Chapitre IV : Les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat Si

Chapitre IV Généralités et étude des défauts dans les HEMT AlGaN/GaN à substrat Si

144

Chapitre IV : Les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat Si


145

IV.1 Introduction :

Un changement radical dans le paysage de la microélectronique s’est opéré depuis les

années 1990 avec la généralisation des liaisons sans fil personnelles et grand public. Il s’agit

par exemple de la téléphonie et des réseaux locaux sans fils mais aussi des applications

automobiles (localisation et anticollision). Les porteuses utilisables s’étalent sur environ deux

décades de fréquences (1-10GHz et 10-100GHz). La multiplication des applications, et donc

des fréquences allouées, se traduit par des contraintes en matière de linéarité, bruit et

sensibilité sans oublier les contraintes sur le coût de fabrication qui doit permettre de grandir

des produits pouvant séduire le plus grand nombre de clients.

La diminution des coûts de fabrication passe par l’accroissement de l’intégration et

l’utilisation de matériaux faible coût. C’est dans ce cadre, que le semiconducteur le plus

employé dans le domaine de la microélectronique a toujours été le silicium (Si). Toutefois

cette technologie souffre de certains handicaps pour un fonctionnement aux fréquences

élevées, forte puissance et a haute température.

Pour les applications de forte puissance, l’apparition de matériaux à grande bande

interdite et en particulier la technologie à base de Nitrure de Gallium (GaN), constitue une

avancée sérieuse pour l’électronique HF de puissance. Les composants électroniques utilisant

ce matériau présentent en effet, grâce à ses propriétés physiques, des performances très

attirantes pour un nombre d’applications. Par exemple, la large bande interdite du GaN

(3.4eV) se traduit par un champ critique de claquage très élevé. Dans les transistors à effet de

champ (FET), cela implique des tensions de claquage supérieures à 50V et représente un

bénéfice appréciable dans des applications de forte puissance par rapport aux composants

Silicium ou III-V ou l’on dépasse rarement 20V. Les propriétés piézoélectriques de ce

matériau lui permettent aussi, par rapport aux autre matériaux, de meilleures potentialités en

courant maximum dans les structures de type HEMT ce qui accroît ses potentialités pour la

puissance.

Les transistors à effet de champ de type HEMTs à base de nitrure de gallium

(AlGaN/GaN) présentent de nombreux avantages (tension de claquage élevée, fonctionnant

dans le domaine des hyperfréquences, excellente conductivité thermique,….) en tant que

dispositifs électroniques destinés à fonctionner à haute température et à haute puissance. Des

travaux présentés dans la référence [Pribble’02] montrent de très bonnes performances vis-vis

des propriétés thermiques. D’autres publications rapportent d’excellentes performances en

terme de fréquence d’utilisation et en terme de puissance aux fréquences micro-ondes.


146

Cependant, leurs performances sont affectées par divers effets parasites comme des effets de

coude ou encore courant de fuite au niveau des grilles des transistors. Dans la majorité des

cas, les raisons invoquées sont essentiellement des niveaux de pièges présents dans les

couches épitaxiales constituant le dispositif.

Ce chapitre débute par l’exposé de généralités sur le Nitrure de Gallium ainsi qu’une

rapide description des composants étudiés. Dans la suite, nous nous focaliserons sur les

propriétés des caractéristiques de sorties des transistors et nous analyserons les différentes

anomalies observées telles qu’un effet d’hystérésis en fonction du sens de balayage de la

tension de grille, un courant collapse, un fort courant de fuite observé et un effet de Kink.

Afin de déterminer l’origine physique des effets parasites observées sur les

caractéristiques des transistors HEMTs AlGaN/GaN à substrats Si; la technique CDLTS

(Conductance Deep Level Transient Spectroscopy) sera mise en œuvre. En effet, elle permet

d’explorer toute la zone du dispositif et de plus elle est applicable pour ce type

d’hétérostructures.

IV.2 Généralités sur le GaN

Le nitrure de gallium cristallise sous deux formes différentes. Le polytype

thermodynamiquement stable est la phase hexagonale (structure wurtzite : h-GaN). Le

polytype cubique (structure blende de zinc : c-GaN), thermodynamiquement métastable, peut

être également obtenu en utilisant des conditions de croissance adaptées. Dans cette partie,

nous décrivons de façon succincte les propriétés physiques, thermiques, électriques et

optiques du Nitrure de Gallium (GaN) et leur impact sur les performances des HEMTs à base

de GaN.

IV.2.1 Propriétés physiques

IV.2.1.1 Structure cristalline

La forme cristalline stable du GaN est hexagonale comme le montre la figure IV.1.

Les paramètres de maille les plus couramment obtenus à température ambiante sont

a=b=0.318nm et c=0.518nm.


147

IV.2.1.2 Propriétés thermiques

Des travaux de recherche antérieurs [Duboz’95] rapportent une conductivité thermique

du Nitrure de Gallium (GaN) de l’ordre de 1.3 W.cm-1.K-1 qui est proche des valeurs obtenues

dans le cas du silicium. Cette valeur est trois fois plus grande que celle de l’Arséniure de

Gallium ou celle du saphir, mais trois plus faible que celle du carbure de silicium. Ceci est

capital pour les applications ou une forte dissipation de chaleur produite par le composant est

nécessaire. C’est le cas en particulier des transistors de puissance.

IV.2.1.3 Propriétés électriques du GaN

Le grand gap du GaN présente certes des avantages en termes de coefficient

d’ionisation par impact, de puissance mais, présente également quelques désavantages

comme :

des densités intrinsèques de porteurs extrêmement faibles (compensés

généralement par des effets piézoélectriques dans les dispositifs de type HEMT),

en pratique, les densités de charges sont bien supérieures aux valeurs attendues et

cela est due à la présence des défauts et de l’effet piézoélectrique dans le cas des

hétérostructures [Minko’04] ;

des performances en terme de mobilité des porteurs plus faibles que dans

l’arséniure de gallium (GaAs), en raison notamment des masses effectives qui sont

plus grandes.

GaN ou N

N ou GaN

a = b

Figure IV.1 : Structure cristalline du Nitrure de Gallium (GaN)


148

Différents mécanismes limitent la mobilité et, suivant la température, chacun d’eux

peut jouer un rôle déterminant. A basse température, la diffusion par les impuretés neutres ou

chargées domine. La mobilité dépend alors de la qualité du matériau. A température moyenne,

ce sont les phonons acoustiques via le potentiel de déformation et le champ piézoélectrique,

particulièrement important dans le cas du GaN en raison du caractère fortement ionique des

liaisons, qui domine. Enfin, au delà de la température ambiante, ce sont les phonons optiques

qui limitent le plus la mobilité.

IV.2.1.4 Influence du substrat sur les propriétés optiques et structurales

La croissance par homoépitaxie de GaN nécessite des monocristaux de GaN massifs

qui ne sont produits que par un seul groupe dans le monde, le laboratoire UNIPRESS de

l’Université de Varsovie. Ces substrats, dont la croissance s’effectue à très haute pression et

haute température (1.5 GPa et 1400-1700°C), ont la plus faible densité de dislocations

obtenue à ce jour dans GaN : de l’ordre de 102 cm-2

[Porowski’98]. Toutefois ces substrats ne

sont pas commercialisés actuellement car leur coût de production reste très élevé et leur taille

est relativement modeste (1-2 cm pour une épaisseur de 50µm). Par conséquent, la croissance

des nitrures se fait encore presque exclusivement en hétéroépitaxie. Mais comme les

paramètres de maille et les coefficients de dilatation thermiques des substrats utilisés sont très

différents de ceux de GaN et AlN, les couches épitaxiées ont des densités de dislocations très

élevées (108-1010 cm-2) [Adelmann’02], [Barjon’02]. Les principaux substrats sont :

Le saphir (Al2O3) :

C’est le plus utilisé pour la fabrication de diodes électroluminescentes et diodes laser.

Il présente pourtant plusieurs défauts majeurs. En effet, le désaccord de maille avec GaN est

de 16%. De plus, sa conductivité thermique est faible ce qui pose un problème d’évacuation

de la chaleur dans les diodes laser. Une solution est de reporter les puces sur un substrat de

conductivité thermique plus élevée. Enfin, le saphir est un isolant ce qui ne permet pas de

réaliser un contact électrique directement sur le substrat.

Le carbure de silicium (SiC) :

Les deux polytypes utilisés pour la croissance des nitrures hexagonaux sont 4H et 6H.

Pour le type 6H, le désaccord de maille avec GaN est de 3.5 %. C’est un matériau conducteur

électriquement que l’on peut doper n ou p et sa conductivité thermique est nettement

supérieure à celle du saphir. Le principal inconvénient du SiC est son coût élevé. Par ailleurs,

les substrats actuels ne font que 3" de diamètre.

Le silicium :


149

Il est moins utilisé que les deux précédents malgré son faible coût et ses plaques de

très grande taille car son désaccord de maille avec GaN est de 17%. Sa conductivité

thermique est intermédiaire entre celle du saphir et celle du SiC.

Al2O3

Surface (0001)

6H-SiC

Surface (0001)

Si

Surface (111)

d(GaN)(%) 16.1 3.5 -17.0

d(AlN)(%) 13.7 1.1 -19.4

λ(Wcm-1K-1) 0.5 3.8 1.5

Tableau IV.1: Désaccord de maille avec GaN (d(GaN)) ou AlN(d(AlN)) et conductivité thermique

des substrats [Adelmann’02]

IV.3 Le transistor HEMT

IV.3.1 Généralités

Les premiers transistors HEMTs sont apparus en 1980 (Fujitsu, Thomson) [Bon’99].

Ce composant possède plusieurs dénominations dans la terminologie anglo-saxonne,

TEGFET (Two-dimensional Electron Gas Field Effect Transistor), MODFET (Modulation

Doped Field Effect Transistor) mais également HFET (Heterojonction Field Effect

Transistor). Ce dernier terme est toutefois généralement plutôt réservé à un autre composant à

hétérostructure dans lequel le transport s’effectue dans un matériau dopé alors qu’il est non

dopé pour le HEMT.

Le HEMT apparaît comme une évolution majeure du MESFET (MEtal

Semiconducteur Field Effect Transistor) qui constitue la structure de base des transistors à

effet de champ (élaborés à partir des semiconducteurs III-V de type GaAs ou InP [Clei’96] ou

plus récemment GaN. Toutefois cette structure exige, pour la réduction des dimensions

nécessaire à la montée en fréquence de « surdoper » le canal conducteur ce qui est notamment

incompatible avec de bonne propriétés de transport en raison de l’influence néfaste des

interactions coulombiennes sur les propriétés de transport.

La structure HEMT permet de contourner le problème en séparant les porteurs mobiles

des charges fixes dont ils sont issus. Le transport électronique s’effectue au voisinage d’une

interface entre un premier matériau fortement dopé ayant la plus petite affinité électronique et

la plus grand gap et un second matériau non intentionnellement dopé (n.i.d) ayant la plus

grande affinité électronique et le plus petit gap. Cette interface, qui constitue le canal du

transistor, est une “hétérojonction“. Par la suite, lorsque la discontinuité de bande de


150

conduction entre les deux matériaux est suffisante, la présence de cette hétérojonction permet

de confiner une importante densité de porteurs dans le matériau intrinsèque ou la mobilité la

vitesse électronique sont plus élevées. De plus la densité de ces porteurs est aisément

contrôlable par un potentiel de commande approprié sur la couche dopée par l’intermédiaire

d’une grille Schottky ce qui est à l’origine de l’effet de transistor recherché.

IV.3.1.1 Rappels sur le fonctionnement des transistors HEMT

Le principe de fonctionnement du HEMT est identique à celui d’un transistor à effet

de champ à grille Schottky de type MESFET [Clei’96]. La variation de la conductance, donc

celle du courant entre la source et le drain, peut être obtenue soit par celle de la section du

canal dans le cas du MESFET soit par celle de la densité de porteurs libres dans le canal dans

le cas du HEMT.

La structure d'un HEMT est présentée sur la Figure IV.2. Elle est constituée

essentiellement de trois matériaux différents : le substrat, un matériau à grand gap dopé et un

matériau à petit gap non dopé dans lequel va se trouver le canal. Une couche supplémentaire

superficielle (appelée Cap Layer et qui n’existe pas sous la grille) est formée par un matériau

de faible bande interdite pour permettre la réalisation des contacts ohmiques de source et de

drain. Cette couche est généralement fortement dopée afin de diminuer la valeur des

résistances de contact et donc celle des résistances d'accès. En dessous, une seconde couche

supplémentaire à grand gap non dopée supporte le contact Schottky de grille. Elle est

initialement épaisse et creusée par la suite pour améliorer le facteur de forme (rapport de la

longueur de grille sur l’épaisseur totale de couche à grand gap) et ainsi mieux contrôler la

densité des porteurs du canal par le potentiel de grille. Cette technique permet aussi de réaliser

une structure plus épaisse dans les zones d’accès qui seront ainsi moins résistives. En outre, le

« recess » de la grille a pour but de réduire le phénomène de conduction parallèle connu sous

le nom de MESFET parasite [Lee’84]. En effet, lorsque la couche dopée sous le contact

Schottky n’est pas totalement dépeuplée de porteurs, il s’y crée un canal parallèle à celui de la

couche non dopée à petit gap qui n’est autre que celui d’un transistor MESFET. Dans ce cas,

le courant contrôlé par l’électrode de grille est plus ou moins partiellement associé à des

porteurs à faible mobilité ce qui dégrade les performances. Notons que cet effet parasite, qui

détériore la transconductance gm du transistor, apparaît lorsque le creusement de grille est

insuffisant vis-à-vis de l’épaisseur et du dopage de la couche dopée à grand gap ou que la

grille n’est pas suffisamment polarisée en inverse. Cette couche de matériau à grand gap

dopée a pour rôle de fournir les électrons libres à la structure : c'est la couche donneuse. Son


151

dopage, pouvant être volumique, est plus généralement réalisé par un plan de dopage silicium.

Elle est séparée des électrons libres du canal par un espaceur (’’spacer’’ en anglais) qui est

une couche de matériau à grand gap non intentionnellement dopé (nid), permettant d’éloigner

les atomes donneurs d'électrons des électrons du canal. Les interactions à distance entre

électrons et impuretés ionisées sont ainsi réduites ce qui améliore les propriétés de transport.

Plus cette couche sera épaisse, meilleure la mobilité des électrons sera dans le canal. A

l'inverse, le transfert des électrons de la couche donneuse dans le canal est favorisé par un

espaceur fin d’où la nécessité d’un compromis.

Le canal est donc situé dans la couche de matériau à petit gap non intentionnellement

dopée. Cette couche, importante dans la mesure où elle reçoit le gaz bidimensionnel

d'électrons qui constitue le canal, détermine les performances du composant à travers les

propriétés de transport des électrons qui la composent. Elle est séparée du substrat par une

couche tampon non intentionnellement dopée, communément appelée ’’buffer’’, qui permet

d'améliorer le confinement des électrons dans le canal en réduisant l'injection des porteurs

vers le substrat. Cette couche permet également, en « effaçant » les imperfections du substrat,

d'avoir un matériau de bonne qualité cristallographique nécessaire à la croissance des couches

supérieures.

IV.3.1.2 L’hétérojonction et le gaz bidimensionnel d’électrons

Dans le cas du HEMT, la juxtaposition d'un matériau à grand gap et d'un matériau à

petit gap implique l’existence d’une hétérojonction. Anderson a proposé le modèle de

Figure IV.2 : Structure d’un transistor HEMT


152

l'hétérojonction qui sera le plus utilisé et deviendra une référence dans son domaine

[Castagné89]. Dans ce modèle, lors de la jonction de deux semi-conducteurs à bandes

interdites différentes, les niveaux de Fermi s'alignent. La conservation des paramètres

physiques de part et d'autre de l'interface entraîne des courbures des bandes de conduction et

de valence, ainsi que des discontinuités à l'interface pour ces deux bandes. Cette

"hétérojonction", illustrée par la Figure IV.3, entraîne la formation d'un puits de potentiel dans

le matériau à petit gap où transfèrent et s'accumulent les électrons provenant de la couche

donneuse dés lors qu’il existe une discontinuité de bande de conduction CE∆ d’au moins 0.1

à 0.2 eV entre les deux matériaux [Mathieu’01].

Le transfert de charges génère dans la couche donneuse une zone désertée. Le profil électrique

de la distribution des charges et la discontinuité des bandes au niveau de l’hétérojonction

déterminent la courbure des bandes de part et d'autre de cette hétérojonction et met en

évidence la formation d'un puits de potentiel de forme triangulaire dans lequel s’accumulent

des électrons à forte mobilité.

Nous appelons alors gaz d'électrons bidimensionnel (2DEG dans la terminologie anglaise :

two Dimensional Electron Gas), l'accumulation des électrons dans ce puits. Finalement

l'hétérojonction permet de réaliser la séparation spatiale des atomes donneurs ionisés et des

électrons libres. Ces électrons ne sont donc plus soumis aux interactions avec les impuretés

ionisées et peuvent alors atteindre des mobilités importantes, équivalentes à celle du matériau

intrinsèque. De plus, toute action sur la tension grille Vgs a pour effet de modifier la

Figure IV.3 : Structure de bande d’une hétérojonction en présence d’un potentiel de grille entre un matériau à grand gap et un matériau à petit gap aboutissant à la

formation d’un gaz-2D à l’interface (d’après [Castagné89])


153

probabilité d’occupation des niveaux du puits quantique donc la valeur de ns : plus Vgs

décroît, plus ns diminue. Il existe en particulier une valeur VT de Vgs qui annule ns. Notons

enfin que dans le cas de la Figure IV.2, le canal du HEMT est situé entre deux matériaux de

grand gap. La structure de bande n'est plus alors constituée d'une seule hétérojonction, comme

sur la Figure IV.3, mais d'une double hétérojonction, augmentant ainsi le nombre d’électrons

susceptibles de participer à la conduction et améliorant leur confinement dans le canal.

IV.4 Eude des HEMTs AlGaN/GaN/Si

IV.4.1 Structures étudiées

La figure IV.4 montre une vue en coupe schématique des HEMTs d’AlGaN/GaN sur

substrat de silicium provenant de l’Institut d’Electronique de Microélectronique et de

Nanotechnologie (IEMN) de l’Université de Lille. La structure a été réalisée sur du silicium

(111) par la technique MBE (Molecular Beam Epitaxy) ou épitaxie par jets moléculaires qui

est une technique de croissance sous ultravide. La structure se compose d’un substrat de

silicium avec une résistivité qui varie entre 4000 et 10000 Ω.cm, d’une couche mince

d’AlN/GaN de 100nm qui permet de réduire les contraintes et ainsi limiter la quantité de

dislocations, d’une couche non intentionnellement dopé (nid) de GaN d’épaisseur 2µm, et

d’une couche AlGaN non dopé de 30nm d’épaisseur. Les dispositifs étudiés par la suite en

CDLTS présentent une longueur de grille de 0.5µm et une largeur de grille de 2×50µm. Des

dispositifs ayant une surface de grille plus importante (transistor "FAT"), spécialement

élaborés pour les mesures de DLTS ont également été étudiés. Toutefois les courants de fuites

Si(111) Forte résistivité : 4000-10000 Ω.cm

AlNAlN/GaN

GaN

Al0.25GaN0.75

GaN

GrilleSource Drain

Figure IV.4 : Coupe schématique des HEMTs d’AlGaN/GaN sur substrat de silicium


154

trop importants sur ces transistors n'ont pas permis de réaliser les mesures de transistoires de

capacité et de courant.

IV.4.2 Caractérisations par des mesures courant-tension

IV.4.2.1 Caractéristiques électriques statiques Ids-Vds-T.

Nous représentons dans ce paragraphe le réseau direct Ids=f(Vds) d’un transistor

HEMT AlGaN/GaN sur substrat silicium de longueur de grille 0.5µm et de largueur 50µm en

fonction de la température.

Les résultats sont présentés sur les figures IV5, 6, 7, 8 ,9.

0 2 4 6 8 100,0

2,0x10-3

4,0x10-3

6,0x10-3

8,0x10-3

1,0x10-2

-1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V

Ids(

A)

Vds(V)

T=77K

Figure IV.5 : Caractéristiques Ids-Vds d’un HEMT AlGaN/GaN sur silicium à T=77K


155

0 2 4 6 8 100,0

2,0x10-3

4,0x10-3

6,0x10-3

8,0x10-3

1,0x10-2

Vgs Vgs -1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V

Ids(

A)

Vds(V)

T=200K Vds=10V


0 2 4 6 8 100,0

1,0x10-3

2,0x10-3

3,0x10-3

4,0x10-3

5,0x10-3

6,0x10-3

7,0x10-3

8,0x10-3

9,0x10-3

Ids(

A)

Vds(V)

-1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V

T=300K



156

0 2 4 6 8 100,0

1,0x10-3

2,0x10-3

3,0x10-3

4,0x10-3

5,0x10-3

6,0x10-3

Vgs Vgs -1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V

Ids(

A)

Vds(V)

T=550K


0 2 4 6 8 100,0

1,0x10-3

2,0x10-3

3,0x10-3

4,0x10-3

5,0x10-3

6,0x10-3

7,0x10-3

Id

s(A

)

Vds(V)

T=400KVgs Vgs

-1V -1V -2V -2V -3V -3V -4V -4V -5V -5V



157

Les résultats nous montrent que le courant de drain est maximum à basse température

et qu’il ne dépasse pas 100mA.

Les caractéristiques Ids-Vds en fonction de la température montrent un comportement

anormal vis à vis de la température (figure IV.5, IV.7 et IV.8). En effet l’évolution du courant

de drain en fonction de la tension de grille appliquée montre plusieurs effets parasites tels

qu’un effet d’hystérésis lorsqu’on fait un aller-retour de la tension Vgs, un effet de

dégradation de courant et un effet d’auto-échauffement. Les explications possibles de ces

effets parasite ont déjà été reportées dans la partie A du chapitre III, relatif à l’étude des

MESFETs 4H-SiC.

Ces anomalies présentes dans les transistors HEMTs AlGaN/GaN/Si peuvent limiter

leurs performances puisque ces composants sont destinés à des applications dans le domaine

micro-ondes.

IV.4.2.2 Caractéristiques de transferts

Dans le but de suivre l’évolution de la tension de seuil en fonction de la température,

nous traçons les caractéristiques Ids-Vgs-T.

-5 -4 -3 -2 -1 0

0,000

0,002

0,004

0,006

0,008

0,010

Vds=10VVT=-2.94VT=100K

Ids(

A)

Vgs(V)

VT=-2.94V

Figure IV.10 : Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT AlGaN/GaN sur silicium à T=100K


158

-5 -4 -3 -2 -1 0

0,000

0,001

0,002

0,003

0,004

0,005

0,006

Id

s(A

)

Vgs(V)


VT=-2.4V

Figure IV.11 : Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT AlGaN/GaN sur silicium à T=300K

-5 -4 -3 -2 -1 0

0,000

0,001

0,002

0,003

0,004

0,005


Ids(

A)

Vgs(V)

VT=-2.5V

Figure IV.12: Caractéristique de transfert Ids-Vgs d’un HEMT AlGaN/GaN sur silicium à T=550K


159

Les figures IV (10, 11,12) montrent un décalage de la tension de seuil vers les valeurs

positives. Ceci peut être associé à l’activation des défauts profonds, présents dans la structure

étudiée. Nous remarquons sur ces composants l’absence d’effet collapse qui se manifeste par

la distorsion du réseau des caractéristique Ids-Vds, généralement observé sur les transistors à

hétérojonctions.

IV.4.2.3 Conclusion sur les caractéristique statiques

D’une façon générale la présence de ces anomalies de fonctionnement sur les

caractéristiques statiques et de transfert des HEMTs peut être corrélée à l’existence des pièges

dans la bande interdite des couches épitaxiées constituant la structure ou résultants de défauts

technologiques. La localisation physique des niveaux profonds permet de comprendre leur

influence sur le fonctionnement du HEMT et d’autre part de trouver des solutions

technologiques pour minimiser leurs effets.

Les nombreuses techniques de caractérisation des niveaux profonds permettent de

détecter les pièges dans un tel dispositif mais il est très difficile cependant de les localiser

dans le volume. Pour pouvoir localiser les pièges dans la structure étudiée, des mesures de

transitoire de courant en commutation de grille et de drain seront réalisés.

IV.4.3 Caractérisation des pièges

Des effets parasites indésirables viennent diminuer les performances statiques du

HEMT AlGaN/GaN/Si. Une connaissance et une prise en compte de ces effets sont

aujourd'hui indispensables lors de la conception de circuits micro-ondes. Il est important de

souligner qu'une des principales barrières rencontrées lors de l'étude de ces défauts est la

difficulté de leur mise en évidence et de leur prise en compte. La difficulté principale lors de

la phase de caractérisation expérimentale est de pouvoir dissocier les différents pièges trouvés

pour les appréhender indépendamment les uns des autres.


160

Pour détecter et identifier les pièges profonds, nous avons réalisé des mesures de

transitoires de courant drain-source en commutation de grille et de drain. Lors des mesures en

commutation de grille, aucun transitoire n'a pu être observé et ce, malgré l'exploration d'une

large gamme des paramètres de la mesure (Vp, Vr, Vds, tp).

Nous présentons donc dans la suite les résultats obtenus en commutation de drain,

c'est-à-dire lorsque la zone de déplétion s'étend plus en profondeur dans la structure. Les

transistors HEMT AlGaN/GaN à substrat Si sont polarisés avec une tension maximale

appliquée sur le drain de 4V, et la tension minimale est égale à 1V. La grille est polarisée à -

2.25V. La durée de l'impulsion est fixée à 1000ms. Les mesures ont été réalisées dans la

gamme de température 77K-520K.

L’évolution des transitoires de courant représenté en figure IV.13 dans la gamme de

température entre 95K-520K. Ici, seul un processus d’émission est observé. Chaque

transitoire expérimental est alors traité pour extraire les constantes du temps associées au

processus physique mise en jeu. Le spectre CDLTS correspondant (Figure IV.14.) met en

0 10 20 30 40 50 60 70 80

0,960

0,965

0,970

0,975

0,980

0,985

0,990

0,995

1,000

1,005

Id

s/Id

ss

Temps(ms)

T=95KT=140K

T=190K T=240KT=340K

T=290K T=390K

T=490K

T=440K

T=520K

Figure IV.13: Evolution des transitoires de courant drain-source en fonction de la température pour un HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si.


161

évidence quatre pics (C1, C2, C3, C4) en fonction de la température. Chacun de ces pics

correspond à un piège qui contribue au transitoire de courant. Leurs signatures déterminées à

partir des diagrammes d'Arrhenius (figure IV 15) sont reportées dans le tableau IV.2.

100 200 300 400 500 600

0,002

0,004

0,006

0,008

0,010

0,012

0,014

0,016

0,018

Sign

al C

DLT

S (u

.a)

Température(K)

C1(Ea=0.836eV)

C2(Ea=0506eV)

C3(Ea=0.202eV)

C4(Ea=0.076eV)

Vds=1--4VVgs=-2.25VTp=1000ms

Figure IV.14 : Spectre CDLTS enregistré pour le HEMT AlGaN/GaN/Si. Quatre niveaux profonds notés C1, C2, C3 et C4 sont mis en évidence.


162

Parmi les défauts électriquement actifs déterminés ci-dessus, le piège noté C2

correspond à un défaut déjà observé dans la litérature. En effet, des mesures de spectroscopie

de transitoire de capacité isotherme [Hacke’94], ont déjà permis d’observer ce défaut noté E2.

Le défaut C2 n’est autre que E2 puisque les signatures de ces deux centres profonds se

superposent. Des mesures de DLTS [Götz’94] ont permis d’observer ce défaut électriquement

actif sur des diodes GaN. Mais jusqu'au aujourd’hui l’origine physique de ce défaut fait l’état

de discussions de plusieurs équipse [Hacke’94, Götz’94, Hacke’96]. La littérature montre que

la concentration ne change pas significativement avec une irradiation d'électrons ou une

implantation d'azote [Haase’96].

Le défaut C3 apparaît avec une énergie d’activation de 0.20eV. Des mesures de DLTS

isotherme sur des structures GaN [Hacke’96] ont déjà permis d’observer ce défaut mais avec

une énergie d’activation de 0.26eV. Des mesures de DLTS [Götz’94] ont détecté ce défaut

mais avec une énergie d’activation de 0.18eV. Les correspondances de diagramme

d’Arrhenius Ea et σa nous permet de dire que ces trois défauts ont la même origine

[Gassoumi’06]. Avec des mesures de CDLTS Marso [Marso’03] a détecté ce défaut

2 3 4 5 6 75,86,06,26,46,66,87,07,27,47,67,88,08,28,48,68,89,09,29,4

Ln(T

2 /en)

1000/T(K-1)

C1(Ea=0.83eV)

C2(Ea=0.504eV)

C3(Ea=0.202eV)

C4(Ea=0.075eV)

Figure IV.15: Diagramme d’Arrhenius pour les défauts détectés en CDLTS avec une impulsion sur le drain.


163

électriquement actif sur des HEMTs AlGaN/GaN/Si. Ce défaut est probablement localisé dans

la région entre le canal et le gaz à deux dimensions 2DEG.

L’origine du défaut C4 qui apparaît avec une énergie d’activation de 0.07eV et une

section efficace de capture de l’ordre de 2.65×10-15cm2 n’est pas encore bien connue jusqu’à

aujourd’hui. Néanmoins des mesures d’effet Hall réalisées par Z-Q. Fang [Fang’98] sur des

structures GaN lui ont permis de détecter un défaut avec une énergie d’activation de 0.06eV.

Il a attribué ce dernier à une lacune d’azote dans le GaN.

Finalement pour ce qui concerne le défaut C1 qui apparaît à T=500K avec l’énergie

d’activation de 0.832eV, à notre connaissance ce piège a été détecté uniquement dans ce

travail [Gassoumi’06]. Son origine reste une question ouverte. Même si la nature

microscopique exacte des niveaux C1 à C4 ne peut pas être établie, le point intéressant

consiste en ce que nous pouvons conclure que ces niveaux sont tous localisés au-dessous de la

couche supérieure AlGaN. En effet, dans le cas présent, des défauts dans la couche supérieure

AlGaN et/ou à la surface, devraient avoir été observés lorsqu’on réalise des mesures de

CDLTS avec impulsions sur la grille.

Ici, les défauts sont observés uniquement lorsqu’on commande le drain, c'est-à-dire

quand la couche tampon, le 2DEG et le canal sont sondés. Ils sont plus probablement placés

dans la couche tampon ou à l'interface Si/AlN. Ceci est confirmé par le résultat de Marso et al

[Marso’03] pour la localisation du défaut C3.

Tableau IV.2: les Signatures des pièges détectés dans des HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si

lors d’une impulsion sur le drain avec la CDLTS

IV.5 Conclusion

Dans ce chapitre notre objectif a été d’une part d’identifier les principales anomalies

qui induisent les dysfonctionnements électriques d’un HEMT AlGaN/GaN sur substrat Si et

Défauts Ea(eV) σa(cm2) Identification

C1 0.83 3.14 ×10-14

C2 0.50 2.57×10-15 E2

C3 0.20 3.03×10-17

C4 0.07 2.65×10-15 Lacune N


164

d’autre part de caractériser, identifier et localiser les défauts profonds responsable de ces

anomalies.

Les caractéristiques statiques Ids=f(Vds) montrent d’une part l’absence de l’effet de

kink généralement observé dans les transistors à hétérojonction de type HEMT, et d’autre part

l’absence de l’effet collapse. Cependant nous avons noté un shift de la tension de seuil entre la

température 95K et 550K, un auto-échauffement et une dégradation du courant Ids. Ces

anomalies sont corrélées à l’existence de centres profonds dans les structures étudiées.

Dans le but de détecter les pièges dans la couche tampon et aux interfaces tampon/SI

ou tampon/Canal des mesures de transitoire de courant drain-source en commutation de drain

et de grille ont été réalisées.

Par les mesures en commutation de grille et même avec des tensions proches de la

tension de seuil nous n’avons observé aucun transitoire de courant.

Avec les mesures de CDLTS en commutation de drain on a mis en évidence la

présence de quatre pièges. Ces défauts profonds ne sont pas observés lors d’une impulsion sur

la grille. Ils sont donc probablement localisés entre le substrat et le gaz à deux dimensions

2DEG.

Finalement ce travail montre l'intérêt de la technique CDLTS pour la localisation de

pièges dans la structure de HEMT et pour la corrélation avec les anomalies sur les

caractéristiques électriques statiques de ces structures.


165

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Chapitre IV : Les HEMTs AlGaN/GaN sur substrat Si

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