Structures d étude et Techniques de

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1 2 Structures d étude et Techniques de caractérisation 2.1 Introduction 2.2 Méthodes de fabrication des structures de Si contraint Structures de Si contraint fabriquées par SOITEC Structures à puits quantique de Si contraint 2.3 Techniques expérimentales de mesures Spectroscopie Raman Spectroscopie de photoluminescence (PL) Spectroscopie de photoréflectance (PR) 2.4 Conclusions 2.5 Bibliographie 47

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3 2.1 Introduction Afin d étudier les propriétés physiques des couches de Si contraint nous avons travaillé sur une approche d élaboration de structures qui consiste en une couche contrainte de Si sur isolant (ou ssoi: strained Silicon-on-insulator) réalisée par SOITEC. Au cours de ce chapitre, nous détaillons les caractéristiques des différents échantillons étudiés et en même temps nous décrivons les méthodes de fabrications pour l obtention des échantillons utilisés dans ce travail. Ensuite, nous décrivons les diverses techniques de spectroscopie optique que nous avons mises en œuvre pour extraire l information sur les propriétés physiques des couches de Si contraint. 2.2 Méthode de fabrication des structures étudiées Structures de Si contraint fabriquées par SOITEC Les échantillons présentés ont été fabriqués par SOITEC. Les structures de ces échantillons consistent en une couche de Si contraint reportée sur un isolant (SiO 2 ) par collage moléculaire. Pour la réalisation de ces couches de Si contraint on utilise des substrats de SiGe relaxés qu on appelle "substrats virtuels" Fabrication des substrats SiGe (Substrats Virtuels) La croissance des couches de SiGe a été faite, au LETI, par RP-CVD (Reduced Pressure Chemical Vapor Deposition) [1]. D abord, une couche de Si 1-y Ge y à composition graduelle de Ge (0 < y < x) est formée sur un substrat de Si où x est la composition maximale de Ge au sommet de la couche graduelle, x peut varier entre 20 %, 30 % et 40 %. Ensuite une couche tampon de Si 1-x Ge x relaxée à composition constante de Ge est systématiquement réalisée sur la couche de SiGe graduelle. La couche graduelle a été réalisée pour assurer la localisation des dislocations dans cette couche et de cette façon réduire la densité de dislocations dans la couche tampon de SiGe du-dessus. Cette couche de SiGe est relaxée et elle pourra induire la déformation dans la couche Si. 49

4 Technologie Smart Cut TM Pour transférer des couches semi-conductrices de Si où SiGe sur un substrat Si, on utilise la technologie Smart Cut TM [2]. Les épaisseurs des couches sont prédéterminées par le clivage créé via l implantation ionique d hydrogène. Après le transfert des couches, la surface clivée de la couche est traitée par un polissage et un recuit afin d obtenir une surface de bonne qualité [3,4]. Un schéma illustratif de processus Smart Cut TM est présenté sur le graphique 2.1. Cette technologie a été utilisée par SOITEC pour la production en volume de wafers SOI. Substrat Si A Oxydation Implantation d Hydrogène Collage Clivage Substrat Si A Recuit et polissage Substrat Si B Structure SOI Figure 2.1 Schéma du procédé Smart Cut TM pour la fabrication des wafer SOI Structure Si Contraint/SGOI A l aide du procédé Smart Cut TM deux types de structures peuvent être fabriqués. Soit un empilement de Si contraint sur une couche de SiGe relaxée sur isolant ou bien directement une couche de Si contraint sur isolant. Dans le premier cas, une couche SiGe relaxée de quelques nanomètres d épaisseur est transférée à partir d un substrat SiGe (substrat virtuel) sur un substrat Si avec une couche SiO 2 préalablement déposée avant le collage. Ce type de structure s appelle SGOI (SiGe-on-insulator) [4]. Finalement, une couche Si est réalisée par 50

5 croissance épitaxiale sur la couche de SiGe transférée. Celle-ci induit la contrainte bi-axiale dans la couche Si (figure 2.2). On obtient de cette manière une structure Si contraint/sgoi [5]. L épaisseur de l empilement Si contraint/sige relaxé est ajustée typiquement entre 40 et 80 nm. Cette structure est donc appropriée pour être utilisée dans l architecture SOI PD (Partially depleted) pour les dispositifs MOSFET [6]. La présence de la couche de SiGe dans la structure complexifie l analyse des propriétés de la couche de Si contraint par des techniques de spectroscopie optique. Substrat Virtuel Si contraint épitaxié Si 1-x Ge x Si 1-y Ge y (0<y<x) substrat Si SGOI SiGe transféré SiO 2 substrat Si Figure 2.2 Si contraint déposé sur un substrat SGOI Structure Si contraint sur isolant (ssoi: strained silicon-on-insulator) Dans le deuxième cas, une couche de Si est épitaxiée directement sur le substrat virtuel (couche tampon de SiGe relaxée). Dans ce cas, la couche de Si déjà déformée et une couche de SiGe relaxée de quelques nanomètres d épaisseur sont transférées ensemble sur un substrat Si avec une couche SiO 2, de telle façon que la couche de Si contraint reste entre la couche de SiGe relaxée et celle d oxyde. Ensuite, la couche SiGe relaxée qui se trouve audessus du Si contraint est enlevée au moyen d une attaque chimique sélective. On obtient finalement la structure ssoi désirée (Figure 2.3) [4,5]. Dans ce type de structures (ssoi), l épaisseur de la couche active (Si contraint) s étend de 10 à 20 nm. Cette structure est orientée donc, pour être utilisée dans une architecture SOI FD (Fully depleted) pour le dispositif MOSFET [6]. 51

6 Si contraint épitaxié Si 1-x Ge x Si 1-y Ge y (0<y<x) substrat Si ssoi SiGe attaqué Si contraint reporté SiO 2 substrat Si Figure 2.3 Si contraint directement sur isolant (ssoi) après attaque chimique du SiGe. Nous concentrerons notre travail sur la structure ssoi car elle va nous permettre d étudier les propriétés physiques de la couche contrainte de Si seule. Toutefois, l épaisseur de la couche contrainte ainsi obtenue est très faible (8 20 nm) ce qui va compliquer son analyse par les différentes techniques de caractérisation que nous utilisons Structures à puits quantique de Si contraint Les échantillons étudiés dérivent de la structure Si contraint sur SGOI (illustrée dans la figure 2.2). Une couche de SiGe relaxée (composition Ge de 20 %) est transférée à partir d un substrat virtuel par le processus Smart Cut TM sur un substrat Si avec une couche d oxyde (SiO 2 /Si), en formant de cette manière une structure SGOI (SiGe on insulator). Après, une couche de SiGe à composition constante (20 % Ge) est épitaxiée sur la structure SGOI avec une épaisseur de 20 nm. Ensuite une couche de Si est épitaxiée sur la couche de reprise d épitaxie pour obtenir le Si contraint en tension bi-axiale avec une épaisseur d environ 8 nm. Enfin une couche de SiGe (20 % Ge) avec 20 nm d épaisseur est épitaxiée au-dessus. Le schéma de ces structures est représenté sur la figure 2.4 (a) ainsi qu une image de microscopie en transmission électronique (TEM) qui montre la structure étudiée (figure 2.4 (b)). 52

7 EPI SiGe Si contraint SiGe SiGe 20 nm 8 nm 20 nm SiGe SiGe Si contraint SGOI SiO 2 SiO 2 substrat Si substrat Si (a) (b) Figure 2.4. (a)puits quantique de Si contraint sur une structure SGOI; (b) image TEM du puits quantique de Si contraint. 53

8 2.3 Techniques expérimentales de mesure Les diverses techniques de caractérisation optique (Spectroscopie Raman, photoluminescence et photoréflectance) utilisées dans ce travail son décrites ci-dessous. L avantage d utiliser ces techniques de caractérisation optiques par rapport aux techniques de caractérisation électriques est que les matériaux à analyser ne requièrent pas une technologie sophistiquée pour pouvoir étudier leurs propriétés. Donc, ce sont des techniques expérimentales de mesure non-destructives et ne nécessitant pas de préparation de l échantillon. Dans cette partie, nous présentons plus précisément les techniques de caractérisation optiques qui sont au centre de ce travail, à savoir, la spectroscopie Raman (caractérisation réalisée aux laboratoires LST de l ENS de Lyon et du LEPMI de l INPG), la spectroscopie de Photoluminescence (PL) et la spectroscopie de photoréflectance (PR). Ces deux dernières techniques on été mises en œuvre dans le domaine de l ultraviolet à l INL dans le cadre de cette thèse Spectroscopie Raman La Spectroscopie Raman est une technique de spectroscopie vibrationnelle qui permet de détecter des espèces organiques et inorganiques et qui fournit des informations sur la cristallinité des matériaux solides. A l heure actuelle, l utilisation de cette spectroscopie vibrationnelle s est fortement développée pour la caractérisation des matériaux semiconducteurs. Elle a été utilisée pour mesurer la déformation dans un dispositif ou dans un matériau semiconducteur puisqu elle est sensible à la variation des paramètres de maille [7]. Au cours de ce travail nous avons utilisé la spectroscopie Raman pour déterminer la valeur de la déformation dans les couches de Si contraint sur isolant (ssoi) La spectroscopie vibrationnelle Cette spectroscopie vibrationnelle est basée sur les phénomènes d interaction "matière-rayonnement". Lorsque l on éclaire un cristal par un faisceau de lumière monochromatique, cette radiation excitatrice peut être transmise, réfléchie, adsorbée ou 54

9 diffusée par le matériau. Quand la lumière est diffusée à la surface du cristal, elle contient la longueur d onde qui était incidente sur le cristal (diffusion Rayleigh). On a alors une diffusion élastique. Elle contient également différentes longueurs d onde de très basse intensité (quelques parties par millions ou moins) qui correspondent à une interaction de la lumière incidente avec le matériau, par diffusion inélastique. Un photon d énergie hν peut agir sur les modes de vibrations du réseau cristallin qui résonnent à plus basse fréquence ν o. Dans les semi-conducteurs, il existe deux modes de vibrations, le mode optique et le mode acoustique. La dispersion Brillouin résulte de l interaction entre la lumière et les phonons acoustiques et l effet Raman résulte de l interaction entre la lumière et les phonons optiques. Puisque les phonons optiques ont une énergie plus élevée que les phonons acoustiques, le shift en énergie est aussi plus important, donc l effet Raman est plus facile à détecter que la diffusion Brillouin. Cette différence d énergie (shift Raman) reste quand même bien faible. Par exemple, l énergie du phonon optique (TO) dans le Si est autour de ev, tandis que le photon d excitation est de plusieurs ev (le laser Ar avec une raie UV de 363 nm a une énergie autour de 3.41 ev). Puisque l intensité Raman est très faible, environ 1 photon sur 1 million sera émis, la spectroscopie Raman est seulement pratique lorsqu une lumière monochromatique intense est utilisée. Stockes hv i Rayleigh Anti-Stockes hv i hv s = hv i hv s = hv i - hv o hv s = hv i + hv o hv o Rayleigh Raman Stockes Raman Anti-Stockes Figure 2.6 Principe de la Spectroscopie Raman. 55

10 Le résultat de l interaction du photon incident avec la matière est la diffusion d un photon avec une fréquence légèrement différente de la fréquence incidente. Si le photon incident donne une partie de son énergie hν i au réseau cristallin sous la forme d un phonon d énergie hν o (émission de phonon), il émerge comme un photon d énergie inferieure, hν s : hν = hν hν (2.1) s i o Dans ce cas on parle de diffusion Stokes (Figure 2.6). Par ailleurs, la diffusion anti-stockes est produite lorsque le photon absorbe un phonon. Il est alors réémis avec une énergie plus grande (Figure 2.6). C est-à-dire que si le réseau cristallin est le siège d une densité de phonons appréciable, le processus de dispersion est l émission d un photon plus énergétique suivant l équation (2). hν = hν + hν (2.2) s i o Comme on l a déjà mentionné, la diffusion Raman est l interaction de la lumière avec les modes de vibration optiques du réseau cristallin. Dans le processus de diffusion Raman, l énergie et la quantité de mouvement doivent être conservées. Les conditions de conservation sont donc décrites par les équations suivantes: h ν = hv ± hv (2.3) s i o k = k ± k (2.4) s i o Dans ces équations le signe négatif est utilisé pour le décalage Stockes et le signe positif est appliqué pour le décalage anti-stockes Les mesures Raman Les caractérisations des échantillons par spectroscopie Raman, effectuées durant ce travail ont été réalisées avec les moyens expérimentaux du LST de l ENS de Lyon et du LEPMI de l INPG. Dans les deux cas, un laser Argon excite l échantillon avec un faisceau 56

11 d une longueur d onde choisie. La raie visible (458 nm) ainsi que la raie UV (363 nm) ont été principalement utilisées. Pendant la mesure, le cristal est éclairé par un faisceau laser qu on appelle un faisceau pompe. La faible lumière dispersée passe au travers d un double monochromateur pour rejeter la lumière Rayleigh diffusée. Le décalage Raman est détecté par un photo-détecteur très sensible. Au cours de ce travail, on utilise la spectroscopie micro- Raman. Dans ce cas l échantillon est éclairé par un faisceau laser à travers un microscope. L exploitation des spectres Raman ne donne une valeur de déformation correcte que lorsque la puissance laser incidente est faible afin de ne pas induire un échauffement superficiel qui modifierait la position et la forme du spectre. Pour l ensemble des résultats sur les valeurs de déformation présentés dans ce manuscrit, nous avons choisi une puissance à la surface de l échantillon inferieure à 1 mw Effet de la déformation sur les modes Raman dans le Silicium Plusieurs propriétés de chaque matériau peuvent être caractérisées par Spectroscopie Raman. Cette technique est sensible à la structure cristalline, par exemple, la déformation dans les couches de Si affecte la fréquence des modes Raman [8]. La figure 2.7 montre les spectres Raman du Si contraint et non-contraint. Il faut noter que le mode de vibration pour le substrat de Si se trouve à 1/λ 520 cm -1 qui correspond à une énergie de ev. La fréquence sur la couche fine de Si contraint en tension est décalée et le mode qui en provient se trouve à plus basse énergie par rapport au mode du substrat de Si. Substrat Si Intensité Si Contraint Décalage Raman (cm -1 ) Figure 2.7 Spectres Raman sur Si contraint et non-contraint (substrat Si). 57

12 En utilisant la différence de fréquence Raman ( ω) entre chaque mode de vibration sous la présence de la contrainte (ω) et en absence de la contrainte (ω 0 ) ainsi que les valeurs des potentiels de déformation [9] on peut déterminer la contrainte en tension bi-axiale, à l aide de l expression suivante [10]: ω( cm 1 ) = 4 x10 9 σ ( xx + σ yy ) ( Pa) 2 où ω = ω - ω 0. Pour une contrainte en tension bi-axiale σ xx = σ yy = σ. Ou en déduit par conséquence: 1 σ ( Mpa) = 250 ω ( cm ) (2.6) (2.5) Loi de Hooke La relation de linéarité entre les composantes de la contrainte et les composantes de la déformation sont bien connus par la loi de Hooke. L élasticité décrit la variation des composantes de la déformation (ε) lorsqu une contrainte (σ) est appliquée, selon la relation σ ε = (2.7) E Où E est le module d Young. Si on applique simultanément à une couche une contrainte sur les trois axes x, y et z, on obtient les équations de déformation suivantes [11]: 1 ε xx = [ σ xx ν ( σ yy + σ zz )] (2.8) E 1 ε yy = [ σ yy ν ( σ xx + σ zz )] (2.9) E 1 ε zz = [ σ zz ν ( σ xx + σ yy)] (2.10) E Où ν est le coefficient de Poisson pour Si (ν = 0.28). σ xx, σ yy et σ zz sont les éléments de la contrainte suivant les trois axes. 58

13 Pour déterminer la valeur de la déformation sur les couches de Si contraint étudiées ici, on prend les éléments de la déformation qui sont soumis à l action de la contrainte en tension bi-axiale dans le plan x-y comme le montre la figure 2.8. z En appliquant les lois de l élasticité au Si contraint ε = ε = ε ll xx yy x ε xy = ε yz = ε zx = 0 y ε ll ε ll 2 C ε ε 12 = zz = C11 σ = σ xx = σ yy σ zz = 0 ε ll Figure 2.8 Schéma d une couche contrainte de Si en tension bi-axiale. Par conséquence, en substituant l équation (2.6) dans (2.8) on obtient finalement l expression suivante qui détermine la déformation parallèle au plan de croissance (ε ll ) dans les couches de Si contraint à partir de données expérimentales: 1 ε (%) = c ω ( cm ) (2.11) ll La valeur c = que l on obtient est en bon accord avec la valeur expérimentale (c = 0.134) qui a été déterminée par Erdtmann [12,13] par des mesures utilisant les techniques de caractérisation Raman et diffraction des rayons X. Nous avons tenu ici à repréciser ces quelques équations élémentaires car, bien que les potentiels de déformation soient connus depuis de 40 ans, on constate une grande dispersion dans la littérature de la constante c. Les valeurs sont données dans le tableau 2.1. Constante c Référence [13] [14] [15] Tableau 2.1. Différentes valeurs de la constante c dans la littérature 59

14 2.3.2 Spectroscopie de Photoluminescence En général les semiconducteurs sont des matériaux susceptibles d émettre de la lumière lorsqu ils sont soumis à une excitation extérieure. Il existe plusieurs types de sources excitatrices: un faisceau optique (photoluminescence), un faisceau électronique (cathodoluminescence) ou encore un courant électrique (électroluminescence). Pour sonder nos couches, nous avons utilisé la photoluminescence, technique très commune et utilisée dans le domaine des semiconducteurs. La spectroscopie de photoluminescence est une des techniques de caractérisation non destructives qui permet d étudier les propriétés physiques et électroniques des matériaux semi-conducteurs, mais également de qualifier la qualité cristalline des couches étudiées Le principe de la PL Cette technique consiste en l excitation d un échantillon à l aide d un faisceau laser dont l énergie des photons est supérieure à celle de la bande interdite du matériau étudié. Les photons vont donc générer des paires électron-trou qui vont revenir après l excitation à l état d équilibre thermodynamique à l aide d une recombinaison par différents processus de transition, soit de façon radiative conduisant à l émission d un photon, soit de façon non radiative. Au sein d un semiconducteur, on identifie 3 types de transitions illustrées dans la figure 2.9 parmi lesquelles on différencie celles qui sont radiatives (transition inter-bande ou via des défauts et impuretés) et celle non-radiatives (transition intra-bande) [16,17]. E D Ec Eg E A Ev Inter-bande Via défauts/ impuretés Intra-bande Figure 2.9 Transitions principales au sein d un semiconducteur. 60

15 Les transitions radiatives inter-bandes ou autrement dites bande à bande sont classifiées en transitions directes et indirectes selon la configuration des bandes du semiconducteur. Dans le premier type, dans le cas des semiconducteurs de gap direct, la recombinaison radiative de la paire électron-trou s effectue à travers des états proches du minimum de BC et du maximum de BV qui ont la même valeur de k (figure 2.10 a). Dans le cas des semiconducteurs de gaps indirects la recombinaison se fait par un processus intermédiaire, à savoir un phonon, afin de conserver le vecteur d onde k total de la transition (figure 2.10 b) [18]. E E Eg hν Eg hν 0 0 Ep k k (a) (b) Figure 2.10 Transitions principales au sein d un semiconducteur. La photoluminescence consiste donc en l observation et l étude des recombinaisons radiatives. Dans un spectre de photoluminescence, on voit apparaître un ensemble de raies caractéristiques des divers processus de recombinaisons radiatives qui se produisent dans l échantillon. La variation spectrale de l intensité de luminescence émise par les différents processus de recombinaison dépend de la concentration des porteurs et des défauts dans le réseau Effet de la déformation sur le gap indirect dans le Silicium Plusieurs informations sur les propriétés de matériau comme la valeur de gap peuvent être fournies par la spectroscopie de photoluminescence. Au cours de ce travail nous utiliserons cette technique de caractérisation pour évaluer la qualité cristalline des couches étudiées et analyser l effet de la contrainte sur le gap indirect du Si massif. 61

16 La figure 2.11 montre les spectres de PL à basse température du Si non contraint (Si massif) et du Si contraint. Il faut noter que la recombinaison assistée par phonon transversal optique (TO) dans le Si massif est situé à ev [19]. Avec cette valeur en énergie de luminescence et en prenant en compte la valeur d énergie du phonon et la valeur de l énergie de l exciton [20], on obtient une valeur du gap indirect à basse température de 1.17 ev. Dans le cas du Si contraint, on observe un décalage du pic de luminescence (TO) vers les basses énergies qui correspond à une réduction du gap indirect du Si massif. Cette réduction du gap dépend de l importance de la déformation induite dans les couches de Si selon la composition de Ge incorporée dans les couches de SiGe relaxée [21]. Intensité de PL Normalisée (u.a.) SI contraint Si massif Energie (ev) Si TO ev Figure 2.11 Comparaison des spectres de PL à basse température (9 K) du Si massif et d une couche de Si contraint sur SiO 2 /Si Banc expérimental de PL Nous avons utilisé un laser Ar pour exciter les échantillons à différentes longueurs d ondes: en visible à 488 nm (2.54 ev) et en UV à 363 nm (3.41 ev). Le faisceau laser est modulé pour être traité au moyen d une détection synchrone. Dans notre travail le signal de photoluminescence émis par l échantillon est focalisé par une optique de type Cassegrain sur la fente d entrée d un monochromateur (Jobin-Yvon HRS-2) à l intérieur duquel il va être dispersé par un réseau de diffraction 600 traits/mm blazé à 1.0 µm. Le signal optique est ensuite converti en signal électrique grâce à une photodiode Ge très sensible, puis filtré au moyen d une détection synchrone, et finalement, envoyé sur un système d acquisition 62

17 interfacé à un micro-ordinateur où est enregistré le spectre. L utilisation d un cryostat refroidi en cycle fermé permet la réalisation de spectre de PL à des températures d échantillon descendant jusqu à 9 K. La figure 2.12 montre la configuration du banc de manipulation utilisé pour les analyses de PL sur nos échantillons. Laser Ar Chopper Détection Synchrone Echantillon Cassegrain Monochromateur HRS-2 Interface Spectralink Cellule Ge Figure 2.12 Montage expérimental de Photoluminescence. 63

18 2.3.3 Spectroscopie de photoréflectance Spectroscopie de modulation La spectroscopie de photoréflectance est une des techniques de spectroscopie de modulation qui fournit des informations importantes sur la structure de bandes des semiconducteurs. Le principe de la spectroscopie de modulation consiste à appliquer une perturbation périodique externe sur l échantillon à étudier. L application de cette modulation perturbe le cristal par le biais de sa fonction diélectrique ce qui va induire une modification de ses propriétés optiques. La variation périodique imposée sur les paramètres étudiés (comme la réflectance) a l avantage de fournir un caractère différentiel aux spectres faisant augmenter la sensibilité au voisinage des points critiques du spectre. La spectroscopie de modulation est effectuée en utilisant différentes techniques de modulation classifiées selon la méthode de modulation, parmi lesquelles on peut citer, 1) la thermoréflectance (TR) qui consiste en la modulation de la température de l échantillon, 2) l électroréflectance (ER) qui consiste à polariser l échantillon à laide d un champ électrique périodique (cette technique très sensible est capable de faire varier la réflectance ( R/R) de l ordre de 10-6 ), 3) la photoréflectance (PR) qui est une variante de l ER. Pour la PR comme pour l ER les modifications de la fonction diélectrique sont effectuées par un champ électrique. La PR diffère uniquement dans le mode de modulation qui est assuré par un faisceau laser, autrement dit par une modulation optique. Cette technique est moins sensible que celle d électroréflectance ( R/R de l ordre de 10-4 ) [18]. L avantage est qu elle ne requiert pas la réalisation de contacts Le principe de modulation de la PR Dans le cas de la photoréflectance les propriétés optiques sont modulées par la génération de paires électron-trou à l aide d un faisceau laser qui est superposé au faisceau de mesure. Les porteurs libres sont photogénérés d une façon périodique diminuant ainsi la charge d espace et réduisant l intensité du champ électrique à la surface de l échantillon. Cette modulation du champ électrique va provoquer une variation de la fonction diélectrique ( ε ε 1 + iε 2 = ) et la variation de la réflectance ( R/R) qui en résulte va être reliée à cette modification par l équation de Seraphin [22]: 64

19 R R = α( ε ε 1, ε 2) ε1 + β ( ε1, ε 2) 2 (2.12) où α et β sont les coefficients de Seraphin qui sont reliés à la fonction diélectrique non perturbée. ε 1 et ε 2 sont les changements de la fonction diélectrique dus à la perturbation Interprétation des spectres de PR La spectroscopie de photoréflectance suit le même traitement théorique appliqué pour l électromodulation qui peut être classifié en deux catégories: le régime de champ faible et le régime de champ fort. Dans le cas du champ fort, normalement les spectres de PR révèlent des oscillations au dessus de l énergie du gap appelées oscillations Franz-Keldysh [23]. Ce régime de champ fort ne sera pas considéré en détail dans la présente étude, puisque les spectres obtenus dans ce travail n exhibent pas ce type d oscillations. Nous limitons donc notre discussion au domaine du champ faible. Si l intensité du champ électrique est faible, Aspnes a montré que la variation de la fonction diélectrique sous l effet du champ électrique est proportionnelle à la dérivée troisième de la fonction diélectrique non perturbée [24]. En général un spectre d ER à faible champ électrique exhibe un extremum positif et négatif pour chaque point critique de la zone de Brillouin. Ceci est en général décrit par une caractéristique complexe de la forme: R R m = Re[ A exp( iφ ) ( E E g + iγ) ] (2.13) où A est l amplitude de la transition, φ est le facteur de phase, Γ est le paramètre d élargissement et Eg est l énergie de gap. Le paramètre m dans l équation dépend de la dimension du point critique. Pour le gap direct du silicium m est égal à

20 Pour obtenir les paramètres fondamentaux d une transition optique: il est nécessaire d ajuster les spectres de PR suivant le modèle mathématiques de la dérivée troisième de la fonction diélectrique (TDFF: third derivative functional form) (éq. 2.13). La méthode utilisée pour l ajustement des spectres est décrite dans le travail réalisé par H. Chouaib [25]. Dans la figure 3.13 nous montrons un exemple de spectre de PR dont la forme est la dérivée troisième de la fonction diélectrique. Fit TDFF Donnée expérimtaeaux R/R Energie (ev) Figure 2.13 Exemple d un spectre de PR de Si massif à 300 K et de son ajustement par la dérivée troisième de la fonction diélectrique (équation 2.13) Effet de la déformation sur le gap direct dans le Silicium Nous avons utilisé la spectroscopie de photoréflectance comme une technique complémentaire à celle de photoluminescence, en particulier pour analyser l effet de la contrainte sur le gap direct du Si massif. De même que pour l analyse de PL dans le cas du Si contraint, on observe un décalage de l énergie du gap direct vers les basses énergies par rapport à celui du Si massif. Cette réduction du gap dépend de l importance de la déformation induite sur les couches de Si. Lorsque la composition de Ge devient importante le gap direct du Si diminue [21]. La figure 2.14 montre un spectre de PR sur une couche de Si contraint sur isolant. 66

21 Si contraint R/R Energie (ev) Figure 2.14 Spectres de PR à 300 K d une couche de Si contraint sur SiO 2 /Si Banc expérimental de photoréflectance Le banc expérimental de photoréflectance (PR) est illustré dans la Figure En PR on doit moduler le coefficient de réflexion de façon optique à l aide d une perturbation périodique pour obtenir la dérivée par rapport à l énergie du spectre de réflectivité. Les variations sont mesurées en utilisant une technique de détection synchrone. Dans notre cas, la perturbation provient d un laser Ar doublé en fréquence (244 nm) modulé à une fréquence de 110 Hz. Le faisceau test (ou sonde) est obtenu par une lumière blanche issue d une lampe tungstène halogène à travers un monochromateur Jobin-Yvon HR 640, à l intérieur duquel il va être dispersé par un réseau de diffraction 600 traits/mm blazé à 400 nm. Ce faisceau est ensuite focalisé sur l échantillon à l aide d une lentille biconvexe. Le faisceau réfléchi sur l échantillon est focalisé à l aide d une seconde lentille sur le détecteur (PM Hamamatsu H ). Deux signaux sont obtenus, un proportionnel à R et un autre proportionnel à R via la détection synchrone, en phase avec la modulation du laser. Ensuite la division donne le signal utile de PR ( R/R). 67

22 Laser Ar 244 nm Lampe Quartz Monochromateur HRS-640 Interface Spectralink Chopper Détection Synchrone PM Echantillon Figure 2.15 Dispositif expérimental de Photoréflectance. 68

23 2.4. Conclusions Dans ce chapitre, nous avons décrit la méthode de fabrication des échantillons de Si contraint étudiés dans ce travail. Nous avons décrit également le principe des techniques de caractérisation optiques utilisées dans le cadre de ce travail. Ce sont des techniques de caractérisation non destructives qui ne requièrent pas une préparation supplémentaire sur les échantillons. La spectroscopie Raman nous permettra d évaluer la déformation induite dans les couches Si sur isolant (ssoi), d autre part, la spectroscopie de photoluminescence (PL) et la spectroscopie de photoréflectance (PR) nous permettront d analyser l effet de la déformation sur la structure de bandes du Si massif. 69

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