Chapitre II : Techniques de caractérisationcsidoc.insa-lyon.fr/these/2004/el_harrouni/08_chapitre2.pdf · 2005. 3. 30. · CHAPITRE II : Techniques de caractérisation 44 Pour le

CHAPITRE II : Techniques de caractérisation

40

Chapitre II :

Techniques de caractérisation


41


42

I. INTRODUCTION

Ce chapitre présente les deux techniques de caractérisation utilisées dans ce travail de

thèse : la photoluminescence et la spectroscopie Raman. Ces deux techniques se sont révélées

majeures dans l’étude des épitaxies SiC. Nous allons, dans une première partie, décrire leurs

principes théoriques et mettre en évidence leurs potentialités et leurs limites.

Le terme de photoluminescence désigne l’effet de l’émission de photons par un corps après

une excitation initiale sous la forme d’un faisceau de photons. L’intensité du signal de

photoluminescence (PL) dépend directement des propriétés électriques (durée de vie des

porteurs, dopage,…) et de la présence des défauts dans le matériau. Grâce à l’imagerie de

l’intensité de PL, on peut donc détecter les non uniformités spatiales de ces propriétés.

Dans la deuxième partie de ce chapitre, nous présenterons le système d’imagerie de PL

intégrée et résolue en longueur d’onde. Dans le but de préciser les conditions expérimentales

dans lesquelles nos mesures ont été effectuées, nous décrirons rapidement le principe de

fonctionnement, les différents composants et les performances du système de mesure.

II. SPECTROSCOPIE RAMAN

La spectroscopie Raman est un outil de caractérisation utile pour analyser les systèmes

cristallins. C’est une technique très puissante pour caractériser le SiC car elle est non

destructive et ne nécessite aucune préparation des échantillons.

Le principe de la spectroscopie Raman consiste à soumettre un échantillon à une excitation,

en pratique grâce à un laser Argon émettant à 514.5 nm. Une analyse du signal rétrodiffusé

permet de remonter aux propriétés structurales du matériau.

La spectroscopie Raman s’avère utile pour différents usages:

- identification des polytypes ;

- détermination de la concentration de porteurs et leur mobilité ;

- présence de contraintes ;

- étude de défauts structuraux.


43

II.1. Courbes de dispersion des phonons

Pour un polytype nH, où n est le nombre de bicouches dans la cellule unitaire, le fait

d’augmenter le nombre de bicouches de 1 à n suivant l’axe de l’empilement hexagonal

compact aura pour effet de diviser la largeur de la zone de Brillouin par n, dans la direction

correspondante du réseau réciproque. On aura donc un repliement des courbes de dispersion

des phonons le long de cette direction du réseau réciproque.

Considérons le polytype 3C qui contient 2 atomes par cellule unitaire. Pour passer à la

structure du 2H, par exemple, qui contient 4 atomes par cellule unitaire, on double le nombre

de bicouches suivant la direction [111] du réseau réel cubique correspondant à la direction

[0001] du réseau réel hexagonal. La période du réseau cristallin du 3C est doublée pour

passer au 2H et par conséquent, sa zone de Brillouin est divisée par deux.

De façon générale, pour passer des courbes de dispersion du polytype 3C à celles pour

les autres polytypes nH ou 3nR il suffit de diviser la zone de Brillouin du polytype 3C par n

[1]. Il en résulte des repliements de la zone de Brillouin, du polytype 3C, dans la direction du

réseau réciproque correspondant à la direction c du cristal, et donc l’apparition des nouveaux

modes au point Γ (q = 0) correspondant aux modes qui se trouvaient en bord de la zone de

Brillouin avant repliement.

Pour le polytype 2H, par exemple, la longueur de la cellule unité (C2H) est deux fois plus

grande que celle du 3C (C3C) dans la direction (111). On a alors H2C3 C

2C

π=

π , ce qui revient à

dire que la première zone de Brillouin du 3C est deux fois plus étendue que celle du 2H. Les

modes en bord de la zone de Brillouin pour le 3C sont donc des modes équivalents à des

modes en q = 0 pour le polytype 2H, qui pourront alors, selon leur symétrie, être actifs en

Raman.

Les axes de repliement de la zone de Brillouin étendue (celle du 3C) est communément

repérés par le vecteur d’onde réduit noté x et définit par C3q

qx = avec C3

C3 Cq π

= .


44

Pour le polytype 2H par exemple, pour H2C

q π= on a

21

CC

C

CxH2

C3

C3

H2 ==π

π

= . La première zone

de Brillouin du 2H sera donc repliée autour de l’axe 21x = .

La figure II-1 illustre les repliements des modes (transverses et longitudinaux,

acoustiques et optiques) de la zone de Brillouin étendue (celle du 3C) à la zone de Brillouin

réelle, pour le 2H et le 6H.

Figure II. 1: Courbes de dispersion des phonons des polytypes 3C, 2H et 6H. Les courbes de

dispersions sont représentées dans la première zone de Brillouin (traits pleines) et dans la

première zone de Brillouin étendue (traits pointillés). D’après Nakashima [1].

II.2. Identification de polytypes

La signature Raman de chaque polytype est très claire et peut être obtenue très

rapidement et de façon non destructive. En effet, selon le nombre d’axes de repliement de la

zone de Brillouin, le nombre de pics et leurs positions sont différents d’un polytype à l’autre.

Les spectres Raman pour les polytypes 3C et 4H sont donnés sur la figure II-2.


45

200 400 600 800 1000

Spectre du 3C

Inte

nsité

(u.a

.)

Décalage Raman (cm-1)200 400 600 800 1000

Spectre du 4H

Inte

nsité

(u.a

.)

Décalage Raman (cm -1 ) 200 400 600 800 1000

Spectre du 3C

Inte

nsité

(u.a

.)

Décalage Raman (cm-1)200 400 600 800 1000

Spectre du 4H

Inte

nsité

(u.a

.)

Décalage Raman (cm -1 )

Figure II. 2: Spectres Raman pour les polytypes 3C et 4H

Les fréquences Raman au point Γ (q = 0) ont été déterminées par spectroscopie Raman

et par absorption infrarouge. Sur le tableau II-1 sont répertoriées les fréquences Raman,

obtenues en retrodiffusion parallèlement à l’axe c, pour les principaux polytypes.

Fréquence (cm-1)

Polytype

x

TA

(Transverse

Acoustique)

TO

(Transverse

Optique)

LA

(Longitudinale

Acoustique)

LO

(Longitudinale

Optique)

3C 0 - 796 - 972

4H

0

2/4

4/4

-

196, 204

266

796

776

-

-

610

964

-

838

6H

0

2/6

4/6

6/6

-

145, 150

236, 241

266

797

789

767

-

-

504, 514

-

965

-

889

-

Tableau II. 1: Fréquences Raman pour les principaux polytypes [1].


46

II.3. Evaluation du dopage

Dans un semiconducteur polaire, l’excitation de porteurs libres interagit avec le mode

phonon longitudinal optique (LO), ce qui conduit à la formation du mode phonon LO couplé

au plasmon (LOPC). Le pic Raman de ce mode est sensible à la densité des porteurs libres

(n) : l’augmentation de n conduit à un élargissement du pic LOPC et à son déplacement vers

les hautes fréquences [1, 2, 3]. Cependant, cet effet n’est observable que pour des

concentrations en porteurs excédant 1017cm-3.

En exploitant la déformation du mode LOPC et en utilisant le modèle théorique décrit par

Nakashima [1] et Chafai [3], on peut donc remonter à la concentration de porteurs libres et à

leur mobilité. En effet l’allure du mode LOPC est décrite par l’expression suivante:

))(/1Im()()( ωεωω −= ASI (II.1)

où S est une constante, A(ω) est une fonction complexe dont l’expression est donnée dans les

références citées ci-dessus et ε(ω) est la fonction diélectrique qui contient les contributions

des phonons et des plasmons :

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛+

−Γ−−

−+= ∞ )(

1)(2

22

22

γωωω

ωωωωω

εωεii

P

T

TL (II.2)

où ωT et ωL sont les fréquences des modes TO et LO respectivement, Γ(γ) est l’amortissement

du phonon (plasmon), ωp est la fréquence de plasma et ε∞ est la constante diélectrique.

La fréquence de plasma ωp et l’amortissement du plasmon γ sont reliés à la densité des

porteurs libres n et à leur mobilité µ par les expressions suivantes :

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=

∞*

22 4

men

P επω (II.3)

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛=

µγ *m

e (II.4)

où m* est la masse effective de l’électron.


47

Il est important de noter également l’influence des porteurs libres sur l’asymétrie des

pics TA due à l’effet Fano [4]. Cet effet a été observé sur le SiC par Cowell [5]. Il n’apparaît

que pour des dopages supérieurs à 1018 cm-3. L’asymétrie des pics varie selon le polytype, la

densité des porteurs et le type de la conduction (p ou n). Le pic TA concerné se situe à 150

cm-1 pour le 6H et à 204 cm-1 pour le 4H. L’augmentation de n conduit à un élargissement du

pic, une asymétrie et un décalage vers les basses fréquences (Figure II.3).

SiC-4HSiC-4H

Figure II. 3 : Spectres Raman présentant la déformation de la raie TA (204 cm-1) par effet

Fano pour différentes densités de porteurs libres. D’après Nakashima [1].

II.4. Evaluation de la contrainte

La spectroscopie Raman permet de détecter et d’obtenir une information quantitative

sur la déformation et par conséquent les contraintes existantes dans le matériau. En effet,

Olego [6] a étudié l’effet de la déformation sur l’allure du spectre Raman, en particulier pour

le polytype 3C. Sous pression hydrostatique, les modes TO et LO sont systématiquement

décalés. Les déplacements en fréquence de ces deux modes sont les suivants :

( ) ( )0/37345.796 aaTO ∆−+=ω (II.5)


48

( ) ( )0/4532973 aaLO ∆−+=ω (II.6)

où a0 est le paramètre de maille.

II.5. Etude des défauts structuraux

Le spectre Raman étant sensible à la contrainte et à la quantité de porteurs libres, les

variations locales de ces grandeurs au voisinage d’un défaut structural pourront donc être

détectées.

D’autre part, les zones désorientées pourront également être observées du fait de la rupture

des règles de sélection (extinction d’une raie active ou au contraire apparition d’une raie

normalement interdite). Dans le cas d’un fort désordre cristallin, on pourra même observer

de large bandes correspondant aux courbes de dispersion des modes phonon, appelées

bandes activées par le désordre (DALA, DATA, DATO, DALO).

Nous allons ici nous intéresser plus particulièrement aux fautes d’empilement. La

spectroscopie Raman n’est pas sensible à une faute d’empilement unique de type

Schockley due à un glissement d’un plan cristallin. Par contre, si différentes fautes sont

répétées sur une épaisseur suffisante, plus de 100 nm, celles-ci seront observées. Ce type de

désordre structural, avec une distribution non uniforme de fautes d’empilement, à la

transition entre deux polytypes par exemple, a été observé.

En effet, les résultats de topographie de rayon X ont montré que les fautes d’empilement

sont souvent situées à la surface ou comprises entre deux régions de même ou différents

polytypes [7]. L’épaisseur de la région contenant les fautes d’empilement varie entre 0,1 et

100µm. La spectroscopie Raman permet aussi de localiser la région contenant un désordre

structural et de déterminer son épaisseur. La figure II.5 montre un exemple de mesure

Raman. La région contenant des défauts d’empilement est comprise entre les polytypes 6H

et 15R et son épaisseur a été évaluée à 20µm. Ces fautes sont constituées d’une alternance

aléatoire d’empilement de type (3,3) celui du 6H et (3,2)3 celui du 15R.


49

Figure II. 4: Spectres Raman pour le mode TO pour le polytype 4H, contenant des

fautes d’empilement. D’après Nakashima [8].

Figure II. 5: Spectres Raman d’une région contenant un désordre structural. D’après

Nakashima [1]


50

III. LA PHOTOLUMINESCENCE

La photoluminescence est un outil très performant pour caractériser rapidement et de

façon non destructive les cristaux de carbure de silicium. La photoluminescence est le résultat

de l’interaction électron-photon dans le matériau. Le mécanisme de la photoluminescence

peut être décrit par trois processus :

- La création de porteurs excédentaires dans le semiconducteur par l’absorption de

la lumière excitatrice (génération de paires électron-trou) ;

- la recombinaison radiative des électrons et des trous en excès ;

- l’émission du signal de photoluminescence par la surface.

Toutefois, ces processus radiatifs sont en concurrence avec les processus de recombinaisons

non-radiatives qui limitent le flux de luminescence émise.

III.1. Recombinaisons radiatives

Nous pouvons distinguer deux types d’émission de photoluminescence :

- L’émission intrinsèque, proche de l’énergie de la bande interdite. Elle est associée

à la recombinaison des électrons de la bande de conduction avec des trou de la

bande de valence.

- L’émission extrinsèque, d’énergie inférieure au gap. Elle est associée à la présence

d’impuretés ou de défaut. Elle permet de préciser la nature d’impuretés présentes,

qu’elles soient introduites volontairement ou non lors de l’élaboration du matériau.

III.1.1. Emissions intrinséques

III.1.1.1. Recombinaison bande à bande

Dans les semiconducteurs à gap direct, il s’agit de recombinaisons entre les états

proches du minimum de la bande de conduction et du maximum de la bande de valence. Pour


51

les matériaux à gap indirect, les transitions optiques ne se produisent que si la règle de

conservation du moment est satisfaite. Ceci implique l’intervention d’un phonon lors de la

recombinaison et par conséquent un signal beaucoup plus faible que pour les transitions

directes (~ 10000 fois).

Dans le cas de carbure de silicium, à température ambiante, on observe un large pic de

photoluminescence correspondant aux recombinaisons bande à bande. Les énergies de ces

transitions sont de 2.94 eV pour le 6H et 3.18 eV pour le 4H.

III.1.1.2. Recombinaison par exciton libre

Dans les semiconducteurs, lorsque le photon est absorbé, l’attraction coulombienne

entre l’électron et le trou entraîne la formation d’un état excité dans lequel les deux particules

restent liées à la manière d’un atome d’hydrogène : cet état excité qui porte le nom d’exciton

(paire électron-trou non recombinés) a une énergie de formation inférieure au gap du

matériau. L’énergie libérée lors de la recombinaison des excitons libres (Free Excitons FE)

est égale à la valeur du gap excitonique :

hν = Egx = Eg – Ex

où Ex est l’énergie de liaison de l’exciton (Tableau II.2).

Propriétés 6H-SiC 4H-SiC Eg à 300K = Eg0 (eV) 3 [9, 10] 3,25 [11]

Eg(T) (eV) Eg0-3,3.10-4(T-300) [12] Eg0-3,5.10-4(T-300) [12]

Ex (meV) 78 [13] 20 [13]

Tableau II. 2: Paramètres de polytypes 6H-SiC et 4H-SiC.

Lors de la recombinaison des excitons, si l’exciton est localisé dans l’espace réel (délocalisé

dans l’espace réciproque) l’énergie est libérée uniquement sous forme de photons, : ce sont

les raies zéro-phonon.

Une partie de l’énergie peut être dissipée sous forme de phonon (sous forme de vibration du

réseau). Ces énergies sont généralement indiquées en indice sur les pics des spectres (en

meV) : Ce sont les répliques phonon. Par exemple, I77 est situé 77 meV en dessous du gap


52

excitonique Egx. La figure II.6 montre un exemple de spectre intrinsèque dans le cas du 4H-

SiC. Notons que la forte asymétrie des pics et leur largeur à mi-hauteur relativement

importante sont dues à la température de mesure qui est de 20 K pour le spectre de la figure

II.6. En effet, à cette température, l’augmentation de la probabilité d’occupation est visible

sur la partie haute énergie du pic qui varie selon kTEh G

e−

−ν

.

D’un point de vue pratique, l’existence de l’exciton libre est associée aux matériaux très purs.

Ceci nous permet d’avoir un critère de qualité du matériau étudié.

3,14 3,16 3,18 3,20 3,22 3,24 3,260,0

0,2

0,4

0,6

0,8

I107, 104 I96

I77

I46

Inte

nsité

de

PL

(u.a

.)

Energie (eV)

Figure II. 6 : Exemple de spectre intrinsèque, à 15 K, dans le cas du 4H-SiC.

III.1.2. Emissions extrinsèques

III.1.2.1. Recombinaison par exciton lié

Dans certaines circonstances l’énergie de liaison d’un exciton peut être augmentée par

la présence d’un défaut tel qu’une impureté neutre on ionisée. L’énergie est un critère

fondamental qui conditionne l’existence d’un tel complexe. Quant l’exciton est au voisinage

de l’impureté, il est énergiquement favorable que l’exciton reste au voisinage de cette


53

impureté ; il devient lié à l’impureté : on l’appelle exciton lié (Bound Exciton BE) ou

complexe exciton impureté. L’exciton lié peut renseigner sur la nature de l’impureté.

Les différentes transitions possibles sont notées :

- (D+X) ou (A-X) pour les liaisons avec un donneur ou accepteur ionisé.

- (D°X) ou (A°X) pour les liaisons avec un donneur ou accepteur neutre.

La stabilité de ces complexes dépend de la valeur du rapport des masses effectives de

l’électron et du trou : ∗

∗

=σh

e

mm

- Le complexe (D+X) est stable si σ << 1, ce qui est généralement le cas.

- Le complexe (A-X) est stable si σ >> 1. Cette recombinaison n’est donc

généralement pas observée.

- D°X ou A°X sont toujours stables.

Il est important de noter que les transitions directes pour les excitons liés sont observées dans

les semiconducteurs à gap indirect. En effet, le donneur ou l’accepteur est localisé dans

l’espace réel. Il peut alors en être de même pour l’exciton lié. Cette localisation dans l’espace

réel entraîne une délocalisation dans l’espace réciproque et par conséquent un recouvrement

possible des fonctions d’ondes de l’électron et du trou. Ainsi une transition directe sera

observée. Ceci sera encore plus vrai dans le cas d’une impureté isoélectronique fortement

localisée comme le Ti dans le SiC.

Recombinaisons d’excitons liés à des donneurs : Azote et phosphore

Dans le SiC, l’azote est un donneur et se substitue à un site carbone. Il se répartit sur

chaque site inéquivalent de la structure, ce qui donne naissance à plusieurs niveaux dans le

gap, pour la même impureté. On obtient donc deux niveaux pour le 4H (un cubique et un

hexagonal). On observera donc deux pics zéro phonon distincts sur les spectres de

photoluminescence : P0 et Q0. Dans le cas du 6 H, on obtient trois niveaux (deux cubiques et

un hexagonal). On observe donc trois pics zéro phonon : P0, R0 et S0. Ces pics sont appelés

NBE (Nitrogen Bonded Excitons).


54

Le phosphore se substitue à un site silicium. Devaty [14] a étudié des homoépitaxies

6H dopées au phosphore. Le spectre de photoluminescence à basse température (2K) est

caractérisé par trois raies nomées Pha, Phb et Phc attribuées à la recombinaison radiative des

excitons piégés sur les atomes de phosphore situés sur les trois sites possibles du 6H.

Le tableau II.3 donne l’énergie de liaison des excitons liés à l’azote et au phosphore.

Polytype 6H 4H

Site des dopants h k1 k2 h k

Nom du pic P0 R0 S0 P0 Q0 Azote EBX (meV) 16 31 33 7 20

Nom du pic Pha Phb Phc - - Phosphore EBX (meV) 13 14 16 - -

Tableau II. 3: Energie de liaison des excitons liés à l’azote et au phosphore.

Recombinaisons d’excitons liés à des accepteurs : Aluminium et bore

L’aluminium est un accepteur dans le SiC. Il se substitue à un site silicium. En

photoluminescence, la présence d’aluminium donne lieu à des raies fine issues de la

recombinaison d’excitons liés à l’aluminium neutre (4Al0).

Le bore induit deux niveaux dans le SiC, un niveau profond et un niveau peu profond.

Ce dernier se substitue à un site silicium. En photoluminescence, il donne lieu à un large pic

(4B0) et à quatre répliques phonon (4B50, 4B76, 4B96 et 4B106) pour le 4H [15]. Pour le 6H, le

pic relatif à la présence de bore est superposé au doublet R0 et S0 du complexe 4N.


55

Polytype 6H 4H

Nom du pic 4Al0 4Al0 Aluminium

Ex (meV) [16] 26 15

Nom du pic 4B0 4B0 Bore

Ex (meV) [17] 0,4

Tableau II. 4: Energie de liaison des excitons liés à l’aluminium et le bore.

III.1.2.2. Recombinaisons donneur-accepteur (DAP)

Il s’agit de la recombinaison entre un électron piégé sur un atome donneur avec un

trou piégé sur un atome accepteur. Le photon associé a une énergie :

( )R

eEEEh ADgDA επν

4

2

+−−= (II.7)

où R est la distante entre les deux atomes ionisés. EA et ED sont respectivement l’énergie

d’ionisation de l’accepteur et du donneur. Si R est faible, sa variation discrète va entraîner

une variation discrète de l’énergie : on aura donc des raies discrètes. Dans le cas où les

quantités des dopants sont faibles, R est grand : les raies se confondent en un continuum dont

la limite inférieure est donnée par :

Emin = Eg – (ED + EA)

Dans le SiC, les recombinaisons liées aux DAP Al-N, B-N et Ga-N ont été fréquemment

observées [18]. La figure (II.5) présente des spectres de photoluminescence bord de bande sur

lesquels est indexée la plupart des raies constituant les bandes donneur-accepteur. Les raies B

et C correspondent à la recombinaison d’un électron lié à un atome d’azote en site hexagonal,

respectivement en site cubique, avec un trou lié à un atome d’aluminium.

Le tableau II.5 donne la position approximative des larges bandes d’émission dans le 6H et le

4H. L’intensité des bandes d’émission DAP est représentative de la compensation du

matériau puisqu’elle souligne la présence de deux impuretés de type opposé.


56

Figure II. 7: Spectres de photoluminescence à basse température mettant en évidence des

larges bandes attribuées aux recombinaisons donneur-accepteur : Al-N, Ga-N et B-N.

D’après Ikeda [18].

Polytypes Type de DAP Maximum de la bande d’émission (nm)

Début de la bande d’émission (nm)

Al-N 464-468 443 B-N 590-620 527

6H

Ga-N 484-492 459 Al-N 413-427 400 B-N 527-551 477

4H

Ga-N 427-443 413

Tableau II. 5: Position de la bande d’émission des DAP Al-N, B-N et Ga-N dans le cas du 6H

et 4H (à 4K).

III.1.2.3. Recombinaisons dues aux métaux de transitions :

Les métaux de transitions les plus fréquents dans le SiC sont le titane et le vanadium.

Ces espèces sont des niveaux profonds dans la bande interdite qui agissent comme des piéges

à électrons et provoquent des recombinaisons radiatives inférieures à celles mesurées pour les

transitions bande à bande ou donneur-accepteur. Le spectre de photoluminescence du titane

présente trois pics zéro phonon (A0, B0 et C0) pour le 6H et deux pics (A0 et B0) pour le 4H

[19]. On observe également une large bande centrée sur 2,45 eV.

Dans le cas du vanadium, des études par photoluminescence et par absorption infrarouge

révèlent un spectre caractéristique du vanadium. Il s’agit d’une émission infrarouge


57

correspondant à des transitions internes de l’ion V4+(3d). Pour le 6H, elles sont notées α, β et

γ. Dans le cas de 4H, seules deux raies sont observées (tableau II.6).

Polytypes 6H 4H

Nom du pic A0 B0 C0 A0 BO Titane

[19] Energie (eV) 2,864 2,823 2,788 2,851 2,79

Nom du pic α β γ α β Vanadium

[20] Energie (eV) 0,947 O,917 0,894 0,969 0,929

Tableau II. 6: Energies des pics de luminescence caractéristiques du titane et du vanadium.

III.2. Recombinaisons non radiatives

Les recombinaisons radiatives et non radiatives sont des processus en compétition.

Les mécanismes de recombinaisons non radiatives les plus courants sont :

- la recombinaison par émission multiphonons sur les défauts cristallins ;

- les recombinaisons de surface provoquées par la discontinuité des liaisons

atomiques et l’adsorption d’atomes étrangers ;

- la recombinaison Auger. Contrairement aux autres processus de recombinaison,

l’effet Auger implique trois particules : l’énergie libérée lors de la recombinaison

d’un électron et d’un trou est transmise à un autre porteur de charge électrique.

IV. SYSTEME D’IMAGERIE DE PHOTOLUMINESCENCE Nous allons décrire le système d’imagerie de photoluminescence à température

ambiante utilisé dans ce travail. La description détaillée figure dans le mémoire de thèse de L.

Masarotto [21]. Nous rappelons brièvement les différentes parties du système dans les

paragraphes qui suivent.


58

IV.1. Principe de fonctionnement

IV.1.1. Déroulement général de la mesure du signal de PL

La figure II.6 présente un schéma du dispositif expérimental que nous utilisons. Le

principe consiste à focaliser un faisceau laser à travers un objectif de microscope sur

l’échantillon fixé sur des tables de déplacement par un vide technique. L’objectif du

microscope permet de diminuer la taille du faisceau excitateur et d’obtenir une résolution

spatiale élevée. La photoluminescence émise par l’échantillon excité est collectée par le

même objectif et guidée par une lame dichroïque et un miroir semi-transparent puis focalisée

à l’entrée d’un monochromateur. Le faisceau diffracté par le réseau du monochromateur est

détecté et converti en signal électrique par un photodétecteur adapté à la gamme de longueur

d’onde étudiée. L’électronique pilotée par un micro-ordinateur permet de filtrer, d’amplifier

et de numériser le signal électronique. La cartographie est obtenue grâce à des tables

micrométriques, positionnées suivant deux axes orthogonaux, qui déplacent l’échantillon par

rapport au faisceau laser. Un logiciel pilote le monochromateur, les tables micrométriques et

enregistre les données pour chaque position et chaque longueur d’onde.


59

Figure II. 8: Système d’imagerie de photoluminescence.

Grâce à ce système de mesure, nous pouvons effectuer deux sortes d’imageries du signal de

PL :

- La cartographie de l’intensité de PL intégrée en longueur d’onde.

- La cartographie du signal de PL résolue en longueur d’onde.

IV.1.2. Cartographie de l’intensité de PL intégrée en longueur d’onde Pour les mesures de photoluminescence intégrée en longueur d’onde, on sélectionne le

miroir de la tourelle dans le monochromateur afin que le faisceau de photoluminescence soit

Lame séparatriceUV

Miroir

Miroirinterchangeable

Filtre Passe-bas400 nm

Ar laser 244 nm He-Ne laser

LameDichroïque (244 nm)modulation

Photodétecteur Si

Photodétecteur InGaAs

PMT

Monochromateurà réseau

M Moteurpas à pas

Z stage

IEEE BUS

Unité Centrale Imprimante

Ecran

Clavier

AmplicationContrôle du gain de sortie

Détectionsynchrone

N

AMicro-

processeurSwitch

ChoppingRAMROM

Objectif

Echantillon

Dewar

X Y Y’ T

MMM

Lame séparatriceUV

Miroir

Miroirinterchangeable

Filtre Passe-bas400 nm

Ar laser 244 nm He-Ne laser

LameDichroïque (244 nm)modulation

Photodétecteur Si

Photodétecteur InGaAs

PMT

Monochromateurà réseau

M Moteurpas à pas

Z stage

IEEE BUS

Unité Centrale Imprimante

Ecran

Clavier

AmplicationContrôle du gain de sortie

Détectionsynchrone

N

A

N

AMicro-

processeurSwitch

ChoppingRAMROM

Objectif

Echantillon

Dewar

X Y Y’ T

MMM


60

réfléchi et non pas réfracté. Les mesures cartographiques de l’intensité de PL sont réalisées

grâce à un balayage de la surface de l’échantillon dans le plan x-y. les cartographies obtenues

donnent l’intensité de PL en fonction de la position selon x et y. Ces images révèlent

directement la présence des défauts dans les matériaux et permettent de localiser précisément

leur position et d’évaluer leur densité.

IV.1.2. Cartographie du signal de PL résolue en longueur d’onde L’imagerie de photoluminescence spectrale permet d’obtenir les spectres complets de

l’émission de la photoluminescence sur chaque point mesuré de la surface de l’échantillon.

De même que dans le cas des mesures de la photoluminescence intégrée en longueur d’onde,

les mesures cartographiques de la photoluminescence spectrales sont réalisées par un

balayage successif de la surface de l’échantillon dans le plan x-y. Chaque cartographie de

l’intensité de PL est effectuée à différentes longueurs d’ondes du spectre désiré. A la fin de la

mesure, le logiciel reconstruit le spectre pour chaque point de la surface balayée et permet

d’extraire et de tracer la distribution des principaux paramètres spectraux : l’intensité de PL

au maximum du spectre, la longueur d’onde du maximum, la largeur à mi-hauteur (FWHM)

et la longueur d’onde à mi-hauteur de coté basse énergie (HWP). L’imagerie de

photoluminescence résolue en longueur d’onde permet, en particulier, de mettre en évidence

un mélange de polytypes.

IV.2. Brève description des différents modules de l’équipement

IV.2.1. Optique

Le chemin optique, de l’excitation à la récupération du signal de photoluminescence

par le photodétecteur, peut être divisé en quatre parties fonctionnelles que nous allons

rapidement décrire :

- l’excitation ;

- la collection de la photoluminescence ;

- l’analyse spectrale ;

- la détection et la conversion en signal électrique.


61

IV.2.1.1. Excitation

La figure II.8 présente le schéma de la partie excitatrice du système de

photoluminescence.

Figure II. 9: partie excitation du système de mesure

Cette partie permet de focaliser le faisceau d’excitation sue l’échantillon, elle comprend les

éléments suivant :

- une source d’excitation ; nous disposons de deux sources lasers : un laser Ar

doublé à cristal non linéaire émettant à 244 nm et jusqu’à une puissance nominale

de 200 mW et un laser He-Ne avec une puissance de 10mW.

- un filtre interférentiel ou passe-bas pour chaque raie de laser qui élimine les

émissions parasites du laser.

- une lame dichroïque pour chaque raie de laser qui optimise simultanément la

réflexion de la raie excitatrice et la transmission du signal de photoluminescence.

- un objectif de focalisation. Pour une excitation dans l’UV, nous utilisons un

objectif à miroirs achromatique afin d’éviter tout phénomène parasite de

fluorescence mais surtout parce que l’optique traditionnelle n’est plus

fonctionnelle dans l’UV profond comme c’est le cas avec le laser Ar doublé.

Le tableau II.7 donne les pertes de puissance au niveau de chaque composant optique présent

sur la trajet optique dans le cas de l’excitation à 244 nm.

alaser

Lame séparatrice

Filtre passe -bas

Laser

Lame dichroïque

dp

objectif L 1

f1

Chopper

alaser

Lame séparatrice

Filtre passe -bas

Laser

Lame dichroïque

dp

objectif L 1

f1

Chopper


62

Partie du chemin optique Objectif ×52 Objectif 0.56

Chopper 0.5

Filtre passe-bas 0.3

Lame dichroïque 0.98

Total 0.082

Tableau II. 7: Perte d’intensité du laser Ar doublé dans chacun des modules du chemin

optique de l’excitation.

Le coefficient de transmission total de l’excitation est de 8.2 % pour l’objectif à miroirs

achromatique de grossissement × 52. On peut donc connaître la puissance du laser à la

surface de l’échantillon en mesurant la puissance à la sortie du laser.

IV.2.1.2. Collection de la photoluminescence

Le flux de photoluminescence est partiellement récupéré par le même objectif qui a

servi à focaliser le laser. La figure II.9 montre le schéma de la partie de collection de la

photoluminescence. Cette partie est composée de :

- l’objectif L1 qui collecte le flux de photoluminescence et le transforme en faisceau

parallèle. Son ouverture numérique doit être la plus grande possible pour

augmenter l’efficacité de la collection ;

- la lame dichroïque qui transmet 90% du signal de photoluminescence et qui coupe

une grande partie de la réflexion du laser sur l’échantillon ;

- un filtre passe-haut pour éliminer la totalité de la réflexion et de la diffusion du

laser sur l’échantillon ;

- un miroir qui permet de diriger le faisceau de photoluminescence vers le

monochromateur ;

- la lentille plan convexe L2 qui permet de focaliser le faisceau parallèle dans le plan

de la fente d’entrée du monochromateur.


63

Figure II. 10 : partie de collection du signal de photoluminescence.

Le rapport des distances focales A = f2/f1 détermine la taille b de l’image de la tache

de l’émission de PL de rayon a dans le plan de la fente d’entrée du monochromateur. Ainsi,

suivant la largeur de la fente b, le monochromateur peut collecter la lumière émise par une

zone de dimension a = b/A. Les valeurs de A et de a en fonction du grandissement de

l’objectif utilisé sont mentionnées dans le tableau II.8

Grandissement de

l’objectif

Distance focale fobj

(mm)

Agrandissement échantillon-fente d’entrée (f2=5cm)

A

Champ au plan de l’échantillon

(b=3mm) a (µm)

× 52 UV 3,55 14,1 213

× 16 UV 6,30 7,9 380

Tableau II. 8 : Champ de vue au niveau de la fente d’entrée du monochromateur.

Afin de récupérer la plus grande partie du signal de photoluminescence, on a intérêt à

avoir un champ de collection aussi grand que possible. La fraction de photons capturés par

l’objectif est donnée par le rapport (Φobj/Φsc) entre le flux de photons capturés par l’objectif

alaser

objectif L1

f1

miroir ajustable

lentille L2

b

f2

D1

fented’entrée

WG 280

Lame dichroïque

alaser

objectif L1

f1

miroir ajustable

lentille L2

b

f2

D1

fented’entrée

WG 280

Lame dichroïque


64

(Φobj) et le flux de photons créés à l’intérieur du semiconducteur (Φsc). Trois propriétés

physiques déterminent, en particulier, la fraction des photons qui atteignent l’objectif :

- la réflexion totale à l’intérieur du matériau ;

- le coefficient de transmission à l’interface semiconducteur-milieu ambiant ;

- l’angle solide d’ouverture de l’objectif.

La figure II.10 illustre ce phénomène. L’indice du matériau et le choix de l’objectif influe

donc grandement sur le nombre de photon que nous récupérons parmi ceux émis par le

matériau. Le tableau II.9 présente le rapport Φobj/Φsc calculé pour les polytypes 6H-SiC et 4H-

SiC.

T

R

βobj

αobj

αc

Φsc

Φext

Φobj

semiconducteur

Air

T

R

βobj

αobj

αc

Φsc

Φext

Φobj

semiconducteur

Air

Figure II. 11 :Schéma du flux de photoluminescence sortant du semiconducteur.


65

Objectif

Ouverture

numérique

O.N.

Angle βobj

Polytypes

Angle αobj

Φobj/Φsc

6H-SiC 13,6° 1,09% × 52 UV

0,65

40,5° 4H-SiC 13,5° 1,08%

6H-SiC 3,1° 0,39% × 16 UV

0,15

8,6° 4H-SiC 3,1° 0,39%

Tableau II. 9 : Rapport Φobj/Φsc entre le flux de photons capturés par l’objectif (Φobj) et le

flux de photons créés à l’intérieur du semiconducteur (Φsc) pour 6H-SiC et 4H-SiC.

IV.2.1.3. Analyse du spectre par le monochromateur

Pour analyser le spectre de photoluminescence, nous avons utilisé un monochromateur

BENTHAM TM 300 de distance focale 300 mm. Ce dernier transforme le domaine spectral

en un domaine spatial par la diffraction du faisceau lumineux sur un réseau de diffraction.

Figure II. 12 : partie d’analyse de spectre (monochromateur) de notre système de mesure.

Afin de pouvoir détecter des longueurs d’onde entre 300 nm et 1800 nm et disposer du

maximum d’efficacité lumineuse, nous avons la possibilité d’utiliser deux réseaux de

fentede sortie

lfb

fented’entrée

α

εβ

beff

réseau

fentede sortie

lfb

fented’entrée

α

εβ

beff

réseau


66

diffraction interchangeables (voir le tableau II.10 et la figure II.12). Le BENTHAM TM 300 a

été choisi car il permet de placer deux réseaux de diffraction et un miroir sur une tourelle

rotative. Le système piloté par l’ordinateur nous permet de choisir la longueur d’onde et de

changer les réseaux.

Longueur d’onde de blaze

(nm)

Densité de traits

(traits/mm)

Dispersion linéaire

réciproque (nm/mm)

Plage utile de longueur d’onde

(>50%) (nm)

Plage utile de longueur d’onde

(>37%) (nm)

400 1200 2,46 280 .. 900 250 .. 1600

1600 600 4,07 1050 .. 2550 950 .. 2800

Tableau II. 10 : Paramètres des deux réseaux de diffraction utilisés dans notre

système de mesure.

0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,80

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

Réseau 400nm1200 traits/mm

Réseau 1.6 µm600 traits/mm

Réflexion d'aluminium

Effic

acité

(%)

Longueur d'onde (µm)

Figure II. 13 : Efficacité des deux réseaux de diffraction dans le monochromateur par

rapport à la réflexion d’aluminium.


67

IV.2.1.4. Détection et conversion en signal électrique

La quatrième partie du système optique (figure II.13) focalise le faisceau de PL en

sortie du monochromateur sur la surface sur le détecteur. Nous disposons au laboratoire de

deux détecteurs Si et InGaAs fonctionnant à température ambiante ainsi que d’un

photomultiplicateur (PMT) HAMAMATSU. Les caractéristiques de ces détecteurs sont

données dans le tableau II.11.

Lorsque le détecteur utilisé est un photo-détecteur, la partie de la détection est composée de

deux lentilles L3 et L4 associées à une photodiode. La lentille plan-convexe L3 sert à rendre

parallèle le faisceau divergent sortant du monochromateur. Cette lentille a la même distance

focale que la lentille L2 située à l’entrée du monochromateur pour garder la même taille du

faisceau parallèle. La lentille L4 est intégrée dans le boîtier du détecteur. Elle sert à focaliser

le faisceau analysé sur la photodiode du dispositif de détection.

Quand le photomultiplicateur est utilisé, le faisceau parallèle issu de la lentille L3 n’est pas

refocalisé. Il arrive sans aucune modification sur la large surface sensible du

photomultiplicateur.

f4

détecteur

D4

L4

fentede sortie

L3

f3

lf

f4

détecteur

D4

L4

fentede sortie

L3

f3

lf

Figure II. 14 : Partie de détection et conversion en signal électrique.


68

Détecteurs

Surface

sensible

A(mm2)

Sensibilité

spectrale

S(A/W)

(longueur d’onde)

Bande

passante

-3dB

(Hz)

Longueur

d’onde de

coupure

(µm)

Focale de la

lentille L4

(mm)

Si 0,25 0,5 (à 0,96 µm) 600 1,1 25

InGaAs 0,25 0,9 (à 1,33 µm) 400 1,7 50

PMT

(H5701-50)

100

28000 (à 0,6 µm)

20000

0,9

Tableau II. 11 : Paramètres des photo-détecteurs dont nous disposons actuellement au

laboratoire.

IV.2.1.4 Pertes dans l’optique de collection et de détection

Le tableau II.12 résume les facteurs de pertes pour les composants optiques, mesurés

pour des longueurs d’onde d’émission proches de celles des gap du SiC-6H et du SiC-4H. Le

calcul des pertes au niveau du monochromateur tient compte du fait qu’une seule partie du

flux de PL traverse la fente de sortie du monochromateur.

Partie du chemin optique λ = 420 nm λ = 390 nm

× 52 0,56 0,56 Objectif

× 16 0,62 0,62

Lame dichroïque 0,99 0,99

Miroir amovible 0,48 0,47

Lentilles d’entrée et de sortie du monochromateur 0,90 0,90

Miroir 0,38 0,37 Monochromateur réseau 0,35 0,34

Filtres optiques 0,95 0,92

× 52 0,072 0,070 total

× 16 0,079 0,077

Tableau II. 12 : Perte d’intensité de PL dans différents modules du chemin optique de la

collection et de la détection.


69

IV.2.1.5. Calcul du coefficient de rendement optique

Le coefficient de rendement optique totale "C" représente le rapport entre l’intensité

du signal de PL créé dans le semiconducteur et celle récupérée par le détecteur. Ce coefficient

tient compte de la fraction des photons capturés par l’objectif et des pertes calculées pour

l’ensemble du trajet optique de collection et de détection. Le facteur "C" est définit par la

relation suivante :

sc

obj

obj

détecteur

sc

détecteurC ΦΦ⋅Φ

Φ=ΦΦ= (II.8)

où Φdétecteur représente le flux de photons créant des paires électrons-trous dans le détecteur.

Le tableau II donne les valeurs de "C" avec chaque objectif UV pour les longueurs d’onde

proches des gap du SiC-6H et du SiC-4H.

C Objectifs SiC-6H SiC-4H

× 52 UV 7,85.10-4 7,56.10-4

× 16 UV 3,08.10-4 3.10-4

Tableau II. 13 : Coefficient de rendement optique total de notre système de mesure.

IV.2.2. Mécanique

Le support du banc est constitué d’une plaque de granit posée sur un support anti-

vibratoire. Sur cette plaque, une platine rainurée en aluminium est montée verticalement.

Tous les composants optiques sont montés sur cette platine.

Le système de déplacement de l’échantillon est directement fixé sur le marbre. Il se compose

de trois tables de déplacement linéaire Micro-Contrôle pilotées par des moteurs pas à pas.

Chacune des tables a une course totale de 102 mm. Un dispositif de déplacement vertical

manuel est placé au-dessus des tables de déplacement, il sert à focaliser les faisceaux

optiques.

Une table montée entre le dispositif de déplacement vertical et le porte échantillon permet

d’ajuster la planéité de la surface de l’échantillon à étudier.


70

IV.2.3. Electronique

Les circuits électroniques pilotant le banc de mesure sont rassemblés dans une unité de

contrôle. Cette unité constitue l’interface complète entre l’ordinateur et le banc de mesure.

Elle comporte en particulier :

- les circuits de commande des tables et du monochromateur ;

- l’électronique d’acquisition de données des photo-détecteurs ;

- un circuit d’amplification et de filtrage passe bas ;

- un convertisseur analogique – numérique.


71

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Documents

Chapitre II : Techniques de caractérisationcsidoc.insa-lyon.fr/these/2004/el_harrouni/08_chapitre2.pdf · 2005. 3. 30. · CHAPITRE II : Techniques de caractérisation 44 Pour le