 choisis sur la figure IV.10.
On observe (figure IV.10) une variation totalement linéaire de l’intensité de PL (IPL)
en fonction de l’intensité d’excitation (I0). La contribution du régime quadratique à l’intensité
de PL est indétectable dans notre cas. En effet, le seuil de forte injection qui induit le régime
quadratique dépend fortement du dopage, il se produit pour des densités d’excitation d’autant
plus grandes que le dopage est grand. Les densités d’excitation utilisées avec notre banc de
mesure sont faibles pour apercevoir le régime quadratique dans le cas des substrats SiC étant
donnés leurs forts dopages.
Dans ce cas, pour déterminer la durée de vie, on peut considérer la partie linéaire de
l’expression de l’intensité de PL en fonction de l’intensité d’excitation donnée par l’équation
(IV.42) :
0s
s2
2nrrPL I.LLα1L
L)(α1L)(α1r)(1τNBCI
⎥⎥⎥⎥
⎦
⎤
⎢⎢⎢⎢
⎣
⎡
+
+⋅⋅−⋅
⋅−−
⋅⋅⋅⋅= (IV. 56)
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
125
D’autre part, le mécanisme de recombinaison Auger devient prépondérant dans le cas des
matériaux fortement dopés et la durée de vie effective des porteurs excédentaires est contrôlée
par le processus Auger. La durée de vie non-radiative due à l’effet Auger, dans le cas d’un
matériau de type n, est donnée par la relation suivante :
231 .10.51
Nnr −=τ (IV. 57)
A partir des deux relations (IV.56) et (IV.57), nous pouvons déterminer à la fois les valeurs
de τnr et de N.
La figure IV.10 montre aussi que la pente de la courbe IPL en fonction de I0 déterminée
dans le cas du point P1 est plus grande que celle obtenue dans le cas du point P2. Cette
différence est due aux variations de la durée de vie non-radiative (τnr) des porteurs étant
donnée que la pente est fonction essentiellement de τnr. En effet, le point P1 a été choisi au
voisinage d’une dislocation où la concentration de centres recombinants est moins importante
(chapitre III), cela se traduit par une augmentation de la durée de vie effective des porteurs.
En procédant de la même façon pour chaque point de la cartographie de l’intensité de
PL de la plaque entière, nous avons déterminé les cartographies de la durée de vie et du
dopage. Les figures IV.11.a, b et c montrent, respectivement, les cartographies de PL
intégrée, de la durée de vie et du dopage du substrat. On observe d’une part une corrélation
entre les variations de l’intensité de PL et celles de la durée de vie des porteurs et d’autre part
une anticorrélation avec celles du dopage : l’augmentation (ou diminution) du dopage
implique une diminution (ou augmentation) de la durée de vie effective des porteurs [16] qui
contrôle par la suite les variations de l’intensité de PL.
La figure IV.11.b montre une augmentation radiale et vers le centre de la durée de vie : la
qualité cristalline est meilleure sur la partie centrale du substrat que sur les bords. On note que
les valeurs de la durée de vie obtenues sont conformes à celles répertoriées dans la littérature.
On observe aussi, sur la cartographie du dopage (figure IV.11.c), un gradient de concentration
en azote dirigé vers les bords de la plaque.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
126
0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480
4
8
12
16
20
24
28
32
36
40
44
48
IPL (u.a.)
X (mm)
Y (m
m)
0.4038 -- 0.4150 0.3925 -- 0.4038 0.3812 -- 0.3925 0.3700 -- 0.3812 0.3588 -- 0.3700 0.3475 -- 0.3588 0.3362 -- 0.3475 0.3250 -- 0.3362 0.3138 -- 0.3250 0.3025 -- 0.3138 0.2913 -- 0.3025 0.2800 -- 0.2913
Figure IV.11.a : Cartographie de PL intégrée du substrat 4H-SiC.
0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480
4
8
12
16
20
24
28
32
36
40
44
48
Durée de vie (s)
X (mm)
Y (m
m)
2.312E-8 -- 2.5E-8 2.125E-8 -- 2.312E-8 1.938E-8 -- 2.125E-8 1.75E-8 -- 1.938E-8 1.562E-8 -- 1.75E-8 1.375E-8 -- 1.562E-8 1.188E-8 -- 1.375E-8 1E-8 -- 1.188E-8
Figure IV.11.b : Cartographie de durée de vie du substrat 4H-SiC.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
127
0 4 8 12 16 20 24 28 32 36 40 44 480
4
8
12
16
20
24
28
32
36
40
44
48
Dopage (cm-3)
X (mm)
Y (m
m)
1.275E19 -- 1.4E19 1.15E19 -- 1.275E19 1.025E19 -- 1.15E19 9E18 -- 1.025E19 7.75E18 -- 9E18 6.5E18 -- 7.75E18 5.25E18 -- 6.5E18 4E18 -- 5.25E18
Figure IV.11.c : Cartographie du dopage du substrat 4H-SiC
IV.3. Etude d’épitaxies
La figure IV.12.a présente les variations de l’intensité de PL (IPL), à 392 nm ce qui
correspond au maximum du pic de bord de bande, en fonction de l’intensité d’excitation (I0)
pour deux points, P1 et P2, d’une épitaxie 4H-SiC en provenance du LETI-CEA, d’épaisseur
60 µm et de dopage résiduel de moins de 1013 cm-3. Pour les deux points, la caractéristique IPL
en fonction de I0 est proche d’une parabole. Par ailleurs, on constate que IPL est plus élevée
pour le point P1 que pour le point P2. Nous avons tracé les courbes de l’intensité de PL
normalisée par rapport à l’intensité d’excitation (IPL/I0) en fonction de I0. la figure IV.12.b
illustre les variations de la caractéristique IPL/I0 en fonction de I0 pour les deux points P1 et P2.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
128
4,0x1013 6,0x1013 8,0x1013 1,0x1014 1,2x1014 1,4x1014 1,6x1014 1,8x1014
0
1x105
2x105
3x105
4x105
5x105
I PL (p
hoto
ns.s
-1)
P2
P1
I0 (photons.s-1)
P2
P1
I PL/I 0
I0 (photons.s-1)6,0x1013 8,0x1013 1,0x1014 1,2x1014 1,4x1014 1,6x1014 1,8x1014
5,0x10-10
1,0x10-9
1,5x10-9
2,0x10-9
2,5x10-9
3,0x10-9
Figure IV. 12 : a) Intensité de PL en fonction de I0 et b) Intensité de PL normalisée par
rapport à I0 (IPL/I0) en fonction de I0, pour les deux points P1 et P2 d’une épitaxie 4H-SiC.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
129
La caractéristique IPL/I0 en fonction de I0 est linéaire et son intersection avec l’axe des
ordonnées est différente de 0. Cela prouve la contribution des deux régimes linéaire et
quadratique dans le signal de PL. Par ailleurs, on constate que la pente déterminée dans le cas
du point P1 est plus grande que celle déterminée dans le cas du point P2, cela indique des
variations de la durée de vie non-radiative des porteurs étant donné que la pente est fonction
essentiellement de τnr. Les durées de vie obtenues, à partir de la pente et de la relation (IV.48),
pour les deux points P1 et P2 sont respectivement 300 ns et 220 ns. Des mesures de
photoluminescence résolues en temps ont été effectuées pour évaluer la durée de vie des
porteurs minoritaires et confirmer la validité de la technique de détermination de la durée de
vie effective des porteurs par imagerie de PL. Le principe de la technique de la
photoluminescence résolue en temps consiste à exciter l’échantillon avec des impulsions, à la
fin de l’excitation, on va observer la décroissante dans le temps de l’intensité de
luminescence : I = exp(-t/τ). Ainsi, en traçant le logarithme de l’intensité en fonction du
temps on peut remonter à la durée de vie τ. Les mesures se font à température ambiante sur la
luminescence de la transition bande à bande.
Dans notre cas, nous avons utilisé un laser pulsé émettant à 266 nm avec une durée d’un pulse
de 12 ns et une fréquence de répétition de 20 Hz. La valeur moyenne de la durée de vie
effective obtenue par cette méthode est de l’ordre de 300 ns. On note ainsi, le bon accord
entre les valeurs obtenues à partir des deux techniques, ce qui confirme la validité de la
nouvelle méthode.
La figure IV.13 montre la cartographie de la durée de vie effective des porteurs pour
une épitaxie 4H-SiC en provenance de l’université de Linköping (Suède), d’épaisseur 40 µm
et de dopage N = 1,3.1015 cm-3. On observe une zone décentrée où la durée de vie est plus
importante ainsi qu’une baisse graduelle de durée de vie dirigée vers les bords de la plaque.
Cette baisse sur la périphérie de l’échantillon semble plus importante sur un coté de la plaque
que sur l’autre. Ce gradient de la durée de vie peut être expliqué par des inhomogénéités de
concentration de défauts profonds. En effet, les spectres de photoluminescence à température
ambiante montrent la présence du pic de bord de bande ainsi qu’une large bande profonde
centrée à 2,15 eV associée à la présence des défauts profonds radiatifs. Les figures IV.14.a,
IV.14.b et IV.14.c montrent les spectres de PL pour trois points différents de l’épitaxie.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
130
010
2030
4050
50
40
30
20
10
0
0,0
2,0x10-7
4,0x10-7
6,0x10-7
8,0x10-7
1,0x10-6
Dur
ée d
e vi
e ef
fect
ive
(s)
Y (m
m)
X (mm)
Figure IV. 13 : Cartographie de durée de vie effective des porteurs d’une épitaxie 4H-SiC
Longueur d ’onde (nm)
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
131
Longueur d’onde( )
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
Longueur d’onde (nm)
Inte
nsité
de
PL (u
.a.)
Figure IV. 14 : Spectres de photoluminescence à température ambiante pour trois points
différents de l’épitaxie.
La valeur de la durée de vie obtenue au centre de l’épitaxie est de l’ordre de 1 µs ce
qui est en très bonne accord avec la durée de vie moyenne obtenue par la photoluminescence
résolue en temps (970 ns). La figure IV.15 présente un exemple de mesure de temps de déclin
effectuée sur la même épitaxie.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
132
0,0 2,0x10-6 4,0x10-6 6,0x10-6 8,0x10-6 1,0x10-5
0,01
0,1
1
τ = 1 µs
Inte
nsité
de
PL
(u.a
.)
Temps (s)
Figure IV. 15 : Temps de déclin mesuré sur une épitaxie 4H-SiC
(e = 40 µm et N = 1,3.1015 cm-3)
V. CONCLUSION
Dans de ce chapitre, nous avons exposé et appliqué une technique de mesure
cartographique de la durée de vie non radiative des porteurs et du dopage dans le SiC à partir
de l’intensité de photoluminescence.
La résolution de l’équation de diffusion ambipolaire nous a permis d’obtenir les relations qui
expriment l’intensité du signal de PL (IPL) en fonction de l’intensité d’excitation (I0), dans le
cas d’un substrat et d’une couche épitaxiale. Ces relations contiennent un terme linéaire,
fonction de la durée de vie non radiative (τnr) des porteurs dans le volume et du dopage (N), et
un terme quadratique qui dépend uniquement de τnr. Ainsi, ces relations théoriques et les
mesures de l’intensité de PL à différents niveaux d’excitation permettent la détermination de
τnr et de N en chaque point de la plaque.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
133
Dans le cas des substrats SiC, étant donné leurs forts dopages, le mécanisme de
recombinaison Auger est prépondérant et la durée de vie des porteurs excédentaires est
contrôlée par le processus Auger. A partir de la relation théorique qui relie la durée de vie au
dopage et l’expression de IPL en fonction de I0, nous avons déterminé les valeurs de τnr et de N
et établi des cartographies de ces deux paramètres du matériau sur une plaque entière.
En ce qui concerne les couches épitaxiales, et dans nos plages d’excitation, l’expression de
IPL en fonction de I0 contient les deux termes, linéaire et quadratique, pour les couches
faiblement dopées. En revanche, dans le cas des couches fortement dopées, IPL varie de façon
quadratique par rapport à I0. Dans ce cas, nous avons déterminé les valeurs de τnr en
supposant que le dopage est homogène sur toute la plaque. Des mesures comparatives au
moyen de la photoluminescence résolue en temps ont été réalisées. Dans les deux cas, nous
avons trouvé un bon accord entre les valeurs de la durée de vie obtenues par les deux
techniques.
CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
134
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CHAPITRE IV : Cartographie de la durée de vie et du dopage par imagerie de photoluminescence
135
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136
Conclusion
L’objectif de cette étude était d’analyser des substrats et épitaxies de carbure de
silicium par voie optique afin, d’une part, d’étudier les propriétés microscopiques de défauts
structuraux délétères pour les composants et, d’autre part d’évaluer l’homogénéité des
propriétés électroniques du matériau à l’échelle d’une plaquette.
Dans un premier temps, l’imagerie de photoluminescence a été employée pour des
analyses microscopiques de défauts. Les signatures optiques des défauts délétères pour les
composants (micropipes, dislocations, défauts triangles) ont été obtenues. L’effet de gettering
d’impuretés non radiatives au voisinage des dislocations a été mis en évidence. Nous avons
montré que les dislocations attirent dans leurs voisinages les centres non radiatifs et forment
ainsi des zones dénudées de ces défauts aux alentours et donc une augmentation locale de
l’intensité de PL. Ainsi, nous avons pu détecter la présence des dislocations dans les substrats
SiC et évaluer leur densité.
Nous avons également étudié les défauts de forme triangulaire observés sur les homoépitaxies
SiC. Les mesures spectrales ont permis de mettre en évidence l’existence de deux populations
distinctes. La première correspond à des inclusions du polytype cubique et la deuxième
correspond à des fautes dans la séquence d’empilement des biplans SiC. Ces résultats ont été
complétés par des informations obtenues en spectroscopie micro-raman.
Une technique de mesure cartographique de la durée de vie non radiative des porteurs
et du dopage dans les semiconducteurs a été développée et appliquée. Cette méthode est
fondée sur l’intensité du signal de photoluminescence intégrée à différents niveaux
d’excitation.
Nous avons montré que les variations de l’intensité de PL en fonction de l’intensité
d’excitation contiennent un terme linéaire, fonction de la durée de vie non radiative (τnr) des
porteurs dans le volume et du dopage (N), et un terme quadratique qui dépend uniquement de
τnr. A partir des relations théoriques et les mesures de l’intensité de PL à différents niveaux
d’excitation, nous avons pu déterminer les valeurs de τnr et de N en chaque point de mesure.
Le bon accord entre ces valeurs et celles obtenues par la photoluminescence résolue en temps
137
a permis la validation de cette technique pour la mesure de la durée de vie des porteurs
minoritaires.
La cartographie de photoluminescence nous a permis, d’une manière simple et non
destructive, de déterminer l’uniformité des paramètres électroniques qui contrôlent les
caractéristiques importantes des composants et de détecter la présence des défauts dans les
couches SiC. Elle permet une évaluation de la qualité cristalline de couches SiC et devrait
permettre une compréhension de l’impact des défauts du matériau sur les caractéristiques des
dispositifs.
FOLIO ADMINISTRATIF
THESE SOUTENUE DEVANT L'INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUEES DE LYON
NOM : EL HARROUNI Ep. HIDA DATE de SOUTENANCE : 07 DECEMBRE 2004 Prénoms : ILHAM TITRE : Analyse des défauts et des propriétés électroniques du SiC-4H par voie optique NATURE : Doctorat Numéro d'ordre : 04-ISAL-0073 Ecole doctorale : Electronique, Electrotechnique, Automatiques Spécialité : Dispositifs de l’Electronique Intégrée Cote B.I.U. - Lyon : T 50/210/19 / et bis CLASSE : RESUME : Les potentialités dans les domaines de l’électronique haute température, haute puissance et haute fréquence du matériau semiconducteur carbure de silicium (SiC) ont été rendues évidentes par de nombreux démonstrateurs. Toutefois la nécessité d’un meilleur rendement et d’une meilleure fiabilité pour le développement industriel de tels composants, implique un effort considérable pour améliorer encore la qualité du matériau de départ. Ceci recouvre la diminution en densité des défauts cristallins et l’amélioration de l’homogénéité des propriétés électroniques (dopage, durée de vie des porteurs) sur plaque entière. Ce travail de thèse s’inscrit dans cette dynamique par l’étude des plaquettes de SiC à l’aide de caractérisations optiques. Dans un premier temps, l’imagerie de photoluminescence a été employée pour des analyses microscopiques de défauts. Les signatures optiques des défauts délétères pour les composants (micropipes, dislocations, défauts triangles) ont été obtenues. L’effet de gettering d’impuretés non radiatives au voisinage des dislocations a été mis en évidence. Ainsi, nous avons pu détecter la présence des dislocations dans les substrats SiC et évaluer leur densité. Nous avons également étudié les défauts de forme triangulaire observés sur les homoépitaxies SiC. Les mesures spectrales ont permis de mettre en évidence l’existence de deux populations distinctes. La première correspond à des inclusions du polytype cubique et la deuxième correspond à des fautes dans la séquence d’empilement des biplans SiC. Ces résultats ont été complétés par des informations obtenues en spectroscopie micro-raman. Enfin, une technique de mesure cartographique de la durée de vie non radiative des porteurs et du dopage dans les semiconducteurs a été développée et appliquée. A partir des relations théoriques et des mesures de l’intensité de PL à différents niveaux d’excitation, nous avons pu déterminer les valeurs de τnr et de N en chaque point de mesure. Le bon accord entre ces valeurs et celles obtenues par la photoluminescence résolue en temps a permis la validation de cette technique. La cartographie de photoluminescence associée à d’autres caractérisations optiques, nous a donc permis, d’une manière simple et non destructive, de déterminer l’uniformité des paramètres électroniques qui contrôlent les caractéristiques des composants et de détecter la présence des défauts dans les couches SiC. Ainsi elle permet une compréhension de l’impact des défauts du matériau sur les caractéristiques des dispositifs. MOTS-CLES : Carbure de silicium, caractérisation, photoluminescence, imagerie de photoluminescence, Raman, défauts, durée de vie Laboratoire de recherches : Laboratoire Physique de la matière Directeur de thèse : M. Gérard GUILLOT M. Jean-Marie BLUET Président de jury : M. Michel PONS Composition du jury : M. Daniel MATHIOT, M. Yves MONTEIL, M. Peter WELMANN, M. Pierre FERRET, M. Gérard GUILLOT, M. Jean-Marie BLUET