Mémoire de magister Benourdja Saadia

REPUBLIQUE ALGERIENNE DEMOCRATIQUE ET POPULAIRE

MINISTERE DE L’ENSEIGNEMENT SUPERIEUR ET DE LA RECHERCHE SCIENTIFIQUE

UNIVERSITE D’ORAN ES-SENIA

FACULTE DES SCIENCES DEPARTEMENT DE PHYSIQUE

MémoireMémoireMémoireMémoire

Présenté pour l’obtention du diplôme de magister

Option: Sciences des matériaux

Par

BENOURDJA Saadia

Etude par spectrophotométrie du silicium microcristallin Etude par spectrophotométrie du silicium microcristallin Etude par spectrophotométrie du silicium microcristallin Etude par spectrophotométrie du silicium microcristallin déposé par pulvérisation cathodique magnétron RF déposé par pulvérisation cathodique magnétron RF déposé par pulvérisation cathodique magnétron RF déposé par pulvérisation cathodique magnétron RF

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Soutenu / / 2009 devant le jury:

M r J.D. SIB Président Professeur Université d’Oran M r L. CHAHED Rapporteur Professeur Université d’Oran M r Y. BOUIZEM Examinateur Professeur Université d’Oran M r K. DRISS-KHODJA Examinateur Professeur Université d’Oran M r A. KEBAB Examinateur Maître de conférences Université d’Oran

A la mémoire de ma grand A la mémoire de ma grand A la mémoire de ma grand A la mémoire de ma grand----mèremèremèremère

A A A A Mes parentsMes parentsMes parentsMes parents

A Mes frères et ma sœur…A Mes frères et ma sœur…A Mes frères et ma sœur…A Mes frères et ma sœur…

Ce travail a été effectué au Laboratoire de Physique des Couches M inces et

Matériaux pour l’Electronique (LPCMME ) de l’université d’Oran.

Je remercie vivement mon directeur de thèse monsieur le Professeur CHAHED

Labri, recteur de l’université d’Oran, de m’avoir accueilli dans son laboratoire et permis

de travailler dans un environnement scientifique de qualité.

S’il y a quelqu’un qui mérite d’être remercié d’avantage, c’est bien monsieur le

Professeur SIB Jamal dine. Je le remercie du fond du cœur de m’avoir donné cet honneur

de travailler avec lui. Il m’a initié à la recherche, m’a assuré un bon suivi et beaucoup

d’encouragement durant ces deux dernières années sans jamais me priver de son savoir ni

de ses compétences. Je lui dois en grande partie le travail de cette mémoire qui, sans lui,

n’aurait pu être réalisé. Qu’il reçoive ma profonde reconnaissance et mon respect le plus

sincère.

Monsieur le Professeur BOUIZEM Yahya s’est beaucoup intéressé à mon travail

qu’il a soutenu par ses conseils. Je l’en remercie vivement.

Mes vifs remerciements vont également à monsieur Maitre de conférences KEBAB

Aissa pour sa gentillesse et ses corrections de mon manuscrit.

Je remercie Monsieur le Professeur DRISS-KHODJA Kouider qui a bien voulu

faire partie de mon jury de thèse.

Je remercie encore les membres du jury pour avoir accepté de juger mon travail et

pris le temps de lire en détail mon manuscrit : Président Sib jamel dine, Bouizem Yahya,

Driss-Khodja Kouider et kebab Aissa.

Pendant ces deux années, j’ai eu la chance de profiter de l’atmosphère chaleureuse

et de haut niveau scientifique dans ce laboratoire. Comme tout travail expérimental, cette

thèse est bien sûr le résultat d’un travail d’équipe. Je tiens donc à remercier

collectivement toutes ces personnes rencontrées au laboratoire, qui ont participés à cette

ambiance si appréciable.

Enfin, un grand merci à tous ceux qui m’ont soutenu et qui me sont chers : mes

parents, mes frères & ma sœur, mon oncle & sa femme, ma cousine Soraya, toute ma

famille, Soumia, Nawel, tous mes amis (qui se reconnaîtront sans mal) et ma défunte

grand-mère. C’est à eux que je dédie ce mémoire.

" Merci d'avoir fait ce que vous avez fait pour que je puisse exister "

Sommaire

Sommaire

Introduction ...................................................................................................................................7

Chapitre I : Généralités sur le silicium

I.1) : Le silicium .................................................................................................11

I.2) : Silicium monocristallin..............................................................................13

I.2.1) Propriété structurales et électroniques .............................................13

I.2.2) Méthode de fabrication de silicium .................................................15

I.3) : Silicium amorphe hydrogéné.....................................................................16

I.4) : Silicium microcristallin..............................................................................21

Chapitre II : Méthodes de dépôts des couches minces de silicium

II.1) : Méthodes générales de dépôt de couches minces.....................................27

II.1.1) Les méthodes chimiques de dépôt de silicium (CVD)...................27

II.1.2) Les méthodes physiques de dépôt de silicium (PVD)....................30

II.2) : La pulvérisation cathodique ......................................................................32

II.2.1) Mécanisme de la pulvérisation cathodique .....................................34

II.2.2) La pulvérisation magnétron.............................................................37

Chapitre III : Techniques de caractérisation

III.1) : Transmission optique................................................................................40

III.1.1) Le spectrophotomètre ...................................................................41

III.1.2) Traitement des spectres de transmission optique .........................45

1. Détermination de l’indice et de l’épaisseur ...................................47

2. Détermination du coefficient d’absorption....................................50

III.2) : Ellipsométrie..............................................................................................51

III.2.1) Le modèle théorique de l’ellipsométrie .........................................51

III.2.2) L’ellipsométrie à modulation de phase..........................................55

III.3) : Spectroscopie infrarouge ..........................................................................57

III.3.1) Introduction....................................................................................57

III.3.2) Différents types de vibration moléculaire......................................58

Chapitre IV : Résultats et discussions

IV.1) : Introduction................................................................................................61

IV.2) : Propriétés optiques.....................................................................................62

IV.3) : Spectroscopie infrarouge............................................................................75

Conclusion ...................................................................................................................................83

Références bibliographiques......................................................................................................86

Introduction

- 7 -

Introduction générale

Depuis qu’il a été montré que l’incorporation d’hydrogène dans la matrice du

silicium amorphe permettait de réduire la densité d’états et rendait possible son dopage, le

silicium amorphe hydrogéné (a-Si:H) est devenu un vaste sujet d'études internationales.

La possibilité de le déposer sur des grandes surfaces a permis d'envisager de nombreux

débouchés dans le domaine de l’électronique. Cette caractéristique additionnée à sa

facilité de fabrication en fait un matériau très intéressant pour plusieurs applications.

Parmi elles figurent, la conversion photovoltaïque de l’énergie solaire et les transistors à

effet de champ pour l’adressage des écrans plats. Cependant dans le domaine

photovoltaïque, et bien qu’une bonne maîtrise des conditions de dépôt permettant

d’obtenir un matériau aux caractéristiques reproductibles soit acquise, le a-Si:H présente

un caractère métastable de ses propriétés de transport lorsqu'il est soumis à une exposition

prolongée à la lumière solaire [1] conduisant à une baisse du rendement de conversion des

cellules photovoltaïques incorporant ce matériau. Depuis la découverte de ce phénomène

les chercheurs ont exploré de nombreuses conditions de plasma en agissant sur les

différents paramètres de la décharge, afin de comprendre et de maîtriser ce problème de la

métastabilité. Ceci a conduit à déposer le silicium amorphe hydrogéné dans des

conditions de dépôt différent en changeant les paramètres de dépôt. Cette recherche a

abouti à la fabrication d'un nouveau matériau qui est le silicium microcristallin (µc-Si:H).

Le µc-Si:H est un matériau complexe qui présente une grande variété de

microstructures, qui dépendent autant des conditions de dépôt que de la nature du

substrat. Depuis que R. Flückiger et al [2] on démontré que µc-Si:H peut être utilisé

comme couche active dans les cellules solaires p-i-n, la recherche photovoltaïque sur ce

matériau s’est considérablement accélérée. Actuellement, les meilleurs rendements de

conversion sont obtenus pour les cellules solaires en µc-Si:H déposé près de la transition

entre le µc -Si:H et le silicium amorphe hydrogéné (a-Si:H) [3,4].Le silicium

- 8 -

microcristallin est en général hétérogène, constitué de trois phases : Il contient des

cristallites de tailles différentes parfois dans une matrice amorphe, avec de l’hydrogène

plus faiblement lié sur les joints de grains. La fraction relative des phases cristalline et

amorphe est couramment utilisée comme facteur de qualité des couches microcristallines.

Des études [5, 6] par ellipsométrie montrent clairement qu’ils existent quatre

phases lors de la croissance de la couche déposée : Une phase d’incubation, où le

matériau déposé est amorphe et devient de plus en plus poreux, une phase de nucléation

où l’on a l’apparition d’une phase cristalline au moment où la fraction de vide atteint son

maximum (autour de 30%). Par la suite, la fraction cristalline augmente au détriment de la

phase amorphe et du vide, c’est la phase de croissance qui finit par un état stationnaire où

la composition de la couche n’évolue plus. Il faut noter également que cette évolution de

la structure se produit sans variation notable de la vitesse de dépôt en cours du temps [7].

Pour confirmer ce modèle, on a fait une étude par différentes techniques de

caractérisation des films déposés par la pulvérisation cathodique magnéton

radiofréquence à différents temps de dépôts.

Ce manuscrit se compose de quatre chapitres. Après une introduction générale,

nous présentons dans le premier chapitre la grande famille du silicium.

Le deuxième chapitre, décrits les méthodes de dépôt des couches minces et plus

précisément de la pulvérisation cathodique magnétron radiofréquence, utilisée pour le

dépôt des échantillons étudies.

Nous décrivons dans le chapitre trois de caractérisations utilisés pour étudier les

films de silicium microcristallin dans ce travail.

Le chapitre quatre est consacré aux résultats obtenus par les différentes techniques

de caractérisation. Nous présentons l’effet du temps de dépôt sur la croissance des films.

A la fin, on donnera une conclusion générale.

- 9 -

Références bibliographiques

[1] D. L. Staebler et C. R. Wronski, Appl. Phys. Lett. 31: 292 (1975).

[2] R. Flückiger, J. Meier, H. Keppner, M. Götz, et A. Shah, Proc. IEEE PSC, Louisville. Kentucky (1993).

[3] J. Meier, P. Torres, R. Platz, S. Dubail, U. Kroll, J.A. Anna Selvan, N. Pellaton Vaucher, Ch. Hof, D. Fischer, H. Keppner, A. et, K.D. Ufert, P. Giannoulès, et J. Koehler, Mat. Res. Soc. Symp. Proc. 420: 3 (1996).

[4] J. Meier et al. Proc. Of 2nd World Conf. PVSEC.Vienna (1998).

[5] S. Hamma et P. Roca i Cabarrocas, J. Appl. Phys. 81: 7282 (1997).

[6] Y. Bouizem, C. Abbes, J.D. Sib, D. Benlakehal, R. Baghdad, L. Chahed, K. Zellama et S. Charvet J. Phys. Condens. Matter. 20: 445221 (2008).

[7] M. Katiyar et J. R, Abelson, Mat. Sci. Eng. A. 349: 304 (2001).

Chapitre I

Généralités sur le silicium

11

CHAPITRE I : Généralités sur le silicium

Introduction :

Dans ce chapitre nous allons présenter un bref rappel concernant les propriétés

structurales et électroniques des différentes formes du silicium (monocristallin, amorphe,

microcristallin).

I-1) Le silicium

Le silicium est un élément chimique de la famille des cristallogènes, de symbole Si

et de numéro atomique 14. C'est l'élément le plus abondant sur la Terre après l'oxygène

(27,6%). Il n'existe pas à l'état libre mais sous forme de composés : sous forme de

dioxyde, la silice (dans le sable, le quartz, la cristobalite, etc.) ou de silicates (dans les

feldspaths, la kaolinite, etc..).

Le nom silicium est dérivé du mot latin silex, qui signifie cailloux ou silex.

Un des composés du silicium, la silice (dioxyde de silicium), était déjà connu dans

l'Antiquité. La silice a été considérée comme élément par les alchimistes puis les

chimistes. C'est un composé très abondant dans les minéraux.

Le silicium a été isolé pour la première fois en 1823 par Jöns Jacob Berzelius. Ce

n'est qu'en 1854 que Henry Sainte-Claire Deville obtient du silicium cristallin. Le silicium

est un élément de très grande importance de nos jours. Ses propriétés de semi-conducteur

ont permis la création de la deuxième génération de transistors, puis les circuits intégrés

(les « puces »). C'est aujourd'hui encore l'un des éléments essentiels pour l'électronique,

notamment grâce à la capacité technologique actuelle permettant d'obtenir du silicium pur

à plus de 99,99999% (tirage Czochralski, zone fondue flottante).

12

En tant que semi-conducteur, le silicium est aussi l'élément principal utilisé pour la

fabrication de cellules solaires photovoltaïques. Celles-ci sont alors montées en panneaux

solaires pour la génération d'électricité.

Aujourd’hui, la majorité des modules photovoltaïques sont fabriqués à partir de

cellules photovoltaïques au silicium cristallin (monocristallin ou polycristallin) ou au

silicium amorphe. Actuellement, on distingue deux filières pour la fabrication de cellules

photovoltaïques :

• la filière de fabrication des cellules au silicium cristallin,

• la filière de fabrication des cellules en couches-minces.

Comme beaucoup d’autres éléments, le silicium peut exister à température

ambiante sous différentes structures, dont les deux extrêmes sont respectivement l’état

amorphe et l’état cristallin. Il est habituel de considérer que le silicium ( polycristallin,

microcristallin et nanocristallin) est composé d’une manière hétérogène de ces deux

formes, c’est-à-dire de grains cristallins séparés par des zones amorphes.

Le silicium utilisé pour les cellules photovoltaïques doit être d’une grande pureté,

quelque soit sa forme.

13

I-2) Silicium monocristallin

I.2.1) Propriétés structurales et électroniques :

Le silicium est un semi-conducteur de la colonne IV du tableau de la classification

périodique. Le monocristallin est composé de liaisons entre les atomes qui constituent un

tétraèdre régulier. La structure du cristal est identique à celle du diamant, que l’on appelle

aussi zinc-blende, comme présenté en Figure I-1.

Figure I-1: Structure cristalline du silicium, similaire à celle du diamant.

La liaison entre les atomes les plus proches est de caractère covalent de type sp3

[1]. À ce type de liaison correspondent des états électroniques, qui sont couplés entre eux

dans le potentiel périodique du cristal, conduisant à des bandes d’énergie permises et

interdites pour les électrons.

Sa structure de bande est assez complexe. Elle se caractérise par un premier gap

indirect d’énergie 1,124 eV qui détermine l’échange des porteurs de charge entre le

14

maximum de la bande de valence 0rr

=k (kr

vecteur de Bloch), où se rencontrent deux

bandes dégénérées avec des courbures différentes (Figure I-2).

Figure I-2 : Bandes d’énergie dans le silicium [2].

La structure se caractérise aussi par différentes transitions à k = 0 correspondant

aux points critiques E’0 et E’2 d’énergies respectives 3,378 et 4,33 eV à 10 K (voir flèches

sur la Figure I-3). Ces transitions sont observables expérimentalement par ellipsométrie

comme l’illustre la Figure I-3 représentant la constante diélectrique complexe du

matériau.

Figure I-3: Constante diélectrique du silicium cristallin du proche infrarouge à l’ultraviolet [3].

15

I.2.2) Méthode de fabrication de silicium monocristallin :

Deux méthodes de croissance sont principalement pratiquées: Czochralski et float

zone. La méthode Czochralski est l'une des seules permettant d'obtenir de gros

monocristaux de qualité optique intéressante. Le matériau à élaborer est d'abord porté à la

fusion dans un creuset (Figure I-4). Un germe monocristallin est approché du centre de la

surface du bain, avec laquelle il est mis en contact. Le liquide remonte par capillarité le

long du germe, créant une interface triple liquide-solide-gaz. Le germe est ensuite

lentement tiré vers le haut, à des vitesses de l'ordre du millimètre par heure, pour former

un monocristal. L'ensemble de la croissance est effectué en maintenant le cristal en

rotation, de manière à homogénéiser le bain et à contrôler la forme de l'interface

solide/liquide [4].

Figure I-4 : Méthode de Czochralski.

Cependant, les simples cristaux de silicium développés par la méthode de

Czochralski contiennent des impuretés puisque le creuset qui contient la fonte se dissout.

Pour certains dispositifs électroniques, en particulier ceux exigés pour des applications de

puissance élevée, le silicium développé par la méthode de Czochralski n'est pas assez pur.

Cependant, cette dernière est remplacée par la méthode de flotter-zone (FZ-Si).

16

I-3) Silicium amorphe hydrogéné

Le silicium amorphe hydrogéné (a-Si:H) est différent de c-Si d’un point de vue

structurale (Figure I-5). D’un côté, le c-Si présente une structure cristalline parfaitement

ordonnée et le matériau est très pur, de l’autre côté le silicium amorphe a une structure

désordonnée. La structure amorphe signifie «pas d’ordre à grande distance» mais,

néanmoins, un certain ordre existe à courte distance. La Figure I-5 montre une

comparaison entre la structure cristalline et la structure amorphe. On peut noter le

désordre présent dans la structure amorphe ainsi que la présence de défauts de structure,

les liaisons pendantes, qui introduisent des états électroniques dans la bande interdite [5].

Ces états vont agir soit comme pièges, soit comme centres recombinants des porteurs

libres. En ce qui concerne la conversion photovoltaïque, ces états vont donc avoir une

influence majeure sur le rendement de la photoconductivité du a-Si:H.

Figure I-5 : Structure silicium cristallin et amorphe.

La structure et les propriétés électroniques du silicium amorphe hydrogéné:

La structure amorphe décrite auparavant donne des propriétés optoélectroniques

particulières au a-Si:H. La configuration du diagramme de bande est différente du cas

cristallin (Figure I-6). Les différences principales par rapport au silicium cristallin sont

l’asymétrie des bandes de valence et de conduction.

17

La densité d’états électronique en fonction de l’énergie N(E) étant partout non

nulle, il n y a pas de vraie bande interdite au sens du c-Si. On distingue deux zones d’états

étendus (non localisés) similaire au cas cristallin (E < Ev et E > Ec) (Figure I-6), mais

avec une mobilité réduite et fonction de l’énergie E (µ(E)). Entre ces deux zones se trouve

une pseudo-bande interdite qui permet de définir un ‘’gap’’ de mobilité. C’est-à-dire une

zone avec une mobilité nulle où les états sont localisés.

Ces derniers se situent, de chaque coté de la bande de valence et de conduction, et qui

s’appellent les queues de bande. Elles forment une zone de piégeage des porteurs libres,

où ils sont immobilisés (µ=0) puis relâchés sous l’effet de la température (agitation

thermique), de la lumière ou de l’application d’un champ électrique. A cause du piégeage

dans les queues de bandes la mobilité des électrons, trous libres se trouve réduite d’un

facteur 104 environ par rapport à celle dans le c-Si.

Figure I-6: diagrammes de bande du silicium amorphe hydrogéné et du silicium cristallin.

18

Il existe aussi des états supplémentaires situés au milieu de la pseudobande

interdite. Ceux-ci sont dus à la présence de défauts ou les liaisons pendantes non saturées

par l’hydrogène, dans le matériau.

Le a-Si: H est un semiconducteur à gap « directe » ce qui lui donne un coefficient

d’absorption dans le visible plus élevé que le c-Si (Figure I-7) qui est un semiconducteur à

gap indirect. En effet, dans le cas du a-Si: H, à cause de sa structure atomique amorphe et

malgré le fait que la loi de conservation de la quantité de mouvement ne s’applique pas,

les valeurs du vecteur d’onde k ne sont plus fixées de façon claire comme dans le c-Si.

Figure I-7 : Absorption en fonction de la longueur d’onde pour le a-Si:H, le c-Si et le µc-Si:H.

Le a-Si:H a une absorption plus élevée dans le domaine du visible puis presque nul dans l’IR.

Souvent le silicium amorphe est comparé au silicium cristallin et se distingue de ce

dernier par les avantages suivants :

� possibilité de le déposer sur des grandes surfaces; il n’y a plus la limitation de la

taille du wafer (macro-électronique)

19

� une grande variété de substrats est utilisable (métaux, verres, quartz, plastiques)

� possibilité de dépôt sur des surfaces non planes ou souples.

� facilité de fabrication et technologie base température (<300°C).

� forte absorption de la lumière visible (coefficient d’absorption 00-20 fois plus

grand que celui du c-Si autour de 500 nm).

� peu de dégradation par les rayons X.

� bande interdite plus élevée (1,7 eV contre 1,1 eV pour le silicium cristallin), qui

permet d’obtenir des courants inverses, dans l’obscurité, plus faibles ...

Ces inconvénients sont comme suit :

� Beaucoup de défauts dans la structure

� Faible mobilité des porteurs libres

� Dégradation lors de l’exposition à la lumière

Le silicium amorphe non hydrogéné possède beaucoup de liaisons pendantes et la

densité d'états profonds dans la bande interdite est de l’ordre de 1019

- 1020

cm-3

[6]. C’est

pourquoi aucune application industrielle n’est envisageable avec le a-Si. En revanche,

l’incorporation d’hydrogène dans le réseau du silicium amorphe s’est avérée un moyen

très efficace pour améliorer ses propriétés électroniques, en saturant en partie les liaisons

pendantes et en relaxant les contraintes du matériau. En effet, l’hydrogène se lie de façon

covalente aux atomes de silicium, en donnant naissance à des niveaux liants et anti-liants

situés respectivement dans la bande de valence [5].

Néanmoins, si cette diminution de la densité de défauts a rendu ce matériau apte à

de nombreuses applications, tous les effets de l’hydrogénation n’ont pas encore été

élucidés. Ainsi, il a été constaté que la quantité d’hydrogène incorporée dans la matrice de

a-Si pendant le dépôt, quelle que soit la technique utilisée, dépasse considérablement la

densité de défauts présente dans le silicium amorphe pur. Un matériau a-Si:H "standard"

20

contient environ 10% d'hydrogène, soit une concentration de l'ordre de 5x1021

at.cm-3

,

beaucoup plus élevée que la densité de défauts à "guérir" dans le a-Si. De plus, malgré cet

excès d’hydrogène, les meilleurs échantillons contiennent encore une densité de défauts

de l’ordre de 1015

cm-3. Ceci pourrait s’expliquer par la formation de complexes

hydrogénés observés par spectroscopie infrarouge et également, l’existence de certains

défauts de structure qui ne peuvent être compensés par l’incorporation de l’hydrogène.

En effet, Il a été établi que l’hydrogène peut être lié sous des formes différentes

dans le réseau de a-Si:H dans lequel il peut se trouver par exemple sous forme

interstitielle ou sous forme d'agrégats. On peut ajouter la présence éventuelle de

microcavités contenant de l’hydrogène sous forme moléculaire [7] ou de microcavités

dont les parois sont hydrogénées [8].

Une autre conséquence de l’hydrogénation du matériau est la métastabilité connue

sous le nom d'effet Staebler et Wronski [9]. Sous l’effet de la lumière, le a-Si:H se

dégrade lentement (effet Staebler-Wronski (Staebler and Wronsky 1977)), des liaisons

saturées par l’hydrogène sont alors brisées et simultanément de nouvelles liaisons

pendantes sont créées. De nouveaux centres de recombinaison apparaissent et la

collection des porteurs photo-générés diminue.

A fin d’améliorer la stabilité du silicium amorphe hydrogéné, la communauté

scientifique a mis au point d’autres types de silicium dont le microcristallin est le plus

indiqué.

21

I-4) Silicium microcristallin

Le premier rapport sur le silicium microcristallin, obtenu par transport chimique, a

été fait par Veprek [10]. Cependant le matériau reste jusqu’à présent problématique, à tel

point qu’il n’existe pas encore de silicium microcristallin standard. C’est un matériau

hétérogène, constitué de cristallites de différentes tailles et orientations [11] parfois

incluses dans des colonnes [12], avec souvent une phase amorphe, du vide et de

l’hydrogène faiblement lié dans les joints de grains [13]. De plus ce matériau est en

général anisotrope et inhomogène en volume [14]. La Figure I-8 montre la dénomination

des différents types de silicium recensés dans la littérature en fonction de leur longueur de

cohérence, directement reliée à la taille des grains. Elle est infinie pour le monocristal de

silicium. On voit que l’appellation silicium microcristallin est un abus de langage,

puisqu’en fait les cristallites sont de taille nanométrique. Aussi certains auteurs l’appellent

silicium nanocristallin en réservant le terme silicium microcristallin au matériau obtenu à

partir du recuit thermique du silicium amorphe [15], d’autres l’appellent silicium

polycristallin en précisant que sa structure n’a pas été modifiée par un recuit postérieur au

dépôt [16].

pm-Si

silicium multicristallin

1 mm10 µµµµ m1 nm

a-Si

1 µµµµ m10 nm

longueur moyenne de cohérence

p-Si µµµµc-Si:H

Figure I-8 : Longueur de cohérence pour différents types de silicium existant.

22

Du point de vue de ses propriétés macroscopiques, le silicium microcristallin se

situe entre les deux matériaux les plus étudiés par la communauté scientifique du

domaine à savoir le a-Si :H et le silicium polycristallin :

� Le silicium amorphe hydrogéné (a-Si :H), avec lequel il a en commun les

techniques de dépôt [17] et dont il se rapproche en termes de propriétés de

transport, lorsque les cristallites ne percolent pas ou qu’elles sont de mauvaise

qualité. Mais l’avantage crucial du µc-Si:H par rapport au a-Si:H est sa stabilité

sous éclairement [18, 19]. La stabilité du µc-Si dépend de la fraction cristalline de

la couche et d’après les études de Hamma [19, 20], à partir de 60% de fraction

cristalline les propriétés des couches sont stables sous éclairement.

� Le silicium polycristallin, avec lequel il partage les propriétés optiques [21], ainsi

qu’une rugosité de surface importante due à la présence de cristallites, et dont il se

rapproche en termes de stabilité vis à vis de la création de défauts métastables

[22,23]. Il partage également avec lui le fait que le rapport des mobilités des

électrons et des trous (3 à 10) est plus petit que dans le cas du silicium amorphe (≈

100). La grande variété en termes de structure et de propriétés de transport rend ce

matériau un candidat potentiel pour une multitude d’applications. Ainsi, dans les

dispositifs photovoltaiques, il est utilisé comme couche intrinsèque dans des

cellules simples [23] ou dans la jonction arrière d’une cellule tandem, ou encore

comme couche dopée P [24] ou N [25]. Il est également utilisé comme matériau

actif ou comme contact ohmique [26] dans les transistors en couches minces et

dans les dispositifs photoluminescents et électroluminescents. Certains travaux

[27] tirent avantage de l’orientation préférentielle que l’on peut observer sous

certaines conditions de dépôt pour influencer l’orientation et la taille des grains du

silicium polycristallin qui est obtenu à partir d’une couche amorphe.

23

Comme on l’a déjà abordé avant, le silicium microcristallin est en général

hétérogène, constitué de trois phases : Il contient des cristallites de tailles différentes

parfois dans une matrice amorphe, avec de l’hydrogène plus faiblement lié sur les joints

de grains de des microcavités. La fraction relative des phases cristalline et amorphe varie

beaucoup en modifiant seulement un paramètre de dépôt.

Un bon exemple en est donné par Vallat-Sauvain et al [28], où des échantillons de

µc-Si:H sur lesquels ont été prises des images de TEM ont été déposés sous différentes

dilutions. Elles ont conduit à la schématisation suivante:

Figure I-9 : Taille et forme des grains, et rugosité de surface pour des couches microcristallines

déposées avec différentes dilutions de silane dans l’hydrogène.

Des études in situ par ellipsométrie ont été effectuées lors du dépôt [29, 30], et ex situ

effectuées dans notre laboratoire [31]. Elles montrent clairement quatre phases de

croissance qui se retrouvent sur tout le volume de la couche déposée : Une phase

d’incubation, où le matériau déposé est amorphe et devient de plus en plus poreux, une

phase de nucléation où l’on a l’apparition d’une phase cristalline au moment où la fraction

24

de vide atteint son maximum (autour de 30%). Par la suite, la fraction cristalline

augmente au détriment de la phase amorphe et du vide, c’est la phase de croissance qui

finit par un état stationnaire où la composition de la couche n’évolue plus. Il faut noter

également que cette évolution de la structure se produit sans variation notable de la

vitesse de dépôt au cours du temps [32, 33].

Ce processus de croissance peut donner lieu à une structure en épaisseur du silicium

microcristallin comprenant 4 zones, comme montré sur la Figure I-10. En partant du

substrat on a :

• Une couche d’interface : qui est en général plus amorphe que le volume du matériau,

c’est elle qui apparaît en premier lors du dépôt, puis sa structure et son épaisseur

évoluent plus ou moins, jusqu’à disparaître complètement dans des conditions

agressives [14].

• Une couche de volume : qui est en général la mieux cristallisée, elle se situe juste au-

dessus de l’interface, sa structure évolue jusqu’à l’état stationnaire.

• Une sous couche : située par dessus, est en général plus endommagée que le volume,

elle peut être plus ou moins cristalline, parfois avec une grande fraction de vide. Son

origine reste controversée, cependant des études récentes ont montré qu’elle est

directement liée au plasma, en particulier au bombardement ionique [14] et à la

diffusion de l’hydrogène [34].

• Une rugosité de surface : Celle-ci est simplement la surface apparente des cristallites.

Elle renseigne parfois sur leur taille [12], il faut cependant noter que les rugosités

mesurées dépendent beaucoup de la méthode utilisée.

25

Figure I-10: Schématisation des la croissance de couches de silicium microcristallin.

But de la thèse :

Afin de vérifier cette hypothèse de multicouches pour les échantillons déposés par

pulvérisation cathodique avec des mesures ex-situ, nous avons déposé des couches avec

les mêmes constantes de dépôt uniquement où l’épaisseur qui varie en faisant varier le

temps de dépôt, et pour deux températures du substrat.

Rugosité de surface

Sous couche

Volume de la couche

Couche d’interface

Substrat

Chapitre II

Méthodes de dépôts de couches

minces de silicium

27

CHAPITRE II : Méthodes de dépôt des couches minces de silicium

Dans cette partie du chapitre, nous allons décrire brièvement les techniques de

dépôt des couches minces par voie chimique (CVD) et physique (PVD), ensuite, nous

décrivons d’une manière détaillée la pulvérisation cathodique utilisée pour la fabrication

des échantillons étudiés dans ce travail.

II.1) Méthodes générales de dépôt de couches minces

II.1.1) Les méthodes chimiques de dépôt de silicium (CVD) :

Il existe un grand nombre de méthode de dépôt de silicium en couche mince, dont

les techniques basées sur la décomposition chimique en phase gazeuse (CVD) [35, 36].

Le film résulte de la décomposition des substances en phase gazeuse via des réactions

chimiques. La CVD offre une large gamme de possibilités, non seulement le type des gaz

initiaux peut être très différent, mais également les paramètres comme la pression ou la

température dans le réacteur peuvent être changées. En outre, plusieurs géométries de

réacteur sont utilisées : des fours tubulaires, qui peuvent contenir beaucoup de substrats,

ou des petits réacteurs sphériques à substrat unique.

Les gaz les plus couramment utilisés sont, le silane (SiH4) et à un degré moindre le

disilane (Si2H6) ou le dichlorosilane (SiH2Cl2).

Le silane se décompose suivant la réaction globale [37, 38] :

24 2HSiSiH s +→ (II.1)

Deux types de réactions essentielles qu’on qualifie d’homogènes sont à considérer

(équations II.2 et II.3):

28

224 HSiHSiH +↔ (II.2)

421222 +++ ↔+ nnnn HSiHSiSiH (II.3)

À la température de travail usuelle (550°C), le silane se décompose

pyrolitiquement pour donner naissance à la molécule de silylène (équation II.2), un

double radical extrêmement réactif. Il s’en suit des réactions d’insertion en chaîne qui

produisent des silanes d’ordre supérieur (équation II.3). Les molécules adsorbées sont

ensuite dissociées à la surface, libérant ainsi les atomes de silicium qui vont contribuer à

la croissance. On qualifie d’hétérogènes les réactions, qui se produisent à la surface du

substrat (équations II.4 et II.5):

22 HSiSiH +→ (II.4)

222 )1( HnnSiSiH sn ++→+ (II.5)

On peut noter, que le silicium peut se former également en phase gazeuse sous forme de

la molécule Si2, si la température dépasse 740°C [39].

Ces réactions sont régies par des cinétiques différentes qui vont dépendre des

conditions de dépôt, en particulier de la température, de la pression des gaz, ainsi que du

débit. La décomposition chimique du gaz réactif peut être obtenue soit par voie

thermique, soit par formation d’un plasma. On peut classer les diverses techniques comme

suit :

1- La CVD assistée par plasma ou PECVD [40]:

Le gaz réactif est ionisé par formation d’un plasma généré par un champ électrique

alternatif d’une fréquence de 13,56MHz. Lorsqu’on augmente la fréquence de décharge

(VHF : 30 à 300 MHz) [41], on pourra avoir des vitesses de dépôt plus élevées [42, 43],

29

dues à une grande dissociation du gaz sans affecter la qualité des couches. Turban [44,

45] a étudié en détail les mécanismes de dissociation du silane dans un tel plasma. Les

produits de cette réaction sont des ions d’hydrures de silicium qui vont venir réagir à la

surface d’un substrat porté à une température d’environ 300°C. Du fait de la faible

température de la surface de dépôt, l’hydrogène n’exodiffuse pas et par conséquent le

matériau obtenu est hydrogéné. La teneur en hydrogène des couches déposées varie selon

les conditions expérimentales et est typiquement de l’ordre de 10 %. D’autre part,

toujours à cause de la relative basse température du substrat, les conditions généralement

utilisées aboutissent à un dépôt [46, 47].

.

2- La CVD par filament chaud ou HWCVD :

Avec cette technique la décomposition du gaz s’effectue à l’aide d’un filament en

tungstène porté à une température très élevée. Le substrat en regard n’atteint alors qu’une

température assez faible, ce qui évite une exodiffusion de l’hydrogène. Les problèmes de

cette technique sont l’inhomogénéité de dépôt et des phénomènes de pulvérulence

souvent observés. Les vitesses de croissance n’excèdent en général pas 20 nm/min [48].

Mais plus récemment, pour des besoins de grandes épaisseurs, les efforts menés ont

aboutit à un triplement des vitesses, par contre la qualité des couches reste encore à

améliorer.

Un avantage particulier de cette méthode est la possibilité d’effectuer une post-

hydrogénation dans le réacteur du dépôt : Guillet et al [49] ont pu augmenter la mobilité

de leur matériau de 20 cm2/Vs à 50 cm2/Vs grâce à cette hydrogénation.

3- La CVD assistée par lumière ou Photoassisted CVD :

Cette technique est utilisée pour les dépôts épitaxiques à basse température. Le

premier résultat de cette méthode a été rapporté par Kumagawa et al [50] utilisant le gaz

réactif SiCl4 et une lampe de mercure à haute pression. Plus tard, d’autres gaz (SiH4,

Si2H6, SiH2F2 [51]) et d’autres sources de lumière comme le laser (Light Amplification

30

by Stimulated Emission of Radiation) ou la radiation synchrotron ont été utilisées.

Rocheleau et al [52], se sont servis de cette technique pour déposer une diode PIN solaire

avec un rendement de 8,5 %.

II.1.2) Les méthodes physiques de dépôt de silicium (PVD) :

Le dépôt des couches minces ne se fait plus par décomposition chimique mais

plutôt par évaporation du matériau qui se condense sur un substrat. On parle cependant

de méthode physique de dépôt (Physical Vapor Deposition PVD) [53].

1- L’évaporation thermique sous vide :

C’est la méthode la plus simple et la plus ancienne. Elle consiste à évaporer [54]

par effet Joule une source de silicium solide déposé sur un substrat [55], en utilisant

différents moyens :

� un faisceau d’ions ;

� un faisceau d’électrons ;

� ou un faisceau de laser.

Dans l’objectif d’obtenir du silicium amorphe hydrogéné (a-Si:H), on apporte de

l’hydrogène atomique soit par dissociation thermique de H2, soit à l’aide d’un plasma.

Une autre possibilité consiste à hydrogéner la couche après le dépôt (post-hydrogénation).

2- L’épitaxie par jets moléculaires ou MBE :

Cette technique consiste à évaporer des matériaux solides dans une chambre sous

ultra-vide (10−6 à 10−8 Pa). Les espèces évaporées vont alors se condenser sur le substrat

porté à une température relativement basse (500 à 900°C voir moins). Comme le vide est

très poussé, cette technique reste lourde d’utilisation et les vitesses de dépôt sont très

faibles (de 1 à 100 Å/min). Toutefois, elle présente la particularité de pouvoir déposer des

31

films avec une composition extrêmement variée [56], puisque les matériaux sont chauffés

séparément jusqu’à leur évaporation et également la possibilité de reconstituer un réseau

cristallin.

3- La pulvérisation cathodique :

Le principe consiste à bombarder une cible de silicium mono ou polycristallin,

servant de cathode, avec des ions (généralement d’argon), d’énergie suffisante, afin de lui

arracher les atomes de la cible. Les ions sont produits dans un plasma par application

d’une décharge électrique continu ou en radio-fréquence (rf). Le procédé rf est utilisé

surtout pour pulvériser les matériaux isolants, car ceux-ci ne peuvent pas écouler les

charges électriques apportées par les ions : pendant l’alternance négative les ions sont

attirés pour pulvériser la cible alors que pendant l’alternance positive les électrons vont la

décharger. Une hydrogénation du matériau peut se faire grâce à une dilution de H2 dans le

gaz de pulvérisation. Cette technique est intéressante car elle permet de déposer

quasiment tous les matériaux.

Dans ce qui suit nous allons décrire en détaille cette méthode qui a servi dans la

fabrication de nos échantillons.

32

II.2) La pulvérisation cathodique

Nos échantillons étaient déposés par la technique de pulvérisation cathodique plus

exactement par la pulvérisation cathodique magnétron radiofréquence, que nous allons

décrire son principe de fonctionnement.

Historique:

C'est en 1852 que Grove et plus tard Plucker montrèrent que l'établissement d'une

décharge électrique entre deux électrodes conductrices placées dans une enceinte où règne

une pression réduite de gaz inerte, entraînait l'apparition à l'anode d'une couche mince du

composé constituant l'électrode antagoniste. Ce phénomène, longtemps perçu comme

l'effet limitatif de la durée de vie des tubes à gaz, ne fut repris que cent ans plus tard pour

être étudié et développé pour la production de films minces.

Les premiers circuits intégrés ont beaucoup contribué à ce renouveau en raison

notamment des excellentes qualités mécaniques des films obtenus par ce qui a été appelé

la pulvérisation cathodique.

Description générale :

Le matériau à déposer appelé matériau cible est introduit dans l'enceinte à vide,

sous forme d'une plaque de quelques millimètres d'épaisseur et de dimensions

sensiblement égale à celle de la pièce à recouvrir.

Cette cible est fixée sur une électrode refroidie (la cathode) qu'on porte à une

tension négative de 3 à 5 kV. Une deuxième électrode (l’anode) est disposée

parallèlement à la cible, à une distance de quelques millimètres. Dans de nombreux cas

l'anode sert de porte substrat, elle est généralement maintenue à la masse (Figure II-1).

33

Si la pression résiduelle dans l'enceinte est comprise entre 1 Pa et 102 Pa, le champ

électrique créé entre les deux électrodes provoque l'ionisation du gaz résiduel. Cette

ionisation apparaît sous forme d'un nuage luminescent, localisé entre les deux électrodes.

C'est ce phénomène que l'on observe dans les tubes fluorescents. Au même moment, un

courant électrique s'établi entre les deux électrodes : le gaz résiduel est devenu

conducteur, il contient alors :

• des électrons, qui sont attirés par l'anode,

• des ions positifs qui sont attirés par la cible (cathode).

A � Anode servant de porte-substract C � cible (cathode) G � Groupe de pompage

Figure II-1 : schéma de principe de la pulvérisation cathodique diode.

Les ions positifs bombardent et arrachent les atomes de la cible, qui vont se

déposer sur l’anode. Si on place un substrat devant la cible, on observe qu’elle se

recouvre progressivement d'une couche du même matériau que celui de la plaque

constituant la cible.

34

II.2-1) Mécanisme de la pulvérisation cathodique:

1- Introduction :

Plusieurs hypothèses ont été avancées quand au mécanisme de la pulvérisation

cathodique, aucune n'étant totalement acceptable mais on peut toutefois se baser sur la

théorie des moments de Whener. Le taux de pulvérisation cathodique dépend de la masse

des ions autant que de leur énergie, il est très sensible à l'angle d'incidence des ions de

bombardement. Il existe un seuil d'énergie des atomes ionisés au dessous duquel le

phénomène de pulvérisation n'apparaît pas. Nous notons qu’il n'y a pas de pulvérisation

sous impact électronique excepté à très haute énergie.

Le processus de pulvérisation peut donc se quantifier en termes de rendement de

pulvérisation.

2-Rendement de pulvérisation :

Définition : c'est le nombre d'atomes éjectés par particule incidente.

Ce rendement va dépendre :

• de la nature de la cible (matériau, état de surface) ;

• de la nature des ions incidents (gaz rares de masse plus ou moins élevée, ou gaz réactif);

• de l'énergie des ions incidents;

• de l'angle d'incidence.

Il ne dépend pas de la température de la cible, ni du fait que les particules

incidentes soient ionisées ou non. Cette notion de rendement est extrêmement importante

car elle permet de prévoir les vitesses de dépôt que l'on obtiendra pour un matériau cible

donné.

35

3-Mécanisme physique :

L’éjection d'atomes est un effet purement mécanique dû au choc des ions sur le

matériau que l'on veut déposer.

Il se produit une espèce de sablage à l'échelle atomique. On communique aux

atomes du matériau une énergie mécanique par cession de la quantité de mouvement de

l'ion incident attiré par la cible (Figure II-2 et Figure II-3).

I �expulsion d’atomes II �collision ion-atome et transfert de quantité de mouvement avec échauffement III� rebondissement d’ions, expulsion d’atomes gazeux IV� absorption d’ion gazeux

Figure II-2 : Schéma de principe de la pulvérisation (a).

Ce phénomène à l'échelle atomique, est comparable au choc entre deux boules de

billard, l’une est l'ion incident bombardant le matériau, l'autre est l'un des atomes du

solide que l'ion va rencontrer. Cet atome va communiquer sa quantité de mouvement aux

atomes environnants et ainsi de proche en proche, jusqu'à éjecter les atomes de surface.

36

Développement de cascades de collision induites par pénétration d’un ion dans la matière

Figure II-3 : Schéma de principe de la pulvérisation (b).

Ce mécanisme entraîne trois caractéristiques importantes :

Le processus étant purement mécanique, la source de dépôt reste froide, on peut

donc la mettre dans toutes les positions, ou lui donner une forme adaptée à celle du

substrat. Dans la pratique, la cible s'échauffe du fait du bombardement ionique. On est

obligé de la refroidir car une forte proportion de l'énergie des ions se transforme en

chaleur.

Le caractère mécanique du processus d'éjection fait qu'un matériau cible composé

de plusieurs éléments se pulvérise aussi bien qu'un corps simple L'énergie des particules

pulvérisées est en moyenne de 1 à 10 eV, ce qui correspond à des températures

d'évaporation supérieures à 10000°C.

Une quantité non négligeable d'atomes est expulsée avec des énergies supérieures à

10 eV. Ils sont donc capables de pulvériser le substrat ou la couche pendant le dépôt.

37

Cette propriété donne aux couches une meilleure adhérence au substrat que les couches

vaporisées.

II.2-2) La pulvérisation magnétron :

1- Effet magnétron :

Une charge électrique apparaît entre les électrodes et entretenue par les électrons

secondaires éjectés de la cathode sous l'effet du bombardement ionique. Dans ce cas les

électrons qui ne rencontrent pas de molécules de gaz s'éloignent perpendiculairement à la

cathode et sont captés par l'anode.

Si on superpose au champ électrique un champ magnétiqueB~ ,

perpendiculairement à celui ci, les trajectoires électroniques s'enroulent autour des lignes

de champ magnétique, augmentant considérablement les chances d'ioniser une molécule

de gaz au voisinage de la cathode (Figure II-4).

Figure II-4 : Structure d’une cathode magnéton circulaire

38

2-Propriétés des cathodes magnétron :

La décharge magnétron se caractérise par un degré d'ionisation élevé. En effet, les

électrons possèdent un mouvement cycloïdal autour des lignes de champ, ceci augmente

donc le taux de collisions entre ces électrons et les molécules de gaz (Argon).

La pression de travail dans une enceinte équipée d'une cathode magnétron peut

aller de quelques 10-3 Torr à quelques 10-4 Torr. Les particules pulvérisées vont donc se

déplacer en lignes droites avec un minimum de collisions.

Dans des systèmes de pulvérisation magnétron, le champ magnétique augmente la

densité du plasma ce qui a pour conséquence une augmentation de la densité de courant

sur la cathode. De grands taux de pulvérisation ainsi qu'une diminution de la température

du substrat peuvent être ainsi obtenus.

3-Excitation radiofréquence :

Dans le cas d’une électrode isolante, lors du bombardement de la cible par ions

d’argon, on a une accumulation de ces ions positifs à la surface. Cette accumulation va

conduire à la formation d’un potentiel positif à cette surface qui va diminuer le potentiel

négatif responsable de l’attraction des ions d’Ar+ et donc empêcher la pulvérisation. Pour

y remédier, on applique une tension alternative dont la fréquence est dans le domaine des

ondes radio soit 13.56 MHz.

Pendant l’alternance négative les ions d’argon sont attirés sur la cible et pulvérisant

le matériau, on aura la surface chargée positivement, formation du potentiel d’auto

polarisation. Pendant l’alternance positive : ce sont les électrons qui sont attirés à leur tour

par la cible. Ils neutralisent les charges positives qui s’y accumulent.

39

Chapitre III

Les techniques de

caractérisation

40

CHAPITRE III : Les techniques de caractérisation

Dans cette partie du chapitre, on va décrire les méthodes de caractérisation

structurale et optoélectronique qui ont été utilisées dans notre travail, à savoir « la

spectrophotometrie », « l’ellipsometrie » et « la spectroscopie Infrarouge ».

III.1) Transmission optique

La spectrophotométrie est une méthode analytique quantitative qui consiste à

mesurer la transmission de la lumière d'un échantillon qui est déposé sur un substrat

donné. On calcule depuis le spectre de transmission obtenu par un spectrophotomètre, les

différents coefficients qui caractérisent l’échantillon comme l’épaisseur d de l’échantillon,

l’indice de réfraction )(λn et le coefficient d’absorption )(λα .

La proportion de la lumière incidente absorbée par un milieu transparent est

indépendante de l’intensité de la lumière (pourvu qu’il n’y ait pas d’autres changements

physiques ou chimiques dans le milieu).

La loi de Lambert donnant le coefficient de transmission T s’exprime par :

0I

IT = (III.1)

Avec I0 = intensité de la lumière incidente. I = intensité de la lumière transmise (I toujours inférieure à I0). Il est commun d’exprimer la transmission par un pourcentage :

0(%)

I

IT = (III.2)

Tous les spectrophotomètres comprennent les mêmes éléments : une source, un

monochromateur, un porte-échantillons, un détecteur et un appareil de lecture.

41

III.1-1) Le spectrophotomètre :

Introduction :

Pour l’étude de nos échantillons, nous avons utilisé un spectrophotomètre

Jasco V-570 [57] à double faisceau (Figure III-1), qui nous permet de balayer une gamme

de longueur d’onde allant de l’ultraviolet, visible à proche infrarouge (190 nm à 2500 nm)

(UV-Vis-NIR). Le faisceau lumineux est issu de deux lampes; de deutérium pour

l’ultraviolet (190 à 350 nm) et une lampe halogène (à l’iode) à filament de tungstène pour

le Vis-NIR (330 à 2500 nm). La sélection en longueur d’onde est assurée par un

monochromateur de type Czerny-turner. Les deux faisceaux lumineux sont formés par un

miroir semi-transparent (en forme de V) appelé diviseur de faisceau. Le premier faisceau

traverse le substrat vierge pris comme référence, tandis que le second traverse

l’échantillon. Les deux faisceaux sont acheminés vers les deux signaux de sortie qui sont

amplifiés et leur rapport est déterminé électroniquement et est affiché par le dispositif. Le

spectrophotomètre est équipé par deux types de détecteur, un détecteur PbS pour la

région NIR et un photomultiplicateur pour la région UV-Vis.

Figure III-1 : Spectrophotometre Jasco V-570.

42

Les sources :

Pour la partie ultraviolet (190 à 350 nm), on utilise une lampe de deutérium qui est

une lampe à décharge. Son principe est le suivant : en déclenchant un arc électrique dans

un gaz, on excite les molécules (ou les atomes) qui le constituent. Les molécules vont

ensuite revenir dans leur état fondamental en émettant des photons, d'où la production de

lumière.

Pour la patrie visible-NIR on utilise la lampe halogène à filament de tungstène. La

distribution d’énergie de cette source se rapproche de celle d’un corps noir et dépend donc

de la température. Dans la plupart des appareils d’absorption, la température

opérationnelle du filament et de 2870K ; la plus grande partie de l’énergie émise est donc

comprise entre 350 et 2500nm. La limite inférieure est imposée par l’absorption du verre

dont est faite l’ampoule qui contient le filament.

L’énergie émise par une lampe à tungstène dans le visible varie approximativement

comme la quatrième puissance de la tension d’alimentation, ce qui rend absolument

essentiel le contrôle rigoureux de la valeur de ce paramètre. C’est pour cette raison que

l’on utilise des transformateurs à tension constante ou des stabilisateurs électroniques de

tension.

Les lampes tungstène-halogène contiennent une petite quantité d’iode à l’intérieur

de l’ampoule en quartz qui entoure le filament. Le quarts permet de chauffer le filament

jusqu'à des températures d’environ 3500K, ce qui conduit à des intensités plus élevées et

étend le domaine d’utilisation de la lampe jusqu'à l’ultraviolet. La durée de vie d’une

lampe tungstène ordinaire est limitée par la sublimation de son filament.

43

Monochromateur :

Pour séparer les différentes longueurs d'onde d'un faisceau lumineux, on utilise un

monochromateur à réseau. La lumière blanche émise par la lampe est dirigée vers la fente

du monochromateur et elle pénètre relativement d’une manière parallèle. Elle sera

orientée par un miroir vers le réseau qui la dispersera.

Le spectre de la lumière est focalisé sur un second miroir équipé par un système

mécanique qui permet de diriger les longueurs d’onde sélectionnées vers la fente de sortie

(Figure III-2).

Figure III-2 : Monochromateur de type Czerny-turner .

Après avoir sélectionner la longueur d’onde, le faisceau est divisé par une lame

semi transparente à deux parties. La première partie traverse l’échantillon à étudier, la

seconde traverse le substrat nu qui sert comme référence. Pour qu’ensuite, les deux

faisceaux tombent séparément sur la surface active du même détecteur. Pour cela un

miroir transparent est synchronisé avec le mouvement du monochromateur.

44

Porte échantillon :

Le porte échantillon dans lequel on place la couche à étudier, qui est déposé sur un

substrat en quartz généralement et pour les modèles à double faisceau comme le

spectrophotomètre Jasco, on utilise deux, un premier de référence avec le substrat vierge

et le second avec échantillon.

Détecteurs :

1-Photomultiplicateur :

Le photomultiplicateur est un dispositif permettant la détection de photons. Il se

présente sous la forme d'un tube électronique.

Sous l’action de la lumière, des électrons sont arrachés d’un métal par effet

photoélectrique à une photocathode, le faible courant électrique ainsi généré est amplifié

par une série de dynodes utilisant le phénomène d'émission secondaire pour obtenir un

gain important.

Ce détecteur permet de compter les photons individuellement. Il est sensible à

l’ultraviolet et à l’infrarouge proche, le temps de réponse est de l’ordre de la nanoseconde

(10-9 seconde).

Les photomultiplicateurs sont constitués d'un tube à vide en verre contenant une

photocathode, plusieurs dynodes, et une anode. Les photons incidents frappent le matériau

constituant la photocathode, celui-ci formant une fine couche déposée sur la fenêtre

d'entrée du dispositif. Des électrons sont alors produits par effet photoélectrique. Les

électrons sont dirigés vers le multiplicateur d'électrons par l'électrode de focalisation.

45

2-Détecteurs au sulfure de Plomb :

Les Détecteurs au sulfure de plomb sont des détecteurs photoconducteurs (PC)

au Sulfure de Plomb (PbS) conçus pour un fonctionnement dans la région de longueur

d'onde de 1 à 3,5µm. La longueur d'onde de la réponse crête dépend de la formulation et

de la température de fonctionnement. Ces détecteurs représentent un moyen économique

pour obtenir des performances élevées dans un boîtier robuste et compact.

Ils sont disponibles sous forme de cellules montées sur plaques ou en boîtiers

type TO avec ou sans refroidisseurs thermoélectriques fournissant un fonctionnement à

basse température pour une sensibilité accrue, un fonctionnement à des longueurs d'ondes

plus grandes et une stabilité en température.

III.1-2) Traitement des spectres de transmission optique :

Nous allons décrire maintenant le traitement des spectres de transmission optique.

Il est alors possible de déduire de ces spectres de transmission obtenus par le

spectrophotomètre (Figure III-3), l'indice de réfraction et sa relation de dispersion n(λ),

l'épaisseur des films d, le coefficient d'absorption optique α(λ) pour les longueurs d’onde

fortement absorbées et le gap optique E04

.

Pour traiter ces spectres, nous nous basons sur les expressions de la transmission

obtenues par Swanepoel [58]. La Figure III-3 montre le spectre de transmission d'un

échantillon déposé sur un substrat de verre à la température ambiante et pendant 60

minutes. Sur ce spectre, on distingue deux régions bien distinctes :

- Une région présentant des franges d'interférences où les extrema gardent des valeurs

sensiblement constantes (région de transparence) dont l'exploitation nous permet de

déterminer à la fois l'indice de réfraction de la couche et son épaisseur.

46

- Une région où l'absorption devient de plus en plus grande, ce qui se traduit par un

amortissement progressif des franges d'interférences et une forte décroissance de la

transmittance.

0 500 1000 1500 2000 25000

20

40

60

80

100 Région a fortes absorptions

Région de transparence

T%

λλλλ (nm)

60m Amb

Figure III- 3 : Spectre de transmission d'un échantillon déposé à Ts= ambiante et pendant

t=60mn.

Notre situation expérimentale est celle d'une couche mince semi-transparente

(supposée "idéale") d'épaisseur d déposée sur un substrat épais transparent d'épaisseur D,

l'ensemble étant baigné dans l'air. Sachant que les propriétés optiques d'un matériau

homogène et isotrope sont entièrement décrites par son indice de réfraction complexe

ñ=n+ik où n est l'indice de réfraction réel et k l'indice d'extinction, ce dernier étant relié

au coefficient d'absorption optique par la relation : λπα k4= , l'expression de la

transmission de l'ensemble film+substrat dans la région de faible absorption s'écrit:

47

dd

d

filmDexeCB

AeT αα

α

2cos −−

−

+−= (III.3)

Ou 22116 nnA = , )()1( 2

213

1 nnnB ++= , ))(1(2 21

22

21 nnnC −−= , )()1( 2

213

1 nnnD −−=

λπ dn

x 14= (III.4)

Dans la région de plus forte absorption l’expression de la transmission est donnée par:

dfilm e

B

AT α−= (III.5)

Cette dernière relation est valable à condition que l'indice d'extinction k1 soit très faible

devant l'indice de réfraction n1, ce qui est justifié pour nos couches dans le domaine

spectral considéré. Ces deux expressions de la transmission nous permettent de traiter

avec des approximations convenables la zone de transparence et la zone de forte

absorption des spectres obtenus.

1. Détermination de l'indice et de l'épaisseur :

Les extrema des franges d'interférences apparaissent à des longueurs d'onde telles

que :

imumunpourmn

imumunpourm

dn

d min4

)12(

max2

1

1

λ

λ

+=

= (III.6)

Où m représente l'ordre d'interférence.

48

Pour déterminer l'ordre du premier maximum, on repère les positions de deux

extrema successifs en supposant le produit n1d sensiblement constant (ce qui est vrai, la

dispersion de l'indice étant faible dans cette zone). La différence égale à :

)(2/3 mMM λλλ − avec )( mM λλ ⟩ nous permet de remonter à l'ordre m du maximum pris en

compte et de déterminer ainsi l'ordre de chacun des extrema du spectre. En reprenant

l'expression de la transmission établie pour la zone de transparence, on remarque que cette

transmission oscille entre deux enveloppes correspondant aux extrema des franges

d'interférences (obtenus lorsque cos x= ±1). En prenant une valeur sur chacune de ces

enveloppes pour une même longueur d'onde (notées TM et Tm) il vient :

0)4)11

(1()( 222

22

21

221 =+−++− nn

TTnnn

Mm

(III.7)

Il suffit de résoudre cette équation du second degré pour connaître l'indice de la couche.

On peut ainsi déterminer les valeurs de l'indice pour tous les extrema. En utilisant une

méthode des moindres carrés, on peut alors ajuster les résultats expérimentaux à l'aide de

la relation de dispersion (sans signification physique)

)²()()( 02010 EaEaan −+−+= ωωω hhh (III.8)

Où E0 est l'énergie correspondant à une longueur d'onde 0λ choisie arbitrairement dans la

région où la transmission moyenne est constante et que l’on la prend égale à 2µm. Le

premier ajustement nous donne alors l'indice a0 correspondant à 0λ ainsi que les

paramètres a1 et a2. Comme les indices des milieux entourant la couche sont connus, on

calcule la valeur de la transmission moyenne de l'ensemble film + substrat pour 0λ

(Transmission correspondant à des réflexions multiples incohérentes dans le film) [2] :

2

122 )])([( dddd

d

moy

DeCeBDeCeB

AeT

αααα

α

−−−

−

+++−

= (III.9)

49

Valeur qui sera ajustée sur celle déterminée expérimentalement en prenant la moyenne

géométrique des enveloppes inférieure et supérieure des extrema :

Mmmoy TTT = (III.10)

Cet ajustement donne une nouvelle valeur de a0 et on procède ainsi de suite par

itérations successives. Le produit n1d devant rester constant, on impose ainsi aux

paramètres a1 et a2 de varier dans le même sens que a0, et à l'épaisseur de varier dans le

sens inverse :

'0

2

'2

1

'1

0

'0

d

d

a

a

a

a

a

a=== (III.11)

De cette manière, l'indice de la couche et son épaisseur sont déterminés avec une

précision avoisinant le pour cent (Figure III-4).

Figure III-4 : Comparaison entre les valeurs expérimentales de la partie réelle de l'indice de

réfraction et celles déduites de l'ajustement théorique, pour une couche de silicium amorphe.

50

2. Détermination du coefficient d'absorption optique α :

Le coefficient d’absorption α(ħω) est déterminé dans la région de forte absorption, à

partir de l’expression de la transmission moyenne (incohérente) établie par Perrin [59,

60]:

( )[ ][ ]

d

s

smoy e

knknnn

knnT α−

++++++=

22222

22

)1(.))(1(

16 (III.12)

Dans ce domaine, le coefficient d’extinction k est encore négligeable devant

l’indice de réfraction, l’approximation k << n est donc clairement justifiée. L’expression

de la transmission moyenne devient donc [58] :

dmoy e

B

AT α−= (III.13)

On a alors : )1

.ln(1

moyTB

A

d−=α (III.14)

La détermination de α en fonction de l’énergie nécessite la connaissance de la

valeur de Tmoy, ainsi que de celle de l’indice n et l’épaisseur de la couche. La valeur de

Tmoy est déterminée à partir des enveloppes inférieures (Tm) et supérieures (TM)

( mMmoy TTT = ), alors que l’indice de réfraction et l’épaisseur de l’échantillon sont

déterminés précédemment, et à partir de l’équation III.14 et par calcul numérique on

pourra déterminer α (ħω).

La détermination du coefficient d’absorption optique nous permet de déduire le

gap optique E04 qui consiste à établir la valeur de l’énergie pour laquelle le coefficient

d’absorption optique vaut 104cm-1.

51

III.2) Ellipsometrie

L'ellipsométrie est une technique optique d'analyse de surface fondée sur la mesure

du changement de l'état de polarisation de la lumière après réflexion sur une surface

plane. Cette technique nous permet de connaître des propriétés optiques et structurales du

matériau considéré [61].

L'utilisation croissante des traitements de surface (optique, technologie des semi-

conducteurs, métallurgie) a contribué au développement des techniques optiques d'analyse

de surface : interférométrie, réflectométrie et ellipsométrie.

Les points forts de l'ellipsométrie sont : son caractère non destructif, sa large

gamme de mesure (mesure d'épaisseur depuis une fraction de couche monoatomique

jusqu'à quelques micromètres), sa possibilité de contrôle in situ permettant la mesure

d'épaisseur de couches pendant leur croissance en temps réel.

Il faut distinguer d’une part l'ellipsométrie à une seule longueur d'onde, qui est

l'outil le plus simple, mais qui ne permet l'identification que de deux paramètres. Et

d’autre part de l'ellipsométrie spectroscopique, qui effectue des mesures sur tout un

spectre et permet d'interpréter des structures complexes : multicouche, rugosité

d'interface, homogénéité, etc.

Dans ce qui suit, nous allons développer le modèle théorique de l'ellipsométrie.

III.2-1) Le modèle théorique de l'ellipsométrie :

Considérons une onde plane arrivant sur une surface plane. Une partie de l’onde

est transmise ou absorbée à travers la surface, une autre est réfléchie par cette surface

(Figure III-5).

Le champ électrique de l’onde incidente peut être décomposé suivant deux axes :

52

— l’un piEr

: parallèle au plan d’incidence ;

— l’autre siEr

: perpendiculaire au plan d’incidence ;

Avec la notation des indices : (p) pour parallèle, (s) pour perpendiculaire, (i) pour

incident.

La modification du champ électrique après réflexion sur l’échantillon peut être

représentée par deux coefficients agissant sur chacune des composantes du champ :

— le coefficient de réflexion de l’échantillon pour une polarisation parallèle au plan

d’incidence est :

)exp( pppi

prp jr

E

Er δ== (III.15)

— le coefficient de réflexion de l’échantillon pour une polarisation perpendiculaire au

plan d’incidence est :

)exp( sssi

srs jr

E

Er δ== (III.16)

Figure III-5 : Réflexion des axes de polarisation à la surface de l’échantillon

Les deux coefficients rp et rs sont complexes. Leur module |rp|, |rs| représentent la

modification apportée à l’amplitude de la composante du champ, et leur phase, pδ et sδ ,

le retard introduit par la réflexion.

Figure III-5 : Réflexion des axes de polarisation à la surface de l’échantillon

piEr

: Composante, dans le plan d’incidence, du

champ électrique incident.

siEr

: Composante, perpendiculaire au plan

d’incidence, du champ électrique incident.

prEr


champ électrique réfléchi.

srEr


champ électrique réfléchi.

0φ : Angle d’incidence

1φ : Angle de réfraction

53

En pratique, la quantité mesurée est le rapport de ces deux coefficients, qui s’exprime

sous la forme :

ρψ =∆= )exp(tan jr

r

s

p (III.17)

avec s

p

r

r=ψtan (rapport des modules), ∆ différence de phase introduite par la réflexion.

Pour un échantillon isotrope et massif, l’angle de réfraction 1φ est régi par la loi de

Descartes :

0sinsin 1100 =+ φφ NN (III.18)

Avec : N0 indice du milieu 0. N1 = n1+jk1 indice du substrat, avec n1 indice (réel) de réfraction et k1 coefficient du milieu 1.

Les coefficients de réflexion (rp , rs ) et de transmission (tp , ts ) peuvent être

déduits de la continuité des composantes tangentielles des champs électrique Er

et

magnétique Br

à l’interface :

1001

1001

coscos

coscos

φφφφ

NN

NNrp +

−= (III.19)

1101

1101

coscos

coscos

φφφφ

NN

NNrs +

−= (III.20)

1001

00

coscos

cos2

φφφ

NN

Nt p +

= (III.21)

1100

00

coscos

cos2

φφφ

NN

Nts +

= (III.22)

54

Ces coefficients ne dépendent que de l’angle d’incidence 0φ et des indices des milieux 0

et 1, lesquels varient avec la longueur d’onde.

Pratiquement, la mesure de ρ conduit à l’identification de deux quantités (ψ et∆ ,

ou tanψ et cos∆ ). Une mesure effectuée à un angle d’incidence et à une longueur d’onde

donnés permettra le calcul de deux paramètres de l’échantillon qui pourront être : les

indices n et k d’un substrat ou d’une couche d’épaisseur connue, ou l’indice n et

l’épaisseur d d’une couche connaissant son coefficient d’extinction k. C’est le type

d’exploitation d’un ellipsomètre à une seule longueur d’onde.

Pour l’analyse d’un échantillon composé d’une superposition de couches, le

nombre total d’inconnues sera à chaque fois les indices réels et imaginaires et l’épaisseur

de chaque couche, ainsi que les indices du substrat : ce qui conduit, pour N couches, à

3 N + 2 inconnues. Il n’est plus possible d’identifier toutes les inconnues, sachant que la

mesure ne porte que sur deux quantités. La solution consiste à supposer que l’indice des

couches est connu ou résulte d’un mélange de matériaux connus. Les inconnues à mesurer

se réduiront donc aux épaisseurs de chaque couche et, éventuellement, aux concentrations

des composants d’une couche. Ces grandeurs étant invariantes avec la longueur d’onde, il

suffira de faire des mesures pour un nombre suffisamment grand de longueurs d’onde

pour identifier toutes les inconnues.

Plusieurs méthodes de mesure de polarisation par réflexion existent ; elles utilisent

toutes le montage optique suivant : une source, un polariseur, un analyseur, un détecteur.

Ce sont les éléments de base auxquels peuvent être ajoutés différents éléments tels que

des modulateurs, un compensateur, etc. il y a la méthode de zéro, la méthode de

modulation par élément tournant et la méthode à modulation de phase.

55

III.2-2) L’éllipsomtrie à modulation de phase :

L’ellipsométrie qui est disponible dans le laboratoire et qui a été utilisée pour

étudier nos échantillons est un appareil Uvisel-Jobin Yvon (France) à modulation de

phase dont l’intervalle de mesure spectrale s’étend de 1.5 à 5 eV [62]. Son schéma

général est présenté sur la Figure III-6. Il se compose schématiquement de deux sous

ensembles :

� Un système optique qui génère le signal d’ellipsométrie.

� Un châssis électronique appelé « spectralink » permettant, via un ordinateur, le

contrôle et le pilotage du système optique ainsi que l’acquisition et le traitement du

signal.

Figure III-6 : Le schéma général d’ellipsomètre spectroscopique à modulation de

phase [63].

La source lumineuse utilisée est une lampe à arc Xénon (χe) de puissance 75W.

C’est une ampoule remplie de gaz neutre sous haute pression placée dans un coffret à

l’intérieur du spectralink. Elle émet un spectre continu de l’ultraviolet au proche

infrarouge. Un obturateur placé devant l’entrée d’une fibre optique, et actionné

56

automatiquement par un solénoïde pendant la mesure, permet au système de détection et

de traitement du signal de retrancher le flux parasite (obturateur fermé) du flux brut

mesuré (obturateur ouvert). La lumière polychromatique émise par la source est focalisée

par un miroir parabolique sur l’entrée d’une fibre optique qui amène le signal jusqu’au

diaphragme d’entrée de l’ellipsomètre, qui détermine la taille du spot. Le faisceau

lumineux passe à travers un bras d’entrée constitué d’un polariseur linéaire, de type Glan

à couche d’air, et un modulateur photo-élastique solidaire en rotation du polariseur. Le

modulateur est un barreau de silice biréfringent pris en sandwich entre deux transducteurs

piézo-électriques commandés par une tension sinusoïdal de fréquence ω (50KHz). A

cause de la biréfringence induite dans le matériau par l’onde contrainte, le barreau se

comporte, au premier ordre, comme un déphaseur linéaire dont le déphasage varie de

façon sinusoïdal au cours du temps :

tndk

tAt m ωπλ

ωδ sin)2(V

sin)( m ∆== (III.23)

Am est l’amplitude de modulation, elle est proportionnelle à l’amplitude de l’onde

contrainte (et donc aussi à la tension appliquée aux transducteurs Vm), à l’épaisseur du

barreau d, à l’inverse de la longueur d’onde λ, ainsi qu’à la différence d’indice ∆n due à

l’onde contrainte.

Après réflexion sur la surface de l’échantillon, le faisceau traverse un analyseur

identique au polariseur, monté sur le bras de sortie. Les deux bras (d’entrée et de sortie)

ainsi qu’une lunette d’autocollimation, utilisée pour le réglage du plan d’incidence, sont

montés sur un goniomètre de haute résolution à double couronne permettant le réglage

automatique de l’angle d’incidence. Le faisceau est ensuite focalisé par une lentille sur un

fibre optique qui amène le signal jusqu’au monochromateur ; un filtre passe haut dont la

fréquence de coupure est λc= 515 nm est actionné automatiquement au cours de la mesure

pour éliminer une rangée spécifique de longueur d’onde.

57

La lumière est détectée par un photomultiplicateur de type R928S, dont le gain

est ajusté automatiquement au cours de la mesure par une tension d’accélération de 0 à

1000 V.

III.3) Spectroscopie infrarouge

III.3-1) Introduction

La spectroscopie d'absorption Infrarouge (IR) est l'une des techniques

d'investigation structurale les plus utilisées. C’est la mesure de la longueur d’ondes et de

l’intensité de la lumière infrarouge moyenne pour un échantillon. L’infrarouge moyen

dispense suffisamment d’énergie pour stimuler les vibrations moléculaires à des niveaux

d’énergie supérieurs. La longueur d’onde des bandes d’absorption infrarouge est

caractéristique des types particuliers de liaisons chimiques, et la spectroscopie infrarouge

trouve sa plus grande utilité dans l’identification des échantillons. La haute sélectivité de

la méthode rend possible l’estimation de la substance à analyser dans une matrice

complexe. Cette méthode implique l’examen des mouvements de torsion, de courbure, de

rotation et de vibration des atomes dans une molécule.

Les bandes d’absorption IR sont décrites soit par la longueur d’onde λ de la

radiation absorbée en micromètres, soit par sa valeur inverse (nombre d’onde).

L’excitation vibrationnelle peut être envisagée simplement en considérant deux atomes A

et B unis par une liaison comme étant deux masses (mA, mB) reliées par un ressort qui se

tend et se détend à une certaine fréquence v . Dans cette représentation, la fréquence des

vibrations entre les deux atomes dépend à la fois de la force de la liaison entre eux et de

leurs masses atomiques. En fait, on peut démontrer qu’elle est régie par la loi de Hook qui

décrit le mouvement d’un ressort.

Loi de Hooke et excitation vibrationnelle

58

BA

BA

mm

mmfkv

)( += (III.24)

ν = fréquence vibrationnelle en nombre d’onde (cm-1). k = constante. f = constante de force, indiquant la raideur de la liaison.

Le rayonnement infrarouge n’est pas assez énergétique. L’absorption d’un

rayonnement infrarouge concerne essentiellement les espèces moléculaires pour

lesquelles les différences énergétiques entre les états de rotation et celles entre les états de

vibration sont relativement faibles, nous allons décrire dans ce qui suit les différents types

de vibrations.

III.3-2) Différents types de vibration moléculaire :

Les vibrations peuvent être classées en deux catégories : les vibrations

d’élongation et les vibrations de déformation angulaire. Une vibration d’élongation

correspond à une variation continue de la distance interatomique dans la direction de l’axe

de la liaison entre les atomes. Les vibrations de déformation angulaire sont caractérisées

par modification de l’angle entre deux liaisons. Les vibrations de la liaison Si-H

comprennent l’élongation Si-H (2200 cm-1) et la déformation angulaire Si-H (de 950 à

800 cm-1).

Dans le réseau a-Si:H, l’hydrogène peut être lié sous des formes différentes. Il peut

se trouver sous forme interstitielle, sous forme moléculaire ou même sous forme

d'agrégats (Figure III-7).

59

Figure III-7 : Configurations structurales possibles de l’hydrogène dans a-Si:H.

De nombreuses études théoriques et expérimentales ont été réalisées dans le but de

connaître l’environnement local du silicium dans des échantillons de silicium amorphe

hydrogène afin de pouvoir interpréter le spectre d’absorption infrarouge de ce matériau

[64]. Le tableau III-1 résume les différents modes de liaison recensés par spectroscopie

d’absorption infrarouge et la configuration associée [65, 66, 67, 68, 69] :

Nombre

d’onde (cm-1) Complexe Configuration Mode

640

Si-H, (Si-H)n SiH2, (Si-H2)n Si-H3 Waging

840-890

860-910

Si-H2, (Si-H2)n

Si-H3 Scissors

1900

1980-2010

2030

2080

2090

2110

2130

Si-H

Si-H

(Si-H)n

Si-H

(Si-H)n

Si-H2

Si-H3

Elongation

(stretching)

Tableau III-1 : Les différents modes de vibration des liaisons de H dans le silicium.

60

Chapitre IV

Résultats et discussions

61

IV.1) Introduction

Les conditions de dépôt des échantillons influent considérablement sur leur

structure et leur croissance, ainsi que sur leurs propriétés optiques et électroniques [70].

Dans ce chapitre nous nous proposons d’étudier l’effet de la température du substrat [71]

et le temps de dépôt sur les paramètres intrinsèques des échantillons préparés par

pulvérisation cathodique magnétron radiofréquence. Les échantillons ont été déposés à

une pression constante 3Pa [72] avec un mélange de 70% de H2 et 30% de Ar ( La

préparation du µc-Si :H par la pulvérisation cathodique d’une cible en silicium cristallin

de grande pureté avec des ions(Ar et H2) est assez abondante par la [73, 74,75, 76, 77, 78,

79, 80, 81] ), une puissance radiofréquence de 300W pour deux températures du substrat

différentes (ambiante et 100°C) et pour des temps de dépôt qui varient entre 3 et 60

minutes. Le tableau ci-dessous résume l’ensemble des paramètres de dépôt.

Réf

Echantill

on

Temps de

dépôt

(t=min)

Températur

e de dépôt

(T=°C)

Press

ion

(P=P

a)

PRF

(W)

H2%+Ar

%

3mAmb 3 Ambiante 3 200 70+30





3m100 3 100 3 200 70+30

7m100 7 100 3 200 70+30

15m100 15 100 3 200 70+30

30m100 30 100 3 200 70+30

60m100 60 100 3 200 70+30

Tableau IV-1 : Paramètres de dépôt des échantillons.

62

Plusieurs techniques de caractérisation ont été utilisées pour étudier ces

échantillons, tels que la spectrophotométrie, ellipsométrie, spectroscopie infrarouge et

Raman.

IV.2) Propriétés Optiques

Dans ce qui suit on va étudier l’effet de la température du substrat et du temps de

dépôt sur l’indice de réfraction et le coefficient d’absorption obtenus par

spectrophotométrie. Pour les échantillons déposés à un temps de dépôt égal ou inférieur à

15 minutes, l’étude par spectrophotométrie s’avère difficile et non exploitable, car ces

échantillons sont très minces (≤ 0.35µm), ce qui a nécessité une étude complémentaire

par ellipsométrie indispensable dans ce cas.

Cependant les échantillons déposés à des temps de dépôt supérieurs à 15 minutes,

leurs épaisseurs est convenables, les mesures de transmission optique dans la région de

transparence où les franges d'interférences (les extrema) gardent des valeurs sensiblement

constantes, nous permet la détermination de l’épaisseur et l’indice de réfraction

Dans la région à fortes absorptions où on a une forte décroissance de la

transmittance et les franges d'interférences s’amortissent progressivement, on détermine

le coefficient d’absorption. La Figure IV-1 montre les deux régions du spectre de

transmission pour un échantillon déposé à la température ambiante et pendant 60

minutes.

63

0 500 1000 1500 2000 25000

20

40

60

80

100

Tm

TM

Région a fortes absorptions

Région de transparence

T%

λλλλ (nm)

60m Amb

Figure IV-1 : Spectre de transmission d'un échantillon déposé à Ts= ambiante et

pendant t=60 mn.

Dans la région de transparence, les extrema des franges d'interférences sont

situés à des longueurs d’onde tel que :

4/1.4

cos mmndnd λ

λπ =⇒±=

(m représente l'ordre d'interférence, il est pair pour un

maximum et impair pour un minimum).

Dans cette zone, le produit nd est sensiblement constant, l’ordre m est obtenu

en repérant les positions de deux extrema successifs. Le coefficient de transmission dans

la zone de transparence oscille entre deux enveloppes passant par les extrema des franges

d’interférences.

dd

d

film DexeCB

AeT αα

α

2cos −−

−

+−= (IV.1)

64

Pour de α− =1, on obtient alors : DCB

ATfilm +−

=

Où 22116 nnA = , )()1( 2

213

1 nnnB ++= , ))(1(2 21

22

21 nnnC −−= , )()1( 2

213

1 nnnD −−= .

Le coefficient de transmission géométrique moyen est déduit des courbes

représentant les enveloppes supérieures et inferieures du spectre (TM, Tm)

(Figure IV-1) par la formule mMmoy TTT = , en injectant une valeur proche de l’épaisseur,

on obtient le spectre de dispersion n(λ) qu’on ajuste par la formule suivante :

)²()()( 02010 EnEnnn −+−+= ωωω hhh (IV.2)

(E0 est l’énergie pour la longueur d’onde λ0 = 2µm).

On calcule le paramètre '0a , par itérations successives de tel sorte que T0(calculé)=

T0(expérimental). Comme le produit nd doit rester constant pour toutes les longueurs

d’onde de cette gamme, on impose aux paramètres n1, n2 de varier dans le même sens que

n0 et à l’épaisseur de varier en sens inverse tel que : d

d~n

ñ

n

ñ

n

ñ 0

2

2

1

1

0

0 === . Ainsi l'indice et

l’épaisseur de la couche sont déterminés.

Avec la loi de dispersion de l’indice de réfraction n(λ) et l’épaisseur de

l’échantillon, on déduit le coefficient d’absorption par l’expression suivante:

)1

.(ln1

moyTB

A

d−=α (IV.3)

Nous présentons dans le Tableau IV-2 les épaisseurs et les indices statiques n0 des

échantillons déposés à des temps supérieurs, pour voir l’effet de la température et du

temps de dépôt sur leurs propriétés optiques.

65

Réf Echantillons

t (min) T (°C) L’épaisseur d (µµµµm)

indice statique N0

30mAmb 30 Ambiante 0. 560 3.157

30m100 30 100 0.412 3.225 60mAmb 60 Ambiante 0.679 3.368 60m100 60 100 0.682 3.296

Tableau IV-2 : Tableau de l’indice statique des échantillons déposés à la température (ambiante

et 100°C) pour un temps de dépôt (60 et 30 mn).

L’indice de réfraction n0, nous renseigne sur la densité du matériau [n(λ0 = 2µm)],

varie entre les valeurs 3.368 et 3.157. Ces valeurs sont légèrement inférieures aux indices

rapportées par la littérature pour silicium amorphe hydrogéné standard (a-Si : H)

(n0=3.55) [82, 83, 84, 85]. Ceci confirme que ces échantillons sont moins denses que le a-

Si : H. Cette caractéristique peut être attribuée à l’existence du vide ou à des cristallites

dans la matrice amorphe. Pour confirmer cette hypothèse, on a effectué une étude par

spectroscopie Raman. Les résultats de cette étude seront discutés à la fin de ce chapitre.

On remarque que pour les échantillons déposés à 30 minutes, l’indice statique

augmente avec l’accroissement de la température du substrat, par contre pour ceux

déposés à 60 minutes, l’indice statique diminue avec la température, mais il reste

supérieur à ceux des échantillons déposés à 30 mn. Ces résultats montrent une grande

compacité des échantillons déposés pendant 60 minutes et à la température ambiante.

Pour les échantillons déposés à 60 minutes, l’épaisseur est indépendante de la

température du substrat, cependant pour les échantillons déposés pendant 30mn, elle

décroît avec la température. Nous pouvons donc conclure que la température ambiante est

plus favorable à la cinétique de croissance des échantillons préparés par pulvérisation

cathodique que la température de 100°C.

66

Passons maintenant aux coefficients d’absorption optique représentés sur la Figure

IV-2.

1,00 1,25 1,50 1,75 2,00 2,25 2,50102

103

104

105

Log

αα αα (c

m-1)

Energie (ev)

60mAmb 60m100 30mAmb 30m100 c-Si a-Si

Figure IV-2 : spectres de coefficient d’absorption en fonction de temps et la température de dépôt obtenue par spectrophotomètre.

Pour les énergies supérieures à 1.75 eV, l’absorption des films microcristallines est

plus élevée à celle du silicium cristallin et plus petite à celle de a-Si :H.

En dessous de 1.75 eV, les valeurs de α mesurées sont situées entre les valeurs du

silicium amorphe et cristallin (Figure IV-2). Ces allures peuvent être interprétées par une

probable existence de cristallite dans les films. Pour consolider cette hypothèse, nous

avons tracé (α*hν)1/2 en fonction de hν (Figure IV-3 ) pour déduire le gap de Tauc. Ce

gap est obtenu par l’extrapolation de la partie linéaire de la variation (α*hν)1/2 en fonction

de (hν) jusqu'à son intersection avec l’axe des énergies. L’absorption optique dans la zone

à forte absorption est due à des transitions entre les états étendus de la bande de valence et

la bande de conduction.

2/1)'()( EvEENv −≈ (IV.4)

67

2/1)'()( cEEENc −≈ (IV.5)

Nv, Nc les densités d’états aux bords de la bande de valence et de conduction

respectivement.

''cv EetE représentent les extrema de ces bandes si elles n’étaient pas perturbées par le

désordre. Si en considérant que les éléments de matrice du moment ne varient pas

beaucoup avec l’énergie [86], on obtient :

)²()(. TEcste −= ωωαω hhh (IV.6)

Où ET est le gap optique de ''vcTauc EEE −= [87].

Les gaps obtenus à partir des courbes sont de l’ordre de 1.44 eV (Tableau IV-3),

valeurs situées entre celui de l’amorphe et du cristallin. Si on se réfère aux courbes

d’absorption optique et aux valeurs des gaps, on peut conclure que les couches déposées

pendant 60 mn sont plus cristallisés que celle déposées pendant 30 mn.

1,2 1,3 1,4 1,5 1,6 1,7 1,8 1,9 2,00

50

100

150

(a)

(hωω ωω

. αα αα(h

ωω ωω))

1/2

Energie (eV)

60mAmb60m100

68

1,2 1,3 1,4 1,5 1,6 1,7 1,8 1,9 2,00

50

100

150

(b)

30mAmb

1.7

(hωω ωω

. αα αα(h

ωω ωω))1/

2

Energie (eV)

1,4 1,5 1,6 1,7 1,8 1,9 2,00

50

100

150

(c)

1.46

(hωω ωω

. αα αα(h

ωω ωω))1/

2

Energie (eV)

30m100

Figure IV-3 : spectre de gap de Tauc obtenue du spectre d’absorption pour les

échantillons déposés à 60 mn (a) et 30 mn (b, c).

69

On peut estimer aussi les valeurs du gap optique E04 des échantillons à partir des

spectres d’absorption optique (Tableau IV-3), (E04 est l’énergie qui correspond à une

absorption optique de 104 cm-1). Ces valeurs sont plus élevées que celle du cristallin (E04

= 1.9 eV). La couche déposée pendant 30mn et à l’ambiante (Ref : 30mAmb) présente un

léger décalage pour E04 et ET dont on n’arrive pas à expliquer l’origine.

Réf

Echantillons

t (min)

T (°C) E04

eV

ET

eV

30mAmb 30 Ambiante 2.1325 1.39

30m100 30 100 2.0768 1.46

60mAmb 60 Ambiante 2.0643 1.45

60m100 60 100 2.0431 1.44

Tableau IV-3 : gap optique et de Tauc déduits des spectres d’absorption optique

Les échantillons déposés à des temps inférieurs à 15 minutes, sont très minces (<

0.35 µm), et par conséquent on observe plus les franges d’interférences dans la zone de

transparence du spectre de transmission. La Figure IV-4 montre le spectre transmission

optique de l’échantillon déposé à 100°C et pendant 15 minutes.

70

0 500 1000 1500 2000 25000

20

40

60

80

100

T%

λλλλ (nm)

7mAmb

Figure IV-4 : Spectre de transmission d'un échantillon déposé à t=7 mn et Ts= Ambiante.

La méthode de transmission optique décrite au chapitre III est basée

essentiellement sur la présence de ces franges, alors on fait appel à l’ellipsométrie pour

pouvoir exploiter les mesures obtenues par le spectrophotomètre et déterminer les

paramètres caractéristiques de ces échantillons.

Nous rappelons, pour déduire les coefficients d’absorption optique à partir des

mesures de transmission. Nous calculons tout d’abord l’épaisseur et le spectre de

dispersion n(λ) dans la zone de transparence du spectre de transmission. Ces derniers sont

déduits maintenant à partir des mesures d’ellipsométrie et qui seront ensuite injectés dans

l’équation (Equation III.14 : Chapitre III) caractérisant la zone d’absorption du spectre de

transmission.

Avant d’exploiter les résultats de transmission par cette nouvelle méthode, nous

l’avons tout d’abord testée pour un échantillon épais et on a comparé les spectres

71

d’absorption déduits de la méthode directe avec ceux déduits à partir de cette nouvelle

méthode. La Figure VI-5 montre un spectre de dispersion n (hν ) obtenu par

l’ellipsométrie pour l’échantillon 60mAmb. Sur ce spectre on a la zone des franges

d’interférences permettant de déduire l’épaisseur de la couche et une zone où le spectre

est continu. Cette zone peut être interpolée par une courbe n (hν ) obéissant à la loi

suivante :

)²()()( 02010 EEnEEnnEn −+−+= (IV.7)

Où (E0 est l’énergie du photon dont la longueur d’onde est égale à 2 µm E0= 0.62 eV)

1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 4,0 4,5 5,0 5,5

1,5

2,0

2,5

3,0

3,5

4,0

4,5

5,060mAmb

n

Energie eV

Figure IV-5 : Spectre de l’indice de réfraction en fonction de l’énergie obtenu par

ellipsométre.

Une fois l’équation de dispersion n (λ) et l’épaisseur d de l’échantillon sont

déterminés par l’ellipsométrie, nous pouvons calculer les paramètres A et B de l’équation

[(II.8), du chapitre II], qu’on injecte dans l’équation suivante pour déterminer le

coefficient d’absorption:

)1

.ln(1

moyTB

A

d−=α (IV.8)

72

Où les valeurs de Tmoy sont déduites directement du spectre de transmission.

La Figure IV-6 montre les spectres d’absorption obtenus directement par la

spectrophotométrie et indirectement par la nouvelle méthode. Ces derniers se superposent

parfaitement.

1,2 1,4 1,6 1,8 2,0 2,2 2,4 2,6 2,8 3,0102

103

104

105

106

Log

αα αα (c

m-1)

Energie (eV)

60mAmb Spectrophotométrie Ellipsométrie

Figure IV-6 : spectres de coefficient d’absorption obtenus par la spectrophotométrie et ellipsométrie pour un échantillon déposé à température ambiante pendant 60mn.

Le Tableau IV-4 si dessous regroupe les résultats obtenus par les deux techniques, sur

les échantillons épais.

73

Spectrophotomètre Combinaison de

l’éllipsomètre et le

spectrophotomètre

Réf

Echantillons

t

(min)

Ts

(°C)

D (µµµµm) N0 E04 D (µµµµm) N0 E04

60mAmb 60 Amb 0.679 3.368 2.0643 0.642 3.320 2.0512

60m100 60 100 0.682 3.296 2.0431 0. 791 3.260 2.0368

30mAmb 30 Amb 0. 560 3.157 2.1325 0.328 3.112 2.1256

30m100 30 100 0.412 3.225 2.0768 0.377 3.250 2.0619

Tableau IV-4 : Tableau qui regroupe les différents paramètres déduits des mesures

spectrophotométrie et ellipsométrie.

On a donc, une bonne concordance entre les différents paramètres obtenus par les

deux techniques pour tous les échantillons déposés à un temps de dépôt supérieur ou

égale à 30 minutes, avec une erreur inferieure à 0.04 sur l’indice statique n0 et sur le gap

optique E04.

En conclusion, on peut utiliser cette méthode pour le reste des échantillons.

Les Figures IV-7 (a) et (b) montrent le coefficient d’absorption et le gap de Tauc

obtenue par la nouvelle méthode pour les échantillons déposés pendant 15 minutes à deux

températures différentes (ambiante et 100°C). Pour les échantillons déposés pendant 7 et

3 minutes la méthode n’est plus fiable, car ces échantillons son trop minces et donc la

quantité d’énergie lumineuse absorbée est très faible difficilement détectable par le

spectrophotomètre. Les coefficients d’absorption des deux échantillons (15mAmb et

15m100) sont identiques et se situent entre le spectre de l’amorphe et du cristallin, ce qui

laisse penser qu’ils contiennent déjà une certaine fraction cristalline. Les gaps de Tauc

obtenus sont aussi identiques (ET= 1.56eV) pour les deux échantillons. Cette valeur est

74

plus élevée que celles obtenues pour les échantillons plus épais, elle s’approche plus de la

valeur de l’amorphe. Donc les échantillons très minces sont moins cristallisés que ceux

déposés à des temps supérieurs à 30mn.

En conclusion, les premières monocouches déposées par pulvérisation cathodique

magnétron radiofréquence sont moins cristallisés. Pour confirmer cette hypothèse, des

études complémentaires par la spectroscopie infrarouge, éllipsomètrie, et spectroscopie

Raman ont été menées. Dans ce qui suit, nous allons présenter l’étude faite par

spectroscopie infrarouge. Nous terminons ce chapitre par une comparaison globale des

résultats obtenus par les différentes techniques de caractérisation

1,00 1,25 1,50 1,75 2,00 2,25 2,50102

103

104

105

(a)

Log

αα αα (c

m-1)

Energie (ev)

15mAmb 15m100 c-Si a-Si

75

Figure IV-7 : spectres de coefficient d’absorption (a) et le gap de Tauc (b) obtenu par la

nouvelle méthode.

IV.3) Spectroscopie infrarouge

La spectroscopie infrarouge permet d’analyser les liaisons Si-H, Si-Hn, et de

mesurer la concentration de l’hydrogène lié. Il est admis que l’hydrogène est très

important pour former le µc-Si:H [88, 89]. Bien que le rôle précis de l’hydrogène soit

toujours sujet à débat, il est établi que l’hydrogène peut diffuser dans le volume de la

couche où il cristallise la phase amorphe [90] et où il peut se recombiner pour former du

H2. L’hydrogène peut aussi passiver la surface et donc permettre aux radicaux de diffuser

vers un site plus favorable [91, 92].

76

Sur les Figure IV-7 (a) et (b), nous avons représenté les spectres d’absorption

obtenus pour les échantillons déposés à différents temps, et pour des températures du

substrat Ts= Ambiante et Ts= 100°C.

500 600 700 800 900 2000 22000

500

1000

1500

2000

2500

3000

3500

4000

4500

5000

5500

(a)

Coe

ffici

ent d

'abs

orpt

ion

(cm

-1)

Nombre d'onde (cm -1)

3mAmb 7mAmb 15mAmb 30mAmb 60mAmb

500 600 700 800 900 2000 22000

500

1000

1500

2000

2500

3000

3500

(b)

Coe

ffici

ent d

'abs

orpt

ion

(cm

-1)


3m100 7m100 15m100 30m100 60m100

Figure IV-7 : Spectres d’absorption infrarouge obtenue pour les échantillons déposées à Ts =Ambiante (a), 100°C(b). Les différents temps de dépôts sont indiqués sur la figure.

77

La bande qui caractérise le mode wagging s’étale de 500 à 700 cm-1, c’est la

signature des modes de vibration des différentes liaisons monohydrique (Si-H) et

polyhydrique (Si-Hn avec n=2.3…), ce qui permet de calculer la concentration totale de

l’hydrogène lié CH. Pour les échantillons déposés à 7, 15, 30 et 60 la bande d’absorption

est asymétrique qu’on décomposera en plusieurs. Par contre les couches déposées à 3

minutes on une bande bien symétrique centrée autour de 640 cm-1. Caractéristique des

modes de liaisons de l’hydrogène dans le silicium amorphe hydrogéné (a-Si: H). Le pic

des bandes asymétriques sont décalées vers les basses fréquences par rapport à celle de

640 cm-1, ceci pourrait être dû à un environnement différent de liaison Si-H. Les mêmes

résultats similaires ont été rapportés par d’autres auteurs pour le silicium microcristallin

déposé dans différentes conditions [93, 83, 94, 95].

Les bandes asymétriques sont décuvelées par autour de 630 et 660 cm-1. Un

exemple de décomposition est représenté sur la Figure IV-8. La bande située autour de

630 cm-1 est attribuée aux liaisons Si-H, tandis que la bande centrée autour de 660cm-1 est

liée aux liaisons Si-H2 et Si-H1.

550 600 650 700 7500

300

600

900

1200

1500

1800

2100

Coe

ffici

ent d

'abs

orpt

ion

(cm

-1)


60mAmb Courbe expérimentale Courbe calculée

Figure IV-8 : Décomposition des modes wargging pour les échantillons déposés à

Ts =Ambiante pendant 60 et 3 minutes.

78

Le calcul de l’hydrogène lié est obtenu en utilisant la relation suivante [96]:

%100. atw

dw

N

AC

Si

wH ∫

= α

(IV.9)

Ou Aw : la force d’oscillateur du mode wagging =1.6x1019cm-2,

Nsi : la densité atomique volumique du siliciulm cristallin = 5x1022 cm-3.

La variation de la concentration d’hydrogène lié en fonction du temps de dépôt est

représentée sur la Figure IV-9. Cette variation influe directement sur la structure des

échantillons. La concentration de l’hydrogène lié augmente dans les premières minutes de

dépôt, ensuit décroit. On conclut donc que l’échantillon se cristallise. On remarque que

les échantillons déposés à la température ambiante contiennent plus de l’hydrogène que

ceux déposés à 100°C, car une augmentation de la température modifie la longueur de

diffusion de l’hydrogène [83, 38], le coefficient de diffusion des radicaux en surface et

donc le réarrangement local du matériau déposé.

3m 7m 15m 30m 60m

10

12

14

16

18

20

22

24

26

28

CH %

Temps de dépot

P = 3 Pa amb 100

Figure IV-9: Variation de la concentration d’hydrogène lié en fonction de temps et la température de dépôt.

79

La bande qui caractérise le mode stretching s’étale de 1850 à 2200 cm-1 asymétrie

par rapport à la valeur 2090 cm-1. Nous avons décomposé la bande d’étirement en deux

gaussiennes mais nous avons trouvé les deux bandes décalées aux modes de vibration

conventionnels. Il est admis que la présence de contraintes, ou d'impuretés, etc., peut

affecter la position de liaisons Si-H et décale les bandes correspondant à ce mode. Afin de

tenir compte de ce décalage pour tous les échantillons, nous avons décomposé les modes

d’étirement en trois gaussiennes centrées à 2010, 2090 et 2140 cm-1 comme le montre la

Figure IV-10. La première bande est attribuée aux liaisons simples Si-H isolées dans la

matrice amorphe, c’est un signal de présence de l’amorphe dans les échantillons. Par

contre la deuxième bande à 2090 cm-1 et celle a 2140 cm-1, donnent l’information sur la

présence de liaisons Si-H2 ou (Si-H)n localisées sur la surface (111) et (100) des

cristallites de silicium qui se trouvent dans les échantillons [97]. Ces bandes peuvent aussi

indiqués la présence de liaison Si-H3 [98, 99].

1800 1900 2000 2100 2200 23000

100

200

300

400

500

Coe

ffici

ent d

'abs

orpt

ion

(cm

-1)


60mAmb Courbe expérimentale Courbe calculée

80

1900 2000 2100 2200 2300

0

200

400

600

800

1000

1200

Coe

ffici

ent d

'abs

orpt

ion

(cm

-1)


3m100 Courbe expérimentale Courbe calculée

Figure IV-10 : Décomposition des modes stretching pour les échantillons déposés à

Ts =Ambiante pendant 60 minutes.

Pour l’ensemble des échantillons, on observe que les modes 2090 et 2140 cm-1

évoluent avec le temps de dépôt. Ce qui signifie qu’il y a plus de cristallites pour les

couches épaisses, et que les premières monocouches sont amorphes et que la

cristallisation se fait en volume.

L’allure du spectre s’absorption dans un matériau microcristallin dépend

essentiellement de la fraction cristalline dans le volume de la couche [100]. Pour cela, on

va compléter notre travail avec une comparaissant avec des résultats obtenus par la

spectroscopie Raman pour les mêmes échantillons. Le Tableau IV-5 qui montre les

résultats obtenus par la spectroscopie Raman. Cette dernière montre bien que le taux des

cristallites croit en augmentant le temps de dépôt des échantillons et que la température

influe juste sur les premières minutes de dépôt où elle aide l’échantillon à se cristallisé

rapidement car une augmentation de la température modifie la longueur de diffusion de

81

l’hydrogène [101, 102, 103], le coefficient de diffusion des radicaux en surface et donc le

réarrangement local du matériau déposé.

Pour l’échantillon déposé pendant 3 minutes pour les deux températures du

substrat on remarque que les échantillons sont amorphes.

Fc (%) Temps de dépôt

Ts= ambiante Ts = 100

3m / /

7m 33 42

15m 60 64

30m 74 71

60m 84 84.4

Tableau IV-5 : Tableau qui regroupe les différents paramètres déduits par la

spectroscopie Raman.

82

Conclusion

83

Conclusion générale

Les études par ellipsométrie in situ ont montré que la croissance des films

microcristallins présente quatre phases : une phase complètement amorphe dans la région

initiale de croissance (incubation), une phase microcristalline qui est par les ions

nucléation et la croissance, et une phase finale stationnaire.

L’étude que nous avons menée sur le µc-Si: H avait pour objectif de confirmer ce

modèle de croissance. Pour cela nous avons étudié deux séries d’échantillons déposés par

la pulvérisation cathodique magnétron radiofréquence sous atmosphères (Argon +

Hydrogène) à une pression constante de 3 Pascal, à deux températures différentes

(ambiante et 100°C) et pour des déférents temps de dépôt.

On a utilisé le spectrophotomètre Jasco-570 pour obtenir le coefficient

d’absorption pour les fortes énergies, les indices de réfraction et les épaisseurs. Pour les

films très minces (épaisseur ≤ 0,3 µm) on a due faire appel à l’ellipsométrie pour

compléter les caractérisations. Des mesures de spectroscopie Infrarouge ont renforcé les

résultats obtenus et elles nous ont permis de déterminer le pourcentage de l’hydrogène lié

dans le µc-Si : H, l’ensemble des résultats obtenus sont comparés aux résultats de

spectroscopie Raman, faite par d’autre chercheurs de notre laboratoire.

L’allure des courbes d’absorption optique des échantillons déposés pendant 60, 30 et 15

minutes ressemblent à celles d’un échantillon monocristallin. Ce qui permet de conclure

la présence de cristallites dans les couches étudies. Les valeurs du gap de Tauc déduites

des spectres d’absorption décroît avec le temps de dépôt, ceci nous indique que les

échantillons déposés pendant plus de 15 minutes contiennent un taux de cristallite plus

élevé.

84

Ces résultats sont en bon accord avec celui obtenu par les mesures de spectroscopie

infrarouge. L’étude par la spectroscopie infrarouge a montré que le pourcentage de

l’hydrogène lié dans les échantillons déposés à 3 et 7 minutes est plus grand que dans les

autres échantillons. Ceci est dù essentiellement à la phase cristalline qui fait diminuer le

pourcentage de l’hydrogène. Pour l’échantillon déposé à 3 minutes la bande qui

caractérise le mode wagging et bien symétrique centrée autour de 640 cm-1 ce qui

caractéristique les modes de liaisons de l’hydrogène dans le silicium amorphe hydrogéné

(a-Si: H), d’où on peut conclure que les échantillons déposés pendant 3 minutes sont

encore amorphe. Ces résultats sont les même pour les deux série d’échantillon quelque

soit la température de dépôt.

85

Référence

bibliographique

Référence bibliographique

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Mémoire de magister Benourdja Saadia

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