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Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
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II. L'endommagement du matériau implanté : théorie
et modèles -
Le recuit
La production de défauts ponctuels ou étendus dans le matériau à doper est
l'inconvénient majeur de l'implantation ionique. Deux types de défauts doivent être
considérés : ceux qui proviennent directement de la présence physique des dopants
implantés, et ceux qui sont générés dans le matériau par leurs collisions avec la matrice.
Les premiers sont liés à la position des ions à la fin de leur trajectoire. Les ions
implantés peuvent s'arrêter sur deux sortes de sites :
- site substitutionnel (ion à la place d'un atome matriciel)
- site interstitiel (ion en-dehors du réseau et électriquement inactif)
Les seconds défauts proviennent de la modification de la structure du matériau au
cours du bombardement ionique. Ils sont principalement issus des collisions nucléaires
s'étant produites entre les dopants implantés et les noyaux des atomes-cibles. A cause de
l'effet de recul, un ion implanté peut générer plusieurs déplacements d'atomes, c'est-à-dire
plusieurs paires de Frenkel (associations lacune - interstitiel). C'est pourquoi la
concentration de ces défauts dynamiques peut être bien plus importante que celle des
défauts du premier type, cette dernière ne pouvant dépasser la concentration du dopant.
Après avoir présenté sommairement la théorie de la création et de la distribution de
ces défauts, ainsi que le problème de l'amorphisation du cristal implanté, nous en verrons
les principales modélisations. Ensuite, nous examinerons la technique du recuit, dont un
des buts consiste à réduire la concentration en volume des défauts liés à l'implantation.
Nous verrons en particulier les interactions pouvant exister entre la recombinaison de ces
défauts et la diffusion éventuelle des dopants (ce phénomène est très important pour les
jonctions submicroniques dans le silicium). Une comparaison entre le Si et le SiC est
donnée au cours des différentes parties.
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A. Les défauts engendrés par l'implantation
ionique
Le cas de l’amorphisation
1. Les défauts ponctuels
Les défauts ponctuels, bien que de densité faible par rapport au cristal, peuvent
avoir un rôle important sur l'activation des dopants implantés. En effet, il y a souvent une
grande possibilité de coalescence de ces défauts en boucles de dislocations durant le recuit,
ce qui peut gêner fortement la recristallisation.
Il existe quatre sources principales d'interstitiels en excès. La Fig. II-1 représente
schématiquement l'arrivée d'un ion sur une surface cristalline, et les quatre cas de figures
qui peuvent en résulter (dans la gamme énergétique étudiée). Premièrement, si les ions
implantés ne déplacent aucun atome de la matrice, ils sont stoppés à une distance
proportionnelle à leur énergie d'incidence, et forment ainsi un défaut interstitiel à cet
endroit. Si l'ion déplace un atome de la surface (deuxième cas) ou un atome se trouvant
dans une zone amorphe éventuelle (troisième cas), un interstitiel supplémentaire sera alors
créé. Ce troisième cas se révèle très important dans la pratique. Enfin, une paire de Frenkel
peut être créée si l'atome éjecté n'est pas remplacé par un ion incident, produisant ainsi une
lacune dans le réseau.
Dans le quatrième cas, la particule éjectée peut à son tour créer une autre paire de
Frenkel si son énergie est suffisante pour briser une liaison cristalline. Un seul ion incident
peut donc déplacer de nombreux atomes par suite de nombreuses collisions nucléaires : ce
phénomène est dénommé cascade de collisions. On comprend que le taux de défauts
engendrés sera directement proportionnel au nombre d'ions, c'est-à-dire à la dose
implantée. Pour une implantation donnée, le point d’endommagement maximal se situe aux
environs du pic de distribution du dopant. Ensuite, lorsque la dose augmente pour une
énergie donnée, on observe généralement une extension de la zone endommagée à partir de
ce point jusque vers la surface.
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A m o rphe
P re m ie r c a s
D e uxiè m e c a s
T ro is iè m e c a s
Q ua tr iè m e c a s
Fig. II-1 Les sources d'interstitiels
Le taux de défauts engendrés dépend également de la masse de l'ion et de son
énergie. En effet, l’énergie transférée au cristal suite aux collisions nucléaires (dEn
dx)
dépend essentiellement de ces deux paramètres. Dans le cas du silicium, il a été prouvé
qu’au-dessus d’un transfert d’énergie égal à 1024 eV/cm3, l'endommagement du cristal est
tel que toutes les symétries locales seront brisées, produisant ainsi son amorphisation
[Maszara’86]. Lorsqu’un ion est implanté, il subit d’abord des collisions électroniques,
puis nucléaires à mesure de son ralentissement. Plus l’ion sera lourd, et plus la limite entre
les deux types de collisions sera rapidement atteinte (les arrêts nucléaires étant importants).
Cela signifie que, dans le cas d’un ion lourd, le transfert d’énergie seuil d’amorphisation
sera atteint avec des énergies d’implantation plus faibles que dans le cas d’un ion léger.
Un autre paramètre très important pour la création de défauts est la température du
matériau-cible lors de l’implantation (notée TI). Si elle est supérieure à la température
ambiante, les atomes déplacés peuvent diffuser vers des sites vacants, provoquant ainsi une
recombinaison partielle des défauts. Ce phénomène est appelé ‘auto-recuit’ ; il permet
notamment d’amoindrir l’endommagement produit par l’implantation d’ions massifs ou à
dose élevée [Giles’88]. Dans le cas du SiC, il a été montré par plusieurs auteurs qu'une
implantation à température élevée permettait d'éviter l'amorphisation ([Rao'95],
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[Gardner'96], [Edmond'87]). Il semble exister une température optimale pour laquelle
l'endommagement est minimal : elle est comprise entre 300 et 1000°C, et dépend de la
dose et de l'ion [Glaser'96]. Si la température est plus faible que sa valeur optimale, le taux
de recombinaison lacune-interstitiel est trop faible par rapport à leurs créations, et si elle est
supérieure, des défauts étendus se créent dans le cristal à cause de la mobilité thermique
(dislocations, précipités).
2. Les défauts étendus
Afin de classer les types de défauts étendus induits par une implantation
ionique, une méthode intéressante revient à comparer la distribution de densité de défauts
avec la valeur du Transfert d'Energie Seuil (TES). Ce dernier peut être exprimé en eV/cm3,
eV/atome ou en dpa (déplacements par atome). Le Tableau II-1 compare les valeurs du
TES pour Si et SiC. Notons que, outre le fait que le seuil d'amorphisation est plus
important pour le SiC à cause de ses liaisons chimiques plus énergétiques, il est constant en
température entre 20 et 300 K. Cela est dû à la très faible mobilité des défauts dans le SiC
en-dessous de 300 K, ce qui rend impossible tout effet d'auto-recuit à cette température.
1024 eV/cm3 eV/atome dpa
Si à 300 K
[Wang'85]
1,4 28 0,8
Si à 90 K
[Wang'85]
0,5 10 0,3
SiC (20-300 K)
[Weber'96]
2,0 20 0,3
Tableau II-1 Transferts d'Energie Seuil d'amorphisation comparés
Notons que pour calculer le déplacement par atome, il est nécessaire de connaître
les valeurs des énergies de déplacement, qui sont les énergies nécessaires pour déloger un
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atome de son site cristallin. Les valeurs retenues pour établir ce tableau ont été : 15 eV
pour Si et 25 eV pour SiC [Alexander'96].
La comparaison entre le TES et la distribution de défauts peut donner lieu à trois
situations possibles, qui déterminent le type des défauts qui résulteront ensuite du recuit :
pas de couche amorphe (dose trop faible), couche amorphe enterrée, ou encore couche
amorphe en surface. La catégorie de défauts est directement reliée à la position de la
couche amorphe dans le matériau. Cinq types de défauts sont catalogués ([Jones'93]).
Sur les figures suivantes, la lettre c désigne le cristal, et a la zone amorphe.
a) Type I
R p
c
T E S
De
nsité
de
dé
faut
s
T ype I
Fig. II-2 Défaut de type I
Ces défauts se forment au-dessus d'une certaine dose critique, sans qu'il n'y ait
d'amorphisation. Cette dose critique, égale à 1014 cm-2 pour Si, représente le point où la
concentration des interstitiels dépasse le niveau nécessaire à la formation de défauts
étendus stables. Ces défauts sont une sursaturation d'interstitiels, qui évoluent ensuite en
boucles de dislocations pendant le recuit. Ils sont placés autour du parcours moyen projeté
Rp dans le cas du Si, et autour de 0,7 x Rp dans le cas du SiC [Rao'95]. Notons qu'ils sont
souvent reliés à l'implantation d'ions légers, pour lesquels le TES est important.
Une forte dépendance des défauts de type I avec la dose et l'énergie a été observée.
Cela prouve que la source de ces défauts est associée, d'une part aux ions implantés eux-
mêmes, et d'autre part aux paires de Frenkel (dont le nombre croît avec l'énergie
d'implantation).
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Notons que l'effet de canalisation tendra à réduire l'apparition de ces défauts, en
augmentant la valeur de la dose critique correspondante.
b) Type II
Ces défauts se forment derrière l'interface amorphe/cristal lorsque qu'une zone
amorphe surfacique est créée. Ce sont les défauts les plus courants, et nous aurons souvent
l'occasion de les étudier. Nous les appellerons : défauts Fin De Parcours, ou défauts FDP.
R p
c
T E S
De
nsité
de
dé
faut
s
T ype I I
a
Fig. II-3 Défauts de type II
Contrairement aux défauts de type III, IV et V qui peuvent être évités dans certaines
conditions opératoires bien précises, ces défauts sont inévitables en cas d'amorphisation.
Après l'implantation, la zone est sursaturée d'interstitiels, qui évoluent en boucles de
dislocations pendant le recuit : le comportement est donc similaire aux défauts de type I.
A l'aide de micrographies TEM, il a été montré que l'augmentation de l'énergie et de
la dose provoquait une augmentation des interstitiels [Jones'88]. La source des interstitiels
ne pouvait être néanmoins les ions implantés eux-mêmes, car la densité de défauts est plus
élevée que la dose. D'autre part, les interstitiels ne pouvaient être totalement issus des
paires de Frenkel, car la concentration d'atomes liés aux défauts n'est pas correctement
modélisée par le taux d'endommagement déposé vers l'interface a/c. Une autre
modélisation a permis d'établir que la source dominante était les atomes de la matrice,
repoussés par les collisions nucléaires, et provenant de la zone amorphe [Gannin'89]. Cette
hypothèse est aujourd'hui acceptée par la plupart des auteurs.
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Une diminution de la température d'implantation tendra à diminuer la valeur du
TES, et donc à augmenter l'épaisseur de la zone amorphe. Par conséquent, il y aura moins
d'atomes repoussés derrière l'interface a/c pour une implantation donnée, et donc moins de
défauts de type II. Le phénomène contraire est observé si l'on augmente TI. La propriété
primordiale de ces défauts de type II est de constituer un centre de diffusion des dopants et
des diverses impuretés. Cette diffusion, appelée 'Transient Enhanced Diffusion' (TED), est
un problème important pour la création de jonctions électriques peu profondes dans le Si,
car le dopant peut énormément diffuser en volume vers les boucles de dislocations, et ainsi
conduire à un élargissement de la jonction.
Dans le cas du SiC, les faibles mobilités des dopants et des défauts permettent de
considérer ce problème comme relativement mineur par rapport à d'autres paramètres. C'est
pourquoi les auteurs ne choisissent généralement pas une valeur de TI inférieure à 25°C,
mais au contraire supérieure (afin d'éviter l'amorphisation).
c) Type III
R p
c
T E S
De
nsité
de
dé
faut
s
T ype I I
a
T ype I I I
Fig. II-4 Défauts de type III
Ces défauts sont associés à une recristallisation imparfaite durant le recuit. Ce sont
souvent des dislocations en forme de V, qui apparaissent lorsque l'interface a/c rencontre
des zones microcristallines désorientées par rapport au substrat. Ces zones peuvent être
importantes lorsque l'interface a/c est graduelle, soit quand l'ion implanté est léger. Une
étape intermédiaire de recuit vers 300°C, avant la recristallisation proprement dite, s'est
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avérée être une bonne méthode (pour Si) pour réduire ces zones grâce à un réarrangement
local [Cerofolini'84].
Les défauts de type III proviennent parfois de la réjection d'espèces implantées par
l'interface a/c durant le recuit. A cause de la faible solubilité de ces espèces et de leur
grande diffusivité dans le silicium amorphe, l'ion est rejeté vers la surface suite à la
cinétique de l'épitaxie en phase solide.
d) Type IV
C'est le cas d'une couche amorphe enterrée. Les défauts de type IV apparaissent
entre les deux interfaces a/c lors du recuit.
R p
c
T E S
De
nsité
de
dé
faut
s
T ype I I
a
T ype IV
c
Fig. II-5 Défauts de type IV
Une couche amorphe enterrée résulte souvent de l'implantation d'ions à forte
énergie et à faible dose. La recristallisation de cette zone crée des boucles de dislocations,
dont le diamètre peut atteindre 2000 Å. Ces dislocations, comme beaucoup d'autres défauts,
peuvent piéger les dopants, et réduire leur activation électrique. Précisons que ces défauts
sont moins stables thermiquement que les défauts de type II [Jones'88].
e) Type V
La configuration est la même que celle de la Fig. II-4, à cette différence près que la
solubilité solide du dopant est dépassée. Le recuit pourra alors dissoudre les précipités de
dopants, lesquels forment ensuite des boucles de dislocations, souvent centrées sur Rp.
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Notons que les défauts étendus ne s'observent pas pour tous les dopants (dans le Si), et
qu'un recuit thermique rapide (1100°C / 2s) permet de les annihiler.
3. L'amorphisation
De la même manière que pour le transfert d’énergie, nous pouvons définir une dose
critique, définie comme étant la dose minimale nécessaire pour amorphiser le matériau-
cible. La Fig. II-6 montre la variation de cette dose critique pour Si en fonction de la
température, et pour trois ions de masses différentes [Morehead’70]. Les deux tendances à
retenir sont :
- l’augmentation de la dose critique avec la température d’implantation, grâce à
l’auto-recuit qui provoque une recombinaison des défauts
- la variation inverse de la dose critique avec la masse de l’ion : les ions lourds
déplaçant plus d’atomes-cibles, l’amorphisation risque de se produire avec une dose plus
faible.
Fig. II-6 Variation de la dose critique avec TI et la masse de l’ion implanté dans Si[Morehead’70]
La formation d'une phase amorphe durant l'implantation du silicium, notamment
étudiée par Shih, a été montrée comme résultant d'une transformation de phase du premier
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ordre, et non d'une simple accumulation graduelle de défauts ponctuels [Shih’85]. Cette
transformation thermodynamique du premier ordre a été révélée expérimentalement, par le
caractère souvent très abrupt de l'interface amorphe/cristal observé sur des photographies
XTEM [Jones'93]. Notons que cette interface sera d'autant plus abrupte que la dose est
élevée, et que l'ion implanté est lourd.
Plusieurs modèles ont été proposés pour décrire l'amorphisation dans un matériau.
La plupart de ces modèles sont catalogués suivant deux catégories, dépendant du caractère
homogène ou hétérogène du procédé. Le modèle hétérogène repose sur l'idée que chaque
ion implanté crée un cylindre amorphe, et que l'exodiffusion des lacunes hors de ce
cylindre décrit la dépendance de l'amorphisation avec la température [Morehead'70]. Une
couche amorphe résulte du chevauchement de ces cylindres. Le modèle homogène est basé
sur le fait que lorsque la concentration de défauts atteint une valeur critique en un point du
système, le matériau s'amorphise [Shih'85]. Ces deux modèles peuvent prédire s'il y aura
amorphisation pour une implantation donnée, mais ils ne peuvent donner ni sa profondeur,
ni sa continuité (poches amorphes isolées ou zone continue).
Le concept de Transfert d'Energie Seuil propose de calculer le taux d'énergie
transférée par collisions nucléaires [Williams'83]. Le TES est mesuré en comparant la
profondeur de l'interface a/c (mesurée sur des photographies TEM) avec la distribution de
défauts simulée. Il suffit de multiplier la valeur obtenue (en eV/Å) par la dose implantée,
pour obtenir le TES en eV/cm3 donné dans le Tableau II-1. Comme nous l'avons vu en II-
A-2, ce modèle permet ensuite de prédire la profondeur de la couche amorphe, ainsi que les
types de défauts issus du recuit.
L'amorphisation du SiC est également souvent décrite par le modèle d'énergie
critique. Contrairement au Si, l'amorphisation du SiC à température ambiante n'est que peu
influencée par la masse de l'ion. La Fig. II-7 montre la densité d'énergie critique en fonction
de la perte d'énergie par collisions nucléaires : alors que le seuil d'amorphisation devient
très élevé pour les ions de faible masse dans le cas du Si, il ne varie quasiment pas pour le
SiC. Cela signifie qu'il est possible d'amorphiser le SiC avec des ions très légers, même de
l'hydrogène ou de l'hélium [Musumeci'96].
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Fig. II-7 Densité d'énergie critique en fonction de la perte d'énergie élastique
[Musumeci'96]
Un effet important de l'amorphisation est la diminution de densité du SiC : elle vaut
2,80 g.cm-3, au lieu de 3,2 g.cm-3 dans l'état cristallin [Alexander'96]. Cet effet
s'accompagne d'un 'gonflement' du volume du cristal, aisément détectable par
profilométrie, valant environ 15 % (cf. [Heera'95], [McHargue'93] ).
B. La modélisation des défauts
Dans la gamme énergétique qui nous concerne, les ions légers perdent beaucoup de
leur énergie cinétique par des collisions inélastiques, tandis que les ions lourds la perdent
plutôt par des collisions élastiques. Or, ce sont ces dernières qui sont responsables de
l'endommagement cristallin du réseau, en créant surtout des paires de Frenkel.
Dans le but d'estimer le nombre d'atomes déplacés par ion, les formules de Kinchin-
Pease ont été d'abord développées, en se basant sur un calcul local. Des développements
dans les calculs de déplacement atomique ont conduit à d'autres méthodes d'estimation de
la distribution de densité de défauts. Nous verrons les deux programmes principaux de
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simulation basés sur la méthode de Monte-Carlo, à savoir TRIM et MARLOWE. Le
programme spécifique pour le SiC, et développé au CNM, sera également examiné.
1. La méthode de Kinchin-Pease
La méthode de Kinchin-Pease détermine le nombre total d'atomes déplacés dans le
matériau par le simple calcul suivant :
N EEn
Ed( ) =
⋅2Eq. II-1 [Kinchin'55]
où En est l'énergie totale perdue par les chocs nucléaires
Ed est l'énergie de seuil de déplacement des atomes du matériau. Cette
énergie est de l'ordre de 15 eV pour Si et 25 eV pour SiC [Alexander'96]. Ce modèle
considère qu'un ion incident augmente le nombre de particules en mouvement, uniquement
si son énergie est supérieure à 2 Ed. Si elle est inférieure, l'atome sera délogé hors de son
site, mais l'ion incident perdra une énergie au moins égale à Ed, et il sera stoppé. Le
nombre de particules en mouvement restera donc identique dans le matériau.
Ce modèle a servi en fait de principe de base pour beaucoup d'autres, et notamment
pour le modèle '+1' qui considère que le nombre total d'interstitiels dans le matériau
implanté est la somme des atomes cristallins éjectés (paire de Frenkel) et des ions
implantés [Giles'91].
Il est reconnu en fait que ce modèle Kinchin-Pease n'est qu'une approximation très
locale de l'endommagement, qui néglige en particulier les trajectoires des atomes éjectés, la
séparation spatiale des profils de lacunes et d'interstitiels, et leur éventuelle recombinaison.
2. La simulation Monte-Carlo
Plusieurs auteurs ont affiné le modèle Kinchin-Pease, en l'adaptant à la simulation
du type Monte-Carlo. Le domaine énergétique courant (quelques centaines de keV au
maximum) a principalement été étudié par Hobler [Hobler'95], et des calibrations dans le
domaine des MeV ont même été récemment présentées [Lulli'97]. Dans ce dernier cas, un
phénomène particulier semble avoir lieu : des macrodéfauts sont formés dans le matériau
implanté, donnant lieu à un volume amorphe 10 fois plus important que prévu. Cet effet a
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été d'abord attribué à un 'pic thermique', l'énergie totale des atomes étant supérieure au
point de fusion du silicium [Brown'85]. Une autre explication attribue cet effet à
'l'explosion de Coulomb', d'origine purement électronique [Fedotov'95].
Selon le modèle de Kinchin-Pease modifié, le nombre d'atomes déplacés par
collisions nucléaires s'exprime de la façon suivante :
N EEn
Ed( )
.= ⋅ν
2Eq. II-2 [Robinson'65]
Le paramètre ν est appelé facteur d'endommagement. Il dépend de la section de
capture et des potentiels interatomiques. Une valeur typique de 0,8 existe, qui peut
néanmoins varier selon les auteurs [Sigmund'69].
a) Le code TRIM
Dans le programme standard TRIM, l'énergie transférée à un atome-cible est
analysée pour donner les résultats suivants : l'ionisation induite par les atomes repoussés, le
nombre de lacunes et d'interstitiels créés suite à une cascade de collisions, et également le
nombre de collisions transférant des énergies inférieures à Ed (énergie de déplacement), et
qui produisent des phonons. Le code TRIM couple deux méthodes : celle de Kinchin-Pease
modifiée pour les calculs locaux, et celle de la cascade de collisions (suivi des atomes
individuels reculés jusqu'à ce que leur énergie devienne inférieure à Ed). Cette dernière
donne directement la distribution spatiale des défauts [Ziegler'85].
Nous donnons ici de façon très schématique le principe global de raisonnement.
Soit Z1 le numéro atomique de l'ion, et Z2 celui de l'atome-cible. E1 et E2 sont les
énergies des deux particules après la collision.
Si E2 > Ed, l'atome bousculé a assez d'énergie pour quitter son site : c'est le
déplacement. Si, en plus, E1 > Ed, l'ion incident quitte également le site. L'atome-cible
devient à son tour une particule incidente, d'énergie égale à E2 moins son énergie de liaison
cristalline.
En cas de déplacement de l'atome, mais si E1 < Ed, deux cas de figure peuvent se
présenter : (1) Z1 = Z2 l'ion incident reste sur le site, c'est une collision de remplacement
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(équivalente à un 'carreau' au jeu de pétanque) ; (2) Z1 ≠ Z2 l'ion devient substitutionnel (et
électriquement actif).
Si E2 < Ed, l'atome éjecté n'aura pas assez d'énergie et il retournera alors à son site
en créant des phonons. Si, de plus, E1 < Ed, l'ion devient un interstitiel tout en produisant
également des phonons, ce qui échauffe le matériau.
b) Le code MARLOWE
Dans ce code, les déplacements des atomes du réseau cristallin sont régis par le
critère du seuil d'énergie, ou par celui de la séparation des paires de Frenkel [Robinson'74].
Notons qu'avec la procédure de collision binaire utilisée par MARLOWE, les atomes
déplacés le sont de façon permanente (il n'y a pas d'instabilité ou d'interactions).
Le critère du seuil d'énergie utilise un raisonnement comparable à celui de TRIM,
en utilisant une énergie minimale Ed nécessaire pour provoquer un déplacement permanent.
Le nombre de paires de Frenkel déterminé est linéaire avec l'énergie cinétique transférée, et
indépendant de TI. Le critère de la séparation des paires de Frenkel considère que si la
distance entre une lacune et un interstitiel est inférieur à une certaine valeur, les défauts
ponctuels vont nécessairement se recombiner. Dans ce cas, le nombre de défauts produits
n'est pas linéaire avec l'énergie, due à une forte recombinaison dans les zones très
perturbées.
De nombreux auteurs ont travaillé sur l'implémentation de modèles
d'endommagement valides dans le code MARLOWE. Un modèle de défauts cumulés,
particulièrement utilisé pour l'implantation de bore dans le silicium, prend en compte la
formation des défauts ponctuels, leur recombinaison éventuelle, et leur effet sur les
trajectoires des ions implantés par la suite [Klein'91]. Ce modèle s'est révélé être inadéquat
pour des ions plus lourds tel que l'arsenic, qui peuvent créer des zones amorphes très
localisées.
Une amélioration de ce modèle permet de tenir compte de ces 'poches amorphes'
[Yang'96]. Le critère de transition cristal/amorphe utilisé considère la concentration des
atomes déplacés, la valeur de transition étant égale à 10 % [Christel'81b]. Nous verrons
d'ailleurs que ce critère s'applique également au SiC. Ensuite, la structure du cristal local
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est tournée aléatoirement pour simuler cette zone amorphe. La probabilité pour un ion de
pénétrer dans cette zone est calculée avec un paramètre ajustable suivant les cas.
c) Le logiciel du CNM
Le logiciel spécifique au SiC, mis au point au CNM, se propose d'étudier l'effet de
canalisation et du transport d'énergie par recul sur la création des défauts par implantation.
Pour cela, il suit la cascade de collisions engendrée par les atomes de silicium et de carbone
délogés de leurs sites. L'endommagement créé par ces atomes est simulé, ainsi que
l'éventuelle canalisation de leur trajectoire.
Avec ce logiciel, les distributions de lacunes et d'interstitiels sont différentes selon
le type d'atomes considéré (Si ou C). Le pic de distribution dépend de l'énergie incidente
des ions, ainsi que des angles d'implantation. Par exemple, si la canalisation des dopants est
importante, le pic de défauts est décalé en profondeur.
Le phénomène d'amorphisation est également pris en compte, ainsi que le
changement de densité du SiC qui l'accompagne.
C. Le recuit
Le recuit thermique est une étape primordiale dans le procédé du dopage par
implantation ionique. Les deux buts principaux sont : la recristallisation du matériau, c'est-
à-dire une recombinaison des défauts, et l'activation électrique des dopants, soit une
diffusion locale en site substitutionnel.
Nous présentons d'abord le problème lié à la recristallisation : nous verrons les
problèmes liés à l'annihilation des défauts ponctuels, puis à celle des défauts étendus. Nous
reviendrons en particulier sur la classification de ceux-ci en cinq types, chacun de ces types
étant plus ou moins stable durant un même recuit [Jones'93]. La présence d'une phase
amorphe et des défauts Fin De Parcours (type II) sera examinée de près, le recuit
s'accompagnant dans ce cas d'une épitaxie en phase solide.
Les principales étapes du recuit du silicium implanté seront ensuite étudiées, ainsi
que les mécanismes physiques qui les accompagnent. Le cas du Si est primordial pour
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
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notre étude, le recuit du SiC n'étant que très peu modélisé à l'heure actuelle. Deux
catégories de recuit thermique existent : le recuit dans un four 'classique', et le recuit rapide.
Ce dernier est utilisé principalement pour la création de jonctions très superficielles dans le
silicium. Nous verrons quels sont les problèmes cruciaux à résoudre dans ce dernier cas.
1. Les défauts ponctuels
Les travaux présentés dans la littérature à propos des interactions entres les défauts
durant le recuit du Si ont souvent pour but de modéliser les phénomènes. En fait, une
grande partie des connaissances des structures des défauts et de leur comportement
thermique provient des études détaillées, menées durant les vingt dernières années, à
propos des irradiations électroniques [Asom'87]. Des techniques telles que la DLTS (Deep
Level Transient Spectroscopy), la photoluminescence ou EPR (Electron Paramagnetic
Resonance) ont permis d'identifier la plupart de ces structures, surtout dans le domaine des
faibles doses (< 1013 cm-2). Pour des doses plus élevées, ce sont la RBS (Rutherford
Backscattering Spectrometry) ou la TEM (Transmission Electron Microscopy) qui sont
utilisées.
Les interstitiels et lacunes générés par l'implantation sont mobiles à la température
ambiante, et il se produit d'importantes recombinaisons, ainsi que des amas de défauts, ou
des formations de paires défaut-dopant. Ces phénomènes finissent par introduire de
nombreux complexes assez stables. En général, les paires de défauts ponctuels, soit les
associations interstitiel-dopant ou lacune-dopant, sont dissoutes vers 450°C dans Si. Mais
les paires de Frenkel (lacune-interstitiel) et les associations interstitiel-interstitiel ou
lacune-lacune sont beaucoup plus stables, et elles se coalescent souvent en défauts étendus
lors d'un recuit. Le modèle '+1' considère que, même si tous les défauts se recombinent
intensément, il restera toujours des interstitiels (le dopant lui-même par exemple).
Une étude récente a permis de comprendre l'évolution des défauts ponctuels en
défauts étendus, à partir d'implantation de Si par du Si [Benton'97]. Jusqu'à 350°C,
seulement 2 % des paires de Frenkel ne se recombinent pas : le nombre d'interstitiels et de
lacunes est alors exactement identique. Au-delà de cette température, seuls les interstitiels
demeurent, ce qui prouve que ces derniers sont plus stables thermiquement que les lacunes.
Si la température augmente, les interstitiels s'agglomèrent et forment de nombreux amas.
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
75
La taille de ces amas augmente avec la dose ; des défauts très étendus apparaissent à partir
de 680°C lorsque la dose est supérieure à 5x1013 cm-2. Ces défauts étendus sont très
importants, et nous examinerons leur rôle dans la partie II-C-3 concernant la TED
(Transient Enhanced Diffusion).
La recristallisation du SiC est plus difficile que celle du Si. Les faibles mobilités
des défauts ponctuels dans le SiC font que les paires de Frenkel nécessitent une
température plus élevée que dans le Si pour se recombiner. Le Tableau II-2 présente une
comparaison entre les énergies de migration des défauts et leurs diffusivités dans les deux
matériaux.
Energie de migration (eV) Diffusivité à 1000°C (cm2s-1)
Si SiC Si SiC
Lacune (V) Si 1,80 7,39 2,3 x 10-9 6,2 x 10-32
C 6,10 1,1 x 10-26
Interstitiel (I) Si 1,77 6,04 5,0 x 10-6 1,4 x 10-26
C 1,47 2,0 x 10-8
Tableau II-2 Mobilités des défauts ponctuels dans Si [Agarwal'95]
et SiC [Huang'94]
Les défauts ponctuels les plus mobiles dans le SiC sont les interstitiels de carbone.
De plus, l'énergie de déplacement d'un atome de carbone est plus faible que celle d'un
atome de silicium. Précisons que des analyses Raman récentes ont montré la présence de
nombreuses liaisons homonucléaires Si-Si et C-C dans le SiC après implantation
[Perez'96]. Si le SiC n'est pas amorphisé, des températures de recuit inférieures à 1400°C
peuvent produire une bonne recristallisation [Pacaud'97]. Suite à une implantation à faible
dose de chrome, des auteurs ont même observé l'absence de défauts pour un recuit inférieur
à 1000°C [McHargue'93].
2. Les défauts étendus
Les défauts étendus formés par implantation peuvent être classés en cinq types
distincts (cf. II-A-2) [Jones'93]. Les défauts de type III, IV et V peuvent être évités en
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
76
jouant sur les conditions opératoires de l'implantation. Nous examinons ici les défauts de
type I et II qui sont particulièrement importants.
Les défauts de type I sont une sursaturation d'interstitiels placés aux alentours de
Rp (ou de 0,7 x Rp pour SiC), formés sans apparition de phase amorphe. Leur cinétique de
dissolution dans Si indique que, pour une même température de recuit, le temps de recuit
nécessaire varie avec la dose implantée [Gannin'89]. Par exemple, pour une dose égale à
4x1014 cm-2, les défauts sont dissous pour un recuit d'une durée de 47 s à 1100°C. Si la
dose est doublée, il faudra 64 s pour obtenir le même résultat. Cela s'explique par le fait
qu'une grande partie des interstitiels liés aux dislocations sont des dopants ; une
augmentation de la dose implique donc une plus grande densité de défauts de type I, et
nécessitera un temps de recuit plus élevé pour les dissoudre.
Certains auteurs, après avoir implanté des ions Si dans du SiC-6H à une dose
suffisamment faible pour ne pas avoir d'amorphisation, ont observé l'apparition durant le
recuit de microinclusions SiC-3C vers le pic de distribution [Pezoldt'93].
Les défauts de type II sont appelés défauts FDP (Fin de Parcours), et sont situés en
cas d'amorphisation derrière l'interface a/c (amorphe/cristal). Ils résultent de l'empilement
d'atomes éjectés hors de la zone amorphe par les collisions nucléaires avec les dopants, et
ce sont les défauts les plus stables. Ils sont d'autant plus stables que l'énergie d'implantation
est importante. Par contre, si la dose est suffisamment grande pour avoir un excès de la
solubilité pendant le recuit, et que TI est très faible (afin de minimiser la concentration des
défauts - cf. II-A-2), la dissolution peut être complète pour certaines espèces telles que As,
P ou Ga [Jones'88]. Mais en général, il est très difficile de les annihiler.
L'énergie d'activation de leur dissolution est égale à 5 eV, ce qui est comparable
avec l'énergie de diffusion du Si dans le Si [Seidel'85]. En effet, les atomes de Si liés aux
dislocations diffusent hors de celles-ci pour provoquer la dissolution.
Une modélisation du comportement dynamique des défauts FDP durant le recuit a
été récemment proposée [Bonafos'98]. Durant le recuit, le carré du rayon moyen des
boucles de dislocation augmente linéairement avec le temps de recuit t, tandis que leur
densité diminue (en 1/t) par l'inter-diffusion d'atomes Si entre les boucles. Le nombre total
des interstitiels emmagasinés dans les boucles reste constant. Ensuite, lorsque la nucléation
est terminée, et qu'est obtenu un équilibre local entre les défauts ponctuels et étendus,
l'épitaxie en phase solide commence et l'interface a/c se déplace vers la surface du
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
77
matériau. Le comportement des défauts FDP est modélisé à l'aide de la théorie d'Ostwald
appliquée à la géométrie des boucles de dislocation. Notons que si ces défauts sont situés
dans la zone de charge d'espace d'une jonction, ils peuvent être responsables de
l'augmentation du courant de fuite en inverse [Alquier'95].
Dans le silicium, l'épitaxie en phase solide (ou EPS) débute aux environs de 500°C.
Il a été montré que les dopants qui sont déjà en substitution augmentent la vitesse de
déplacement de l'interface a/c vers la surface [Drosd'80]. Dans le SiC, il semble qu'une
recristallisation de la phase amorphe débute vers 900°C [Heera'95]. La vitesse d'avancée de
l'interface a/c semble augmenter avec la température du recuit.
Une étude de l'influence de la dynamique de chauffe au début du recuit a donné des
résultats intéressants [Pezoldt'93]. La Fig. II-8 montre la fraction recristallisée d'une couche
amorphe en fonction de la température de l'échantillon, et ceci pour trois rampes linéaires
de chauffe. Plus cette rampe est rapide, et plus la recristallisation s'accomplit à une
température élevée. Des analyses TEM ont permis aux auteurs de conclure que la structure
du polytype n'est pas déterminée par la température du plateau de recuit, mais par la
température à laquelle la plus grande partie de la zone amorphe est recristallisée. Or, la
phase cubique est d'autant plus stable qu'elle apparaît à une température faible. Cela
signifie que la reproduction du polytype du matériau implanté ne peut advenir que dans le
cas où le temps de chauffe est plus faible que le temps de recristallisation de la couche
amorphe.
Fig. II-8 Fraction cristallisée χ en fonction de la température de recuit, etparamétrée suivant la vitesse de chauffe
1 - 30 K/s ; 2 - 120 K/s ; 3 - 600 K/s
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
78
3. Les étapes principales du recuit
Nous décrivons en premier lieu les propriétés du recuit 'conventionnel', où les
durées sont au minimum de quelques minutes. C'est ce type de recuit qui va être exploité
pour le SiC. Mais en VLSI (Very Large Scale Integration), le but du recuit n'est pas
seulement la recristallisation ou l'activation du dopant, il est aussi d'éviter la diffusion de
celui-ci, afin d'avoir des jonctions superficielles. Nous verrons ce recuit, dit rapide, où les
durées sont de quelques secondes.
a) Le recuit 'conventionnel'
Les caractéristiques du recuit dépendent du type du dopant et des paramètres de
l'implantation. Si le matériau est amorphe, la recroissance se fait par Epitaxie en Phase
Solide (EPS), où l'interface amorphe/cristal avance vers la surface, à une vitesse qui dépend
de la température, du dopage, et de l'orientation du cristal. A 600°C, la vitesse vaut environ
100 Å/mn dans Si [Csepregi'78].
Si les conditions de l'implantation ne sont pas suffisantes pour créer une zone
amorphe, la recristallisation s'opère par la génération et la diffusion des défauts ponctuels.
En général, une température de 900°C permet une bonne réorganisation du silicium.
La Fig. II-9 montre l'activation électrique du bore implanté dans Si à des doses
différentes, et avec des recuits de même durée et de températures TA variables. L'activation
électrique est ici définie comme étant le rapport entre le dopage moyen effectif mesuré par
effet Hall, avec la dose de dopants implantés.
Dans la zone I (TA < 500°C), les défauts ponctuels dominent la concentration de
porteurs libres. A mesure que la température augmente, ces défauts diffusent et se
recombinent, ce qui permet au bore en substitution de jouer un rôle électrique de plus en
plus notable. Au-dessus de 500°C (zone II), des défauts étendus apparaissent, et
commencent à se dissoudre à partir de 600°C (zone III). La fraction des atomes de bore en
substitution augmente alors continuellement avec TA.
La dose 8x1012 cm-2 est trop faible pour créer des défauts étendus, ce qui empêche
la zone II d'apparaître. La courbe correspondant à une amorphisation du silicium n'est pas
représentée, mais elle serait paradoxalement très proche de la courbe (8x1012 cm-2). En
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
79
effet, l'EPS ayant lieu à 600°C, l'activation électrique devient importante à partir de cette
température. Cela peut signifier qu'il est souvent plus facile de réparer une zone amorphe
qu'une zone partiellement endommagée. Cela est moins vrai pour le SiC, car la présence de
nombreuses liaisons homonucléaires (Si-Si et C-C) dans la phase amorphe rendent moins
aisée la recristallisation [Perez'96].
Le principal inconvénient lié à l'augmentation du temps de recuit TA est que le
profil implanté s'élargit à cause de la diffusion des dopants en volume. Dans le SiC, cet
effet n'a pas été mis en évidence jusqu'à présent, sauf pour le bore ; c'est pourquoi le recuit
'conventionnel' est couramment pratiqué pour ce matériau.
Fig. II-9 Activation électrique du bore implanté dans Si en fonction de la températurede recuit [Eisen'71]
b) Le recuit rapide (RTA ou 'Rapid Thermal Annealing')
Dans le silicium, l'énergie d'activation de la réorganisation cristalline vaut 5 eV,
tandis que celle de la diffusion des dopants est comprise entre 3 et 4 eV. A cause de ces
différences, lorsque la température est élevée, la recristallisation devient plus rapide que la
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
80
diffusion. Si la durée est courte, il est possible d'obtenir un bon réarrangement atomique
sans que le profil de dopants ne s'élargisse.
Le RTA est divisé en trois catégories :
1) le recuit adiabatique ( < 10-7 s) souvent pratiqué à l'aide d'un laser pulsé à haute
énergie qui fond la surface. Celle-ci recristallise ensuite par épitaxie en phase
liquide. Le profil de dopants est alors rectangulaire, entre la surface et le point de
fusion du Si.
2) le recuit par flux thermique (entre 10-7 et 1 s). L'échantillon est chauffé sur une
face, et traversé par un gradient thermique sur toute son épaisseur.
3) le recuit isothermique ( > 1 s) utilise souvent des fours à lampe halogène et à
parois froides. Les photons sont absorbés par les porteurs libres de Si qui
transfèrent leur énergie au réseau.
Le RTA est apparu comme étant une technique indispensable pour l’élaboration de
jonctions électriques submicroniques : la profondeur étudiée actuellement est 0,25 µm, les
deux prochaines étapes prévues (dixit la société Eaton) sont 0,18 et 0,13 µm. La société
italienne INFM parle même d'une profondeur de 0,05 µm pour 2020.
Le problème principal est qu'une forte diffusion transitoire du bore implanté est
souvent observée lors du recuit (TED, ou Transient Enhanced Diffusion). Le taux de
diffusion pendant les premières secondes du recuit peut être 100 fois supérieur au taux
usuel. Cet effet a été attribué à la forte concentration d'interstitiels présente en fin de
parcours, lesquels se coalescent en boucles de dislocations durant le recuit [Bonafos'97].
Ces défauts Fin De Parcours sont présents à cause de la préamorphisation du Si par une
implantation d'ions lourds (généralement du germanium), afin d'éviter toute canalisation du
bore et d'avoir ainsi une jonction abrupte [Fair'93]. Les jonctions submicroniques
nécessitant des implantations de bore à 3 keV, la canalisation serait trop importante sans
cette étape initiale. En effet, même avec des angles optimisés (tilt et rotation), 30 %
environ des atomes de bore seraient encore canalisés si le silicium était cristallin. Beaucoup
de travaux sont actuellement publiés afin de simuler la TED [Baccus'96].
Le RTA a pour but d’éviter la création des défauts FDP grâce à une dynamique très
rapide. Les fours à parois chaudes peuvent chauffer à 85°C/s, et les fours à lampe peuvent
atteindre plus de 200°C/s. Les fours à parois chaudes sont aussi appelés fours à gradient
thermique : le réacteur est vertical, chauffé par résistance au sommet et refroidi à la base.
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
81
La température de l'échantillon est déterminée par sa position dans le réacteur. La plupart
de ces fours sont prévus pour des plaquettes en silicium de diamètre maximal 12 pouces.
Notons qu'une méthode intéressante a été récemment montrée pour réduire la TED
du bore implanté à faible énergie (3 à 5 keV - 1013 cm-2), et ceci sans avoir recours à du
RTA. Après avoir été implanté à travers de l’oxyde, l’échantillon est soumis à un plasma
(CHF3/CF4 ou Argon) qui crée des dislocations en surface. Au cours du recuit suivant
(800°C-35 mn), le bore est piégé par les dislocations et ne diffuse pas. Le plus curieux est
que ceci ne semble pas gêner l’activation électrique du bore (70 %) [Mannino'98].
D. Conclusion
Les collisions nucléaires entre les ions implantés et les atomes du matériau
engendrent des défauts qui peuvent perturber localement le réseau cristallin. Ces défauts
peuvent être ponctuels ou étendus. Lorsqu'ils sont ponctuels, les lacunes se trouvent entre
la surface et le pic de distribution des dopants, tandis que les interstitiels sont situés entre
ce pic et la fin de parcours des ions. Le point de croisement entre les deux courbes de
distributions des lacunes et des interstitiels correspond à la zone de densité maximale des
défauts ; elle est située à 0,7 x Rp dans le SiC. Ce point risque d'être un centre de diffusion
important pour les dopants lors du recuit. Dans certains cas, une température de recuit
égale à 1400°C peut dissoudre ces défauts. Notons que la concentration volumique des
défauts peut être du même ordre de grandeur que celle des dopants.
Le défaut le plus mobile dans le SiC est l'interstitiel de carbone : après avoir été
délogé de son site suite à une collision, l'atome de carbone pénètre plus profondément en
volume que l'atome de silicium. La concentration d'interstitiels augmente quasi-
linéairement avec la dose implantée. Lorsqu'ils dépassent une certaine dose critique, il se
produit une sursaturation de ces interstitiels, et ils coalescent ensuite en boucles de
dislocations pendant le recuit. C'est le premier type des défauts étendus, lesquels sont
classés en cinq catégories. Les quatre autres sont liés à l'apparition d'une phase amorphe
lors de l'implantation. Les défauts du type II sont particulièrement importants, car
inévitables en cas d'amorphisation. Ce sont des sursaturations d'auto-interstitiels (atomes Si
et C), qui s'agglomèrent pendant le recuit, et qui diffusent par la suite dans le matériau, en
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
82
provoquant un déplacement de l'interface amorphe/cristal vers la surface : c'est l'Epitaxie
en Phase Solide. Ce phénomène débute à 500°C dans Si, et à 900°C dans SiC.
La concentration de porteurs issus du dopant implanté dépend du taux de particules
en site substitutionnel par rapport à la dose. Le recuit provoque, dans un premier temps,
une recristallisation du matériau, puis une diffusion locale des dopants. S'ils diffusent vers
des défauts, ils sont alors piégés et électriquement inactifs. Pour obtenir un bon résultat, la
température de recuit du SiC doit être plus élevée que dans le cas du Si, notamment à cause
du très faible taux de diffusion des dopants.
III. LE DOPAGE DU SiC PAR IMPLANTATION IONIQUE
A l'opposé de la technologie du silicium, la diffusion thermique ne peut pas être
utilisée pour doper localement le SiC. Les coefficients de diffusion des dopants sont en
effet trop faibles à température ambiante. Les premiers essais de dopage à partir d'une
source solide ont été ceux de Van Opdorp, avec une couche de SiC épitaxiée en phase
vapeur sur un substrat de type n et dopée à l'aluminium [Opdorp'71]. Or, aucune diffusion
notable n'a été observée dans le substrat, et ce même à 2400°C. Les coefficients de
diffusion thermique aujourd'hui reconnus sont les suivants : entre 3 x 10-14 cm2s-1 et 6 x 10-
12 cm2s-1 pour Al et 5 x 10-12 cm2s-1 pour N. Quant au bore, il peut être caractérisé par deux
branches : une de type rapide (entre 2 x 10-9 cm2s-1 et 1 x 10-7 cm2s-1), et une de type lent
(entre 2,5 x 10-13 cm2s-1 et 3 x 10-11 cm2s-1) [Mokhov'88]. Ces coefficients sont plus grands
que ceux des autres espèces.
Quelques exemples bibliographiques de dopage par implantation ionique du SiC
sont ici présentés. Nous verrons le dopage de type p avec l'aluminium et le bore, et le
dopage de type n avec l'azote. Enfin, des essais d'implantations d'autres ions seront
également exposés, tels que le gallium, le beryllium et le phosphore.
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
83
A. Le dopage de type p : Aluminium et Bore
L'ionisation théorique de ces deux dopants sera étudiée au préalable, en tenant
compte du niveau de concentration et de l'énergie d'ionisation. Le cas particulier du centre
D pour le bore sera envisagé. Ensuite, une étude des défauts générés et de leur
recombinaison sera présentée, en mettant l'accent sur l'influence de la température
d'implantation. Quelques valeurs d'activation électrique obtenues dans la littérature seront
données, ainsi que la diffusion éventuelle des dopants pendant le recuit. Une technique
relativement nouvelle, la coimplantation, sera également présentée. Enfin, nous verrons des
exemples de composants électroniques réalisés à l'aide de l'implantation, ainsi que leurs
caractéristiques les plus notables.
1. Les niveaux d'énergie - Le coefficient d'ionisation I
a) Les énergies d'ionisation
Rappelons tout d'abord les valeurs du numéro et de la masse atomiques, ainsi que
les rayons de covalence, de Si, C, Al et B.
Si : Z = 14 m = 28,09 amu Rc = 1,11 Å
C : Z = 6 m = 12,01 amu Rc = 0,77 Å
Al : Z = 13 m = 26,98 amu Rc = 1,18 Å
B : Z = 5 m = 10,81 amu Rc = 0,82 Å
Le Tableau III-I donne les énergies d'ionisation de Al et B dans les trois polytypes
du SiC principalement étudiés à ce jour.
Dans le 3C, les dopants de type p ont des états accepteurs assez profonds.
Pour chaque dopant, il existe trois niveaux énergétiques principaux : deux
superficiels et un profond. Lorsque l'aluminium et le bore occupent les sites de silicium, ce
sont des accepteurs, et les énergies d'ionisation correspondantes sont superficielles
[Choyke'70]. Les deux niveaux superficiels dépendent de ce que le dopant occupe un site
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
84
cubique (k) ou hexagonal (h). Pour l'aluminium, le niveau le plus profond des deux
correspondrait au site cubique. Notons l'existence d'un centre i, dont l'énergie d'activation
se situerait vers Ev + 0,57 eV dans le 4H, et vers Ev + 0,61 eV dans le 6H, et qui n'a pas
été jusqu'à ce jour très étudié [Anikin'86]. Ce centre a été récemment attribué au complexe
formé par un antisite AlSi et une lacune de carbone [Meyer'98].
3C 6H 4H
Aluminium Al
(colonne IIIA)
[Ne]3s2p1
248 [Suzuki'77]
254 [Ikeda'80]
231 [Suzuki'77]
h : 239, k : 249
[Ikeda'80]
199 [Pensl'96]
168 [Suzuki'77]
191, 270 [Ikeda'80]
Bore B
(colonne IIIA)
1s22s22p1
735 [Ikeda'80]
h : 698, k : 723
[Ikeda'80]
390 [Lomakina'65]
330, 700 [Baranov'98]
628 [Suzuki'77]
285 [Troffer'96]
Tableau III-I Energies d'ionisation de Al et B dans trois polytypes du SiC (en meV).
Quant au bore, sa petite taille (son rayon atomique est plus petit que celui de Si) lui
permet de se substituer à l'un ou l'autre site [Baranov'96]. De nombreuses mesures de type
EPR (Electron Paramagnetic Resonance) ou ENDOR (Electron Nuclear DOuble
Resonance) sur les accepteurs ont permis de mieux comprendre leur structure électronique
lorsqu'ils sont en site substitutionnel. Il a été notamment prouvé que l'atome Al en site Si
ne brisait pas la symétrie locale du cristal, contrairement à l'atome B [Baranov'98]. Ce
dernier donne lieu à deux énergies d'activation très différentes l'une de l'autre [Devaty'97] :
environ 300 et 600-700 meV (au-dessus du maximum de l'énergie de valence). Le niveau
superficiel est généralement attribué au bore en site Si [Mitchel'96], tandis que le niveau
profond, ou centre D, est un sujet de débats : antisite BC, complexe associant BC avec un
défaut (lacune de carbone par exemple) [Baranov'96], ou même complexe associant Bsi
avec un défaut [Schmidt'98] ? La question n'est toujours pas résolue avec certitude. D'autre
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
85
part, selon Konstantinov, le bore occupe surtout les sites Si en surface et les sites C en
volume [Konstantinov'92].
Le comportement accepteur ou donneur du centre D est également sujet à
discussion. En se basant sur des analyses DDLTS (Double-correlated Deep Level Transient
Spectroscopy), Suttrop et al. proposent un type donneur [Suttrop'90], tandis que
Ballandovich et Mokhov plaident pour le type accepteur à partir de caractéristiques
électriques [Ballandovich'95]. Toujours est-il que ce centre D peut jouer un rôle assez
important (et globalement plutôt négatif) sur les comportements des composants
électriques [Ortolland'97a].
b) Le coefficient d'ionisation I
Le degré d'ionisation I représente l'activation thermique des dopants, ainsi que la
compensation électrique des porteurs générés. Cette compensation est causée par des
porteurs électriquement opposés, qui peuvent être des porteurs libres ou des complexes.
IN N
N N
p
N NA comp
A comp A comp
=−−
=−
−Eq. III-1
où NA, NA- et Ncomp sont, respectivement, les concentrations en accepteurs, en
accepteurs ionisés, et en centres de compensation. La concentration p de porteurs libres est
obtenue à partir de l'équation suivante :
NN
gE E
k T
Ng p
N
E E
k T
p NAA
A F
A
V
A Vcomp− =
+ ×−⋅
=+
×⋅
−⋅
= +1 1exp( ) exp( )
Eq. III-2
Le calcul est opéré à partir des valeurs suivantes : un facteur de dégénérescence g =
4, une densité d'états dans la bande de valence Nv = 2,5 1019 cm-3, et une énergie
d'ionisation (EA-EV) égale à 200 meV pour Al, et à 300 meV pour B.
La variation du nombre de porteurs libres p, ainsi que celle du coefficient
d'ionisation I, en fonction de la concentration d'atomes accepteurs NA à 25°C sont données
sur la Fig. III-2.
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art----------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------
86
1E+15
1E+16
1E+17
1E+18
1E+17 1E+18 1E+19 1E+20
Concentration Na (cm-3)
port
eurs
libr
es p
(cm
-3)
Al
B
0,001
0,01
0,1
1
1E+17 1E+18 1E+19 1E+20
Concentration Na (cm-3)
Ioni
satio
n I
Al
B
Fig. III-1 Nombre de porteurs p et coefficient I en fonction de Na pour l'aluminium et
le bore dans SiC-6H. La compensation Ncomp vaut 5.1015 cm-3, T = 25°C.
La concentration de trous libres est d'un ordre de grandeur plus élevée pour Al que
pour B. Les coefficients d'ionisation obtenus sont pour Al (B) : 15 % (2,5 %) à 1017 cm-3, 5
% (0,8 %) à 1018 cm-3, et 2 % (0,15 %) à 1019 cm-3.
Un travail récemment publié montre la variation du coefficient I en fonction de la
température [Troffer'97]. La Fig. III-2 montre le résultat pour une compensation de 1 x
1015cm-2. Le coefficient I diminue assez fortement si la compensation augmente. Par
exemple, il ne vaut plus que 1 % pour une concentration d'Al à 1018 cm-3 (à 25°C), si Ncomp
= 1017 cm-3.
Fig. III-2 I en fonction de la température [Troffer'97]
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
87
2. Les défauts générés et leur recombinaison - La température
d'implantation T I
Addamiano et al. ont fait partie des premiers auteurs à reporter une étude complète
d'implantation d'aluminium, de bore et d'azote dans le SiC-6H [Addamiano'72]. Pour une
dose d'Al égale à 5 x 1015 cm-2 et implantée à 25°C, ils ont observé que l'échantillon prenait
une coloration sombre qui disparaissait après le recuit. Alors que l'implantation de bore
n'avait pas donné de résultat satisfaisant, celle de l'aluminium avait donné lieu à une
conversion de la surface en type p, après un recuit effectué à 1400°C pendant 15 mn. Après
avoir noté, d'une part, que des analyses SIMS montraient une certaine diffusion des dopants
Al vers la surface (et en volume), et d'autre part qu'une graphitisation de la surface avait eu
lieu durant le recuit, les auteurs en arrivaient à la conclusion que le dopage p en surface
était dû à la migration des atomes Al vers les lacunes Si provoquées par la sublimation du
silicium.
Afin d'éviter les problèmes liés à l'importante évaporation du silicium vers 1415°C,
des recuits au laser pulsé ont été étudiés dès 1984. Le recuit de couches amorphisées par
l'implantation d'Al a été mené à bien, avec une puissance égale à 120 J/cm2 : au-delà de
cette valeur, la surface des échantillons est érodée [Violin'84a]. Les mêmes auteurs ont
réussi à créer une jonction p-n, donc à activer électriquement des atomes Al, par un recuit
au laser CO2 avec des pulsations de 30 µs [Violin'84b].
Des analyses systématiques d'implantations d'Al et de B à 25°C ont permis de
connaître précisément la dose critique d'amorphisation pour ces deux éléments: 1 x 1015
cm-2 pour Al, et 5 x 1015 cm-2 pour B [Kimoto'96]. Précisons que ces valeurs sont surtout
valables pour une énergie de 180 keV pour Al, et de 100 keV pour B. En effet, il se conçoit
aisément qu'une dose plus élevée sera nécessaire pour amorphiser le cristal si l'énergie est
plus élevée, et inversement.
Une des premières études du rôle de la température d'implantation TI a été menée
par Suttrop et al. [Suttrop'92a]. Une implantation d'Al est menée avec une dose égale à 2 x
1015 cm-2, une énergie de 280 keV, et à deux températures différentes : 25°C et 1000°C. La
Fig. III-3 montre les spectres RBS obtenus. Nous voyons que, pour TI = 25°C, une couche
amorphe est formée jusqu'à une profondeur de 0,2 µm sous la surface. Les recuits rapides
qui suivent montrent deux interfaces de recristallisation. La même implantation avec TI =
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
88
1000°C s'avère être très efficace : l'auto-recuit a considérablement diminué
l'endommagement du matériau, et le RTA à 1060°C / 2 mn donne un signal comparable à
celui d'un cristal vierge.
Fig. III-3 Signaux RBS d'échantillons implantés Al et recuits
a) TI = 25°C b) TI = 1000°C [Suttrop'92a]
Une étude du recuit pour une implantation semblable d'aluminium (330 keV, 2 x
1015 cm-2) et à TI = 25°C a été ensuite proposée par Nakata et al. [Nakata'93]. Le recuit a
lieu sous argon, dans un creuset de SiC, avec des températures qui s'échelonnent entre
1000°C et 1500°C et une durée de 40 mn. Les analyses RBS révèlent un spectre
comparable à celui de la Fig. III-3 (a) après un recuit à 1500°C : la zone amorphe semble
donc être très difficile à recristalliser. Les analyses SIMS montrent une diffusion assez
importante de Al en volume. Par contre, aucune exodiffusion n'a eu lieu pendant le recuit ;
or, la RBS et les analyses Raman rapportent que la surface est recristallisée à partir de
1000°C. Le creuset SiC semble ainsi avoir amélioré l'état de surface, et conséquemment
diminué l'exodiffusion. La résistance carrée diminue avec la température de recuit, jusqu'à
se stabiliser vers 105 Ω/ au-delà de 1400°C.
Le phénomène de l'auto-recuit a été bien mis en évidence par Rao et al. [Rao'95].
Une triple implantation d'Al est faite à 200 keV, à TI = 25°C, et à une dose suffisamment
élevée pour créer une amorphisation du matériau de la surface jusqu'à Rp. La courbe SIMS
montre alors une petite accumulation des dopants en Rp pendant le recuit (à 1400°C). Pour
TI = 850°C, trois phénomènes importants se produisent : premièrement, un élargissement
du profil de dopants a lieu. Ensuite, les signaux RBS révèlent qu'il n'y a plus de couche
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
89
amorphe, et enfin que le point d'endommagement maximal est désormais situé vers 0,7 x
Rp. Ce point constitue alors un centre de diffusion pour les dopants lors du recuit, qui
devient prédominant lorsqu'il n'y a pas d'exodiffusion ou de diffusion en volume. Notons
que le recuit à 1400°C est effectué dans un four à céramique, sous atmosphère d'argon, et
avec un creuset SiC. La durée est de 10 mn, les auteurs considérant qu'aucune variation
structurale ni électrique n'a lieu au-delà.
Troffer et al. ont également montré que si une couche amorphe était créée à TI =
25°C, elle n'était pas recristallisée après un recuit à 1700°C ; alors que les échantillons
implantés à partir de 200°C et recuits donnaient des spectres RBS identiques à celui d'un
cristal vierge. Des photographies XTEM leur ont permis de préciser que c'était seulement
dans ce dernier cas, que l'on pouvait éviter la formation de zones monocristallines
désorientées pendant le recuit [Troffer'97].
Notons enfin les travaux récents de Panknin et al. [Panknin'98]. L'étude porte sur
des implantations multiples d'Al donnant lieu à un plateau de concentration de 5 x 1019 cm-
3 sur une profondeur de 0,5 µm. La température TI varie de 25 à 1200°C. Les analyses RBS
montrent la présence d'une phase amorphe à 25°C, et lorsque TI augmente, le nombre de
défauts diminue. Ce phénomène est valable jusqu'à 1000°C, car au-delà des défauts étendus
apparaissent dans le matériau. Le taux de décanalisation du spectre RBS de l'échantillon
implanté à 25°C et recuit à 1500°C est égal à celui de l'échantillon implanté à 1000°C et
non recuit. Ce résultat prouve bien que l'élévation de la température d'implantation permet
réellement de diminuer la température de recuit pour obtenir la même recristallisation.
D'autre part, la variation de la résistivité de surface a montré que la température
d'implantation optimale était de 400°C, et ce quelle que soit la température du recuit. Au-
delà de 400°C, la résistivité augmente, et les auteurs tentent de relier cet effet aux
apparitions de défauts d'origine thermique dans le matériau.
3. L'activation électrique
Soit D le coefficient de recuit ou de mise en substitution, qui représente le taux de
dopants incorporés en sites substitutionnels. Ce coefficient peut s'exprimer comme suit :
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
90
DN x
N xA
i
=( )
( )Eq. III-3
où NA(x) est la concentration électriquement active de l'espèce x, c'est-à-dire la
concentration d'atomes en sites substitutionnels, et Ni(x) est la concentration totale des
atomes de cette même espèce présents dans le matériau après le recuit. Si ce recuit ne
provoque pas d'exodiffusion, Ni(x) correspond à la dose implantée. Ce coefficient D
dépend de nombreux paramètres, tant au niveau de l'implantation (telle que la température
TI) qu'au niveau du recuit (température, durée, dynamique, configuration du four, etc.). Si
toutes les conditions réunies font en sorte que D soit proche de l'unité, la concentration de
porteurs libres ne dépendra plus que du coefficient d'ionisation I, lequel varie selon
l'énergie d'ionisation du dopant et la température. Au cours de notre travail, nous parlerons
d'activation électrique pour le coefficient D, et d'activation thermique pour le coefficient I.
Les premiers essais de recuit de l'aluminium implanté dans le SiC étaient souvent
assez peu fructueux, et la difficulté revenait alors à comprendre l'origine de l'échec. Quatre
raisons principales peuvent l'expliquer : le manque de dopants suite à leur exodiffusion,
leur localisation en sites non substitutionnels (interstitiels ou défauts), la présence de
défauts électriques donneurs, ou bien la formation de complexes entre le dopant et un
défaut ponctuel du réseau.
Après avoir implanté Al (ou B) à 25°C pour former une couche dopée p à 1019 cm-3,
et suite à des recuits à 1700°C, Marsh avait constaté que les échantillons étaient tous
fortement résistifs [Marsh'73]. Cet auteur attribuait cet effet à la présence de défauts
donneurs profonds, formés par un complexe dopant-lacune, antérieurement révélée par des
analyses de photoluminescence [Patrick'72].
Lucke et al. ont mené des analyses de résonance nucléaire Al(p, γ)Si sur des
échantillons implantés à très forte dose (4 x 1016 cm-2), et avec une énergie assez faible (60
keV) [Lucke'75]. Un recuit à 1400°C pendant 15 mn ayant provoqué la perte de 30 % des
atomes Al, une mesure électrique sur l'échantillon révélait la présence d'une couche de type
p. Cette conversion électrique était attribuée par les auteurs à l'accumulation des dopants en
surface, les dopants en volume se trouvant piégés dans des précipités. De plus, une
augmentation de la durée du recuit leur a permis d'observer une perte exponentielle des
atomes Al.
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
91
Une température de recuit critique TC a été déterminée par Gudkov et al.,
correspondant à la dissociation de la surface de l'échantillon amorphisé par l'implantation
d'aluminium [Gudkov'86]. Lorsque T < TC, la conductivité de surface augmente avec la
température. Au-delà de TC, le profil de dopants est décalé vers la surface, et l'épaisseur de
la zone électrique de type p diminue alors avec la durée du recuit, jusqu'à l'exodiffusion
totale. Ces auteurs ont réussi à mesurer une résistivité de 0,03 Ω.cm pour une concentration
Ni de 1019 cm-3, correspondant à une ionisation comprise entre 3 et 6 %. Notons qu'aucun
renseignement n'est donné sur les conditions du recuit.
Des implantations d'Al à forte dose (1,5 x 1015 cm-2), et à 25°C, dans le SiC cubique
ont permis d'obtenir des résultats intéressants [Edmond'86]. Les recuits effectués étaient
des recuits rapides (5 mn), avec des rampes de chauffe de 35°C/s, et dans un four contenant
des pièces en graphite recouvert de SiC. Selon les auteurs, une durée supérieure à 5 mn n'a
pas d'influence sur l'activation électrique. La résistance carrée mesurée est alors constante
(42 Ω/ ) jusqu'à une température de recuit de 1600°C, et elle chute ensuite à 10 Ω/ à
1800°C. Les courbes SIMS montrent un peu de diffusion d'Al, et les photographies XTEM
ne révèlent aucune inclusion de polytypes lors de l'épitaxie en phase solide. Les bonnes
conditions du recuit doivent être une des raisons certaines de ces bons résultats. Des profils
C-V donnent une concentration p de 3 x 1017 cm-3, ce qui correspond à une activation de
0,5 % par rapport au nombre d'atomes Al présents après le recuit.
La méthode du recuit sacrificiel consiste à protéger la face implantée de
l'échantillon à recuire en la plaquant sur la surface d'un autre échantillon SiC [Flemish'95].
Grâce à cette technique, Flemish et al. ont pu obtenir d'assez faibles résistances carrées sur
des plaquettes implantées Al (dose 2,9 x 1014 cm-2, TI = 500°C). Le recuit optimal est à une
température de 1450°C, où la résistance vaut 630 Ω/ (réduction d'un facteur 4 par rapport
à l'échantillon non recuit). Si la température de recuit augmente, la résistance augmente
également : ceci est probablement dû à une dégradation de la surface à cause de la présence
d'oxygène dans le gaz d'argon utilisé (selon les auteurs). En effet, 1 ppm de O2 et de H2O
dans l'argon provoquerait des pressions partielles de SiO et CO gazeux égales à 1,5 x 10-6
atm à 1350°C, alors que la pression partielle de Si gazeux serait seulement de 10-9 atm.
Sonntag et Kalbitzer ont également pratiqué la méthode du recuit sacrificiel sur des
échantillons très faiblement dopés Al et B (dose de 1012 cm-2, soit une concentration Ni de
1017 cm-3) [Sonntag'95]. Après un recuit à 1400°C, les ionisations déduites des mesures
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
92
d'effet Hall valent 3 % pour Al et 1 % pour B ; après un recuit à 1500°C, elles valent 8 %
pour Al et 3 % pour B. Au-delà de 1500°C, la surface se dégrade et les propriétés
électriques également.
Une conduction de type p a été notifiée par Rao et al. suite à l'implantation
d'aluminium à une dose de 8 x 1014 cm-2 à 850°C, et recuit à 1400°C pendant 10 mn dans
un creuset SiC [Rao'95]. Des mesures d'effet Hall indiquant une concentration de trous
égale à 5 x 1017 cm-3, l'ionisation est alors de 1 % (par rapport au pic de dopants de 5 x 1019
cm-3). La mobilité mesurée vaut 35 cm2/V.s. Les échantillons implantés à 25°C, et toutes
les implantations de bore (y compris à 850°C) n'ont donné lieu à aucune activation
électrique détectable.
Une activité électrique optimale du bore et de l'aluminium a été déterminée pour
une température de recuit de 1700°C en se basant sur des mesures d'effet Hall [Pensl'96].
Ce même type de mesures sur le polytype 4H a donné les courbes suivantes [Troffer'97] :
Fig. III-4 Mesures d'effet Hall paramétrées avec la température de recuit pour deux
dopants implantés dans SiC-4H : aluminium et bore [Troffer'97]
La concentration visée d'Al est de 2 x 1018 cm-3, et celle de B est de 1 x 1019 cm-3.
Les différents recuits sont effectués sous argon, dans un creuset SiC, et durent 30 mn.
Avant de pratiquer les mesures, les échantillons ont subi une gravure sur les côtés afin
d'éviter les courants de fuites. Les auteurs tirent des courbes obtenues les énergies
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
93
d'ionisation suivantes : ∆E (Al) = 183 meV, et ∆E (B) = 285 meV. De plus, une très forte
compensation de type n est constatée ; sa concentration est de l'ordre de 2 x 1018 cm-3, soit
100 fois plus importante que la concentration de la couche n épitaxiée. Cette compensation
est peut-être due à la génération de défauts profonds donneurs par l'implantation (ou le
recuit). Néanmoins, ces défauts sont indétectables par les analyses DLTS, qui ne peuvent
observer que des défauts dont la bande énergétique est située à 1 eV au-dessus de la bande
de valence. Pour un recuit de 1700°C, le coefficient de recuit D calculé par les auteurs est
égal à 3,6 pour Al et à 1 pour B. Ce coefficient ne pouvant être supérieur à l'unité, les
valeurs obtenues sont entachées d'une erreur systématique, que les auteurs attribuent à deux
sources principales : premièrement, l'incertitude sur le coefficient de Hall RH qui détermine
la concentration de trous p ; deuxièmement, les courants de fuite existant entre la couche
épitaxiée et le substrat. Troffer et al. suggèrent tout de même que le coefficient D des
atomes Al implantés est proche de 100 % pour un recuit de 1800°C, et que celui des
atomes B est plus faible à cause de leur exodiffusion.
Donnons enfin trois valeurs d'ionisation de Al récemment trouvées dans la
littérature : 8 % pour une concentration visée de 1020 cm-3 et un recuit de 1600°C [Rao'96],
2,4 % pour une dose de 5 x 1015 cm-2 et un recuit de 1500°C avec une rampe de chauffe
supérieure à 40°C/s [Kimoto'96], et 6 % pour une concentration visée de 1020 cm-3
implantée à 400°C et recuite à 1650°C [Panknin'98]. Ce dernier compare le recuit utilisant
un four inductif sous argon (10 mn), avec un recuit rapide à lampes halogènes (2000°C / 20
s). Ce recuit rapide devient intéressant lorsque le plateau de concentration est supérieur à
1020 cm-3, mais les mobilités obtenues sont alors plus faibles qu'avec un recuit plus long.
Cela indique peut-être qu'un recuit rapide incorpore bien les dopants en substitution lorsque
leur densité est importante, mais qu'il ne recristallise pas suffisamment le matériau.
4. La coimplantation
La coimplantation a été introduite dans le but de réduire les défauts donneurs
introduits lors d'un dopage de type p [Rao'95]. La coimplantation d'un des composants du
cristal diminue les lacunes de l'espèce correspondante, et augmente les lacunes de l'autre
espèce. Si la faible activation électrique est due à la formation d'un complexe entre le
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
94
dopant et une lacune, cette technique pourra réduire la concentration de ce complexe. Dans
le SiC, l'énergie de formation d'une lacune de carbone VC vaut 4 eV, tandis que celle de VSi
vaut 7,8 eV. Or, VC est un double donneur [Wang'88]. Si la compensation électrique par
VC est responsable de la faible activation, la coimplantation d'Al (ou de B) avec C peut être
utile : elle augmente en effet la concentration des interstitiels de carbone, lesquels se
recombinent avec VC pendant le recuit. De plus, cela aura également pour effet
d'augmenter VSi, et donc d'augmenter la probabilité pour les atomes de Al (ou B) d'occuper
un site Si. Rappelons que la coimplantation avait donné de bons résultats dans GaAs et InP.
La première application de cette technique au SiC s'est d'abord avérée être peu
prometteuse [Rao'96]. Ces auteurs ont comparé une implantation Al avec les
coimplantations Al/C et Al/Si. Les analyses SIMS ont d'abord révélé de l'exodiffusion lors
du recuit à 1600°C pour l'échantillon implanté Al/Si, et rien de tel pour les deux autres
types d'implantation. Ce phénomène est attribué au nombre important d'interstitiels Al dans
le cas d'une coimplantation Al/Si (puisque le nombre de VSi diminue), ce qui facilite leur
diffusion thermique. Les résistances carrées après recuit étaient les suivantes : 1,5 x 105
Ω/ pour Al, 6,9 x 105 Ω/ pour Al/Si, et 5,6 x 105 Ω/ pour Al/C. Alors que
l'augmentation de la résistance carrée était prévisible pour Al/Si, elle ne l'était pas pour
Al/C. La raison doit certainement être attribuée à la dose élevée d'Al implanté (2,66 x 1015
cm-2).
Des analyses systématiques menées dans du 4H par Itoh et al. ont permis d'établir la
concentration optimale de C coimplanté avec une concentration Al (et B) de 5 x 1018 cm-3
[Itoh'97]. La Fig. III-5 montre la concentration de trous à 25°C après des recuits effectués à
1630°C et 1700°C durant 30 mn. Avec une concentration optimale de C égale à 1018 cm-3,
l'ionisation de Al vaut 10 %, soit 1,4 fois plus que sans coimplantation. De plus, le nombre
de trous augmente encore si la coimplantation est effectuée à 800°C. La stabilisation
thermique élevée de VSi (jusqu'à 1000°C) explique peut-être ce phénomène.
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
95
Fig. III-5 Concentration de trous à 25°C dans des échantillons 4H-SiC coimplantés,
avec [Al] = [B] = 5 x 1018 cm-3 , et [C] = 1018 cm-3 [Itoh'97]
Un avantage certain de la coimplantation B/C réside dans la possibilité de contrôler
la concentration du centre D [Frank'98]. Des mesures DLTS ont montré que ce centre ne
devenait plus visible en DLTS lorsque la concentration de C était 25 fois plus élevée que
celle de B.
Un article récent proposait même cette technique pour améliorer les contacts
ohmiques sur le 6H-SiC, la diode ainsi formée étant plus redresseuse [Zhao'97].
5. Les composants
La première jonction p-n créée par implantation Al et caractérisée électriquement a
été présentée par Kalinina et al. en 1980 [Kalinina'80]. La couche épitaxiée avait un
dopage assez élevé (1017 cm-3), et la dose Al était également élevée (jusqu'à 3 x 1017 cm-2).
Les caractéristiques C-V ont permis de noter que la jonction était d'autant plus abrupte que
la dose implantée était élevée, et que le recuit se passait à une température élevée (1700°C)
et une durée courte (180 s). Nous retrouvons ici les principes du recuit rapide, qui a pour
but d'empêcher la diffusion des dopants en volume. De plus, cela induit également une
amélioration du coefficient d'idéalité sur les courbes I-V, et une diminution de la résistance
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
96
série. Notons enfin que la dépendance de cette résistance série avec la température de
fonctionnement devenait moins évidente lorsque la jonction devenait plus abrupte.
Une implantation d'Al dans le même type de couche a permis à Vodakov et al. de
noter le comportement électrique de la diode p-n avec la température de fonctionnement
(jusqu'à 250°C). Lorsque cette dernière augmente, la résistance série diminue et la tension
de claquage diminue également [Vodakov'87].
Une triple implantation d'Al à 1000°C, suivie d'un recuit rapide (1060°C / 2 mn), a
montré de bonnes caractéristiques I-V : 22 A/cm2 @ 5 V en direct, et 10-5 A/cm2 @ (-10 V)
en inverse [Suttrop'92a].
Précisons que de nombreuses études électriques de jonctions implantées se sont
portées sur le polytype 3C (cf. [Avila'87], [Edmond'88] ). La conduction directe est assez
bonne, avec des coefficients d'idéalité relativement faibles, mais les tenues en tension sont
plus faibles que dans le 6H. La bande d'énergie plus petite du 3C, et son champ électrique
critique plus faible, peuvent être des causes possibles de ce phénomène.
De bonnes caractéristiques I-V de diodes implantées bore ont été obtenues pour la
première fois par Ghezzo et al. [Ghezzo'93]. Les diodes p+n de type mesa sont implantées
afin d'avoir un plateau de concentration 2,5 x 1021 cm-3 sur une profondeur de 0,24 µm. Les
effets de la température d'implantation TI sont très intéressants à noter : lorsque TI vaut
1000°C au lieu de 25°C, le courant de fuite en inverse diminue (il passe de 3,2 x 10-7
A/cm2 à 4 x 10-9 A/cm2 @ -10 V), le coefficient d'idéalité diminue (1,64 contre 1,77) et la
tension de claquage augmente (650 V contre 90 V). Notons que la dose implantée est très
élevée, et qu'une implantation à 1000°C ne pouvait qu'améliorer la recristallisation.
Une diode pn de type planar créée par implantation de bore avec une tenue en
tension de 800 V, mais une forte résistance série et un coefficient d'idéalité égal à 3,2, était
annoncée peu après [Shenoy'95].
En général, les diodes p+n implantées Al montrent une meilleure conduction directe
que les diodes implantées B, avec notamment une résistivité plus faible, mais elles ont une
plus faible tenue en tension et un courant de fuite en inverse plus élevé [Kimoto'98].
Citons enfin deux travaux récents de Rottner et al. Une diode p+n protégée par
extension latérale de jonction (dite 'JTE') présente une tenue en tension de 2,5 kV
[Rottner'97a]. Elle possède un émetteur doublement implanté : du bore pour la jonction
proprement dite, afin que lors de la diffusion du bore lors du recuit, la jonction se trouve
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
97
située ensuite dans une zone hors des défauts créés par l'implantation ; et de l'aluminium
pour améliorer le contact ohmique et la conduction directe. La même structure, additionnée
d'une double protection périphérique, et conçue dans le polytype 4H, est annoncée avec une
tenue en tension de 3,4 kV [Rottner'97b].
Un MOSFET de type planar conçu par une double implantation de bore et d'azote a
été récemment annoncé, avec une tenue en tension de 760 V et une résistance spécifique à
l'état passant Ron de 66 mΩ.cm2 [Shenoy'97].
B. Le dopage de type n : azote
Dans cette partie, une présentation succincte des questions relatives à l'implantation
de l'azote dans le SiC est faite. L'accent est mis sur le coefficient d'ionisation, les défauts
générés et l'influence de la température d'implantation, ainsi que l'activation électrique.
Quelques exemples de composants réalisés sont également donnés.
1. L'ionisation
Le Tableau III-II donne les énergies d'ionisation de N dans les polytypes 6H, 4H et
3C.
3C 6H 4H
Azote N
(colonne VA)
Z=7, m=14.01 amu,
Rc=0.75 Å
1s22s2p3
37, 48 [Pensl'93] h, k1, k2:170, 200, 230
[Hamilton'63]
h:85, k:125
[Suttrop'92b]
66 [Suzuki'76]
h:52,1, k:91,8
[Götz'93]
h:66, k:124
[Ikeda'80]
Tableau III-II Energies d'ionisation de N dans trois polytypes du SiC (en meV)
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
98
Dans le 3C, l'azote donne des niveaux superficiels, et d'une manière générale, le
faible niveau d'activation électrique de l'azote fait que le matériau SiC non
intentionnellement dopé est quasiment toujours de type n.
Notons que les atomes d'azote doivent occuper les sites de carbone pour être
électriquement actifs [Hamilton'63].
En se basant sur l'Eq. III-2, nous pouvons calculer la concentration d'électrons libres
et le coefficient d'activation thermique I en fonction du nombre total d'atomes donneurs Nd.
Les calculs sont faits avec ∆E(N) = 80 meV, Ncomp = 5 x 1015cm-3, et g = 2.
1E+16
1E+17
1E+18
1E+19
1E+17 1E+18 1E+19 1E+20
Nd (cm-3)
n (c
m-3
)
0%
10%
20%30%
40%
50%
60%70%
80%
90%
Coe
ffici
ent I
Fig. III-6 Nombre de porteurs n et coefficient I en fonction de Nd à 25°C, avec une
compensation Ncomp de 5.1015 cm-3
Alors que le coefficient I est inférieur à 10 % pour l'aluminium au-dessus de Na =
1017 cm-3, nous constatons qu'il est toujours supérieur à 10 % pour l'azote en-dessous de Nd
= 1020 cm-3, grâce à la faible énergie d'ionisation de N.
La Fig. III-7 montre un calcul donnant la variation de cette concentration d'électrons
libres n en fonction de la température, avec Nd = 1017 cm-3, et Ncomp = 1016 cm-3
[Sonntag'95]. Une comparaison est établie avec le phosphore, autre atome donneur dans le
SiC. Les énergies d'ionisation choisies sont : ∆E(N) = 80 meV et ∆E(P) = 210 meV.
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
99
Fig. III-7 Concentration n calculée dans le 6H en fonction de la température pour
deux impuretés : azote et phosphore [Sonntag'95]
2. La température d'implantation T I
Historiquement, les premières implantations du SiC ont été celles d'atomes
donneurs, du fait de leur coefficient d'ionisation plus faible que celui des accepteurs.
Les premières implantations d'azote, effectuées à température ambiante, ont permis
de déterminer une dose critique d'amorphisation égale à 9 x 1014 cm-2 pour une énergie de
30 keV [Marsh'73]. Des implantations à 800°C avec la même dose ont plus tard permis de
vérifier, grâce aux analyses RBS, que la densité de défauts était fortement réduite
[Suttrop'92a]. Les effets de la haute température d'implantation se sont avérés être très
importants dans le domaine des fortes doses, et particulièrement au-dessus de 4 x 1015 cm-2
[Kimoto'97]. De plus, des photographies XTEM des échantillons implantés à 800°C et
recuits à 1500°C ne révèlent aucune formation de défauts étendus.
3. L'activation électrique
Des couches SiC de type p et implantées avec de l'azote à une dose de 2 x 1015 cm-2
ont montré un comportement électrique de type n après un recuit à 1100°C [Marsh'73]. Les
Chapitre 1 - Implantation ionique : état de l'art-----------------------------------------------------------------------------------------------------------
100
mesures d'effet Hall sur ces échantillons ont montré que, lorsque la température de recuit
augmentait, la croissance de la mobilité des électrons et la diminution de la résistivité
étaient symétriques, de sorte que la concentration d'électrons était constante de 1100°C à
1700°C. L'ionisation correspondante valait 50 % (et 30 % dans le cas de P). D'autres
auteurs ont fait le même type d'analyses (avec des doses implantées comparables), et ils ont
abouti à une résistance carrée de 820 Ω/ et une ionisation de 36 % pour un recuit à
1600°C [Yaguchi'95].
Deux résultats intéressants et relatifs à l'implantation de doses élevées ont été
montrés. D'abord, Ghezzo et al. ont obtenu une résistance minimale de 843 Ω/ avec une
dose de 4,3 x 1015 cm-2, et des températures d'implantation et de recuit égales à 1000°C et
1300°C, respectivement [Ghezzo'92]. Ensuite, la même dose a conduit à une résistance de
542 Ω/ , soit une ionisation de 17 %, avec des températures d'implantation et de recuit
égales à 500°C et 1500°C [Kimoto'97].
Concernant les doses très faibles, des implantations à 1012 cm-2 ont donné une
activation de 80 % suite à un recuit de 1500°C [Sonntag'95].
Citons enfin une étude du type de recuit menée sur une triple implantation N à
25°C, et présentée par Suttrop et al. [Suttrop'92a]. Alors que le recuit à 1470°C pendant 7
mn dans un four avec des pièces en graphite recouvert de SiC conduit à une ionisation de
presque 100 %, le recuit à 1050°C pendant 4 mn donne 'seulement' 77 %, mais avec une
meilleure mobilité. Les auteurs attribuent ce phénomène à l'augmentation de la
compensation électrique dans le deuxième cas.
4. Les composants
Les premières diodes à jonction n-p implantées azote ont été présentées par Dunlap
et Marsh en 1969 [Dunlap'69]. Les caractéristiques I-V montrent un courant direct dominé
par la génération de porteurs dans la zone de désertion, et le courant inverse varie peu avec
la température de fonctionnement (jusqu'à 300°C).
Les diodes n+p de type mesa et conçues dans le polytype 3C, proposées par Edmond
et al., restent redresseuses jusqu'à 400°C [Edmond'88]. Le coefficient d'idéalité varie de 3,8
(25°C) à 2,0 (400°C), démontrant ainsi l'amélioration du type de conduction directe. Les
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diodes de Ghezzo et al., implantées azote à 1000°C, possèdent des courants de fuite en
inverse aussi faibles que 5.10-11 A/cm2 @ (-10 V) à 25°C [Ghezzo'92].
Citons enfin les diodes de puissance de Kimoto et al., dont la tenue en tension
atteint 820 V, et dont le courant de fuite inverse est fortement réduit si l'implantation
d'azote est effectuée à haute température [Kimoto'97].
C. Les autres dopants
Deux espèces autres que l'aluminium et le bore sont parfois étudiées pour doper le
SiC de type p : le gallium et le beryllium. Nous verrons les principaux résultats obtenus.
1. Le gallium
A l'instar de Al et B, les atomes de Ga qui résident en sites Si sont des accepteurs
[Kuwabara'76]. L'énergie d'ionisation du gallium dans le 4H-SiC est située à (Ev + 290
meV) [Troffer'98], et à (Ev + 317 meV) dans le 6H-SiC [Ikeda'80]. Sa masse atomique est
égale à 69,7 amu. Ainsi, le nombre de collisions nucléaires risque d'être plus élevé qu'avec
l'aluminium. Une étude complète des défauts créés par l'implantation de Ga dans le SiC-6H
à une énergie de 230 keV a été proposée [Heft'95]. La valeur de la dose critique
d'amorphisation est réduite à 2 x 1014 cm-2 à 25°C, et une implantation à 300°C permet
d'éviter la formation d'une couche amorphe (même avec une dose aussi élevée que 1 x 1016
cm-2). Selon les auteurs, dans ce dernier cas, 50 % des atomes Ga sont déjà en substitution
après l'implantation.
Des caractérisations électriques de type effet Hall ont récemment montré une nette
augmentation de la concentration en trous libres avec la température de recuit [Troffer'98].
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2. Le beryllium
Le beryllium se trouve dans la colonne II-A ; sa masse atomique vaut 9 amu. Deux
niveaux accepteurs ont été déterminés dans le SiC-6H à partir de la dépendance en
température des mesures d'effet Hall : 420 et 600 meV au-dessus de EV [Maslakovets'68].
Ramungul et al. ont présenté une diode p+n de type mesa, implantée Be à 600°C, et
ils ont comparé ses caractéristiques électriques avec la même diode implantée B
[Ramungul'98]. La diode Be montre une meilleure conduction directe que la diode B, mais
son courant de fuite en inverse est dix fois plus important. Les auteurs annoncent d'autres
études à venir sur ce dopant.
D. Conclusion
Le dopage de type p est couramment étudié en utilisant l'aluminium ou le bore. Ce
dernier possède l'avantage d'être plus léger, et par conséquent de créer moins de défauts
que Al pour une même énergie d'implantation. Mais son énergie d'ionisation plus élevée
fait que la concentration de porteurs générés sera d'un ordre de grandeur plus faible que
dans le cas de Al. De plus, la diffusion du bore a souvent été observée durant le recuit,
alors que les atomes Al sont plus stables. Les doses critiques d'amorphisation pour ces
deux éléments sont : 1 x 1015 cm-2 pour Al (énergie de 180 keV) et 5 x 1015 cm-2 pour B
(énergie de 100 keV).
L'azote est le dopant majoritairement utilisé pour effectuer le dopage de type n.
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IV. Conclusion du chapitre 1
L'implantation ionique possède deux principaux avantages sur les autres techniques
de dopage :
la distribution en profondeur et la concentration des dopants sont aisément
contrôlées (c'est la seule méthode comptant effectivement les impuretés arrivant
dans le matériau)
la solubilité limite des impuretés dans le matériau peut être dépassée,
l'implantation ionique étant un procédé hors équilibre.
Cette technique reste aujourd'hui la seule possible pour doper localement le SiC.
Contrairement au Si, la simulation des implantations doit tenir compte du caractère
cristallin du SiC : en effet, sa forte densité volumique a tendance à augmenter la
canalisation des dopants.
Si l'implantation ne provoque pas d'amorphisation, la zone d'endommagement
maximale est située vers 0,7 x Rp. La recristallisation provoquée par le recuit risque de
créer des défauts étendus autour de ce point, et de stabiliser les atomes dopants en ce point.
S'il y a présence de couche amorphe, il semble que la zone critique se trouve vers Rp. Mais
ceci est moins systématique, dans la mesure où la profondeur de cette couche amorphe
dépend également de la dose utilisée.
Si la concentration de porteurs libres visée est importante, il faudra que la dose
implantée le soit également. Or, l'endommagement du matériau risque d'être plus
important. Un bon compromis semble résider dans l'élévation de la température
d'implantation, qui provoque une recombinaison des défauts ponctuels pendant le procédé.
Dans certains cas, l'implantation à haute température nécessite une température de recuit
moins importante que pour une implantation à température ambiante, et ce pour obtenir les
mêmes résultats physiques et électriques. Une température de 400°C a récemment été
donnée comme étant optimale concernant la résistivité de surface juste après le recuit.
Une température critique de recuit est souvent donnée, au-delà de laquelle les
propriétés électriques de la couche implantée sont moins bonnes. Ce phénomène est très
souvent relié à la détérioration de la surface qui survient à cette température (variable
suivant la configuration du recuit), et qui joue un rôle important sur l'exodiffusion des
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dopants et sur le taux de recristallisation. Notons que les principales techniques existantes
pour augmenter cette température critique sont : la présence de SiC dans le réacteur (sous
forme de poudre ou de revêtement), ou le recuit sacrificiel (plaquette SiC posée contre la
face implantée). Il semble également qu'une grande dynamique thermique soit importante
pour la recristallisation. La coimplantation avec du carbone est une technique prometteuse
pour l'obtention d'une meilleure mise en substitution des dopants, voire même pour la
suppression du centre D dans le cas du bore.
La réalisation de nombreuses structures tests par implantation ionique démontre
réellement la faisabilité de cette technique. Les deux problèmes principaux restent : les
niveaux accepteurs assez profonds des dopants, qui induisent une tension de seuil directe
plus élevée que dans le Si, et la diffusion non contrôlée du bore qui élargit la jonction
électrique.