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Transistor Bipolaire à Hététrojonction GaInAs/InP
pour circuits ultra-rapides : structure, fabrication et
caractérisation
Mathias Kahn
To cite this version:
Mathias Kahn. Transistor Bipolaire à Hététrojonction GaInAs/InP pour circuits ultra-rapides : structure, fabrication et caractérisation. Micro et nanotechnologies/Microélectronique. Université Paris
Sud - Paris XI, 2004. Français. �tel-00006792�
HAL Id: tel-00006792
https://tel.archives-ouvertes.fr/tel-00006792
Submitted on 1 Sep 2004
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N° D'ORDRE :
UNIVERSITE PARIS XI
UFR SCIENTIFIQUE D'ORSAY
THESE
Présentée
Pour obtenir
Le GRADE de DOCTEUR EN SCIENCES
DE L'UNIVERSITE PARIS XI ORSAY
PAR
Mathias KAHN
Sujet : Transistor Bipolaire à Hététrojonction GaInAs/InP
pour circuits ultra-rapides : structure, fabrication et
caractérisation
Soutenue le 2 Juin 2004 devant la commission d'examen
F. Aniel
S. Delage
J.-L. Pelouard
Directeur de thèse
Rapporteur
Rapporteur
N. Labat
M. Riet
P. Frijlink
Examinateur
Examinateur
Examinateur
Remerciements
Je tiens tout d'abord à remercier F. Brillouet pour m'avoir accueilli au sein du laboratoire
Opto+ à Marcoussis, et m'avoir ainsi permis de réaliser ce travail de thèse dans d'excellentes
conditions.
Ma reconnaissance va ensuite à A. Scavennec, dont la connaissance du transistor bipolaire
à hétérojonction, et plus généralement de la physique des composants à semi-conducteurs,
m'a éclairé lors de ce travail à de nombreuses reprises.
F. Aniel a bien voulu, depuis l'Institut d'Electronique Fondamentale d'Orsay, encadrer cette
thèse. Je le remercie pour avoir assumé cette tâche, ainsi que pour son dynamisme, son
soutien et ses compétences scientifiques.
Je remercie les rapporteurs S. Delage et J.-L. Pelouard pour l'intérêt qu'ils ont porté à mon
travail. Merci également aux autres membres du jury qui ont accepté de juger cette thèse :
N. Labat et P. Frijlink.
J'ai trouvé dans le groupe "composants bipolaires à hétérojonction" une ambiance
particulièrement favorable pour mener à bien ce travail. Je remercie J. Godin, qui le dirige,
de m'y avoir accueilli. Ce travail aurait été inenvisageable sans la participation de M. Riet,
qui dirige les développements technologiques du transistor bipolaire à Opto+. Je la remercie
sincèrement pour son soutien sans faille, ainsi que pour les nombreux échanges que nous
avons pu avoir. Je tiens également à remercier l'équipe des technologues travaillant aux
développements du TBH : V. Dhalluin, C. Fortin, et tout particulièrement P. Berdaguer. Ma
profonde reconnaissance va également à S. Blayac, qui m'a guidé tout au long de ce travail,
et qui m'a transmis de nombreuses connaissances sur la physique du TBH.
Je remercie les personnes du groupe "matériaux et épitaxie", qui ont largement participé à
ce travail : J-L. Benchimol, J.-L. Gentner, A. Pinquier, F. Lelarge, F. Gaborit, et tout
particulièrement F. Alexandre, qui a toujours été très présent sur le bâti d'épitaxie par jets
chimiques, et qui m'a grandement aidé.
Le transistor bipolaire développé à Opto+ trouve son application dans des réalisations de
circuits numériques, dont la conception est dirigée par A. Konczykowska. Qu'elle en soit
remerciée, ainsi que P. Jorge et E. Dutisseuil pour leur investissement dans la
caractérisation des composants.
Remerciements - 1
Merci à S. Long, maître de conférence à l'IEF, pour son investissement dans la mesure des
facteurs de bruit des TBH.
Je remercie toutes les personnes ayant à diverses occasions collaboré à ce travail : S. Vuye,
F. Blache et G. Post pour leur aide occasionnelle en caractérisation, N. Broqua et C. Jany
pour des moments passés en salle blanche, ainsi que E. Deroin et O. Drisse pour leur
travail sur le masqueur électronique. Je remercie le personnel administratif, et en
particulier B. Duval, P. Téfaine, S. Le Calvez et C. Delavault.
Un grand merci au stagiaires, thésards et autres collègues que j'ai quotidiennement côtoyés
pendant ces trois années et que je ne peux tous citer. Parmi eux M. Medjoub, M. Muller, S.
Withitsoonthorn, G. Rondeau, A-E. Kasbari, C. Méliani, V. Puyal.
Remerciements - 2
INTRODUCTION ........................................................................................................ 7
1
GENERALITES .................................................................................................... 9
1.1
Une société de l'information......................................................................................................................9
1.2
Les télécommunications optiques ...........................................................................................................10
1.3
Quel composant pour quelle application ? ............................................................................................13
1.3.1
Les III-V face à l'hégémonie du silicium ...........................................................................................13
1.3.2
Le HEMT et les applications analogiques .........................................................................................15
1.3.3
Les applications logiques : la guerre des TBH...................................................................................15
1.3.4
Le TBH SiGe .....................................................................................................................................16
1.3.5
Où l'on reparle du CMOS ..................................................................................................................19
1.3.6
Le TBH InP : En phase de maturation ...............................................................................................20
1.4
Présentation du TBH InP........................................................................................................................23
1.4.1
Historique du TBH ............................................................................................................................23
1.4.2
Le TBH InP à OPTO+ .......................................................................................................................23
1.4.3
Les matériaux III-V ...........................................................................................................................24
1.4.4
Principe de fonctionnement du TBH .................................................................................................28
1.5
Caractéristiques statiques du TBH ........................................................................................................32
1.5.1
Origine des courants ..........................................................................................................................32
1.5.2
Le tracé de Gummel...........................................................................................................................34
1.5.3
Les caractéristiques IC(VCE) ...............................................................................................................39
1.5.4
Synthèse : les facteurs de mérite en statique......................................................................................44
1.6
Les facteurs de mérite dynamiques ........................................................................................................45
1.6.1
La matrice [S] ....................................................................................................................................45
1.6.2
Gains dynamiques et fréquences de coupure .....................................................................................46
1.6.3
Modélisation électrique et fréquences de coupure .............................................................................47
1.7
Etat de l'art...............................................................................................................................................50
1.7.1
Réalisations industrielles ...................................................................................................................50
1.7.2
Réalisations académiques ..................................................................................................................53
1.7.3
TBH InP métamorphique...................................................................................................................57
1.7.4
Matériaux alternatifs ..........................................................................................................................57
1.8
2
2.1
Références.................................................................................................................................................59
CROISSANCE EPITAXIALE.............................................................................. 69
Introduction .............................................................................................................................................69
2.2
Technique d'épitaxie................................................................................................................................69
2.2.1
Historique ..........................................................................................................................................69
2.2.2
L'épitaxie par jets chimiques..............................................................................................................70
2.3
Le système Riber Epineat........................................................................................................................72
2.3.1
Les précurseurs ..................................................................................................................................73
2.3.2
Les dopants ........................................................................................................................................73
2.4
Uniformité des dépôts..............................................................................................................................73
2.4.1
Uniformité en épaisseur .....................................................................................................................73
2.4.2
Uniformité en composition ................................................................................................................74
2.4.3
Uniformité du dopage ........................................................................................................................78
2.4.4
2.4.5
Uniformité des caractéristiques des TBHs.........................................................................................79
Morphologie des couches ..................................................................................................................80
2.5
Matériaux utilisés pour le TBH et conditions de croissance ................................................................81
2.5.1
Dopage résiduel dans l'InP.................................................................................................................82
2.5.2
Croissance du collecteur ....................................................................................................................83
2.5.3
Croissance de la base .........................................................................................................................85
2.5.4
La passivation par l'hydrogène ..........................................................................................................86
2.5.5
La base graduelle ...............................................................................................................................89
2.5.6
Croissance des couches de contact ....................................................................................................93
2.6
Conclusion ................................................................................................................................................94
2.7
Références.................................................................................................................................................96
3
STRUCTURE DE COUCHES DU TBH ............................................................ 101
3.1
Structure standard pour circuits à 40 Gb/s. ........................................................................................101
3.1.1
Présentation de la structure ..............................................................................................................101
3.1.2
Performances dynamiques ...............................................................................................................103
3.1.3
Axes d'optimisation de la structure standard....................................................................................104
3.2
Optimisation du collecteur ....................................................................................................................106
3.2.1
Fréquence de gain unitaire fT ...........................................................................................................107
3.2.2
Temps de transit de collecteur .........................................................................................................108
3.2.3
Fréquence maximale d'oscillation fmax .............................................................................................111
3.2.4
Capacité base-collecteur ..................................................................................................................111
3.2.5
Recherche des conditions de polarisation optimales........................................................................114
3.2.6
Tension de claquage.........................................................................................................................119
3.2.7
Bilan fT / fmax / BVCE0 .......................................................................................................................121
3.2.8
Vitesse des porteurs dans le collecteur ............................................................................................121
3.3
Optimisation de la base .........................................................................................................................126
3.3.1
Conservation de la gradualité de composition .................................................................................127
3.3.2
Compromis entre épaisseur, gain et résistance ................................................................................129
3.3.3
Fréquence de gain unitaire fT ...........................................................................................................132
3.3.4
Fréquence maximale d'oscillation fmax .............................................................................................133
3.3.5
Temps de transit de base ..................................................................................................................134
3.3.6
Résistance de base ...........................................................................................................................139
3.3.7
Gradualité de base............................................................................................................................146
3.4
Synthèse : épaisseur de base et de collecteur.......................................................................................149
3.5
Evolutions futures ..................................................................................................................................149
3.6
Références...............................................................................................................................................151
4
OPTIMISATIONS TECHNOLOGIQUES........................................................... 155
4.1
Technologie de fabrication pour circuits à 40 Gb/s ............................................................................156
4.1.1
Briques de base ................................................................................................................................156
4.1.2
Enchaînement technologique ...........................................................................................................158
4.2
Fiabilisation et réduction des résistances d'accès................................................................................160
4.2.1
Passivation de la base par un quaternaire.........................................................................................161
4.2.2
Etude des métallisations...................................................................................................................164
4.3
Evolutions technologiques pour la réduction des dimensions............................................................174
4.3.1
4.3.2
4.3.3
Sous-gravure d'émetteur ..................................................................................................................174
Le transistor hexagonal ....................................................................................................................181
Connexion du transistor ...................................................................................................................188
4.4
Optimisation géométrique : évolution vers le transistor hexagonal sous-micronique .....................191
4.4.1
Modèle ACPAR...............................................................................................................................192
4.4.2
Résultats...........................................................................................................................................197
4.5
Conclusion ..............................................................................................................................................204
4.6
Références...............................................................................................................................................205
5
TRANSPORT ELECTRONIQUE DANS LA BASE .......................................... 209
5.1
Mécanismes de recombinaison et de relaxation ..................................................................................209
5.1.1
Mécanismes de recombinaison ........................................................................................................209
5.1.2
Temps de vie des porteurs ...............................................................................................................212
5.1.3
Lien entre gain statique et temps de vie des porteurs.......................................................................213
5.1.4
Temps de relaxations des porteurs ...................................................................................................214
5.2
Mécanismes de transport ......................................................................................................................215
5.2.1
Transport diffusif .............................................................................................................................215
5.2.2
Transport balistique .........................................................................................................................222
5.3
Nature du transport dans la base .........................................................................................................223
5.3.1
Simulation Monte-Carlo ..................................................................................................................223
5.3.2
Eléments expérimentaux..................................................................................................................229
5.4
Etude du mécanisme de transport à partir des variations du gain statique .....................................230
5.4.1
Charge de base.................................................................................................................................231
5.4.2
Expression du gain dans le cas diffusif............................................................................................231
5.4.3
Confrontation avec la mesure ..........................................................................................................235
5.5
Conclusion ..............................................................................................................................................237
5.6
Références...............................................................................................................................................239
CONCLUSION GENERALE................................................................................... 243
ANNEXE A : MESURES DE BRUIT HAUTE FREQUENCE.................................. 249
A.1
Banc de bruit HF de l'IEF.....................................................................................................................249
A.2
Résultats .................................................................................................................................................250
A.2.1
Variations du bruit avec la fréquence ..............................................................................................252
A.2.2
Variations du bruit avec la densité de courant et avec les épaisseurs de collecteur et de base ........253
A.2.3
Variations du bruit avec la largeur d'émetteur .................................................................................254
A.3
Références...............................................................................................................................................256
Introduction
La
fin
du
XXème
siècle
a
été
le
théâtre
d'un
important
développement
des
télécommunications à l'échelle mondiale, dont l'un des stimulants fut la généralisation de
l'accès à internet. Cet essor n'aurait jamais été envisageable sans l'existence de réseaux de
communication performants, capables de transmettre des flux de données grandissants. Ce,
en particulier sur certaines liaisons à moyenne et longue distance qui concentrent une
grande partie du trafic.
Le support naturel pour de telles voies de communication est la fibre optique, sur laquelle
des débits de transmission très importants peuvent être atteints, au-delà de 10 Tb/s (1012
bits par seconde) à l'heure actuelle. De tels débits sont atteints grâce à des procédés de
multiplexage de l'information, qui consistent à faire passer dans une seule fibre de multiples
canaux. Parmi ces techniques, le multiplexage temporel permet par exemple de regrouper 4
signaux de débit 10 Gb/s en un seul canal à 40 Gb/s.
La réalisation des fonctions de multiplexage électronique, ainsi que d'autres opérations de
traitement logique, nécessite la manipulation des signaux sous forme électrique en entrée et
en sortie du système de transmission optique. Les circuits électroniques classiques sur
silicium sont au-delà de leurs limites de fonctionnement à ces très hautes fréquences. Il est
alors nécessaire d'avoir recours à des composants réalisés à base de matériaux semiconducteurs alternatifs. Parmi eux se trouvent les alliages GaInAs et InP, à base desquels
sont réalisés les Transistors Bipolaires à Hétérojonction (TBH), dont il est question dans ce
travail.
Le premier intérêt du TBH GaInAs/InP est sa grande rapidité : pour permettre la réalisation
de fonctions à 40 Gb/s ou plus, nos composants doivent posséder des performances
dynamiques élevées. Toutefois, la finalité de ces TBH est l'intégration au sein de circuits, et
les exigences induites par cet objectif sont de taille. La vitesse de fonctionnement n'est en
conséquence pas le seul critère important. En outre, nos transistors doivent être capables
d'afficher leurs bonnes performances aussi bien à de forts niveaux de tension et de courant
qu'à de faibles niveaux de consommation électrique. Par ailleurs, les transistors doivent
posséder une bonne résistance au vieillissement, ainsi que de bons rendements de
fabrication.
La mise en place d'une filière complète de fabrication de circuits à base de TBH, partant du
substrat vierge et allant jusqu'au module final et utilisable dans un système de
télécommunications, nécessite que soient maîtrisée un grand nombre d'étapes. Un certain
nombre d'entre elles touche directement au composant : conception, épitaxie, fabrication
Introdustion - 7
technologique, caractérisation… A ces étapes doit être ajoutée une certaine compréhension
des phénomènes physiques intervenant dans le dispositif, ainsi que la modélisation du TBH
et de son fonctionnement hyperfréquence.
Au début de ce travail, l'enchaînement technologique
a été réalisé au laboratoire et
permettait d'obtenir des composants bipolaires avec une dimension standard au-delà du
micron, et des fréquences de transition de l'ordre de 180 GHz. Après avoir présenté au
premier chapitre le contexte global des télécommunications et des composants dans lequel
se situe ce travail, ainsi que les principes de fonctionnement du TBH, plusieurs axes
d'optimisation seront explorés.
Le deuxième chapitre portera spécifiquement sur le procédé de réalisation de la structure de
couches du TBH, par épitaxie par jets chimiques. Les questions d'uniformité des dépôts et
leur conséquence sur l'uniformité des caractéristiques des composants seront abordées. Une
large part des performances du TBH repose sur les propriétés des matériaux intervenant
dans la structure de couche ; des évolutions de la méthode d'élaboration seront proposées,
de manière à améliorer ces propriétés.
Dans le troisième chapitre, nous nous intéresserons plus particulièrement à la structure de
couche du TBH. Les temps de transit de base et de collecteur seront réduits grâce à une
diminution des épaisseurs de couche. Les conséquences sur les caractéristiques du TBH
sont multiples et seront passées en revue. En particulier, l'influence des évolutions
proposées sur les résistances et les capacités parasites sera discutée en détail.
Le chapitre quatre sera focalisé sur la technologie de fabrication du TBH. Les axes
d'optimisation de la géométrie du composant seront explicités, et certaines évolutions mises
en œuvre. Nous verrons, entre autres, l'importance de la sous-gravure d'émetteur, des
résistivités de contact des électrodes, ainsi que les problèmes spécifiques soulevés par
l'utilisation d'une forme hexagonale orientée à 45° pour nos composants.
Enfin, le cinquième chapitre portera sur l'analyse des mécanismes physiques intervenant
dans la base du TBH GaInAs/InP. En particulier, nous nous interrogerons sur le mode de
transport des porteurs minoritaires (les électrons), en transit entre l'émetteur et le
collecteur. Une série d'expériences permettant d'apporter un élément de réponse sera
réalisée et interprétée grâce à une synthèse des résultats existant sur ce sujet dans la
bibliographie.
Introdustion - 8
1 Généralités
Le transistor bipolaire à hétérojonction (TBH), sur lequel se focalise le travail présenté ici, a
pour principale application la réalisation de circuits électroniques, pour des applications
dans le domaine des télécommunications. Dans ce chapitre, nous allons en premier lieu
présenter le contexte global des réseaux de télécommunications et des technologies de
composants électroniques dans ce domaine. Plus précisément, nous situerons la position du
TBH sur substrat de phosphure d'indium (InP) par rapport aux autres technologies
existantes. Dans une seconde partie, nous présenterons les phénomènes physiques
fondamentaux régissant le comportement du TBH. Nous exposerons enfin les principales
caractéristiques, statiques et dynamiques, de ce composant.
1.1 Une société de l'information
La plus marquante des évolutions sociales survenue durant la dernière décennie du XXème
siècle est sans doute le développement et la démocratisation de l'accès aux "technologies de
l'information". Rares sont désormais, dans notre société, les individus n'ayant pas une
utilisation quotidienne de ces technologies. Téléphonie, internet, télévision numérique, leurs
applications grand public sont multiples, mais ne sont que 'la partie visible de l'iceberg', car
la totalité des systèmes globaux économiques, bancaires, et plus généralement d'échange
d'information, repose désormais entièrement sur ces nouvelles technologies.
Ainsi,
le
développement
des
connaissances
techniques
et
scientifiques
liées
aux
télécommunications a été très intense dans les dernières décennies, et peut être comparée à
celui des technologies de l'électricité au XIXéme siècle :
« Il n'est plus un secteur d'activité, une firme ou un ménage qui ne recoure […] à des
technologies de l'information et des communications sans même souvent savoir qu'elles sont
mises en œuvre. Au même titre que l'électricité à partir de la fin du XIXème siècle diffuse ses
usages, on assiste en cette fin de siècle à une diffusion massive des technologies microélectroniques, optiques, Hertzienne, […] dans nos économies et sociétés. »
Les technologies de l'information et des communications et l'emploi en France
Rapport Direction Générale de l'Industrie, des Technologies de l'Information et des Postes,
Laurent Gille et Robert Marti, 2000.
Outre ces interrogations sur les conséquences du développement des télécommunications
pour notre société, la réalisation physique de structures permettant des échanges
Généralités - 9
d’informations
variés
et
quasi
instantanés
entre
un
grand
nombre
d’entités
géographiquement éloignées est un défi technologique de taille.
1.2 Les télécommunications optiques
Aujourd'hui, un réseau global de télécommunication ceinture la planète. Ce réseau est
composé de nombreuses ramifications allant du réseau local aux liaisons interurbaines,
ainsi que de "dorsales" (backbones), qui sont des liaisons continentales ou océaniques,
véritables artères du réseau, concentrant les débits d'information les plus importants.
Figure 1-1: Principales dorsales sous-marines du réseau global
1
Dans ce réseau, les informations sont codées numériquement sous forme de bits, unité
binaire de valeur 0 ou 1. Les signaux binaires voyagent ensuite sous forme d'un signal
optique, à travers des fibres de silice (SiO2), aussi appelées fibres optiques.
Evoquée dès 1966, l'idée de transporter des signaux à grande distance sur une fibre optique
ne se développe de façon pratique que progressivement au cours des années 70, en raison
des problèmes initiaux d'atténuation du signal lors de la propagation.2 Aujourd'hui, grâce à
de nombreuses améliorations des matériaux utilisés et des procédés de fabrication, le
transport d'information sous forme lumineuse à travers une fibre optique s'impose comme
principal moyen de communication sur les longues distances. Les débits potentiels de cette
Généralités - 10
technique, supérieurs à 10 Tb/s, ne peuvent en effet pas être concurrencés par les
techniques de communications électriques ou hertziennes.
L'évolution globale des capacités de transmission à travers une fibre optique, qui se mesure
en [débit d'information] x [distance de transmission], est représentée en Figure 1-1. On
constate en moyenne depuis 30 ans une multiplication par 10 tous les 4 ans de cette
capacité.
Produit capacité x distance
(Gbit/s.km)
6
DWDM
108
107
106
Détection
cohérente
105
104
Fibre
monomode
103
102
Fibre
multimode
tou
x10
s4
s le
s
an
95
97 99 01
Amplificateurs
à fibre dopée
à l ’Erbium
Alcatel
NTT
Nortel
101
Fujitsu
Autres
100
1970
03
Pour h uniquement
1974
1978
1982
1986
1990
1994
1998
Lucent
NE C
K DD
Tycom
2002
Années
Figure 1-2: Evolution depuis l'apparition des transmissions optiques du produit
débit x distance
3
Dans les premiers temps (année 70-90), cette progression est obtenue grâce à l'utilisation,
pour la porteuse optique, de longueurs d'onde de plus en plus judicieuses, permettant en
particulier de minimiser les phénomènes de dispersion (dispersion nulle à λ = 1.3 µm), puis
d'atténuation (0.2 dB/km à λ = 1.55 µm). Grâce à l'utilisation du multiplexage temporel
(TDM : Time division multiplexing), la voie vers les débits de 10 Gb/s et plus sur des
grandes distances (plusieurs milliers de kilomètres) est ouverte. Cette technique consiste à
intercaler entre eux des bits d'information provenant de signaux de fréquence moins élevée
que le signal transmis. Par exemple, le multiplexage temporel de 4 signaux à 10 Gb/s
produit un signal à 40 Gb/s.
Généralités - 11
10 Gb/s
10 Gb/s
4 canaux
10 Gb/s
10 Gb/s
M
U
X
40 Gb/s
Figure 1-3: Le multiplexage, fonction élémentaire des transmissions TDM, permet de
regrouper N canaux à n Gb/s en un seul canal à N x n Gb/s
Si les débits obtenus en TDM avec l'apparition, vers 1990, des amplificateurs à fibre dopée à
l'erbium (EDFA : Erbium Doped Fiber Amplifier), la principale évolution que rend possible ce
nouvel élément est le multiplexage en longueur d'onde (DWDM : Dense Wavelenght Division
Multiplexing). Cette technique consiste à superposer dans une même fibre un grand nombre
de signaux optiques à des longueurs d'ondes légèrement différentes.
λ1
λ2
...
λ3
λn-1
M
U
X
optique
λ1
λ2
λ3.
..
λn
λn
Figure 1-4: Multiplexage en longueur d'onde
Aujourd'hui, avec l'association du multiplexage temporel et du multiplexage en longueur
d'onde, des débits globaux supérieurs au Tb/s sont atteints sur de longues distances.
3
Un
record de débit de transmission a récemment été établi par une équipe d'Alcatel, avec le
multiplexage en longueur d'onde de 256 canaux à 40 Gb/s chacun, permettant d'atteindre
sur une distance de 300 km un débit de 10.2 Tb/s.4
Dans un système complet de transmission à haut débit, le signal porteur de l'information
subit de nombreux traitements. La plupart d'entre eux, comme par exemple le multiplexage
temporel, sont réalisés sur le signal alors qu'il est encore sous forme électrique, c'est-à-dire
avant sa conversion électrique/optique. La Figure 1-5 représente une simplification
grossière d'un système complet de transmission, et laisse entrevoir la multiplicité de ces
fonctions de traitement du signal électrique utilisées : multiplexage, démultiplexage,
amplification, remise en forme, récupération d'horloge, etc…
Généralités - 12
Remise en forme
Amplification
Multiplexage
...
M
U
X
Amplification
...
D
E
M
U
X
optique
M
U
X
optique
Démultiplexage
D
E
M
U
X
Récupération d’horloge
Figure 1-5: Schéma complet d'un système de transmission associant le multiplexage en
temps et en longueur d'onde
La réalisation de circuits électroniques exécutant ces fonctions, et de façon plus générale
manipulant des signaux de fréquences élevées comme ceux utilisés dans ces transmissions
à haut débit, requiert l'utilisation de composants extrêmement rapides. Ainsi, il est
généralement considéré que pour manipuler et réaliser un traitement sur un signal
numérique à une fréquence donnée, on doit disposer de composants dont la fréquence de
coupure, c'est-à-dire la fréquence à partir de laquelle la fonction élémentaire du composant
n'est plus réalisée (gain = 1 pour un transistor), est de 2 a 3 fois supérieure à la fréquence
du signal à traiter. Par exemple, la réalisation de fonctions électroniques portant sur un
signal à 40 GHz (c'est-à-dire pour un débit de 40 Gb/s), requiert des fréquences de
coupures de 120 GHz ou plus, et des composants avec 300 à 500 GHz de fréquence de
coupure sont requis pour traiter un débit de 160 Gbits/s. Ceci pourrait être la prochaine
étape dans la course aux débits.
1.3 Quel composant pour quelle application ?
1.3.1 Les III-V face à l'hégémonie du silicium
Depuis l'invention du transistor bipolaire
5
en 1947 par Bardeen et Brattain des 'Bell Labs',
l'industrie des semi-conducteurs n'a jamais cessé de progresser en volume d'activité, en
raison de l'augmentation permanente du champ d'application de l'électronique. Parmi les
matériaux de base utilisés pour la fabrication des composants, le silicium occupe une
position de quasi monopole (98 % du marché en 1995),6 et ce malgré des propriétés
physiques limitées en terme de transport de porteurs et de tenue au champ électrique.
Plusieurs facteurs donnent au silicium cette position incontournable. Tout d'abord, le
Généralités - 13
silicium possède, de façon intrinsèque et en raison de son histoire industrielle, d'importants
avantages :
•
Abondance et faible coût de la matière première (silice SiO2) utilisée pour la
fabrication des substrats
•
Existence
d'une
interface
Si/SiO2
quasi
idéale
tant
électriquement
que
technologiquement
•
Grande maturité technologique de la fabrication des composants dans cette
technologie.
Ensuite, il est à noter que cette hégémonie du silicium s'auto-entretient : en raison de
l'importance des investissements cumulés dans cette industrie depuis les années 60, toute
utilisation d'une technologie ou de matériaux alternatifs semble suspecte aux yeux des
industriels,
car
elle
impliquerait
d'importants
changements
d'infrastructure
et
d'équipements. Tous les efforts sont ainsi faits pour faire évoluer la technologie de
fabrication des composants sur silicium vers des performances de plus en plus élevées,
selon les recommandations de la feuille de route des semi-conducteurs (ITRS :
Internationnal Roadmap for Semiconductors),7 qui reprend la pragmatique loi de Moore.8
Cette évolution passe par une diminution des dimensions des composants, et implique donc
une perpétuelle réduction de la taille des dispositifs qui s'accompagne d'une forte
augmentation des coûts des moyens de production : une salle blanche capable de produire
sur des tranches de 30 cm des composants de dernière génération coûte près de 1.5
milliards d'Euros
9
! La limite intrinsèque des composants à base de silicium en dimensions
et en performances a été maintes fois prédite (limite quantique, lithographique, …), mais
jusqu'à aujourd'hui toujours repoussée, grâce à des moyens technologiques toujours plus
performants (lithographies ultimes, silicium contraint, …).
Malgré la position dominante qu'a le silicium dans le monde des composants, certaines
applications dans le domaine des hyperfréquences n'ont pu être satisfaites par la
technologie classique, et ont stimulé à partir des années 70 le développement de
composants sur une classe de matériaux semi-conducteurs alternatifs, et prometteurs de
par leurs propriétés de transport : les matériaux III-V. Cette classe de matériaux sera
présentée plus en détail au paragraphe 1.4.3. Le secteur des composants électroniques sur
matériaux III-V a depuis les années 80 bénéficié d'un important effort de recherche,
permettant dans certains cas leur utilisation industrielle (technologie GaAs pour les
amplificateurs de puissance dans les téléphones mobiles par exemple).
Ainsi, les composants sur matériaux III-V sont, aujourd'hui l'une des alternatives au
silicium, pour certaines applications où de très hautes fréquences de fonctionnement sont
Généralités - 14
requises. Pour survivre face à la concurrence de la filière silicium, les composants III-V n'ont
d'autre perspective que de s'imposer, par leurs performances inégalées, dans des marchés
de 'niche' où leur coût est compétitif.
Ce travail de thèse prenant place dans le domaine des circuits intervenant dans les
systèmes de télécommunication optique, nous allons passer en revue, pour ce domaine, les
performances des principales technologies existantes.
1.3.2 Le HEMT et les applications analogiques
Le transistor à haute mobilité électronique (HEMT : High Électron Mobility Transistor), est
un transistor à effet de champ sur III-V. Le HEMT intègre un canal de conduction non dopé
dans lequel les porteurs bénéficient des très fortes valeurs de mobilité des matériaux III-V
(GaAs ou GaInAs). Les principaux avantages du HEMT par rapport à ses concurrents, et en
particulier face au transistor bipolaire à hétérojonction (TBH), sont :
•
Le faible bruit haute fréquence
•
Les fréquences de transition et maximales d'oscillation élevées
Grâce à ces deux caractéristiques, le HEMT sera généralement préféré dans les applications
analogiques, comme l'amplification haute fréquence faible bruit ou de puissance. En
revanche, la dépendance des caractéristiques du HEMT (performances dynamiques et
tension de pincement) à certains paramètres technologiques (définition lithographique de la
grille), confère une moins bonne homogénéité et reproductibilité des caractéristiques
électriques à ce composant qu'au TBH. Par ailleurs, la transconductance du HEMT, qui est
faible comparée à celle du TBH, le rend plus sensible aux capacités parasites du circuit, et
aussi moins facilement "pilotable" en courant. Pour ces raisons, le HEMT apparaît moins
bien adapté aux application logiques que le transistor bipolaire.
Le record actuel des plus hautes performances fréquentielles de HEMT revient à une équipe
japonaise, avec un couple ft/fmax de 547 GHz / 400 GHz, pour un composant sur InP.10
Malgré ces inconvénients, la technologie HEMT permet de réaliser des circuits à très hautes
fréquences pour les télécommunications.11
1.3.3 Les applications logiques : la guerre des TBH
Le transistor bipolaire à hétérojonction (TBH) est un équivalent sur matériaux composés du
transistor bipolaire à homojonction sur silicium. Par rapport à ce dernier, le TBH intègre
Généralités - 15
une hétérojonction base-émetteur qui lui permet d'utiliser une couche de base peu résistive
et
ainsi
d'atteindre
des
performances
fréquentielles
élevées.
La
structure
et
le
fonctionnement du TBH seront présentées en détail au paragraphe 1.4.4.
Par rapport à celles souhaitées pour les circuits analogiques, les caractéristiques requises
au niveau du composant pour la fabrication de circuits numériques sont différentes. Dans
ce domaine, c'est le transistor bipolaire à hétérojonction (TBH) qui répond le mieux à ces
attentes. Les caractéristiques du TBH qui font de lui un bon candidat pour la conception de
circuits numériques sont :
•
Les performances fréquentielles (fT et fmax) élevées.
•
La caractéristique exponentielle de la diode émetteur-base, induisant une
transconductance élevée favorable au fonctionnement en commutation.12
•
La capacité à travailler à des densités de courant et des tensions élevées, grâce
aux importantes tensions de claquage BVCE.
•
La bonne homogénéité et reproductibilité des performances et caractéristiques
électriques, qui en raison de la nature verticale du transport électronique dans la
structure TBH, sont contrôlées par les paramètres épitaxiaux indépendamment
de la lithographie.
Dans le domaine des circuits logiques, la compétition entre composants silicium et III-V est
incarnée par la course aux performances que se livrent les technologies TBH sur InP et TBH
à base SiGe sur silicium. La technologie bipolaire SiGe est intégrable avec la technologie
MOS classique, comme dans le cas de la technologie BiCMOS, qui est elle-même une
intégration de transistors bipolaires et transistors MOS. Cette solution technologique permet
donc de réaliser des circuits très haute fréquence sans sortir de l'environnement silicium, et
donc de bénéficier de ses avantages en terme de maturité, de coût de fabrication (le passage
de la technologie bipolaire Si à SiGe n'augmente le coût que de 15 %),13 et de densité
d'intégration.
1.3.4 Le TBH SiGe
Le concept du TBH "SiGe" constitue une évolution du transistor à homojonction sur
silicium, qui consiste à introduire dans la couche de base une proportion de germanium
(Ge), dans le but de former un alliage SixGe1-x. Cette évolution du matériau de base a
plusieurs avantages pour la structure de bandes et les propriétés de transport.
•
Le SiGe possède une énergie de bande interdite plus faible que le silicium, et une
discontinuité
de
bande
de
valence
se
forme
à
l'interface
Si/SixGe1-x
Généralités - 16
(∆EV = 150 meV pour x = 0.2 ). Le composant formé est donc un transistor à
hétérojonction, ce qui permet, tout comme dans le cas du TBH III-V, de doper
fortement la base et d'augmenter ainsi les performances fréquentielles du
composant (Cf paragraphe 1.4.4.3).
•
Les électrons et les trous possèdent une mobilité plus élevée dans SiGe que dans
Si. Cela favorise, d'une part, des temps de transit électroniques faibles (mobilité
électronique), et d'autre part, une résistance de base faible (mobilité de trous).
Ces deux caractéristiques vont dans le sens de meilleures performances
fréquentielles.
•
En variant la proportion de germanium dans l'alliage de base du TBH SiGe (base
graduelle), un pseudo champ électrique est créé dans cette couche, ce qui a pour
effet de balayer les électrons injectés, et donc d'améliorer le temps de transit et
les performances fréquentielles du composant. Le principe de la base graduelle
est détaillé au chapitre 3.
Contrairement à sa concurrente III/V, la technologie SiGe bénéficie des avances
technologiques réalisées depuis des décennies sur les composants silicium. Deux
possibilités technologiques issues du silicium sont particulièrement appréciables :
•
Les technologies de lithographie et de gravure, très avancées sur silicium,
permettent d'utiliser des dimensions latérales très faibles. Ceci permet, par une
réduction des éléments parasites (résistance, capacité, …) du composant, de
compenser les qualités physiques moyennes des matériaux à base de silicium.
•
Les contacts ohmiques peuvent être répartis sur des surfaces importantes grâce
à l'utilisation de dépôts de polysilicium dopé. Le polysilicium a une très faible
résistance de contact avec les matériaux à base de silicium, ce qui permet de
réduire fortement les dimensions intrinsèques du composant, sans être pénalisé
par les résistances de contact.
La figure suivante présente un exemple de technologie de TBH SiGe, ainsi que l'intérêt du
report de contacts grâce au polysilicium.
Généralités - 17
Emetteur
Poly-Si n+
Contact Emetteur
Contact Collecteur
Collecteur
Poly-Si n+
Contact Base
Poly-Si p+
Base SiGe p+
n+
Collecteur implanté
Sous-collecteur n+ enterré
Tranchée
d’isolation
Substrat p-
Figure 1-6: Coupe transversale schématique d'un TBH SiGe
14
Les performances des dispositifs SiGe ont fortement progressé ces dernières années en
raison d'un important effort de recherche et développement, comme le montre le nombre
d'acteurs industriels de la recherche sur ce sujet. Les résultats les plus marquants sont
regroupés dans le tableau suivant.
fT
fmax
BVCE0
350
170
1.4
270
260
1.6
Infineon
150
180
STMicroelectronics
166
Hitachi
IBM Microelectronics
IHP
WE
Année
0.12
2002
14
1.5
0.35
2003
15
175
1.8
0.13
2003
16
201
227
-
0.15
2003
17
190
243
1.9
0.18
147
180
2.5
2003
-
18, 19
Tableau 1-1: Etat de l'art des TBH SiGe
Au niveau de la réalisation de circuits, la technologie SiGe, tout en conservant dans la
plupart des cas la compatibilité avec la technologie CMOS sur silicium, semble avoir prouvé
sa capacité à concurrencer les III-V sur les débits de 40 Gb/s, et même au-delà. Des
résultats récents présents dans la littérature font ainsi état de diviseurs statiques et
dynamiques
20
respectivement à 86 GHz et 100 GHz, d'un multiplieur
45 GHz, d'une bascule-D
22
21
(quadrupleur) à
ainsi que d'un circuit complet de récupération d'horloge
23
à
40 Gb/s.
Généralités - 18
On note toutefois dans le tableau précédent les faibles valeurs de BVCE (tension de claquage
en émetteur commun) des dispositifs SiGe, par rapport aux valeurs obtenues sur III-V, audessus de 6 V. Cette caractéristique limite en outre la tension délivrable par les circuits
SiGe, qui ne peuvent ainsi concurrencer les technologies III-V pour certaines applications où
de fortes tensions de sortie sont requises (circuit de commande, amplificateurs de
puissance, …).
1.3.5 Où l'on reparle du CMOS
Il est aussi à noter qu'avec la constante avancée des performances de la technologie
classique CMOS sur silicium, on peut légitimement se demander si cette dernière ne sera
pas à terme capable de satisfaire aux exigences des circuits numériques pour les
télécommunications. Ainsi, des performances au-delà des 150 GHz ont été rapportées pour
des transistors MOS :
fT
fmax
Année
IBM
178
193
2001
24
Mitsubishi
114
135
2001
25
Fujitsu
120
185
2001
26
Tableau 1-2: Etat de l'art des transistors CMOS
Ces performances remarquables au niveau composant permettent de réaliser des circuits
numériques et analogiques fonctionnant à très haute fréquence, comme un multiplexeur
et un démultiplexeur 40 Gb/s, ainsi qu'un oscillateur contrôlé en tension
28
27
(VCO : voltage
controled oscillator) à 51 GHz. Avec l'arrivée de nouvelles techniques (silicium contraint,
Silicon on Nothing,…) qui permettront à la technologie CMOS de progresser encore vers de
plus hautes fréquences, cette technologie semi-séculaire pourrait bien, dans un futur
proche, faire figure de troisième protagoniste dans la compétition TBH SiGe/III-V pour les
circuits très hautes fréquences. Malgré cela, le CMOS ne semble pas en mesure
actuellement de s'affranchir de son importante limitation en tension de sortie, tout comme
le TBH SiGe, ce qui permet de rendre les composants III-V encore irremplaçables pour
certaines applications où une tension de sortie importante est requise.
Généralités - 19
1.3.6 Le TBH InP : En phase de maturation
Les deux principaux matériaux III-V de base utilisés pour la fabrication de composants, sont
le GaAs (arséniure de gallium) et l'InP (phosphure d'indium). Si le développement des
composants sur GaAs a sans doute atteint un stade plus avancé que sur InP, c'est toutefois
sur ces derniers que les performances les plus prometteuses sont atteintes, et que la plus
grande partie des efforts de recherche se concentre actuellement. C'est pour cette raison que
nous restreindrons cette présentation du domaine des III-V aux composants sur substrat
d'InP.
Contrairement aux technologies CMOS et SiGe sur silicium qui ont acquis une grande
maturité, la technologie du TBH sur InP est jeune de seulement une dizaine d'années, et n'a
hérité, à ses débuts, que d'une partie de la maturation des procédés sur GaAs. Les procédés
de fabrication des TBH sur substrat d'InP ont été développés dans les laboratoires de
recherche (aussi bien publics que privés) durant les années 90, et les premières compagnies
proposant commercialement des réalisations à base de ces composants sont apparues peu
après l'an 2000.
Pour comparaison, le tableau suivant dresse un récapitulatif des performances les plus
élevées de TBH sur InP publiées par des équipes de recherche. Un état de l'art détaillé des
technologies de fabrication du TBH InP sera dressé au paragraphe 1.7.
Laboratoire
fT
(GHz)
fmax
(GHz)
BVCE0
(V)
UCSB
71
370
375
5
UCSB
72
204
1080
8
UIUC
75
509
219
2.7
Tableau 1-3: Performances les plus marquantes des TBHs sur InP
En plus de la capacité à délivrer des tensions de sortie plus élevées, il apparaît clairement
que les performances fréquentielles ultimes obtenues sur TBH InP sont supérieures à celles
obtenues par la technologie concurrente SiGe. Les TBH InP sont en fait, à ce jour, les
transistors les plus rapides existants. Certaines des réalisations présentées ici se basent sur
des fabrications technologiques "acrobatiques" souffrant de très mauvais rendements et
reproductibilités. Si elles ne sont sans doute pas toutes utilisables industriellement, ces
réalisations ont le mérite de démontrer le potentiel important de l'utilisation de ce matériau.
Ce potentiel pourra sans doute être pleinement utilisé dans des réalisations industrielles
Généralités - 20
lorsque le TBH bénéficiera d'une maturité suffisante, en particulier au niveau des
dimensions lithographiques.
L'application du TBH InP se focalisant sur les circuits rapides pour les télécommunications
optiques, les réalisations de circuits logiques sont nombreuses. Le TBH InP permet
globalement de réaliser toutes les fonctions nécessaires à la constitution d'une liaison
complète à 40 Gb/s. Les circuits suivants ont ainsi été présentés dans la littérature:
bascule-D à 48 Gb/s,29 diviseur statique à 100 GHz,30 Multiplexeur à 80 Gb/s,31
Démultiplexeur ainsi que circuit de récupération d'horloge à 40 Gb/s.32
Figure 1-7: Photo et diagramme de l'oeil à 80 Gb/s d'un circuit multiplexeur à base de TBH
InP, réalisé au laboratoire
31
Une illustration des performances attendues sur les TBH InP et les circuits réalisés dans
cette technologie est donnée par les objectifs que l'agence gouvernementale américaine
DARPA (Defense Advanced Research Projects Agency) s'est fixée pour son programme de
financement de recherche dans ce domaine.33, 34
Pré-programme
Phase I
Phase II
Largeur d'émetteur (µm)
1.0
0.25
0.15
ft/fmax (GHz)
200/200
350/400
500/500
Densité de courant (kA/cm²)
200
500
1000
Vitesse circuit bascule (GHz)
75
150
250
Tableau 1-4: Etapes et objectif du programme TFAST
Généralités - 21
Alors que de nombreuses équipes de recherche travaillent depuis 10 ans environ à améliorer
les performances de TBH sur InP, quelques compagnies proposent commercialement la
fabrication de ces composants. Pour certains, les procédés utilisés ont été développés dans
des laboratoires de recherche, comme cela est mentionné dans la tableau suivant. Les
composants proposés sont à des niveaux de performance en dessous de ceux des
laboratoires de recherche, en raison de la nécessité pour les commercialiser d'avoir des
rendements de fabrication excellents, ainsi que de bonnes tenues en vieillissement.
Localisation
Technologie
provenant de
Performances
ft/fmax (GHz)
Alpha Industries
Massachusets, USA
-
> 120
Innovative Processing AG
Duisburg, Allemagne
Gerhard-Mercator
University, Duisburg
> 100
Global Communication
Semiconductor
Californie, USA
HRL
> 130 / 180
Opnext
Yokohama, Japon
Hitachi
-
Ommic
Limeil-Brevannes,
France
OPTO+
180 / 180
Velocium
Californie, USA
TRW
150 / 200
Vitesse
Californie, USA
-
150 / 150
Xindium Technologies
Illinoi, USA
University of Illinois,
Urbana-Champaign
160 / 250
Yokogawa
Japon
-
-
Tableau 1-5: fonderies proposant commercialement par des TBHs sur InP
Finalement, il apparaît que le développement des composants à base de III-V, et en
particulier à base d'InP, a été très rapide dans les dix dernières années. A l'heure actuel les
technologies classiques à base de silicium ne parviennent pas à atteindre des niveaux de
performances équivalent. En revanche, ces solutions restent très attractives en raison de
leur grande maturité technologique, et de coût de revient relativement faible.
Généralités - 22
1.4 Présentation du TBH InP
1.4.1 Historique du TBH
L'histoire du transistor bipolaire débute en 1947, avec la découverte de l'effet d'amplification
du courant par J. Bardeen et W.H. Brattain en 1947 aux Bell Labs.5 L'idée de l'utilisation
d'un émetteur à large bande interdite apparaît rapidement, et W.B. Shockley dépose le
brevet fondateur du principe de l'hétérojonction en 1951.35 Par la suite, H. Kroemer pose les
bases théoriques du fonctionnement du transistor à hétérojonction,36 ces travaux lui valant
l'attribution du prix Nobel de physique en l'an 2000.37
Les premières réalisations expérimentales de transistors à hétérojonction datent des années
70, les technologies disponibles avant cette date ne permettant pas la réalisation
d'hétérojonctions abruptes. Les premiers TBH sont fabriqués sur substrat d'arséniure de
gallium, en exploitant l'hétérojonction GaAs/AlGaAs réalisée par épitaxie en phase liquide.38
Le TBH sur GaAs a été dans les années 80 l'objet de nombreuses études à travers le monde.
C'est au début des années 80 qu'apparaissent les premières réalisations de transistors
bipolaires à hétérojonction sur InP. Outre le potentiel de ce composant en vitesse de
fonctionnement, supérieur à son homologue sur GaAs, c'est sans doute la possibilité
d'intégration avec des composants optoélectroniques qui pousse des opérateurs en
télécommunication, comme ATT ou NTT, à se lancer dans la course aux performances.
1.4.2 Le TBH InP à OPTO+
La genèse de l'étude actuellement menée au laboratoire remonte au milieu des années 70,
avec le démarrage au Centre National d'Etudes en Télécommunications (CNET) de Bagneux
d'un projet de recherche sur le TBH sur substrat de GaAs. Le projet sur InP est lancé en
1993, et débouche, en 1996 sur une première structure à double hétérojonction.39 La
structure est progressivement améliorée par l'optimisation de la jonction base-collecteur et
l'ajout de la base graduelle en composition.40 Par la suite, l'utilisation d'une technologie
auto-alignée et de dimensions réduites a permis d'obtenir des composants avec des
fréquences de coupures fT/fmax respectivement de 180 GHz et 200 GHz, amenant ainsi le
laboratoire à l'état de l'art des réalisations de TBHs InP orientés circuits.41
En 2000, l'équipe du CNET travaillant sur les composants bipolaires est intégrée au sein du
laboratoire Opto+, faisant partie du groupe Alcatel. L'activité TBH se poursuit, avec la
réalisation de circuits numériques à 40 Gb/s et plus : MUX,31 sélecteur,42 bascule.29 C'est
dans ce cadre que prend place le travail de thèse présenté ici.
Généralités - 23
1.4.3 Les matériaux III-V
Le matériau le plus répandu pour la réalisation de dispositifs électroniques est sans aucun
doute le silicium, cet état de fait a été présenté au début de ce chapitre. Il a aussi été évoqué
que certaines applications, en particulier dans le domaine des hyperfréquences, ne
semblaient pas à la portée des composants silicium, du moins à leurs débuts. La limitation
du silicium provient principalement de ses médiocres propriétés de transport, c'est-à-dire
des faibles vitesses que peuvent atteindre les électrons dans ce matériau. Deux autres
limitations de la technologie silicium, l'impossibilité de réaliser des hétérojonctions et
l'absence de substrats isolants, ont été résolues récemment avec l'apparition des alliages
silicium-germanium SiGe (paragraphe 1.3.4), et de la technique "silicon on insulator" (SOI).
Là où le silicium était limité, une autre classe de semi-conducteurs, celle des matériaux IIIV, se montre bien appropriée. Les matériaux III-V constituent une famille d'alliages, formés
en proportion stœchiométriques d'éléments des colonnes III (indium, gallium, aluminium) et
V (arsenic, phosphore, antimoine) de la classification périodique des éléments. Ce type
d'alliage cristallise en structure zinc-blende, avec un certain paramètre de maille qui dépend
de la composition de l'alliage utilisé. Outre les excellentes propriétés de transport
électronique de cette famille de matériaux que nous détaillerons par la suite, un intérêt
majeur des matériaux III-V est la possibilité de réaliser des hétérojonctions, c'est-à-dire de
juxtaposer des régions de matériaux avec des énergies de bande interdite différentes. La
Figure 1-8 représente les principaux alliages III-V, en fonction de leur paramètre de maille et
de leur énergie de bande interdite.
Figure 1-8: Energie de bande interdite des alliages III-V en fonction de leur paramètre de
maille cristalline. A l'accord de maille sur l'InP, on trouve le GaInAs, l'AlInAs et le GaAsSb.
Généralités - 24
Parmi les alliages III-V, l'arséniure de gallium (GaAs) et le phosphure d'indium (InP) jouent
un rôle particulier car ils sont utilisés comme substrat. La conservation d'un paramètre de
maille constant dans la structure de couche d'un composant implique que l'on ne peut pas
utiliser n'importe quel matériau sur n'importe quel substrat. Ainsi, le paramètre de maille
de l'InP est d'environ 5.87 Å, et seuls des alliages ayant un paramètre de maille égal ou très
proche pourront être déposés sur un substrat d'InP. Ces alliages se trouvent, dans la figure
précédente, sur une ligne verticale passant par l'InP, et sont Ga0.47In0.53As, Al0.48In0.52As, et
GaAs0.5Sb0.5.
1.4.3.1 Les hétérojonctions
Sur substrat d'InP, un matériau à l'accord de maille fréquemment utilisé est Ga0.47In0.53As.
Ce matériau possède une énergie de bande interdite plus faible que l'InP, et présente avec ce
dernier des discontinuités d'énergie en bande de valence et en bande de conduction. La
Figure 1-9 représente les discontinuités de bandes entre InP et GaInAs.
InP
0.24eV
1.35eV
Ga0.47In0.53As
0.75eV
0.37eV
Figure 1-9: Hétérojonction InP/GaInAs
Comme nous le verrons par la suite, le GaInAs est présent dans la structure de couche des
composants étudiés dans ce travail, et l'hétérojonction InP/GaInAs joue un rôle fondamental
dans le fonctionnement de ces dispositifs.
1.4.3.2 Des matériaux rapides
Les matériaux III-V sont remarquables par leur propriétés de transport électronique. Leurs
structures de bande sont le plus souvent de nature directe avec de fortes courbures de
bande en fonction du vecteur d'onde électronique. Cette caractéristique confère aux
électrons en mouvement de faibles masses effectives, c'est pourquoi ces électrons sont très
mobiles.
Généralités - 25
Vitesse électronique (107 cm/s)
Champ électrique (kV/cm)
Figure 1-10: Vitesse de dérive des électrons en régime stationnaire, en fonction du champ
électrique, pour des matériaux III-V accordés sur InP. Source : D. Ankri, L'écho des
recherches
44
La Figure 1-10 représente les vitesses de dérive électronique à l'équilibre pour différents
matériaux lorsqu'un champ électrique est appliqué. Comme on l'observe dans le cas des
matériaux III-V, la vitesse croît aux faibles valeurs de champ, puis décroît au-delà d'un
certain champ critique. Ce phénomène est dû au passage des électrons de la vallée Γ à la
vallée L où la masse effective est plus forte. Ce passage est possible dès que l'énergie
cinétique acquise par les porteurs est suffisante. Le champ critique est donc déterminé par
la séparation énergétique EΓ-L. Pour certaines compositions des alliages III-V, cette
séparation énergétique est importante, ce qui permet aux porteurs de conserver une forte
mobilité jusqu'à des champs électriques élevés, et ainsi d'atteindre des vitesses importantes.
La vitesse des électrons pour cette valeur de champ est appelée vitesse maximale. Pour les
champs électriques élevés, les électrons sont repartis dans les vallées latérales, leur énergie
augmente peu, et la vitesse dite de saturation est atteinte.
Généralités - 26
Figure 1-11: Structure de bandes du GaAs, représentatif des composés III-V. Source :
D. Ankri, L'écho des recherches
44
On observe par ailleurs que la vitesse électronique à faible champ dans le GaInAs est plus
élevée que dans les autres alliages, ce qui caractérise sa très forte mobilité. Cette propriété
est appréciable dans la couche de base de nos composants, comme cela sera présenté au
chapitre 5.
Le tableau suivant récapitule les propriétés de transport des alliages GaAs, InP et GaInAs,
ainsi que celles du silicium. Les avantages du système InP/GaInAs en terme de transport
sont évidents par rapport au silicium, et restent importants, quoique de moindre façon, par
rapport au système GaAs/AlGaAs.
Propriétés à 300 K
Largeur Bande Interdite (eV)
Champ critique (kV/cm)
GaAs
1,42
43
3.5
In0,53Ga0,47As
InP
1,35
43
0,75
10
3
Vmax (107 cm/s)
2.1
44
2.2
44
2.35
Vsat (107 cm/s)
0.8
44
1.5
44
0.7
µn (cm²/Vs)
8500
µp (cm²/Vs)
400
45
45
4600
150
43
45
45
44
44
15 000
300
46
46
Tableau 1-6: Caractéristiques comparées de GaAs, InP et GaInAs
Généralités - 27
1.4.4 Principe de fonctionnement du TBH
1.4.4.1 Généralités
Le fonctionnement du Transistor Bipolaire à Hétérojonction (TBH) est basé sur le même
principe que celui du transistor bipolaire classique, qui consiste à créer une région (la base)
dans laquelle, par l'intermédiaire de la polarisation émetteur-base (VBE), l'injection d'un
faible courant électrique (le courant de base IB) contrôle un important courant d'électrons (le
courant d'émetteur IE) émis par une jonction p-n (la jonction émetteur-base). Ce courant
émis est par la suite dissocié du courant de base grâce à une deuxième jonction p-n (la
jonction base-collecteur). Ainsi, un transistor est un dispositif réalisant une fonction
d'amplification de courant, car un faible courant (IB) en détermine un autre, beaucoup plus
important (IE). Chaque jonction pn correspondant à un dispositif de type diode, le transistor
bipolaire peut être représenté comme un assemblage de deux diodes tête-bêche.
En
technologie
III-V,
la
fabrication
du
transistor
bipolaire
reprend
toujours
un
enchaînement d'étapes similaire à celui-ci :
•
Croissance épitaxiale de la totalité des couches du composant
•
Gravure des couches d'émetteur, de base, de collecteur, et dépôt des électrodes
de contact de manière à former un composant avec la géométrie voulue.
Une réalisation simple, dite à géométrie 3 mesa, est présentée en figure suivante.
Contact
émetteur
Contact
base
Contact
collecteur
2µm
Figure 1-12: TBH 3 mesa après gravure des couches et dépôt des électrodes
1.4.4.2 Transistor bipolaire à homojonction : le principe du gain
Le fonctionnement du transistor bipolaire se comprend aisément grâce à son diagramme de
bandes d'énergie, présenté en Figure 1-13.
Généralités - 28
Base
Émetteur
InE
Collecteur
------
IE
IC
+++
++
InC
IB
IB
Figure 1-13: Digramme de bande simplifié du transistor bipolaire sous polarisation. En
dessous est représentée l'analogie avec deux diodes montées tête-bêche
Le niveau d'injection d'électrons par la jonction émetteur-base est contrôlé par la
concentration de trous dans la base, lui-même déterminé par la polarisation émetteur-base.
A un courant de base donné, correspond une unique valeur de courant d'émetteur, plus
élevée. Le courant d'émetteur est ensuite collecté dans une zone où règne un champ
électrique : le collecteur. Le rapport des courants de collecteur et de base est appelé le gain.
β = IC / IB
Dans un dispositif à homojonction, le mécanisme qui fixe le niveau de courant d'émetteur à
un niveau de courant de base donné est l'équilibre électrique au niveau de la jonction, c'està-dire que le gain est fixé par le rapport des courants d'électrons et de trous traversant la
jonction émetteur-base.
In
--------------+++++++
++++++
Ip
Figure 1-14: Homojoction n-p
Ce rapport est (toujours dans le cas d'une homojonction) celui des niveaux de dopages de
part et d'autre de la jonction. On a donc dans ce cas :
β = IC / IB = In / Ip ~ NDE / NAB
Généralités - 29
où NDE et NAB sont les niveaux de dopage de l'émetteur et de la base.
Ainsi, une base faiblement dopée est nécessaire pour obtenir un gain élevé dans un
transistor à homojonction, et c'est ici que se trouve la limitation intrinsèque de ce
composant. En effet, le faible niveau de dopage implique que de fortes épaisseurs de base
soient employées pour réduire la résistance de la couche. Ces fortes épaisseurs de base
impliquent des temps de transit élevés pour les électrons, ce qui exclut tout fonctionnement
à très haute fréquence du composant. Il est à noter que les temps de transit des électrons
dans la base d'un transistor à homojonction sont très élevés car le transport des électrons
est diffusif (ce point sera développé dans le chapitre 5).
1.4.4.3 Spécificité du TBH : rôle de l'hétérojonction
L'évolution de la structure du transistor à homojonction vers une structure à hétérojonction
permet de lever la limitation liée au dopage de base. Dans une hétérojonction pn, la
discontinuité de bande de valence représente, pour les trous de la région p, une barrière de
hauteur ∆Ev.
In
---------------
∆Ev
+++++++
++++++
Figure 1-15: Hétérojonction n-p
Dans le cas d'un transistor où l'on a une hétérojonction émetteur-base, le courant de trous
Ip injecté de la base vers l'émetteur est fortement diminué, et le gain maximum s'exprime
alors, si ∆Ev représente la discontinuité de la bande de valence :
β = IC / IB = In / Ip ~ NDE / NAB exp(∆EV/kT)
Le gain est considérablement augmenté par la présence de la discontinuité. Dans le cas
d'une hétérojonction InP/InGaAs telle que présentée au paragraphe 1.4.3.1, on a
∆EV = 0.37 eV, ce qui donne dans l'expression du gain un facteur exp(∆EV/kT) ~ 2 x 106. En
Généralités - 30
pratique, la présence d'une discontinuité de bande de valence permet d'utiliser un dopage
de base élevé tout en conservant un niveau de gain en courant satisfaisant. Notons que
dans ce cas, le gain n'est plus limité par l'injection de la jonction émetteur-base, mais par
les recombinaisons des électrons qui transitent dans la base (ce point sera discuté en détail
au chapitre 5).
Le niveau de dopage élevé dans la base permet de lever le verrou qui interdisait au
transistor à homojonction de fonctionner dans le domaine des hautes fréquences. En effet,
grâce à la faible résistivité du matériau fortement dopé, il est désormais possible d'utiliser
une couche de base très peu épaisse tout en conservant une résistance de couche modérée.
Ainsi, on peut simultanément avoir un temps de transit de base et une résistance de base
faibles, ce qui permet au composant de fonctionner à de très hautes fréquences, pour
lesquelles ces deux caractéristiques sont fondamentales.
1.4.4.4 Diagramme de bandes
La structure de bande d'un Transistor Bipolaire à Simple Hétérojonction (TBSH) est
présentée à la figure 1-16. Dans ce dispositif l'émetteur est constitué d'un matériau grand
gap de façon à générer une discontinuité de bande de valence à la jonction émetteur-base.
Les couches de base et de collecteur sont réalisées avec un matériau petit gap.
Emetteur
Base
Emetteur
Base
Collecteur
Collecteur
(b)
(a)
figure 1-16: Diagrammes de bande à l'équilibre d'un TBH à simple hétérojonction (a), et à
double hétérojonction avec collecteur graduel (b)
A cette première hétérojonction émetteur-base, il peut être intéressant d'en ajouter une
deuxième à la jonction base-collecteur, car la présence d'un matériau de grande bande
interdite dans le collecteur permet au composant de travailler à des tensions de sortie plus
importantes sans subir de phénomène de claquage. Cette caractéristique sera détaillée par
Généralités - 31
la suite (chapitre 3). Dans ce cas on obtient un Transistor Bipolaire à Double Hétérojonction
(TBDH) , dont le diagramme de bande est représenté en figure 1-16.
1.5 Caractéristiques statiques du TBH
Si la finalité du TBH est le plus souvent son fonctionnement dynamique, c'est-à-dire avec
des signaux variables à de très hautes fréquences, l'analyse des caractéristiques statiques
du composant, c'est-à-dire en régime de tension et de courants continus, s'avère
indispensable à sa compréhension. Commençons par expliciter les courants électriques qui
traversent le TBH lorsque celui-ci est soumis à une polarisation.
1.5.1 Origine des courants
En régime de fonctionnement normal, le transistor est soumis à une tension positive VCE,
qui se répartit entre les deux diodes émetteur-base et base-collecteur. La jonction émetteurbase est par ailleurs polarisée en direct par une tension positive VBE, et injecte un courant
d'électrons dans la base. Ce courant est collecté par la jonction base-collecteur.
Émetteur
IE
InE
Base
Collecteur
IrB
ICB
IpE
IC
IB
VBE
VCB
VCE
Figure 1-17: Origine des principaux courants traversant le TBH sous polarisation
Tout d'abord, la loi de conservation des courants s'applique dans le composant, on a donc :
IE = IB + IC
Généralités - 32
Exprimons les courants terminaux du transistor. Le courant d'émetteur est la somme des
courants d'électrons (InE) et de trous (IpE) traversant la jonction émetteur-base.
IE = InE + IpE
Toutefois, en raison de la barrière de diffusion que la discontinuité de bande de valence
représente pour les trous, on peut négliger le courant de trous (Ipe ~ 0). En effet, en
reprenant l'expression du gain maximal, pour des dopages d'émetteur et de base à
2 x 1017 at/cm3 et 3 x 1019 at/cm3 respectivement, on obtient un rapport IpE/InE ~ 15000.
On peut donc négliger IpE devant InE, et on obtient ainsi :
IE = InE = IsE [exp(VBE/kT) – 1]
où Ise est le courant de saturation de la jonction émetteur-base.
Le courant de trous injecté par la base dans l'émetteur étant négligeable, le courant de base
provient de la jonction base – collecteur, ainsi que des recombinaisons entre les trous
présents dans la couche et les électrons injectés, ce courant de recombinaison pouvant être
séparé en quatre sources.
IB = - ICB + IrB + IrEB + IrsB + IriB
où IrB provient des recombinaisons se produisant au cœur de la base, dans le matériau luimême, lors du transit des électrons. Nous verrons au chapitre 3 que pour une base GaInAs,
ces recombinaisons sont principalement de type Auger. IreB provient des recombinaisons
dans la zone de charge d'espace base-émetteur, essentiellement de type SRH. Ces
recombinaisons sont peu importantes pour une base GaInAs, mais peuvent l'être beaucoup
plus pour une base GaAs. IriB et IrsB sont respectivement les recombinaisons à l'interface
base-émetteur et à la surface externe de la base. Ces deux courants dépendent fortement de
la qualité cristalline du matériau, de l'interface base-émetteur, ainsi que de la passivation
des flancs externes de la base.
Pour un composant réalisé sur des couches cristallines de bonne qualité, et ayant subi un
processus de passivation efficace, seul le courant de recombinaison IrB est à prendre en
compte dans les conditions de fonctionnement standard, c'est-à-dire à une densité de
courant d'émetteur au delà de 1 kA/cm². La jonction base-collecteur étant polarisée en
inverse, le courant ICB ne peut provenir que de fuites ou bien d'effets d'avalanche à fort
courant. Cette source de courant de base n'est pas à prendre en compte dans le cadre d'un
fonctionnement normal. On peut alors considérer que l'on a :
Généralités - 33
IB = IrB
Le courant de collecteur provient essentiellement de la collection du courant d'électrons
émis par l'émetteur et ayant traversé la base. Le courant dû à un effet d'avalanche dans la
jonction base-collecteur peut être négligé en fonctionnement standard.
IC = InE - IrB
Le principe d'amplification du transistor réside dans le fait que la proportion d'électrons se
recombinant lors de leur traversée de la base est faible. On définit ainsi le facteur de
transport α, aussi appelé gain en base commune, par :
IC = α IE = IE - IB
Pour un composant avec un gain élevé, le courant de base est petit devant le courant
d'émetteur, α est donc très proche de 1. Le facteur α peut être relié au gain statique en
courant, en utilisant l'équation de conservation du courant.
β = IC / IB = IC / IE – IC = α / 1-α
Ainsi, dans le cas d'un fonctionnement idéal du TBH, les courants terminaux s'expriment en
fonction du courant de collecteur :
IE = IC (1+ 1/β)
IB = IC/β
1.5.2 Le tracé de Gummel
Le tracé de Gummel (Gummel plot) consiste à mesurer simultanément les courants de base
et de collecteur (IB et IC) en fonction de la tension émetteur-base (VBE). La polarisation basecollecteur est généralement maintenue nulle. Le tracé de Gummel est représenté avec une
échelle logarithmique en courant, le gain (β = IC/IB) correspond donc à l'écartement entre les
deux courbes.
Un tracé de Gummel typique de TBDH est représenté en Figure 1-18, et le gain
correspondant apparaît à la Figure 1-18 (a). Notons que la chute brutale du gain observée
sur la courbe (b) est caractéristique d'un composant à double hétérojonction, comme cela
est détaillé par la suite.
Généralités - 34
0,1
60
Region 2
0,01
Region 1
50
Region 4
1E-3
Region 1
IC, IB (A)
IC
1E-5
Region
3
Region 2
Region 4
40
Region
3
1E-6
30
IB
20
1E-7
1E-8
10
1E-9
0
1E-10
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
VBE
VBE
(a)
(b)
Figure 1-18: Diagramme de Gummel (a) et gain associé (b). Surface du contact d'émetteur
2 x 10 µm²
1.5.2.1 Région 1 : Le courant de base est dominé par les recombinaisons et les fuites
Pour les faibles valeurs de VBE , la jonction émetteur-base injecte peu de courant dans la
base, et celui-ci se recombine presque intégralement sur les centres recombinants en
surface ou en volume dans la zone de charge d'espace de l'hétérojonction. La polarisation
base-collecteur est nulle (VBC = 0), le courant de fuite ICB n'intervient donc pas ici. Le
courant de base à faible VBE est ainsi dominé par les termes des recombinaisons :
IB = IrEB + IrsB + IriB
En raison de la variation de la largeur de zone de charge d'espace avec la polarisation, le
courant de base à faible VBE est fortement non idéal
45
(nB = 2 à l'extrême), tout comme l'est
le courant de recombinaison d'une diode. Le courant injecté étant presque entièrement
consommé par des recombinaisons, seule une très faible partie de ce courant parvient
jusqu'au collecteur. On a ainsi un gain proche de zéro dans cette région. Sur la région 1 de
la Figure 1-18, le courant de recombinaison reste faible, et l'on observe pas de valeur quasinulle pour le gain. Dans ce cas, les courants d'émetteur et de base à faible polarisation
correspondent principalement à des fuites résistives, parallèlement à la jonction.
Pour des valeurs plus élevées de VBE, le courant injecté par l'émetteur est plus élevé et une
partie de celui-ci parvient à traverser la base. Il y a saturation des centres de recombinaison
de volume et de surface autour de l'hétérojonction. IrB étant la partie du courant de base
Généralités - 35
Gain IC/IB
1E-4
due aux recombinaisons de volume (principalement de type Auger) se produisant au cœur
de la couche, et participant au gain, on a :
IB = IrB + [ IrEB + IrsB + IriB ]
L'évolution de β peut ici être comprise grâce à une approche simplifiée. Nous appelons Irmax
le courant maximal pouvant être consommé par les recombinaisons sur centres, c'est-à-dire
la valeur de saturation de [ IrEB + IrsB + IriB ]. Dans le cas (région 2) où seul ce courant IrB
intervient, on a un gain maximal β max. Pour un courant injecté supérieur Irmax, on a alors les
relations :
IrB = IC/βmax
IB = Irmax + IrB = Irmax + IC/βmax
d'où
β(IC) = IC / IB = 1 / ( 1 + Irmax / IC )
La Figure 1-19 représente le gain mesuré sur un composant, ainsi que celui calculé à partir
de l'expression précédente, avec les paramètres βmax = 42 et Irmax = 0.5 µA.
50
40
Gain mesuré
Gain calculé
30
20
10
0
10
11
10
10
10
9
10
8
10
7
10
6
10
5
10
4
10
3
IC (A)
Figure 1-19: Modélisation de l'évolution du gain en fonction du courant de collecteur à l'aide
d'un modèle simple de saturation des centres de recombinaison
Si cette approche permet de comprendre l'augmentation du gain avec la saturation des
centres de recombinaison, on constate toutefois un décalage entre la mesure et le gain
Généralités - 36
calculé, qui est dû à la non prise en compte d'effets tels que les dépendances de IrEB , IrsB et
IriB avec la tension VBE.
47, 48, 49
1.5.2.2 Région 2 : Plage de fonctionnement idéal du transistor
Les courbes de IB et IC sont parallèles, indiquant un gain constant. Le courant de base est
dominé par les recombinaisons dans le volume de la couche. La proportion d'électrons
injectés se recombinant lors de leur transit à travers la base est constante en fonction de la
densité de courant, ce qui nous donne pour le gain maximum du transistor :
β max =
τn
τB
où τn est le temps de vie des électrons dans la base (temps moyen avant de subir une
recombinaison), et τB le temps moyen de transit des électrons à travers la base.
1.5.2.3 Région 3 : Effet des résistances
Avec les tensions VBE plus élevées, les courants de base et de collecteur deviennent
importants, et induisent alors une chute de tension aux bornes des résistances d'émetteur
et de base.
IE
RE IE
V’BE
IC
RB IB
VBE
IB
Figure 1-20: Chute de potentiel aux bornes des résistances d'accès du transistor
La polarisation réelle de la jonction base-collecteur se voit alors diminuée :
V'BE = VBE – RE IE – RB IB = VBE – RE IE – RB IB ~ VBE – IC (RE + RB/β)
Généralités - 37
ce qui a pour effet de créer un décalage des courbes de IB et IC par rapport a VBE, comme
illustré sur la Figure 1-21. Il est à noter que la saturation des courants causée par les
résistances n'affecte pas le gain, qui est inchangé par rapport à la région 2.
A
10
1
∆V
∆ V = I C (R E + R B / β )
0 .1
IB
10
10
10
IC
10
10
10
10
Figure 1-21: Saturation des courants
∆V
0 .0 1
3
sur le tracé de Gummel en raison de la
4
chute de potentiel aux bornes des
5
6
résistances d'accès
7
8
9
0
0 .2
0 .4
0 .6
0 .8
1
1 .2
V B E (V )
1.5.2.4 Région 4 : Régime de forte injection
A forte densité de courant, la concentration en électrons augmente dans le collecteur. Par
conséquent, la charge électrique portée par le matériau (qui est à l'origine positive car c'est
un matériau dopé n et déserté), devient de plus en plus faible jusqu'à devenir négative. Cette
modification de charge dans le collecteur a pour effet de réduire le champ électrique en
entrée du collecteur, les électrons étant de moins en moins efficacement happés par le
champ.
Blocage
Base
Collecteur
BC
Sous
collecteur
Ic augmente
BV
Figure 1-22: Forte injection dans le
collecteur.
Généralités - 38
Au niveau du diagramme de bande, ce phénomène correspond à une remontée globale des
bandes dans la zone déplétée, comme le montre la Figure 1-22. Dans un premier temps,
l'annulation du champ électrique en entrée de collecteur dégrade les performances
dynamiques du composant (temps de transit de collecteur), car l'épaisseur de base est
virtuellement augmentée, c'est l'effet Kirk, qui sera détaillé au chapitre 3. A l'extrême, les
discontinuités de bande de conduction liée à l'hétérojonction base-collecteur deviennent des
barrières à la propagation des électrons, induisant d'importantes recombinaisons et une
augmentation du temps de transit de base. Le gain est par conséquent brutalement dégradé.
La brutalité de ce phénomène (chute du gain abrupte sur la Figure 1-18) est due à un effet
'boule de neige' : dès le début du blocage, l'accumulation des électrons dans les puits génère
une charge locale fortement négative, précipitant le phénomène.
1.5.3 Les caractéristiques IC(VCE)
En régime de polarisation émetteur commun, la tension émetteur-collecteur (VCE) influe
fortement sur les performances du transistor. Les caractéristiques IC(VCE) du TBH
représentent les courants de collecteur (IC) en fonction de VCE pour plusieurs valeurs de
courant de base.
16
14
Région 2
18
Région 1
20
Région 3
Région 4
IC (mA)
12
10
8
∆IB = 60 µA
6
4
2
0
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
2,5
3,0
3,5
VCE (V)
Figure 1-23: Caractéristique IC(VCE) typique de TBDH InP
La Figure 1-23 représente une caractéristique typique de TBDH fabriqués dans le cadre de
ce travail. Plusieurs effets physiques importants se révèlent ici, et génèrent des régimes de
fonctionnement correspondant aux régions distinctes sur le graphe.
Généralités - 39
1.5.3.1 Région 3 : Régime normal direct
Dans ce mode de fonctionnement, la polarisation VCE est suffisamment importante pour que
les deux tensions VBE et VCB soient positives. Le courant de base IB imposé fixe le niveau de
polarisation direct de la jonction émetteur-base, qui injecte dans la base un courant IC=βIB
proportionnel au gain. Le courant injecté est collecté par la jonction base-collecteur, après
transit à travers la couche de base.
L'écartement des caractéristiques IC(VCE) entre les pas ∆IB est proportionnel au gain :
∆IB = β ∆IC. Si on se trouve sur une plage de courant collecteur où le gain ne varie pas
(régions 2 et 3 du tracé de Gummel), cet écartement est constant, comme on le constate sur
la Figure 1-23.
La conductance de sortie du TBH correspond à la pente des caractéristiques (dIC/dVCE)IB, et
représente l'influence de la tension VCE sur le courant IC en l'absence de tout changement de
IB. Cette variation, faible dans le cas du TBH sur InP, peut être due à des courants de fuite
de la jonction base-collecteur, à la modulation de l'épaisseur de base par la tension VBC, ou
bien à de l'ionisation dans le collecteur (début du phénomène de claquage).
1.5.3.2 Région 2 : Régime saturé direct
Partons du régime normal direct décrit plus haut et diminuons progressivement la tension
VCE. Le courant de collecteur reste élevé (IC = β IB) tant que la jonction base-collecteur est
correctement polarisée en inverse, et crée donc une chute ohmique dans la résistance de
collecteur.
R C IC
IE
IC
Figure 1-24: Dépolarisation de la
diode base-collecteur par la chute
de tension dans la résistance de
IB
collecteur
Ainsi, la tension réelle appliquée sur la diode base-collecteur s'écrit :
V'CB = VCB – RC IC = VCE – [ VBE + RC IC ] = VCE – [ V'BE + RC IC + RE IE ]
Où V'BE est la tension réelle appliquée à la jonction émetteur-base, sans sa résistance RE
parasite. V'BE est ici fixée (autour de 0.9 V dans le cas du TBH GaInAs/InP) par la consigne
sur le courant de base IB qui impose la configuration de la jonction base-émetteur, et varie
Généralités - 40
peu tant que le courant est correctement collecté. Ainsi, la diminution progressive de
tension VCE se répercute principalement sur la polarisation base-collecteur VCB, qui s'annule
quand :
VCE = V'BE + RC IC + RE IE ~ V'BE + (RC + RE) IC = Vsat
Cette tension est appelée tension de saturation. Notons que la résistance RC mentionnée ici
est plus élevée que la valeur en mode normal, car sous faible polarisation VCE, le collecteur
n'est plus déplété totalement, et forme donc une couche épaisse faiblement dopée, donc
fortement résistive.
La polarisation inverse de la jonction base-collecteur s'annulant, la collection des porteurs
est fortement diminuée, c'est pourquoi le courant de collecteur IC décroît dans la région 2.
Notons que la droite VCE = Vsat a pour pente :
dVCE
dI C
= RE + RC
sat
Au point où IC = 0, l'intégralité du courant IB imposé passe dans la jonction émetteur-base,
qui est donc polarisée en direct avec une tension V∆ appelée tension de décalage. Cette
tension de décalage V∆ se calcule par des considérations sur les caractéristiques des diodes
émetteur-base et base-collecteur.
Le blocage des porteurs par les discontinuités des bandes de conduction à la jonction basecollecteur se manifeste de la même façon que sur un diagramme de Gummel, par une
diminution du gain à forte densité de courant et faible polarisation VCB. Cet effet
s'additionne à la saturation par les résistances décrites précédemment, et peut être observé
sur la Figure 1-25.
Généralités - 41
35
30
∆IB = 100 µA
IC (mA)
25
Figure 1-25: Effet sur la
20
caractéristique IC(VCE) du blocage à
15
la jonction base-collecteur
10
5
0
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
VCE (V)
Outre la droite de saturation fixée par les résistances d'émetteur et de collecteur non
déplétés, on constate ici une diminution persistante du gain due au blocage pour les
densités de courant les plus élevées.
1.5.3.3 Région 1 : Régime inverse
Pour des tensions VCE plus basses que V∆, la polarisation de la jonction base-collecteur
passe en direct, on a donc un courant IC négatif. VCE diminuant, la jonction base-émetteur
passe progressivement en inverse, et n'injecte donc plus de courant. Le courant de base IB
imposé est alors totalement injecté par la jonction base-collecteur, qui travaille en direct. On
a ainsi un courant de collecteur IC très proche de IB, comme on l'observe sur la Figure 1-26.
500
400
∆IB = 60 µA
300
IC (µA)
200
100
0
-100
-200
V∆
-300
-400
0
50
100
150
200
VCE (mV)
Figure 1-26: Détail de la zone inverse de la caractéristique
Généralités - 42
1.5.3.4 Région 4 : Le claquage
A forte tension VCE, le champ électrique dans la jonction base-collecteur devient important,
le courant de fuite inverse de la jonction augmente. Ce courant de fuite peut avoir plusieurs
origines :41
•
A faible courant IC, son augmentation dans le collecteur est due à de l'ionisation
par choc ou à des fuites par effet tunnel inter-bandes.
•
A fort courant IC, c'est l'auto-échauffement de la jonction base-collecteur qui
provoque une divergence du courant de fuite ICB.
Ainsi, le claquage correspond à une augmentation du courant de fuite base-collecteur ICB.
On définit alors le coefficient de multiplication M par :
IC = α M IE = α IE + Icb
En reprenant l'équation de conservation des courants :
IE = IC + IB
on peut établir une nouvelle expression pour le gain en courant en régime de claquage :
IC / IB = β = α M / 1 - αM
Il apparaît alors qu'en configuration émetteur commun avec un courant de base fixé, comme
c'est le cas lors d'un tracé de caractéristiques IC(VCE), le claquage, c'est-à-dire la divergence
de IC se produit dès que le dénominateur (1 - αM) s'annule, c'est-à-dire dès que αM = 1.
Ainsi, dans un TBH, le claquage en émetteur commun se produit à une tension telle que la
multiplication du courant dans la jonction base-collecteur compense exactement les pertes
par recombinaison dans la base. Ce phénomène peut être compris de la façon suivante : en
émetteur commun, les trous générés par le phénomène de multiplication sont injectés dans
la base, et s'additionnent donc au courant de base IB, augmentant d'autant le courant
collecteur par le biais du gain β.
Plaçons-nous maintenant en montage base commune et fixons le courant d'émetteur IE. La
divergence de IC ne se produit alors qu'à des valeurs de tension VCE plus élevées que
précédemment, et correspondant à la divergence du facteur M lui-même, car on a :
IC = α M IE
Généralités - 43
Ainsi les tensions de claquage en émetteur commun (BVCE) et base commune (BVCB) sont
différentes, avec, à un niveau de courant d'émetteur collecteur donné :
BVCE < BVCB
Pour caractériser la tenue en tension du transistor, on mesure généralement les tensions de
claquage du transistor à courant de collecteur nul. Ces tensions sont notées BVCE0
(émetteur commun) et BVCB0 (base commune). BVCE0 correspond au claquage sur la
première courbe (IB=0) du réseau de caractéristiques IC(VCE), et BVCB0 correspond au
claquage de la jonction base-collecteur isolée polarisée en inverse.
1.5.4 Synthèse : les facteurs de mérite en statique
Les caractéristiques statiques du transistor ont été décrites dans les paragraphes
précédents. Outre le gain du composant qui est un pré-requis pour la conception de
circuits, un certain nombre de grandeurs caractéristiques mises en évidence conditionnent
les performances des circuits réalisés.
La plage de fonctionnement en tension des circuits est limitée par la droite de charge
maximale que peut supporter le transistor tout en conservant son gain en courant maximal.
Cette droite de charge est représentée sur la Figure 1-27.
20
18
R sat
16
14
IC (mA)
12
10
8
Dr
6
oit
Gain [β]
4
ed
ec
ha
2
rg
el
im
it e
0
0
1
V∆
2
3
4
V CE (V)
5
6
7
BV CE0
Figure 1-27: Synthèse des principales grandeurs statiques caractérisant le transistor.
Afin d'augmenter la plage de tension délivrable par le composant, la tension de claquage en
émetteur commun à courant nul BVCE0 doit être maximisée. Mais c'est aussi la tension de
Généralités - 44
saturation Rsat=RE+RC qui doit être rendue aussi faible que possible, via la minimisation des
résistances parasites d'émetteur et de collecteur. Dans le but de réduire la consommation
électrique des circuits, la tension de décalage V∆ doit être aussi basse que possible.
1.6 Les facteurs de mérite dynamiques
La finalité des TBH présentés dans ce travail est la réalisation de circuits haute fréquence,
c'est pourquoi la mesure des caractéristiques du composant en régime dynamique est de
première importance. Dans cette partie va être présentée la méthode de caractérisation du
TBH à haute fréquence, ainsi que les principaux facteurs de mérite représentant les
performances du composant dans ce régime.
1.6.1 La matrice [S]
Pour sa caractérisation en régime dynamique, le transistor en configuration d'émetteur
commun est considéré comme un quadripôle électrique, représenté à la Figure 1-28. La
matrice de transfert, aussi appelée matrice [S], représente les relations entre les signaux
incidents et réfléchis aux bornes de ce quadripôle. La matrice [S] est mesurée grâce à un
analyseur vectoriel de réseau.
B
C
Quadripôle
[S]
a1
b1
E
a2
b2
E
Figure 1-28: Ondes incidentes et réfléchies sur un quadripôle
Dans notre cas, la compréhension des paramètres du transistor et leur mise en relation avec
les éléments d'un modèle électrique, nécessite la manipulation de matrices différentes : [Z],
[Y] et [H]. Ces matrices expriment les relations entre tension et courant en entrée et sortie de
notre quadripôle, telles que représentées a la Figure 1-29.
Généralités - 45
iB = i1
B
C
[Z] [Y] [H]
vBE = v1
i2 = iC
v2 = vCE
E
E
Figure 1-29: Nomenclature des courants et tensions pour l'écriture des matrices
hyperfréquences
•
matrice d'impédance [Z] :
 v1 
i 
  = [ Z ] ⋅  1 
 v2 
 i2 
•
matrice d'admittance [Y]=[Z]-1 :
 i1 
v 
  = [Y ] ⋅  1 
 i2 
 v2 
•
matrice hybride [H] :
 v1 
i 
  = [ H ] ⋅  1 
 i2 
 v2 
d'où
 v BE 
i 

 = [ H ] ⋅  B 
 iC 
 vCE 
La théorie bien établie des mesures hyperfréquence permet de passer de la matrice [S]
(obtenue par la mesure) aux autres matrices, via des formules de transformation.50
1.6.2 Gains dynamiques et fréquences de coupure
L'intérêt de la mesure des paramètres S est multiple. Premièrement, elle permet de calculer
certaines valeurs des éléments intervenant dans les modèles électriques de transistors.
Ensuite, les paramètres S permettent d'exprimer les gains dynamiques du transistor. Le
gain en courant h21 est l'équivalent à haute fréquence du gain statique β. Il s'exprime par :
h21 =
− 2 S 21
(1 − S11 )(1 + S 22 ) + S12 S 21
Le gain transducique unilatéral maximal (MAG : Maximum Available Gain) et le gain de
Masson (U) sont des gains en puissance. Leurs expressions en fonction des paramètres S et
H sont :
MAG =
S 21
2
2
2
( 1 − S11 )( 1 − S 22 )
Généralités - 46
U=
H 21 + H 12
2
4[Re( H 11 ) Re( H 22 ) + Im(H 21 ) Im(H 12 )]
Les fréquences de coupure fT et fmax correspondent aux fréquences auxquelles les gains en
courant et en puissance sont égaux à 1. Ces deux fréquences caractérisent bien l'aptitude
d'un composant à fonctionner aux hautes fréquences, et sont donc les facteurs de mérite les
plus utilisés pour les TBH. En général, ces fréquences sont élevées et ne peuvent pas être
atteintes par la mesure directe de paramètres S, on procède donc à une extrapolation des
courbes de gain à partir d'une droite à -20dB/décade, comme présenté à la Figure 1-30.
45
-20 dB / décade
40
h21, U, MAG (dB)
35
30
25
20
fmax
15
h21
U
MAG
10
5
fT
0
0,1
1
10
100
Fréquence (GHz)
Figure 1-30: Détermination des fréquences de coupure par extrapolation des gains à
-20dB/décade
1.6.3 Modélisation électrique et fréquences de coupure
De nombreux modèles électriques ont été développés pour le transistor bipolaire à
homojonction, et un certain nombre d'entre eux s'avère plus ou moins bien adaptés à la
description du TBH. Les modèles se répartissent en deux grandes familles aux objectifs bien
différents :
•
modèle grand signal, dont la vocation est de décrire le composant en régime
statique ainsi qu'en régime dynamique dans tous les modes de polarisation et de
fonctionnement
•
modèle petit signal, qui décrit le comportement dynamique du composant sur des
plages de polarisation et d'amplitude de signal réduites. Un modèle petit signal
Généralités - 47
peut être obtenu par linéarisation d'un modèle grand signal autour d'un point de
polarisation donné.
La modélisation grand signal du TBH est un sujet complexe, qui n'est pas abordé dans le
cadre de ce travail. En revanche, il sera fait appel à un modèle petit signal, qui apporte une
compréhension physique des phénomènes dans le transistor.
Le modèle petit signal du TBH est représenté en Figure 1-31. Le modèle présenté ici possède
une configuration dite "en T", avec laquelle le rapprochement entre les éléments du modèle
et les régions du transistor est la plus évidente. Une autre configuration de modèle, dite 'en
π' est parfois utilisée, les deux configurations étant équivalentes et liées par des relations
connues.
CBC ext
CBC int
RB ext
B
RC
RB int
C
Ig=αIE
CBE
rE
RE
E
E
Figure 1-31: Modèle petit signal en 'T' du transistor
Dans ce modèle petit signal, les résistances statiques d'accès et de contact sont prises en
compte dans l'émetteur et le collecteur (RE, RC), ainsi que la résistance dynamique
d'émetteur :
rE = kT/qnIE
L'effet d'amplification du transistor est modélisé par le générateur de courant Ig = αIE où α
représente le gain dynamique en base commune. Par rapport au gain statique, α est affecté
d'un facteur de déphasage correspondant au temps mis par les électrons pour traverser la
Généralités - 48
couche de base et la partie déplétée du collecteur.
Ig =α ⋅ IE =
51
α0 ⋅ IE
⋅ exp(− jωτ C )
1 + jωτ B
où α0 représente le gain statique en base commune, et où τB et τC sont respectivement les
temps de transit de base et de collecteur.
Ce modèle prend en compte la distribution de la capacité base collecteur et de la résistance
de base entre les zones où passe le courant de collecteur, aussi appelées zones intrinsèques
(CBCint, RBint) et les zones qui ne sont pas affectées par ce courant, ou extrinsèques (CBCext,
RBext). A partir de ce modèle, on peut établir les expressions des fréquences de coupure.51
1.6.3.1 Fréquence de gain unitaire :
La fréquence de gain unitaire s'exprime par :
fT =
1
1
=
2π ⋅τ EC 2π ⋅ [τ B + τ C + rE (C BE + C BC ) + C BC ( RE + RC )]
où τEC représente le temps de transit émetteur – collecteur, incluant les temps de charge des
jonctions émetteur-base et base-collecteur.
1.6.3.2 Fréquence maximale d'oscillation :
f max =
fT
8π ⋅ RB ⋅ C BC int
Par des procédures d'extraction appropriées, certaines valeurs de capacités et de résistances
peuvent être extraites des mesures de paramètres S. L'étude des procédures d'extraction
constitue un domaine d'étude à part entière.52,
53, 54
Les références proposées ici ne
prétendent en aucun cas rassembler toutes les informations sur les procédures d'extraction
de paramètres, mais sont un bon point d'entrée vers les très nombreuses publications dans
ce domaine.
Ainsi, les performances fréquentielles de nos TBH peuvent par extraction être interprétées
grâce aux valeurs de capacités, de résistances et de temps de transit de notre modèle
Généralités - 49
équivalent. Cette analyse permet une optimisation fine de la structure de couche et de la
géométrie des composants, comme cela sera présenté au chapitre 3.
1.7 Etat de l'art
Nous allons présenter dans ce paragraphe les principales réalisations de TBH sur InP,
publiées par des laboratoires industriels et académiques de par le monde. La fabrication de
circuits à base de plusieurs centaines de composants nécessite d'excellents rendements de
fabrication, ainsi qu'une bonne reproductibilité et homogénéité des composants. Pour cette
raison, les laboratoires de type industriel adoptent en général des procédés de fabrication
classiques de type triple mesa, privilégiant ainsi la robustesse de leur procédé, tout en
atteignant des performances élevées grâce à la réduction des dimensions de leurs TBH. A
l'inverse, on rencontre dans les travaux des
laboratoires académiques une variété de
technologies innovantes, comme l'utilisation de matériaux alternatifs, ou de procédés de
fabrications originaux.
1.7.1 Réalisations industrielles
Sur le continent américain, Hughes Research Laboratory (HRL) est le principal acteur
industriel sur la scène du TBH InP. Ce laboratoire publie très régulièrement des résultats de
circuits, s'appuyant sur ses technologies TBSH et TBDH AlInAs/GaInAs/InP dont les
principales caractéristiques sont récapitulées sur le Tableau 1-7. Le procédé de fabrication
utilisé est de type triple mesa auto-aligné, avec une combinaison de gravures sèches et
humides, ainsi qu'une planarisation au polyimide. Ce laboratoire a par ailleurs récemment
développé un sous-collecteur dopé par implantation ionique,55 permettant la réduction de la
capacité base-collecteur extrinsèque. Les laboratoires de TRW et de Lucent mènent eux
aussi une activité de développement de TBDH, dont les principaux résultats apparaissent
dans le Tableau 1-7.
Généralités - 50
Figure 1-32: THB AlInAs/GaInAs de HRL. Dimension d'émetteur 0.5 x 1 µm²
Sur le continent asiatique, le laboratoire de Nippon Telecom and Telegraph (NTT) mène une
intense recherche sur les TBH InP. Les publications de l'équipe de Minoru Ida sont peu
nombreuses, mais préfigurent en général des évolutions importantes, rapidement adoptées
par l'ensemble de la communauté. Cette équipe s'illustre à présent avec un composant
rapide, intégrant un collecteur fin. La technologie utilisée est de type triple mésa non autoalignée, avec gravure sèche de l'émetteur et passivation au benzocyclobutene (BCB).
L'électrode de base est connectée par un pont à air. Le procédé de croissance épitaxiale
MOVPE impose que soit réalisé un recuit de dé-hydrogénation de la base. Les laboratoires
de Hitachi et de Nippon Electric Company (NEC) développent tous deux des procédés
intégrant une définition du mesa d'émetteur par un masque de tungstène. Une équipe de
Sumitomo a par ailleurs développé un procédé de protection de la base par un "ledge" d'InP,
leur permettant de réaliser une passivation du composant par dépôt de nitrure SiNx.
Généralités - 51
Laboratoire
Type*
Technique
d'épitaxie
Matériau
émetteur
Largeur
émetteur
(µm)
Epaisseur
de base
(nm)
Epaisseur
collecteur
(nm)
fT
(GHz)
fmax
(GHz)
BVCE0
(V)
Année
HRL 56, 57
SH
DH
GS-MBE
AlInAs
0.5
1
-
200
300
180
135
220
305
3
9
2001
2003
TRW 58
DH
MBE
AlInAs
1.5
40
300
170
190
7
2001
Lucent 59
DH
CBE
InP
1.2
50
-
160
300
10
2002
NTT 60
DH
MOVPE
InP
0.8
30
150
330
330
3.5
2003
Hitachi 61
SH
GS-MBE
InP
1.6
50
300
160
250
6
2003
NEC 62
DH
MOVPE
InP
0.6
50
300
209
300
6.5
2001
Sumitomo 63
SH
MBE
InP
0.8
50
400
190
280
-
2003
OPTO+
DH
CBE
InP
1.5
38
250
220
230
8
2003
* SH = Simple Hétérojonction, DH = Double Hétérojonction
Tableau 1-7: Principales réalisations TBH sur InP par des laboratoires industriels
Généralités - 52
1.7.2 Réalisations académiques
L'équipe de M. Rodwell à l'université de Californie, Santa Barbara (UCSB), est sans doute,
dans le monde académique, la plus active sur le TBH InP. En parallèle avec une étude
poussée de la physique du composant,64 cette équipe développe conjointement plusieurs
technologies, dont les performances actuelles sont récapitulées dans le Tableau 1-8. La
technologie triple mesa classique intègre une base fine avec une gradualité de dopage ainsi
qu'un collecteur fin, ce qui permet d'atteindre des fréquences fT et fmax au-delà de 370 GHz.
Figure 1-33: TBH triple mésa réalisé à UCSB
La technologie dite à "transfert de substrat" consiste à retourner le composant en cours de
fabrication et à le "coller" sur un substrat GaAs "hôte", de manière à définir par lithographie
le contact de collecteur. Si cette technique permet de quasiment annuler la capacité basecollecteur extrinsèque, et ainsi d'atteindre de très hautes fréquences de coupure, elle souffre
toutefois d'une grande difficulté de mise en œuvre et de mauvais rendements de fabrication.
Contact Schottky
collecteur
Contact
base
Contact
émetteur
(a)
(b)
Figure 1-34: TBH à substrat transféré réalisé à UCSB. (a) Schéma du composant, et (b) de
sa connexion après retournement
Généralités - 53
L'équipe de UCSB développe aussi actuellement une technologie de TBH planaire, inspirée
de la fabrication des TBHs SiGe sur silicium. Le principe de cette technique est de ne
réaliser en premier lieu que la croissance du collecteur et de la base, ce qui permet de
déposer un contact de base épais. Ensuite, les couches d'émetteur sont épitaxiées à travers
les ouvertures d'un masque de nitrure, entre les contacts de base. Le contact d'émetteur, de
surface importante, est alors déposé sur une couche d'InAs, ce qui permet de réduire la
résistance d'émetteur. Cette technique, nouvelle dans le cas du TBH InP, présente des
résultats prometteurs (Tableau 1-8).
Dans l'Illinois, l'université d'Urbana-Champaign a développé un procédé de fabrication triple
mesa avec pont de base, de très faibles dimensions et d’une épaisseur de collecteur de
moins de 100 nm, leur permettant d'atteindre un fT de plus de 500 GHz.
Figure 1-35: TBSH de Urbana-Champaign. Dimension d'émetteur 0.25 x 8 µm²
Un certain nombre d'universités en Asie publie des résultats sur des TBH InP. En
particulier,
Korea Advanced Institute of Science and Technology (KAIST), présente une
technologie triple mesa, avec sous-gravure d'une couche sacrificielle du collecteur (Tableau
1-8). Une autre technologie développée dans ce laboratoire se base sur la définition du mesa
d'émetteur grâce aux plans cristallographiques d'une couche sacrificielle d'InP.65 Cette
technologie donne d'intéressants résultats, avec une fréquence maximale d'oscillation de
312 GHz. Tokyo Institute of Technology utilise une combinaison de gravures chimiques
permettant de réduire à 0.1 µm la sous-gravure d'émetteur.66 Ce laboratoire a aussi
développé un composant original dont le contact métallique de collecteur se prolonge jusque
sous le mesa.
67
A Singapour, Nanyang Technological University utilise principalement ses
TBH InP pour réaliser des études physiques : phénomène de claquage, passivation, mesures
hyperfréquences.
Généralités - 54
En Europe, on retiendra le TBH innovant développé au Laboratoire de Photonique et de
Nanostructures (LPN). Dans le procédé utilisé, le collecteur métallique en tungstène est
placé en haut de la structure, l'émetteur se trouvant en bas. La base et le collecteur sont
connectés par des ponts à air.
Figure 1-36: Composant collecteur-up réalisé au LPN
A Zurich, Swiss Federal Institute of Technology (ETHZ) réalise l'intégration de photodiodes et
de TBSH, en technologie triple mesa. A Duisburg, en Allemagne, l'université GerhartMercator s'intéresse à de nouveaux procédés de croissance MOVPE sans source gazeuse des
TBH InP,68 ainsi qu'à l'intégration de TBH avec des composants optiques.69
Généralités - 55
Laboratoire Type*
Epitaxie
Matériau
émetteur
Largeur Epaisseur
émetteur de base
(µm)
(nm)
Epaisseur
collecteur
(nm)
fT
(GHz)
fmax
(GHz)
BVCE0
Année
(V)
Procédé
de
fabrication
UCSB 70, 71
DH
MBE
InP
0.6
30
150
370
375
5
2004
Triple mesa
UCSB 72
SH
MBE
AlInAs
0.5
40
300
204
1080
8
2001
Transfert de
substrat
UCSB 73, 74
DH
MBE
AlInAs
0.3
40
150
160
140
6
2004
Reprise
d'émetteur
UIUC 75
SH
MBE
InP
0.43
25
75
509
219
2.7
2003
Triple mesa
à pont de
base
KAIST 76
SH
MBE
InP
1.5
40
270
120
172
-
2003
Sous
gravure du
collecteur
LPN 77, 78
SH
GS-MBE
InP
0.5
40
250
250
275
3
2000
Collecteur
métallique
en haut
ETHZ 79
SH
MOVPE
InP
0.5
50
400
130
220
6
2000
Triple mesa
* SH = Simple Hétérojonction, DH = Double Hétérojonction
Tableau 1-8: Principales réalisations TBH sur InP par des laboratoires académiques
Généralités - 56
1.7.3 TBH InP métamorphique
Les substrat d'InP étant chers et fragiles comparés à ceux de GaAs, plusieurs équipes de
recherche étudient la croissance et la fabrication de TBHs InGaAs/InP sur substrat de
GaAs. Il existe un important désaccord de paramètre de maille cristalline entre le substrat et
les couches du composant, on parle alors de TBH métamorphique, c'est-à-dire non contraint
mécaniquement. Pour fabriquer de tels composants, il est nécessaire d'utiliser d'épaisses
couches tampon (buffer), permettant de réaliser la transition de paramètre de maille, et de
préserver les couches actives exemptes de tout défaut de relaxation.
Les travaux publiés les plus avancés sur le sujet du TBH métamorphique viennent de
l'équipe de M. Rodwell de UCSB, Californie. La structure réalisée par MBE comprend une
couche buffer d'InP de 1.5 µm, permettant de diminuer la résistance thermique du
composant.80,
81
Le procédé de fabrication est de type triple mésa, avec une largeur
d'émetteur de 0.7 µm. Les performances dynamiques obtenues sont de 216 GHz pour fT et
284 GHz pour fmax. Les caractéristiques statiques ne montrent pas de dégradation liée à une
mauvaise qualité de matériaux (présence de défauts de relaxation). Une autre équipe, de
Nanyang Technological University à Singapour, développe une technologie métamorphique
et publie des performances dynamiques avec fT et fmax respectivement à 48 GHz et 42 GHz.82
La technologie métamorphique semble prometteuse pour réduire le coût et augmenter les
rendements
de
fabrication
des
TBHs
InP.
Toutefois,
le
comportement
des
TBH
métamorphiques soumis à un vieillissement devra être étudié avant de conclure sur la
viabilité de cette technique.
1.7.4 Matériaux alternatifs
1.7.4.1 Matériau à base d'antimoine
L'utilisation de GaAsxSb1-x comme matériau pour la couche de base permet de supprimer
toute discontinuité de bande de conduction néfaste à la jonction base-collecteur, et donc de
s'affranchir du problème de blocage des porteurs. En plus de simplifier la réalisation
technologique des composants (la croissance et la gravure des couches quaternaires de
transition n'étant plus nécessaires), les premières études sur le sujet par l'équipe de
M. Bolognesi à Simon Fraser University (Canada), montrent un certain avantage pour le
GaAsSb par rapport au GaInAs en termes de mobilité et de temps de vie des porteurs dans
la base. Ainsi, les TBH InP/GaAsSb fabriqués présentent des performances dynamiques
élevées, avec un fT/fmax de 300 GHz/300 GHz.83
Généralités - 57
Base
Emetteur
Collecteur
Figure 1-37: diagramme de bande d'un TBH InP/GaAsSb/InP
Bien que l'intérêt du GaAsSb soit remis en question par les performances très élevées
obtenues récemment sur des TBH GaInAs/InP, la simplification de procédé de fabrication
reste attractive, et plusieurs laboratoires, aussi bien industriels qu'académiques se sont
lancés dans le développement de cette technologie. Parmi eux on retiendra Agilent,84
L'université du Michigan,85 et l'université Gerhart-Mercator
86
en Allemagne. En France, le
projet Melba, axé sur le TBH à base GaAsSb, regroupe des laboratoires académiques et
industriels.87
1.7.4.2 Arséniure d'indium
Le matériau InAs présente des propriétés intéressantes comparé à l'InP et au GaInAs, en
termes de mobilité et de vitesse maximale des porteurs. Des hétérojonctions peuvent être
réalisées dans le système InAs/AlInAs ou bien InAs/InAsP, rendant ainsi possible la
fabrication de TBHs. Plusieurs études visant à mettre au point un TBH sont en cours, en
particulier dans les laboratoires de HRL,88 TRW,89 et de l'université de Rochester.90 Cette
technologie qui en est à ses débuts a déjà permis à l'équipe de HRL de réaliser des TBH avec
un fT de 180 GHz.
Généralités - 58
1.8 Références
1
Alcatel R&I, présentation interne.
2
I. Joindot, M. Joindot, "Les télécommunications par fibres optiques", Dunod, Paris, 1996.
Y. Frignac, "Contribution à la conception d’un système de transmission terrestre de
3
capacité Térabit/s par multiplexage en longueur d’onde de canaux à 40Gbit/s", thèse de
doctorat de l'Ecole Nationale Supérieure des Télécommunications, 2003.
Y. Frignac, G. Charlet, W. Idler, R. Dischler, P. Tran, S. Lanne, S. Borne, C. Martinelli,
4
G.Veith, A. Jourdan, J.-P. Hamaide et S. Bigo, "Transmission of 256 wavelength-division
and polarization-division-multiplexed channels at 42.7Gb/s (10.2Tb/s capacity) over
3 x 100km of TeraLight fiber", Proc. Optical fiber communication conference 2002, FC5-1.
5
J. Bardeen et W. H. Bratain, "The transistor, a semiconductor triode" Physical Review, Vol.
74, 1948, pp. 230.
S.A. Campbell, "The science and engineering of microelectronic fabrication", Oxford
6
University Press, Oxford 1996.
7
Site internet de l'ITRS: http://public.itrs.net/
8
G. E. Moore, "Cramming more components onto integrated circuits", Electronics, Vol. 38,
No. 8, 1965.
9
STMicroElectronics, Motorola, Philips, communiqué de presse du 12 Avril 2002. Voir aussi
N. Cabaret, "Le plus important investissement industriel réalisé en France depuis dix ans",
Le Monde, 17 Avril 2002.
10
K. Shinohara, Y. Yamashita, A. Endoh, I. Watanabe, K. Hikosaka, T. Mimura, S.
Hiyamizu, et T. Matsui, "HEMTs with ultrahigh cutoff frequency", Proc. International
Symposium on Compound Semiconductors, 2003, pp. 221-222.
11
T. Suzuki, T. Takahashi, T. Hirose et M. Takigawa, "A 80-Gbit/s D-type flip-flop circuit
using InP HEMT technology", Proc. IEEE Gallium Arsenide Integrated Circuit, 2003, pp.
165-168.
Généralités - 59
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Généralités - 68
2 Croissance épitaxiale
2.1 Introduction
L'élaboration et la fabrication de la structure épitaxiale sont les premières étapes de la
fabrication d'un composant, et conditionnent largement ses performances à venir.
Tout d'abord, les paramètres de la croissance épitaxiale déterminent les propriétés des
matériaux qui constituent la structure, en particulier les niveaux de dopage et les
compositions des alliages. Dans le cas du composant TBH réalisé au laboratoire, l'utilisation
d'une base graduelle en composition ainsi que d'une hétérostructure GaInAs/InP avec des
quaternaires GaInAsP à l'interface base-collecteur, nécessite un contrôle précis des
compositions des matériaux déposés. Par ailleurs, l'épitaxie du TBH a la particularité
d'exiger la réalisation d'une zone de type p très fortement dopée (p > 3 x 1019 at/cm3) entre
deux couches faiblement dopées (dont le collecteur : n ~ 1016 at/cm3), ce qui demande une
bonne gestion des transitions entre les étapes de croissance.
Dans ce chapitre, nous allons présenter les différentes techniques d'épitaxie existantes, et
en particulier la technique d'épitaxie par jets chimique (CBE), utilisée dans ce travail. Les
avantages et les limites de ce système seront étudiés, en particulier en terme d'homogénéité
des dépôts. Ensuite, nous présenterons en détail les caractéristiques des matériaux
composant la structure TBH, ainsi que leurs conditions de croissance.
2.2 Technique d'épitaxie
L'épitaxie consiste à déposer sur une plaque d'un matériau donné (le substrat), des couches
de matériaux ayant des compositions ou des dopages différents du substrat, tout en
conservant l'ordre cristallographique et la nature monocristalline de ce dernier.
2.2.1 Historique
Historiquement, l'épitaxie est apparue dans les années 60, avec le développement des
épitaxies en phase liquide (LPE = Liquid Phase Epitaxy), et en phase vapeur (VPE = Vapor
Phase Epitaxy). La LPE consiste à faire croître les couches à partir d'un bain de solution
liquide saturée. Bien que peu coûteuse et de mise en œuvre relativement simple, cette
technique est aujourd'hui abandonnée en raison de ses importantes limitations pour la
réalisation d'interfaces abruptes et la croissance de couches très minces.
Croissance épitaxiale -69
Par la suite, dans les années 70, deux techniques de croissance, basées sur des principes
différents, ont été largement développées. Ces deux techniques sont actuellement les plus
utilisées pour la fabrication industrielle ou en laboratoire de composants.
•
L'épitaxie en phase vapeur aux organométalliques (MOVPE = Metal-Organic Vapor
Phase Epitaxy), dont les bases ont été déterminées par Manasevit en 1968,1 consiste
à faire passer, sur le substrat porté à haute température, un flux de gaz porteur
(hydrogène) contenant des précurseurs des éléments III et V. Pour les éléments III,
les précurseurs employés sont des organométalliques (TMI : trimethylindium, TMG :
trimethylgallium, …), et pour les éléments V, ce sont des hydrures (PH3 : phosphine
et AsH3 : arsine). Au contact du substrat porté à haute température, les précurseurs
sont craqués et les éléments III et V peuvent alors s'incorporer au cristal.
•
L'épitaxie par jets moléculaires (MBE = Molecular Beam Epitaxy) s'est développée
grâce aux travaux de J. Arthur et A. Cho.2 Elle consiste à évaporer à haute
température des sources pures d'éléments III et V solides dans une enceinte sous
ultravide (~10-10 torr). Les atomes ou molécules émis ne subissent aucune
interaction avant leur collision avec le substrat, car le libre parcours moyen à ce
niveau de pression est plus grand que les dimensions de la chambre. Les différentes
espèces s'incorporent alors pour former les couches. Le principal avantage de la MBE
est le contrôle précis des interfaces qu'elle offre, permettant ainsi de réaliser des
couches très fines, ainsi que des interfaces abruptes entre matériaux. Pour palier à
la difficulté de contrôle d'une source de phosphore à l'état solide, l'épitaxie par jets
moléculaires à source gazeuse (GSMBE) a été introduite en 1974 par Morris et
Fukui.3 Cette technique utilise les hydrures phosphine et arsine (PH3 et AsH3) précraqués à haute température comme précurseurs des éléments V.
2.2.2 L'épitaxie par jets chimiques
L'épitaxie par jets chimiques (CBE = Chemical Beam Epitaxy) résulte de l'évolution de la
GSMBE
vers
l'utilisation
des
mêmes
sources
que
la
MOVPE,
c'est-à-dire
des
organométalliques pour les éléments III. Un autre acronyme anglais de cette technique est
MOMBE (= Metal Organic Molecular Beam Epitaxy).
Dans cette technique, les précurseurs utilisés sont des organométalliques pour les éléments
III, et des hydrures (arsine et phosphine) pour les éléments V. Les organométalliques utilisés
sont le TMI (trimethylindium) et le TEG (triethylgallium). Les flux d'éléments III et V sont
régulés par mesure de pression en amont d'une fuite calibrée, puis injectés dans la chambre
ultravide. Cette injection se fait :
Croissance épitaxiale -70
•
A froid dans le cas des organométalliques (éléments III). Au contact du substrat porté
à haute température, ils se pyrolysent, libérant les atomes d'éléments III.
•
A travers un craqueur haute température pour les hydrures (éléments V), générant
ainsi les espèces dimères As2 et P2 à fort coefficient de collage.
En CBE, l'utilisation de précurseurs de même type pour éléments III, les dopants, et les
éléments V dans certains cas, présente d'importants intérêts :
•
L'injection peut se faire au sein d'un injecteur unique, ce qui assure une
homogénéité de la phase vapeur dès la source.
•
L'injection des éléments III, qui régule la vitesse de croissance, peut se faire dans
le plan perpendiculaire au substrat, pour une meilleure homogénéité.
•
Grâce au regroupement des injecteurs, la compacité du système est améliorée, en
particulier par rapport à la MBE qui nécessite une cellule par élément.
La CBE allie par ailleurs les avantages de la GSMBE et de la MOVPE. Les sources se
présentent sous forme de bouteilles à l'extérieur du bâti, et peuvent être facilement
remplacées sans ouverture de celui-ci. La régulation des flux injectés est aisée et ne varie
pas en fonction du niveau de remplissage de la source, contrairement à ce qui est observé
avec les sources élémentaires en MBE. Relativement à la MOVPE, la CBE permet de réaliser
des croissances à plus basse température, grâce au pré-craquage des hydrures au sein de
l'injecteur de gaz.
Porte substrat
substrat
Réacteur
Figure 2-1: Principe de
l'épitaxie CBE sous ultra-vide.
Injecteur
dopants
Injecteur
Organométaliques
(éléments III)
Injecteur
Hydrures
(éléments V)
La CBE semble donc apporter les avantages de la GSMBE, tout en diminuant la complexité
et la taille du système de croissance. Malgré cela, cette technique n'a jamais réellement
Croissance épitaxiale -71
réussi à "faire sa place" et à être adoptée dans un milieu industriel. Ceci s'explique
partiellement par des raisons "historiques", les laboratoires étant généralement réticents à
investir dans un équipement différent de celui sur lequel ils ont développé leur savoir-faire.
Les progrès récents des sources solides de phosphore permettent d'envisager la croissance
d'alliages GaInAsP par MBE, ce qui est une solution particulièrement attrayante en raison
de l'absence d'hydrure, gaz très toxique dont la manipulation requiert un système lourd et
coûteux.
2.3 Le système Riber Epineat
Le système de croissance utilisé pour la réalisation des structures présentées dans ce travail
est un bâti Epineat 35 du fabricant Riber. Il a été acquis en 1994 par le CNET Bagneux,
puis déplacé sur le site de Marcoussis en 1999. La figure suivante est une représentation
schématique du bâti, comprenant le système d'introduction des substrats, la chambre de
croissance, ainsi que le système de pompage et le panneau de distribution des
organométalliques et des gaz.
Figure 2-2: Schéma fonctionnel du bâti d'épitaxie par jets chimiques Riber Epineat.
Ce système est conçu pour réaliser des croissances sur un substrat allant jusqu'à 4"
(pouces), ou bien simultanément sur 3 substrats de 2". L'utilisation du bâti en configuration
Croissance épitaxiale -72
1 x 2", comme c'est le cas dans notre travail, assure une excellente uniformité des dépôts
sur la plaque. Ceci sera précisé au paragraphe 2.4.
2.3.1 Les précurseurs
Les précurseurs de croissance utilisés sont :
•
Éléments III : TMI (Trimethylindium) et TEG (Triethylgallium)
•
Elements V : AsH3 (Arsine) et PH3 (Phosphine)
2.3.2 Les dopants
Une spécificité intéressante de ce système est l'utilisation pour les dopants de précurseurs
moléculaires.
•
Le dopage type n est réalisé avec du silicium. Le précurseur utilisé est le SiBr4
(tétrabromure de silicium).
•
Le dopage de type p est réalisé au carbone, qui présente de nombreux avantages par
rapport au béryllium utilisé auparavant. Le précurseur utilisé est le CBr4
(tétrabromure de carbone).
2.4 Uniformité des dépôts
L'uniformité des couches épitaxiées a une grande importance car celle-ci détermine
l'uniformité des caractéristiques électriques des composants. En particulier pour le TBH, les
uniformités en épaisseur, dopage et composition de la base influencent les performances.
Dans le but de mesurer l'uniformité des dépôts réalisés dans notre bâti de croissance CBE,
des couches témoins ont été réalisées, et des caractérisations ont été pratiquées en
différents points des plaques. Les croissances sont réalisées en configuration mono plaque,
l'unique substrat étant centré sur le porte substrat. Toutes les croissances sont faites avec
rotation du substrat autour de son axe, à une vitesse de 1 tour/monocouche environ.
2.4.1 Uniformité en épaisseur
L'épaisseur de dépôt GaInAs a été mesurée au centre et en bordure de plaque de diamètre
2 pouces, pour plusieurs conditions de dépôt. La non-uniformité d'épaisseur est limitée sur
Croissance épitaxiale -73
nos deux échantillons, mais semble toutefois plus prononcée lors de la croissance à haute
température.
n° de plaque
Diamètre
Dopage carbone
(at/cm3)
Température de
croissance (°C)
variation relative
d'épaisseur
82472
2''
nid
510
<5%
82358
2''
3e19
470
2%
Tableau 2-1: Uniformité d'épaisseur du GaInAs sur 2"
2.4.2 Uniformité en composition
L'uniformité en composition a été mesurée par diffraction X sur une couche de GaInAs non
dopée. Les deux spectres de diffraction X, mesurés au centre et en bordure de plaque, sont
présentés sur la figure suivante. L'échantillon 82472 utilisé ici comporte une couche non
dopée de GaInAs, de 330 nm environ, épitaxiée à la température de 510°C.
100000
Centre
Coups/s
10000
Bord
Diamètre du
substrat : 2''
1000
100
Pics de diffraction
du GaInAs
Pics de diffraction
(Couche)
de l'InP
(Substrat)
10
1
29,6
29,7
Omega
29,8
29,9
(degrés)
Figure 2-3: Spectres de diffraction X en centre et bord d'un échantillon 2'' de GaInAs non
dopé, épitaxié à 510 °C (82472).
Il apparaît que l'alliage en bord de plaque est plus riche en indium qu'au centre. La
différence de paramètre de maille du GaInAs entre bord et centre est toutefois faible,
100 ppm environ. Cette non-uniformité provient de plusieurs effets combinés :
Croissance épitaxiale -74
•
Non-uniformité de température du substrat, qui induit des variations d'efficacité
de pyrolyse des organométalliques. Nous verrons par la suite que cette cause est
la principale.
•
Non-uniformité des flux d'éléments arrivant sur le substrat, déterminée par la
géométrie de la chambre de croissance ainsi que par la forme des flux émis par
les injecteurs d'éléments III et V.
La figure suivante présente les spectres de diffraction X, mesurés au centre et en bord de
plaque, pour une couche de GaInAs dopé au carbone. L'échantillon utilisé ici comporte une
couche d'environ 125 nm dopée à 3 x 1019 at/cm3. La croissance est réalisée à 470°C.
100000
Centre
-169 ppm
Diamètre du
substrat : 2''
Bord
-1600 ppm
Coups/s
10000
1000
100
10
28,9
Pics de diffraction
de l'InP
(Substrat)
29,0
29,1
29,2
Omega (degrés)
Figure 2-4: Spectres de diffraction X en centre et bord d'un échantillon 2'' de GaInAs dopé
au carbone, épitaxié à 470 °C (81212)
Les angles de diffraction de la couche de GaInAs au centre et en bord de plaque
correspondent à des désaccords de mailles respectivement de –169 et –1600 ppm. La
différence de paramètre de maille entre le centre et le bord est donc de 1430 ppm environ, ce
qui est plus important que dans le cas du GaInAs non dopé. Cette mesure est confirmée sur
l'échantillon 82358, qui présente entre bord et centre une différence de paramètre de maille
de 1650 ppm environ.
Croissance épitaxiale -75
Les résultats de caractérisation sont présentés dans le tableau suivant :
n° de plaque
Dopage carbone
(at/cm3)
Température de
croissance (°C)
 ∆a 
 ∆a 
− 
 
 a  centre  a  bord
82472
nid
510
-101 ppm
82486
nid
470
430 ppm
82358
3 x 1019
470
1654 ppm
81212
3 x 1019
470
1431 ppm
Tableau 2-2: Uniformité de composition du GaInAs sur 2"
Sur les échantillons non dopés, la différence de paramètre de maille, (∆a/a)centre - (∆a/a)bord,
est négative dans le cas du GaInAs épitaxié à 510°C, alors qu'elle est positive pour le GaInAs
épitaxié à 470°C. Cela revient à dire que pour une croissance à 510°C, le bord de la plaque
est plus riche en indium que le centre, alors que c'est le contraire pour une épitaxie à
470°C. Ce phénomène semble s'expliquer par les gradients de température présents sur le
substrat lors de la croissance. Il est rapporté dans la littérature que la composition en
indium du GaInAs épitaxié par CBE diminue lorsque la température de croissance
augmente,
4,5,6,7
et ce jusqu'à une température de 490°C environ. Ce phénomène est attribué
au craquage incomplet du TEG à la surface du substrat à basse température. Dans notre
cas, la proximité du porte substrat en molybdène, à plus haute température que le substrat
lui-même, induit une température plus élevée en bord de plaque qu'au centre. Ainsi, à la
température globale de 470°C, c'est-à-dire en dessous de 490°C, le GaInAs en bord du
substrat sera moins riche en indium en raison de sa température plus élevée. En revanche,
au delà de 490°C, le bord de la plaque sera pauvre en indium par rapport au centre, c'est
pourquoi la tendance observée s'annule (et même s'inverse) à plus haute température,
comme on le constate sur l'échantillon 82472 épitaxié à 510°C (Figure 2-3).
Nous constatons sur les échantillons dopés 81212 et 82358 que l'introduction de CBr4 lors
de la croissance induit une forte augmentation de la non-uniformité de composition par
rapport à une croissance sans dopage. Ceci ne semble pas être lié à la température de
croissance plus faible (470°C), car l'échantillon 82486 non dopé et épitaxié lui aussi à 470°C
ne présente qu'une différence de paramètre de maille de 430 ppm entre le centre et le bord.
Par conséquent, l'importance de la non-uniformité est sans doute liée à la présence du
dopage.
Il est connu que le dopage au carbone par CBr4 induit dans le matériaux GaInAs une
contraction du paramètre de maille.7 Une diminution de 2000 ppm de ce paramètre a ainsi
Croissance épitaxiale -76
été mesurée, par rapport à un échantillon non dopé, pour un dopage de 5 x 1019 at/cm3 sur
un échantillon épitaxié par MOVPE.8 L'ampleur de ce phénomène ne peut être expliquée par
la simple incorporation dans le réseau cristallin des atomes de carbone. Une explication
possible est que le CBr4 injecté lors de la croissance a un pouvoir de gravure sur la couche
épitaxiée, en particulier vis-à-vis des groupements InAs,7 ce qui expliquerait la modification
observée de la composition de la couche vers un alliage plus riche en gallium. La cause de
ce phénomène est toutefois controversée par une équipe qui l'attribue à un effet catalytique
du brome,9 présent dans le précurseur CBr4.
2.4.2.1 Apport du porte substrat à 3 plots
Ainsi, la forte non-uniformité de composition sur les échantillons dopés au carbone semble
s'expliquer par l'impact sur le phénomène de gravure par le CBr4 (ou bien de catalyse par le
brome), de la non-uniformité de température. L'utilisation d'un porte-substrat à 3 plots,
induisant une meilleure homogénéité de température, par minimisation des points de
contact avec le molybdène, permet de réduire la non-uniformité de composition.
Collerette
Plot
Figure 2-5: Porte-substrat à collerette et à 3 plots
Sur l'échantillon 82558, épitaxié dans les mêmes conditions que la plaque 82358, mais avec
un porte-substrat à 3 plots, la différence de désaccord paramétrique est réduite à moins de
100 ppm. Ceci montre le lien entre les non-uniformités de température de composition dans
le cas du GaInAs dopé par CBr4. Dans le but de valider l'apport en terme d'uniformité de
l'utilisation d'un porte-substrat à 3 plots, nous avons réalisé une couche de GaInAs dopée
au carbone à 3 x 1019 at/cm3, sur un substrat de diamètre 3". La figure suivante présente
les spectres de diffraction X au centre et en bord de cette plaque. La différence de désaccord
paramétrique entre le centre et le bord de la plaque est de 450 ppm environ. On obtient
Croissance épitaxiale -77
ainsi grâce au porte substrat 3 plots une meilleure homogénéité en composition sur une
plaque 3", que sur une plaque 2" avec un porte-substrat à collerette.
100000
Diamètre du
substrat : 3''
centre
-698 ppm
Coups/s
10000
bord
-1137 ppm
1000
100
10
1
31,4
31,5
31,6
Omega
31,7
31,8
(degrés)
Figure 2-6: Spectres de diffraction X en centre et bord d'un échantillon 3'' de GaInAs dopé
au carbone (812543)
2.4.3 Uniformité du dopage
L'uniformité du niveau de dopage au carbone a été mesurée par effet Hall sur l'échantillon
de calibration 82476. La couche mesurée est une couche de GaInAs d'épaisseur 84 nm
environ, avec un dopage au carbone autour de 3.0 x 1019 at/cm3. Là encore, deux mesures
ont été réalisées, l'une au centre, et l'autre en bord d'une plaque de diamètre 2''.
Centre
Bord (2'')
Mobilité (cm²/Vs)
48.2
48.1
Résistance de couche (Ω)
417
429
Concentration de couche (cm-2)
3.1 x 1014
3.0 x 1014
Tableau 2-3: Uniformité du dopage au carbone sur 2"
La non-uniformité de résistance de couche est de l'ordre de 3 % sur le diamètre d'un
substrat 2''. Par ailleurs, la non-uniformité d'épaisseur, bien que faible, induit une couche
plus épaisse, et donc une résistance de couche plus faible au centre de la plaque. Ainsi, la
valeur de 3 % de non-uniformité sur le dopage est une limite par valeur supérieure, car elle
Croissance épitaxiale -78
ne prend pas en compte la variation d'épaisseur qui est en partie responsable de la
différence de résistance de couche constatée.
Nous avons mesuré sur un substrat de diamètre 3'' la résistance d'une couche dopée au
carbone à 4.0 x 1019 at/cm3. Là encore, la croissance est réalisée sur un seul substrat à la
fois, centré sur un porte-substrat à 3 plots. La dispersion de résistance de couche entre le
centre et le bord de l'échantillon est de 8 % environ. Il est à noter que cette dispersion
résulte des non-uniformités combinées de dopage et d'épaisseur, cette dernière n'ayant pas
été évaluée spécifiquement sur substrat 3".
Résistance de couche (Ω)
1000
900
800
Diamètre du
substrat : 3''
700
600
-3
-2
-1
0
1
2
3
4
Position (cm)
Figure 2-7: Résistance d'une couche dopée au carbone sur un diamètre de 3''
2.4.4 Uniformité des caractéristiques des TBHs
Nous avons constaté dans le paragraphes précédents la bonne uniformité des couches
réalisées par CBE, dont la conséquence est la bonne homogénéité des caractéristiques
électriques et des performances dynamiques des TBHs.
Sur les figures suivantes est représenté le gain statique, mesuré sur toute la surface d'une
plaque 2'' et sur le diamètre d'une plaque 3''. La variation du gain est de l'ordre de 5 % sur
la surface de la plaque 2'', et inférieure à 10 % sur l'échantillon 3''.
Croissance épitaxiale -79
uine
ga
e ntit q
c c usrrta
Gtaatiin
S
70
60
50
40
30
0
40000
10000
X
30000
20000
20000
Y
30000
10000
Figure 2-8: Uniformité du gain statique sur une plaque 2''
50
45
Gain statique
40
35
30
25
Diamètre du
substrat : 3''
20
15
10
-3
-2
-1
0
1
2
3
4
Position (cm)
Figure 2-9: Uniformité du gain statique sur une plaque 3''
2.4.5 Morphologie des couches
La figure suivante présente la morphologie de surface d'une structure complète de TBH. La
surface présente une faible rugosité, visible au microscope en grossissement x 500 avec
Croissance épitaxiale -80
contraste de phase. La rugosité présentée ici est caractéristique des surfaces en fin de
croissance d'un TBH par CBE, et est systématiquement observée.
Figure 2-10: Etat de surface de la couche de contact d'émetteur, en superficie d'une
structure TBH.
Un autre type de défauts généralement observés à la surface des croissances sur InP, les
défauts de types 'allongés' dans la direction [0 -11], sont ici largement supprimés grâce à
l'utilisation de substrats désorientés.10,
11
Dans le cas où la rugosité de surface est
anormalement importante, on observe en parallèle par diffraction X une dégradation de la
qualité cristalline. Ceci rend la plaque impropre à la réalisation de composants (fuite de
jonctions, courants de fuite du des recombinaisons, gain faible…).
Outre la rugosité de surface, des défauts d'épitaxie ayant des diamètres de l'ordre du micron
peuvent être observés. Ces défauts sont localisés et ne posent donc problème que lorsqu'un
un composant ou un élément passif (capacité, résistance) tombe précisément dessus. En cas
de densité de défauts importante, ce problème peut devenir critique, surtout pour la
réalisation de circuits à forte densité d'intégration. La densité de ces défauts dépend
fortement du fournisseur du substrat sur lequel est réalisée la croissance, ils correspondent
donc à des défauts cristallins présents sur la plaque avant croissance, et révélés par la
croissance épitaxiale. En particulier, il s'avère que les substrats fournis par la société InPact
ont une densité de défauts plus élevée que ceux fournis par Acrotech.
2.5 Matériaux utilisés pour le TBH et conditions de croissance
L'obtention de composants performants nécessite une optimisation des conditions de
croissance épitaxiale de chaque couche, en vue d'obtenir pour chacune, certaines
caractéristiques particulières. Les couches de contact en GaInAs d'émetteur et de souscollecteur requièrent un dopage de type n maximum. Le sous-collecteur en InP est une
Croissance épitaxiale -81
couche d'InP épaisse et fortement dopée, et donc propice au développement de rugosité de
surface qui se transmet alors à toutes les autres couches de la structure, épitaxiées au
dessus. Enfin, la couche de base requiert un dopage élevé, tout en conservant une mobilité
et un temps de vie électronique maximum.
2.5.1 Dopage résiduel dans l'InP
Les propriétés de l'InP non dopé sont un indicateur de la qualité des couches épitaxiées
dans notre système de CBE. De plus, ce matériau intrinsèque pourra être utilisé pour la
réalisation de la couche de collecteur de nos TBHs. Le dopage résiduel et la mobilité des
électrons ont été mesurés dans l'InP par effet Hall sur une couche épaisse. L'épitaxie
correspondante a été réalisée à la température de 500°C, tout comme pour la majorité des
couches d'InP dans nos dispositifs.
Température ambiante
(300 K)
77 K
Mobilité (cm²/Vs)
3610
27300
Dopage (cm-3)
-6.0 x 1015
-3.5 x 1015
Tableau 2-4: Mobilité et dopage résiduel dans l'InP à 77 K et 300 K
Dans de telles conditions de température de croissance et de rapport V/III, des mobilités
autour de 30000 cm²/Vs à 77 K et 4000 cm²/Vs à température ambiante sont généralement
observées.12,
13
Les concentrations résiduelles en électrons sont de l'ordre de 3 à
6 x 1015 cm-3. Ainsi, la mobilité et le niveau de dopage résiduel mesurés sur nos échantillons
sont satisfaisants, car comparables aux valeurs nominales rapportées dans la littérature.
Nous verrons au paragraphe suivant que la croissance d'InP n'est ici pas réalisée dans les
conditions permettant d'obtenir un matériaux de grand pureté et une faible mobilité, ce qui
explique l'écart par rapport aux meilleures valeurs mentionnées dans la littérature.
Une température de croissance élevée ainsi qu'un rapport V/III faible permettent de
minimiser le dopage résiduel et de maximiser la mobilité électronique dans l'InP.12,
13
A un
rapport V/III comparable au nôtre, et une température de croissance de 540°C, une mobilité
à 77 K de 153800 cm²/Vs et un dopage de 1.5 x 1014 cm-3 sont rapportés.12
Croissance épitaxiale -82
Figure 2-11: Mobilité des porteurs et dopage résiduel dans l'InP épitaxié par CBE. Tiré de
Rudra et al., Journal of Crystal Growth 12
2.5.2 Croissance du collecteur
La seule région du dispositif nécessitant un faible niveau de dopage est le collecteur, dont la
vocation est d'être déplété par la tension de polarisation. Ce dopage doit être précisément
contrôlé, car :
•
Un dopage trop élevé induit une déplétion incomplète à faible niveau de tension
et de courant, et donc une capacité base-collecteur importante. Par ailleurs, il
générera des fuites à la jonction base-collecteur, par effet tunnel.
•
14
Un dopage trop faible induit un seuil de forte injection à faible niveau de courant
dans le collecteur, et donc une dégradation des performances dynamiques dès les
bas niveaux de courant.
15
Les épaisseurs de collecteur utilisées dans nos transistors standard sont inférieures à
250 nm (chapitre 3). Pour de telles épaisseurs, le dopage requis dans la partie en InP du
collecteur, pour un fonctionnement optimal du composant à une densité de courant autour
de 200 kA/cm², est de l'ordre des 1016 at/cm3. Deux possibilités sont alors envisageables :
•
Réaliser l'épitaxie de l'InP dans des conditions telles que son dopage résiduel soit
élevé
•
Ajouter un dopage silicium intentionnel dans l'InP.
Dans la procédure de croissance standard utilisée pour la fabrication de plaque TBH, c'est
la première solution qui est retenue. La croissance de l'InP collecteur est réalisée à 470°C, ce
qui permet d'atteindre un dopage de 2 x 1016 at/cm3. Ce dopage résiduel semble être
Croissance épitaxiale -83
majoritairement dû à la présence de silicium, car une mesure de concentration du silicium
par SIMS permet de retrouver la concentration de dopant mesurée par C(V). Pour obtenir un
dopage plus élevé sans avoir recours à un dopage intentionnel, une possibilité serait de
travailler avec un flux de phosphine (et donc rapport V/III) plus élevé.
Dans le cas de la réalisation de structure TBH avec collecteur épais, un dopage plus élevé
est requis, de façon à repousser le seuil de forte injection en courant. On utilise alors un
dopage intentionnel SiBr4 dans l'InP de collecteur. Pour obtenir un niveau de dopage de
5 x 1016 at/cm3, la pression de SiBr4 utilisée est de 0.05 torr. La croissance de la couche est
ici encore réalisée a 470°C. La consigne de pression de SiBr4 utilisée étant plus faible d'un
ordre de grandeur que celle utilisée pour le dopage des couches de contact de souscollecteur qui sont épitaxiées juste avant l'InP de collecteur, il est nécessaire de pomper la
ligne SiBr4 par l'évent. Un temps de pompage de 15' permet de passer d'une pression de 0.6
torr à 0.05 Torr.
La figure suivante présente les niveaux de dopage silicium mesurés par SIMS dans le cas du
dopage résiduel, et dans le cas d'un dopage intentionnel. La couche d'InP de collecteur de
l'échantillon 82367 est plus épaisse (200 nm) que celle de l'échantillon 82381 (150 nm). Le
pic de concentration en silicium observé à l'interface entre le collecteur InP et les couches de
quaternaire est un artefact de mesure SIMS, lié au changement de matrice cristalline.
dopage intentionnel
dopage résiduel
3
Concentration (at/cm )
1E19
1E18
Quaternaires
et base
Direction de
croissance
1E17
1E16
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0,9
Profondeur (µm)
Figure 2-12: Profil SIMS de silicium dans le collecteur.
Croissance épitaxiale -84
2.5.3 Croissance de la base
La base est l'unique région du dispositif utilisant un dopage de type p. Le dopant utilisé ici
est le carbone, avec
pour précurseur son tétrabromure, le CBr4. Les niveaux de dopage
visés sont élevés, au delà de 3 x 1019 at/cm3, et ne peuvent être atteints que dans certaines
conditions de croissance.
•
L'incorporation du carbone lors de la croissance de GaInAs se fait mieux à basse
température.7,
9, 16
Malgré le meilleur craquage de CBr4 à la surface du substrat
pour une température de croissance élevée, le processus de désorption limite
dans ce cas l'incorporation des atomes de carbone dans les sites As (élément V).9
Une augmentation d'un facteur 1.5 à 3 de la concentration de trous est ainsi
mesurée quand la température de croissance par CBE est diminuée de 40°C
environ. Cette dépendance avec la température de croissance est également
constatée sur notre système de croissance.17
•
Un faible rapport V/III est favorable pour obtenir de forts niveaux de dopage.7, 9,
16
Cet effet s'explique par la probabilité réduite pour un atome de carbone de
s'incorporer à un emplacement As vacant dans le cas d'un flux d'arsenic
important.
Ces deux facteurs nous conduisent à adopter pour la base du TBH, des conditions de
croissance à faible température (470°C), et avec un flux de AsH3 réduit (3sccm) par rapport
aux flux habituellement utilisés pour les couches GaInAs (4sccm). Dans ces conditions, un
niveau de dopage de 1020 at/cm3 peut être atteint dans notre système de croissance.17 Pour
échantillon dopé à 3 x 1019 at/cm3, on obtient une mobilité des trous (mesurée par effet
Hall), de l'ordre de 50 cm²/Vs. La figure suivante présente la mobilité des trous dans le
GaInAs en fonction du niveau de dopage.
Croissance épitaxiale -85
Mobilité des trous (cm² / V.s)
140
120
100
80
60
40
20
1E17
1E18
1E19
1E20
3
Dopage carbone (at/cm )
Figure 2-13: Mobilité des trous en fonction du niveau de dopage au carbone
2.5.4 La passivation par l'hydrogène
L'incorporation d'atomes d'hydrogène lors de la croissance de couches GaInAs peut être
responsable de la non activité électrique d'une partie des atomes de carbone utilisés comme
dopants. On parle alors de passivation du carbone par l'hydrogène. Ceci est attribué à la
formation de liaison C-H, ne permettant pas au carbone de prendre dans le réseau cristallin
sa position d'atome électriquement accepteur.18 Ce phénomène est particulièrement
important dans le cas de croissance par MOVPE, en raison de la forte présence d'hydrogène
dans le gaz porteur,19 mais il a aussi été observé en GSMBE.20 Dans ce dernier cas, c'est
l'hydrogène provenant du craquage à haute température des hydrures AsH3 et PH3, qui
semble être responsable de la passivation. Dans les TBH GaInP/GaAs, un effet de
passivation du dopant de la base, mais aussi du dopant de l'emetteur est également
observé, induisant une réduction du gain du composant par recombinaison des porteurs.21,
22
Une solution largement étudiée pour remédier à ce phénomène, est l'utilisation d'un recuit à
haute température pour faire diffuser l'hydrogène hors de la couche GaInAs. L'utilisation de
ce procédé pour la fabrication de TBH à base dopée au carbone est rapportée dans la
littérature et permet, à partir de couches de base épitaxiées par MOVPE ayant un fort taux
de passivation par l'hydrogène (> 30%), de retrouver un taux d'activation du dopant proche
de 100 %, et un niveau de dopage de 5 x 1019 at/cm3.23 Ce procédé est également utilisé
pour des couches GaInAs dopées au carbone épitaxiées par GSMBE.24
Croissance épitaxiale -86
Dans le cas de nos couches épitaxiées par CBE, il a été montré que les concentrations de
trous mesurées par effet Hall concordent avec les mesures de concentration de carbone par
SIMS,
25
ce qui indique une activation du dopant proche de 100 % et donc l'absence de
passivation par l'hydrogène.26 Il a donc été considéré jusqu'ici qu'un traitement de type
recuit d'activation est superflu sur nos structures épitaxiales. Toutefois, il est rapporté dans
la littérature qu'un effet d'activation du dopant ainsi que d'augmentation de la mobilité des
trous suite à un recuit, est observé pour des couches épitaxiées par CBE, en particulier
pour de forts niveaux de dopages.9 Le recuit est dans ce cas pratiqué à une température de
475°C pendant 5 minutes, sous vide. Pour un recuit à 420°C, aucun effet sur la résistivité
du matériau n'est observé.27 Dans la mesure où les évolutions de la structure épitaxiale
opérées dans le cadre de ce travail vont dans le sens de bases de plus en plus fortement
dopées au carbone, la possibilité d'un effet d'activation du dopant a été étudiée.
Des recuits rapides à haute température (RTA = Rapid Thermal Annealing) ont été pratiqués
sur des structures après épitaxie. Les RTA sont réalisés à 550°C pendant 2 minutes sous
atmosphère inerte d'argon, dans un four de type ADDAX XM. Pour les recuits pratiqués sur
une couche de GaInAs mise à nu, la face polie d'un substrat vierge de GaAs est posée contre
notre échantillon, de façon à limiter l'évaporation de l'arsenic sous l'effet de la haute
température.
Les résultats de ces recuits sur des structures de test sont résumés dans le tableau suivant,
pour les échantillons les plus représentatifs :
n° de plaque
Epaisseur
GaInAs
(nm)
Dopage
(at/cm3)
Résistance
couche avant
recuit (Ω)
Résistance couche
après recuit (Ω)
82232
65
3 x 1019
460
370
270
(recuit couche nue)
82402
200
3 x 1019
370
350
(recuit avec protection
InP 40 nm)
Tableau 2-5: Activation du dopage carbone par recuit rapide
L'échantillon 82232 correspond à une structure de base telle qu'incorporée dans nos TBH.
L'échantillon 82402 comprend une couche épaisse GaInAs dopée au carbone, recouverte de
40 nm d'InP. Sur ces deux structures, le recuit pratiqué sur la couche GaInAs dopée mise à
nu permet de diminuer de 20 à 25 % la résistance feuille. Il apparaît par ailleurs que les
40 nm d'InP de l'échantillon 82402 rendent le recuit inopérant. Il semble donc qu'il s'agisse
Croissance épitaxiale -87
bien ici d'un effet de diffusion d'hydrogène hors de la couche lors du recuit, l'InP ayant un
effet de barrière et empêchant l'hydrogène de s'échapper de la couche.
La diminution mesurée de résistance de couche ne semble pas ici être due à une
augmentation de la concentration de dopants actifs, comme le montre la concordance entre
la concentration de carbone mesurée par SIMS et le dopage mesuré par effet Hall. C'est
alors une augmentation de la mobilité des trous après évacuation de l'hydrogène qui
expliquerait la diminution mesurée de résistance de couche. En effet, il est rapporté dans la
littérature
9
qu'une faible proportion de passivation par des groupes C-H, sans entraîner de
changement mesurable dans la concentration en dopant actif, peut altérer la mobilité de
façon significative, en raison du fort pouvoir d'interaction des groupes C-H sur les porteurs.
Ainsi, il apparaît que l'hypothèse d'une activation complète du carbone dans nos couches de
base est erronée. L'utilisation d'un recuit d'activation doit alors être étudiée plus en détail.
Une possibilité intéressante est d'incorporer le recuit à haute température dans la séquence
de croissance épitaxiale (recuit in situ). Dans le but de désorber l'hydrogène de la couche
GaInAs, le recuit doit être effectué dans une atmosphère sans hydrogène, c'est-à-dire sans
injection d'hydrures. Le recuit est appliqué après épitaxie de la couche de base, car la
présence des couches InP d'émetteur empêche la diffusion de l'hydrogène, ce qui rend son
application impossible après croissance complète de la structure, comme nous l'avons
constaté au paragraphe précèdent. Le recuit appliqué consiste en un arrêt de croissance de
5 minutes sans injection d'hydrure avec une rampe de température jusqu'à 510°C.
n° de plaque
Epaisseur de
base
(nm)
82412
Pression CBr4 Recuit in situ
Résistance
couche (Ω)
Gain statique
en courant
0.10
5' @ 510°C
780
40
0.14
5' @ 510°C
670
8
82414
0.11
aucun
810
46
82415
0.14
aucun
685
22.5
82413
38
Tableau 2-6: Activation du dopage carbone par recuit in situ
Il apparaît ici que le recuit in situ permet de diminuer la résistance des couches de base.
Pour un niveau de dopage moins élevé, l'échantillon avec recuit 82412 a une résistance de
couche de base 5 % plus faible que l'échantillon 82414. La diminution observée n'est
toutefois pas spectaculaire, et en tout cas moins élevée que celle mesurée lors des recuits
RTA après épitaxie, de l'ordre de 25 %. Ce phénomène ne semble pas s'expliquer par les
conditions de recuit plus douces en température (510°C au lieu de 550°C), car dans les deux
Croissance épitaxiale -88
cas, la température appliquée est au-dessus des 475°C rapportés dans la littérature pour ce
type de recuit. Il apparaît dans les résultats précédents que les structures ayant subi un
recuit in situ présentent un gain statique en courant plus faible que celles sans recuit, à
épaisseur et dopage de base équivalents, comme présenté sur la figure suivante.
50
45
Gain statique
40
35
30
25
20
Sans recuit
Avec recuit in-situ
15
10
5
0,10
0,11
0,12
0,13
0,14
Pression CBr4 (mTorr)
Figure 2-14: Influence du recuit de base sur le gain statique des TBHs
Ceci nous indique la présence de défauts structuraux dans les bases recuites, qui, en plus
de réduire la durée de vie électronique et donc le gain des TBH, semble aussi limiter la
mobilité des porteurs majoritaires. Ce qui explique la faible modification de la résistance de
couche. Ces défauts structuraux peuvent être générés par des conditions trop agressives
pour les recuits in situ, induisant par exemple une ré-évaporation de l'arsenic de la surface
de base.
Ainsi, la mise au point d'un recuit semble nécessaire à la déshydrogénation de nos bases
GaInAs dopées au carbone. La diminution de résistivité due à la déshydrogénation semble
liée à l'amélioration de la mobilité de porteurs majoritaires plutôt qu'à une activation d'une
fraction importante du carbone. Par ailleurs, la mise au point de conditions de recuit in situ
nécessite une optimisation des paramètres de temps et de température, de façon à préserver
la bonne qualité cristalline de la couche de base.
2.5.5 La base graduelle
Une gradualité de composition est utilisée dans la couche de base. Cette gradualité consiste
à faire varier la composition de l'alliage Ga1-xInxAs dans la base entre l'émetteur et le
collecteur, de façon à obtenir une variation du niveau d'énergie de la bande de conduction
Croissance épitaxiale -89
(BC) du matériau. Cette variation équivaut, pour les électrons injectés, à la présence d'un
champ électrique qui entraîne ainsi les porteurs en direction de la jonction base/collecteur.
Le principe de la base à gradualité de composition a été proposé par Kroemer
28
en 1983. La
première réalisation d'un TBH sur InP intégrant une telle structure est effectuée une dizaine
d'années plus tard par une équipe japonaise de NTT.29 Une structure TBH intégrant une
base graduelle en composition présente plusieurs avantages par rapport à une structure à
base uniforme :
•
Le temps de transit de base est réduit grâce au balayage par le champ des porteurs
relaxés. En conséquence, le gain statique, déterminé par le rapport τn/τB (chapitre 5),
est augmenté.
•
Les performances dynamiques (ft et fmax) sont améliorées grâce à la diminution du
temps de transit de base.
•
Le gain statique est constant sur une plage de courant de collecteur plus
importante : il n'y a pas de dégradation du gain à faible courant. La raison de ce
phénomène est que les recombinaisons de surface se produisant dans une base
uniforme sont réduites dans une base graduelle, car les électrons sont balayés par le
champ hors des zones de recombinaisons, comme la surface découverte de la base.
Dans notre séquence de croissance de structure TBH par CBE, la gradualité en composition
est obtenue grâce à une variation par paliers du flux de TMI (précurseur de l'indium) lors de
la croissance de la base. Pour la plupart des bases graduelles réalisées dans ce travail,
l'alliage Ga1-xInxAs est à l'accord de maille avec l'InP (x=0.53) en début de croissance de base
(c'est-à-dire à la jonction base-collecteur), puis appauvri en indium au cours de la
croissance de la couche. Ainsi, on obtient à l'interface émetteur-base un alliage dont la
composition se rapproche du GaAs.
Dans le but de connaître la plage de composition dans laquelle se trouve notre alliage
Ga1-xInxAs de base, et ainsi d'ajuster le champ électrique de gradualité à la valeur voulue,
une mesure de diffraction X est pratiquée. Cette mesure permet de déterminer la plage de
paramètres de maille couverte par notre alliage, et donc de remonter à sa plage de
composition. En effet, l'alliage Ga1-xInxAs avec x<0.53, c'est-à-dire appauvri en indium par
rapport à l'accord de maille, présente un paramètre de maille plus faible que celui de l'InP,
ce qui implique que la couche de base graduelle décrite ici est mécaniquement contrainte en
tension. Le désaccord paramétrique (∆a/a)x du Ga1-xInxAs non contraint par rapport à l'InP
est calculé par interpolation linéaire des paramètres de maille de l'InAs et du GaAs. Il est
représenté sur la figure suivante pour des compositions entre x= 0.55 et x=0.4.
Croissance épitaxiale -90
Désaccord paramétrique
2000
0
-2000
Figure 2-15: désaccord
-4000
paramétrique du GaInAs en fonction
-6000
de la composition de l'alliage
-8000
-10000
0.4
0.42
0.44
0.46
0.48
0.5
0.52
0.54
Fraction d’indium
On notera que la correspondance entre le désaccord paramétrique et la composition est ici
donnée pour un matériau non contraint, ce qui n'est pas le cas de notre couche de base.
Pour remonter à la composition d'alliage, il faut prendre garde, lors de la mesure de
diffraction X, à extrapoler le désaccord paramétrique équivalent du matériau non contraint.
Les logiciels d'interprétation de mesure RX permettent de réaliser cette opération sans mal.
Ainsi, la composition 'extrême' de notre alliage de base peut être déduite du désaccord
paramétrique du Ga1-xInxAs de base à l'interface coté émetteur. La figure suivante
représente le spectre de diffraction X d'une structure TBH intégrant une base graduelle.
100000
10000
Coups/s
∆a/a = -4700 ppm
Figure 2-16: Spectre de diffraction X
1000
d'une structure à base graduelle
100
(82421).
10
1
32,7
32,8
32,9
33,0
33,1
33,2
33,3
33,4
Omega (degrés)
Le plateau de diffraction à droite du pic substrat correspond à la diffraction par la base
graduelle. Il est à noter que l'extrémité du plateau ne correspond pas en général à la
composition réelle du Ga1-xInxAs "extrême" de la base. Ainsi le désaccord paramétrique au
bord du plateau (Ω ~ 33.15 degrés) est ici de -4700 ppm et correspondrait à un alliage
Ga1-xInxAs de composition x = 0.464, ce qui est en désaccord avec les calibrations épitaxiales
Croissance épitaxiale -91
réalisées. Finalement, le désaccord paramétrique extrême de la base est évalué grâce à une
simulation de la figure de diffraction d'une couche graduelle de Ga1-xInxAs réalisée à l'aide
du logiciel X'Pert Smoothfit® de la société Philips Analytical. Ce logiciel permet d'optimiser la
correspondance des courbes mesurées et simulées, en jouant sur les paramètres d'épaisseur
et de composition extrême de la couche graduelle.
Les spectres de diffraction X de deux structures TBH intégrant des gradualités différentes
sont représentés sur les deux figures suivantes, ainsi que les courbes simulées
correspondant le mieux à ces mesures.
100000
simulations ->
epaisseur base = 63 nm
(∆a/a) : 0 ppm -> -5300 ppm
Coups/s
10000
1000
Figure 2-17: Spectre de
diffraction X de la structure
100
82421 et courbe simulée.
Mesure
Simulation
10
1
32,6
32,8
33,0
33,2
33,4
Omega (degrés)
100000
Mesure
Simulation
Coups/s
10000
simulations ->
epaisseur base = 29 nm
(∆a/a) : -3100 ppm -> -4700 ppm
1000
Figure 2-18: Spectre de
diffraction X de la structure
100
82426 et courbe simulée.
10
1
32,8
33,0
33,2
33,4
Omega relatif (degrés)
Croissance épitaxiale -92
La recherche de la meilleure correspondance entre mesure et simulation grâce à X'Pert
Smoothfit® permet d'extraire les valeurs d'épaisseur et de composition extrême de la base
des TBH. Les valeurs ainsi extraites sont d'une précision de l'ordre de 10 % lorsqu'on les
compare aux valeurs obtenues par d'autre moyens de caractérisation. Les raisons de cette
précision limitée sont :
•
Le faible niveau du signal X diffracté par la base en raison de la faible épaisseur de la
couche
•
La superposition, dans la mesure du signal diffracté par la base, avec les signaux
issus des réfractions sur les autres couches (GaInAs:Si, quaternaires), et non inclus
dans la simulation
On remarque que le désaccord paramétrique extrait sur l'échantillon 82421 est de
-5300 ppm, par rapport aux -4700 ppm pour une extraction à partir de la décroissance du
plateau RX comme présenté précédemment. On remarque aussi, sur l'échantillon 82426, la
possibilité d'extraction du désaccord paramétrique initial de la base, c'est-à-dire côté
collecteur, pour une base totalement contrainte (c'est le cas dans cet échantillon). La
principale raison de ce fort désaccord paramétrique initial est l'utilisation d'un dopage
carbone plus élevé.
Le calcul du champ électrique induit dans la couche de base par la gradualité de
composition, nécessite de connaître la différence d'énergie de bande interdite entre les deux
extrémités de la base. Ici encore, il faut prendre garde au fait que l'interpolation linéaire des
énergies de bande interdite entre GaAs et InAs nous donne le gap du matériau non
contraint, ce qui n'est pas le cas de notre base. Dans le cas du Ga1-xInxAs contraint sur InP,
la littérature indique une variation de gap de 55 meV pour 10 % de variation dans la
composition (∆x = 0.1), c'est-à-dire environ deux fois moins que dans le cas du GaInAs non
contraint.29 Dans le cas de notre structure TBH standard (chapitre 3), l'alliage Ga1-xInxAs
voit sa composition varier dans la base entre x=0.44 et x=0.53,ce qui correspond à une
variation de largeur de bande interdite de 50 meV environ. Le champ électrique équivalent
induit est alors de 8 kV/cm environ.25
2.5.6 Croissance des couches de contact
Une source importante de limitation des performances dynamiques du composant provient
des résistances parasites d'accès et de contact pour l'émetteur et le collecteur. Dans le but
de les minimiser, la structure épitaxiale doit être adaptée de deux façons :
Croissance épitaxiale -93
•
Réduction des résistances de contact : les électrodes métalliques d'émetteur et de
collecteur doivent prendre contact avec la résistance la plus faible possible sur la
structure semi-conductrice.
•
Réduction de la résistance d'accès au collecteur : la couche d'InP de sous-collecteur
doit être épaisse et fortement dopée.
Le GaInAs est le matériau le plus adapté à la prise des contacts métalliques en raison de la
faible barrière d'énergie entre sa bande de conduction et le métal. De plus, un fort niveau de
dopage de type n dans les couches de contact permet de réduire l'épaisseur de zone déplétée
à l'interface entre métal et semi-conducteur, favorisant ainsi le passage des porteurs par
effet tunnel, et minimisant alors la résistance.
Le silicium est utilisé ici comme dopant de type n, avec pour précurseur le tétrabromure de
silicium (SiBr4).30 L'efficacité de dopage importante du SiBr4 permet d'atteindre des niveaux
de dopage au delà de 1019 at/cm3, aux températures standard de croissance, 500°C et
510°C pour l'InP et le GaInAs respectivement. Il apparaît dans la littérature qu'une
croissance de ces couches à plus basse température permettrait d'améliorer l'incorporation
du silicium,31 et de diminuer ainsi les résistances d'accès, en particulier de collecteur, de
même que les résistivités de contact pour l'émetteur et le collecteur.
Les caractéristiques électriques tirées des mesures de TLM et d'effet Hall réalisées sur nos
couches GaInAs et InP fortement dopées au silicium sont présentées dans le tableau
suivant.
Couche
Pression
SiBr4
Température
de croissance
(°C)
Dopage
(at/cm3)
Mobilité
(cm²/Vs)
GaInAs
0.7
510
~ 9 x 1018
1700
InP
0.6
500
~1 x 1019
-
Tableau 2-7: Dopage et mobilités de GaInAs et d'InP dopés au silicium
2.6 Conclusion
Nous avons ici présenté les caractéristiques et les conditions de fabrication des matériaux
qui composent notre structure bipolaire. Les caractéristiques de ces matériaux, et en
particulier leurs
propriétés électriques (dopages, mobilités), déterminent les limitations
auxquelles nous ferons face par la suite, lors de l'optimisation de la structure de couche.
Nous avons vu qu'un contrôle fin de certains paramètres (dopage, épaisseurs), en particulier
Croissance épitaxiale -94
lors de la croissance de la base, était crucial pour avoir une bonne homogénéité des
caractéristiques de nos TBHs, ce qui est nécessaire à la fabrication de circuits sur des
surfaces importantes. Par ailleurs, la réalisation de structures TBH plus performantes
nécessite une optimisation de la croissance de la base aux très forts niveau de dopage. En
particulier, le problème de la passivation du carbone par l'hydrogène devra être étudié en
détail, et résolu par la mise au point d'un recuit compatible avec une bonne qualité de
matériaux dans la base. Enfin, une méthode précise de contrôle de la gradualité de
composition dans la base a été expérimentée.
Croissance épitaxiale -95
2.7 Références
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Croissance épitaxiale -96
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No. 23, 1992, pp. 2903.
Croissance épitaxiale -97
20
S.L. Jackson, J. Baker et G.E. Stillman, "Influence of AsH3 cracking temperature on the H
passivation of C acceptors in In0.53Ga0.47As grown by beam epitaxy techniques", Applied
Physics Letters, Vol. 69, no. 13, 1996, pp. 1939-1941.
21
J. Mimila-Arroyo, "Burn-in effect on GaInP heterojunction bipolar transistors", Applied
Physics Letters, Vol. 83, No. 15, 1994, pp. 3204-3206.
22
J. Mimila-Arroyo, V. Cabrera et S. W. Bland, " Dependence of burn-in effect on thermal
annealing of the GaAs:C base layer in GaInP heterojunction bipolar transistors", Applied
Physics Letters, Vol. 82, No. 17, 1994, pp. 2910-2912.
23
K. Kurishima, S. Yamajata, H. Nakajima, H. Ito et Y. Ishii, "Performance and stability of
MOVPE-grown carbon-doped InP/InGaAs HBTs dehydrogenated by an anneal after emitter
mesa formation", Japanese Journal of Applied Physics, Vol. 37, part. 1, No. 3B, 1998,
pp. 1353-1358.
24
Y.-J. Chen, J.M. Kuo et B.H. Kear, "De-hydrogenation studies of carbon-doped
In0.53Ga0.47As grown by gas-source MBE and their Appliedications to InP/In0.53Ga0.47As
HBTs", IEEE International Conference on Indium Phosphide and Related Materials, 2000,
pp. 37-40.
25
D. Caffin, "Filière technologique TBH InP/GaInAs pour Appliedication aux systèmes de
communications à haut débit", thèse de doctorat de l"Ecole Centrale de Paris, 1996.
26
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epitaxial techniques for HBT structures", Solid State Electronics, Vol. 38, No. 9, 1995, pp.
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27
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28
A. Kroemer, "Heterostructure bipolar transistors: What should we build?", Journal of
Vacuum Science and Technology, Vol. B1, 1983, pp. 126-130.
29
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compositionally-graded InxGa1-xAs base in abrupt-mmitter InP/InGaAs heterojunction
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Croissance épitaxiale -98
30
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of InP and In0.53Ga0.47As in gas source and metalorganic molecular beam epitaxy using
silicon tetrabromide", Applied Physics Letters, Vol. 64, No. 21, 1994, pp. 2867-2869.
31
S. L. Jackson, S. Thomas, M. T. Fresina, D. A. Ahmari, J. E. Baker et G. E. Stillman,
"Silicon doping of InP, GaAs, In0.53Ga0.47As and In0.49Ga0.51P grown by gas source and
metalorganic molecular beam epitaxy using a SiBr4 vapor source", IEEE International
Conference on Indium Phosphide and Related Materials, 1994, pp. 57-60.
Croissance épitaxiale -99
Paramètres et caractéristiques de la croissance épitaxiale - 100
3 Structure de couches du TBH
Les caractéristiques et les performances d'un TBH dépendent fortement de la structure
épitaxiale utilisée. Contrairement au HEMT où le transport électronique se fait dans le plan
des couches épitaxiées, les porteurs dans un TBH traversent la structure dans le sens de
l'épaisseur, et des paramètres cruciaux comme les temps de transit, les résistances d'accès,
ou les capacités des jonctions sont ainsi déterminés par la structure de couche utilisée.
Pour cette raison, la réalisation de TBH fonctionnant à des débits de 40 Gb/s ou plus
nécessite l'utilisation d'une structure de couche adaptée.
Au chapitre 1, nous avons présenté les principaux facteurs de mérite statiques et
dynamiques du TBH. En particulier, nous avons vu que les fréquences de transition fT et
fmax sont notre principal indicateur des performances dynamiques du composant. Dans ce
chapitre, nous allons présenter les optimisations réalisées sur la structure épitaxiale, ainsi
que les améliorations de performances auxquelles elles ont conduit. Nous aborderons en
premier lieu les optimisations de la couche de collecteur, puis celle portant sur la couche de
base. Les améliorations de performances seront reliées à l'évolution des paramètres du
modèle petit signal du TBH. Par ailleurs, les extractions de certains paramètres tels que la
résistance et le temps de transit de base et de collecteur seront approfondies.
3.1 Structure standard pour circuits à 40 Gb/s.
3.1.1 Présentation de la structure
Les grandes lignes de la structure épitaxiale ont été présentées au chapitre 1. Celle-ci
comprend un émetteur en InP et une base en GaInAs, graduelle en composition. Le
collecteur intègre une couche d'InP et une transition GaInAs/InP, avec, dans le but de
limiter les effets de blocage des électrons au niveau des discontinuités de bande de
conduction, deux couches de matériaux quaternaires GaInAsP.
Cette structure de couches est le fruit d'optimisations successives menées depuis le
lancement de la filière bipolaire sur InP au CNET en 1993. En particulier, les couches
graduelles de collecteur ont été mises en place en 1996.1, 2 L'utilisation d'une gradualité de
composition dans la base a été introduite plus tardivement autour de 1998.3, 4 La structure
standard utilisée au laboratoire en 2003 pour la réalisation de circuits numériques à
40 Gb/s est présentée sur le Tableau 3-1. Elle est à l'heure actuelle réalisée par une
technique d'épitaxie par jets chimiques, décrite plus en détail au chapitre 2.
Structure de couches du TBH - 101
Matériau
Type
Dopage
(cm-3)
Epaisseur
(nm)
Contact d'émetteur
GaInAs
InP
n+
n+
1 x 1019
1 x 1019
200
50
Émetteur
InP
n
2 x 1017
120
Base graduelle
Ga1-xInxAs
0.44 < x < 0.53
p+
3 x 1019
65
Collecteur
Espaceur
Quaternaire 1
Quaternaire 2
Collecteur InP
GaInAs
GaInAsP (0.95 eV)
GaInAsP (1.18 eV)
InP
nn
n
n-
1
1
1
1
1016
1017
1017
1016
50
20
20
150
Sous
collecteur
Sous collecteur
Contact collecteur
Semelle collecteur
InP
GaInAs
InP
n+
n+
n+
1 x 1019
1 x 1019
1 x 1019
200
100
400
Région
Nature de la couche
x
x
x
x
Stop-Etch
GaInAs
non dopé
10
Substrat
InP
semi-isolant
350 µm
Tableau 3-1: Structure de couches standard
Les couches de contact d'émetteur et de collecteur sont en GaInAs dopé au silicium.
L'utilisation du GaInAs dans les couches de contact se justifie par sa faible largeur de bande
interdite, ce qui favorise des résistivités de contact faibles pour les électrodes métalliques.
Pour la même raison, et aussi pour minimiser les résistances d'accès à travers la couche, le
dopage du GaInAs de contact est le plus élevé possible, autour de 1 x 1019 at/cm3. Ce
dopage limite nous est imposé par le procédé de fabrication épitaxial (chapitre 2).
L'émetteur lui-même est en InP, ce qui permet de réaliser une hétérojonction avec la couche
de base en GaInAs. Le dopage d'émetteur est fixé à 2 x 1017 at/cm3, et est déterminé par les
nécessités conjointes d'obtenir une bonne efficacité d'injection de la jonction émetteur-base,
tout en conservant une capacité émetteur-base CBE faible. Le dopage d'émetteur doit aussi
être suffisamment élevé pour éviter les phénomènes de forte injection à densité de courant
élevée.5
La base est en GaInAs dopé p au carbone. Par rapport au béryllium utilisé antérieurement,
le carbone offre l'avantage de peu diffuser, si bien que l'utilisation de couches d'espacement
n'est pas nécessaire. Comme cela sera détaillé au chapitre 5, le dopage de base au carbone
semble toutefois générer, à concentration égale, des gains plus faibles que le béryllium.11 La
base est graduelle en composition, ce qui a pour effet de générer un champ électrique dans
la couche, limitant ainsi la recombinaison des porteurs minoritaires et réduisant le temps
de transit τB. Dans la structure standard, la proportion d'indium dans la base varie de 44%
Structure de couches du TBH - 102
coté émetteur à 53% côté collecteur, c'est-à-dire la concentration donnant l'accord de maille
sur InP. Cette gradualité induit un champ électrique équivalent de 8kV/cm.
La partie la plus épaisse du collecteur est en InP. Par rapport à un collecteur en GaInAs,
l'utilisation d'un collecteur en InP a plusieurs avantages :
•
La large bande interdite de l'InP (1.35 eV) permet de conserver une tension de
claquage élevée, même pour de faibles épaisseurs de collecteur. On peut ainsi
minimiser le temps de transit de collecteur tout en conservant une bonne tenue
en tension.
•
La conductivité thermique
GaInAs
(0.048
6
W/K.cm).
de l'InP (0.68 W/K.cm) est bien supérieure à celle du
L'élévation
de
température
du
composant
en
fonctionnement est ainsi diminuée, limitant les phénomènes de vieillissement et
de claquage thermique dans la jonction base-collecteur.
Les discontinuités de bande de conduction à l'hétérojonction GaInAs/InP peuvent toutefois
générer un phénomène de blocage des porteurs, en particulier à fort courant et/ou faible
tension VCE. Ce phénomène est partiellement résolu par deux couches de matériau
quaternaire GaInAsP, qui forment une transition graduelle par paliers entre le GaInAs et
l'InP. Ces matériaux ont des largeurs de bande interdite de 0.95 eV et 1.18 eV,
intermédiaires entre le GaInAs (0.75 eV) et l'InP (1.35 eV). Un espaceur de 50 nm de GaInAs
faiblement dopé est également ajouté en sortie de base de manière à permettre aux électrons
de franchir les discontinuités avec une certaine énergie cinétique. Cet espaceur permet
aussi d'éloigner de la jonction l'interface entre GaInAs et GaInAsP, siège potentiel de défauts
recombinants.
3.1.2 Performances dynamiques
La Figure 3-1 présente le diagramme de bande à l'équilibre de la structure standard (a),
ainsi que les valeurs de fT et fmax (b) obtenues en fonction de la densité de courant traversant
le mesa d'émetteur.
Structure de couches du TBH - 103
200
(GHz)
C
VCE = 1.6 V
220
180
fT , fmax
Contact
E
Contact
240
B
140
160
fT
fmax
120
100
0
50
100
150
200
250
300
JE (kA/cm²)
Figure 3-1: (a) Diagramme de bande de la structure standard, (b) fréquences de coupure
obtenues sur un composant de 2 x 10 µm² d'émetteur.
Les performances présentées ici sont mesurées pour un transistor de dimension d'émetteur
10 x 2 µm². Les fréquences de coupure obtenues de façon habituelle sur cette structure sont
fT = 180 GHz et fmax = 220 GHz. Le maximum de fT et fmax correspond à une densité de
courant autour de 200 kA/cm².
3.1.3 Axes d'optimisation de la structure standard
Les fréquences de coupure fT et de fmax sont largement liées à la structure de couches, car
celle-ci détermine les temps de transit et dans une certaine mesure les temps de charge des
jonctions. Plusieurs axes d'optimisation sont ainsi envisageables dans le but d'augmenter
les valeurs de fT et de fmax. Rappelons ici les expressions des fréquences de coupure du TBH.
fT =
1
1
=
2π ⋅τ EC 2π ⋅ [τ B + τ C + rE (C BE + C BC ) + C BC ( RE + RC )]
f max =
fT
8π ⋅ RB ⋅ C BC int
Structure de couches du TBH - 104
3.1.3.1 Réduction des temps de transit
Tout d'abord, remarquons que la structure de couches standard a été mise au point en
1998, et est relativement conforme à l'état de l'art de l'époque. Depuis, un certain nombre
d'évolutions de structures a été rapporté dans la bibliographie, et peut nous indiquer des
axes d'optimisation. On remarque ainsi que les épaisseurs globales des structures TBH
actuelles sont généralement plus faibles que sur notre structure standard. En particulier, la
réduction de l'épaisseur des couches de base et de collecteur permet de réduire le temps de
transit électronique dans la structure, et ainsi d'augmenter fT et fmax par la diminution de τB
et de τC. Toutefois, une telle modification de la structure implique des effets secondaires
importants :
•
L'épaisseur de base détermine la résistance carrée de cette couche. L'utilisation
d'une base fine induit une résistance de base RB élevée, ce qui limite la valeur de
fmax, via le produit RB CBC.
•
L'épaisseur du collecteur borne la profondeur de la zone désertée, et donc la
capacité CBC de la jonction base-collecteur. Un collecteur fin induit ainsi une
capacité élevée, qui limite la fréquence maximale d'oscillation fmax, via le produit
RB CBC.
•
A une tension VCE donnée, le champ électrique dans le collecteur est inversement
proportionnel à l'épaisseur de la couche, c'est pourquoi la réduction de
l'épaisseur de collecteur induit une diminution de la tension de claquage VCE0 du
TBH.
3.1.3.2 Mise à l'échelle
La réduction des épaisseurs de couche intrinsèques va ainsi de pair avec une augmentation
de certaines résistances et capacités parasites du transistor (RB, CBC) susceptibles de limiter
les performances dynamiques. Dans le but de réduire ces éléments parasites et de profiter
des réductions de temps de transit, la méthode la plus courante consiste à réduire les
dimensions latérales du composant. L'influence de la géométrie du transistor sur ses
performances sera détaillée au chapitre 4, mais on peut toutefois en citer ici les principales
tendances :
•
La réduction de la largeur du mesa d'émetteur et du mesa base-collecteur (par le
biais de la largeur de contact de base) permet de réduire la surface de jonction
base-collecteur, et donc la capacité CBC.
Structure de couches du TBH - 105
•
La réduction de la sous-gravure du mesa d'émetteur induit un écartement plus
faible entre l'émetteur et le contact de base. On réduit ainsi la résistance d'accès
de base RB.
Ainsi, l'optimisation du TBH repose sur la notion de "mise à l'échelle": une structure de
couches n'est optimale que pour une géométrie donnée, et le passage à une géométrie de
dimension inférieure permet de réduire l'épaisseur des couches ainsi que les temps de
transit, sans être limité en performances par les éléments parasites. Une étude poussée des
compromis mis en jeu est présentée en référence.7 Dans notre cas, l'optimisation réalisée
sur les épaisseurs de couches est basée sur la technologie auto-alignée standard utilisée en
2003 pour la fabrication de circuits, et dont les paramètres sont récapitulés dans le tableau
suivant.
Largeur d'émetteur
2.0 µm
Sous-gravure d'émetteur
0.3 µm
Largeur de contact de base
1.5 µm
Sous-gravure de collecteur
1.3 µm
Tableau 3-2: Référence technologique utilisée pour les optimisation de structure épitaxiale
3.1.3.3 Gradualité de base
Une autre direction envisageable pour l'amélioration des performances dynamiques est une
modification de la gradualité de base. En effet, la réduction d'épaisseur de base nous permet
d'épitaxier un alliage Ga1-xInxAs fortement désaccordé, sans être confronté au problème de
relaxation de contrainte qui nous limitait précédemment.11 Une solution alternative basée
sur une gradualité de dopage peut aussi être envisagée.22
3.2 Optimisation du collecteur
Une série de structures TBDH a été réalisée avec des épaisseurs de collecteur variables.
Mise à part la structure dont le collecteur est le plus fin, les épaisseurs de l'espaceur GaInAs
ainsi que des quaternaires de transition sont maintenues identiques à la structure
standard, c'est donc l'épaisseur de la couche d'InP qui varie. Par ailleurs, un dopage
intentionnel n = 5 x 1016 at/cm3 a été introduit dans l'InP pour cette série de croissance, de
façon à augmenter la densité de courant de seuil d'effet Kirk (cet effet sera décrit en détal
Structure de couches du TBH - 106
par la suite) sur les fortes épaisseurs de collecteur. Les structures de collecteur étudiées
sont récapitulées dans le tableau suivant.
Plaque n°
Epaisseur espaceur
+ quaternaires
(nm)
Epaisseur InP
(nm)
Epaisseur totale
collecteur (nm)
82416
60
80
140
82369
90
100
190
82357
90
150 (nid)
240
82367
90
200
290
82368
90
300
390
Tableau 3-3: Structures de collecteur
3.2.1 Fréquence de gain unitaire fT
La Figure 3-2 présente les fréquences de gain unitaire fT en fonction de la densité de courant
d'émetteur. La mesure est réalisée pour une polarisation constante VCE = 1.6 V, sur des
composants de dimensions d'émetteur 10 x 2 µm. On constate une augmentation d'environ
50 GHz sur fT entre le collecteur le plus épais (390 nm) et celui de 190 nm, grâce à la
diminution du temps de transit de collecteur τC et à l'augmentation du seuil d'effet Kirk.
220
200
180
Epaisseur collecteur :
fT (GHz)
160
140
120
100
VCE= 1.6 V
190 nm
240 nm (nid)
290 nm
390 nm
80
60
40
0
100
200
300
400
JE (kA/cm²)
Figure 3-2: Fréquences de gain unitaire en fonction de la densité de courant pour différentes
épaisseurs de collecteur.
Structure de couches du TBH - 107
3.2.2 Temps de transit de collecteur
3.2.2.1 Extraction du temps de transit base-collecteur
L'extraction du temps de transit base-collecteur τF = τB +τC est basée sur la soustraction
successive des produits R x C parasites de 1/2πfT. En partant de la formule de 1/2πfT, on
obtient :
τF =
1
− rE (C BE + C BC ) − C BC ( RE + RC )
2π ⋅ f T
La résistance statique d'émetteur RE est extraite directement des paramètres S :
RE = Réel ( Z12 )
IC → ∞
La résistance dynamique d'émetteur est inversement proportionnelle au courant d'émetteur,
et vaut rE = kT/nBEqIE. Cette expression permet d'évaluer rE, mais est relativement imprécise
en raison de l'imparfaite connaissance du facteur d'idéalité nBE. On préfère alors calculer rE
à partir de la différence entre résistance statique et résistance totale d'émetteur :
rE = Réel ( Z12 ) − RE
La résistance de collecteur est évaluée à partir de la géométrie
8
et des paramètres de
couche. Sa valeur, autour de 1 Ω, est confirmée par une démarche d'extraction complexe,
qui n'est pas exposée ici.
La capacité émetteur-base CBE est extraite de la variation du temps de transit total
émetteur-collecteur τEC = 1/2πfT en fonction du courant :
C BE =
∂
(τ F + C BC ( RE + RC ) + rE (C BE + C BC ) )
∂ rE
− C BC
max( fT )
max( fT )
Cette expression de CBE se base sur une dérivation par rapport à la résistance dynamique
d'émetteur, et est en fait équivalente à une dérivation par rapport au courant d'émetteur
(rE=kT/nEqIE). Les dépendances par rapport au courant du temps de transit τF et de la
capacité CBC ne sont pas prises en compte dans la dérivation, car ces deux grandeurs sont
minimales pour IC = IC(max fT), et leurs dérivées sont nulles à cette valeur de courant :
Structure de couches du TBH - 108
∂
(τ F )
∂ rE
=
max( f T )
∂
(C BC )
∂ rE
=0
max( f T )
Ainsi par soustraction successive on obtient le temps de transit τF. La Figure 3-3 présente
les temps de transit base-collecteur en fonction de la densité de courant pour trois de nos
structures à épaisseurs de collecteur variables. La mesure est réalisée avec une polarisation
constante VCE = 1.6 V. On remarque ici que la tension VBE varie avec la densité de courant
lors de cette mesure, induisant donc une variation de VCB, puisque VCE est fixée. Bien que le
temps de transit dépende de cette polarisation VCB, la mesure a été réalisée à VCE fixe car il
s'agit des conditions de polarisation habituelles du transistor en mode émetteur commun.
On peut aussi remarquer que la variation de VBE, et donc de VCB sur la plage de courant
balayée est relativement faible, de l'ordre de 50 mV.
1,0
0,9
Structure
strandard
0,8
Epaisseur de collecteur :
τF (ps)
0,7
190 nm
240 nm (nid)
290 nm
390 nm
0,6
0,5
0,4
VCE= 1.6 V
0,3
0,2
0
50
100
150
200
250
300
350
400
450
JE (kA/cm²)
Figure 3-3: Temps de transit base-collecteur en fonction de la densité de courant.
La dépendance de τF observée provient essentiellement d'une variation de temps de transit
de collecteur sous l'effet de l'injection des porteurs :
•
A faible densité de courant, τC diminue sous l'effet du changement de profil de
champ électrique dans le collecteur : La zone de fort champ est repoussée en fin
de collecteur, retardant ainsi la croissance de l'énergie cinétique des électrons.
Ceux-ci peuvent alors parcourir une plus grande distance avant de voir leur
vitesse diminuer sous l'effet du transfert de leur vecteur d'onde en vallée L.
•
A forte densité de courant, on passe en régime de forte injection (effet Kirk), et on
a donc une diminution du champ électrique en entrée de collecteur. Pour cette
Structure de couches du TBH - 109
raison, l'accélération des électrons sous l'effet du champ se fait plus tardivement,
et on a donc une augmentation de τC.
Les temps de transit minimaux correspondent ainsi au courant de seuil d'effet Kirk,
correspondant lui-même au courant auquel la capacité base-collecteur est à sa valeur
minimale, comme nous le verrons au paragraphe 3.2.4.
3.2.2.2 Séparation du temps de transit de collecteur
La détermination du temps de transit de collecteur nécessite la séparation du temps de
transit base-collecteur τF en ses deux composantes τB et τC. Les structures à épaisseur de
collecteur variables intègrent toutes une couche de base d'épaisseur WB = 65 nm, identique
à la base de la structure standard. Par extrapolation linéaire vers une épaisseur de
collecteur nulle produisant un temps τC = 0, le temps de transit de base τB pour une telle
épaisseur est évalué à τB = 0.26 ps. Cette extrapolation ainsi que les temps de transit basecollecteur sont représentés en Figure 3-4.
1,0
VCE= 1.6 V
τF (ps)
0,8
0,6
0,4
-3
τF(ps) = 0,26 + 1.4 10 WC(nm)
0,2
0,0
0
100
200
300
400
Epaisseur de collecteur (nm)
Figure 3-4: Temps de transit base-collecteur minimal à VCE = 1.6 V, en fonction de
l'épaisseur de collecteur.
On obtient ainsi pour nos structures le temps de transit de collecteur τC, dont les valeurs
sont récapitulées dans le tableau suivant. La vitesse moyenne des porteurs dans le
collecteur est donnée, comme nous le verrons au paragraphe 3.2.8.1, par la moitié du
rapport entre l'épaisseur et le temps de transit : vcoll ~ WC/2τC. D'après les extractions de
temps de transit réalisées, cette vitesse vcoll vaut environ 3.5 x 107 cm/s.
Structure de couches du TBH - 110
Epaisseur de
collecteur (nm)
τC
(ps)
τB
(ps)
τF = τB + τC
(ps)
190
0.26
0.26
0.52
240
0.37
0.26
0.63
290
0.41
0.26
0.67
390
0.56
0.26
0.82
Tableau 3-4: Temps de transit de collecteur à différentes épaisseurs
3.2.3 Fréquence maximale d'oscillation fmax
Les fréquences maximales d'oscillation fmax de nos structures à épaisseurs de collecteur
variables sont présentées en Figure 3-5, pour une polarisation VCE = 1.6 V. L'augmentation
de l'épaisseur de collecteur permet d'accroître le fmax par le biais de la diminution de la
capacité base-collecteur (paragraphe 3.2.4). Le temps de transit de collecteur τC intervient
aussi dans l'expression de fmax, et l'on constate que par rapport à la structure standard
(collecteur de 240 nm), la plaque 82369 avec un collecteur de 190 nm permet de réduire
suffisamment le temps de transit τC pour compenser l'augmentation de CBC sur le fmax.
260
240
Epaisseur collecteur :
fmax (GHz)
220
200
140 nm
190 nm
240 nm (nid)
290 nm
180
160
140
VCE= 1.6 V
120
100
0
100
200
300
400
JE (kA/cm²)
Figure 3-5: Fréquence maximale d'oscillation pour différentes épaisseurs de collecteur
3.2.4 Capacité base-collecteur
La capacité base-collecteur joue un rôle important sur les performances dynamiques du
TBH, car elle conditionne largement le temps de charge RBCBC qui intervient au
Structure de couches du TBH - 111
dénominateur de fmax². Pour cette raison, la réalisation d'une structure avec de faibles
capacités CBC va nous permettre d'atteindre des fréquences maximales d'oscillation élevées.
Malheureusement, nous verrons que ces faibles valeurs de CBC sont atteintes au détriment
du temps de transit de collecteur τC. La capacité base-collecteur est extraite directement à
partir des mesures de paramètres S :
C BC =
1
2π ⋅ f ⋅ Im(Z 22 − Z 21 )
La capacité CBC, en l'absence de courant collecteur, correspond à la capacité électrostatique
CBC0 formée entre la couche de base et le sous-collecteur. Sa valeur est donc déterminée par
l'épaisseur de la zone désertée de la jonction base-collecteur. A cette capacité électrostatique
vient s'ajouter une capacité différentielle, 8, 9 résultant de la variation du temps de transit de
collecteur sous l'effet de l'injection de courant.
La Figure 3-6 représente la capacité base-collecteur CBC en fonction de la densité de courant
d'émetteur JE, pour différentes épaisseurs de collecteur. La polarisation base-collecteur est
ici fixée à 1.6 V.
32
30
28
Epaisseur collecteur :
CBC (fF)
26
24
22
Structure standard
InP collecteur
non dopé
20
18
140 nm
190 nm
240 nm (nid)
290 nm
16
50
100 150 200 250 300 350 400 450
JE (kA/cm²)
Figure 3-6: Capacité base-collecteur extraite en fonction de la densité de courant
La capacité base-collecteur CBC est plus faible pour les épaisseurs de collecteur importantes
en raison de la valeur réduite de la capacité électrostatique CBC0. Les variations de capacité
différentielle étant liées au temps de transit de collecteur τC, il apparaît que la valeur
minimale de CBC est atteinte à la même densité de courant JC,Kirk que celle correspondant au
le temps de transit de collecteur minimum. Ainsi, la valeur de CBC qui détermine la
Structure de couches du TBH - 112
fréquence fmax optimale du composant est la valeur minimale de CBC en fonction de la
densité de courant.
Bien que la structure 82367 intègre un collecteur plus épais (290 nm) que la
82357 (240 nm), on constate sur la Figure 3-6 que c'est elle qui présente son CBC minimal à
la densité de courant la plus élevée. Cette inversion provient là encore de la différence de
dopage de collecteur entre les deux structures : le collecteur de 290 nm est plus fortement
dopé que l'autre, repoussant ainsi le seuil d'effet Kirk et donc la densité de courant de
capacité CBC minimale. Notons que ce fait était attendu, dans la mesure où le même
phénomène avait été observé sur les temps de transit de collecteur τC, et que les densités
induisant le CBC et le τC minimal sont identiques, égales à JC,Kirk.
Les capacités CBC minimales de nos structures à VCE = 1.6 V sont représentées en fonction
de l'épaisseur de collecteur sur la Figure 3-7.
30
Minimum de CBC
VCE= 1.6 V
25
20
15
10
100
150
200
250
300
350
Epaisseur de collecteur (nm)
Figure 3-7: Capacité base-collecteur minimale en fonction de l'épaisseur de collecteur
On rappelle ici que la valeur minimale de CBC résulte d'une modulation de la capacité par
des effets complexes d'injection de courant, n'autorisant pas un calcul littéral aisé.
Toutefois, les valeurs minimales de CBC à VCE = 1.6 V semblent ici suivre une variation
linéaire décroissante en fonction de l'épaisseur de collecteur.
Sur les Figure 3-6 et Figure 3-7 ne figure pas la structure 82368 avec le collecteur le plus
épais (390 nm), car il apparaît que la polarisation VCE = 1.6 V ne permet pas de déserter
totalement une telle couche, même à courant nul. En effet, pour un collecteur fin totalement
déserté, les courbes CBC(JC) se rejoignent en un même point CBC = CBC0 à courant nul (JC=0),
ce qui nous indique qu'une augmentation de VCE ne permet pas de déserter plus
Structure de couches du TBH - 113
profondément la jonction base-collecteur en l'absence de courant. La zone de déplétion bute
alors sur la couche fortement dopée de sous-collecteur. A l'inverse, la Figure 3-8 présente
les capacités CBC mesurées entre VCE =1.6 V et 2 V sur la structure 82368 qui intègre un
collecteur d'épaisseur 390 nm.
24
22
82368 :
Collecteur 390 nm
CBC (fF)
20
VCE= 1.6 V
VCE= 1.8 V
VCE= 2.0 V
VCE= 2.2 V
18
16
14
12
0
50
100
150
200
JC (kA/cm²)
Figure 3-8: Capacité base-collecteur sur une structure à collecteur épais. Même à
VCE = 2.2 V, la déplétion est incomplète en l'absence de courant
Il apparaît qu'une augmentation de la polarisation de 1.6 V à 2.2 V permet de diminuer la
capacité électrostatique CBC0 de 24 fF à 20 fF environ. Cette mesure nous indique que la
déplétion du collecteur de 390 nm n'est pas totale à VCE = 1.6 V ou 2.0 V. Il est à noter que
bien qu'une polarisation VCE = 2.2 V nous rapproche de la déplétion totale, le seuil d'effet
Kirk sera atteint dès de faibles niveaux d'injection de courant JC, pénalisant ainsi la
capacité CBC pour le courant optimal sur fT. Ainsi, les performances maximales d'une
structure au collecteur aussi épais ne peuvent être obtenues que sous des polarisations VCE
importantes, au delà de 2 V, ce qui la rend peu intéressante pour des applications de
logique petit signal. Une telle structure peut en revanche trouver sa finalité dans des
applications de puissance, où de fortes tensions de claquage sont requises.
3.2.5 Recherche des conditions de polarisation optimales
Comme nous avons pu le constater sur les mesures de fT, fmax, τC et CBC, la modification de
l'épaisseur du collecteur induit d'importantes différences sur la densité de courant à
laquelle les performances dynamiques du composant sont les plus élevées. Dans ce
paragraphe nous allons détailler les phénomènes limitatifs de fT et fmax à faible et à forte
Structure de couches du TBH - 114
polarisation. Des mesures nous permettront de déterminer le niveau de polarisation optimal
en fonction de l'épaisseur de collecteur.
La croissance de fT en fonction du courant est due à la diminution de la résistance
dynamique d'émetteur rE = kT/nBEqIE, ce qui a pour effet de diminuer le temps de charge
associé rE(CBE+CBC). A faible densité de courant, ce temps de charge représente une partie
importante de τEC = 1/2πfT. Les couches d'émetteur des composants présentés en Figure 3-2
étant identiques, cela explique le faible écart des valeurs de fT entre les structures sur cette
plage de courant.
3.2.5.1 Effet Kirk
La densité de courant à laquelle la fréquence de gain unitaire est la plus élevée varie
fortement avec l'épaisseur de collecteur, comme le montre la Figure 3-2. L'effet Kirk, qui est
la cause de la chute de fT à fort courant, correspond à l'annulation du champ électrique en
entrée de collecteur sous l'effet de l'injection de porteurs.
Le champ électrique dans la zone désertée du collecteur est gouverné par l'équation de
Poisson. En fonction de la tension VBC, de la densité de courant de collecteur JC et de la
vitesse vcoll des électrons dans le collecteur, celle-ci s'écrit :
dE
q
=−
dx
ε 0ε r

JC
 N D −
q ⋅ vcoll




L'intégrale du champ nous est par ailleurs donnée par la tension de polarisation totale basecollecteur, c'est-à-dire la somme de la polarisation appliquée et de la polarisation de bandes
plates Vbi :
∫ E dx = V
BC
+ Vbi
La Figure 3-9 représente les profils de champ électrique dans le collecteur de TBH aux
épaisseurs de collecteur différentes. Ces profils sont calculés à partir d'un modèle de type
dérive-diffusion, mais peuvent être aisément compris au moyen des deux équations
précédentes.
•
La pente du champ dE/dx est constante sur l'épaisseur de la zone désertée de
collecteur. En l'absence de courant, la charge électrique locale est déterminée par
la concentration d'impuretés ionisées (a). Lorsqu'une certaine densité de courant
Structure de couches du TBH - 115
JC traverse le collecteur (b,c), la charge locale est modifiée par la concentration
d'électrons en transit. Ainsi, la pente du champ est uniquement déterminée par
le dopage et le niveau d'injection de courant.
•
L'intégrale du champ, qui est aussi l'aire contenue sous la courbe E(x), ne
dépend que de la tension VCB.
Ainsi, lorsqu'une densité de courant JC croissant traverse le collecteur, la pente dE/dx
diminue progressivement, tout en conservant une aire constante sous la courbe E(x) : la
courbe E(x) 'tourne' dans le plan. A une densité de courant suffisante, la pente s'inverse, et
devient de plus en plus négative jusqu'à ce que le champ s'annule en entrée de collecteur,
pour JC = JC,Kirk. Cette opération s'effectuant à surface constante sous la courbe, il apparaît
clairement que la densité de seuil d'effet Kirk est d'autant plus faible que le collecteur est
épais. La Figure 3-9(c) illustre bien la situation où, pour une tension CBC = 1V donnée et
une densité de courant JC = 300 kA/cm², le champ en entrée d'un collecteur épais (400 nm)
est nul, ce qui n'est pas le cas pour un collecteur plus fin (250 nm). La différence par
rapport aux densités de courant d'effet Kirk mesurées (autour de 200 kA/cm² pour un
collecteur de 250 nm) provient du fait que l'on considère ici des densités de courant de
collecteur, et non d'émetteur (surfaces de mesa différentes). A plus forte densité de courant
que celle représentée en Figure 3-9(c), le champ s'inverse en entrée de collecteur.
150
JC= 0
100
E (kV/cm)
JC= 300 kA/cm²
Collecteur :
250 nm
400 nm
50
JC= 150 kA/cm²
0
0
100
200
x (nm)
(a)
300
400
0
100
200
x (nm)
(b)
300
400
0
100
200
300
x (nm)
(c)
Figure 3-9: Profil de champ électrique dans le collecteur, simulé en dérive diffusion, pour
deux épaisseurs. La tension appliquée est VCB = -1.0 V. Le dopage est 5 x 1016 cm-3
Structure de couches du TBH - 116
400
3.2.5.2 Réduction de la polarisation requise
Il apparaît ainsi que l'utilisation d'un collecteur fin permet de repousser le seuil d'effet Kirk
et donc d'étendre la plage de courant sur laquelle le composant a un bon comportement
dynamique. Cet avantage peut être exploité d'une autre façon : à une densité de courant
donnée, le champ en entrée de collecteur est plus élevé dans un collecteur fin, ce qui permet
de réduire la tension de polarisation VCE sans atteindre le seuil d'effet Kirk, et donc sans
dégrader les performances fréquentielles. Cette minimisation de VCE a pour intérêt de
réduire la tension de travail et donc la consommation électrique des transistors.
La Figure 3-10 représente la valeur relative de fT, c'est-à-dire fT/max(fT) pour différentes
épaisseurs de collecteur en fonction de la tension de polarisation totale VCE. Les transistors
sont
polarisés
en
émetteur
commun,
avec
une
densité
de
courant
d'émetteur
JE = 160 kA/cm².
1,1
1,0
Figure 3-10: Rapport
0,9
JE= 160 kA/cm²
fT relatif
0,8
Collecteur :
190 nm
240 nm (nid)
290 nm
390 nm
0,7
0,6
0,5
fT/max(fT) en fonction de
la polarisation, pour
différentes épaisseurs de
collecteur. La densité de
courant est de
160 kA/cm²
0,4
0,3
0,6
0,8
1,0
1,2
1,4
1,6
1,8
2,0
2,2
2,4
VCE (V)
On constate qu'aux faibles polarisations, le fT relatif est toujours plus élevé sur les
structures à collecteur peu épais. Il apparaît ainsi que sur la structure avec le collecteur le
plus fin (190 nm), une polarisation de seulement 1.0 V permet d'atteindre les performances
maximales du composant à cette densité de courant. Dans le cas de structures avec un
collecteur plus épais, la tension requise pour arriver aux performances maximales est de
1.4 V, ou même 1.8 V pour un collecteur de 390 nm.
Pour les valeurs de polarisation élevées de 1.4 V et au-delà, le champ électrique induit dans
un collecteur fin atteint des valeurs importantes. L'importante énergie cinétique acquise par
les électrons dans le collecteur augmente alors leur probabilité de transfert en vallée
latérale, ce qui réduit leur vitesse moyenne (chapitre 1). On assiste donc à une
Structure de couches du TBH - 117
augmentation du temps de transit de collecteur, qui explique la décroissance de fT sur le
collecteur le plus fin (190 nm) pour les polarisations au-delà de 1.2 V.
On constate par ailleurs que le fT relatif de la structure standard (collecteur 240 nm non
dopé) est proche de celui de la structure 82367 (collecteur 290 nm dopé à 5 x 1016 cm-3),
alors qu'on aurait pu attendre sur cette dernière un fT relatif plus faible, en raison du
collecteur plus épais. Ce résultat provient de la différence de niveau de dopage entre les
deux couches d'InP de collecteur : la pente du champ est plus faible dans le collecteur de la
structure standard car le niveau de dopage y est plus faible (environ 2 x 1016 cm-3) que dans
la 82367 (5 x 1016 cm-3), ce qui induit un champ électrique réduit en entrée de collecteur,
d'où un seuil d'effet Kirk plus bas. Bien que le dopage intentionnel du collecteur permette de
limiter les effets de forte injection, cette solution a d'importants effets secondaires
indésirables tels que l'augmentation de la capacité base collecteur à faible niveau de
polarisation, ainsi que la diminution de la tension de claquage (paragraphe 3.2.6).
De même qu'à la figure précédente, c'est le rapport fmax/max(fmax), c'est-à-dire le fmax relatif,
qui est présenté en Figure 3-11. D'après l'expression de fmax, nous voyons que la limitation à
basse et haute fréquence provient respectivement du temps de transit et de la capacité basecollecteur. Pour la même raison que dans le cas du fT relatif, la polarisation requise pour
maximiser le fmax est d'autant plus faible que le collecteur est fin. La structure 82368 avec
un collecteur épais de 390 nm n'atteint sa valeur de fmax maximale qu'à une polarisation audelà de 2.2 V, et ce en raison de la difficulté de déserter le collecteur à la densité de courant
de 160 kA/cm².
1,1
1,0
0,9
JE= 160 kA/cm²
0,8
fmax relatif
0,7
Collecteur :
190 nm
240 nm (nid)
290 nm
390 nm
0,6
0,5
0,4
0,3
Figure 3-11: Rapport
fmax/max(fmax) en
fonction de la
polarisation, pour
différentes épaisseurs de
collecteur
0,2
0,1
0,0
0,6
0,8
1,0
1,2
1,4
1,6
1,8
2,0
2,2
2,4
VCE (V)
Ainsi, si une polarisation VCE = 1.6 V permet de tirer le maximum des performances
dynamiques de nos TBH à structure standard (collecteur de 240 nm non dopé), une tension
plus faible de 1.4 V est suffisante pour un collecteur plus fin (190 nm) et légèrement dopé.
Structure de couches du TBH - 118
Un dopage réduit au niveau du résiduel d'épitaxie (~ 2 x 1016 at/cm3) peut permettre à une
telle structure de trouver son optimum dynamique à VCE = 1.2 V.
3.2.6 Tension de claquage
Comme nous l'avons vu au chapitre 1, la tension de claquage est une caractéristique
importante du transistor, car elle détermine la tension maximale délivrable par le
composant. Le claquage correspond à une multiplication du courant dans la zone désertée
de la jonction base-collecteur où règne un champ électrique important. Les mécanismes
responsables de ce phénomène peuvent être des fuites par effet tunnel ou bien de
l'ionisation par choc, et dans les deux cas sont liés à l'intensité du champ dans la jonction.
Pour cette raison, la réduction d'épaisseur de collecteur qui implique une augmentation du
champ dans le collecteur à une tension VCB donnée se fait au détriment des tensions de
claquage BVCE0 et BVCB0.
Les tensions de claquage en mode émetteur commun et base commune ont été mesurées à
courant d'émetteur nul pour différentes épaisseurs de collecteur. Les mesures sont réalisées
sur des transistors de taille d'émetteur 10 x 2 µm². Pour cette taille de composant, on
considère que le claquage, aussi bien en base commune qu'en émetteur commun, est
obtenu lorsque le courant de collecteur, initialement nul, atteint la valeur arbitraire de
100µA. Les valeurs de BVCE0 et BVCB0 sont rapportées dans le tableau suivant.
Epaisseur de
collecteur
(nm)
Dopage InP
(at/cm3)
BVCE0
(V)
BVCB0
(V)
140
5 x 1016
4.8
6.5
190
5 x 1016
6.2
8
240
5 x 1016
7.8
9.6
240 (nid)
nid (~ 2 x 1016)
8.4
10.9
290
5 x 1016
8.7
12.2
390
5 x 1016
11.2
16
Tableau 3-5: Tensions de claquage à différentes épaisseurs de collecteur
Il est à noter que le claquage en émetteur commun correspond, comme cela a été présenté
plus en détail au chapitre 1, à la condition αM = 1 où α et M sont respectivement le facteur
de transport et le coefficient de multiplication à la jonction base-collecteur. En mode
émetteur commun, le composant devient ainsi extrêmement instable pour une tension de
Structure de couches du TBH - 119
polarisation supérieure à BVCE0. Cette instabilité est due à la capacité limitée du banc de
mesure statique à réguler le courant d'émetteur, qui a tendance à diverger rapidement. Bien
que la valeur du seuil de claquage en émetteur commun de 100µA sur le courant de
collecteur soit arbitraire, il n'y a ainsi aucune ambiguïté sur la valeur de BVCE0, en raison de
la brutalité de l'augmentation de IC. Par ailleurs, une mesure en base commune permet de
déterminer précisément la tension de claquage en émetteur commun, et confirme les valeurs
présentées ici.
En Figure 3-12 (a) et (b) sont présentées les valeurs de BVCE0 et BVCB0 en fonction de
l'épaisseur totale de collecteur.
18
12
16
InP nid
16
3
InP n = 5 x 10 at / cm
14
BVCB0 (V)
BVCE0 (V)
10
8
6
InP nid
16
3
InP n = 5 x 10 at / cm
4
2
100
200
300
Epaisseur de Collecteur (nm)
12
10
8
6
4
400
100
200
300
400
Epaisseur de Collecteur (nm)
(b)
(a)
Figure 3-12: Tension de claquage en émetteur commun (a) et en base commune (b), en
fonction de l'épaisseur de collecteur
La tension de claquage en émetteur commun de la structure standard est 8.4 V et est
réduite de 0.5 V lorsque l'InP de collecteur est dopé intentionnellement à 5 x 1016 at/cm3.
En effet, lorsqu'un dopage intentionnel est introduit dans l'InP de collecteur, le champ
électrique local en début de collecteur est augmenté, ce qui a pour effet de réduire la tension
de claquage. On note par ailleurs que le coefficient d'ionisation de l'InP peut être modifié par
l'introduction d'un dopage intentionnel. Les tensions de claquage sont diminuées par la
réduction d'épaisseur du collecteur. Pour une épaisseur totale de collecteur de 190 nm, on
mesure un BVCE0 de 6.2 V, ce qui reste compatible avec les applications de logique à
40 Gb/s visées.
Structure de couches du TBH - 120
3.2.7 Bilan fT / fmax / BVCE0
Le tableau suivant récapitule les performances fréquentielles optimales pour différentes
épaisseurs de collecteur, ainsi que les polarisations VCE auxquelles elles sont obtenues. La
tension de claquage en émetteur commun est aussi rappelée ici.
Epaisseur de
collecteur
(nm)
fT
(GHz)
fmax
(GHz)
VCE
(V)
BVCE0
(V)
140
210
150
1.4
4.8
190
212
228
1.5
6.2
240 (nid)
180
220
1.6
8.4
290
163
258
1.8
8.7
390
137
244
2.0
11.2
Tableau 3-6: Bilan fT / fmax / tension de claquage
A l'exception de la plaque 82416 (collecteur 140 nm) dont le temps de transit de collecteur
est anormalement élevé, fT suit l'évolution de τC qui augmente avec l'épaisseur. L'évolution
de fmax met en jeu un plus grand nombre de paramètres :
•
Plaque 82416 (collecteur 140 nm) : le fmax est limité par la forte capacité basecollecteur et par le temps de transit anormalement élevé.
•
Plaque 82369 (collecteur 190 nm) : la diminution du temps de transit par rapport
au collecteur de 240 nm compense l'augmentation de CBC, on a donc un fmax plus
élevé que sur cette dernière.
•
Plaque 82367 (collecteur 290 nm) : la réduction de CBC compense l'augmentation
de temps de transit par rapport à la structure standard, d'où un fmax plus élevé.
•
Plaque 82368 (collecteur 390 nm) : le temps de transit est tel que la réduction de
CBC ne compense pas la chute de fT, on a donc un fmax plus faible qu'avec un
collecteur de 290 nm.
3.2.8 Vitesse des porteurs dans le collecteur
Comme cela a été décrit au paragraphe 3.2.5.1, l'injection de courant dans le collecteur y
modifie le profil de champ, et le seuil d'effet Kirk est déterminé par l'annulation du champ
électrique en entrée de collecteur. La charge électrique localement induite par le courant
Structure de couches du TBH - 121
étant liée à la vitesse des porteurs, il est possible d'établir un lien entre la densité de
courant de seuil d'effet Kirk et la vitesse moyenne des porteurs dans la couche de collecteur.
La Figure 3-13 représente le profil de champ dans le collecteur pour une densité de courant
égale à la densité de seuil d'effet Kirk : JC = JC, Kirk .
E(x)
Sous
Collecteur
Base
x=0
x=WC
Figure 3-13: Champ électrique dans le collecteur au courant de seuil d'effet Kirk
La pente du champ nous est donnée par l'équation de Poisson, et l'aire se trouvant sous la
courbe E(x) est fixée par la tension base-collecteur (paragraphe 3.2.5.1). Dans la
configuration précédente, on peut ainsi établir la relation :
Aire = 12 ⋅WC ⋅ (WC ⋅ pente) = VBC + Vbi
Ce qui donne, en reprenant les équations présentées au paragraphe 3.2.5.1:

 2 ε ε (V + Vbi )
J C , Kirk = vcoll  0 r BC2
+ qN D 
WC


3.2.8.1 Vitesse à faible champ dans le collecteur
La Figure 3-14 représente la densité de courant d'effet Kirk mesurée sur nos structures en
fonction de la polarisation VCE. Il est à noter qu'en raison de la caractéristique exponentielle
de la diode émetteur-base, la tension VBE requise pour injecter des densités de courant entre
50 kA/cm² et 200 kA/cm² varie peu autour de 0.8 V, on considère donc que l'axe des
abscisses VCE est équivalent à un axe en VCB+Vbi à un décalage près.
Structure de couches du TBH - 122
300
250
Epaisseur collecteur :
JC, Kirk
200
190 nm
240 nm (nid)
290 nm
390 nm
150
100
50
0,4
0,6
0,8
1,0
1,2
VCE
1,4
1,6
1,8
2,0
(V)
Figure 3-14: Densité de courant de seuil d'effet Kirk en fonction de la polarisation, pour
différentes épaisseurs de collecteur. La pente à faible tension permet d'extraire la vitesse des
porteurs
D'après l'équation précédente, la courbe JC, Kirk(VCE) est une droite dans le cas où la vitesse
des électrons dans le collecteur est indépendante de la polarisation, ce qui n'est de toute
évidence pas le cas dans nos TBH à forte polarisation, d'après la Figure 3-14.
Pour des faibles polarisations, les courbes admettent sur une certaine plage de VCE une
tangente qui nous permet d'extraire la vitesse des porteurs en fonction de la pente, dans des
conditions de faible champ dans le collecteur :
vcoll
2
dJ C , Kirk
WC
=
⋅
2 ε 0ε r dVCE
Bien que le collecteur ne soit pas toujours totalement déserté en l'absence de courant (en
particulier dans le cas de collecteurs épais), la valeur de WC à prendre en considération ici
est bien l'épaisseur totale du collecteur, car on est toujours en déplétion totale au seuil
d'effet Kirk (déplétion par le courant).
Structure de couches du TBH - 123
Les valeurs extraites de vcoll à faible champ sont rapportées dans le tableau suivant :
Epaisseur de
collecteur
(nm)
VCE
(V)
vcoll
(cm/s)
190
0.5 – 1.0
5.25 x 107
240 (nid)
0.5 – 0.9
5.31 x 107
290
0.5 – 1.2
5.46 x 107
390
0.5 – 1.3
5.34 x 107
Tableau 3-7: Vitesse dans le collecteur sous faible polarisation
Plusieurs remarques peuvent être faites à propos des valeurs de vitesse extraites ici.
Premièrement, les vitesses mesurées varient peu en fonction de l'épaisseur de collecteur, ce
qui va à l'encontre d'un effet de survitesse en sortie de base. En effet, les vitesses sont
mesurées ici au seuil d'effet Kirk, conditions dans lesquelles le champ électrique est faible
en entrée de collecteur (Figure 3-13). Dans ces conditions, une injection énergétique des
porteurs depuis la base induisant localement une survitesse électronique résulterait en une
vitesse moyenne plus élevée dans un collecteur fin que dans un collecteur épais, ce qui n'est
pas le cas ici.
Ensuite, on remarque qu'une valeur moyenne de vitesse des porteurs dans le collecteur de
5.3 x 107 cm/s est mesurée. Cette valeur semble élevée au regard des temps de transit τC
extraits précédemment (paragraphe 3.2.2). Notons toutefois que la vitesse est ici extraite
pour des tensions VCE faibles, alors que les temps de transit τC étaient mesurés à une
polarisation VCE = 1.6 V. Or, il apparaît que le temps de transit de collecteur augmente
8
avec VCE, en raison du transfert des porteurs en vallée L. C'est donc à VCE faible que le
temps de transit de collecteur est minimal, d'où les vitesses de collecteur élevées rapportées
ici.
Enfin, il apparaît que d'après la vitesse de 5.3 x 107 cm/s mesurée dans le collecteur, la
densité de charge induite par une densité de courant injecté de 50 kA/cm² ne vaut que
- JC, Kirk/qvcoll ~ 6 x 1015 at/cm3. Le dopage de collecteur étant supérieur à 1016 at/cm3 dans
toutes nos structures, cette densité de charge ne semble pas être en mesure d'annuler la
pente du champ. Bien que cette apparente incohérence ne soit pas totalement élucidée, on
note ici que l'injection de courant dans le collecteur se fait façon non homogène, en
particulier sous l'influence d'effets tels que le défocalisation, si bien que la densité de
porteurs dans le collecteur peut localement être supérieure à celle calculée précédemment.
Structure de couches du TBH - 124
L'expression du temps de transit de collecteur s'écrit :
τC =
WC

x
∫0 1 − WC
 dx

 v( x )
où la partie désertée du collecteur s'étend de x = 0 à x = WC, et où v(x) est la vitesse locale
des électrons en transit.10 Dans le cas d'une vitesse constante vcoll des électrons dans le
collecteur, cette expression se réduit à :
τC =
WC
2 ⋅ vcoll
En utilisant cette expression simplifiée du temps de transit, on peut calculer une
approximation de la vitesse moyenne des électrons vcoll grâce aux mesures de τC présentées
précédemment (paragraphe 3.2.2). On obtient alors vcoll = (2 dτC/dWC)-1 = 3.5 x 107 cm/s.
Comme prévu, cette vitesse mesurée sous une polarisation VCE = 1.6 V est en deçà de celle
mesurée grâce au seuil d'effet Kirk autour de VCB = 0.
3.2.8.2 Vitesse sous polarisation
Les mesures de densité de courant de seuil d'effet Kirk étant pratiquées jusqu'à des
polarisations élevées (VCE = 2 V), on cherche maintenant à extraire la vitesse des porteurs
vcoll de ces mesures pour tous les niveaux de polarisation VCE.
A plus forte polarisation, les points d'effet Kirk JC, Kirk(VCE) s'écartent de la droite donnant la
vitesse à bas champ. Cet écartement se fait vers le bas, il correspond donc à une vitesse
moyenne des porteurs plus faible dans le collecteur : pour une même tension VCE, la charge
accumulée est plus faible donc le seuil d'effet Kirk plus bas. Il apparaît aussi, en reprenant
l'expression de JC, Kirk, que pour une structure de collecteur donnée, la tension VCE à laquelle
JC, Kirk = 0 est indépendante de la vitesse des porteurs :
J C , Kirk = 0 ⇔ VBC = − Vbi −
qN D ⋅ WC
2 ε 0ε r
2
Ce constat nous permet de calculer la vitesse des porteurs pour n'importe quelle
polarisation : un composant avec une vitesse de collecteur constante vcoll aurait pour courbe
JC, Kirk(VCE) une droite passant par le point mesuré et par le point à JC, Kirk = 0. La vitesse vcoll
nous est donc donnée par la pente de cette droite, de la même façon qu'à faible champ. Les
Structure de couches du TBH - 125
vitesses extraites par la méthode présentée ici, comme illustré à la Figure 3-15 (a) sont
représentées en Figure 3-15 (b) en fonction de VCE et pour plusieurs épaisseurs de
collecteur.
300
7
5,5x10
82369
Collecteur 190 nm
250
7
200
0.6 < VCE< 1
VCE= 1.8 V
150
VCE= 1.6 V
100
vcoll (cm/s)
JC, Kirk (kA/cm²)
5,0x10
7
4,5x10
7
Epaisseur collecteur :
4,0x10
190 nm
240 nm (nid)
290 nm
390 nm
7
3,5x10
50
0
0,0
7
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
1,2
1,4
1,6
1,8
3,0x10
0,4
0,6
0,8
1,0
VCE (V)
(a)
1,2
1,4
1,6
1,8
VCE (V)
(b)
Figure 3-15: (a) densité de courant de seuil d'effet Kirk en fonction de la polarisation, (b)
vitesse moyenne des électrons dans le collecteur, extraite à partir de (a)
De toute évidence cette extraction de vcoll n'est pas satisfaisante, car elle ne permet pas de
retrouver une vitesse moyenne autour de 3.5 x 107 cm/s comme prévu par la mesure du
temps de transit de collecteur à VCE = 1.6 V. Par ailleurs les vitesses extraites ici à 1.6 V
dépendent fortement de l'épaisseur de collecteur, ce qui est en contradiction avec l'évolution
quasi linéaire de τC en fonction de l'épaisseur de collecteur, présentée en Figure 3-4.
3.3 Optimisation de la base
Nous avons vu au paragraphe précédent que l'épaisseur de la couche de collecteur
détermine le temps de transit τC et conditionne ainsi les performances dynamiques du TBH.
Une réduction de l'épaisseur de collecteur a permis d'améliorer la fréquence de gain unitaire
fT de nos composants. Le temps de transit τF étant composé de la somme des temps de
transit de collecteur (τC) et de base (τB), une amélioration des performances fréquentielles est
également envisageable par la réduction de τB, grâce à une minimisation de l'épaisseur de
base. Du point de vue des caractéristiques statiques, les principales conséquences d'une
modification de l'épaisseur de collecteur portaient sur le courant de seuil d'effet Kirk ainsi
que sur la tension de claquage. Dans le cas de la base, une modification d'épaisseur de
couche aura une incidence sur un paramètre crucial du composant : le gain. La mise au
Structure de couches du TBH - 126
2,0
point d'une structure à base fine va ainsi nous amener à réaliser une optimisation conjointe
du temps de transit τB, du gain statique β ainsi que de la résistance de couche de base qui
conditionne fortement la fréquence maximale d'oscillation via la résistance de base RB
intervenant au dénominateur de l'expression de fmax.
Une série de structures TBDH a été réalisée avec des épaisseurs de base variables entre
38 nm et 25 nm. Pour mémoire, l'épaisseur de base de la structure standard est de 65 nm.
Dans le but de conserver des résistances de couche faibles, le dopage est augmenté à
5 x 1019 at/cm3 dans les bases d'épaisseurs réduites, et même à 6 x 1019 at/cm3 sur la
structure la plus fine (25 nm). Les épaisseurs et dopages des structures réalisées sont
présentées au paragraphe 3.3.2.
3.3.1 Conservation de la gradualité de composition
De même que dans la structure standard présentée au paragraphe 3.1.1, les couches de
base intègrent une gradualité de composition. Une optimisation de l'intensité de cette
gradualité avait été réalisée au laboratoire par le passé,3 et avait montré que la différence ∆x
de composition en indium du Ga1-xInxAs entre les deux extrémités de la base ne devait pas
dépasser une certaine valeur. Pour des différences de composition au-delà de cette valeur, la
contrainte mécanique accumulée sur l'épaisseur de la base créait des défauts cristallins de
relaxation, dégradant fortement la durée de vie des électrons et donc le gain du composant.
Pour une base de 65 nm d'épaisseur, le gain en courant était ainsi fortement dégradé pour
une différence de composition ∆x > 13 % environ.11 Grâce à l'épaisseur réduite des couches
de base que nous réalisons ici, il est possible, sans générer de défaut, d'utiliser une
différence de composition plus importante. Une telle réalisation fera l'objet du paragraphe
3.3.7. Dans les structures de base réalisées ici, la gradualité a été adaptée de façon à
conserver dans la base un champ électrique équivalent à celui de la structure standard,
autour de 8 kV/cm.12
La gradualité de composition est réalisée par la croissance de 9 couches de Ga1-xInxAs,
chacune ayant une composition x constante.
Structure de couches du TBH - 127
WB
∆Eg
Figure 3-16: Gradualité de
composition dans la base
x=xE
x=xC
La composition en indium xC de l'alliage de base du côté du collecteur est proche de 53 %,
c'est-à-dire de l'accord de maille sur InP. La partie la plus désaccordée se trouve ainsi du
coté de l'émetteur. Plusieurs autres configurations de gradualité de composition peuvent
être envisagées : base totalement désaccordée vers les faibles valeurs de x, ou bien au
contraire centrée autour d'une composition moyenne x = 53 %. Le choix de la configuration
actuelle, accordée côté collecteur, et s'appauvrissant en indium vers l'émetteur, repose sur
deux éléments :
•
Une composition xE aussi proche que possible de 53 % côté émetteur induit une
importante discontinuité de bande de conduction à la jonction émetteur-base,
conférant ainsi une énergie cinétique élevée aux électrons injectés dans la base.
•
Il a été constaté que l'efficacité du dopage au carbone est plus élevée dans le
GaAs que dans le GaInAs, c'est pourquoi l'appauvrissement en indium du
GaInAs côté émetteur permet d'avoir localement un dopage élevé qui favorise une
résistivité de contact de base faible.
La différence de composition ∆x ainsi retenue pour chaque épaisseur de base est présentée
dans le tableau suivant :
Epaisseur
(nm)
x émetteur
x collecteur
∆Eg 12
(meV)
Champ
équivalent
(kV/cm)
65
0.44
0.53
51
8
38
0.466
0.52
30
8
25
0.475
0.52
25
10
Tableau 3-8: Gradualité de base pour différentes épaisseurs
Structure de couches du TBH - 128
3.3.2 Compromis entre épaisseur, gain et résistance
L'épaisseur et le niveau de dopage de la couche de base déterminent un certain nombre de
paramètres cruciaux du transistor. D'une part, le gain statique en courant β = τn / τB qui est
déterminé par le rapport du temps de vie et du temps de transit des électrons dans la base.
Un gain élevé sera ainsi favorisé par :
•
Un dopage de base faible, permettant une durée de vie τn importante.
•
Une base fine, réduisant le temps de transit τB.
D'autre part, le temps de transit τB des électrons à travers la base. Ce temps de transit
participe au temps de transit émetteur-collecteur total τEC = 1/2πfT et doit donc être faible
pour augmenter la fréquence de gain unitaire fT. Bien que la dépendance exacte de τB en
fonction de l'épaisseur de base ne soit pas établie en raison des mécanismes complexes de
transport intervenant (Chapitre 5), il est clair qu'une base fine induit un temps de transit
plus faible qu'une base épaisse.
Enfin, la résistance de couche R□B, dont la valeur doit être faible pour maximiser la
fréquence maximale d'oscillation fmax. A l'inverse du gain, une faible résistance de couche
R□B est favorisée par :
•
Un dopage élevé, induisant une résistivité du matériau de base faible.
•
Une base épaisse, permettant le passage du courant de base sur une section
importante.
Il apparaît clairement que les deux impératifs de faible résistance de couche et de gain élevé
sont contradictoires. Toutefois, la réalisation de circuits logiques, qui est la principale
application de nos composants, ne requiert que des valeurs de gain modérées. Le gain
typiquement obtenu sur la structure standard est de 50, et semble pouvoir être réduit sans
pénaliser la fonctionnalité des circuits. Dans nos réalisations de structures TBDH à
épaisseurs de base variables, nous avons adopté un niveau de dopage NA = 5 x 1019 at/cm3,
qui permet de conserver un gain β > 20 sur la plage d'épaisseurs visées, autour de 30 nm.
Dans le cas de la structure la plus fine (WB = 25 nm) que nous ayons réalisée, la résistance
de base très élevée nous amène à relever le niveau de dopage à NB = 6 x 1019 at/cm3.
Le choix des paramètres de base fait par ailleurs l'objet d'un compromis entre le temps de
transit et la résistance de base RB. Une valeur de WB trop faible induira un temps de transit
τB
faible et par conséquent une fréquence de gain unitaire fT élevée, au détriment de la
fréquence maximale d'oscillation fmax qui sera pénalisée par la forte résistance RB. A
Structure de couches du TBH - 129
l'inverse, une base épaisse telle que celle intégrée dans la structure standard, limite fT et fmax
par la forte valeur du temps de transit τB. Il faut également remarquer que l'optimisation de
l'épaisseur de base ne peut se faire que conjointement avec celle de l'épaisseur de collecteur,
car c'est la valeur de RBCBC qui intervient dans l'expression de fmax. Une épaisseur de
collecteur de 190 nm a été utilisée dans nos structures d'optimisation de l'épaisseur de
base. Le paragraphe 3.4 fera l'objet, à partir d'une épaisseur de base réduite, d'un retour
sur la maximisation des performances par l'adaptation de l'épaisseur du collecteur.
Le Tableau 3-9 récapitule les épaisseurs et les niveaux de dopage des bases réalisées. Les
résistances de couches ainsi que les gains statiques associés à ces structures sont
également rapportés ici.
Plaque n°
Epaisseur
(nm)
Dopage
(at/cm3)
Résistance de
couche (Ω/□)
Gain statique
82357 / 82369
65
3 x 1019
450
50
82415 / 82445
38
5 x 1019
685
22.5
82438
33
5 x 1019
840
30
82426
28
5 x 1019
920
35
82444
25
6 x 1019
1150
32.5
Tableau 3-9: Paramètres des couches de base réalisées et caractéristiques statiques
associées.
Ainsi, la méthodologie utilisée pour la réduction de l'épaisseur de la base est la suivante : à
partir de la base standard (65 nm, 3 x 1019 at/cm3), on procède à une réduction d'épaisseur
WB, qui a pour effet recherché de réduire le temps de transit τB, mais aussi pour effet
secondaire d'augmenter la résistance de couche R□B, et d'augmenter le gain statique β. La
marge de gain statique dégagée par rapport à notre valeur requise minimale (β = 20) nous
permet de relever le dopage NA, dans le but de réduire la résistance de couche R□B. Une
question se pose alors : jusqu'à quel couple épaisseur / dopage peut-on pratiquer cette
méthode ? Des niveaux de dopage au carbone de plusieurs 1020 at/cm3 étant atteignables
dans le GaInAs, est-il envisageable de réduire WB jusqu'à des épaisseurs extrêmement
faibles, par exemple quelques nanomètres, de façon à rendre négligeable la contribution de
la base au temps de transit total, tout en conservant une résistance de couche en dessous
de 1000 Ω/□ ? La Figure 3-17 présente le gain statique des structures TBH réalisées lors de
ce travail d'optimisation de l'épaisseur de base, en fonction de la résistance R□B de nos
couches de base.
Structure de couches du TBH - 130
100
Gain statique
80
Dopage de base :
60
19
3
3 x 10 at/cm
19
3
5 x 10 at/cm
19
3
6 x 10 at/cm
40
20
200
400
600
800
1000
1200
Résistance couche de la base (Ω)
Figure 3-17 : Gain statique en fonction de la résistance de couche de base, pour plusieurs
séries de TBH avec des dopages de base différents
Pour une résistance de couche donnée, c'est la base la plus dopée qui correspond à
l'épaisseur la plus faible. A partir de cette figure, il apparaît impossible de conserver
résistance de couche et gain statique inchangés par une modification conjointe d'épaisseur
et de dopage. En effet, pour un niveau de gain statique donné (β = 30 par exemple), c'est la
couche de base la moins dopée (p = 3 x 1019 cm-3) qui bénéficie de la résistance la plus faible
(R□B = 330 Ω/□). Pour une épaisseur leur conférant un gain identique, les bases plus fines et
plus dopées ont des résistances plus élevées : 800 Ω/□ pour p = 5 x 1019 cm-3 et
R□B > 1100 Ω/□ pour p = 6 x 1019 cm-3. Le processus de réduction d'épaisseur de la base
sera donc limité par les valeurs croissantes de résistance de base au niveau de gain
souhaité.
Ce résultat peut aussi être compris de la façon suivante : lorsqu'on diminue l'épaisseur de
base et que l'on augmente le dopage de façon à conserver une résistance de couche
inchangée, la dégradation du temps de vie τn des porteurs est plus importante que la
réduction du temps de transit de base τB. Le gain en courant, qui est le rapport de ces deux
temps, est alors diminué. La dépendance du temps de vie τn en fonction du niveau de
dopage sera examinée au chapitre 5.
Pour lever cette limite, une solution consiste à réduire la valeur de la résistance de base RB
indépendamment des paramètres d'épitaxie et de R□B, par la réduction des dimensions
latérales du composant, et en particulier par la réduction de la largeur du mesa d'émetteur
ainsi que de l'écartement entre le contact de base et le mesa d'émetteur.
Structure de couches du TBH - 131
3.3.3 Fréquence de gain unitaire fT
Des transistors hyperfréquence de petite dimension ont été réalisés à partir de nos
structures à épaisseurs de base variables, la Figure 3-18 présente les fréquences de gain
unitaire de ces composants. Les mesures de paramètres S sont réalisées sous une
polarisation
VCE = 1.5 V permettant d'obtenir des performances optimales pour un
collecteur de 190 nm tel que celui employé ici. Une augmentation de 50 GHz est observée
sur fT lorsque l'épaisseur de la base est réduite de 65 nm à 25 nm. Cette augmentation de fT
est liée à la réduction du temps de transit de base τB, comme nous le verrons pas la suite.
fT
(GHz)
240
220
Epaisseur de base :
200
25 nm
33 nm
38 nm
65 nm
180
VCE = 1.5 V
160
100
200
300
400
JE (kA/cm²)
Figure 3-18: Fréquence de gain unitaire en fonction de la densité de courant pour plusieurs
épaisseurs de base
Au paragraphe 3.2.7, nous avions montré qu'une réduction importante de l'épaisseur de
collecteur induisait une limitation de fT. Cette limitation était liée à l'augmentation de la
capacité base-collecteur et du temps de charge associé CBC(RE+rE+RC) dans l'expression de
fT. A l'inverse, la réduction de l'épaisseur de base n'induit pas en première approximation de
limitation sur fT, car le seul paramètre électrique du TBH modifié est alors la résistance de
base RB, qui n'intervient pas dans l'expression de fT.
Les densités de courant auxquelles fT est maximale sont identiques sur nos quatre
structures, car, comme nous l'avons vu, cette densité de courant est principalement
déterminée par l'effet Kirk, c'est-à-dire par l'annulation du champ électrique en entrée de
collecteur, et est donc indépendante de l'épaisseur de la couche de base. La faible variation
de la densité de courant optimale est ici attribuable aux variations de sous-gravure de mesa
d'émetteur, inhérentes au processus technologique d'auto-alignement.
Structure de couches du TBH - 132
Il apparaît également ici que la vitesse d'injection des porteurs dans le collecteur n'est pas
modifiée par la réduction de l'épaisseur de base, car l'expression de JC,
Kirk
nous montre
qu'une telle modification induirait une variation de la densité de courant d'effet Kirk. Cette
constatation expérimentale indique une faible proportion de porteurs balistiques ayant une
vitesse importante en sortie de base. En effet, la relaxation du moment cinétique des
électrons se produisant lors de leur traversée de la base, cette population d'électrons
balistiques en sortie de base dépendrait alors de son épaisseur.
3.3.4 Fréquence maximale d'oscillation fmax
La Figure 3-19 présente les variations en fonction de la densité de courant d'émetteur de la
fréquence maximale d'oscillation fmax pour nos structures à épaisseur de base variable. On
rappelle que l'épaisseur de collecteur de ces structures est de 190 nm.
240
220
(GHz)
180
fmax
200
140
Epaisseur de base :
25 nm
33 nm
38 nm
65 nm
160
120
VCE = 1.5 V
100
80
0
100
200
300
400
500
JE (kA/cm²)
Figure 3-19: Fréquence maximum d'oscillation pour plusieurs épaisseurs de base
On constate ici que la valeur de fmax est inchangée lorsque l'épaisseur de base est réduite de
65 nm à 38 nm. Dans ce cas, la réduction du temps de transit de base τB et l'augmentation
de fT associée permet de compenser l'augmentation de la résistance de base et du temps de
charge RBCBC présent au dénominateur de l'expression de fmax. Pour des couches de base
plus fines, l'importante augmentation de la résistance de couche R□B (Figure 3-17) et donc
de la résistance de base RB induit une dégradation de fmax, jusqu'à 40 GHz en moins pour la
base de 25 nm dopée à 6 x 1019 at/cm3, par rapport à la structure à base standard.
Structure de couches du TBH - 133
3.3.4.1 Influence de la capacité base-collecteur
Notons que la dégradation de fmax observée ici correspond à un collecteur de 190 nm
induisant une valeur de CBC de 25 fF environ. Dans le cas de structures intégrant un
collecteur plus épais, on bénéficie d'une capacité base-collecteur plus faible et l'impact de
l'augmentation de RB sur le produit RBCBC est alors réduit. Dans ce cas, une réduction de
l'épaisseur de base induit une dégradation limitée de fmax par rapport à ce qui a été présenté
précédemment. A l'extrême, fmax
est augmentée par une réduction d'épaisseur de base
lorsque la diminution de temps de transit de base τB compense l'augmentation du produit
RBCBC. La Figure 3-20 présente ainsi les fT et fmax de deux structures à collecteur standard
(240 nm), intégrant respectivement une base de 65 nm et 38 nm. On constate que la
réduction de WB permet alors d'augmenter fT et fmax, ce dernier passant de 200 GHz à
250 GHz. La capacité base-collecteur est ici de 20 fF environ.
260
fmax
240
VCE = 1.6 V
fT , fmax
(GHz)
220
200
Epaisseur de base :
180
fT
160
38 nm
65 nm
140
120
100
80
0
100
200
300
JE (kA/cm²)
Figure 3-20: Comparaison des fT et fmax entre la structure standard et une structure à base
fine et collecteur standard
3.3.5 Temps de transit de base
Entre nos structures à épaisseurs de base différentes, des variations de fT et fmax ont été
observées, et sont attribuées à la variation du temps de transit. L'objet de ce paragraphe est
de quantifier la diminution de τB que l'on obtient, par rapport à la structure standard, grâce
à la réduction de l'épaisseur de base. De façon plus générale, une méthode d'extraction du
temps de transit de base est présentée ici.
Structure de couches du TBH - 134
3.3.5.1 Position du problème
Le temps de transit de base est généralement évalué dans la littérature par le biais de
mesures statiques de gain,13 en utilisant la relation liant le gain β avec τB et le temps de vie
des électrons dans la couche de base τn (chapitre 1). Il n'est toutefois pas rapporté, à notre
connaissance, de méthode ou de résultat d'extraction de temps de transit de base à partir de
mesures dynamiques sur le TBH.
L'extraction du temps de transit de base nécessite tout d'abord une séparation du temps de
transit base-collecteur τF entre ses deux composantes τB et τC. Cette distinction est réalisée
par la comparaison des temps de transit totaux de nos structures intégrant un collecteur
d'épaisseur constante et des bases d'épaisseurs variables. De la même façon que
précédement, l'extraction du temps de transit τF est réalisée par soustraction des temps de
charge RC à partir du temps de transit émetteur collecteur total τEC = 1/2πfT. La Figure 3-21
présente les variations du temps de transit base-collecteur τF en fonction de la densité de
courant, pour quatre structures TBH à épaisseurs de base comprises entre 65 nm et 25 nm.
0,58
0,56
0,54
Epaisseur de base :
(ps)
0,50
τF
0,52
0,46
25 nm
33 nm
38 nm
65 nm
0,48
0,44
0,42
0,40
100
150
200
250
JE
300
350
400
450
(kA/cm²)
Figure 3-21: Temps de transit base-collecteur pour différentes épaisseurs de base. Cette
extraction ne permet pas de mesurer précisément les différences de temps de transit de base
entre les couches les plus fines
Notons que la présente extraction est assez imprécise, car entachée des erreurs cumulées
commises sur les extractions des capacités et des résistances RE, rE, CBE et CBC. Dans le but
de s'affranchir d'une partie de ces incertitudes, une méthode différente d'extraction du
temps de transit base-collecteur est présentée ici.
Structure de couches du TBH - 135
3.3.5.2 Extraction du temps de transit base-collecteur à courant infini
A partir du temps de transit total τEC = 1/2πfT, on retranche les temps de charge RC ne
faisant pas entrer en jeu la résistance dynamique d'émetteur rE. Les valeurs de RE, RC et CBC
utilisées pour ce calcul sont extraites ou évaluées à partir des paramètres S de la même
façon que précédemment. La Figure 3-22 présente ainsi la quantité :
τ EC − C BC ( RE + RC ) = τ F + rE (C BE + C BC )
en fonction de l'inverse du courant d'émetteur 1/IE. La mesure est réalisée sur des TBH de
dimension
d'émetteur
10 x 2 µm²,
sous
une
polarisation
émetteur-collecteur
totale
VCE = 1.5 V. La relation précédente nous montre que la quantité τEC-(RE+RC)CBC représentée
ici est constituée de la somme d'un temps de transit τF et d'un terme rE(CBE+CBC) fortement
dépendant du courant.
1,1
τb+ τc+ re(Cbe+ Cbc) (ps)
1,0
0,9
Epaisseur de base :
0,8
25 nm
33 nm
38 nm
65 nm
0,7
0,6
0,5
0,4
0,3
0,00
0,02
0,04
1 / IE
0,06
0,08
0,10
-1
(mA )
Figure 3-22: Extrapolation à courant infini du temps de transit base-collecteur
Les courbes τF + rE(CBE+CBC) en fonction de 1/IE présentent deux régions distinctes. Pour
des courants d'émetteur inférieurs à 25 mA (1/IE > 0.04 mA-1), les courbes suivent un
comportement linéaire en fonction de 1/IE. Ce comportement linéaire correspond à la
décroissance de la résistance dynamique d'émetteur rE = nEkT/qIE qui est inversement
proportionnelle au courant. Dans cette région, les courbes en fonction de 1/IE suivent donc
une droite de coefficient directeur nE(CBE+CBC) kT/q, dont le quasi parallélisme pour les
quatre composants à épaisseurs de base différentes nous indique des valeurs pratiquement
identiques des capacités CBE et CBC.
Structure de couches du TBH - 136
A plus fort courant IE > 25 mA, les courbes s'écartent du comportement linéaire
précédemment décrit. Une possible raison à ce phénomène est que au-delà du courant de
seuil d'effet Kirk, la capacité base collecteur augmente (paragraphe 3.2.4) en raison de
l'élargissement de la base et des effets différentiels de modulation de temps de transit.8 A
ces densités de courant, le temps de transit τF augmente également, ce qui accentue l'écart
observé par rapport au comportement linéaire.
L'étude de l'asymptote linéaire sur la zone de courants modérés (IE < 25 mA pour un
émetteur de surface 2 x 10 µm²) nous permet d'évaluer les différences de temps de transit de
base entre nos structures. En effet, la droite tangente à la courbe dans cette zone nous est
donnée par l'équation précédente, et le prolongement de cette asymptote jusqu'au
croisement avec l'axe des ordonnées, nous permet d'extrapoler les valeurs de τF = τB + τC à
courant infini.
Il est important de remarquer que les valeurs de τB + τC extraites ici ne correspondent pas
aux valeurs dans le régime normal de polarisation du composant (c'est-à-dire à IE modéré),
car le temps de transit de collecteur τC varie de façon importante avec le courant. Cette
extrapolation ne nous permet pas, par conséquent, de calculer la valeur réelle du temps de
transit τF dans nos conditions de fonctionnement standard. En revanche, les structures de
collecteur sur nos quatre plaques à épaisseurs de base variables étant identiques, il est clair
que les temps de transit de collecteur (extrapolés à courant infini) sont également
identiques, ce qui nous indique que les différences observées sur les valeurs extraites de
τB + τC proviennent exclusivement du temps de transit de base τB. Il est d'ailleurs à noter
que le parallélisme des courbes τF + rE(CBE+CBC) sur toute la plage de courant 10-50 mA
démontre que c'est bien une différence de temps de transit qui est observée entre ces
courbes, les autres contributions de τEC
intervenant dans le coefficient directeur de
l'asymptote (rE, CBE, CBC), étant inchangées. La comparaison des temps de transit réalisée
par extrpolation à courant infini (1/IE = 0) pourrait de la même façon être pratiquée à des
valeurs plus faibles de IE, sans différence notable.
3.3.5.3 Lien avec l'épaisseur de base
Ainsi, par comparaison entre les temps de transit déduits de l'extrapolation à courant infini,
on évalue la réduction de temps de transit de base ∆τB obtenue sur nos structures à
épaisseur de base réduite par rapport à la structure de base standard (WB = 65 nm).
Structure de couches du TBH - 137
Epaisseur
(nm)
(τB + τC) à 1/IE = 0
(ps)
∆τB
(ps)
65
0.49
-
38
0.41
0.08
33
0.39
0.1
25
0.36
0.13
Tableau 3-10: Variation du temps de transit de base par rapport à la structure standard
La réduction de l'épaisseur de base de 65 nm à 25 nm induit une diminution de 0.13 ps du
temps de transit de base, c'est-à-dire de 60 % du temps de transit de base total si l'on
considère un τB de 0.25 ps sur notre base standard. Cette diminution de τB induit, comme
nous l'avons vu au paragraphe 3.3.3, une augmentation de 40 GHz sur fT dans le cas de la
base de 25 nm d'épaisseur.
3.3.5.4 Séparation du temps de transit de base
Les valeurs de τB + τC à courant infini extraites de la droite sont rapportées sur l'axe de
gauche de la Figure 3-23. Une estimation du temps de transit de collecteur par
extrapolation à courant infini peut être obtenue par prolongation de ces valeurs jusqu'à une
épaisseur de base nulle. Bien que cette valeur soit théoriquement différente du temps de
transit de collecteur dans les conditions normales de polarisation, on retrouve ici une valeur
de 0.28 ps proche du temps de transit minimum τC = 0.26 ps qui avait été extrait pour un
collecteur de 190 nm sous une polarisation VCE = 1.5 V.
L'estimation du temps de transit de collecteur par extrapolation à courant infini nous
permet aussi d'effectuer une séparation entre les temps de transit de base et de collecteur.
La contribution de 0.28 ps du collecteur au temps de transit total a ici été hachurée, et le
temps de transit de base τB correspond ici à la partie excédentaire de τF, au-dessus de
0.28 ps. Le temps de transit de base est ainsi représenté sur l'échelle de droite de la Figure
3-23.
Structure de couches du TBH - 138
0,15
0,4
( τB + τC )
IE
8
0,10
0,05
0,3
τB = 0
0,00
-0,05
0,2
-0,10
τC
0,1
0,0
τB
(ps)
0,20
(ps)
0,25
0,5
-0,15
-0,20
-0,25
0
10
20
30
40
50
Epaisseur de base
60
70
80
(nm)
Figure 3-23: Séparation entre temps de transit de base et temps de transit de collecteur par
extrapolation à épaisseur de base nulle
Le type de variation du temps de transit de base en fonction de l'épaisseur WB est lié au
mécanisme de transport des électrons mis en jeu. La dépendance de τB vis-à-vis WB semble
ici linéaire, ce qui pourrait correspondre à un transport majoritairement balistique ou bien
induit par le champ électrique de gradualité.14 Nous verrons toutefois, lorsque ce point sera
discuté plus en détail au chapitre 5, que ces conclusions ne semblent pas satisfaisantes, et
que le mécanisme de transport de base repose sur un état quasi balistique des porteurs.
3.3.6 Résistance de base
Comme nous l'avons vu au paragraphe 3.3.4, la fréquence maximale d'oscillation fmax est
dans certains cas dégradée par l'utilisation d'une base de faible épaisseur. La limitation de
fmax provenant alors de la forte valeur de la résistance de base RB, il est primordial d'être en
mesure d'extraire précisément ce paramètre sur nos composants.
3.3.6.1 Facteur de distribution
La principale difficulté dans l'extraction de la résistance de base est liée à la présence du
facteur X de distribution de la capacité base-collecteur, qui est déterminé par le rapport des
capacités CBC intrinsèque et totale (voir modèle du TBH au chapitre 1) :
Structure de couches du TBH - 139
X =
C BC int
C
= BC int
C BC int + C BCext
C BC
De façon générale, la difficulté à extraire une valeur de RB qui ne soit pas affectée du facteur
de distribution provient précisément de la nature distribuée de la résistance de base le long
de la capacité base-collecteur.
Le facteur de distribution X intervient indirectement dans la valeur de fmax, car seule la
partie intrinsèque de la capacité base-collecteur intervient dans le produit RBCBcint au
dénominateur de l'expression de fmax. L'extraction de résistance de base à partir du rapport
des fréquences de coupure ne nous permet ainsi pas de nous affranchir du facteur de
distribution :
X ⋅ RB =
fT
2
8π ⋅ C BC ⋅ f max
De même, une méthode d'extraction directe
15
à partir des paramètres hyperfréquence Z
permet de calculer la résistance de base affectée du facteur X. C'est cette méthode qui est
utilisée dans notre routine d'extraction de paramètres :
X ⋅ RB = [Réel ( Z11 − Z12 )]ω →0
3.3.6.2 Méthode du demi-cercle
Plusieurs méthodes permettent toutefois de s'affranchir de cette difficulté. La valeur de RB
peut ainsi être extraite par des mesures de bruit.16 En se basant simplement sur la mesure
des paramètres S, une adaptation
17
de la méthode dite du "demi-cercle"
18
permet aussi
d'extraire RB. Cette méthode repose sur le tracé du lieu des points 1/(Y11+Y12) dans le plan
Réel / Imaginaire. Il apparaît que cet ensemble de points forme un cercle, dont l'intersection
avec l'axe des Réels nous donne la valeur de la résistance de base. La Figure 3-24 présente
l'extraction de RB suivant cette méthode pour deux structures à épaisseurs de base
différentes. L'extraction est ici réalisée sur des composants de surface d'émetteur
2 x 10 µm², avec une polarisation VCE = 1.5 V et sous un courant IE = 15 mA.
Structure de couches du TBH - 140
RB =
Imag [1 / (Y11+ Y12)]
35Ω
55Ω
0
1
Epaisseur de base :
2
- 20
1 : 33 nm
2 : 25 nm
- 40
0
50
100
150
Réel [1 / (Y11+ Y12)]
Figure 3-24: Extraction de la résistance totale de base. Méthode du demi-cercle
La différence de résistance de base constatée ici est en accord avec les valeurs de résistance
de couche : le composant dont la base de 25 nm d'épaisseur est la plus résistive (1150 Ω/□)
affiche une résistance RB plus élevée que celui avec une base plus épaisse (33 nm, 840 Ω/□).
Notons que les valeurs extraites sur la Figure 3-24 le sont à courant non nul (IE = 15 mA),
ce qui a son importance car la résistance de base est modulée par le passage du courant,
comme nous le verrons par la suite.
3.3.6.3 Résistance de base totale
La Figure 3-25 présente, pour nos structures intégrant différentes épaisseurs de base, la
résistance totale RB extraite par la méthode du demi-cercle en fonction du courant de
collecteur. Les paramètres exacts (dopage, résistance de couche) des structures de base
caractérisées ici peuvent être retrouvés dans le Tableau 3-9.
Structure de couches du TBH - 141
60
RB (Ohm)
50
Epaisseur de base :
25 nm
33 nm
38 nm
65 nm
40
30
20
0
10
20
30
40
IC (mA)
Figure 3-25: Résistance de base en fonction du courant, pour différentes épaisseurs
Pour toutes les épaisseurs de base étudiées, la résistance RB totale diminue sous l'effet de
l'injection de courant. L'augmentation de RB mesurée à fort courant sur les bases de 65 nm
et 38 nm est attribuée à une mauvaise extraction, le lieu de points 1/(Y11+Y12) étant
fortement bruité dans ces conditions.
3.3.6.4 Résistance intrinsèque et extrinsèque
La résistance de base RB est constituée de la somme de ses trois composantes intrinsèque,
extrinsèque et de contact. Pour la commodité des notations, la résistance de contact est
parfois considérée comme faisant partie de la résistance extrinsèque, comme c'est le cas
dans le modèle de TBH au chapitre 1. Ici, nous ferons la distinction entre ces deux
composantes, on a donc :
RB = RB , int + RB , ext + RB , cont
Géométriquement, les trois composantes de RB correspondent à des régions distinctes de la
couche de base, comme le montre le schéma suivant :
Structure de couches du TBH - 142
sgE
Émetteur
Base
RB, int
RB, cont
RB, ext
Figure 3-26: Origines différentes des résistances intrinsèques, extrinsèques et de contact
La résistance intrinsèque correspond à la partie de la couche de base située sous le mesa
d'émetteur. Cette partie de la base est traversée par le courant d'électrons en transit entre
l'émetteur et le collecteur, pour cette raison RB, int est variable en fonction du courant IE. Les
résistances de base extrinsèque et de contact sont situées dans un partie de la base qui
n'est pas traversée par le courant d'électrons injecté. Les valeurs de RB,
ext
et RB, cont sont
ainsi considérées comme indépendantes de IE.
3.3.6.5 Modulation par le courant de la résistance intrinsèque
La diminution de RB à courant modéré (entre 0 et 15 mA pour une surface d'émetteur de
2 x 10 µm²) constatée sur la Figure 3-25 est liée à une variation de RB,
int
(qui est la seule
composante de RB dépendant du courant). La diminution de RB est de l'ordre de 20 %
indépendamment de la structure. Plusieurs phénomènes contribuent à la décroissance de
RB, int sous l'effet de l'injection.
Premièrement, l'effet de modulation de la résistivité de la base intrinsèque. Les électrons en
transit présents dans la base intrinsèque participent à la conduction latérale dans la base,
c'est-à-dire que la résistivité locale dans la base intrinsèque et donc la résistance de base
RB, int sont diminuées par la présence de cette concentration d'électrons. La résistivité dans
la base intrinsèque est donnée par :


J
ρ = q ( p ⋅ µ p + E ⋅ µ n )
qv


−1
où v est la vitesse locale des électrons en transit dans la base. On considère ici une vitesse
électronique moyenne de 3 x 107 cm/s en accord avec les extractions de temps de transit de
base pratiquées au paragraphe 3.3.5. Les mobilités des trous
19
et des électrons
20
sont
respectivement de 50 et 3000 cm²/Vs. Il apparaît alors qu'une densité de courant
Structure de couches du TBH - 143
JE ~100 kA/cm², équivalente a IE ~15 mA pour nos dispositifs, induit une réduction de la
résistivité de base de 5 % environ, qui ne peut expliquer à elle seule la baisse de 20 %
observée sur RB.
L'effet de défocalisation du courant participe aussi à la réduction de la résistance de base
intrinsèque. La défocalisation correspond à une répartition non uniforme de la densité de
courant d'électrons dans la base. Sous l'effet du passage du courant de base IB dans la
couche résistive, il se produit entre le bord et le centre du mesa une chute du potentiel VBE
réellement appliqué.
Diode subissant la plus
forte tension VBE
IE
IB
Chutes de potentiel
Figure 3-27: Phénomène de défocalisation du courant d'émetteur, par la chute de
polarisation dans la base
Ainsi, la tension subie par la jonction base-émetteur est plus importante en bord de zone
intrinsèque qu'au centre de la base. Pour cette raison, l'injection de courant par la diode
base-émetteur est plus importante en bord de mesa. Le courant IB appelé pour compenser
les recombinaisons doit alors parcourir une distance plus faible, la résistance de base
intrinsèque est donc réduite.
3.3.6.6 Séparation de la résistance intrinsèque
Les deux phénomènes présentés précédemment conduisent à la décroissance de la
résistance intrinsèque de base RB, int, celle-ci s'annulant dans le cas théorique d'un courant
infini. La dépendance à la densité de courant de RB, int nous donne un moyen de discriminer
les contributions intrinsèques et extrinsèques de la résistance de base. La Figure 3-28
présente la résistance totale de base RB en fonction de l'inverse du courant de collecteur. La
prolongation de la décroissance de RB, int jusqu'à 1/IC = 0, c'est-à-dire jusqu'à un courant de
Structure de couches du TBH - 144
collecteur infini annule la contribution intrinsèque à RB, et nous donne par conséquent la
valeur résiduelle et indépendante du courant : RB, ext + RB, cont.
60
RB (Ohm)
50
40
Epaisseur de base :
RB, ext+ RB, cont
25 nm
33 nm
38 nm
65 nm
30
20
10
0,00
0,05
0,10
0,15
0,20
0,25
-1
1 / IC ( mA )
Figure 3-28: Extraction de la résistance extrinsèque par annulation de la partie intrinsèque
à courant infini
Le tableau suivant récapitule, à partir de l'extraction précédente, les valeurs de résistance
totale de base RB en l'absence de courant, ainsi que la part des contributions intrinsèques et
extrinsèques :
Epaisseur
(nm)
Dopage
(at/cm3)
RB @ IC=0
(Ω)
RB, int @ IC=0
(Ω)
RB, ext
(Ω)
65
3 x 1019
26
4
22
38
5 x 1019
33
7
26
33
5 x 1019
40
8
32
25
6 x 1019
55
10
45
Tableau 3-11: Résistance intrinsèque et extrinsèque
En l'absence de courant, la résistance intrinsèque ne représente que 20 % environ de la
résistance de base totale, et cette proportion est encore réduite par le passage de courant.
Pour une densité de courant JE ~ 150 kA/cm² (correspondant à IE = 20 mA sur un transistor
de 10 x 2 µm²), environ 5 % de la résistance de base totale semble provenir de la zone
intrinsèque. Cette constatation souligne l'importance, dans le but de réduire RB, de
minimiser la part extrinsèque RB,
ext
+ RB,
cont.
Outre les améliorations possibles de la
résistance de couche R□B qui seront envisagées dans la suite de ce chapitre, la réduction de
Structure de couches du TBH - 145
RB,
ext
+ RB,
cont
passe principalement par la réduction de la profondeur de sous-gravure
d'émetteur (sge sur la Figure 3-26), ainsi que par l'optimisation de la résistivité de contact de
l'électrode métallique de base. Ces optimisations, d'ordre technologique, seront envisagées
dans le chapitre 4.
3.3.7 Gradualité de base
Dans nos essais de structures à épaisseur de base réduite, la gradualité en composition
avait été adaptée de manière à conserver un champ électrique induit inchangé (~ 8 kV/cm)
d'une base à l'autre. Cette partie décrit la réalisation de deux essais de modifications de la
gradualité de base. La première porte sur l'intensité de la gradualité en composition, la
deuxième sur le remplacement de la gradualité de composition par une gradualité de
dopage.
3.3.7.1 Amplitude de gradualité de composition
L'augmentation de la gradualité de composition est susceptible de permettre une
amélioration des performances des TBH, grâce à deux effets :
•
Un champ électrique plus intense dans la base pourrait permettre d'augmenter la
vitesse des électrons et ainsi de réduire le temps de transit associé τB.
•
La solubilité du carbone en tant que dopant est plus élevée dans le GaAs que
dans le GaInAs. Des mesures réalisés précédemment au laboratoire
11
avaient
ainsi montré que la résistance de couche de base était diminuée lorsque la
composition moyenne de la base se rapprochait de GaAs, car le dopage de la
couche était augmenté.
La structure TBH 82480 intègre une gradualité de composition différente de la structure
standard. L'amplitude de gradualité est ici adaptée de façon à avoir un champ électrique
autour de 16 kV/cm. Ce champ est entre 2 et 3 fois plus important que sur la structure
82438 qui intègre une base de même épaisseur.
Plaque n°
Epaisseur
(nm)
x émetteur
x collecteur
∆Eg
(meV)
Champ équivalent
(kV/cm)
82438
33
0.486
0.52
20
6
82480
33
0.43
0.52
51
15.5
Tableau 3-12: Paramètres de gradualité de composition
Structure de couches du TBH - 146
Le flux de dopant CBr4 injecté lors de la croissance épitaxiale des deux structures et
correspond, sur la plaque 82438, à un dopage de 5 x 1019 at/cm3.
La résistance de couche de base, ainsi que le gain statique en courant des deux structures
sont présentés dans le tableau suivant :
Plaque n°
Résistance de
couche (Ω/□)
Gain statique
82438
840
30
82480
860
31
Tableau 3-13: Gain et résistance de base de structures à gradualités différentes
Il apparaît que, ni le gain, ni la résistance de couche ne sont affectés de façon significative
par le doublement de l'amplitude de gradualité. La résistance de couche inchangée indique
un niveau de dopage moyen identique sur les deux structures, ce qui va à l'encontre du
résultat évoqué en référence.11 Le gain inchangé indique que le temps de transit de base est
identique sur les deux structures, et donc qu'au-delà d'une certaine valeur, l'augmentation
du champ électrique de base ne modifie plus τB. Ce résultat est étayé par une publication
récente,21 dans laquelle la gradualité de composition est fortement augmentée grâce à une
technique de compensation de la contrainte épitaxiale. De même que dans notre cas, le gain
n'augmente plus au-delà d'une certaine amplitude de gradualité. Cette observation est à
mettre en regard avec les résultats qui seront présentés au chapitre 5. Toutefois, nous
pouvons indiquer ici le phénomène observé pourrait correspondre au fait que le champ
électrique de 15.5 kV/cm dans la structure 82480 ne permettrait pas d'augmenter la vitesse
globale des porteurs, il est au-delà du champ critique dans le GaInAs, qui est de 5 kV/cm
environ.
3.3.7.2 Gradualité de dopage
Récemment, une équipe de l'université UCSB a présenté un TBH GaInAs/InP intégrant une
couche de base dont la gradualité en composition a été remplacée par une gradualité de
dopage.22 Le niveau de dopage est ainsi modulé de 8 x 1019 at/cm3 côté émetteur, à
5 x 1019 at/cm3 côté collecteur. Le principe du dopage graduel est d'induire, par variation
du niveau de Fermi, un champ électrique balayant les porteurs. Ce principe est depuis
longtemps exploité dans les transistors bipolaires en silicium,23 pour minimiser le temps de
transit.
Structure de couches du TBH - 147
La structure 82457 intègre une base conjointement graduelle en composition et en dopage,
dont les paramètres et les caractéristiques statiques sont récapitulés dans le tableau
suivant. Pour mémoire, les paramètres de la plaque 82438 intégrant une couche de base
identique sans gradualité de dopage, sont rappelés.
Plaque n°
Epaisseur
de base
(nm)
82438
33
82457
33
Composition en
indium
Dopage
(at/cm3)
x = xE
0.486
x = xC
0.52
x = xE
0.486
x = xE
5 x 1019
x = xC
0.52
x = xC
7 x 1019
5 x 1019
Résistance
Gain
couche de base
statique
(Ω/□)
30
840
17
810
Tableau 3-14: Paramètres de la gradualité de dopage
La structure 82457 présente une résistance de couche légèrement (moins de 5 %) inférieure
à la 82438, mais en revanche son gain statique en courant est deux fois plus faible. Il
apparaît, après analyse, que l'utilisation d'un dopage constant légèrement au-dessus de
5 x 1019 at/cm3 permettrait d'obtenir une résistance de couche équivalente à la structure
82457, tout en conservant un gain statique proche de 30. Cette déduction s'appuie sur les
résultats du paragraphe 3.3.2, qui montrent que l'utilisation dans la base d'une zone très
fortement dopée (NA ~ 7 x 1019 at/cm3) pénalise le compromis gain / résistance de base, en
raison de la non-linéarité de la relation entre temps de vie électronique et dopage. Par
ailleurs, des mesures en régime dynamique montrent que les temps de transit de base des
structures 82457 et 82438 sont analogues.
Ainsi, l'augmentation du champ électrique dans la base, par superposition d'une gradualité
de composition et de dopage, ne semble pas permettre d'augmenter les performances
dynamiques de nos composants. Ce résultat est à mettre en parallèle avec le paragraphe
précédent, qui nous avait montré que l'augmentation de ce champ par l'utilisation d'une
gradualité en composition d'amplitude supérieure à la structure standard n'avait pas non
plus d'influence sur le temps de transit de base.
Structure de couches du TBH - 148
3.4 Synthèse : épaisseur de base et de collecteur
Les caractéristiques de TBH intégrant différentes épaisseurs de base et de collecteur ont été
présentées. Nous avons vu que la réduction des épaisseurs de couche permet de réduire les
temps de transit, mais que, poussée à l'excès, celle-ci induit l'augmentation des temps de
charge de la structure, ce qui dégrade les performances dynamiques. Nous pouvons alors
déterminer une structure de couche réalisant un compromis entre ces deux phénomènes. Il
faut ici souligner que cet optimum de structure est lié aux paramètres de fabrication des
transistors. L'évolution vers une technologie plus avancée, et en particulier la réduction des
dimensions latérales des transistors, permettra de minimiser les temps de charge et ainsi de
tirer parti de structures plus fines.
L'utilisation d'un collecteur de faible épaisseur s'avère cruciale pour l'obtention de
performances dynamiques élevées. Les principaux avantages en sont :
•
Un temps de transit de collecteur faible,
•
Un seuil d'effet Kirk élevé, ce qui permet de travailler à forte densité de courant et
ainsi de profiter d'une résistance dynamique d'émetteur faible.
Nous avons vu qu'un collecteur de 190 nm permettait ainsi de réduire de 0.1 ps environ le
temps de transit par rapport à la structure standard, et de bénéficier ainsi de fréquences de
coupure améliorées. L'augmentation de CBC générée par utilisation d'un collecteur plus fin
dégrade le fT en dépit de la diminution du temps de transit, et n'est donc pas profitable.
L'épaisseur de base doit être réduite par rapport à la structure standard. Toutefois, la valeur
élevée de CBC induite par l'utilisation du collecteur de 190 nm rend le fmax très sensible à
l'augmentation de la résistance de base. Ainsi, une épaisseur de base autour de 35 nm,
associée à un dopage de 5 x 1019 at/cm3, semble être un bon compromis pour notre
technologie auto-alignée actuelle.
3.5 Evolutions futures
La Figure 3-29 présente la décomposition du temps de transit total émetteur-collecteur τEC.
Les valeurs rapportées ici correspondent au point de polarisation optimal en tension et en
courant. On rappelle ici que τEC est directement lié à l'inverse de la fréquence de gain
unitaire, par τEC = 1/2πfT.
Structure de couches du TBH - 149
0,7
τEC
(ps)
0,6
0,5
0,4
rE ( CBE+ CBC)
( RE+ RC) CBC
0,3
τF
0,2
0,1
0,0
82357
W B = 65 nm
W C = 240 nm
82369
W B = 65 nm
WC = 190 nm
82438
WB = 33 nm
WC = 190 nm
Figure 3-29: Répartition des composantes du temps de transit total optimal
L'augmentation de CBC liée à la diminution de l'épaisseur de collecteur n'a pas d'impact sur
le produit rE(CBE+CBC), car la densité de courant plus élevée à laquelle sont obtenues les
performances optimales induit un rE plus faible. Dans la structure standard (82357), le
temps de transit base-collecteur représente 75 % environ de τEC, et cette proportion est de
60 % dans le cas de la structure optimisée (82438). C'est donc dans la réduction de τF que
se situe encore la principale marge de progression des performances de nos TBH. Toutefois,
l'utilisation d'une structure de plus en plus fine augmente la part des temps de charge dans
τEC, et rend nécessaire une optimisation des éléments parasites (résistances d'accès,
capacités).
Structure de couches du TBH - 150
3.6 Références
1
D. Caffin, "Filière technologique TBH InP/GaInAs pour application aux systèmes de
communications à haut débit", thèse de doctorat de l'Ecole Centrale de Paris, 1996.
2
D. Caffin, A.M. Duchenois, F. Heliot, C. Besombes, J.-L. Benchimol et P. Launay, "Base-
collector leakage currents in InP/InGaAs double heterojunction bipolar transistors", IEEE
Transactions on Electron Devices, Vol. 44, No. 6 , 1997, pp. 930-936.
3
J. Mba, "Fabrication, caractérisation et modélisation des transistors bipolaires à double
hétérojonction InP pour circuits de communications optiques à très haut débits (40 Gbit/s)",
Thèse de doctorat de l’INSA Lyon, 1999.
4
J.-L. Benchimol, J. Mba, A.M. Duchenois, P. Berdaguer, B. Sermage, G. Le Roux, S.
Blayac, M. Riet, J. Thuret, C. Gonzalez et P. Andre, "Improvement of CBE grown InGaAs/InP
HBT's using a carbon doped and compositionally graded base", Proc. Indium Phosphide and
Related Materials, 1999, pp. 559-562.
5
M. Ida, K. Kurishima et N. Watanabe, "Ultrahigh-speed InP/InGaAs DHBTs with very high
current density", IEICE Transactions on Electronics, Vol. E86-C, No. 10, 2003, pp. 19231928.
6
S. Adachi, "Physical Properties of III–V Semiconductor Compounds: InP, InAs, GaAs, GaP,
InGaAs, and InGaAsP", Wiley, New York, 1992.
7
M.J.W. Rodwell, M. Urteaga, T. Mathew, D. Scott, D. Mensa, Q. Lee, J. Guthrie, Y. Betser,
S.C. Martin, R.P. Smith, S. Jaganathan, S. Krishnan, S.I. Long, R. Pullela, B. Agarwal, U.
Bhattacharya, L. Samoska, M. Dahlstrom, "Submicron scaling of HBTs", IEEE Transactions
on Electron Devices, Vol. 48, No. 11, 2001, pp. 2606-2624.
8
S. Blayac, "Transistor bipolaire à double hétérojonctionInP/InGaAs pour circuits de
communications optiques à très hauts débits", Thèse de doctorat de l'Université Montpellier
2, 2001.
9
Y. Betser et D. Ritter, "Reduction of the base-collector capacitance in InP/GaInAs
heterojunction bipolar transistors due to electron velocity modulation", IEEE Transactions
on Electron Devices, Vol. 46, No 4, 1999, pp. 628-633.
Structure de couches du TBH - 151
10
S. E. Laux et W. Lee, "Collector signal delay in the presence of velocity overshoot", IEEE
Electron Device Letters, Vol. 11, No. 4, 1990, pp. 174-176.
11
J.L. Benchimol, J. Mba, B. Sermage, M. Riet, S. Blayac, P. Berdaguer, A.M. Duchenois, P.
André, J. Thuret, C. Gonzalez et A. Konczykowska, "Investigation of carbon doped base
materials grown CBE for Al-free InP HBTs", Journal of Crystal Growth, Vol. 209, No. 2-3,
2000, pp. 476-480.
12
K. Kurishima, H. Nakajima, T. Kobayashi et Y. Matsuoka, "Effects of a compositionally-
graded InGaAs base in abrupt-emitter InI/InGaAs heterojunction bipolat transistors",
Japanese Journal of Applied Physics, Vol. 30, No. 2B, 1995, pp. 1221-1227.
13
H. Ito, S. Yamahata et K. Kurishima, "Evaluation of base transit time in ultra-thin carbon-
doped base InP/lnGaAs heterojunction bipolar transistors", Electronics Letters, Vol. 32, No.
15, 1996, pp.1413-1415.
14
M. Kahn, S. Blayac, M. Riet, P. Berdaguer, V. Dhalluin, F. Alexandre et J. Godin,
"Measurement of base and collector transit times in thin-base InGaAs/InP HBT", IEEE
Electron Device Letters, Vol. 24, No. 7, 2003, pp. 430-432.
15
S. Blayac, M. Kahn, M. Riet, P. Berdaguer et J. Godin, " Simple and accurate method to
extract intrinsic and extrinsic base-collector capacitance of bipolar transistors", Electronics
Letters, Vol. 39, No. 17, 2003, pp. 1282-1283.
16
F. Aniel, travaux non publiés.
17
W.J. Kloosterman, J.C.J. Paasschens et D.B.M. Klaassen, "Improved extraction of base
and emitter resistance from small signal high frequency admittance measurements",
Bipolar/BiCMOS Circuits and Technology Meeting, 1999. pp. 93 – 96.
18
W. Sansen et R.G. Meyer, "Characterization and measurement of the base and emitter
resistance of bipolar transistors", IEEE Journal of Solid-State Circuits, Vol. SC-7, No. 6,
1972, pp. 492-498.
19
R.A. Hamm, S. Chandrasekhar, L. Lunardi, M. Geva, R. Malik, D. Humphrey et R. Ryan,
"Materials and electrical characteristics of carbon-doped GaInAs using carbontetrabromide
by MOMBE for HBT device applications", Journal of Crystal Growth, Vol. 164, 1996, pp.
362-370.
Structure de couches du TBH - 152
20
Y. Betser, D. Ritter, G. Bahir, S. Cohen et J. Spreling, "Measurement of the minority
carrier mobility in the base of heterojunction bipolar transistors using a magnetotransport
method", Applied Physics Letters, Vol. 67, No. 13, 1995, pp. 1883-1884.
21
D. Ritter, B. Sheinman, V. Sidorov, S. Cohen, A. Gavrilov, Y. Vered, G. Zohar et J. Lasri,
"Optimization of InP/GaInAs heterojunction bipolar transistors and phototransistors", Proc.
Microwave Photonics, 2002, pp. 337-340.
22
M. Dahlstrom, X.-M. Fang, D. Lubyshev, M. Urteaga, S. Krishnan, N. Parthasarathy, Y.M.
Kim, Y. Wu, J. M. Fastenau, W.K. Liu et M.J.W. Rodwell, "Wideband DHBTs using a graded
carbon-doped InGaAs base", IEEE Electron Device Letters, Vol. 24, No. 7, 2003, pp. 433435.
23
K. Suzuki, " Optimum base doping profile for minimum base transit time", IEEE
Transactions on Electron Devices, Vol. 38, No 9, 1991, pp. 2128-2133.
Structure de couches du TBH - 153
Structure de couches du TBH - 154
4 Optimisations technologiques
Le chapitre 3 nous a permis de mettre en valeur un certain nombre de compromis et de
limitations liés à l'évolution de la structure de couche du TBH. En particulier, nous avons
vu qu'une optimisation poussée des performances nécessitait une 'mise à l'échelle' du
transistor, c'est-à-dire une réduction de ses dimensions latérales. De façon générale,
l'évolution de la géométrie du TBH agit sur les performances du composant via deux
mécanismes distincts :
•
Premièrement, la réduction des dimensions latérales (mesa d'émetteur, mesa de
base) du TBH permet de minimiser les valeurs de certaines capacités et
résistances intrinsèques, comme la capacité base-collecteur.
•
Ensuite, un meilleur contrôle du procédé de fabrication permet la réduction des
éléments parasites du transistor (capacités extrinsèques, résistances d'accès,…).
Plus particulièrement, cette optimisation passe par un travail sur les résistivités
de contact des électrodes, et sur les côtes de sous-gravure.
La figure suivante présente la localisation physique des éléments résistifs et capacitifs dans
le TBH. Ces éléments participent aux temps de charge RC intervenant dans les expressions
de fT et de fmax. Leur réduction permet donc une augmentation des performances
dynamiques du transistor.
RE
RB, cont
CBE
RB, int
RB, ext
CBC, int
RC, cont
CBC, ext
RC, int + RC, ext
Figure 4-1: Modèle en T du TBH et localisation physique des éléments
Ce chapitre décrit les évolutions de technologie réalisées ou en cours de réalisation sur
notre composant dans le contexte global de la réduction des dimensions, et s'articule autour
Optimisations technologiques - 155
de quatre parties. Nous présenterons tout d'abord la technologie de fabrication standard,
utilisée au laboratoire en 2003 pour la fabrication des circuits à base de transistors
bipolaires. Dans une seconde partie nous présenterons une étude des métallisations du
composant, ainsi qu'un procédé de passivation de la couche de base par un matériau
quaternaire, visant à améliorer la fiabilité du TBH. Ensuite, nous étudierons spécifiquement
les point technologiques cruciaux pour la fabrication de transistors sous-microniques.
Enfin, grâce à un outil prédictif des caractéristiques du TBH, nous verrons à quelles
améliorations de performances peuvent conduire les évolutions technologiques présentées.
4.1 Technologie de fabrication pour circuits à 40 Gb/s
Dans ce paragraphe nous allons décrire l'enchaînement technologique standard, destiné à la
fabrication des transistors utilisés dans les circuits logiques conçus au laboratoire. Cette
technologie fait appel à l'auto-alignement du métal de base, et à une succession de gravures
chimiques, pour la définition des mesa d'émetteur, de base et d'isolation. Nous allons dans
un premier temps décrire une à une ces briques technologiques essentielles, puis nous
décrirons le procédé de fabrication dans sa globalité.
4.1.1 Briques de base
4.1.1.1 Gravures chimiques
A l'exception des couches de quaternaire GaInAsP à la jonction base-collecteur, l'ensemble
des couches épitaxiales est gravé par voie chimique humide, c'est-à-dire par des solutions
acides. Les solutions utilisées sont :
•
Gravure de l'InP : HCl/H3PO4 avec pour proportion en volume 1/10. La vitesse
de gravure de cette solution est de 200 nm par minute environ à température
ambiante, mais peut être augmentée de façon importante à plus haute
température.
•
Gravure du GaInAs : H3PO4/H2O2/H2O avec pour proportion en volume 3/1/40.
Cette solution grave environ à 100 nm par minute.
Les vitesses de gravure de nos solutions sont relativement faibles, de façon à pouvoir
contrôler précisément les profondeurs de sous-gravure.
Optimisations technologiques - 156
4.1.1.2 Lift-off
Lors de la gravure chimique des mesa d'émetteur et de base, ce sont les électrodes
métalliques qui sont utilisées comme masques de gravure. Il est donc nécessaire, avant la
gravure, de définir précisément les zones à métalliser. Pour cela, la première étape consiste
à pratiquer dans une couche de résine photosensible des ouvertures correspondant aux
zones que l'on désire métalliser. Une propriété intéressante des résines utilisées, dites
'inverses', est de générer des flancs légèrement rentrants lors du développement des
ouvertures.
La couche métallique désirée est alors déposée sur toute la surface de la
plaque, puis supprimée des zones non-ouvertes, par dissolution de la résine.
Dépôt métallique
Dissolution de
la résine
Métal
Figure 4-2: Procédé de lift-off
4.1.1.3 Auto-alignement
La technique d'auto-alignement permet d'aligner deux niveaux lithographiques avec une
résolution très faible, sans avoir recours à des techniques lourdes et coûteuses, de type
photo-répéteur ou lithographie électronique. Le principe est de déposer le contact à aligner
directement par-dessus un premier mesa qui a été préalablement sous-gravé.
Résine
Dépôt métallique
+ Lift-off
Figure 4-3: Procédé d'auto-alignement
Optimisations technologiques - 157
4.1.2 Enchaînement technologique
Les étapes principales de la technologie de fabrication standard sont présentées ici. Cette
technologie utilise sept niveaux successifs de masquage lithographique, tous réalisés en
lithographie par contact. Lors de la gravure d'émetteur et de base, c'est le métal de
l'électrode correspondante, déposé préalablement, qui fait office de masque de gravure,
évitant ainsi tout désalignement. Dans le cas de la métallisation de base, un autoalignement, tel que décrit précédemment, est utilisé dans le but de minimiser l'espacement
entre le mesa d'émetteur et le contact de base.
Un important avantage de la structure de TBH InP/GaInAs réside en la sélectivité de
gravure qui existe entre les deux matériaux. En effet, les solutions acides utilisées pour la
gravure du GaInAs ne pénètrent pas dans l'InP, et réciproquement. Les gravures pratiquées
s'arrêtent donc spontanément aux interfaces entre matériaux, permettant ainsi une
définition parfaite des mesa.
1- Métallisation d'émetteur (niveau 1) :
•
Lithographie inverse
niveau1 : contact émetteur
•
Dépôt métallique par évaporation
•
Lift-off
GaInAs
Émetteur
InP
p+ GaInAs
Base
2- Gravure du mesa émetteur :
•
Gravure et sous-gravure par voie humide
des couches de GaInAs et d'InP
d'émetteur
Émetteur
InP
p+ GaInAs
Base
3- Métallisation de base avec auto-alignement
(niveau 2) :
•
Lithographie inverse
niveau 2 : contact base
•
Dépôt métallique par évaporation
•
Lift-off
Émetteur
InP
p+ GaInAs
Base
Optimisations technologiques - 158
4- Gravure de la base (niveau 3) :
•
Résine
lithographie positive
niveau 3 : protection de l'émetteur
•
Gravure par voie humide des couches de
GaInAs de base et d'espaceur
GaInAs
GaInAsP
Base
Collecteur
5- Gravure des quaternaires :
•
Gravure par usinage ionique (IBE) des
quaternaires de transition et d'une partie
de l'InP de collecteur
•
Collecteur
Suppression des défauts générés par
InP
l'usinage, par sous-gravure de la base
GaInAs
Contact
InP
Collecteur
6- Gravure du collecteur :
•
Gravure par voie humide de la couche
d'InP de collecteur
•
Sous-gravure, le retrait de l'InP ne doit
pas passer sous le mesa d'émetteur
GaInAs
Contact
7- Métallisation de collecteur (niveau 4) :
•
Lithographie inverse
niveau 4 : contact collecteur
•
Dépôt métallique par évaporation
•
Lift-off
Optimisations technologiques - 159
8- Isolation du transistor (niveau 5) :
•
E
lithographie positive
B
C
niveau 5 : mesa d'isolation
•
Gravure humide des couches de sous
SC
collecteur
Substrat
9- Planarisation / Ouverture de vias (niveau 6) :
•
Étalement de polyimide
•
Dépôt de Nitrure SiNx
•
Lithographie positive
niveau 6 : via
•
Transfert du masquage à la couche de
nitrure
•
Gravure par plasma du polyimide et
dissolution du nitrure
C
E
B
10- Connexion :
•
Lithographie inverse
niveau 7 : métal connexions
•
Dépôt métallique par évaporation
•
Lift-off
Figure 4-4: Enchaînement technologique standard de fabrication du TBH
4.2 Fiabilisation et réduction des résistances d'accès
La diminution des résistances de contact d'émetteur, de base et de collecteur devient de
plus en plus importante à mesure que l'on évolue vers un composant sous-micronique, car
la réduction des surfaces des mesa rend les résistances prépondérantes par rapport aux
capacités dans les temps de charge RC. L'un des axes d'optimisation des résistances passe
par la minimisation des résistivités de contact des électrodes. Le contrôle de ces résistivités
a aussi une importance en terme de fiabilité du composant, car les contacts sont une source
potentielle de dégradation du TBH dans le temps.
Optimisations technologiques - 160
Par ailleurs, à mesure que les dimensions du composant sont réduites, les courants
parasites liés à d'éventuelles fuites de jonctions, ou à des zones de recombinaison de surface
ou d'interface, doivent être de mieux en mieux contrôlés. Nous aborderons au paragraphe
4.2.1 une approche alternative visant à passiver la zone extrinsèque de la base.
4.2.1 Passivation de la base par un quaternaire
Le pourtour du mesa d'émetteur est une zone dans laquelle se trouvent, de façon non
minoritaire, des électrons (injectés par la jonction émetteur-base), et des trous (provenant de
la base). Pour cette raison, les surfaces découvertes dans cette partie du composant (flancs
du mesa d'émetteur et zone découverte de la base extrinsèque, entre le mesa d'émetteur et
le contact de base), peuvent être le siège de recombinaisons, favorisées par des défauts
d'interface.1,
2
Ces recombinaisons sont la cause de non-idéalités des caractéristiques du
transistor à bas courant (chapitre 1), et peuvent, sous l'effet du vieillissement, fortement
dégrader le transistor.3
Zones de
recombinaisons
Figure 4-5: Zones de recombinaisons sur centre, aux interfaces autour de la jonction
émetteur-base
Une technique existante de prévention des recombinaisons en surface de base consiste à
conserver sur celle-ci une fine couche d'un matériau de plus grand gap, dite 'ledge'. Cette
technique a largement été étudiée sur les transistors GaAs/AlGaAs,4,
5
pour lesquels les
vitesses de recombinaison en surface sont élevées. Le ledge est en général constitué d'une
partie des couches d'émetteur. De cette façon, la discontinuité de bande entre la base et le
ledge interdit aux porteurs l'accès à l'interface externe, siège des centres recombinants.
Dans la cas de nos TBH InP/GaInAs, la conservation d'une fine couche d'InP en surface de
base serait délicate, car elle rendrait impossible la sous-gravure de l'émetteur. Pour cette
raison, nous avons intercalé entre l'InP d'émetteur et le GaInAs de base une couche de
matériau quaternaire GaInAsP, de largeur de bande interdite 0.95 eV. On met ici à profit la
sélectivité de gravure entre l'InP et le matériau quaternaire, de façon à ne pas graver notre
Optimisations technologiques - 161
couche de protection lors de la définition du mesa d'émetteur. La couche de quaternaire a
une épaisseur de 3 nm, et est dopée au silicium, au même niveau que l'émetteur
(n = 2 x 1017 at/cm3). D'après le diagramme de bande obtenu, la couche de quaternaire
constitue une barrière pour les trous, empêchant ainsi la recombinaison des deux types de
porteurs, qui atteindraient simultanément la surface découverte de la base.
Le diagramme de bande de la jonction émetteur-base réalisée est présenté sur la figure
suivante. La jonction est ici polarisée sous VBE = 0.9 V, tension à laquelle sont obtenues les
performances fréquentielles optimales. La présence de la couche de quaternaire, totalement
déplétée à ce niveau de polarisation, ne constitue pas une barrière à l'injection des
électrons.
EV, EC
(eV)
1,0
0,5
Base
Emetteur
0,0
-0,5
0,00
Quaternaire
0,05
0,10
0,15
Position (µm)
Figure 4-6: Diagramme de bande de la jonction émetteur-base, pour une structure avec
3 nm de quaternaire sur la base
Des composants ont été réalisés à partir de cette structure, selon l'enchaînement
technologique standard. Le contact de base en Ti/Au est déposé directement sur la couche
de quaternaire. Le dopage de la couche de quaternaire étant de type n, le contact direct avec
la métallisation de base pourrait être source de fuites de la jonction émetteur-base, par
conduction directe dans la couche. Toutefois, en raison de sa très faible épaisseur, la
couche de quaternaire est totalement déplétée lorsqu'une polarisation base-émetteur est
appliquée, la résistance de fuite devient alors très élevée. Par conséquent, de telles fuites ne
sont pas mesurées expérimentalement sur nos composants.
La Figure 4-7(b) présente le gain statique en fonction de la densité de courant d'émetteur,
pour deux composants de largeurs différentes : 2 µm et 1 µm. Malgré l'influence accrue des
surfaces externes sur le composant le plus fin, les gains en courant sont identiques sur une
Optimisations technologiques - 162
large plage de JC pour les deux composants, indiquant une bonne passivation des surfaces
externes.
1E-4
60
1E-5
50
6 x 2 µm²
6 x 1 µm²
Gaint statique
IB, IC (A)
1E-6
1E-7
1E-8
40
30
20
6 x 1 µm²
6 x 2 µm²
10
1E-9
0
1E-10
0,2
0,3
0,4
0,5
0,6
VBE (V)
0,7
1E-6
1E-5
1E-4
1E-3
0,01
0,1
1
10
100
JE (kA/cm²)
(a)
(b)
Figure 4-7: Diagrammes de Gummel à bas courant (a), et gain statique (b), pour deux
composants de largeur d'émetteur 1 µm et 2 µm
La couche de protection quaternaire semble assurer efficacement son rôle de passivation, et
ne pas générer de dysfonctionnement électrique du dispositif. Toutefois, on constate
l'apparition
d'un effet secondaire : l'augmentation de la résistivité de contact de la
métallisation de base, qui est posée directement sur le quaternaire de type n. La mesure par
TLM étant réalisée sur un motif au mesa élargi (paragraphe 4.2.2.1), et donnant donc une
valeur de résistivité erronée, il nous est impossible de déterminer avec précision la valeur
réelle de ρC. Nous constatons toutefois que la valeur mesurée, autour de 3 x 10-6 Ω.cm-2, est
supérieure aux 2 x 10-6 Ω.cm-2 mesurés habituellement. Sur les dispositifs TBH réalisés, la
résistance de base extraite semble ainsi être légèrement pénalisée, induisant une fréquence
d'oscillation maximale fmax en dessous de 180 GHz, à comparer aux 200 GHz habituellement
obtenus sur les composants standards.
Pour résoudre cette difficulté, une solution serait d'introduire un dopage de type p dans la
couche de quaternaire de protection. Il est toutefois apparu dans la littérature que la nature
amphotère du carbone dans les composés III-V rendait difficile dans certains quaternaires le
dopage de type p au moyen de cet élément.6
Optimisations technologiques - 163
4.2.2 Etude des métallisations
Le choix des métaux constituant les électrodes de contact est crucial. Premièrement,
l'interface entre le semi-conducteur et le métal de l'électrode est le siège d'une résistance
électrique, proportionnelle à la résistivité de contact ρC, et s'ajoutant respectivement aux
résistances totales d'émetteur, de base et de collecteur. La résistivité de contact est fonction
de la nature du métal d'interface, ainsi que du type (n ou p), et du niveau de dopage de la
couche GaInAs de contact. Ensuite, la métallisation de base peut, par diffusion, être une
cause de dégradation prématurée du transistor.
4.2.2.1 La mesure TLM
La mesure TLM (Transmission Line Measurement) permet de déterminer la résistivité de
contact d'un contact ohmique, ainsi que la résistance carrée de la couche sur laquelle il est
posé. Le principe est de réaliser une série d'électrodes séparées par une distance variable.
L
W
Figure 4-8: Motifs de mesure TLM
On fait ici une double hypothèse :
•
La longueur des contacts est grande devant la longueur de transfert (voir la
suite), ce qui est toujours le cas pour nos couches fortement dopées.
•
La résistance de couche n'est pas modifiée de façon significative sous les
contacts ohmiques.7 Nous verrons dans le paragraphe suivant que dans le cas
contraire, une méthode plus précise que la mesure TLM classique permet de
différencier les R□.
Optimisations technologiques - 164
La résistance entre deux électrodes séparées par la distance L s'écrit alors :
R(L) = 2 RC + R□L /W
où W est la largeur des contacts, R□ la résistance de couche de la structure sous les
contacts, et RC la résistance de contact entre le métal et la couche semiconductrice.
La résistance de contact RC s'exprime par :
RC = R□LT /W
où LT, nommée longueur de transfert, représente la longueur de contact participant
réellement à la conduction latérale. La longueur de transfert peut être reliée à la résistivité
du contact, par l'expression :
LT = (ρC/R□)1/2
Les résistances mesurées entre les contacts pris deux à deux sont reportées en fonction de
la distance L les séparant. De la droite obtenue, et à partir de l'expression de R(L) présentée
plus haut, sont tirés les paramètres R□, RC, LT, et ρC.
7
R
2RC
-2 LT
Pente = R /W
L
Figure 4-9 : Résistance entre deux électrodes en fonction de la distance les séparant
Ouvrons ici une parenthèse. Il est apparu au cours des mesures pratiquées, que d'un dessin
inapproprié du masque lithographique utilisé pour la réalisation des TLM pouvait résulter
une erreur systématique importante sur l'extraction des paramètre R□ et ρC. Cette erreur est
commise lorsque la largueur de la bande de semi-conducteur à caractériser est
significativement plus importante que celle des contacts ohmiques, comme cela est décrit
sur la figure suivante.
Optimisations technologiques - 165
W1
W2
Figure 4-10: Motifs TLM présentant une différence de largeur importante entre les contacts
et le mesa semi-conducteur.
La résistance entre deux contacts consécutifs séparé par la longueur L s'écrit alors :
R(L) = 2 RC + R□ L/W2
avec RC = R□LT /W1 = (1/W1)(ρC R□)1/2
Dans le cas qui s'est présenté à nous, le calcul des paramètres R□ et ρC se faisait en
considérant une largeur W identique pour les contacts et le mesa. Estimons alors l'erreur
induite sur R□ et ρC.
•
Si l'on prend W = W2, alors l'extraction de R□ (grâce à la pente R□/W2) est
correcte. En revanche, la résistivité de contact est estimée à partir de la
résistance de contact :
RC = (1/W1)(ρC, réelle R□)1/2 = (1/W2)(ρC, mesurée R□)1/2
d'où l'erreur commise sur ρC :
ρC, mesurée = ρC, réelle (W2/W1)²
•
Si l'on prend W = W1, alors une erreur est commise sur l'extraction de la pente de
la droite R(L), et donc sur R□ :
R□, mesurée = R□, réelle (W1/W2)
L'extraction de ρC se fait alors par :
RC = (1/W1)(ρC, réelle R□, réelle)1/2 = (1/W1)(ρC, mesurée R□, mesurée) 1/2
Optimisations technologiques - 166
d'où
ρC, mesurée = ρC, réelle (R□, réelle /R□, mesurée) = ρC, réelle (W2/W1)
On constate qu'il y a dans les deux cas surestimation de ρC, par un facteur (W2/W1)² ou
(W2/W1). Evidemment, la meilleure solution pour limiter l'erreur sur les mesures de R□ et de
ρC est de prendre des dimensions W1 et W2 aussi proches l'une de l'autre que possible.
Toutefois, la fabrication du motif impose nécessairement que l'on ménage un retrait entre
les contacts et le mesa. L'idéal, pour avoir une extraction correcte, est alors de prendre en
compte les deux largeurs différentes W1 et W2. Dans le cas où cela ne peut être fait
(extraction automatique par exemple), les calculs précédents nous montrent que la
résistance de couche sera correctement extraite si l'on considère lors de l'extraction W = W2,
alors que l'erreur sur ρC sera minimisée en prenant W = W1. De toute façon, l'extraction sera
d'autant plus précise que le motif TLM est large (W2/W1 proche de 1).
4.2.2.2 Le TLM à contact flottant
Ce motif est destiné à mesurer très précisément la longueur de transfert du contact.
8
Il
permet également de différencier les résistances de couche sous les contacts métalliques et
en dehors de ceux-ci. Cette possibilité permet de déceler une éventuelle diffusion d'espèces
métalliques dans le semi-conducteur, qui aurait pour effet de modifier le R□ de celui-ci. La
figure suivante présente le schéma d'un TLM à un unique contact flottant. Par rapport à un
TLM classique, la variation d'écartement entre les électrodes de mesure est due à l'insertion
d'un contact métallique de longueur L variable.
Electrodes
L1
L
L1
Contact intermédiaire
Figure 4-11: Ecartement des électrodes et du contact intermédiaire sur un TLM à un seul
contact flottant
L'écartement L1 entre les plots de contact et les contacts intermédiaires est constant. La
distance entre les deux premiers plots de contact, équivalent à un contact intermédiaire de
longueur nulle, est de 2L1.
Optimisations technologiques - 167
Electrodes de contact
Contacts intermédiaires
Figure 4-12: Coupe schématique du TLM à un seul contact flottant
Le principe de la mesure à partir du TLM à contact flottant est le suivant : pour un contact
intermédiaire suffisamment large (>>2LT), le courant électrique passant entre les deux
électrodes à suffisamment de distance à parcourir pour transférer totalement dans le
contact intermédiaire, puis repasser totalement dans la couche semiconductrice. Ce cas de
figure est décrit en Figure 4-13(a). La résistance entre les deux plots de contact est alors
équivalente à deux TLM d'écartement L1, montés en série.
(a)
(b)
Figure 4-13: Trajet du courant dans un TLM à contact flottant pour (a) un contact
intermédiaire long (L >> LT), et (b) un contact intermédiaire court (L<LT)
Ainsi, tant que l'on a L >> LT, la réduction de la longueur de contact intermédiaire ne
modifie pas la résistance entre les deux électrodes. En revanche, à partir du moment où le
contact intermédiaire devient trop court pour que le courant y transfert totalement, on
observe une décroissance de la résistance R à cause de la réduction de la distance que le
courant doit parcourir dans la couche semiconductrice, résistive. On voit ici que la
résistance d'un tel motif est fortement dépendante de la longueur de transfert. Dans le but
d'accroître encore cette dépendance, on réalise des motifs TLM à plusieurs contacts
flottants.
Dans le cas d’un TLM à N contacts intermédiaires de longueurs L, la résistance équivalente
entre deux électrodes s'écrit8, 9 :
Optimisations technologiques - 168

 L
R ( L) = 2 N RC 1 + tanh 
 2 LT

ρC
LT =
RC =

L
  + 2 R 1

W

R
R
m
W
m
LT
=
ρC ⋅ R
m
W
avec :
R□ = résistance couche du semi-conducteur, hors des zones métallisées
R□m = résistance couche du semi-conducteur, sous les contacts métalliques
Pour établir ces expressions, on a fait l'hypothèse que la résistivité du métal de contact était
nulle, c'est-à-dire qu'on ne prend pas en compte la résistance provenant du passage du
courant dans les contacts intermédiaires.
Figure 4-14: TLM à quatre contacts flottants
A partir de mesures de résistance sur le motif TLM à contacts flottants, on ajuste dans
l'expression de R(L) les paramètres R□, RC et LT pour 'fiter' les points de mesure. On extrait
alors de façon très précise les valeurs de R□, R□m et ρC à partir des équations ci-dessus.
La Figure 4-15 présente à titre d'exemple les 'fits' réalisés, pour deux métallisations
d'émetteur donnant des résistivités de contact différentes. La mesure est ici pratiquée sur
des TLM à quatre contacts flottants. On constate l'évolution radicalement différente de R(L),
pour les deux valeurs de ρC. Sur l'encart (a), la résistivité de contact élevée impose, même
pour un contact de plus de 3 µm, qu'une partie du courant ne transfert pas dans le métal.
Pour le même contact de 3 µm de long et une résistivité de contact inférieure de plus d'un
Optimisations technologiques - 169
ordre de grandeur, le courant transfert totalement dans le métal, on n'observe donc plus
d'évolution de R au-delà de ce point (encart b). Une telle distinction entre des résistivités de
contact faibles (autour de 10-7 Ω.cm² et moins) s'avérerait difficile sur un TLM classique.
Dans les deux cas, on observe sous les contacts une valeur de résistance de couche plus
faible que la valeur d'origine, ce qui démontre, même sur une couche épaisse de 250 nm,
l'influence de la diffusion du contact.
2.7
4.5
2.6
Résistance (Ω)
4
2.5
3.5
Mesure
Mesure
Ajustement
2.4
Ajustement
3
2.3
2.5
0
1
2
3
4
5
6
7
8
2.2
0
Paramètres d'ajustement :
ρC=1.9 x 10-7 Ω.cm², R□=17.3 Ω, R□m=14.6 Ω
1
2
3
4
5
6
7
Paramètres d'ajustement :
ρC=1.1 x 10-8 Ω.cm², R□=16.6 Ω, R□m=12.0 Ω
(a)
(b)
Figure 4-15 : Extractions des caractéristiques de contact par ajustement sur une mesure de
TLM à contact flottant
4.2.2.3 Contacts de type n : émetteur et collecteur
Les métaux utilisés pour les contacts d'émetteur et de collecteur sont le titane (Ti), le platine
(Pt), et l'or (Au).10,
11
8
Longueur des contacts intermédiaires (µm)
Longueur des contacts intermédiaires (µm)
Le titane a pour rôle d'assurer une bonne adhérence sur le semi-
conducteur, ainsi qu'une faible résistivité de contact. Le platine joue un rôle de barrière
contre la diffusion d'espèces métalliques lors du vieillissement du composant, et en
particulier contre la diffusion de l'or, dont une couche épaisse forme généralement la partie
supérieure du contact. Les procédés de formation de contacts hérités de la technologie sur
GaAs intégraient un recuit à haute température. Ce recuit ne permettant pas, sur GaInAs,
d'améliorer la résistivité, et étant responsable de la dégradation du contact, il a été
abandonné par la suite19
Les résistivités de contact des métallisations de type Ti/Au, Ti/Pt/Au et Pt/Ti/Pt/Au ont été
mesurées par TLM, et sont rapportées dans le tableau suivant. Dans les cas où les
résistivités étaient de quelques 10-7 Ω.cm² ou moins, les mesures sont confirmées sur des
Optimisations technologiques - 170
TLM à contact flottant. Les épaisseurs de métal des différents contacts sont tirées
d'optimisations rapportées dans la littérature.12, 13
Métaux
épaisseurs (nm)
Ti/Au
50/250
Ti/Pt/Au
40/40/250
Pt/Ti/Pt/Au
10/40/40/250
Résistivité de
contact
(Ω.cm²)
1.5 x 10-7
2.0 x 10-7
2.7 x 10-7
Tableau 4-1: Résistivités de différentes métallisations de base
Les résistivités de contact obtenues sur l'émetteur et le collecteur pour les métallisations
Ti/Au et Ti/Pt/Au sont autour de 2 x 10-7 Ω.cm², ce qui est habituellement confirmé par les
mesures réalisées en cours de procédé de fabrication des TBH. La résistivité obtenue sur le
contact Pt/Ti/Pt/Au (2.7 x 10-7 Ω.cm²) est aussi dans cette gamme de valeurs, bien qu'une
valeur plus élevée pourrait s'expliquer par la hauteur de barrière importante que représente
le platine pour des porteurs venant d'une couche dopée n (ce type de contact étant
habituellement réservé aux couches de type p).
Il apparaît toutefois que des variations de résistivité sont parfois observées, sans être
corrélées de façon claire aux paramètres de la couche de contact ou de l'empilement
métallique. Ces variations semblent alors être liées à des paramètres technologiques
difficilement contrôlables, tels que la préparation de surface de l'échantillon avant le dépôt,
la mise sous vide de l'échantillon dans le bâti, ou bien la présence d'une éventuelle
contamination.
4.2.2.4 Le contact de base
Les empilements métalliques pouvant être utilisés pour la réalisation du contact de base
sont identiques à ceux présentés précédemment pour les contacts d'émetteur et de
collecteur. Sur les couches de base dopées au carbone à 3 x 1019 at/cm3, correspondant à
notre structure de couches standard, la résistivité de contact habituellement obtenue,
indépendamment de l'empilement métallique choisi, est autour de 5 x 10-7 Ω.cm² Ω.cm². Les
écueils de la réalisation d'un contact à faible résistance sont semblables à ceux mentionnés
au paragraphe précédent. En particulier, le bon contrôle des conditions de dépôt et de l'état
de surface de l'échantillon s'avère délicat, et est parfois source de variations inattendues de
la résistivité.
Optimisations technologiques - 171
Grâce aux optimisations de structure de base auxquelles nous nous sommes livrés au cours
de ce travail, la forte dépendance au dopage de la couche de la résistivité de contact de base,
a pu être observée. La Figure 4-16 (c) présente ainsi les variations de résistivité de contact,
pour une métallisation Ti/Au, sur une gamme de dopage entre 1 x 1019 at/cm3 et
2 x 1019 at/cm3 environ. Les valeurs rapportées ici ont été obtenues en différents points de
la surface d'une couche de GaInAs dont le niveau de dopage au carbone souffre d'une forte
inhomogénéité. L'épaisseur de la couche dopée étant connue et homogène, la mesure de la
résistance de couche (a) nous permet de calculer le dopage en plusieurs points de la surface,
que l'on peut ainsi corréler avec les mesures de résistivités de contact en ces mêmes points
(b), (c).
Résistivité de contact (10 Ω.cm²)
220
-6
Résistance de couche (Ω)
210
200
190
180
170
160
150
0
1
2
3
4
5
6
7
6
5
4
3
2
1
0
1
Position sur plaque (cm)
2
3
-6
(10 Ω.cm²)
(a)
Résistivité de contact
4
5
6
7
Position sur plaque (cm)
(b)
10
9
8
7
6
5
Figure 4-16: Sur une couche au dopage
4
inhomogène sont mesurées la résistance
3
de couche (a), et la résistivité de contact
2
(b). Par corrélation, on trace la résistivité
de contact en fonction du dopage (c)
1
1,6
1,7
1,8
1,9
2,0
2,1
2,2
2,3
19
-3
2,4
2,5
2,6
Dopage NA (10 cm )
(c)
Il apparaît que la résistivité de contact est fortement dépendante du niveau de dopage de la
base. L'extrapolation de la courbe Figure 4-16(c) jusqu'à NA = 3 x 1019 at/cm3 nous permet
de retrouver la résistivité de contact de 4-5 x 10-7 Ω.cm², couramment obtenue sur la
structure
standard.
Sur
des
couches
de
base
fines
et
fortement
dopées
Optimisations technologiques - 172
(NA = 5 x 1019 at/cm3), des résistivités de contact dans la gamme de quelques 10-8 Ω.cm² ont
été obtenues, ce qui permet de rendre négligeable la contribution du contact à la résistance
de base totale. Notons ici que la différence entre nos résistivités de contact et celle mesurées
14
au laboratoire par le passé semble attribuable à une inadaptation du motif de TLM tel
qu'il était dessiné auparavant (paragraphe 4.2.2.1).
La position particulière de la base dans le composant implique au niveau des métallisations
de contact certaines contraintes, qui étaient inexistantes dans le cas de l'émetteur et du
collecteur. En particulier, un phénomène bien connu
10, 12, 19
de dégradation du transistor
est la diffusion des espèces métalliques de l'électrode de base dans la couche de base et
jusqu'à la jonction base-collecteur, créant autant de centres de recombinaison et de
chemins de fuite à travers la jonction polarisée en inverse.10 Par le passé, ces diffusions
d'espèces métalliques avaient été étudiées lors de recuits à haute température. Ces recuits
ne sont aujourd'hui plus utilisés, mais l'importance de la maîtrise de ces phénomènes de
diffusion reste grande, afin d'assurer la stabilité du composant dans le temps, c'est-à-dire sa
fiabilité. Des études précédentes, il ressortait ainsi que la principale espèce diffusante dans
un contact Ti/Au était l'or, et que la présence d'une couche de platine, dans un contact
Ti/Pt/Au, permettait de limiter cette diffusion. Toutefois, il était évoqué que la présence de
platine pouvait être à l'origine d'une contrainte mécanique dans le contact, générant alors
un niveau de fuite anormal à la jonction base-collecteur.
Plusieurs études
15, 16
mentionnent l'utilisation de palladium (Pd) au lieu du platine comme
couche intermédiaire contre la diffusion. Ces deux métaux ont des propriétés très proches,
le platine formant toutefois une hauteur de barrière plus faible (0.11 eV) que le palladium
(0.14 eV) à l'interface avec le GaInAs de type p. En revanche les problèmes de dégradation
due à la contrainte mécanique dans la couche de platine pourraient être résolus grâce à
l'utilisation de palladium. Dans le domaine des recherches de matériaux alternatifs ayant
une meilleure stabilité thermique que le système Ti/Pt/Au, mentionnons aussi une récente
étude d'une université américaine,17 qui préconise l'utilisation d'iridium (Ir), avec des
contacts Pd/Ir/Au.
4.2.2.5 Conséquence : dimensionnement des contacts
Pour une résistivité de contact et une résistance de couche données, la résistance minimale
d'un contact à conduction 'latérale' (base ou collecteur), est obtenue lorsque la largeur du
contact est grande devant la longueur de transfert LT. Les longueurs de transfert obtenues
sur nos contacts de base et de collecteur sont récapitulées dans le tableau suivant :
Optimisations technologiques - 173
Résistance de
couche
(Ω)
Résistivité de
contact
(Ω.cm²)
Longueur de
transfert
(µm)
Contact de base
500
4 x 10-7
0.3
Contact collecteur
8
2 x 10-7
1.6
Tableau 4-2: longueur de transfert des métallisations de base et de collecteur
Les largeurs de contact de base et de collecteur dans la technologie standard de fabrication
de transistors pour les circuits sont actuellement 1.5 µm et 2.5 µm, au-delà des valeurs de
longueur de transfert. Toutefois, la largeur de contact de base étant amenée à être réduite à
l'avenir (dans le but de limiter la capacité base-collecteur sur des transistors hexagonaux
non sous-gravés), il faudra prendre garde à ce que la longueur de transfert ne devienne pas
un facteur limitant. Sans doute l'augmentation de la résistance de couche (via la diminution
de l'épaisseur de base), ainsi que la diminution de la résistivité de contact (via
l'augmentation du niveau de dopage) permettront à ce moment de réduire LT.
4.3 Evolutions technologiques pour la réduction des dimensions
4.3.1 Sous-gravure d'émetteur
Lors de la réduction de la surface du mesa d'émetteur, la capacité de jonction base-émetteur
est réduite (proportionnellement la surface), et la résistance est conjointement augmentée
(de façon inversement proportionnelle à la surface), si bien que le produit RECBE est
théoriquement inchangé. Toutefois, l'auto-alignement de la base requiert une certaine
profondeur de sous-gravure, indépendante de la dimension du transistor fabriqué. Par
conséquent, une partie du contact d'émetteur ne participe pas à la conduction électrique, et
pénalise fortement la résistance. La proportion de cette zone non utilisée est d'autant plus
importante que le contact d'émetteur est de dimension réduite. Il est alors crucial de réduire
la profondeur de sous-gravure d'émetteur nécessaire à l'auto-alignement du métal de base.
4.3.1.1 Position du problème
La gravure humide des matériaux III-V n'est pas totalement isotrope, car la vitesse de
gravure
n'est
pas
identique
dans
toutes
les
directions
cristallographiques.
Cette
caractéristique est peu prononcée dans le GaInAs, mais devient importante dans le cas de
l'InP, avec des conséquences non négligeables sur la technologie de fabrication des
composants,18 en particulier dans le cas de la gravure de l'émetteur.28
Optimisations technologiques - 174
L'émetteur est constitué de la superposition de deux couches, l'une de GaInAs (le contact),
et l'autre d'InP. La définition du mesa d'émetteur se déroule en deux étapes successives de
gravure humide (Figure 4-4-10). Lors de la première étape, la gravure de GaInAs de contact
se déroule de façon isotrope, générant des flancs de gravure légèrement inclinés. En
revanche, lors de la gravure de la couche d'InP, certains plans cristallographiques sont
gravés moins rapidement que d'autres, et donnent naissance à des 'flancs', rentrant ou
sortant. Sur la Figure 4-17(a), on observe le profil de gravure d'un émetteur de largeur 2 µm.
Le pied sortant d'InP, ici clairement observable, se prolonge, d'un coté du mesa, sur toute la
longueur de l'émetteur (b).
1 µm
1 µm
(a)
(b)
Figure 4-17: (a) Vue perpendiculaire de la gravure d'un émetteur. (b) Vue décalée
La présence du flanc de gravure sortant est particulièrement gênante, car l'auto-alignement
de la base requiert que le 'pied' du mesa d'émetteur soit en retrait par rapport au métal
d'électrode. Au cas où ce retrait n'est pas total, la métallisation de base peut entrer en
contact avec le matériau dopé d'émetteur, induisant un court-circuit émetteur-base. Il est
par ailleurs apparu que même dans le cas où il n'y pas contact direct entre la métallisation
et le 'pied' d'InP, une sous-gravure d'émetteur insuffisante provoquait une dégradation du
gain statique à faible courant. La raison de cette dégradation est sans doute la présence
d'une forte densité de centres recombinants (due à l'interface ou à la diffusion métallique), à
proximité de la partie la plus active (en raison de la défocalisation dans la base) de la
jonction base-émetteur.
Ainsi, dans le but de rentrer totalement le flanc sortant d'InP sous le métal d'émetteur, il est
nécessaire de pratiquer une sous-gravure importante. Sur les côtés du mesa autre que celui
où se trouve le pied d'InP, cette sous-gravure se traduit par un retrait important de la
surface effective de jonction. Pour les épaisseurs de GaInAs et d'InP utilisées dans la
structure épitaxiale standard, un retrait variant entre 0.15 µm et 0.4 µm selon les axes (avec
Optimisations technologiques - 175
une valeur moyenne de 0.3 µm environ) est nécessaire entre le bas du mesa et le métal.
Plusieurs effets néfastes sur les performances en découlent :
•
Augmentation de la résistance d'émetteur
•
Augmentation de la résistance extrinsèque de base
Cette pénalisation est d'autant plus importante que le transistor est de faibles dimensions,
car la proportion inutilisée de la surface totale d'émetteur devient alors importante. C'est
par
ailleurs de cette
nécessité de sous-graver
fortement
l'émetteur
que provient
l'impossibilité d'utiliser la technologie classique pour des composants de dimensions sousmicroniques, sur lesquels la surface d'émetteur serait réduite à néant par la sous-gravure.
Nous verrons par la suite que l'utilisation de transistors orientés de façon différente permet
de lever cette difficulté.
4.3.1.2 Gravure sèche de l'émetteur
Dans le but de limiter la sous-gravure, une possibilité consiste à réaliser la gravure du mesa
d'émetteur non pas par voie chimique humide (c'est-à-dire en solution acide), mais par voie
sèche. L'avantage des gravures sèches réside en leur forte anisotropie, ce qui permet de
graver les matériaux uniquement selon une direction donnée, et ainsi de créer des flancs
abrupts. Les gravures sèches sont basées sur le bombardement de la surface à graver par
des ions. Dans certaines configurations, une réaction chimique se produit entre les ions
incidents et la surface, on parle alors de gravure assistée chimiquement.
Gravure
sèche
InP
GaInAs
Figure 4-18: intérêt de la définition de l'émetteur par gravure ionique
L'inconvénient des gravures sèches (et la difficulté de leur mise au point dans le cadre de
notre technologie TBH) provient de leur "agressivité" : le bombardement ionique génère des
défauts dans le matériaux, pouvant dans certains cas dégrader le fonctionnement du
composant. En particulier, une dégradation du contact de base ainsi que des fuites à la
jonction base-collecteur sont générées si la gravure ionique de l'émetteur s'approche trop de
la base. Les techniques de gravure sèche disponibles au laboratoire sont de deux types :
Optimisations technologiques - 176
•
Gravure par plasma : RIE (Reactive Ion Etching) et ICP (Inductive Coupled
Plasma). Le plasma est généré par une haute tension dans le cas de la RIE, et
par un couplage inductif dans le cas de l'ICP. Cette dernière technique offre la
possibilité de réaliser un plasma peu énergétique, générant peu de défauts.
•
Gravure par faisceau d'ions : IBE (Ion Beam Etching), encore appelé usinage
ionique. Cette technique, bien que très directionnelle, utilise des ions Argon (Ar +)
énergétiques, pouvant générer des défauts en profondeur dans le matériau.
Des essais de gravure sèche de l'émetteur ont été réalisés par le passé au laboratoire.19,
20
Lors d'une gravure par usinage ionique, il est nécessaire de conserver au dessus de la base
une épaisseur d'au moins 100 nm de matériau, sous peine de dégrader la jonction basecollecteur.10 Si la gravure ICP semble prometteuse grâce à sa faculté de générer peu de
défauts,20 ainsi qu'à la possibilité de réaliser une sous-gravure, il est toutefois apparu que
son utilisation induisait aussi des fuites base-collecteur, et nécessitait des optimisations
complémentaires.
La réalisation de transistors de petites dimensions, avec gravure sèche de l'émetteur, a été
explorée dans le cadre du travail présenté ici. Par rapport à la structure standard présentée
au chapitre 3, l'empilement de couches utilisé ici intègre une épaisseur d'InP d'émetteur
plus faible, dans le but de réduire l'importance du flanc sortant. La structure d'émetteur
utilisée est présentée dans le tableau suivant :
Matériau
Dopage
Epaisseur (nm)
GaInAs
InP
n+
340
50
InP
n
50
Tableau 4-3: Structure d'émetteur pour l'étude de la gravure sèche
La gravure de l'émetteur est réalisée en deux temps. La couche de contact en GaInAs est
gravée en quasi-totalité par usinage ionique, ce qui permet de réaliser un flanc abrupt, puis
gravée et sous-gravée par voie humide, ainsi que la couche d'InP. La figure suivante
présente le profil de gravure obtenu sur un émetteur de 1 µm de large, qui peut être
comparé à celui de la Figure 4-17(a), obtenu par gravure humide uniquement.
Optimisations technologiques - 177
1 µm
Figure 4-19: Mesa d'émetteur obtenu par combinaison de gravure sèche et humide.
Un retrait maximal de 0.15 µm du semi-conducteur par rapport au métal d'émetteur permet
ici de réaliser l'auto-alignement du métal de base. On rappelle que lors de l'utilisation d'une
gravure humide uniquement, la largeur gravée d'InP variait de 0.15 µm à 0.4 µm selon les
axes. La comparaison des tracés de Gummel entre un transistor de grande dimension et un
transistor ayant une largeur d'émetteur de 1 µm nous permet de confirmer une valeur
moyenne de sous-gravure de 0.14 µm. Les Figure 4-20(a) et (b) présentent la comparaison
entre les fréquences de gain unitaire fT de deux composants, dont l'émetteur a été réalisé
par gravure sèche pour l'un, et par gravure humide pour l'autre. cette comparaison est
réalisée pour deux largeur d'émetteur : 1 µm et 2 µm.
180
160
160
fT (GHz)
fT (GHz)
140
120
Emetteur : 6 x 1 µm²
Gravure humide
Gravure seche
100
2
4
6
8
Courant (mA)
(a)
10
12
120
Emetteur : 6 x 2 µm²
Gravure humide
Gravure seche
100
80
0
140
14
80
5
10
15
20
25
Courant (mA)
(b)
Figure 4-20: Fréquence de gain unitaire en fonction du courant pour deux surfaces
d'émetteur, et deux procédés de gravure différents
Optimisations technologiques - 178
Les fréquences fT sont peut différentes (moins de 10 GHz d'écart) entre les composants de
largeur d'émetteur de 2 µm. En revanche, en raison de l'influence importante de la sousgravure sur les transistors de petite taille, on constate sur les composants de 1 µm de large
un important écart sur la valeur maximale de ft, ainsi que sur le courant IE auquel elle est
obtenue. La différence entre les courants de pic de fT correspond à une différence de surface
effective d'émetteur. Pour un émetteur de longueur L et largeur l, et dont la profondeur de
sous-gravure est sge, la surface effective de l'émetteur est donnée par :
SE = (L – 2 sge) (l – 2 sge)
Nous avons vu au chapitre 3 que la valeur maximale de fT est obtenue à une densité de
courant correspondant au seuil d'effet Kirk, et indépendante de la géométrie du composant.
Le rapport des courants donnant le fT maximal doit donc correspondre au rapport des
surfaces d'émetteur. Entre les deux sous-gravures à 0.15 et 0.25 µm, le rapport des
surfaces est de 0.85 pour un émetteur de 6 x 2 µm² nominaux, et de 0.69 pour un émetteur
de 6 x 1 µm² nominaux, d'où la différence observée sur l'écart des courants, entre les
émetteurs de 2 µm et 1 µm de large. Nous observons par ailleurs qu'en raison de l'arrivée
prématurée de l'effet Kirk, le composant de 1 µm de large et avec la plus forte sous-gravure
ne peut profiter pleinement de la réduction de résistance dynamique d'émetteur à fort
courant, ce qui limite sa valeur maximale de fT.
Ainsi, la marge dégagée sur la profondeur de sous-gravure, grâce à l'étape de gravure
ionique, augmente notablement les caractéristiques (fT et courant optimal) du transistor le
plus fin (1 µm), mais n'a qu'un impact réduit sur un transistor plus large (2 µm). Ceci
illustre l'importance cruciale de la réduction de la sous-gravure lors de la fabrication de
transistors microniques ou sous-microniques.
4.3.1.3 Epaississement de l'émetteur par multicouche
Les résistances d'accès latérales à travers le métal de base le long du mesa d'émetteur, mais
aussi dans un éventuel pont de connexion (paragraphe 4.3.3.2), sont déterminées par
l'épaisseur de la métallisation de base. Par ailleurs, il est à noter que la couche d'or en
surface de cette métallisation est partiellement gravée lors de l'étape d'usinage ionique,
réduisant d'autant sa section efficace de conduction. L'épaisseur maximale de métal de base
pouvant être déposée sans générer de court-circuit émetteur base est déterminée par la
hauteur du mesa d'émetteur. Ainsi, dans le but de réduire la résistance de base, il peut
s'avérer intéressant d'augmenter la hauteur du mesa d'émetteur, ce qui permet alors de
déposer un métal de base plus épais.
Optimisations technologiques - 179
Le problème généralement associé à une hauteur importante de mesa est la forte sousgravure d'émetteur qui en résulte. (paragraphe 4.3.1.1) Nous avons vu au paragraphe
précédent q'une faible épaisseur d'InP dans l'émetteur permet de réduire l'importance du
flanc sortant, mais cette épaisseur réduite devant être compensée par un ajout de GaInAs,
c'est la sous-gravure dans la partie supérieure de celui-ci qui devient importante.
Dans le but de réduire le retrait au sommet GaInAs, nous avons réalisé une alternance de
couches GaInAs et InP. Les couches d'InP, d'épaisseur très faible (10 nm), font barrière à la
gravure du GaInAs (stop-etch). La figure suivante décrit le gain possible sur la profondeur
de
sous-gravure
par
l'utilisation
d'une
structure
multicouche,
par
rapport
aux
configurations classiques GaInAs/InP.
InP
GaInAs
Figure 4-21: Minimisation de la sous-gravure totale d'émetteur grâce à une structure
multicouche
La structure multicouche d'émetteur réalisée est présentée dans le tableau suivant.
Matériau
Dopage
Epaisseur (nm)
GaInAs
InP
GaInAs
InP
GaInAs
InP
n+
100
10
100
10
150
50
InP
n
50
Tableau 4-4: Structure multicouche d'émetteur
La gravure du mesa d'émetteur est réalisée en deux étapes. Les deux premières couches de
GaInAs, ainsi qu'une partie de la troisième sont tout d'abord gravées par usinage ionique.
La fin de la gravure de GaInAs ainsi que la sous-gravure sont alors réalisées chimiquement.
La Figure 4-22(a) présente la configuration obtenue après cette étape. Enfin, la couche d'InP
est gravée et sous-gravée jusqu'à obtenir une retrait suffisant, comme présenté en Figure
Optimisations technologiques - 180
4-22(b). Sur la première photo présentée, les fines couches d'InP sont clairement
observables.
2 µm
2 µm
(a)
(b)
Figure 4-22: Photos MEB d'un mesa d'émetteur multicouche
Par cette méthode, une sous-gravure de 0.2 µm à 0.25 µm est alors nécessaire pour
pratiquer l'auto-alignement de la base, sur un émetteur de 470 nm de hauteur totale.
Finalement, il apparaît que la pente modérée que nous avions obtenue lors de la sousgravure du GaInAs est comparable à celle obtenue ici. L'utilisation d'un émetteur
multicouche ne permet donc de dégager qu'une marge modérée de sous-gravure, par
rapport à la combinaison gravure sèche / gravure chimique. Il est par ailleurs à noter que
cette solution est défavorable à l'évacuation thermique du composant, car l'importante
épaisseur de GaInAs est thermiquement résistive (chapitre 1).
4.3.2 Le transistor hexagonal
Au paragraphe 4.3.1.1, nous avons vu que la présence de directions de gravure privilégiées
dans les III-V, et en particulier dans l'InP, rendait problématique la définition d'un mesa
d'émetteur à flancs verticaux. Une orientation différente des composants, à 45° de
l'orientation considérée jusqu'à maintenant, permet de tirer avantage de l'anisotropie des
gravures chimiques. La figure suivante présente les profils de gravure de l'InP pour
différentes orientations de mesa.
Optimisations technologiques - 181
[010]
[011]
[001]
[011]
[001]
[010]
Figure 4-23: Flancs de gravure de l'InP en fonction de la direction cristallographique
Dans tout ce qui a été présenté jusqu'ici, les transistors étaient orientés le long de l'axe
cristallographique [010], c'est-à-dire à 45° par rapport au méplat principal des substrats
d'InP. Pour un mesa orienté dans cette direction (ou perpendiculairement), la couche d'InP
peut être sous-gravée chimiquement. Lors de la gravure de l'émetteur de nos transistors,
c'est au niveau du coin du mesa qu'apparaît le flanc sortant d'InP, car à cet endroit se révèle
le plan cristallographique [0 1-1], qui ne se sous-grave pas.28
Il apparaît que le comportement des sous-gravures dans les directions [0 1-1] et [011], c'està-dire parallèlement et orthogonalement au méplat principal, est bien différent. Pour un
mesa orienté parallèlement au méplat, la couche d'InP ne pourra pas être sous-gravée, et
présentera un flanc de gravure sortant prononcé. A l'inverse, la sous-gravure de l'InP sur un
mesa perpendiculaire au méplat montrera un flanc légèrement rentrant, ce qui est
précisément le profil recherché pour notre mesa d'émetteur. Ainsi, en orientant le mesa
d'émetteur dans cette direction, le retrait nécessaire pour réaliser l'auto-alignement de la
base se fera de façon simple. En revanche, pour ne pas avoir de flancs fortement sortants
aux deux extrémités du mesa, celles-ci sont dessinées en forme de pointes dont les contours
sont alignés selon les directions permettant leur sous-gravure, ce qui confère à ce type de
transistors une forme hexagonale.
Optimisations technologiques - 182
InP
GaInAs
Figure 4-24: Transistor de forme hexagonale
Les transistors hexagonaux furent initialement présentés par l'équipe japonaise de NTT,21, 22
et cette technologie est aujourd'hui largement adoptée par les équipes travaillant sur le TBH
GaInAs/InP. Ses avantages sont multiples.
Premièrement, l'utilisation de transistors hexagonaux permet de diminuer la dimension des
composants jusqu'à des émetteurs sous-microniques, pour lesquels l'orientation classique
est inappropriée. Sur un émetteur hexagonal de 400 nm d'épaisseur, grâce à l'absence de
flanc sortant dans l'InP d'émetteur, une sous-gravure de 0.1 µm environ peut être rendue
compatible avec l'auto-alignement de la base. Dans le cas d'un émetteur classique, nous
avons vu que cette sous-gravure devait être d'au moins 0.25 µm. Lorsque les dimensions
sont inférieures au micron, ce gain de 0.15 µm sur la sous-gravure devient crucial.
2 µm
2 µm
(a)
(b)
figure 4-25: Photo au microscope électronique d'un émetteur de transistor hexagonal en
coupe (a), et dans le sens de la longueur (b)
Ensuite, l'utilisation de la forme hexagonale va dans le sens de la reproductibilité et de la
simplification du processus de fabrication. Le contrôle de la profondeur de sous-gravure
d'émetteur est aisé, car celle-ci s'arrête d'elle même le long de l'axe principal du mesa. Là où
une observation systématique au microscope électronique était nécessaire sur les
Optimisations technologiques - 183
transistors classiques, le respect d'un temps de gravure donné pourra être sur les
hexagonaux.
Enfin, dans le but de favoriser l'évacuation thermique des transistors, il est possible sur les
hexagonaux d'augmenter l'épaisseur de la couche d'InP par rapport à celle de GaInAs dans
l'émetteur. Cela était impossible sur les transistors classiques en raison de la pénalisation
de sous-gravure qui en résultait.
En revanche, le blocage de la sous-gravure de l'InP, qui est un avantage dans le cas de la
gravure d'émetteur, devient un inconvénient lors de la gravure du mesa de base, car il
devient impossible de sous-graver la couche d'InP de collecteur. Le transistor est alors
pénalisé par une surface de mesa base-collecteur importante, ce qui induit une forte
capacité base-collecteur, limitant les performances dynamiques du composant. La figure
suivante présente un transistor hexagonal après gravure du collecteur, sur lequel l'absence
de sous-gravure est visible.
2 µm
Figure 4-26: Photo MEB d'un transistor hexagonal après gravure du mesa de base
Lorsque la sous-gravure est naturellement impossible, ce qui est le cas ici, il devient
nécessaire que la largeur des contacts de base soit faible de part et d'autre du mesa
d'émetteur, de façon à réduire la surface de jonction et donc la capacité. Néanmoins, nous
présenterons au paragraphe 4.3.2.1 un procédé rendant possible la sous-gravure du
collecteur sur les transistors hexagonaux.
Pour les raisons présentées précédemment, les transistors hexagonaux se montrent
incontournables pour la réalisation de composants de dimension sous-micronique. Au
paragraphe 4.4, nous présenterons les caractéristiques attendues pour de tels transistors
avec des géométries adaptées, et nous constaterons qu'ils possèdent un potentiel élevé en
termes de performances dynamiques.
Optimisations technologiques - 184
En l'absence d'une adaptation complète de la géométrie, les performances des transistors
hexagonaux, et en particulier leur fréquence maximale d'oscillation, sont limitées par la
capacité base-collecteur. La figure suivante présente les fréquences de gain unitaire (a) et
maximales d'oscillation (b), pour deux TBH, l'un classique et l'autre hexagonal, ayant des
dimensions de métallisation d'émetteur équivalentes. Sur le transistor classique, le
collecteur est sous-gravé conformément à la technologie standard. La largeur des contacts
de base a été réduite à 1 µm, sur le transistor hexagonal, par rapport aux 1.5 µm habituels.
240
220
220
200
160
(GHz)
240
(GHz)
260
fT
260
fmax
180
Hexagonal 6 x 15 µm²
Classique 6 x 15 µm²
140
120
200
180
160
140
120
0
5
10
15
20
25
30
Hexagonal 6 x 15 µm²
Classique 6 x 15 µm²
0
5
10
15
20
25
30
IC (mA)
IC (mA)
(b)
(a)
Figure 4-27: Performances dynamiques d'un transistor hexagonal, comparaison avec un
transistor classique
Les deux composants ayant des fT équivalents, une différence importante sur la valeur de
fmax est induite par la capacité base collecteur du transistor hexagonal. Celle-ci est de 25 fF
environ, alors qu'elle ne vaut que 17 fF dans le cas du transistor classique. Cette différence
provient des surfaces de jonction base-collecteur : 15 µm² environ dans le cas du transistor
hexagonal, contre 7 µm² pour le classique. Au delà de la pénalisation due à la capacité basecollecteur,
on
remarque
ici
les
bonnes
performances
du
transistor
hexagonal
:
fT/fmax ~ 218/222 GHz. Ces performances seront dans le futur améliorées par des
modifications appropriées : réduction de la largeur d'émetteur, réduction de la largeur de
contact de base, et utilisation d'une structure épitaxiale optimisée.
4.3.2.1 Sous-gravure du collecteur sur les transistors hexagonaux
La sous-gravure directe des transistors hexagonaux est impossible car l'orientation
cristallographique du plan à graver latéralement bloque la gravure chimique. Contrairement
à l'InP, le GaInAs ne présente aucune direction de blocage à la gravure chimique. Ainsi, en
Optimisations technologiques - 185
insérant une couche de GaInAs sacrificielle dans le collecteur, il sera possible de la sousgraver chimiquement, et de transmettre verticalement cette sous-gravure aux couches d'InP
voisines, toujours par voie chimique. Lors de l'étape de sous-gravure de GaInAs de
collecteur, il est nécessaire de protéger la couche de base. La protection peut être réalisée au
moyen d'un plot de résine déposé après l'étape de gravure du collecteur, et recouvrant le
mesa d'émetteur et de collecteur, comme le montre la figure suivante :
InP
GaInAs
InP
InP
GaInAs
InP
(a)
(b)
(d)
(c)
(e)
Figure 4-28: Procédé de sous-gravure des transistors hexagonaux par protection complète
du mesa de base. (a) Gravure du collecteur, (b) protection, (c) sous-gravure du GaInAs, (d)
Gravure verticale de l'InP, (e) dissolution de la résine
La photo suivante présente une réalisation de composant au moyen du procédé décrit
précédemment.
Figure 4-29: Photo MEB d'un transistor
hexagonal à collecteur sous-gravé
Optimisations technologiques - 186
La difficulté de la réalisation de ce procédé concerne l'alignement entre la sous-gravure de
collecteur et le mesa d'émetteur, qui peut être perturbé par :
•
Un désalignement lithographique entre le mesa d'émetteur et la résine de
protection,
•
Une sous-gravure de collecteur trop faible ou trop forte, cette sous-gravure se
réalisant 'en aveugle', car le mesa d'émetteur est recouvert par la résine.
L'utilisation de moyens lithographiques plus précis, comme un masqueur électronique,
permettraient de réduire ces difficultés, grâce à une meilleure précision d'alignement, et
grâce à la possibilité de réaliser la protection de résine au plus près de la métallisation de
base. Toutefois, l'utilisation d'un procédé auto-aligné pour la réalisation du niveau de
protection, aurait pour intérêt de supprimer l'étape d'alignement. Une solution alternative a
ainsi été étudiée. Elle consiste, comme cela est présenté en figure suivante, à protéger la
base au moyen d'un anneau de résine, logé à l'emplacement de la sous-gravure de base.
Résine de protection
InP
GaInAs
InP
Figure 4-30: Etapes de sous-gravure auto-alignée du collecteur sur les transistors
hexagonaux
La résine de protection de l'émetteur, déposée avant la gravure de la base, est conservée.
L'anneau de protection de la base peut être obtenu par insolation directe, la résine se
trouvant à l'emplacement voulu étant protégée des UV par le métal de base. Une autre
possibilité est de réaliser l'anneau de protection de la base au moyen d'un espaceur en
nitrure de silicium SiNx.
Optimisations technologiques - 187
4.3.3 Connexion du transistor
La connexion métallique entre les électrodes du transistor et son environnement extérieur
est une source supplémentaire de résistances parasites. Dans la technologie standard, cette
connexion est réalisée après planarisation, par des ouvertures à travers le polyimide (Figure
4-4-9 et -10), nommées vias. Bien que largement éprouvée dans le cas de notre technologie
standard, la connexion par vias a certains inconvénients pour des transistors de dimension
inférieure au micron :
•
L'ouverture d'un via de dimension inférieure au contact d'émetteur, donc
largement sous-micronique, est problématique.
•
L'alignement du masque en lithographie par contact devient extrêmement délicat
sur un émetteur de dimension inférieure au micron.
Il est alors nécessaire de mettre en place une méthode de connexion alternative au via. Les
méthodes retenues sont différentes pour les électrodes d'émetteur et de base.
4.3.3.1 L'émetteur : connexion par arasement
La connexion par arasement consiste à graver uniformément le polyimide autour du
transistor, jusqu'à découvrir le sommet de la métallisation d'émetteur. Il n'y a plus alors
qu'à déposer une ligne de métal sur l'émetteur découvert pour connecter le composant à son
environnement extérieur : éléments du circuit ou plots de mesure. Dans cette approche, la
réalisation de vias reste nécessaire pour les électrodes base et de collecteur.
1- Planarisation :
•
Étalement de polyimide
Optimisations technologiques - 188
2- Mise à l'air de l'émetteur :
•
Gravure RIE du polyimide
3- Ouverture des vias :
•
Dépôt de Nitrure SiNx
•
Lithographie positive
niveau : via
•
Transfert du masquage à la
couche de nitrure
•
Gravure plasma du polyimide
Figure 4-31: Etapes de la connexion de l'émetteur par arasement du polyimide
Dans le but de faciliter l'étape de mise à l'air du métal (Figure 4-31-2), il est possible
d'utiliser un contact métallique d'émetteur plus épais qu'habituellement. Toutefois, cette
épaisseur supplémentaire rendra plus délicate la connexion de la base, en particulier si on
la réalise par épaississement local du métal de base. Sur la Figure 4-32(a) et (b) sont
présentés un TBH avant dépôt du métal de connexion dans le cas d'une connexion de
l'émetteur par via (a), et un TBH connecté par arasement du polyimide (b). Le contact de
base est ici déporté sur un plot isolé (voir paragraphe suivant).
B
E
B
C
E
10 µm
10 µm
(a)
C
(b)
Figure 4-32: Transistors avec connexion de l'émetteur par via (a) et par arasement (b).
Optimisations technologiques - 189
4.3.3.2 Connexion de la base
En technologie standard, la connexion de l'électrode de base se fait à travers un via dans le
polyimide, au niveau d'une extrémité du mesa de base. Cette technique pose toutefois des
problèmes dans le cas de transistors de très petite taille :
•
La zone du mesa de base sur laquelle est réalisée la connexion doit être
minimisée, car elle contribue à la capacité base-collecteur totale.
•
L'utilisation de transistors de type hexagonaux dont le collecteur est difficilement
sous-gravable, impose que la largeur de métal de base soit la plus faible possible,
rendant la surface disponible pour la connexion par via d'autant plus faible.
Pour ces deux raisons, les dimensions de via de base sont minimisées sur les transistors
sous-microniques, ce qui rend, de même que pour l'émetteur, ce type de connexion
problématique.
Une solution possible est de réaliser la connexion de base par l'intermédiaire d'un plot relié
au composant par un pont métallique. Le plot lui-même, ne servant que de support à
l'excroissance de métal de base, est électriquement isolé de la couche de sous-collecteur, et
ne participe donc pas à la capacité base-collecteur.
Pont de base
E
C
Plot
B
Figure 4-33: Transistor à contact de base déporté et connexion de l'émetteur par arasement
du polyimide
Initialement utilisé pour les transistors sur GaAs,23 la technique de connexion de la base
par pont a été reprise sur InP.24,
25
Adaptée à notre technologie de fabrication,26 elle est
désormais protégée par un brevet.27 Cette technique consiste à sous-graver la couche de
contact GaInAs du collecteur, puis à dégager le pont par gravure humide des couches.28
Optimisations technologiques - 190
5 µm
Figure 4-34: Photo d'un transistor avec pont de base
Pour ne pas avoir à réaliser de pont, là ou la dimension réduite du transistor rend
impossible l'ouverture d'un via à travers le polyimide, il est aussi possible de connecter la
base par un épaississement localisé de la métallisation et une mise à l'air du contact par
arasement, comme le montre la figure suivante. Cette solution a toutefois, de même que la
connexion par via, l'inconvénient d'induire une surface de collecteur et donc une capacité
base-collecteur accrue.
C
E
B
Figure 4-35: Connexion de la base par épaississement localisé et arasement du polyimide
4.4 Optimisation géométrique : évolution vers le transistor
hexagonal sous-micronique
Les évolutions présentées au paragraphe précédent permettent la fabrication de transistors
de dimensions sous-microniques, pour lesquels l'utilisation d'une structure de couche
optimisée (chapitre 4) prendra toute son importance. Nous cherchons à présent à optimiser
la géométrie de ces transistors au moyen d'un modèle géométrique prédictif.
Optimisations technologiques - 191
4.4.1 Modèle ACPAR
Le modèle géométrique utilisé se base sur le programme ACPAR, initialement développé au
Centre National d'Etudes en Télécommunications (CNET) pour la modélisation du TBH sur
GaAs.29 Ce modèle a par la suite été adapté au TBH InP à géométrie auto-alignée, et une
description exhaustive du jeu d'équations utilisé est présentée en référence.28 Dans le cadre
du travail de thèse présenté ici, le modèle ACPAR a été adapté de façon à rendre compte des
évolutions récentes de la structure épitaxiale. En particulier, la réduction d'épaisseur de la
couche de base et de collecteur impose que soient contrôlés et éventuellement adaptés
certains paramètres du modèle :
•
Temps de transit de base et de collecteur
•
Résistance de base
•
Capacité base-collecteur
4.4.1.1 Temps de transit de base
Le modèle ACPAR propose deux expressions pour le temps de transit de base,
respectivement adaptées à une base homogène et à une base graduelle en composition.
Dans le cas de la base graduelle en composition, le temps de transit de base était donné
jusqu'ici par τB = WB/vbase, où vbase représentait la vitesse des électrons dans la base.
Une expression du temps de transit de base prenant en compte l'influence du champ
électrique est désormais adoptée.30
τb =
Lg W B
Dn
 Lg 2 Lg
−
−
 Dn vexit

W
− B


 1 − e Lg






où WB est l'épaisseur de la base, Dn le coefficient de diffusion des électrons, et vexit la vitesse
des électrons en sortie de base. Dans nos modélisations, on prend pour valeurs :
Dn = 85 cm²/s
vexit =
2 kT
= 2.66 ⋅10 7 cm / s
π m*
Optimisations technologiques - 192
La valeur du coefficient de diffusion est confirmée dans la littérature par des mesures de
mobilité des électrons dans la base,31 et la vitesse vexit de sortie de base correspond à la
vitesse thermique d'une population d'électrons unidirectionnelle.32
Lg est la longueur équivalente de gradualité, et est définie par :
Lg =
kT
WB
∆EC
où ∆EC est la variation de niveau de bande de conduction, due à la gradualité de
composition. On prend ici Lg = 27 nm, ce qui correspond au champ électrique E ~ 8 kV/cm
que nous avons dans notre base graduelle (chapitre 3).
Bien que son fondement théorique (transport des électrons dans la base de type dérivediffusion) puisse être discuté, comme cela sera fait au chapitre 5, il s'avère que l'expression
retenue pour le temps de transit de base est en concordance avec les mesures de τB
effectuées, et présentées au chapitre 3. La figure suivante présente les valeurs de temps de
transit de base calculées à partir de l'expression précédente, ainsi que nos points
expérimentaux.
Temps de transit de base (ps)
0,25
0,20
0,15
0,10
0,05
0,00
0
10
20
30
40
50
60
70
Epaisseur de base (nm)
Figure 4-36: Temps de transit de base mesurés et calculés dans le modèle ACPAR.
4.4.1.2 Temps de transit de collecteur
Le temps de transit de collecteur pris en compte dans ACPAR est donné par :
τC = WC / 2vcoll
Optimisations technologiques - 193
vcoll est ici la vitesse des électrons dans le collecteur, et vaut 3 x 107 cm/s dans nos
simulations. Comme nous l'avons vu au chapitre 3, cette expression correspond bien aux
temps de transit de collecteur mesurés sur nos structures, y compris sur les collecteurs les
plus fins.
4.4.1.3 Résistance de base
On utilise un modèle de résistance de base distribuée entre résistance intrinsèque et
extrinsèque. Les résistances sont calculées à partir de la géométrie et des caractéristiques
électriques (résistivité, résistivité de contact, …) de la couche de base. La résistance de
l'extrémité du contact de base est calculée indépendamment, en intégrant un modèle de
contact circulaire. Les contributions totales intrinsèques et extrinsèques sont obtenues par
la mise en parallèle des résistances latérales et d'extrémité. La résistance totale de base est
obtenue par mise en série des contributions intrinsèques et extrinsèques.
Rbr2 + Rbexr
Rbr1
Rbc1
Rbc2 + Rbexc
Figure 4-37: Association des résistances de base dans le modèle ACPAR
La modulation par le courant de la résistance de base est prise en compte grâce à un modèle
simple de l'effet de défocalisation,33 initialement établi par J.R. Hauser.34 Cette modulation
ne s'applique évidement qu'aux résistances intrinsèques latérale et d'extrémité :
RB int (i B ) = 3 RB int (0)
tan( z ) − z
z ⋅ tan ²( z )
où z est une variable sans dimension liée au courant de base. De façon formelle, z est
obtenue par la résolution d'une équation complexe.34 Toutefois, dans le but de simplifier le
calcul, on adopte pour z une expression approximée, tirée du développement limité de
l'équation mentionnée
35
:
Optimisations technologiques - 194
−1 + 1 +
z=
144 iB
π ² irB
24 iB
π ² irB
où irB est la valeur du courant de base pour laquelle la résistance intrinsèque RBint(iB) est
diminuée de moitié.
Si ce modèle permet de prendre en compte un effet de modulation de la résistance de base,
il ne permet toutefois de retrouver les valeurs mesurées au chapitre 3 qu'au prix d'une sousestimation de la résistance extrinsèque, c'est-à-dire une surestimation de la partie constante
de RBint. En revanche, la variation de RBint est correctement modélisée une fois cette erreur
Résistance intrinsèque (Ω)
constante corrigée, comme le montre la figure suivante.
12
Modèle ACPAR
Mesures
10
8
6
4
0
0.2
0.4
0.6
0.8
1
Courant de base (mA)
Figure 4-38: Résistance de base intrinsèque simulée et mesurée (plaque 82438), avec
modification de RBext.
Cet écart entre valeurs mesurées et simulation peut provenir de la non-prise en compte d'un
effet additionnel participant à la réduction de la résistance de base à fort courant, tel que la
modulation de conductivité par les porteurs injectés. Finalement, le modèle utilisé dans
ACPAR permet de prendre en compte un effet de modulation de la résistance de base, mais
sous-estime la variation de résistance qui en découle.
4.4.1.4 Capacité base-collecteur
Le calcul de la capacité base-collecteur dans ACPAR s'appuie sur la prise en compte
individuelle de chaque couche du collecteur, ayant un dopage et une constante diélectrique
Optimisations technologiques - 195
propres.28 Les valeurs obtenues rendent bien compte des capacités mesurées, y compris
pour un collecteur d'épaisseur réduite.
4.4.1.5 Topologie du modèle
Le modèle électrique utilisé dans ACPAR intègre une distribution de la capacité entre ses
composantes intrinsèque et extrinsèque.
•
Dans le cas d'un transistor au collecteur fortement sous-gravé (transistor
classique), la capacité CBCext est réduite, et est majoritairement connectée entre
les résistances de base intrinsèque et extrinsèque. Le schéma équivalent intégré
dans ACPAR, et représenté en Figure 4-39(a), est alors satisfaisant.
•
Dans le cas d'un transistor au collecteur non sous-gravé (transistor hexagonal), il
apparaît que la capacité base-collecteur extrinsèque est réellement distribuée le
long de la résistance extrinsèque de base. La topologie de modèle proposée en
Figure 4-39(b), dans lequel la capacité CBCext est reportée en dehors de la
résistance de base, est une approximation de cette situation.
~
CBCint
RBint
~
RBext
B
CBCext
RBint
B
CBCext
~
~
CBCint
RBext
(b)
(a)
Figure 4-39: Topologies de distribution de la résistance de base. (a) transistor sous-gravé, (b)
transistor non sous-gravé
La discrétisation de la capacité base-collecteur suivant l'un des deux modèles est nécessaire
pour la simulation des paramètres S, mais rend mal compte de la nature 'continue' de la
distribution de CBC le long de la résistance de base. La topologie à résistances de base
regroupées (b) ne permettant pas de retrouver des résultats cohérents avec nos mesures de
performances dynamiques, nous avons adopté, dans nos simulations ACPAR, la topologie à
résistance de base distribuée de l'encart (a). Cette répartition de la capacité base-collecteur
le long de la résistance de base a pour conséquence de ne pas rendre marginale l'influence
sur fmax de la capacité extrinsèque CBCext, par rapport à la partie intrinsèque CBCint, comme
nous avons vu que c'était le cas en réalité (chapitres 1 et 2).
Optimisations technologiques - 196
Ainsi, l'influence de la capacité extrinsèque CBCext est, dans nos simulations, surestimée
dans le calcul de fmax par ACPAR. Pour corriger cette insuffisance du modèle, une prise en
compte plus fine de la distribution serait nécessaire. La mise en œuvre de moyens de
simulation physique en deux ou trois dimensions peut également lever cette difficulté.
4.4.2 Résultats
Grâce au simulateur ACPAR, nous évaluons ici les performances de transistors de
dimensions réduites. En particulier, nous nous intéressons à des transistors de type
hexagonaux, dont les lithographies de définition des mesas d'émetteur et de base sont
réalisées au moyen d'un masqueur électronique. Un tel outil permet de réaliser des
composants dont les dimensions latérales sont sous-microniques, jusqu'à 0.3 µm dans nos
simulations. L'influence des paramètres géométriques du composant est par ailleurs
étudiée. Les notations adoptées pour les dimensions des transistors, ainsi que les valeurs
retenues dans nos simulations, sont regroupées dans le tableau suivant.
Symbole
Définition
Valeur de référence
LE
Longueur d'émetteur (métal)
6 µm
WE
Largeur d'émetteur (métal)
0.5 µm
sgE
Sous-gravure d'émetteur
0.07 µm
WcB
Largeur du contact de base
0.5 µm
sgC
Sous-gravure du collecteur
0.1 µm
WB
Epaisseur de base
30 nm
WC
Epaisseur totale du collecteur
190 nm
Tableau 4-5: Paramètres technologiques des TBH utilisés dans les simulations ACPAR
Pour cette structure de référence, la densité de courant d'effet Kirk est de 275 kA/cm². Le
calcul des éléments parasites du modèle est ainsi réalisé à une densité de courant
d'émetteur de 270 kA/cm², qui correspondrait lors d'une mesure réelle aux performances
optimales.
4.4.2.1 Largeur d'émetteur
La figure suivante présente les évolutions (a) de fT et (b) de fmax en fonction de la largeur
d'émetteur de nos composants sous-microniques, pour plusieurs profondeurs de sousgravure sgE. Comme nous l'avons vu précédemment, la sous-gravure d'émetteur sur les
Optimisations technologiques - 197
hexagonaux peut être réduite par rapport aux classiques, mais doit rester suffisante pour
permettre l'auto-alignement de la métallisation de base. En fonction du degré d'optimisation
de la technologie de fabrication (épaisseur de l'émetteur, retrait visé pour le 'pied' du mesa),
la sous-gravure est estimée entre 0.05 µm et 0.15 µm.
420
260
400
160
(GHz)
0.05 µm
sgE
0.07 µm
fmax
(GHz)
fT
180
WcB= 0.3 µm
360
220
200
sgE= 0.05 µm
380
240
300
0.05 µm
280
0.07 µm
260
sgE
0.1 µm
220
sgE= 0.15 µm
sgE= 0.15 µm
200
180
0,2
120
0,2
320
240
0.1 µm
140
340
0,4
0,6
0,8
1,0
0,4
0,6
WcB= 0.5 µm
0,8
1,0
Largeur d'émetteur (µm)
Largeur d'émetteur (µm)
(a)
(b)
Figure 4-40: Influence simulée de la largeur de contact d'émetteur
Pour un composant de largeur d'émetteur 0.5 µm, on obtient des fréquences de coupure
maximales fT = 230 GHz, et fmax = 310 GHz. Avec un contact de base de largeur réduite à
0.3 µm, on atteint
un fmax autour de 400 GHz. Ces performances sont simulées avec la
structure de couche optimisée présentée au chapitre 3. Pour les composants précédemment
fabriqués sur cette structure de couche, les performances obtenues étaient conjointement
autour de 230 GHz de fT et de fmax, ce qui montre l'importance de la réduction des
contributions parasites, via la réduction des dimensions de nos transistors.
Il apparaît que fT diminue avec la largeur d'émetteur WE. On remarque toutefois que la chute
de fT, à faible largeur d'émetteur, est plus prononcée sur les composants ayant une forte
sous-gravure sgE. On rappelle ici l'expression de la fréquence de gain unitaire fT :
fT =
1
1
=
2π ⋅ τ EC 2π ⋅ [τ B + τ C + C BC ( RE + rE + RC ) + rE C BE ]
La chute de fT pour les faibles largeurs d'émetteur est liée à la réduction du temps de charge
RECBC, représenté sur la figure suivante. En effet, la résistance RE est inversement
proportionnelle
à
la
surface
d'émetteur,
et
la
capacité
base-collecteur
totale
est
proportionnelle à la surface de collecteur. Par conséquent, RECBC varie avec le rapport des
surfaces collecteur/émetteur. Ce rapport est toujours plus grand que 1, et tend à augmenter
Optimisations technologiques - 198
lorsqu'on réduit la largeur d'émetteur, car la largeur de collecteur est alors dominée par les
contacts latéraux de base. Par ailleurs, la proportion de surface d'émetteur occupée par les
sous-gravures devient importante à faible largeur d'émetteur, diminuant d'autant la surface
active de l'émetteur. Pour cette raison, la chute du fT est plus prononcée sur les transistors
plus fortement sous-gravés.
0,35
0,05
sgE= 0.07 µm
sgE= 0.07 µm
0,04
0,25
RB CBC int (ps)
RE CBC (ps)
0,30
0,20
0,15
0,03
0,02
0,01
0,10
0,3
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0,9
1,0
0,00
0,3
0,4
Largeur d'émetteur (µm)
0,5
0,6
0,7
0,8
0,9
1,0
Largeur d'émetteur (µm)
(b)
(a)
Figure 4-41: Temps de charge parasite en fonction de la largeur d'émetteur
L'évolution de fmax sur la (Figure 4-40 (b)), dont l'expression est rappelée ici, s'explique par
deux phénomènes :
fT
8π ⋅ RB ⋅ C BC int
f max =
A forte largeur d'émetteur, fmax est limité par le produit RBCBCint, représenté à la Figure
4-41(b).
•
La capacité
base-collecteur
intrinsèque
CBCint
augmente avec la
largeur
d'émetteur, de façon quasi-proportionnelle. Pour cette raison, fmax diminue quand
on augmente WE.
•
La valeur de la résistance de base RB est d'autant plus grande que la sousgravure d'émetteur est importante. Pour cette raison, on observe qu'une
réduction de sous-gravure permet d'augmenter fmax.
A faible largeur d'émetteur, c'est la limitation de fT, précédemment présentée, qui fait chuter
le fmax. Pour cette raison, la valeur de WE à partir de laquelle la chute de fmax est observée
dépend de la sous-gravure sgE.
Optimisations technologiques - 199
4.4.2.2 Largeur de contact de base
La difficulté de sous-graver le collecteur des transistors hexagonaux fait de la largeur du
contact de base un paramètre crucial. Outre la minimisation de la surface du plot de
contact de base, la diminution de WcB devient en effet le seul moyen de réduire la surface de
jonction base/collecteur, et donc de réduire CBC. La figure suivante présente l'évolution
simulée de fT et fmax en fonction de WcB, les autres paramètres étant fixés aux valeurs de
référence présentées précédemment.
380
360
fT
fmax
fT, fmax (GHz)
340
320
300
280
260
240
220
200
180
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Largeur de base (µm)
Figure 4-42: Fréquences de coupure en fonction de la largeur de contact de base.
La diminution de fT lorsqu'on augmente la largeur de contact de base est due à la croissance
de la capacité base-collecteur CBC, représentée en Figure 4-43(a). La diminution de fmax est
causée par la chute de fT. Notons ici que l'élargissement du contact de base n'augmente que
la partie extrinsèque de CBC. Conformément à ce qui a été présenté au paragraphe 4.4.1.5,
la topologie du modèle électrique utilisé dans ACPAR rend fmax dépendant de CBCext, ce qui
implique que la décroissance de fmax est ici surestimée.
Dans nos simulations, la résistance de couche de base vaut R□B = 650 Ω environ, et la
résistivité de contact de base est fixée à ρCB = 2 x 10-7 Ω.cm². La longueur de transfert du
contact de base dans ces conditions est de LTB = (ρCB/R□B)1/2 ~ 0.17 µm. Pour cette raison, la
résistance de base augmente lorsque la largeur du contact est fortement diminuée, comme
on peut l'observer sur l'encart (b) qui suit. Ainsi, on constate une diminution de fmax aux
faibles valeurs de WcB.
Optimisations technologiques - 200
22
12
20
(Ω)
8
18
RB
CBC
(fF)
10
16
6
14
4
12
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Largeur de base (µm)
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Largeur de base (µm)
(b)
(a)
Figure 4-43: Capacité base-collecteur et résistance de base en fonction de la largeur de
contact de base.
4.4.2.3 Longueur d'émetteur et pont de base
Comme nous l'avons vu au paragraphe 4.3.3.2, la connexion de l'électrode de base peut être
réalisée de manière directe à travers un via ou un plot de connexion, ou bien par
l'intermédiaire d'un pont métallique.
(a)
(b)
Figure 4-44: Connexion classique ou connexion par pont.
La connexion directe a pour principal inconvénient d'imposer une surface de jonction basecollecteur et donc une capacité CBC accrue, comme cela est présenté en Figure 4-44(a). La
connexion par pont permet de réduire la capacité CBC en reportant à l'extérieur du
composant la surface de prise de contact. En revanche, le pont de base induit lui-même une
résistance ainsi qu'une inductance, venant s'ajouter à la résistance de base extrinsèque
(Figure 4-44(b)). L'utilisation d'un pont de base est plus ou moins avantageuse en fonction
de la longueur du transistor considéré.
•
Comme le montre la Figure 4-45(a), la proportion de surface de mesa collecteur
occupée par la zone de connexion de base est d'autant plus importante que la
longueur d'émetteur est faible. En effet, cette zone a une longueur constante (ici
Optimisations technologiques - 201
2 µm), imposée par des impératifs de réalisation technologique. Il apparaît ainsi
que la réduction de CBC par l'utilisation d'un pont est avantageuse dans le cas de
transistors de faible longueur.
•
Sur un transistor de faible longueur, la résistance d'un pont de base (évaluée a
10 Ω dans notre cas) est négligeable devant la résistance de base totale (Figure
4-45(b)). En revanche, le pont peut représenter une partie importante du RB total
dans le cas de transistors de longueur importante. Ainsi, la résistance de base
induite par le pont sera peu pénalisante dans le cas d'un transistor court, et
fortement pénalisante dans le cas d'un transistor de longueur importante.
70
65
WE= 0.5 µm
WcB= 0.5 µm
55
Résistance de base
(connexion classique)
Résistance équivalente de pont
60
Résistance (Ω)
Surface relative
du plot de contact (%)
60
50
45
40
35
30
50
40
30
20
10
25
20
1
2
3
4
5
Longueur d'émetteur (µm)
(a)
6
0
1
2
3
4
5
6
Longueur d'émetteur (µm)
(b)
Figure 4-45: Surface relative du plot de contact (a) et résistance de base comparée à la
résistance d'un pont, pour un transistor à connexion classique.
Pour les deux raisons exposées ici, l'utilisation d'un pont de base permet d'améliorer les
performances dynamiques sur un transistor de faible longueur, mais induit, par
l'intermédiaire de RB, une limitation de fmax sur les transistor de grande longueur, pour
lesquels on préférera une connexion classique. Les Figure 4-46 (a) et (b) présentent les
fréquences de coupure fT et fmax simulées dans ACPAR en fonction de la longueur
d'émetteur. Les autres dimensions du composant sont identiques aux valeurs de référence
présentées au paragraphe 4.4.2.
La fréquence de gain unitaire est toujours plus élevée dans le cas d'un transistor à pont, car
la capacité base-collecteur est plus faible que sur un transistor sans pont. De plus,
l'éventuelle forte résistance de base n'a pas d'influence sur fT. Pour les faibles longueurs
d'émetteur, le transistor à connexion classique est pénalisé de plus de 50 GHz en fT par
rapport au transistor à pont.
Optimisations technologiques - 202
260
320
300
240
(GHz)
(GHz)
280
260
240
200
fmax
fT
220
Connexion par pont
Connexion classique
180
Connexion par pont
Connexion classique
220
200
180
160
1
2
3
4
5
Longueur d'émetteur (µm)
(a)
6
1
2
3
4
5
6
Longueur d'émetteur (µm)
(b)
Figure 4-46: fT et fmax en fonction de la longueur d'émetteur, avec et sans pont de base
La comparaison des fmax traduit le phénomène précédemment décrit : l'utilisation d'un pont
de base permet d'augmenter fmax pour des longueurs d'émetteur inférieures à 4.5 µm.
Notons toutefois que la longueur à partir de laquelle le pont est avantageux dépend de
l'impédance
de celui-ci, et que ce paramètre, approximativement évalué dans notre cas,
peut lui-même être sujet d'une optimisation. Par ailleurs, l'influence accrue de CBCext sur fmax
dans notre topologie de modèle (paragraphe 4.4.1.5) induit une sous-estimation de fmax pour
le transistor à connexion classique. Ainsi, la longueur d'émetteur en dessous de laquelle la
connexion par pont devient avantageuse est vraisemblablement inférieure aux 4.5 µm
obtenus ici.
4.4.2.4 Synthèse
L'utilisation d'une géométrie hexagonale et la réduction des dimensions latérales du
transistor permettra d'augmenter les fréquences de coupure de nos TBH. Sur notre
structure de couche intégrant une base de 30 nm et un collecteur de 200 nm environ, la
limite absolue de la fréquence de gain unitaire est de 1/2π(τB+τC) ~ 380 GHz. Cette fréquence
serait le fT d'un composant n'ayant aucun produit RC parasite. Alors que nos composants
actuels présentent un couple fT/fmax de l'ordre de 230/230 GHz, des transistors hexagonaux
avec un pont de base, une largeur d'émetteur et de contact de base de 0.5 µm pourraient
atteindre un fT de l'ordre de 250 GHz. Une faible largeur d'émetteur (0.5 µm) permet de
réduire le produit RBCBCint de 0.2 ps environ sur nos composants actuels, à moins de
0.02 ps, ce qui permet à fmax d'atteindre des valeurs importantes. Un rééquilibrage entre les
valeurs de fT et fmax sera alors nécessaire, par une réduction de l'épaisseur de collecteur.
Optimisations technologiques - 203
4.5 Conclusion
Pour atteindre des fréquences de fonctionnement plus élevées, le TBH doit atteindre des
dimensions sous-microniques, ce qui nécessite certaines évolutions de la technologie de
fabrication. L'utilisation des transistors hexagonaux permet de naturellement minimiser la
sous-gravure d'émetteur, c'est pourquoi ce procédé est amené à être utilisé de façon
systématique pour nos composants. L'inconvénient de ce procédé est qu'il empêche la sousgravure naturelle du collecteur. Nous avons, dans ce travail, montré que cette sous-gravure
était possible grâce à l'introduction d'une couche sacrificielle de GaInAs dans le souscollecteur. Autre point rendu délicat par la réduction des dimensions : la connexion
électrique, qui a nécessité la mise en œuvre d'un procédé de connexion par arasement du
polyimide de planarisation.
L'utilisation d'un modèle géométrique du TBH nous a permis d'identifier la largeur
d'émetteur ainsi que la largeur des contacts de base comme principaux axes d'optimisation
géométrique. L'utilisation d'un pont à air pour la connexion de la base permet de réduire la
capacité base-collecteur et donc d'augmenter les performances dynamiques sur les
composants de faible longueur, mais peut être pénalisante sur les composants plus longs en
raison de la résistance additionnelle de base.
Optimisations technologiques - 204
4.6 Références
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réalisation technologique dans la filière InP/InGaAs et caractérisation", Thèse de doctorat de
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9
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InP/InGaAs/Métal", Thèse de doctorat de l"université paris 11, 1996.
Optimisations technologiques - 205
10
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communications à haut débit", thèse de doctorat de l"Ecole Centrale de Paris, 1996.
11
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low-resistance nonalloyed ohmic contacts to group III-V compound semiconductors",
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12
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hétérojonction InP pour circuits de communications optiques à très hauts débits (40
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16
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Optimisations technologiques - 206
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édition, McGraw-Hill, 1993.
Optimisations technologiques - 208
5 Transport électronique dans la base
La couche de base est au centre du transistor bipolaire. Les TBH réalisés sur InP sont le
plus souvent de type npn, si bien que le dopage p de la base est de type opposé aux dopages
n de l'émetteur et du collecteur. Dans la partie intrinsèque, c'est-à-dire sous le mesa
d'émetteur, les électrons sont injectés par la jonction émetteur-base. Soumis à différents
effets que nous détaillerons par la suite, les électrons injectés se déplacent jusqu'à la
jonction base-collecteur, où ils sont entraînés par le champ électrique.
En raison de la discontinuité de bande de conduction à la jonction émetteur-base, les
électrons sont injectés dans la base d'un TBH avec une énergie cinétique importante. Ce
phénomène rend l'analyse du transport électronique bien plus complexe que dans la base
d'un transistor bipolaire à homojonction, pour lequel le mécanisme de diffusion est seul à
entrer en jeu. La nature du transport dans la base des TBH fait ainsi depuis plusieurs
années l'objet d'un important débat au sein de la communauté scientifique travaillant dans
ce domaine.
Dans ce chapitre, nous allons tout d'abord présenter les différents phénomènes physiques
(relaxation, recombinaison) dans lesquels interviennent les électrons lors de leur transit
dans la base. Ensuite, nous tenterons, par le biais d'une synthèse des résultats publiés par
diverses équipes, de dégager une vision cohérente du mécanisme de transport des porteurs.
Enfin, dans une partie expérimentale, nous montrerons que l'étude des variations du gain
en fonction du niveau de dopage de base nous apporte des informations sur la nature du
transport.
5.1 Mécanismes de recombinaison et de relaxation
Les électrons injectés à la jonction émetteur-base et en transit vers le collecteur subissent
des interactions avec le réseau cristallin, les impuretés et les porteurs majoritaires. Les taux
auxquels surviennent ces interactions sont définis par des temps caractéristiques que nous
allons décrire dans cette partie.
5.1.1 Mécanismes de recombinaison
Grâce à la présence de l'hétérojonction InP/GaInAs, l'efficacité d'injection de la jonction
émetteur-base est très élevée, et n'est pas fixée, comme dans un transistor à homojonction,
par le rapport des dopages de base et d'émetteur. Ainsi, les dopages utilisés dans la base
Transport électronique dans la base - 209
des TBH sont élevés, couramment au-delà de 1019 at/cm3. Dans cette situation, les
impuretés présentes en forte concentration forment de nombreux centres recombinants
pour les porteurs électriques, ce qui induit des temps de vie courts pour les électrons
injectés dans la couche.
Parmi les trois principaux types de mécanismes de recombinaison pouvant être mis en jeu,
à savoir les recombinaisons radiatives, Auger, et SRH, il a été montré que ce sont les
recombinaisons de type Auger qui sont prédominantes dans la partie massive de la base,
pour le type d'impuretés utilisées et à ces niveaux de dopage.1, 2 Comme nous le verrons par
la suite, la présence de recombinaisons sur des états localisés ne peut toutefois être exclue.
Dans les zone périphériques de la base, c'est-à-dire essentiellement à la surface externe de
la base extrinsèque et dans la zone de charge d'espace de la jonction émetteur-base, les
recombinaisons sur des états localisés peuvent jouer un rôle dominant, même si ce
phénomène est moins prononcé que dans le cas des TBH GaAs/ AlGaAs.3
5.1.1.1 Recombinaisons Auger
Le mécanisme Auger correspond au passage en bande de valence d'un électron, avec
transfert de l'énergie à un porteur libre. Le mécanisme Auger prédominant dans le GaInAs
fortement dopé p est le mécanisme CHSH, où l'énergie libérée par la recombinaison est
transmise à un trou présent dans la bande de valence, passant ainsi de la bande des trous
lourds à la bande split-off.4
Bande de conduction
1
Bande de trous lourds
2
Bande de trous légers
Bande Split-off
Figure 5-1 : Mécanisme de recombinaison Auger CHSH
Ce mécanisme de recombinaison met donc en jeu deux trous et un électron, ce qui induit
une expression pour le taux de recombinaison Auger :
Transport électronique dans la base - 210
RA = CA (n p² - ni² p)
Où CA est le coefficient Auger. Dans les conditions de fonctionnement standard du TBH,
cette expression s'approxime alors par :
RA = CA n p²
En effet, la densité d'électrons dans la base est essentiellement due à l'injection depuis
l'émetteur, et on est en régime de forte injection, c'est-à-dire qu'on a np >> ni². Le temps de
vie τA des électrons associé aux recombinaisons Auger est défini par :
RA =
n
τA
On a donc un temps de vie τA de la forme :
τA =
1
CA ⋅ p2
5.1.1.2 Recombinaisons SRH
Une recombinaison SRH fait intervenir un centre recombinant (impureté, défaut cristallin,
défaut de surface,…), sur lequel un électron et un trou se recombinent. L'énergie libérée par
la recombinaison se dissipe dans le réseau cristallin. Pour un tel mécanisme de
recombinaison faisant intervenir un électron, un trou et un centre recombinant, on a un
taux de recombinaison qui prend la forme :
2
RSRH
p n − ni
=


 E − Ei  
 E − Ei  
τ SRH p n + ni exp t
 + τ SRH n  p + ni exp − t

kT 
 kT 



Où τn SRH et τp SRH sont les durées de vie des électrons et des trous associées au mécanisme
de recombinaison en question. Ce taux de recombinaison peut aussi être exprimé en
fonction des sections de capture efficace des centres recombinants vis-à-vis des trous et des
électrons.5
Transport électronique dans la base - 211
5.1.2 Temps de vie des porteurs
Lorsque plusieurs mécanismes de recombinaison comme SRH et Auger interviennent
simultanément dans un matériau, induisant chacun un temps de vie propre pour les
électrons τSRHn et τA , le temps de vie total résultant s'exprime par :
1
τn
=
1
τ SRH n
+
1
τA
Le temps de vie représente pour un électron le temps moyen au bout duquel il aura disparu
par un mécanisme de recombinaison. Les temps de vie électronique dans les matériaux
fortement dopés utilisés pour la couche de base des TBH peuvent être mesurés par des
méthodes de caractérisation physique, ou déduits des caractéristiques statiques des
composants. Il a ainsi été montré que dans le cas des TBH AlGaAs/GaAs avec base en GaAs
dopé au carbone, les deux mécanismes de recombinaison (SRH et Auger) jouent un rôle
important.2 La nature même du mécanisme SRH, faisant intervenir un centre de
recombinaison, rend le temps de vie électronique τSRHn très sensible aux conditions de
croissance et à la qualité du matériau (présence d'impuretés, défauts cristallographiques).
Ce mécanisme génère aussi de fortes vitesses de recombinaison en surface, ce qui est une
source de difficultés de fabrication bien connue dans le cas des TBH sur GaAs.
Dans le cas du TBH GaInAs/InP, il apparaît que le mécanisme Auger est largement
dominant dans les recombinaisons dans la base GaInAs.6,
7
les temps de vie des électrons
ont été mesurés par photoluminescence résolue en temps dans du GaInAs dopé au carbone,
par Sermage et al.4 D'après ces mesures, aux forts niveaux de dopage, la dépendance du
temps de vie des porteurs minoritaires avec la concentration de trous s'écrit :
C
1
τ n = αn =
5.5 ⋅ 109
p
 1019 

⋅ 
p


1.27
où, par souci de simplicité, les constantes Cn et α ne seront pas remplacées par leurs
valeurs numériques dans la suite des calculs. Il est important de noter ici que l'expression
de τn est établie par des mesures de luminescence, c'est-à-dire pour des électrons peu
énergétiques, voire thermalisés (paragraphe 5.1.4).
On constate ici que le temps de vie présente une dépendance en 1/p1.27, alors qu'une
dépendance en 1/p² est attendue dans le cas d'un mécanisme Auger idéal, comme exposé
précédemment. Cette saturation du temps de vie des électrons ne semble pas se produire
dans le cas de couches fortement dopées au béryllium, car le gain statique de transistors à
Transport électronique dans la base - 212
base dopée au béryllium est supérieur à celui de TBH à base dopée au carbone, pour des
niveaux de dopage et des épaisseurs équivalentes.8 Ainsi, l'utilisation du carbone comme
espèce dopante pourrait être à l'origine de la présence de centres recombinants dans le
GaInAs. En introduisant une part de recombinaisons SRH dont le temps de vie électronique
associé varie comme 1/p, ces centres seraient responsables de la saturation observée pour
le temps de vie des électrons.
5.1.3 Lien entre gain statique et temps de vie des porteurs
Le dopage étant de type p, on qualifie les électrons en transit dans la base d'un transistor
npn, de porteurs 'minoritaires'. Les porteurs majoritaires sont les trous, présents en forte
concentration de par le dopage, et injectés depuis le contact électrique de base. Les trous
injectés au niveau du contact se déplacent par un mécanisme classique de conduction et
atteignent la partie intrinsèque de la base pour y interagir avec les minoritaires, comme cela
est schématisé à la figure suivante.
Zone de
recombinaisons
Flux de trous
Flux d’électrons
Figure 5-2: Flux de porteurs dans la base du TBH
Le gain d'un TBH est déterminé par la proportion d'électrons qui se recombinent lors de leur
transit entre l'émetteur et le collecteur. Le courant de trous injecté au niveau du contact de
base est consommé par ces recombinaisons. En considérant pour les électrons un temps de
transit moyen dans la base τB et un temps de vie τn, le gain s'exprime alors par le rapport de
ces deux temps
β=
9
:
τn
τB
Un gain élevé sera ainsi favorisé par un long temps de vie des électrons dans la couche,
c'est-à-dire par un taux de recombinaison faible.
Transport électronique dans la base - 213
5.1.4 Temps de relaxations des porteurs
Lors de leur passage de la discontinuité de bande de conduction à l'hétérojonction émetteurbase, les électrons reçoivent un important apport d'énergie, de l'ordre de 240 meV. Les
électrons dans la base vont alors subir des interactions avec leur environnement (réseau
cristallin, trous, …) qui tendent à les ramener vers un état d'équilibre. On parle alors de
phénomènes de relaxation. Plusieurs temps de relaxation, sont ainsi définis
•
10
:
Le temps de libre parcours moyen τ des électrons. C'est le temps associé au libre
parcours moyen λ des électrons entre deux interactions avec les phonons, les
impuretés,…
•
Le temps de relaxation du moment cinétique, ou de la vitesse τm. C'est le temps
associé à la redistribution isotrope du moment cinétique, c'est-à-dire de la direction
du déplacement. Le temps τm ne correspond pas nécessairement à la perte de
l'énergie cinétique, par exemple dans le cas où la relaxation du moment se fait par
chocs élastiques. En d'autres termes, τm détermine le temps au bout duquel une
population d'électrons dans un semi-conducteur à l'équilibre, ayant initialement des
vitesses identiques et parallèles, se retrouve en moyenne avec des vitesses
conservées, dans des directions aléatoires.10
•
Le temps de relaxation de l'énergie τE, qui détermine le temps au bout duquel une
population d'électrons initialement hors d'équilibre avec le réseau cristallin retrouve
en moyenne l'équilibre énergétique. Après la décroissance de sont énergie cinétique,
notre population d'électrons avec des vitesses initialement égales et parallèles se
retrouve avec une énergie cinétique en moyenne égale à l'énergie d'agitation
thermique :
vT =
3kT
m*
Dans le cas le plus courant, les porteurs ne peuvent perdre leur énergie cinétique que s'ils
ont préalablement perdu la direction de leur vitesse. De même, ils ne perdent leur vitesse
que s'ils interagissent avec le milieu ambiant. On a donc en général τ < τm < τE . Il apparaît
toutefois que cette chronologie n'est pas toujours respectée dans les alliages III-V.
Transport électronique dans la base - 214
t=0
t=τ
t = τm
t = τE
Figure 5-3 : Vitesse de porteurs après les différents temps de relaxation, dans le plus
fréquent
5.2 Mécanismes de transport
Les mécanismes auxquels sont soumis les électrons lors de leur injection et de leur
déplacement dans la base sont complexes. La détermination du mécanisme de transport des
électrons dans la base du TBH est ainsi depuis longtemps le sujet de nombreuses études. La
principale question est de savoir si le déplacement des électrons est majoritairement dû à
l'apport d'énergie initiale qu'ils subissent en entrée de base (à cause de la discontinuité de
bande de conduction), ou bien aux forces auxquelles ils sont soumis (diffusion, champ
électrique) à l'intérieur de la couche. Selon que l'un ou l'autre mécanisme est prédominant,
les évolutions des caractéristiques du composant, et en particulier du temps de transit de
base, lorsque que l'on joue sur les paramètres de fabrication du transistor (épaisseur de
base, dopage, gradualité,…), seront différentes.
En pratiquant un certain nombre d'hypothèses simplificatrices, nous allons établir les
expressions des profils de concentration de porteurs ainsi que du temps de transit de base,
dans les différents cas de mécanismes de transport des électrons.
5.2.1 Transport diffusif
Commençons par un rappel des phénomènes mis en jeu dans le cas d'un transistor
bipolaire à homojonction de type npn, sur silicium par exemple. Dans un tel composant, les
phénomènes de transport des électrons dans la couche de base sont très différents (et dans
un certain sens, plus simples), que dans le cas d'un TBH :
Transport électronique dans la base - 215
•
Dans un transistor bipolaire à homojonction, les électrons sont injectés dans la base
par une homojonction pn. Ils ne subissent pas, comme dans le cas du TBH, la
traversée d'une discontinuité dans la bande de conduction à la jonction émetteurbase. Les électrons arrivent ainsi dans la couche de base dans un état d'équilibre
énergétique avec leur environnement, ils sont thermalisés.
•
Le temps de transit de base dans un BJT est généralement bien plus élevé que le
temps de relaxation de l'énergie dans le silicium.11 Ceci est dû, d'une part au faible
temps de relaxation de l'énergie dans le silicium (de l'ordre de 50 fs), et d'autre part
aux épaisseurs relativement élevées utilisées pour les bases de BJT, supérieures à
quelques centaines de nanomètres. Ceci implique que lors de leur transit à travers la
base d'un BJT, les porteurs perdent toute l'énergie cinétique qu'ils auraient pu
acquérir auparavant.
Ainsi, le transport des électrons dans une base épaisse de BJT sur silicium se fait sans
intervention de phénomènes liés à un excès d'énergie des porteurs. Les électrons sont
soumis aux lois classiques du transport dans les semi-conducteurs, on dit alors que le
transport dans la base d'un tel transistor est diffusif.
5.2.1.1 Limite de validité de la loi de diffusion
Considérons la couche de base d'un transistor bipolaire dont le processus de transport des
électrons est dominé par la diffusion. Le courant d'électrons est alors donné par :
J n = q Dn
dn
dx
Cette expression nous permet d'identifier la vitesse de diffusion des électrons vdiff :
J n = − q n vdiff
⇒ vdiff = −
dn
1
Dn
n
dx
Le mécanisme de diffusion résulte du mouvement d'agitation thermique des porteurs. Ce
mouvement est aléatoire en direction pour chaque électron, mais la présence d'un gradient
de porteurs induit un déplacement d'ensemble, par simple effet de déséquilibre du nombre
d'électrons entre zones adjacentes, comme illustré sur la figure suivante.
Transport électronique dans la base - 216
Densité de particules
Vitesse individuelle
Flux
Flux résultant
Figure 5-4 : Le processus de diffusion résulte d'un déséquilibre numéraire entre deux
populations adjacentes de particules, avec des vitesses individuelles identiques
La diffusion résultant du mouvement d'agitation thermique, il est clair que la vitesse globale
des porteurs ne peut excéder la vitesse thermique vT. Il est ainsi montré que la limite de
validité de l'équation de Fick (équation de la diffusion) s'exprime sous la forme d'une
condition sur la vitesse de diffusion, et s'écrit aussi
10
:
dn
n
<<
λ
dx
où λ est le libre parcours moyen d'un électron entre deux interactions.
5.2.1.2 Concentration des porteurs
Dans le but de décrire le profil de la concentration de porteurs dans la base, ainsi que de
calculer le temps de transit moyen des électrons, nous pouvons écrire les équations de
diffusion qui s'appliquent pour le courant d'électrons :
J n = q Dn
dn
dx
Si le transistor a un gain suffisant, ce que l'on considère ici être le cas, on a IC >> IB. On se
place par ailleurs dans le cas d'un BJT dont la base est plus courte que la longueur de
diffusion des électrons (quelques dizaines de micromètres), c'est-à-dire que la recombinaison
des électrons lors de leur transit à travers la base est négligeable. Dans ces conditions, la
densité de courant de trous Jp, qui est essentiellement due au courant de base IB, est
Transport électronique dans la base - 217
négligeable devant la densité de courant d'électrons Jn. L'équation de conservation du
courant s'écrit alors :
J = Jn + Jp ≈ Jn = constante
On considère une couche de base d'épaisseur WB, se situant entre les coordonnées x = -WB
(coté émetteur) et x = 0 (coté collecteur). On considère par ailleurs ici que les largeurs des
zones de charge d'espace coté émetteur et collecteur sont négligeables devant l'épaisseur de
la base.
E
B
C
Figure 5-5 : Système de coordonnées
dans la base
x = -WB
x=0
x
L'intégration de l'expression de Jn entre les deux limites de la couche de base donne
n( x ) = x
J
+ n(0 )
qD
Il apparaît que le profil de concentration des porteurs injectés dans la couche est linéaire.
C'est le gradient d'électrons qui, par un processus de diffusion, est à l'origine du courant
traversant la base.
La concentration de porteurs en sortie de base n(0) doit être estimée pour pouvoir calculer le
temps de transit. Cette concentration est fonction de la vitesse à laquelle les porteurs sont
balayés par la zone de fort champ électrique dans la zone déplétée du collecteur :
n(0 ) =
J
q vexit
d'où
n( x ) =
J
q
 x
1

+
 Dn vexit



Transport électronique dans la base - 218
où vexit est la vitesse des électrons en entrée de collecteur.
On considère que dans le cas d'électrons relaxés arrivant en sortie de base, l'effet du champ
électrique de collecteur est d'empêcher les porteurs de rétrodiffuser vers la base. La vitesse
vexit est alors la vitesse thermique moyenne de la demi-population d'électrons se déplaçant
de la base vers le collecteur.10 Cette vitesse est établie par des calculs de mécanique
statistique sortant du cadre de notre étude, et vaut dans notre cas :
vexit =
2 kT
= 2.66 ⋅10 7 cm / s
π m*
5.2.1.3 Temps de transit
En suivant l'approche d'un modèle à contrôle de charge, l'expression générale du temps de
transit des porteurs à travers une région est la dérivée par rapport au courant de la charge
contenue dans cette région
τB =
∂QB
∂
=−
∂J
∂J
12
:
0
∫ q n(x ) dx
−WB
En reprenant l'expression de n(x) et en l'intégrant suivant cette approche, on obtient
l'expression du temps de transit de base :
τB =
2
WB
W
+ B
2 Dn vexit
La vitesse moyenne des porteurs en tout point de la base est égale à la vitesse de diffusion
telle que présentée au paragraphe 5.2.1.1 :
1
1
dn  x
= 
+
vdiff ( x ) = − Dn
n
dx  Dn vexit



−1
On note ici que l'expression de la vitesse de diffusion permet bien de retrouver, par
intégration, le temps de transit:
Transport électronique dans la base - 219
0
dx
∫ v(x )
τB =
−WB
La figure suivante présente les profils de concentration et de vitesse des électrons dans une
base de 50 nm, dans le cas diffusif. On remarque que la diminution du nombre de porteurs
en allant en direction du collecteur impose que la vitesse des porteurs augmente elle aussi,
pour assurer une densité de courant constante. On a pris pour ce calcul Dn = 65 cm²/s et
16
3 10
Vitesse électronique (cm/s)
Densité d ’électrons (cm-3)
J = 50 kA/cm².
16
2 10
16
1 10
0
50
40
30
20
10
0
7
4 10
7
3 10
7
2 10
7
1 10
0
50
40
30
20
10
0
x (nm)
x (nm)
Figure 5-6: Concentration (a) et vitesse moyenne des électrons (b) dans une base de 50 nm
avec un transport diffusif.
Dans le cas présenté ici de transport diffusif dans la base, le temps de transit se compose de
la somme de deux termes, le premier décrivant la nature diffusive du transport dans la
base, et le second étant une valeur minimale du temps de transit, imposée par la vitesse de
sortie limitée des porteurs côté collecteur.
5.2.1.4 Cas extrême : base fine
Dans le cas d'une base fine, dont l'épaisseur WB remplit la condition WB << Dn/vexit mais
reste cependant dans le cadre du traitement diffusif du mouvement des porteurs (WB >> λ,
voir paragraphe 5.2.1.1), le terme en WB/vexit est prépondérant devant WB²/2Dn dans le
temps de transit. L'expression de n(x) se résume alors à :
n(− WB ) ~ n(0 ) ~ n(x ) ~
J
q vexit
Transport électronique dans la base - 220
On a donc un profil de concentration d'électrons presque constant dans la base, et on peut
considérer que le déplacement se fait globalement à la vitesse vexit. Bien que dominé par la
vitesse de sortie, le transport dans la base reste de type diffusif, et la relation entre la vitesse
et le gradient de porteurs reste vérifiée. Nous pouvons par ailleurs vérifier ici que le critère
de validité de la loi de diffusion est bien respecté, puisque l'on a :
dn n(0 )vexit
n
n
=
<<
<<
dx
Dn
WB
λ
Nous verrons par la suite que tout étant induit par la diffusion, le comportement des
électrons dans la base est dans ce cas proche d'un transport balistique, car le temps de
transit des porteurs s'exprime ici par :
τB =
WB
vexit
5.2.1.5 Cas extrême : base épaisse
Dans le cas d'une base épaisse, avec WB >> Dn/vexit, c'est le terme de diffusion WB²/2Dn qui
est prépondérant dans le temps de transit. Ce cas correspond à une approximation courante
dans le cas du BJT sur silicium, et qui consiste à considérer que le collecteur est idéal, et
ainsi que vexit est infinie. Le temps de transit se résume dans ce cas à :
2
W
τB = B
2 Dn
Les profils de concentration d'électrons dans la base sont représentés sur la figure suivante,
pour différents cas de transports diffusifs :
(c)
(b)
E
Figure 5-7 : Concentration électronique
C
dans différents cas de transports diffusifs :
base épaisse avec collecteur idéal (a), base
(a)
x = -WB
fine (c), et cas intermédiaire (b)
x=0
x
Transport électronique dans la base - 221
5.2.2 Transport balistique
Plaçons nous à présent dans la cas d'un composant dont la base est plus fine que le libre
parcours moyen des électrons, c'est-à-dire avec WB ≤ λ, et dans laquelle les électrons sont
injectés avec une certaine énergie due à la discontinuité de bande de conduction à
l'interface émetteur-base. On peut considérer dans ce cas qu'un électron injecté a peu de
chance de subir une collision lors de sa traversée de la couche de base, et donc que cette
traversée se fera à une vitesse constante, égale à la vitesse d'injection. L'énergie ∆EC acquise
lors du passage de l'interface émetteur-base est entièrement convertie en énergie cinétique.
La vitesse des électrons balistiques s'écrit donc :
vbal =
2 ∆EC
m*
Dans le cas d'un électron traversant une hétérojonction InP/GaInAs, la discontinuité de
bande de conduction vaut environ 240 meV, ce qui donne une vitesse vbal ~ 1.4 x 108 cm/s.
Le transport dans la base se faisant avec une vitesse constante, on peut écrire le temps de
transit :
τB =
WB
vbal
Le transport balistique est envisageable dans la base d'un TBH en raison de l'injection
énergétique des porteurs à la jonction émetteur-base. Il apparaît toutefois que les
conséquences d'un tel mode de transport dans la couche de base de nos composants ne
sont pas observées expérimentalement. En effet, en l'absence, pour la majorité des
électrons, de toute interaction avec le milieu (transport balistique idéal), un transport
purement balistique induirait des temps de transit de base très faibles (0.07 ps pour 60 nm
de base) et des valeurs de gains statiques très élevées.
5.2.2.1 Transport quasi-balistique
Différentes définitions du transport quasi-balistique apparaissent dans la littérature. Dans
une définition stricte, le transport est quasi-balistique lorsque les interactions subies par les
électrons sont de nature à ne modifier que faiblement l'orientation de leur vecteur vitesse.
Transport électronique dans la base - 222
Toutefois, certains auteur parlent plus généralement de transport quasi-balistique dans le
cas où les électrons en transit à travers la couche de base ne subissent qu'un petit nombre
de collisions. Deux cas doivent alors être distingués :
•
Si les interactions subies sont de nature à ne modifier que faiblement
l'orientation du vecteur vitesse des électrons,13 alors le transport quasi-balistique
se fait à vitesse quasi-constante. On parle alors d'interaction anisotrope, et le
temps de transit de base associé est peu différent de celui obtenu dans le cas
balistique idéal.
•
Si les interactions avec le réseau modifient fortement la direction de déplacement
des porteurs en redistribuant leur vecteur vitesse de façon isotrope, alors le
temps de transit associé est fortement influencé, et peut présenter, du point de
vue macroscopique, un comportement proche du cas diffusif.14, 15
5.3 Nature du transport dans la base
La compréhension des phénomènes physiques régissant le transport dans la base des TBH
est, depuis l'apparition de ce composant, motivée par la possibilité d'obtenir de très faibles
temps de transit grâce à un transport de type balistique ou quasi-balistique. Ce sujet a ainsi
suscité un fort intérêt dans plusieurs équipes de recherche au cours des deux dernières
décennies. En particulier, un certain nombre de travaux ont porté sur des simulations
Monte-Carlo, s'avérant bien adaptées à l'étude de ce problème, et ayant abouti à de
nombreuses publications. Après une brève description du principe de ces simulations, nous
tenterons de faire la synthèse des résultats publiés portant sur le mode de transport dans la
base. Dans les paragraphes suivants, les résultats expérimentaux sur ce sujet seront passés
en revue.
5.3.1 Simulation Monte-Carlo
La méthode de Monte-Carlo consiste à simuler la trajectoire individuelle des porteurs de
charge lors de leur déplacement dans le composant. Cette trajectoire est influencée de
manière aléatoire par les interactions diverses que subit la particule. Si le nombre de
trajectoires simulées est suffisamment grand, la statistique obtenue est une bonne
représentation du comportement réel des porteurs. La difficulté de cette méthode consiste
en premier lieu à implémenter les probabilités associées à chaque type d'interaction
possible, ainsi qu'à connaître de façon précise le diagramme de bande des matériaux dans
lesquels les particules évoluent. La méthode de Monte-Carlo, initialement élaborée par N.
Transport électronique dans la base - 223
Metropolis et S. Ulam, a été utilisée en 1940 pour le projet "Manhattan" au laboratoire de
Los Alamos. Elle fut pour la première fois appliquée à l'étude du transport électronique par
Kurosawa en 1966,16 et très utilisée depuis.
La méthode de Monte-Carlo permet d'avoir accès non seulement au fonctionnement
macroscopique observable du composant, correspondant au comportement moyen des
particules, mais aussi à la proportion de particules ayant un comportement qui s'écarte de
cette moyenne. Cette technique est en cela bien adaptée à l'analyse du problème des
porteurs minoritaires dans la base du TBH, pour lequel le traitement analytique du
comportement des porteurs, par exemple par les équations d'énergie balance, s'avère
insuffisant.
5.3.1.1 TBH AlGaAs/GaAs
Dans les années 80 et 90, de nombreuses études Monte-Carlo portèrent sur le TBH
AlGaAs/GaAs. L'accord de maille entre le GaAs et l'alliage AlGaAs sur toute sa gamme de
composition permet, pour un tel TBH, de réaliser une hétérojonction émetteur-base
graduelle, ainsi qu'une base fortement graduelle en composition. Pour cette raison, les
simulations Monte-Carlo de ce composant se focalisent souvent sur les caractéristiques du
transport dans des conditions de fort champ électrique en entrée de base et dans la base.17,
18, 19
Un point souvent mentionné dans ces études est le transfert des électrons de vallée
centrale Γ en vallée latérale L dans le collecteur, au cas où l'injection dans la base se fait
avec une énergie trop importante. L'observation par Monte Carlo de l'augmentation par cet
effet du temps de transit de collecteur traduit l'existence d'électrons non relaxés en énergie
en sortie de base.
Les mécanismes de relaxation dans le GaAs, pour des porteurs en condition d'injection
énergétique et en l'absence de champ, ont aussi été largement étudiés. Une bibliographie de
ce sujet est fournie dans une étude récente,20 s'intéressant à la relaxation dans le GaAs
fortement dopé. Il apparaît que pour un dopage dans la gamme des 1019 cm-3, la population
initialement quasi-balistique atteint majoritairement un état relaxé en moins de 1 ps.
5.3.1.2 TBH InP/GaInAs et AlGaInAs/GaInAs
En raison de l'hétérojonction abrupte dans le TBH InP/GaInAs, les études par Monte-Carlo
de ce dispositif se focalisent rapidement sur le sujet qui nous intéresse : Dans quel état
énergétique et de vitesse se trouvent les électrons en transit dans la base.
Transport électronique dans la base - 224
Dans son travail de thèse soutenue en 1987, J.-L. Pelouard montre par des simulations
Monte-Carlo que les électrons injectés dans la base forment une population hors d'équilibre,
dont l'énergie cinétique correspond à la discontinuité de bande de conduction venant d'être
traversée.13 Le dopage de base de la structure étudiée est de 1018 cm-3, ce qui est faible par
rapport aux dopages utilisés dans les dispositifs récents. Au cours de sa traversée de la
base, la population électronique se divise en un groupe quasi-balistique conservant une
vitesse pratiquement inchangée, et un groupe relaxé en vitesse constitué des porteurs ayant
subi une ou plusieurs interactions isotropes. La simulation mentionnée ici prévoit que la
décroissance de la population du groupe quasi-balistique se fait, à 300 K, avec une longueur
caractéristique de 180 nm. La seconde population, relaxée en vitesse, se déplace par
mécanisme de diffusion, mais reste hors d'équilibre thermodynamique avec le réseau
cristallin, même après la traversée de 80 nm d'épaisseur de base.
Dans une étude de 1993,21 une équipe des Bell Labs publie des résultats de simulation
Monte-Carlo dans un TBH InP/GaInAs. Le dopage de base est de 5 x 1019 cm-3, et la
température de 300 K. Dans cette étude, il apparaît qu'en fonction de l'épaisseur de la base,
la population électronique en sortie de couche se trouve dans différents états énergétiques.
La figure suivante reprend le résultat publié.
•
Pour une épaisseur inférieure à 50 nm, la plupart des électrons atteignent le
collecteur par transport balistique, avec une énergie égale à leur énergie d'injection.
•
Entre 50 et 200 nm d'épaisseur de base, les électrons ont majoritairement subi une
ou plusieurs interactions isotropes. Ils se trouvent alors dans un état d'énergie
élevée entre 0.1et 0.2 eV, mais avec un spectre de vitesse aléatoire : on est dans un
régime de diffusion de porteurs thermiques.
•
Pour des épaisseurs de base au-delà de 200 nm, la proportion des électrons
thermalisés augmente.
Epaisseur de base :
1 : 20 nm
2 : 50 nm
3 : 100 nm
4 : 200 nm
5 : 300 nm
6 : 500 nm
Transport électronique dans la base - 225
Figure 5-8: Distribution en énergie des électrons en sortie de base, pour plusieurs
épaisseurs, à 300 K. Source : A. Feygenson et al., IEDM 1993
21
Les auteurs estiment le temps de relaxation à 4-7 ps environ, et le temps de relaxation du
moment cinétique, c'est-à-dire de la vitesse (Figure 5-3) à 1-1.5 ps. Ces valeurs semblent
anormalement élevées par rapport aux autres résultats dans la littérature.
Cette analyse est en accord avec une étude publiée en 1992 par P. Dodd et M. Lundstrom,14
dont le résultat est un élément important pour la compréhension du mécanisme de
transport dans la base des TBH InP/GaInAs. La couche de base du dispositif simulé est ici
dopée à 7 x 1019 cm-3. Dans cette étude, les auteurs montrent qu'une faible proportion
d'électrons subissant au moins une interaction isotrope suffit à ce que la population dans la
base soit majoritairement diffusive. La raison en est que les électrons diffusifs sont
beaucoup plus lents que les électrons quasi-balistiques, ce qui, en régime stationnaire,
induit leur accumulation. Pour prendre une image, on peut dire que les électrons diffusifs
"stagnent" dans la base. Ce résultat est repris sur la figure suivante, qui présente la
répartition en vitesse des électrons, simulée par Monte-Carlo, au milieu d'une base de
30 nm. Le pic des électrons balistiques, se déplaçant à une vitesse autour de 108 cm/s
apparaît clairement, mais 80 % de la population de porteurs sont diffusifs, et se répartissent
selon une loi de Maxwell autour d'une vitesse moyenne de ~ 2 x 107 cm/s. On remarque par
ailleurs l'étalement de la distribution de Maxwell, ce qui indique la nature non thermalisée
des électrons diffusifs.
(a)
(b)
Figure 5-9: Distribution énergétique en mode stationnaire dans une base de 30 nm (a), et
temps de transit en fonction de l'épaisseur de base (b), simulés par Monte Carlo. Source :
P. Dodd et al., Applied Physics Letters.14
Transport électronique dans la base - 226
Le temps de transit, qui est déterminé par la charge d'électrons dans la base, est affecté par
ce phénomène d'accumulation. Ainsi, quand bien même 80 % des électrons traversent la
base de façon quasi-balistique, le temps de transit de base est donné par la charge des
électrons lents, et présente un comportement proche de τB ~ WB2, habituellement associé à
un transport majoritairement diffusif. La figure précédente reprend le calcul Monte-Carlo du
temps de transit. Le comportement en τB ~ WB2 est observé à partir d'épaisseurs de base de
l'ordre de 10 nm.
Plus tardivement, Ritter et al., montrent par une description Monte-Carlo simplifiée à
l'extrême,22 que les électrons diffusifs thermiques déterminent largement le temps de transit
de base, confirmant l'analyse de Dodd et al. L'étude de Ritter et al. indique toutefois une
dépendance importante du temps de transit vis-à-vis de la longueur de relaxation des
électrons balistiques, ce qui amène à penser que le temps de transit n'est pas ici calculé en
régime stationnaire, aucun détail à ce sujet n'étant fourni dans la publication.
En 1992 et 1993, une équipe de NTT publie des simulations de transport par MonteCarlo,23, 24 dans un TBH AlGaInAs/GaInAs dont la base est dopée à 1019 cm-3. La première
de ces études met en évidence l'influence de l'énergie d'injection dans la base sur le temps
de transit collecteur, sous l'effet d'un transfert accru en vallée L. Cette simulation indique la
présence d'électrons énergétiques en sortie de base. La seconde étude s'intéresse plus
spécifiquement au transport dans la base. Le temps de transit semble varier selon τB ~ WB2
sur toute la plage d'épaisseur de base explorée, entre 15 et 200 nm. Les auteurs donnent à
cette variation une interprétation différente de celle de Dodd et al. : pour eux, la dépendance
quadratique du temps de transit correspond dans la base à un profil de vitesse décroissant
comme 1/x, qui serait généré par la superposition des vitesses des électrons quasibalistiques, et des électrons rétro-diffusant en direction de l'émetteur.
Cette remarque mérite un éclaircissement. Sujette à la relaxation, la population de porteurs
quasi-balistiques diminue lorsqu'on s'éloigne de la jonction émetteur-base, au profit de la
population d'électrons relaxés en vitesse.25,26 Etant donnée la vitesse moindre des électrons
relaxés, ceux-ci s'accumulent plus que les électrons balistiques. Ainsi, il apparaît un
important gradient de porteurs diffusifs thermiques, croissant en direction du collecteur. Ce
gradient a tendance à induire un mouvement diffusif à contresens et est, dans le traitement
du problème en régime stationnaire, un facteur supplémentaire de l'accumulation des
porteurs diffusifs thermiques dans la base. Pour illustration, les populations balistiques et
relaxées sont représentées en figure suivante, dans le cas simpliste où les électrons relaxés
se déplacent à une vitesse fixe en direction du collecteur. Le traitement correct de ce
problème nécessiterait que soit prise en compte la nature diffusive du mouvement, à travers
une résolution auto-cohérente ("self consistant").
Transport électronique dans la base - 227
4
Concentration
électronique (1015 cm-3) :
3
balistique
2
relaxée
1
0
0
10
20
30
40
50
x (nm)
Figure 5-10: Concentration de deux populations électroniques, l'une rapide (balistique), et
l'autre lente (relaxée), pour une densité de courant constante. On a pris λm (temps de
relaxation du moment) = 180 nm,13 vbal = 108 cm/s, et vrelax = 2 x 107 cm/s, J = 50 kA/cm2
5.3.1.3 Synthèse
Bien que les différentes études par simulation Monte Carlo expriment des résultats
quantitatifs différents et des interprétations parfois divergentes des phénomènes observés,
certaines tendances reviennent en général pour une base de longueur modérée ou courte :
•
Il existe dans la base une population d'électrons balistiques et quasi-balistiques,
se déplaçant à une vitesse proche de la vitesse d'injection. Les interactions dites
anisotropes ne perturbent quasiment pas la direction et la vitesse de ces
porteurs.
•
Certains électrons se relaxent en moment cinétique au cours de leur transit, par
le biais d'interactions isotropes, c'est-à-dire redistribuant la vitesse à un angle
élevé par rapport à la direction initiale. Le parcours moyen avant une telle
relaxation est important (de l'ordre de 100 nm ou plus).
•
Les électrons ayant subi une interaction isotrope conservent une énergie
cinétique importante. Leur vitesse étant redistribuée, la population en question
se trouve dans un état de diffusion thermique. L'énergie de ces électrons se
relaxe avec un temps caractéristique plus long que le temps de relaxation de la
vitesse.
Transport électronique dans la base - 228
•
En raison de leur vitesse d'ensemble faible par rapport aux porteurs quasibalistiques, et en raison du gradient de concentration dû à la relaxation, les
porteurs relaxés s'accumulent dans la base en régime stationnaire. Prise au
milieu de la couche, leur importante concentration contraste avec le fait qu'une
large partie des porteurs traverse la base façon balistique.
A cette synthèse on peut ajouter la conclusion de Dodd et Lundstrom :
•
Le temps de transit de base, qui traduit la charge électronique accumulée, est
dominé par les porteurs relaxés. Pour cette raison, un comportement typique
d'un transport diffusif peut être observé dès les faibles épaisseurs de base, pour
lesquelles le transport est majoritairement balistique.
Nous allons voir dans les paragraphes suivants que plusieurs faits expérimentaux viennent
étayer les résultats des simulations Monte-Carlo présentées ci-dessus.
5.3.2 Eléments expérimentaux
Toutes les simulations présentées ci-dessus font mention de la présence d'électrons quasibalistiques dans la base, en raison d'une longueur de relaxation importante. Ces électrons
peuvent être détectés par des méthodes physiques. La présence d'électrons énergétiques,
qu'ils soient quasi-balistiques ou bien relaxés en moment cinétique, peut également être
mise évidence par des mesures de tension de claquage, comme nous allons le voir.
5.3.2.1 Observation des électrons balistiques
Yang et al. réalisent une structure TBH InP/GaInAs avec une barrière de hauteur réglable
en entrée de collecteur, et déduisent que 25 % environ des électrons émergeant de la base
sont quasi-balistiques, pour une épaisseur de 40 nm.27
En 1998, Pelouard et al. réalisent des mesures du signal de luminescence issu de la base. 28
Les pics de luminescence correspondant aux recombinaisons radiatives entre les différentes
populations électroniques et les trous de bande de valence sont ainsi observés, et
démontrent la présence d'électrons balistiques, d'électrons thermalisés, et d'une population
à l'énergie intermédiaire, composée des électrons quasi-balistiques et des électrons
thermiques relaxés. L'intensité de pic de recombinaison radiative des électrons balistiques
est mesurée en fonction de l'épaisseur de base, ce qui permet une estimation de la longueur
de relaxation à 18 nm, pour une base dopée à 1019 cm-3. Dans une étude ultérieure,29 une
Transport électronique dans la base - 229
méthode de mesure plus précise de la longueur de relaxation est élaborée, et celle-ci est
établie à 29 nm pour p = 2 x 1019 cm-3 et 42 nm pour p = 5 x 1019 cm-3. Une telle valeur
laisse envisager une proportion de 40 % environ d'électrons balistiques en sortie de base
pour nos composants optimisés en épaisseur et dopage de base (chapitre 3).
5.3.2.2 Tension de claquage de collecteur
Une méthode indirecte est utilisée pour mettre en évidence la présence des porteurs
balistiques en sortie de base : leur influence sur la tension de claquage de collecteur. Le
processus d'ionisation par impact dans le collecteur requiert d'un électron qu'il ait acquis
une énergie suffisante sous l'influence du champ électrique. Si l'électron en question
possède déjà une certaine énergie cinétique à son entrée dans le collecteur, alors le
processus d'avalanche est facilité, et la tension de claquage diminue.
Expérimentalement, une variation de tension de claquage en émetteur commun (BVCE0) est
observée en fonction de l'épaisseur de base.30 Le résultat le plus original sur ce sujet est
obtenu par l'application d'un champ magnétique dans la base, qui a pour effet d'augmenter
virtuellement l'épaisseur de couche à parcourir par les électrons. Dans une étude de 1990,
une équipe des Bell Labs montre ainsi que des électrons non thermalisés sont présents en
sortie d'une base de 400 nm d'épaisseur,31 et donc que la longueur de relaxation de l'énergie
est plus grande que longueur de relaxation du moment cinétique.
Dans la partie suivante nous détaillerons l'étude du gain statique des TBH en fonction de
l'épaisseur de base, permettant de tirer des conclusions sur la nature du transport des
électrons dans la base.
5.4 Etude du mécanisme de transport à partir des variations du
gain statique
Expérimentalement, il n'est pas aisé d'avoir accès de façon directe au temps de transit de
base. Comme nous l'avons présenté au paragraphe 5.1.3, le gain dépend du temps de
transit et du temps de vie des porteurs. L'étude du comportement du gain en fonction des
paramètres de la couche (épaisseur, dopage,…) permet ainsi d'obtenir certaines informations
sur le temps de transit de base, et donc le mécanisme de transport. En particulier, les
régimes de transport diffusifs et quasi-balistiques induisent des variations distinctes du
gain en fonction de ces paramètres.
Transport électronique dans la base - 230
5.4.1 Charge de base
Les caractéristiques de couche de base telles que l'épaisseur ou le dopage ne sont souvent
pas connues avec précision, et ne sont pas mesurables de façon directe sur une plaque
destinée à la fabrication de transistors. En revanche, des motifs TLM (chapitre 4) sont
systématiquement fabriqués parallèlement aux composants, ce qui permet d'avoir accès à la
résistance de couche de la base R□B. Ainsi, il est plus aisé pour nous d'étudier la relation du
gain statique avec la résistance de couche, plutôt qu'avec l'épaisseur de la base. En réalité,
pour simplifier les calculs, les expressions du gain seront établies en fonction de la charge
de base QB = p WB, qui est reliée à la résistance de couche par :
QB = p WB =
1
q µp R
B
5.4.2 Expression du gain dans le cas diffusif
Plaçons nous dans l'hypothèse où les électrons se déplacent dans la base par pur
mécanisme de diffusion. Considérons aussi que le collecteur est idéal, c'est-à-dire que l'on a
une vitesse de sortie de base infinie. On reprend alors les expressions du gain et du temps
de transit de base, et l'on obtient, en utilisant QB = p WB :
β=
2 Dn C n 2 Dn C n p 2−α
⋅
=
WB ² p α
QB ²
5.4.2.1 Variation du gain à dopage constant
Plaçons nous à un dopage constant, et faisons varier l'épaisseur de base, toujours dans
l'hypothèse où le transport est purement diffusif. Dans ce cas, le temps de transit de base
varie selon τB ~ WB2. Par conséquent le gain suit la relation β ~ 1/WB2, que l'on retrouve bien
à partir de l'expression de β du paragraphe précédent.
Nombre de publications traitant de la caractérisation de la base et de son dopage, se fondent
sur l'étude expérimentale de la dépendance du gain en fonction de l'épaisseur de la base.
Comme nous l'avons vu, une variation du gain statique comme l'inverse de l'épaisseur de
base, c'est-à-dire β ~ 1/WB, traduit la nature balistique ou quasi-balistique du transport.
Pour de très faible épaisseurs de base, inférieures à la longueur de relaxation des porteurs,
Transport électronique dans la base - 231
une telle dépendance est attendue. Pour des épaisseurs plus importantes, une fraction des
électrons subissent la relaxation de leur moment cinétique, et se déplacent par un
phénomène de diffusion. Une dépendance du type β ~ 1/WB2 est alors attendue. Ainsi, on
attend à une certaine épaisseur de base à un changement de pente dans la courbe de
variation du gain en fonction de WB.
La majorité des études publiées déduit, quand une dépendance β ~ 1/WB2 est observée, que
le transport est totalement diffusif dans la base. Cette conclusion est peut-être hâtive, car,
comme nous l'avons vu dans la paragraphe sur les études de type Monte-Carlo, les électrons
diffusifs peuvent dominer le comportement macroscopique de la base, alors qu'une part
importante des porteurs transite de façon balistique ou quasi-balistique. Pour cette raison,
l'épaisseur de base à laquelle se produit le changement de pente peut être inférieure à la
longueur de relaxation des porteurs.
Dans le cas de TBH InP/GaInAs, Ritter et al. mesurent une dépendance en β ~ 1/WB2
jusqu'à une épaisseur aussi faible que 15 nm.1 Le dopage de base est ici de 7 x 1019 cm-3.
Une étude postérieure confirme ce résultat avec un dopage de base toutefois plus faible
(2.5 x 1019 cm-3), et situe la transition de pente à 15 nm environ.32 Pour un TBH
AlInAs/GaInAs dont la base est dopée à 1.5 x 1019 cm-3, la transition de pente est observée
pour une épaisseur de base d'environ 100 nm.33 Cette valeur élevée par rapport au TBH
InP/GaInAs peut provenir de la différence d'énergie d'injection entre une hétérojonction
AlInAs/GaInAs (∆EC = 0.48 eV), et une hétérojonction InP/GaInAs (∆EC = 0.24 eV).
(a)
(b)
Transport électronique dans la base - 232
(c)
Figure 5-11: Variations de gain (a) et (b) et temps de transit extrait en fonction de l'épaisseur
de base, tirées des références citées
1,32,33
5.4.2.2 Variation du gain avec le dopage
Dans le cas où les électrons se recombinent dans la base suivant un mécanisme Auger
idéal, on a α = 2 dans l'expression précédente de β. Alors, le gain s'exprime uniquement en
fonction de la charge de base, c'est-à-dire en fonction de la résistance de couche (à la
variation de mobilité µp près) : β ~ 1/WB2 ~ 1/QB2 ~ R□B2. On s'attend alors à obtenir des
gains identiques pour deux transistors ayant des dopages et épaisseurs de base différents,
mais une même résistance de couche.
Cette relation est utilisée dans la littérature,6,
7
pour déduire à partir de mesures
expérimentales de gain, que le transport est diffusif et les recombinaisons exclusivement de
type Auger. Nous émettons ici la même réserve qu'au paragraphe précédent sur la validité
de cette déduction, une dépendance τB ~ WB2 pouvant être générée dans la cas d'un
transport majoritairement quasi-balistique.
L'expression du gain en fonction de la charge de base nous fournit toutefois une autre
indication sur le mécanisme de transport dans la base. Comme nous l'avons vu, le temps de
vie des porteurs minoritaires dans notre GaInAs fortement dopé au carbone suit la relation
présentée au paragraphe 5.1.2, avec α = 1.27. En prenant en compte une certaine
incertitude sur la valeur de ce paramètre, on peut considérer que ses bornes sont :
•
Par valeur supérieure : α = 2 (recombinaisons purement Auger)
•
Par valeur inférieure : α = 1 (recombinaisons purement SRH)
Transport électronique dans la base - 233
On peut ainsi considérer que l'on a de façon certaine : 1 < α ≤ 2. En se plaçant à une charge
de base constante dans l'expression du gain, on obtient une dépendance du type :
β ~ p 2−α
avec 0 ≤ 2-α < 1.
Ainsi, plaçons-nous dans la condition où QB est constante, c'est-à-dire que pour différents
niveaux de dopage de la base, nous adaptons son épaisseur de façon à conserver une charge
constante. On s'attend alors à voir augmenter le gain statique si on augmente le niveau de
dopage, comme le montre la figure suivante.
Gain statique
1000
100
19
3
dopage = 8 x 10 at / cm
19
3
dopage = 3 x 10 at / cm
10
1E14
1E15
-2
Charge de base ( cm )
Figure 5-12 : Gain statique calculé (paragraphe 5.4.2) pour deux niveaux de dopage, dans le
cas d'un transport de base diffusif avec un collecteur idéal
Dans le cas d'un transport diffusif avec une vitesse de sortie de base due à un collecteur
non idéal, le temps de transit de base comprend un terme WB/vexit, comme cela a été
présenté au paragraphe 5.2.1.2. Il est dans ce cas problématique d'établir l'expression
analytique du gain en fonction de la charge de base, c'est pourquoi cette relation a été
calculée numériquement, et est représentée en figure suivante. On a ici pris en compte une
vitesse de sortie de base vexit = 2.66 x 107 cm/s égale à la vitesse thermique moyenne des
porteurs dans une direction, telle que présentée au paragraphe 5.2.1.1.
Transport électronique dans la base - 234
Gain statique
100
19
10
3
dopage = 8 x 10 at / cm
19
3
dopage = 3 x 10 at / cm
1E14
1E15
-2
Charge de base ( cm )
Figure 5-13 : Gain statique calculé (paragraphe 5.4.2) pour deux niveaux de dopage, dans le
cas d'un transport de base diffusif avec un collecteur non idéal
On constate qu'au-delà d'une certaine épaisseur, le terme de diffusion en WB2 devient
prédominant devant le terme lié à la vitesse de sortie imposée par le collecteur, et on
retrouve le sens de variation que l'on avait dans le cas d'un collecteur parfait : le gain
statique augmente si on augmente le niveau de dopage tout en maintenant une charge de
base constante.
5.4.3 Confrontation avec la mesure
Deux séries de TBH de grande dimension avec des dopages de base différents ont été
réalisées dans le but de comparer les gains à charge de base constante. Le tableau suivant
présente les valeurs d'épaisseur et de dopage de base des TBH. Les épaisseurs de base
utilisées sont entre 80 et 160 nm, ce qui est supérieur aux épaisseurs utilisées
habituellement pour nos transistors hyperfréquence. Les mesures de résistance de couche
par TLM, de mobilité des trous par effet hall ainsi que de gain statique sont aussi
mentionnés dans le tableau. La charge de base, par la relation QB = 1/qµpR□B.
Transport électronique dans la base - 235
WB
(nm)
82495
79
82496
160
p
(cm-3)
1.65 x
82526
400
82527
600
82501
80
82500
112
82528
330
µp
(cm2/Vs)
R□B
(Ω)
QB
(cm-2)
β
720
1.3 x 1014
100
375
2.6 x 1014
34
143
6.7 x 1014
5
97
9.9 x 1014
2.4
575
1.7 x 1014
54
400
2.4 x 1014
29
135
7.1 x 1014
<1
1019
65
2.2 x 1019
Tableau 5-1: caractéristiques de couches de base de différentes épaisseurs et dopage
Sur le graphe suivant sont représentés les gains de nos TBH en fonction de la charge de
base QB, pour les deux séries de dopage de base.
100
Gain statique
Pe
n
te
( lo
g)
=
-2
10
19
-3
p = 1.65 x 10 cm
19
-3
p = 2.15 x 10 cm
1
1
10
Charge de base
14
-2
(10 cm )
Figure 5-14: Gain statique mesuré pour deux niveaux de dopage
On constate en premier lieu que, pour les deux niveaux de dopage, la variation du gain en
fonction de l'épaisseur est du type β ~ 1/WB2, ce qui traduit une dépendance τB ~ WB2 pour
le temps de transit. Les bases les plus fines considérées ici font 80 nm d'épaisseur, et cette
constatation est en accord avec les résultats présentés précédemment, au paragraphe
5.4.2.1.
Transport électronique dans la base - 236
Ensuite, il apparaît que c'est avec le niveau de dopage le plus faible que l'on obtient le plus
fort gain, pour une charge de base donnée, et ce jusqu'aux épaisseurs les plus élevées. Cette
constatation va à l'encontre du résultat attendu dans le cas d'un transport mettant en jeu
des électrons totalement thermalisés dans la base. En effet, nos avons vu que pour des
électrons thermalisés, la durée de vie en fonction du niveau de dopage au carbone est
décrite par l'expression établie par Sermage et al. La variation τB ~ WB2 du temps de transit
étant montrée par la pente des courbes β(QB), c'est au niveau de dopage le plus élevé que
l'on attend alors le gain le plus fort, d'après l'expression de β établie précédemment
(paragraphe 5.4.2.2).
Ce résultat indique que lorsqu'est maintenue une charge de base constante, la diminution
d'épaisseur et donc de τB ne compense pas la diminution de τn induite par l'augmentation de
dopage. La chute du temps de vie τn lors d'une augmentation de dopage est donc sousestimée par l'expression utilisée, qui est valable dans le cas d'électrons relaxés.
Il semble donc que jusqu'aux fortes épaisseurs de base réalisées ici, au-delà de 400 nm, les
électrons mis en jeu dans le transport de base ne sont pas thermalisés. Une telle conclusion
va par ailleurs dans le sens des conclusions de Nottenburg et al., qui observent une
injection d'électrons énergétiques dans le collecteur, jusqu'à des épaisseurs de base de
400 nm.31 Dans le cas d'un transport dominé par des électrons énergétiques, la plus grande
vélocité des porteurs peut induire un nombre d'interactions élevé par rapport à un régime
diffusif thermalisé, ce qui explique que la dépendance de τn au dopage soit plus forte que
dans le cas thermalisé.
5.5 Conclusion
Nous nous sommes intéressés dans ce chapitre à la nature du mécanisme de transport des
électrons dans la base des TBH. Dans un premier temps nous avons présenté les
phénomènes de recombinaison et de relaxation, que subissent les électrons lors de leur
traversée de la base. Nous avons exposé les différents modes de transport envisageables
(diffusif, quasi-balistique), et mis en évidence les différents comportements macroscopiques
qui découlent de ces mécanismes. En particulier, nous avons vu que l'évolution du temps de
transit en fonction de l'épaisseur de base est différente entre les cas diffusifs et quasibalistiques.
Une synthèse des résultats publiés sur ce sujet a été réalisée. De ces travaux, il se dégage
une description du mécanisme de transport, mettant en jeu une certaine proportion de
transport quasi-balistique, en particulier pour les faibles épaisseurs de base utilisées de nos
Transport électronique dans la base - 237
jours dans les structures TBH. L'influence sur le comportement macroscopique du
composant de la fraction de porteurs évoluant dans la base de façon diffusive a aussi été
mise en évidence.
Finalement, le lien entre la nature du transport de base et le gain statique du composant a
été détaillé, et une série de mesures à différents niveaux de dopage a permis de confirmer le
mode de transport décrit dans le paragraphes précédents.
Transport électronique dans la base - 238
5.6 Références
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York, 1998.
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G.E. Stillman, "Growth of carbon doping Ga0.47In0.53As using CBr4 by gas source molecular
beam epitaxy for InP/InGaAs heterojunction bipolar transistor applications", Journal of
Vacuum Science and Technology B, Vol. 17, No. 3, 1999, pp. 1185-1189.
8
J.L.Benchimol, J.Mba, B.Sermage, M.Riet, S.Blayac, P.Berdaguer, A.M.Duchenois,
P.Andre, J.Thuret, C.Gonzalez et A.Konczykowska, "Investigation of carbon-doped base
materials grown by CBE for Al-free InP HBTs" Journal of Crystal Growth, Vol. 209, 2000,
pp. 476-480.
9
H. Kroemer, "Heterostructure bipolar transistors and integrated circuits", Proceedings of
the IEEE, vol. 70, No. 1, pp. 13, 1982.
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M. Lundstrom, "Fundamentals of carrier transport", Seconde édition, Cambridge
University Press, 2000.
Transport électronique dans la base - 239
11
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semiconducteurs III-V", L'Echo des Recherches, No. 118, 1984, pp. 29-40.
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Dunod, Paris, 1990.
13
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phénomènes de transport non-stationnaires et réalisation technologique", thèse de doctorat
de l'Université Paris XI, 1987.
14
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bipolar transistors", Applied Physics Letters, Vol. 61, No. 4, 1992, pp. 465-467.
15
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17
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18
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19
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20
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Physics, Vol. 90, No. 1, 2001, pp. 315-321.
Transport électronique dans la base - 240
21
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Ritter et M. Haner, "Ballistic transport effects in InP/GaInAs heterostructure bipolar
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22
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23
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24
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25
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26
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27
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28
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emission rate modulation in semiconductor heterostructures coupled to a mirror: A probe of
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29
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electron inelastic scattering rate in p-type InGaAs", Physical Review B, Vol. 65, 121301(R),
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30
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base thickness on collector breakdown in abrupt AlInAs/InGaAs heterostructure bipolar
transistors", IEEE Electron Device Letters, Vol. 11, No. 9, 1990, pp.400-402.
Transport électronique dans la base - 241
31
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"Nonequilibrium electron transport in heterostructure bipolar transistors probed by
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32
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doped base InP/lnGaAs heterojunction bipolar transistors", Electronics Letters, Vol. 32,
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33
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bipolar transistors with nonequilibrium base transport", Applied Physics Letters, Vol. 60,
No. 4, 1992, pp. 460.
Transport électronique dans la base - 242
Conclusion générale
Le travail présenté dans ce manuscrit porte sur la conception, la fabrication et la
caractérisation de Transistors Bipolaires à Hétérojonction sur substrat d'InP, destinés à la
réalisation de circuits pour les télécommunications à haut débit. Pour permettre la
fabrication de circuits fonctionnant à 40 Gb/s ou plus, les composants considérés doivent
posséder des performances dynamiques élevées, dont l'optimisation requiert une diminution
conjointe des dimensions verticales et latérales du TBH. La vitesse de fonctionnement n'est
toutefois pas le seul critère important : nos transistors doivent être capables de travailler à
de forts niveaux de tension et de courant, et doivent afficher une bonne résistance au
vieillissement, ainsi que de bons rendements de fabrication.
Optimisation de l'épitaxie
La structure verticale des TBH considérés ici est réalisée par épitaxie par jets chimiques
(CBE). La fabrication de circuits nécessite que soient obtenues de bonnes uniformités de
dépôts, en particulier pour la couche de base. Dans le travail présenté ici, nous avons étudié
l'uniformité de croissance du GaInAs sur substrats de 2" (pouces) et 3". Les uniformités
obtenues sont bonnes : moins de 5 % de variation sur l'épaisseur et le dopage sur substrat
2", et environ 8 % sur substrat 3". L'uniformité de composition de l'alliage GaInAs est
excellente sur 2" en l'absence de dopage. En revanche, en présence d'un dopage au CBr4, ce
paramètre s'est avéré être très sensible aux variations de température. L'utilisation d'un
porte-substrat optimisé, permettant de réduire les non uniformités de température en
surface, a permis de quasiment annuler sur 2" la non uniformité de composition en
présence de dopage, et d'obtenir sur 3" une uniformité satisfaisante.
Aux niveaux de dopage utilisés dans la base, un effet de passivation du carbone par
l'hydrogène est rapporté dans la littérature. Cet effet, qui était par le passé considéré comme
négligeable dans nos couches, a été mis en évidence dans notre travail au moyen de recuits.
Il est apparu que l'activation du dopage permet une diminution de 20 % environ de la
résistance de couche de base, ce qui se traduirait sur le composant par une augmentation
substantielle des performances dynamiques. Il a été montré que si la désorption de
l'hydrogène en cours de croissance épitaxiale était possible par un recuit in situ, celui-ci
devait être optimisé en température et en durée, sous peine de dégrader la mobilité des
trous et la durée de vie des électrons.
Enfin, nous avons mis au point une méthode plus précise qu'auparavant pour le contrôle du
gradient de composition dans la base, grâce à des simulations de spectre de diffraction X.
Conclusion - 243
Optimisation de la structure verticale : réduction des temps de transit, compromis
avec les temps de charge
Les performances dynamiques du TBH sont déterminées par le temps de transit des
porteurs à travers la structure et par les temps de charge (produits RC) associés aux
diverses régions du composant. La réduction des épaisseurs de base et de collecteur a été
identifiée comme le principal axe d'optimisation de la structure verticale du composant, en
raison de la diminution de temps de transit qu'elle permet. Ces épaisseurs sont toutefois
l'objet d'un compromis, car une réduction trop importante induit une augmentation de la
résistance de base et de la capacité base-collecteur.
Le temps de transit a été mesuré sur plusieurs structures intégrant différentes épaisseurs
de collecteur. L'utilisation d'un collecteur de 190 nm d'épaisseur a permis de réduire de
0.1 ps environ le temps de transit par rapport au collecteur de 240 nm utilisé dans la
structure de couche standard, et l'augmentation de capacité base-collecteur est dans ce cas
compensée par la diminution du temps de transit. La réduction de l'épaisseur de collecteur
a d'importantes conséquences sur les caractéristiques du composant, qui ont été étudiées.
Le point de polarisation optimal est déplacé vers les basses tensions, et le seuil d'effet Kirk
est repoussé, ce qui requiert, pour bénéficier des meilleures performances, de travailler à de
plus fortes densités de courant. La tension de claquage est réduite, mais reste compatible
avec la fabrication de circuits logiques.
De façon plus prospective, nous avons évalué les vitesses des porteurs dans le collecteur à
partir du courant de seuil d'effet Kirk. Une valeur identique de 5.3 x 107 cm-3 est obtenue à
faible polarisation pour les différentes épaisseurs. A plus forte polarisation, une méthode
originale est proposée et discutée.
Outre le compromis entre résistance et temps de transit, la mise au point de la structure de
base requiert un compromis sur le dopage et le gain. Grâce à un dopage de 5 à
6 x 1019 cm-3, il est possible d'améliorer les performances dynamiques par rapport à la
structure standard, tout en conservant un gain satisfaisant. La dissociation des temps de
transit de base et de collecteur est réalisée, et montre que le temps de transit dans notre
base graduelle a une variation quasi-linéaire en fonction de l'épaisseur. L'utilisation d'une
épaisseur de 25 nm permet ainsi de réduire le temps de transit de plus de moitié par
rapport à la structure standard, et d'atteindre un fT de 250 GHz. Toutefois, fmax est dans ce
cas pénalisé par une résistance de base élevée. L'amplitude de la gradualité de composition
dans la couche de base est aussi un paramètre à adapter aux faibles épaisseurs. Une étude
succincte nous montre qu'au-delà d'une certaine valeur, l'augmentation du champ induit ne
permet pas de réduire le temps de transit de base.
Conclusion - 244
Une méthode d'extraction de la résistance de base est proposée, et appliquée sur nos
différentes structures. La description d'un modèle fiable du composant nécessite que soit
prise en compte la distribution de la résistance de base le long de la capacité basecollecteur. L'étude des variations de cette résistance en fonction du courant de collecteur
nous permet de séparer les composantes intrinsèques et extrinsèques et nous indique, aux
niveaux de courant où l'on travaille, la prédominance de la partie extrinsèque.
Finalement, une structure TBH intégrant un collecteur de 190 nm et une base de 38 nm
dopée à 5 x 1019 cm-3 s'est avérée être un bon compromis entre la réduction des temps de
transit et l'augmentation des produits RC parasites. Cette structure permet d'obtenir un fT
de 220 GHz et un fmax de 230 GHz.
Optimisation Technologique : vers le composant sous-micronique
La diminution des dimensions du TBH permet de réduire les temps de charge parasites.
C'est par ce biais que peuvent être levées les limitations auxquelles nous étions confrontés
lors de l'optimisation de la structure de couche. Toutefois, la réalisation de transistors de
dimensions sous-microniques pose un certain nombre de difficultés technologiques, qui ont
été abordées dans ce travail. La sous-gravure d'émetteur, nécessaire à l'auto-alignement du
contact de base, a été diminuée par l'utilisation d'une gravure ionique isotrope. Ce procédé
nous a permis de porter à un niveau comparable les performances dynamiques des
transistors de 1 µm et de 2 µm de large.
La solution technologique la mieux adaptée à la minimisation de la sous-gravure est
toutefois l'utilisation d'un émetteur de forme hexagonale, orienté selon la direction
cristallographique [011], ce qui permet de bénéficier des plans de gravure favorables de
l'InP. Des fréquences fT et fmax de 220 GHz sont ainsi obtenues sur un composant de 1.5 µm
de largeur d'émetteur. Inconvénient de ce procédé, l'orientation selon l'axe [011] empêche la
sous-gravure naturelle du collecteur utilisée dans notre procédé standard pour réduire la
capacité
base-collecteur.
Cette
sous-gravure
a
toutefois
été
rendue
possible
par
l'introduction d'une couche sacrificielle de GaInAs dans le sous-collecteur.
La connexion électrique du transistor devient délicate quand les dimensions sont réduites,
ce qui a nécessité la mise en œuvre d'un procédé de connexion par arasement du polyimide
de planarisation. Par rapport à la connexion classique par via, ce procédé d'arasement a
permis d'amener au même niveau les rendements de fabrication des transistors de 1 µm et
de 2 µm de large.
Conclusion - 245
L'utilisation d'un modèle géométrique du TBH nous a permis d'identifier les principaux axes
d'optimisation géométrique pour des composants intégrant notre structure de couches
évoluée. La diminution de la largeur des contacts de base permet de réduire la capacité
base-collecteur extrinsèque et d'augmenter fmax. L'utilisation d'un pont à air pour la
connexion de la base permet de réduire de façon importante la capacité base-collecteur et
donc d'augmenter les performances dynamiques sur les composants de faible longueur,
mais peut être pénalisante sur les composants plus longs en raison de la résistance
additionnelle de base.
Transport électronique dans la base
L'optimisation de la structure de la base et des performances dynamiques du TBH requiert
une bonne compréhension de la nature du transport des électrons dans cette couche. Cette
problématique, qui fait l'objet d'un débat dans la communauté scientifique, est reposée de
façon pertinente par l'utilisation de bases de plus en plus fines.
Des travaux publiés dans la littérature se dégage une description du transport mettant en
jeu des porteurs quasi-balistiques, mais où le comportement macroscopique est fortement
influencé par la fraction diffusive de la population électronique. Par ailleurs, il ressort que la
population diffusive demeure hors de l'équilibre énergétique avec le réseau, même à des
distances importantes de l'hétérojonction émetteur-base.
Le rapport entre le gain de nos TBH et le niveau de dopage de la base a été établi, et semble
nous fournir un moyen de caractérisation original du transport dans la base. Ce travail a
permis l'interprétation de mesures réalisées sur des structures à base épaisse. Par
comparaison avec les temps de vie mesurés pour des porteurs relaxés, notre série de
mesures nous indique la nature énergétique de la population diffusive, confirmant en cela
les résultats de la littérature.
Perspectives : TBH sous-micronique et réduction des temps de transit
Dans le futur, l'utilisation d'un masqueur électronique pour la définition lithographique des
contacts d'émetteur et de base va permettre d'atteindre de meilleurs niveaux de résolution et
de précision d'alignement. Des composants fortement sous-microniques sont alors
envisageables, et une augmentation importante des performances dynamiques est attendue.
L'optimisation des résistances d'accès, par exemple par l'augmentation du niveau de dopage
des couches de contact, est envisageable.
Conclusion - 246
Par la suite, une mise à l'échelle de la structure épitaxiale sera nécessaire pour tirer le plein
bénéfice des faibles dimensions des transistors. L'épaisseur de collecteur devra être réduite
pour diminuer les temps de transit, et une évaluation précise du niveau de gain statique
requis pour la conception de circuits logiques permettra d'adapter le niveau de dopage de
base et de réduire la résistance RB. La passivation du carbone dans la base devra être
supprimée par la mise au point d'une procédure de recuit adaptée. Par ailleurs, le dopage
d'émetteur devra sans doute être augmenté pour éviter les effets de forte injection liés au
fonctionnement à très forte densité de courant.
Le TBH InP/GaInAs à double hétérojonction a montré ces derniers mois son aptitude à
atteindre des fréquences extrêmement élevées,1,
2
tout en s'appuyant sur un procédé de
fabrication robuste et compatible avec des applications circuit nécessitant un excellent
rendement. Pour atteindre son "âge d'or", le TBH, en plus de continuer à progresser en
fréquence, doit atteindre le rang de composant mature, et montrer sa viabilité face à ses
concurrents.
1
M. Dahlström, Z. Griffith, M. Urteaga et M.J.W. Rodwell, "InGaAs/InP DHBT’s with > 370
GHz ft and fmax using a Graded Carbon-Doped Base", prévu pour publication dans Proc.
IEEE Device Research Conference, 2004.
2
W. Hafez, Jie-Wei Lai et M. Feng, "InP/InGaAs SHBTs with 75 nm collector and
fT > 500 GHz", Electronics Letters, Vol. 39, No. 20, 2003, pp. 1475-1476.
Conclusion - 247
Conclusion - 248
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence
Une étude extensive du bruit haute fréquence des TBH InP a été menée à l'IEF par S. Long.
Les résultats présentés ici sont préliminaires. Un épluchage des mesures est nécessaire
pour permettre une interprétation plus fine.
A.1 Banc de bruit HF de l'IEF
L'IEF dispose d'un banc de mesure de bruit original qui a été mis en œuvre au cours de la
thèse de V. Danelon.1 Cette méthode met à profit la dépendance fréquentielle du facteur de
bruit mesuré sur un "reflect" ou une charge déportée. Cela suppose une très bonne
détermination, au préalable des paramètres de bruit du récepteur.
Contrairement à la méthode de Lane,2 qui requiert de nombreux état d'impédances à
présenter devant le composant sous test, cette approche ne nécessite que deux impédances.
De plus elle peut s'appliquer à n'importe quel type de composant,1, 3, 4, 5, 6 contrairement à la
méthode 50 Ω.7 Elle est notamment particulièrement bien adaptée aux mesures en
environnement cryogénique.
Le banc de mesure de bruit comprend cinq blocs qui sont : l'impédance de source, un bloc
In et un bloc Out constitué par les accès aux composants, le composant sous test et le
récepteur (lui-même constitué par des amplificateurs faible bruit et par un analyseur de
spectre). C'est pourquoi on définit quatre plans de référence. Les paramètres de bruit sont
définis autour d'une fréquence centrale f0 à l'aide de la variation de la puissance de bruit
400 MHz centrée sur f0. 601 points de fréquence sont
sur une bande de fréquence de
acquis sur cette bande par l'analyseur de spectre HP 8560.
La détermination des paramètres de bruit nécessite la connaissance de l'impédance de
source, du coefficient de réflexion du récepteur et des paramètres S des trois autres blocs.
Ils sont obtenus sur la bande de 400 MHz autour de f0 grâce à des mesures sur l'analyseur
de réseau HP 8510C sur une bande totale de 0.05 à 18.2 GHz suivie d'interpolation de type
spline. La précision des mesures est améliorée par un moyennage et par un filtrage
numérique de type Savitzky-Golay. La dépendance fréquentielle du facteur de bruit NF(f) :
ΓS ( f ) − Γopt ( f )
4R
+ n⋅
Z0 1+ Γ ( f ) 2 1− Γ ( f ) 2
opt
S
2
NF ( f ) = NFmin
(
)
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence - 249
où ΓS(f) est le coefficient de réflexion vu par le composant Z0 est l'impédance de référence.
On suppose que NFmin et Rn
présentent une variation linéaire sur la bande de 400MHz
autour de f0. L'argument de Γopt(f) est obtenu en mettant à profit la forte variation NF(f) avec
la fréquence si l'impédance de source est un court-circuit décalé, comme l'illustre la figure
2. L'expression de NF(f) indique que les minima de NF(f) surviennent quand Γopt(f) et ΓS(f)
sont quasiment en phase. L'argument de Γopt(f0) est extrait avec une haute précision en
supposant une variation linéaire de la phase de
Γopt(f) sur la bande
de fréquence de
400 MHz. En figure 2 on peut observer une illustration de la méthode sur un MESFET de
longueur de grille 1 µm à 300 K. Les précisions sur chacun des paramètres sont : ± 0.05 rad
pour Γopt(f), ± 0.1 rad au maximum pour |Γopt(f)|, 5 % sur Rn et ± 0.1dB pour NFmin.
OFFSET CC
14
F
8
DST
10
(dB)
12
6
6.8
50ž
6.9
7
f,GHz
7.1
7.2
Figure 0-1: Facteur de bruit F(f) d'un MESFET GaAs de 1 x 150 µm² à 7 GHz, avec une
impédance de source de 50 Ω et avec un court-circuit décalé (VDS = 3V, IDS = 20mA,
T = 300K)
A.2 Résultats
Les paramètres de bruit expérimentaux présentés par la suite incluent les contributions en
bruit des plots et lignes d'accès aux composants. Aucun épluchage n'a encore été effectué. Il
s'agit de résultats préliminaires.
Nous avons étudié le bruit haute fréquence, sur une bande de fréquence allant de 2.5 GHz à
17.5 GHz, de TBH InP ayant des épaisseurs de base, des épaisseurs de collecteur et des
largeurs d'émetteur variables. La longueur de l'émetteur est de 10 µm pour tous les
composants. Les différentes caractéristiques géométriques des composants sont regroupées
dans les tableaux 1 et 2.
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence - 250
Plaque
Epaisseur de
Collecteur (nm)
Epaisseur
de base (nm)
Gain statique
82357
240
65
50
82369
190
65
55
82438
190
33
30
82444
190
25
35
Tableau 0-1: Epaisseurs de collecteur et de base des transistors mesurés
Transistor
Longueur d'émetteur
Largeur d'émetteur
Surface d'émetteur
10RA15
10 µm
1,5 µm
8,46 µm²
10RA20
10 µm
2 µm
13,16 µm²
10RA30
10 µm
3 µm
22,56 µm²
Tableau 0-2: Géométries d'émetteur des transistors mesurés
Le bruit d'un transistor bipolaire est généré par quatre sources de bruit principales qui sont
les deux sources de bruit thermique associées aux résistances de base RB et d'émetteur RE
ainsi que les sources de bruit de grenaille 2qIB et 2qIC des jonctions émetteur-base et basecollecteur.
Le modèle de Hawkins
8
est basé sur des expressions analytiques qui permettent d'estimer
certains paramètres de bruit (équations 1 et 2). Ces équations séparent l'influence des
fréquences de coupure fb et fe qui sont définies par fb = 1/2πτB et fe = = 1/2πrECBE. La
fréquence de transition fT est inférieure à ces deux fréquences.
 1

f 2 
f2
Fmin = 1 + 2 1 + 2  − α o 
f b 
fe 
 α o

 RB + Ropt

 RE
 αo
 + 2
 α
(1)




f2
f2
1+ 2

1+ 2
2
2 
2
2


 1
fb
f b  RB  
f
f
f f  
1  re 

 1 − α o + 2 + 2 + 

−
+ 
+ 
−
Rn = R B 

αo
βo
αo
re  
2
fb
f e  β o f b f e   


 







(2)
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence - 251
α représente le gain en courant dynamique tel que α = α o e − jωτ où αo est le gain en courant à
basse fréquence et τ le temps de transit des électrons. β o représente le gain en courant du
transistor lorsqu'il est monté en émetteur commun. Ropt est la partie réelle de l'impédance
de bruit optimale.
A.2.1 Variations du bruit avec la fréquence
La figure 1 présente l'évolution fréquentielle du facteur de bruit minimum et de la résistance
équivalente de bruit d'un transistor de la plaque 82369. Cette plaque est celle qui présente
les plus faibles niveaux de bruit. Le point de polarisation en courant est issu d'un
compromis entre NFmin (qui augmente avec JC sauf pour les très faibles densités) et Rn (qui
diminue lorsque JC augmente). On obtient NFmin = 1.8 dB et Rn = 32 Ω à 3 GHz. Le niveau de
la résistance équivalente de bruit est excellent. Après épluchage, le facteur de bruit
minimum devrait être plus faible.
5
4
40
3
30
2
20
1
10
0
0
5
10
15
20
Rn (Ω)
Fmin(dB)
50
Fmin
Rn
0
Freq(GHz)
Figure 0-2: Facteur de bruit minimum et résistance équivalente de bruit d'un transistor
10RA15 de la plaque 82369 en fonction de la fréquence. VCE = 1.55 V, VCB = 0.7 V,
IB = 80 µA, IC = 4.3 mA, JC = 50.8 kA/cm²
Les paramètres de bruit varient peu avec la fréquence. A 17.5 GHz Fmin vaut 2.4 dB et Rn
33 Ω, ce qui correspond à une augmentation de 0.6 dB facteur de bruit minimum et de 1 Ω
de la résistance équivalente de bruit sur 15 GHz.
Quel que soit le composant considéré et la densité de courant (excepté lorsqu'elle est très
faible) la variation du facteur de bruit minimum en fonction de la fréquence est inférieure à
1 dB et celle de la résistance équivalente de bruit est de l'ordre de quelques Ohms. Cela est
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence - 252
dû aux fT de ces composants qui sont relativement élevés par rapport aux fréquences de
travail.
A.2.2 Variations du bruit avec la densité de courant et avec les épaisseurs de
collecteur et de base
Nous pouvons constater sur la figure 2 que le facteur de bruit minimum augmente avec la
densité de courant collecteur à 3 GHz. Ceci est lié à un accroissement du bruit de grenaille.
En revanche, la décroissance de NFmin est limitée pour les densités de courant les plus
faibles et NFmin peut même augmenter. Le facteur de bruit minimum présente alors un
minimum pour une densité de courant qui est d'autant plus élevé que la fréquence est
grande.
Pour les faible courants, la résistance dynamique de diode rE = nEkT/qIE devient très
importante. De ce fait, la fréquence fe peut-être relativement faible, alors que fb reste
quasiment constante. D'après l'équation 1, ceci dégrade le facteur de bruit minimum.
La résistance équivalente de bruit diminue fortement pour les faibles densités de courant
puis de stabilise pour des courants élevés (figure 3). Les augmentations notables de Rn à
faible courant s'expliquent par la valeur élevée de la résistance re.
6
82357
82369
82438
82444
5
Fmin(dB)
4
Figure 0-3: Facteur de bruit de
transistors 10RA20 à 3 GHz en
3
fonction de la densité de courant.
2
VCB = 0.7 V
1
0
1
10
100
1000
Jc (kA/cm²)
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence - 253
150
Rn (Ω)
100
50
0
82357
82369
82438
82444
1
10
100
1000
Jc (kA/cm²)
Figure 0-4: Résistance équivalente de bruit de transistors 10RA20 à 3 GHz en fonction de la
densité de courant. VCB = 0.7 V
Enfin, on peut noter que l'épaisseur de collecteur influe peu sur le bruit haute fréquence
généré par les transistors alors que la réduction de l'épaisseur de base le dégrade. Cette
diminution de l'épaisseur de base va augmenter la résistance RB et donc la source de bruit
thermique qui lui est associé. Elle induit de plus une augmentation de la capacité CBE qui
masque la résistance rE et dégrade ainsi le terme :
re  RB

2  re



2
2
2
2


 1 − α + f + f +  1 − f f  
o

f b2 f e2  β o f b f e  


de l'équation 2 ce qui entraîne une augmentation de Rn pour les composants ayant les bases
les plus fines.
A.2.3 Variations du bruit avec la largeur d'émetteur
Nous retrouvons sur les figures 4 et 5 les mêmes variations de NFmin et de Rn avec la densité
de courant que dans le paragraphe précédent pour toutes les surfaces d'émetteur.
Cependant, NFmin augmente et Rn diminue lorsque la largeur d'émetteur augmente. Ces
tendances sont indépendantes de la fréquence.
La résistance d'émetteur est inversement proportionnelle à la largeur d'émetteur. Par
ailleurs, elle intervient dans l'expression du facteur de bruit minimum (équation 1) qui lui
est également inversement proportionnel. Une diminution de la largeur d'émetteur engendre
donc une réduction de NFmin.
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence - 254
Enfin, les transistors les plus gros sont ceux qui ont les gains en courant les plus élevés. Il
est donc normal qu'ils soient aussi ceux dont le Rn est le plus faible (équation 2).
6
10RA15
10RA20
10RA30
5
Fmin(dB)
4
3
2
1
0
1
10
100
1000
Jc (kA/cm²)
Figure 0-5: Facteur de bruit de transistors de la plaque 82369 à 3 GHz en fonction de la
densité de courant. VCB = 0.7 V
150
10RA15
10RA20
10RA30
Rn (Ω)
100
50
0
1
10
100
1000
Jc (kA/cm²)
Figure 0-6: Résistance équivalente de bruit de transistors de la plaque 82369 à 3 GHz en
fonction de la densité de courant. VCB = 0.7 V
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence - 255
A.3 Références
1
V. Danelon, P. Crozat, F. Aniel et G. Vernet, "Four noise parameter determination method
for transistors based on the frequency dependence of the noise figure", Electronics Letters,
Vol. 34, No. 16, 1998, pp. 1612-1614.
2
R.Q. Lane, "The determination of device noise parameters", Proc. of IEEE, 1969, pp. 161-
162.
3
P. Crozat,
C. Boutez, M. Chaubet, V. Danelon, A. Sylvestre et G. Vernet, "50 Ω noise
measurements with full receiver calibration without tuner", Electronics Letters. Vol. 32, No.
3, 1996, pp. 261-262.
4
V. Danelon, F. Aniel, J. Mba, M. Riet, J. L. Benchimol, P. Crozat, G. Vernet et R. Adde,
"Noise Parameters of InP-Based Double Heterojunction Base Collector Self-Aligned Bipolar
Transistors", IEEE Microwave and Guided Wave Letters, Vol. 9, No.5, 1999, pp. 195-197.
5
V. Danelon, F. Aniel, M. Riet, P. Crozat, G. Vernet et R. Adde, "Noise Characterization of
InP Based Heterojunction Bipolar Transistor at Microwave Frequencies", Proc. ESSDERC,
1998, pp. 408-411.
6
V. Danelon, F. Aniel, M. Riet, S. Blayac, P. Crozat, G. Vernet et R. Adde, "Noise Modeling
of InP Based Base & Collector Self-aligned Double Heterojunction", Proc. ESSDERC, 1999,
pp. 556-559.
7
G. Dambrine, H. Happy, F. Danneville et A. Cappy, "A new method for on wafer noise
measurement", IEEE Trans. on Microwave Theory and Techniques, Vol. 41, No. 3, 1993, pp.
375-381.
8
R.J. Hawkins, "Limitations of Nielsen's and related noise equations applied to microwave
bipolar transistors, and a new expression for frequency and current dependent
noise
figure", Solid State Electronics, Vol. 20, 1977, pp 191-196.
Annexe A : Mesures de bruit haute fréquence - 256
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