msi kt 4 v

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msi kt 4 v

ANNEXES
217
Annexe 1 _________________________________________________________ 220
Rappel sur la diffusion _____________________________________________________ 220
1.1 Principaux mécanismes de diffusion_________________________________________
1.1.1 Mécanisme lacunaire _________________________________________________
1.1.2 Mécanisme interstitiel direct ___________________________________________
1.1.3 Mécanisme interstitiel direct ___________________________________________
220
220
220
221
1.2 Théorie classique de la nucléation___________________________________________ 221
1.3 Equations de la diffusion __________________________________________________ 222
1.3.1 Cas de la croissance d’une unique phase MxSiy _____________________________ 222
1.3.2 Cas de la croissance simultanée de plusieurs phases _________________________ 224
Annexe 2 _________________________________________________________ 225
Principaux équipements de siliciuration _______________________________________ 225
1.1 Equipement de nettoyage de surface ________________________________________ 225
1.2 Equipement de dépôt et d’encapsulation (ENDURA)___________________________ 226
1.3 Equipement de recuit (Levitor 4000) ________________________________________ 227
Annexe 3 _________________________________________________________ 228
Techniques expérimentales _________________________________________________ 228
1.1 Mesure 4 pointes de Rs____________________________________________________ 228
1.2 L’analyse XRD __________________________________________________________
1.2.1 Le mode θ-2θ _______________________________________________________
1.2.2 Diffraction sous incidence rasante _______________________________________
1.2.3 Fiches correspondant aux siliciures de nickel ______________________________
229
229
229
230
1.3 AFM 232
1.4 Analyse XPS ou ESCA ____________________________________________________ 234
1.5 Le XRF ________________________________________________________________ 234
1.6 Le TXRF _______________________________________________________________ 235
1.7 Le Flexus _______________________________________________________________ 235
1.8 SIMS 236
1.9 Auger __________________________________________________________________ 236
1.10 Le microscope atomique en mode Kelvin_____________________________________ 236
1.10.1 Le principe de la sonde de Kelvin _______________________________________ 236
1.10.2 Le principe du KFM__________________________________________________ 237
1.11 Microscopie avec détecteur EELS___________________________________________ 238
1.12 Microscopie avec détecteur EDX ___________________________________________ 238
218
Annexe 4 _________________________________________________________ 239
Méthodes de caractérisation électrique ________________________________________ 239
1.1 Appareillage ____________________________________________________________ 239
1.2 Les mesures C-V _________________________________________________________
1.2.1 Différentes mesures possibles __________________________________________
1.2.2 Extraction des paramètres à partir d’une courbe C-V ________________________
1.2.2.1 Mesures à haute fréquence ______________________________________
1.2.2.2 Mesures à basse fréquence ______________________________________
1.2.2.3 Sens du balayage lors d’une mesure C-V ___________________________
1.2.2.4 Extraction de l’épaisseur d’oxyde de grille __________________________
1.2.2.5 Extraction du dopage et de la tension de bandes plates_________________
1.2.2.6 Détermination de la tension de bandes plates ________________________
1.2.2.7 Phénomène de désertion dans les grilles en Poly-Si ___________________
1.2.3 Influence des défauts de charges sur la capacité MOS________________________
240
240
240
241
242
242
242
243
245
245
246
Annexe 5 _________________________________________________________ 248
Simulations d’implantation DIOS et TRIM ____________________________________ 248
1.1 Simulation DIOS_________________________________________________________ 248
1.2 Simulation TRIM ________________________________________________________ 249
1.2.1 Indium 90keV_______________________________________________________ 249
1.2.2 Fluor 20keV ________________________________________________________ 250
1.3 Impact d’une grille totalement siliciurée NiSi sur la modulation du Φm____________
1.3.1.1 A partir d’une courbe I-V _______________________________________
1.3.2 Extraction physique du travail de sortie ___________________________________
1.3.2.1 Photo-émission interne _________________________________________
1.3.2.2 A l’aide d’un microscope atomique en mode Kelvin (KFM) ____________
250
250
250
250
251
Bibliographie ____________________________________________________________ 253
219
Annexe 1 : Equations de diffusion dans les siliciures
Annexe 1
Rappel sur la diffusion
1.1 Principaux mécanismes de diffusion
Dans un réseau cristallin, le transport de matière et donc la diffusion est rendu possible grâce
à la présence de défauts ponctuels (lacunes, interstitiels,…) ou étendus (dislocation, joints de
grain,…). Les principaux mécanismes sont représentés sur la Figure 1.
b)
a)
c)
Figure 1:Schéma des principaux mécanismes de migration des atomes: a)Mécanisme lacunaire, b) mécanisme
interstitiel direct, c) mécanisme interstitiel indirect.
1.1.1
Mécanisme lacunaire
Pour toute température non nulle (T>0K), un certain nombre de sites, appelés lacunes, sont
vacants. Un atome voisin pourra se substituer à une de ces lacunes (Figure 1. a). La vitesse de
migration des atomes utilisant ce mécanisme va dépendre de facteurs tels que la nature de l’atome
qui migre et de la matrice dans laquelle il migre, de la concentration des lacunes1. Ce mécanisme
est le plus fréquent dans le cas de l’autodiffusion dans les métaux purs.
1.1.2
Mécanisme interstitiel direct
L’atome en migration se déplace dans le réseau cristallin de site interstitiel en site interstitiel
(Figure 1. b). N’étant pas limité par le nombre de défauts présents dans la matrice, la vitesse de
migration est très grande. Ce mécanisme concerne essentiellement les éléments de petite taille qui
se dissolvent en position interstitielle (H, C, N par exemple pour les métaux).
1
La concentration des lacunes dépend de la température.
220
1.1.3
Mécanisme interstitiel direct
Ce mécanisme correspond à un couplage entre un atome en position interstitielle et un atome
en substitution dans le réseau (Figure 1. c). Suggéré pour expliquer l'autodiffusion du silicium à
haute température, l’atome va utiliser alternativement une position interstitielle et
substitutionnelle au réseau.
1.2 Théorie classique de la nucléation
Energie libre
Au point d’équilibre Tc entre deux phases, la variation d’énergie libre ∆G est nulle. La Figure
2 représente les énergies libre des deux phases en fonction de la température.
De la relation
Équation 1
∆G=∆H-T∆S
on déduit:
Équation 2
∆S=∆H/TC
où la variation d’entropie ∆S est la différence entre les deux pentes de la Figure 2, et ∆H est la
variation d’enthalpie de la transition. A la température de transition, la force motrice est nulle.
Aucune transformation n’est possible. Pour une température T1 différente de cette température
de transition, le passage d’une phase à une autre est déterminé par a variation d’énergie libre ∆G1.
Si T1 est proche de TC, la force motrice est donnée par:
Équation 3
∆G1=∆S(T1-TC)
TI
TC
Température
Figure 2: Représentation schématique des énergies libres des deux phases d’un
même composant autour de la température de transition[d’Heurle’88]
La création de germes d’une nouvelle phase va dépendre de la variation d’énergie libre du
système. Elle implique l’apparition d’une surface délimitant un certain volume de la phase stable
en formation. Lors de la germination, deux termes vont entrer en compétition dans la variation
d’énergie libre (∆G) d’un germe de rayon moyen r:
Un terme correspondant au gain d’énergie libre spécifique au volume du germe (en r3): Terme
proportionnel au cube du rayon moyen du germe (r): a.∆G1.r3, avec a un terme géométrique du
germe et ∆G1 la variation d’énergie libre par unité de volume entre l’état initial et l’état final de la
phase considérée, soit l’énergie libre de transformation. Généralement la nucléation d’une
nouvelle phase s’accompagne par une perte d’énergie de déformation ∆Hd (énergie élastique
nécessaire à la génération de dislocation): ∆G1=∆Gc-∆Hd, ∆Gc est l’énergie libre «chimique» de la
phase (telle qu’elle est donnée dans les tables thermodynamiques)
Un terme lié à la création d’une interface avec la nouvelle phase formée (en r²): Terme
proportionnel au carré du rayon du germe: b.σ.r², avec b un terme géométrique du germe et σ
l’énergie libre spécifique par unité de surface.
Contrairement à la variation de volume générée par le germe, la création d’une interface
demande de l’énergie au système. La variation d’énergie libre d’un germe, représentée sur la
Figure 3 peut ainsi s’écrire pour une température T1:
Équation 4
∆G= b.σ.r²- a.∆G1.r3
221
Variation d’énergie libre (∆G)
Terme surfacique
b.σ.r²
∆G*
r*
Rayon du germe (r)
Terme volumique
a.∆G1.r3
Figure 3: Variation de l’énergie libre d’un germe en fonction de son rayon
déterminée à partir de Équation 4. Les contributions de surface et de volume sont
également représentées [d’Heurle’88]
Le maximum de la variation d’énergie libre (∆G*) correspond au rayon critique (r*) des
germes. Les germes ayant une taille supérieure à ce rayon critique vont continuer à croître.
Parallèlement, les particules des germes de taille inférieure à r* vont se dissocier2 et alimenter la
croissance des germes de plus grande taille. Par dérivation de l’Équation 4, le rayon critique est
donné par:
r* =
2.b σ
3.a ∆G
Équation 5
L’énergie libre du germe critique à une température T peut alors s’écrire (Équation 4 Équation 2):
∆ G* =
4.b 3 σ 3
Tc2
27.a 2 ∆H 2 (T − Tc ) 2
Équation 6
A cette température, la vitesse de nucléation (ρ*) est proportionnelle à la concentration de
germes critiques et à la vitesse à laquelle se forment ces germes (généralement un terme de
diffusion du type exp(-Q/kT):
Équation 7
ρ * = Ke −∆G*/ kT e− Q / kT
avec K un facteur de proportionnalité, ∆G* l’énergie libre du germe critique et Q l’énergie
d’activation. Il apparaît dans cette formulation que la nucléation et la croissance cristalline
dépendent fortement de la température T.
1.3 Equations de la diffusion
1.3.1
Cas de la croissance d’une unique phase MxSiy
Si dans le diagramme de phase du système métal/silicium il n’existe qu’une seule phase stable
intermédiaire à une température T0 donnée, la croissance de cette phase MxSiy. se déroulera en
deux étapes (Figure 4):
La diffusion des atomes (M et/ou Si) à travers MXSiy
La réaction chimique entre le métal et le silicium aux interfaces (M/MXSiy ou MXSiy/Si)
conduisant à la formation d’un composé intermédiaire : xM+ySi→ MXSiy
2 Le terme de surface est dominant pour les germes de rayon inférieur au rayon critique.
222
M
JSi
M XSiy
JM
Si
L(t)
Figure 4:Représentation schématique de la croissance d’une unique phase MxSiy par réaction à l’état solide entre le
métal et le silicium: JM et JSi sont respectivement le flux de métal et le flux de silicium arrivant à l’interface MxSiy/Si
pour le métal et à l’interface M/MxSiy pour le silicium. L(t) est l’épaisseur de la phase MxSiy, fonction du temps.
Pour simplifier, supposons que :
La phase MxSiy croît par diffusion du métal, c a d que le métal est beaucoup plus mobile que
le silicium. On a donc pour seul flux de diffusion, celui du métal (JM≠0, JSi~0).
Le coefficient de diffusion du métal est constant dans la phase MxSiy.
La solution est idéale et la diffusion unidimensionnelle.
D’après la loi de Fick exprimant le flux de diffusion sur la diffusion du métal à travers MxSiy.:
J M = − DM
dC
dx
Équation 8
avec JM et DM respectivement le flux et le coefficient de diffusion des atomes de métal, et C
leur concentration.
Pour des épaisseurs de phase formée MxSiy faibles, l’Équation 8 peut s’écrire :
J M = DM
C0 − Cs
L
Équation 9
où C0 et CS représentent respectivement la concentration de métal M à l’interface M/MxSiy et
la concentration de métal M à l’interface MxSiy/Si, et L l’épaisseur de MxSiy. La concentration
varie linéairement dans la phase MxSiy.
Les atomes métalliques diffusant ainsi vers l’interface MxSiy/Si vont réagir ave les atomes de
silicium. La cinétique de réaction s’écrit :
Équation 10
JR=kCS
avec k représentant la constante de réaction chimique. La condition d’égalité des flux à
l’interface MxSiy/Si (JM=JR) impose alors :
CS =
C0
Lk
1+
DM
Équation 11
D’autre part, si l’on admet que la surface de réaction est constante, on peut assimiler
l’accroissement de la phase considérée à l’augmentation de son épaisseur. Dans ce cas, la
croissance ∂L du siliciure est reliée au flux d’atomes pendant un temps infinitésimal ∂t. On a ainsi
une autre expression du flux :
JM =
1 ∂L ( t )
Ω M ∂t
Équation 12
où ΩM est le volume de MxSiy formé par mole de l’espèce M et t le temps.
Si la croissance du siliciure dépend uniquement de la quantité d’atomes métalliques arrivant à
l’interface de réaction MxSiy/Si, la réaction est contrôlée par la diffusion. D’après la condition
d’égalité des flux à l’interface MxSiy/Si (JM=JR) l’Équation 12 s’écrit alors:
1 ∂L (t )
= kCS
Ω M ∂t
Équation 13
En remplaçant CS par son expression (Équation 11) dans cette dernière équation et en
l’intégrant, on obtient alors la relation de Deal et Grove [Deal’65] :
223
L L²
+
= t , avec A = Ω M kC0 et B = 2DM Ω M C0
A B
Équation 14
Cette équation décrit la croissance linéaire parabolique de la phase MxSiy par réaction à l’état
solide du métal et du silicium.
Au début de la réaction (L→0), la croissance du siliciure est linéaire en fonction du temps.
L’Équation 14 peut être approximée par:
Équation 15
L(t)=Kr.t, avec Kr=ΩMkC0
Elle devient parabolique dés que la distance de diffusion des espèces augmente (L>>0):
Équation 16
L(t)= Kd.t, avec Kd=2ΩMkC0
1.3.2
Cas de la croissance simultanée de plusieurs phases
Le cas de la croissance simultanée de plusieurs phases est plus fréquent mais aussi plus
complexe3. Nous prendrons ici l’exemple de la formation de deux phases4 en équilibre M2Si et
MSi. Encore une fois, on suppose que le métal est l’espèce diffusante. Dans ce cas, les réactions
vont se produire aux deux interfaces M2Si/MSi et MSi/Si (Figure 5).
M
JMI
JMII
M 2Si
MSi
LI(t)
LII(t)
Si
Figure 5:Représentation schématique de la croissance simultanée de deux phases M2Si et MSi par réaction à l’état
solide entre le métal et le silicium: JMI et JMII sont respectivement le flux de métal arrivant à l’interface M2Si/MSi et à
l’interface MSi/Si. LI(t) et LII(t) sont les épaisseurs des phases M2Si et MSi, fonction du temps.
La croissance de la phase M2Si riche en métal a lieu à la seule interface M2Si/MSi par
diffusion de M avec un flux JMI. Cette croissance est régie par la réaction:
JM
I
M + MSi ⎯⎯→
M 2 Si
Formation de M2Si
Consommation de MSi
La croissance de la phase MSi a lieu aux deux interfaces M2Si/MSi et MSi/Si. A l’interface
M2Si/MSi, la phase MSi croît au détriment de la phase M2Si, tandis qu’un atome M est libéré
suivant la réaction:
JM
II
M 2Si ⎯⎯→
MSi + M
Consommation de M2Si
Formation de MSi
Cet atome peut diffuser avec un flux JMII à travers la phase MSi et réagir à la seconde interface
MSi/Si suivant l’équation:
JM
II
M + Si ⎯⎯→
MSi
Formation de MSi
Si l’on fait le bilan de ces réactions pour les phases M2Si d’épaisseur LI(t) et MSi d’épaisseur
LII(t), on obtient les relations suivantes:
dLI
M
= JM
I − J II
dt
Équation 17
dLII
M
= 2J M
II − J I
dt
Équation 18
3
La cinétique de croissance de chaque phase ne dépendra pas uniquement des ses caractéristiques (cinétique de
réaction, coefficient de diffusion) mais aussi des caractéristiques de toutes les phases en présence.
4
Plus généralement MmSip et MpSiq avec m>p et donc n<q
224
Annexe 2: Equipement de siliciuration
Annexe 2
Principaux équipements de siliciuration
1.1 Equipement de nettoyage de surface
Le nettoyage est une étape qui va conditionner la formation du siliciure: une désoxydation
doit être effectuée afin d’éliminer la présence d’oxyde qui pourrait freiner voir bloquer la
siliciuration. L’équipement de DAINIPPON SCREEN utilisé contient un bac unique dans lequel
sont réalisés la désoxydation, le rinçage et le séchage.
La désoxydation se fait en trois parties. Une fois les plaques déposées dans le bac, le bac est
rempli de H2O. Pendant 180s, on augmente la concentration de HF. Ensuite, il y a une étape de
bain inerte (concentration constante) de temps défini en fonction de l’épaisseur à graver. Enfin, il
y a de nouveau l’arrivée d’eau pour diluer le HF. L’admission de HF pendant 180s et sa dilution
après le bain inerte correspondent à 180s de bain inerte (Figure 6).
Figure 6: Différentes étapes de la désoxydation dans la DNS3 désoxydation
Il y a 2 lignes de HF (HF1: HF 50% dilué 200x ; HF2 : HF 50% dilué 500x), dont la plus
utilisée est la ligne de HF la moins diluée. Les vitesse d’attaque sur l’oxyde sont d’environ 0.2Å/s
pour HF1 et 0.05Å/s pour HF2.
225
1.2 Equipement de dépôt et d’encapsulation (ENDURA)
Figure 7: Photo des chambres de
l’équipement
Les dépôts du nickel et des capping Ti et TiN, sont
réalisés par PVD (Physical Vapor deposition).
L’équipement utilisé est un bâti Endura Applied Materials
possédant un système complexe d’entrées et de sortie des
plaques. Une pompe turbo moléculaire permet de
descendre le vide à 10-8 Torr dans le sas de transfert des
plaques et dans les chambres. La température de la plaque
est contrôlée par un suscepteur, lui-même régulé par de
l’Argon à température ambiante arrivant en face arrière. Ce
suscepteur peut être utilisé pour le premier recuit de
siliciuration à basse température.
Cet équipement est composé de deux sas de transfert autour desquels s’articulent les
chambres de dépôt (Figure 8):
Pour les capping, nous disposons d’une chambre de dépôt Ti et de deux chambres de dépôt
TiN (pour ces dernières, on utilise la même cible que pour le dépôt Ti mais avec introduction
d’azote dans les chambres ).
Une chambre est dédiée au dépôt PVD nickel.
Les autres chambres servent au dégazage et au refroidissement des plaques.
Figure 8: Profil d'une ENDURA
Il est à noter que l’ENDURA dispose d’une chambre de «Soft sputter etch» qui permet de
réaliser une gravure in situ de l’oxyde natif présent sur les plaques (gravure par sputtering d’ions
Ar+).
226
1.3 Equipement de recuit (Levitor 4000)
Le Levitor 4000 de ASM est un système RTP (Rapid Thermal Processing). Les plaques sont
traitées une par une dans la chambre en 1min30 environ. Le système est basé sur un transfert de
chaleur par conduction. Le procédé est donc indépendant de l’émissivité des plaques qui est un
problème connu des équipements RTP à lampes. Le système de contrôle de la température
repose sur des éléments de chauffage et des thermocouples et permet des recuits à des
températures comprises entre 200 et 1100°C. Les deux blocs du réacteur (matériaux réfractaires)
sont chauffés à la température désirée. Le flux de N2 ou de He à travers des trous dans les blocs
du réacteur va maintenir la plaque à une distance de 10µm de la surface des blocs. Cette faible
distance assure un transfert de chaleur effectif par conduction entre les blocs des réacteurs et la
plaque. L’absence de points de contact entre blocs et plaque assure l’uniformité du chauffage
(Figure 9).
Figure 9: Représentation schématique du réacteur du Levitor
Pour des recuits longs, la température de la plaque augmente jusqu’à atteindre la température
des blocs. Le temps de recuit est défini par le temps durant lequel la plaque est à la température
désirée. Après le transfert de la plaque vers la chambre de refroidissement, la plaque est refroidit
sous flux de N2 ou de He à température ambiante. Pour des recuits spike très rapides, les plaques
sont déchargée avant d’atteindre la température des blocs, lors de la montée en température. De
tels recuits sont ainsi réalisés sans équilibre thermique entre la plaque et les blocs. Le temps
durant lequel la plaque est à la température requise peut être considéré comme nul. L’hélium
ayant une plus grande conductivité thermique que N2, réaliser un recuit sous ambiance He permet
de réaliser de plus fortes rampes en températures et des refroidissements plus rapides. Quelques
profils de températures pour des recuits long et des recuits spike sont représentés sur la Figure
10.
Figure 10: Exemples de quelques profils de température pour des recuits spike et des recuits plus longs
[Lauwers’04].
227
Annexe 3 : Techniques expérimentales
Annexe 3
Techniques expérimentales
1.1 Mesure 4 pointes de Rs
Mesure V/I sur une couche mince d’épaisseur e et de résistivité ρ
Si l’épaisseur est négligeable par rapport
aux autres dimensions, on peut construire un
modèle bidimensionnel de la conduction qui
donne :
V
ρ
=K
I
e
K
étant
un
coefficient sans dimension
Figure 11: Représentation schématique de la mesure V/I
caractéristique de la géométrie 2D (forme des
sur une couche mince d’épaisseur e et de résistivité ρ.
contours, position des contacts).
V
= K.Rs
Le rapport ρ/e caractérise la couche, on le note Rs ou R□ (en ohms). On a alors:
I
Valeur de K (cas particulier)
Figure 12: Représentation schématique du cas particulier
où les 4 pointes sont alignées et équidistantes..
Le coefficient K peut être calculé
analytiquement dans quelques cas particuliers
très simples, par exemple pour 4 pointes
alignées équidistantes sur une couche sans
limites (infinie) :
log(2)
K=
π
(valeur pratique: 1/K=4,532)
Cas d’une couche dopée
La résistivité n’est pas uniforme sur l’épaisseur e, mais les formules précédentes sont toujours
applicables, par généralisation de l’utilisation de Rs. On définit alors une résistivité moyenne ρm
telle que :
ρ
RS = m
e
Si la loi de distribution du dopant est connue, on peut déduire de ρm la concentration en surface
et pour différentes profondeurs (abaques).
228
1.2 L’analyse XRD
La nature cristalline d’une couche mince se caractérise par une maille élémentaire donnant des
familles de plans parallèles et équidistants, les plans réticulaires (hkl). La distance entre les plans
d’une même famille est appelée la distance interréticulaire dhkl. Les distances de chaque famille
de plans (hkl) sont la signature d’une phase et elles peuvent être mesurées par diffraction de
rayons X.
Lorsqu’un faisceau parallèle de rayons X monochromatiques arrive en incidence θ sur les plans
cristallins, il est diffracté par une famille de plans réticulaires lorsque la condition de Bragg est
réalisée:
2d hkl sin θ = nλ
Équation 19
Où n est un nombre entier et λ la longueur d’onde du faisceau de rayons X. Pour notre étude,
deux méthodes d’analyses ont été utilisées: un mode θ-2θ et un mode sous incidence rasante.
1.2.1
Le mode θ-2θ
Le montage utilisé, en mode θ-2θ, comprend un diffractomètre D500 de Bruker, une source
RX à anticathode de cuivre, un monochromateur arrière courbe de graphite réglé sur la raie
CuKα (1.54Å). Ce mode consiste à obtenir un diagramme de diffraction en faisant tourner
l’échantillon, placé au centre d’un goniomètre, selon l’angle θ tandis que le système de détection
tourne à la vitesse double 2θ. Le montage est à focalisation selon la technique de Bragg-Brentano,
la longueur d’onde utilisée, dans notre cas, est celle de CuKα (1,5405Ǻ). Durant l’expérience,
l’échantillon tourne, pas à pas, à la vitesse de 0,025° en 5 secondes et le détecteur à la vitesse de
0,05° en 4 secondes. L’étendue angulaire d’analyse est comprise entre 10° et 100° sur l’échelle 2θ.
Ce mode permet d’obtenir les raies de diffraction des grains dont les plans sont parallèles à la
surface de l’échantillon.
1.2.2
Diffraction sous incidence rasante
Les analyses par diffraction sous incidence rasante ont été effectuées sur le diffractomètre
X’Pert de PANalytical. Le montage comprend une source de rayons X à anticathode de cuivre,
un miroir parabolique pour obtenir une intensité incidente plus importante (gain x10), un
goniomètre et l’ensemble de détection comprenant des fentes de Sollers, un monochromateur
plan et un détecteur à scintillation. Pendant les mesures, l’échantillon est maintenu fixe, sa surface
reçoit le faisceau incident sous l’angle de 0,5°. L’ensemble de détection tourne avec un pas de
0,05° avec un temps de comptage de 5 secondes par pas. L’étendue angulaire est comprise entre
10 et 100° (2θ). Les plans cristallins diffractant détectés, au cours de l’analyse, présentent un angle
égal à θ - 0,5°. Ils ont donc une orientation variable par rapport à la surface. Ce mode permet
d’accéder à des familles de plans réticulaires qui ne sont pas parallèles à la surface de l’échantillon.
Il permet en outre d’augmenter le volume diffractant des couches minces grâce à la surface
irradiée, plus importante sous incidence rasante que sous le mode θ-2θ.
229
1.2.3
Fiches correspondant aux siliciures de nickel
230
231
1.3 AFM
Le microscope à force atomique (AFM) est un outil puissant qui permet de caractériser la
morphologie de tous types de matériaux, qu’ils soient durs (métaux, semiconducteurs), mous
(cellules biologiques), conducteurs ou isolants. Son principe est basé sur l’interaction entre la
surface à caractériser et une pointe montée au bout d’un levier flexible (cantilever) [Binning’86].
La topographie est alors déduite de la déflexion (ou de l’amplitude de vibration) du levier qui
dépend elle-même des forces (ou du gradient de force) exercées entre les atomes de la surface et
de la pointe. Les forces en présence, qui dépendent principalement de la distance entre la pointe
et la surface, peuvent être de types électrostatique, magnétique, van der Waals, capillaires ou
coulombienne. La distance pointe-surface aura donc un effet important sur la résolution de la
mesure topographique. Outre l’imagerie traditionnelle permettant de caractériser la topographie
d’une surface, l’AFM peut être utilisé dans l’étude des propriétés mécaniques, magnétiques ou
électrostatiques de surface avec une très bonne résolution spatiale.
Dans notre étude, l’AFM a été utilisé pour déterminer les propriétés morphologiques des
films minces. Deux paramètres ont été caractérisés :
- l’excursion (en anglais Pic-to-Valley) représentant la différence entre le point le plus haut
et le plus bas mesurés sur la surface ;
- la moyenne quadratique de la rugosité, nommée RMS (Root MeanSquare), définie selon la
relation :
N
rms =
∑(Z − Z
i =1
i
moyen
)
2
Équation 20
N
232
où Zmoyen, Zi et N définissent respectivement la hauteur moyenne de la surface caractérisée, la
hauteur locale et le nombre de points mesurés.
Le schéma de principe d’un microscope à force atomique est présenté sur la Figure 13. Le
système comprend :
- une sonde AFM constituée d’un cantilever comportant une micropointe fixée à son
extrémité ;
- un plateau motorisé permettant le déplacement latéral (∆x, ∆y) de l’échantillon ;
- trois éléments piézoélectriques sur lesquels est fixé la sonde AFM. Cette configuration
permet de faire varier de manière précise la position et l’altitude de la pointe ;
- un système de mesure optique constitué d’un laser et d’un détecteur à photodiodes afin
de mesurer la déflexion du cantilever induite pas les forces attractives et répulsives ;
- une boucle de rétroaction reliant le système optique laser-photodiodes et les éléments
piézoélectriques. Elle permet de moduler l’altitude z du cantilever en fonction de la
déflexion mesurée.
Figure 13: Schéma du principe du microscope à force atomique.
L’AFM possède plusieurs modes d’imagerie qui permettent d’adapter la méthode de mesure à
la nature de l’échantillon. Dans le cadre de notre étude, nous avons utilisé le mode TappingTM
dans lequel la pointe est en contact intermittent avec la surface. Dans ce mode d’analyse, le
cantilever est excité mécaniquement à une fréquence proche de son mode principal de résonance
(environ 90% à 95%) avec une amplitude de quelques nanomètres. Cette excitation est assurée
par l’élément piézoélectrique z couplé mécaniquement au levier. Lorsque le levier est
suffisamment loin de la surface, celui-ci est libre de vibrer. La réflexion du spot laser sur son
extrémité génère alors un signal électronique sinusoïdal d’amplitude A0. Lorsque la pointe est
engagée et que le balayage est actif, cette dernière rencontre des creux ou des bosses à la surface
de l’échantillon. Quand la pointe passe dans un creux, la hauteur réelle diminue entraînant une
augmentation de l’amplitude du signal de vibration et donc une augmentation de l’oscillation du
spot laser sur la photodiode (amplitude A0+δA). Afin de maintenir l’amplitude A0 constante, la
régulation commande une extension (-∆Z) de l’élément piézoélectrique. Réciproquement, lorsque
la pointe rencontre une bosse, l’amplitude de vibration du levier diminue et l’amplitude de
déflection du spot laser est réduite (A0-δA). L’électronique de régulation commande alors à
l’élément piézoélectrique de se rétracter (+∆Z) afin de retrouver l’amplitude de vibration de
départ A0. L’enregistrement des variations (∆Z) de l’élément piézoélectrique permet ainsi de
définir la topographie de la surface de l’échantillon. Le mode TappingTM nécessite des pointes
dont la fréquence de résonance est élevée, de l’ordre de plusieurs dizaines de kHz. Cette propriété
lui confère suffisamment d’énergie cinétique pour contrecarrer la force d’attraction et permettre à
la pointe de ne pas rester collée à la surface de l’échantillon.
233
1.4 Analyse XPS ou ESCA
La technique d'analyse de surface que nous avons fait réaliser par le laboratoire “Sciences et
surface” est la spectroscopie de photoélectrons X ou XPS (X-ray Photoelectron Spectroscopy).
Cette méthode renseigne sur la nature des atomes et des liaisons chimiques. C'est pourquoi, elle
est aussi appelée spectroscopie d'électrons pour l'analyse chimique ou ESCA (Electron
Spectroscopy for Chemical Analysis).
La surface est excitée par un rayonnement X et on analyse en énergie les électrons émis par
l'échantillon. Ces électrons issus d'un processus de photoémission sont qualifiés de
photoélectrons.
Le photon lorsqu'il interagit avec un atome de la cible peut provoquer son ionisation en lui
cèdant la totalité de son énergie Ex. Une partie de cette énergie sert à arracher l'électron à l'atome
; il s'agit de l'énergie de liaison EL. Le reste est transmis à l'électron sous forme d'énergie cinétique
: E0 = Ex - EL. L'électron qui atteint l'extrême surface du solide avec cette énergie E0 est émis
dans le vide. L'énergie cinétique mesurée par le spectromètre permet d'accéder à l'énergie de
liaison EL caractéristique du niveau électronique (couche et sous-couche) dont le photoélectron
est issu et par conséquent à la nature de l'atome et à son environnement chimique.
Caractéristiques:
-
analyse élémentaire qualitative : tous les éléments sont détectables, sauf H et He,
seuil de détection de 0,1 - 0,5 % atomique suivant les éléments,
analyse quantitative : précision de 2à 5 % - justesse de 20 %,
analyse de surface : profondeur d'analyse inférieure à 100 Å (30 à 50 Å environ),
informations sur les formes chimiques des éléments détectés (types de liaison,
proportion oxyde/métal...),
taille de la zone analysée: ~ 150 x 150 µm² à ~ 250 x 1000 µm²,
possibilité d'analyser des échantillons isolants.
1.5 Le XRF
Le principe du XRF (X-Ray Fluorescence) est décrit dans la Figure 14. Un électron des
couches internes est excité par un photon incident dans le domaine des rayons X. Pendant le
processus de désexcitation, un électron de niveau d’énergie plus élevé va venir le remplacer. La
différence d’énergie entre ces deux niveaux apparaît comme un rayon X émis par l’atome. Le
spectre enregistré pendant ce processus révèle un nombre de pics caractéristiques. L’énergie de
ces pics permet d’identifier les éléments en présence dans l’échantillon (analyse qualitative), alors
que l’intensité des pics donne la concentration de cet élément (analyse quantitative) après
étalonnage.
Chaque élément possède un capteur. Dans notre cas, seul le capteur de Cobalt était
disponible.
La méthode est lente et ne permet d’obtenir l’uniformité que sur cinq points, mais on
s’affranchit de la résistivité de la couche ainsi que de l’éventuel effet du substrat.
234
Figure 14: Principe du XRF
1.6 Le TXRF
La Totale reflection X-Ray Fluorescence repose sur le même principe que le XRF, mais c’est
une analyse de surface. Il peut détecter des éléments de numéros atomiques moyens à élevé
(Soufre à Uranium). Un faisceau de rayons X excite la surface sur une profondeur de 30 à 150Å,
en réflexion totale (angle d’incidence de 0,1°) provoquant la fluorescence des impuretés présentes
avec une énergie caractéristique. Une série de capteurs au dessus de la zone bombardée compte le
nombre de photons représentatifs de chaque élément. Ce signal est converti en nombre d’atomes
par centimètre carré, intégré sur toute l’épaisseur sondée. On peut détecter un élément dès que sa
concentration est supérieure à 108 at/cm². Le TXRF est surtout utilisé pour des tests de
contamination. Les avantages et désavantages d’une telle méthode sont listés dans la Figure 18
Avantages
Contrôle de contamination rapide
Inconvénients
Résolution latérale de 10nm
Analyse pleine plaque
Pas d'information sur la distribution
de profondeur
Ne détecte pas les éléments de faibles
numéros atomiques (ex: Li, Na, K, Al)
Non destructif
Quantitatif
Nécessite une surface polie
Figure 15: Avantages et désavantages du TXRF
1.7 Le Flexus
Cet appareil mesure le changement de rayon de courbure du substrat causé par le dépôt d’un
film fin contraint. Connaissant l’épaisseur t de ce film, il est possible de remonter à la contrainte
σ s’éxerçant dans le film mince.
σ(Pa)= E h² 1 − 1
1−ν 6t R2 R1
avec: E, le module d’Young; 1-ν, le module biaxial élastique du substrat, h, l’épaisseur du
substrat; R1 et R2 les rayons de courbure respectivement avant et aprés dépôt du film,
E =1,805.1011Pa pour un substrat Si parfaitement plat (100).
1−ν
[
]
235
Caractéristiques:
- Vitesse: 5s/wafer
- Répétabilité: moins de 1Mpa /cm² pour 10 mesures
- Précision: moins de 2,5% ou 1Mpa
1.8 SIMS
Les profiles SIMS en profondeur (Cameca Wf Ultra) sont obtenus en bombardant d’atomes
Cs d’énergie 2keV la surface de l’échantillon tout en analysant les ions secondaires pertinents
(CsM+ et Cs2M+). Pour les siliciures de nickel, l’isotope 60Ni a été suivi5 afin d’éviter les
interférences avec Si2.
+
1.9 Auger
Pour des considérations de quantification, les profils Auger en profondeur ont été réalisés
alternativement avec un faisceau d’électrons de 10nA à 10keV sur un échantillon tilté de 30° et
un faisceau d’ions Ar+ de 2keV. La quantification à été effectuée à l’aide de facteurs de sensibilité
tabulés (non calibré) et par normalisation. En conséquence, les concentrations atomiques ne
doivent pas être interprétées comme absolues, mais plutôt comme une comparaison relative entre
les différents échantillons.
1.10 Le microscope atomique en mode Kelvin
1.10.1
Le principe de la sonde de Kelvin
Figure 16: Schéma du principe physique de la sonde Kelvin [Palermo’06]
La sonde de Kelvin tient son appellation de William Thomson, anobli sous le nom de Lord
Kelvin, qui utilisa cette technique pour expliquer la formation du potentiel de contact entre les
métaux [Kelvin’98]. Lorsque que deux électrodes de nature différente sont connectées
électriquement, les niveaux de Fermi des deux métaux s’alignent. Des électrons sont alors
transférés du matériau dont le travail de sortie est le plus bas vers celui dont le travail de sortie est
le plus haut (Figure 16.b). Ce transfert d’électrons crée alors un potentiel de contact VCPD (CPD
:Contact Potential Difference) égal à la différence des travaux de sortie qф1 de l’électrode de
5
et non l’isotope principal
236
référence et qф2 du matériau étudié. L’établissement du potentiel de contact peut être facilement
observé par la mesure du champ électrique induit entre les deux électrodes. Dans son expérience
initiale, Lord Kelvin observa le potentiel de contact à l’aide d’un électroscope constitué de deux
feuilles d’or reliées à l’une des électrodes. Une fois chargées par l’électrode, les feuilles d’or se
repoussent. L’espacement des feuilles est alors d'autant plus important que le potentiel de contact
est élevé.
Le champ électrique créé par le potentiel de contact peut ensuite être annulé en appliquant
une tension continue UDC aux bornes des électrodes formées par le matériau de référence d’une
part et l’échantillon d’autre part. Cette tension permet alors de compenser le transfert d’électrons.
A l’équilibre, le champ électrique est nul et la tension extérieure appliquée UDC est égale à VCPD
(Figure 16.c). Ainsi, si le travail de sortie qф1 de l’électrode de référence est connu, celui qф2 du
matériau étudié peut être déduit selon la relation :
qφ2 = qφ1 − qU DC
La technique de Kelvin fut améliorée par Zisman grâce à l’utilisation d’une électrode de référence
vibrante de quelques mm2 [Zisman’32].
1.10.2
Le principe du KFM
Nous venons de voir dans le paragraphe consacré à la sonde de Kelvin que la taille de la
sonde est un paramètre très important puisqu’elle définit la résolution spatiale de la mesure. Cette
limitation a été rencontrée dans l’analyse topographique de matériaux par profilométrie classique.
Cependant, les avancées technologiques ont permis d’accéder à la rugosité de surface à l’échelle
nanométrique grâce au microscope à force atomique (§ 1.3). Peu d’années après l’avènement de
cette technique, Nonnenmacher et al. eurent l’idée d'adapter la méthode de la sonde de Kelvin à
l’AFM en utilisant comme électrode de référence une pointe AFM conductrice : la microscopie à
force atomique en mode Kelvin (KFM) était née [Nonnenmacher’91]. Comparée à la sonde de
Kelvin standard (méthode de Zisman), l’interaction entre la pointe et la surface est ici très locale.
Figure 17: a)Représentation schématique du principe physique du KFM et b) courbe de résonance en fréquence
d’une pointe utilisée pour le KFM [Gaillard’06].
La Figure 17 représente de façon schématique le principe physique du KFM développé par
Nonnenmacher et al. Son principe est similaire à la méthode de Kelvin sauf que cette fois-ci c’est
une force que l’on annule et non un courant. En effet, le calcul du courant i(t) généré par la
vibration de la pointe montre que celui-ci serait trop faible pour être détecté (quelques 10-18 A).
Une force électrostatique est créée en appliquant entre la pointe et la surface une tension
alternative d’amplitude VAC à la fréquence ω ainsi qu’une tension continue UDC (Figure 17.a). La
différence de potentiel ∆V entre la pointe et la surface vaut donc :
∆V = VCPD − U DC + VAC sin(ωt)
237
En notant U, l’énergie électrique stockée dans la capacité C entre la pointe et la surface de
l’échantillon, nous obtenons :
1
U = .C.∆V 2
2
Soit, en fonction de la différence de potentiel ∆V:
F = FDC + Fω + F2 ω
avec
FDC
2
⎤
VAC
1 ∂C ⎡
=
⎢(VCPD − U DC )² +
⎥,
2 ∂z ⎣
2 ⎦
∂C
[(VCPD − U DC ).VAC sin(ωt )] ,
∂z
1 ∂C 2
⎡ VAC cos(2ωt) ⎤⎦ .
F2 ω = − .
4 ∂z ⎣
L’oscillation du levier induite par les trois composantes de la force électrostatique est alors
détectée grâce au système de mesure optique laser/détecteur à photodiodes. Le signal enregistré
est ensuite filtré par une détection synchrone calée sur la fréquence d’excitation électrique ω. Ceci
permet d’isoler la force à la composante ω Fω. Le travail de sortie de l’échantillon est alors
déterminé en ajustant la tension continue UDC jusqu’à ce que Fω soit supprimé. Cette condition
est satisfaite lorsque UDC est égale au potentiel de contact VCPD formé entre les deux matériaux :
∂C
Fω =
[(VCPD − U DC ).VAC sin(ωt)] = 0 si U DC = VCPD
∂z
L’égalité entre UDC et VCPD sera établie lorsque l’amplitude d’oscillation à ω devient nulle. Cet état
est repéré par le détecteur à photodiodes. Comme dans le cas de la sonde Kelvin standard, le
travail de sortie qф2 du matériau d’étude est déterminée en fonction de celui de la pointe KFM
qф1 par:
qφ2 = qφ1 − qU DC
La méthode présentée ici exploite la première harmonique de la force électrostatique pour
déterminer le travail de sortie du matériau.
Fω =
1.11 Microscopie avec détecteur EELS
Le principe de la spectroscopie EELS est le suivant: les électrons qui traversent l'échantillon
peuvent avoir des interactions inélastiques avec les atomes de l'échantillon et perdre un peu de
leur énergie. Une possibilité d'interaction inélastique est l'ionisation de l'atome, l'énergie perdue
par l'électron primaire est alors caractéristique de l'atome ionisé. Si on mesure l'intensité des
électrons en fonction de l'énergie perdue, on observe un seuil d'ionisation pour chaque élément
présent dans l'échantillon.
1.12 Microscopie avec détecteur EDX
En EDX, les rayons X émis par l'échantillon suite aux excitations des atomes par le faisceau
d'électrons sont mesurés. Après qu'un atome de l'échantillon ait été ionisé par un électron du
faisceau incident, l'atome retombe dans son état fondamental en émettant un rayonnement X.
Les énergies des rayons X étant caractéristiques de l'atome émetteur, il est alors possible
d'identifier les espèces atomiques présentes dans l'échantillon et de mesurer les rapports
atomiques.
238
Annexe 4 : Méthodes de caractérisation électrique
Annexe 4
Méthodes de caractérisation électrique
1.1 Appareillage
Les mesures ont été effectuées en utilisant un analyseur HP4145 et un capacimètre HP4275.
L’analyseur possède un seuil de détection très faible de l’ordre de 10 à 100fA qui permet
notamment de mesurer des courants très faibles de l’ordre de 1pA. De même, le capacimètre
possède un seuil de détection très faible d’environ 10 à 100fF nécessaires pour mesurer les
caractéristiques de capacités et transistors MOS sur des dispositifs de petite taille. La Figure 18
illustre le schéma du banc de mesure utilisé pour extraire les caractéristiques des transistors
étudiés.
Figure 18: Schéma du banc de test ayant permis les mesures de capacités et les caractéristiques des transistors et
capacités MOS.
239
1.2 Les mesures C-V
1.2.1
Différentes mesures possibles
Pour mesurer une capacité en fonction de la tension de grille, une faible tension alternative
est superposée à la tension de grille continue. Le capacimètre mesure alors la phase et l’amplitude
du courant alternatif résultant de cette tension alternative. Les mesures sont effectuées à hautes
fréquences pour minimiser l’impact des courants de fuite sur la courbe C-V. Trois types de
mesures sont alors possibles:
La mesure CGBS: la grille est au potentiel haut (dit high) et le substrat, la source et le drain
sont au faible potentiel (dit low).
La mesure CGB: idem CGBS sauf que la source est mise à la masse.
La mesure CGS: la grille est au high et la source au low. La source et le drain sont à la masse.
Parmi les mesures, seule la mesure CGBS montre la totalité de la courbe en accumulation et
en inversion. A haute fréquence, la mesure CGB est équivalente à une mesure de capacité MOS
(voir 1.2.2). Seul le régime d’accumulation est observable. Ces deux mesures seront utilisées par la
suite pour le calcul de la mobilité effective. La méthode CGS, quant à elle, permet de ne voir que
le régime d’inversion. Cette méthode permet de s’affranchir de la capacité parasite du plot de
contact, contrairement aux autres méthodes, et sert de référence absolue pour les mesures CGBS
et CGB. La Figure 19 montre les différentes connexions possibles sur un transistor et les
caractéristiques C-V obtenues avec les méthodes décrites.
VS
VG
VD
C(F)
CGBS
CGB
CGS
Grille
Drain
N++
Source
N++
VB
0
VG(V)
Figure 19: a) Connexions possibles. B)Courbes C-V idéales résultantes pour différents branchements.
1.2.2
Extraction des paramètres à partir d’une courbe C-V
Les mesures C-V permettent d’extraire un grand nombre de paramètres du MOS, comme
l’EOT, le VFB ou le dopage dans le canal. Une fois la courbe C-V obtenue, les paramètres sont
extraits grâce à un logiciel produit par l’université d’état de Caroline de Nord (NCSU), appelé
CVC [Hauser’98, Henson’99]. Le logiciel ajuste une courbe théorique sur la courbe expérimentale
et donne en sortie les paramètres de la capacité MOS. Ce logiciel permet d’inclure les effets de
darkspace ou de poly-déplétion.
Les mesures de capacité sont généralement effectuées à l’aide d’un analyseur d’impédance. Un
tel appareil permet de s’affranchir des résistances et des capacités parasites dues aux câbles, aux
pointes et aux connexions câble/impédancemètre. Pour cela il faut en principe effectuer une
mesure pointes levées (“zéro short “). Les mesures sont ensuite automatiquement corrigées par
l’appareil. Le modèle utilisé est le modèle capacité-conductance en parallèle. Les valeurs de
capacité et de conductance mesurées sont notées respectivement Cm et Gm (cf. figure III.1).
240
1.2.2.1 Mesures à haute fréquence
La structure MOS peut présenter, selon le semi-conducteur utilisé et la qualité des contacts ohmiques,
une résistance série Rs et une capacité série Cse plus ou moins grandes. Ceci est illustré sur la Figure
III.1. Les deux représentations de la structure MOS sont équivalentes si :
Rs +
Gin
=
Gm
(III.1)
G2in + (Cin ω)2
G2m +(Cmω)2
I
Cse
Cin ω
G2in + (Cinω)2
+
Cm ω
G2in + (Cmω)2
=
(III.2)
où ω est la pulsation du signal de mesure de fréquence f (ω=2πf).
Le moyen de s’affranchir de Rs et de Cse est d’effectuer une mesure en accumulation, les valeurs
mesurées sont alors égales 241 Gma et Cma. Or, en accumulation, Cin=Cox (qui est supposée connue)
et Gin tend vers l’infini. Il vient :
Cin
Rs
Rs
Cse
Gin
Figure III.1. Schémas équivalents d’une structure
MOS réelle. Cm et Gm sont les valeurs
expérimentales mesurées à l’aide de l’analyseur
d’impédance en mode capacité-conductance
parallèle .
Cm
Gm
Gma
Rs =
(III.3)
G ma + (Cma ω)
2
2
G2ma + (Cmaω)2
Gma
Cse =
(III.4)
Ensuite, pour chaque point de mesure ( Cm,, Gm), on calcule les valeurs corrigées Cin et Gin
grâce aux relations suivantes :
Cin =
1
ω
Gin =
Ginb
√
- G2in
a
a
b
(III.5)
1
Cm ω
b
-
(III.6)
1
Cseω
+
a 2
b
où a et b sont définis par :
241
a = Gm – b x Rs
b = G2m + C2mω2
Il faut remarquer que la correction effectuée est valable à une fréquence f donnée. En pratique,
on fera une mesure en accumulation à la fréquence de mesure préalablement à toute mesure C-V
à haute fréquence.
1.2.2.2 Mesures à basse fréquence
La correction s’avère en pratique inutile dès lors que ω + ∞. En fait, les mesures à basse
fréquence (f < 1 Hz) sont peu utilisées du fait du faible rapport signal/bruit qui les caractérise.On
leur préfère les mesures dites QSM (Quasi-Static Measurements ou mesures quasi statiques) dont
le principe est de mesurer le courant traversant la structure lorsque cette dernière est soumise à
un lent balayage en tension défini par la vitesse de rampe (constante)
dV
dt
=
∝. Le courant mesuré est alors égal à :
i=
dQ
dQ
dV
dt
dV
dt
= C BF x ∝
(III.9)
où CBF est la valeur de la capacité a basse fréquence.
Pour maintenir le semi-conducteur en condition d’équilibre quasi statique, la valeur de ∝
doit être la plus faible possible. Toutefois, des contraintes expérimentales imposent une valeur de
∝ supérieure à – 10 mV. S-1 (il faut pouvoir en effet mesurer un courant dont l’intensité i=CBF x
∝ avec CBF dans la gamme 10-10-10-12 F !). On retiendra donc pour ∝ la plage suivante de valeurs
autorisées pour une mesure QSM : entre10 et 50 mV.s-1.
1.2.2.3 Sens du balayage lors d’une mesure C-V
En règle générale, l’acquisition d’une caractéristique C-V s’effectue de l’inversion vers
l’accumulation. La raison principale est la formation de la couche d’inversion qui doit être
réalisée, si besoin est, grâce à l’éclairement de la structure pendant une durée plus ou moin longue
( quelques secondes à quelques minutes).
1.2.2.4 Extraction de l’épaisseur d’oxyde de grille
L’extraction de l’épaisseur de l’oxyde d’une capacité MOS revient à mesurer sa capacité
d’oxyde. En théorie, la capacité de la structure est égale à la capacité d’oxyde dans le régime
d’inversion (si la fréquence de mesure est faible) et dans le régime d’accumulation (quelle que soit
la fréquence de mesure). Au delà de ces considérations théoriques, il faut faire attention à ce que
plusieurs conditions expérimentales soient vérifiées.
Tout d’abord, si la mesure est effectuée à haute fréquence, il faut éliminer les effets de la
résistance série qui tendent à diminuer la capacité mesurée ( cf. paragraphe 1.1). On peut
remarquer que cette correction nécesite de connaître Cox,ce qui en limite l’intérêt ! Pour cette
raison, la dtermination de l’épaisseur d’oxyde doit se faire à basse fréquence. Cependant, à basse
fréquence, des problèmes de bruit apparaissent et il peut être difficile de déterminer Cox avec
précision. On utilise donc préférentiellement une mesure de type quasi statique. Néanmoins,
plusieurs problèmes peuvent surgir.
Si la grille de la structure est en poly-silicium peu dopé (< 5x1019 cm-3), un phénomène de
désertion dans la grille peu entraîner une augmentation apparente de l’épaisseur d’oxyde et donc
242
une diminution de C0x, Ce phénomène bien connu se produit en accumulation lorsque le semiconducteur et la grille sont de même type. Il se produit en inversion lorsqu’ils sont de type
contraire. Nous reviendrons sur le problème de la désertion dans la grille ultérieurement.
Un autre problème est lié à la présence d’états lents.Les états lents sont des pièges dont les
constantes de temps de capture et d’émission sont très longues (> 1 s). Il peut s’agir soit d’états
d’interface très proche du milieu de la bande interdite, soit de pièges dans l’oxyde relativement
proche de l’interface, échangeant les porteurs avec le semi-conducteur par effet tunnel. Ces états
lents peuvent subir une modification de leur état de charge pendant la mesure avec un retard
important sur la rampe de tension, ce qui augmente le courant total mesuré et donc la capacité
calculée. Si la structure présente des instabilités faisant penser à la présence d’états lents, il sera
préférable de mesurer la capacité d’oxyde sur une courte plage de tension en inversion ou en
accumulation, de fixer un état de référence préalable en polarisant longuement (100 s) la structure
avant le début de la mesure ( sous la tension de début de mesure) et de fixer une vitesse de rampe
suffisamment élevée (typiquement 50 à 100 mV.s-1).
1.2.2.5 Extraction du dopage et de la tension de bandes plates
Extraction en régime de désertion
De la même manière que pour une diode Schottky, la capacité à haute fréquence et en régime
de désertion d’une structure MOS est liée au dopage ( en supposant un dopage uniforme), par
l’équation suivante qui découle des équations (I.1),(I.84) et II.15) :
Cox
CHF
2C2ox
2
- 1 = ts
qεscNM
( V*FB –VG)
(III.10)
Le calcul de la pente et de l’ordonnée à l’origine de la courbe
Cox
CHF
2
-1= f(VG)
*
Permet alors de remonter au dopage du substrat NM et à la tension de bandes plates V
.
FB
Profil de dopage
Si le dopage n’est pas homogène, alors on peut extraire le profil de dopage des formules :
-1
1 – CBF/ Cox
1 - CHF/ COX
N(W)= - 2ts
avec :
W = εSC
1
1
d
dVG
1
2
C HF
(III.11)
(III.12)
--
CHF
qεse
COX
Le premier terme entre parenthèses dans (III.11) est une correction à apporter dans le cas où la
densité d’états d’interface est importante (typiquement > 1011 eV-1.cm-2).
Cette correction nécessite une mesure supplémentaire à basse fréquence pour obtenir la valeur
corrigée du dopage.
L’inconvénient de cette méthode réside dans le fait que l’apparition de l’inversion empêche de
sonder en profondeur le matériau semi-conducteur. Pour y remédier, il faut mesurer la capacité à
haute fréquence et en régime pulsé (échelons de tension de hauteur croissante et de durée très
courte), les porteurs minoritaires n’ont alors pas le temps de réagir. C’est une méthode horséquilibre, connue sous le nom de méthode de Zerbat.
243
Méthode Cmin-Cmax
Cette méthode consiste à mesurer la capacité en inversion (Cmin=Cinv) et en accumulation
(Cmax=Cox) à haute fréquences.On a alors :
1
1
1
=
-
(III.13)
Cinv
Cscmin
Cox
Ese
Expression dans laquelle Cscmin est donné par Cscmin=
, Wlim étant défini par les
Wlim
Equations (1.52) et (1.53). On peut donc écrire :
qβεseNM
1
Cscmin=
2
(III.14)
NM
In
ni
On peut utiliser une expression plus précise :
qβεscNM
1
CSCmin =
=
2
In
NM
+
ni
1
NM
In 2In
2
-1
√D
(III.15)
2
ni
La résolution de cette dernière équation donne le dopage du substrat NM ; il faut donc
résoudre en NMl’équation suivante :
CHF(pF)
30
NA
20
Figure III.2. Evolution de la
caracteristique haute fréquence d’une
capacité MOS de substrat de type
P(tox=10nm,Dit=1011eV1cm-2)
en
fonction du dopage :NA=1015,1016,1017,
3x1017,6x1017,1018cm-3.
10
0
I
-3
I
I
-2
I
I
-1
I
I
0
I
I
1
Vg (V)
I
I
2
f(NM ) =(2CSCmin)2 – D = 0
I
I
3
I
I
4
(III.16)
244
La différentielle de f par apport à NM étant calculable algébriquement, il est facile de résoudre
l’équation par la méthode de Newton. Avec la valeur du dopage trouvée, la capacité de bandes
plates est calculée avec les relations (I.1) sachant que CscFB=
εsc
.
LD
Puis la valeur de la tension de bandes plates correspondante est déduite par lecture directe sur la
courbe expérimentale.
1.2.2.6 Détermination de la tension de bandes plates
Il est possible de déterminer la tension de bandes plates à l’aide de l’équation (III.10).
Cette grandeur est donc déterminée en même temps que le dopage, dans le regime d’inversion,
par une simple régression linéaire.
Une deuxième méthode consiste à utiliser la valeur du dopage calculée avec la méthode du
Cmin-Cmax. Cette valeur permet de calculer la longueur de Debye LD, puis CSCFB et enfin CFB. Il
suffit ensuite de lire sur la caractéristique C-V la valeur de la tension de grille correspondante, i.e.
VG = VFB.
1.2.2.7 Phénomène de désertion dans les grilles en Poly-Si
Le polysilicium est un semi-conducteur. Pour pouvoir l’utiliser comme matériau de grille (à la
place d’une électrode métallique), Il faut que celui-ci soit très dopé, car out semi-conducteur
dégénéré se comporte comme un métal. Selon les impuretés ionisées, on peut obtenir des grilles
de type P ou de type N. Par exemple, avec l’arsenic et le phosphore (As,P), on obtient des grilles
de type N+, avec du bore, la grille est de type P+. Ces trois dopant sont les plus largement utilisés.
Le dopage s’effectue soit par dopage in situ, soit par implantation. Cependant l’épaisseur
importante (-300 nm) de la couche de polysilicium et les phénomènes d’exo-diffusion peuvent
poser de sérieux problèmes pour l’obtention d’un dopage homogène, tout spécialement dans le
cas du bore. Lorsque la grille est insuffisamment dopée, il se produit un phénomène de désertion
dans la grille, ce qui contribue à augmenter l’épaisseur apparente de la couche d’oxyde, comme
nous allons le voir dans la suite.
Nous avons calculé la charge qui apparaît dans le semi-conducteur QSC (équation (I.58). La
neutralité électrique globale de la structure MOS permet de dire que la charge de la grille QG est
égale et opposée à celle du semi-conducteur QSC augmentée de la charge stockée dans les états
d’interface :
QG = -(QSC + Qit)
(III.26)
En toute rigueur, suivant le modèle utilisé, on peut également utiliser dans le cas d’une
distribution homogène d’états d’interface, la formule suivante :
Q*G = - (QSC – qDit Ψs)
(III.27)
Ces deux formulations aboutissent à un écart QG – Q*G = -qDitΦF , généralement très faible
devant QG.
Si la grille est en régime de désertion, ce qui se produit lorsque la structure est en régime
d’inversion ou d’accumulation, alors tGxQG < 0 (cf. tableau III.1). Par conséquent, le potantiel
de surface de la grille ΨS,G est donné par :
245
Q2G
2εSC,GqNG
ΨS,G =
(III.28)
où εSC,G est la permittivité du matériau semi-conducteur de grille.
Dans les autres cas, on prend ΨS-G = 0. La relation (III.28) devient donc :
QSC + Qit
VG = VFB + ΨS Cox
+ ΨS,G
(III.29)
Les relations (I.62), (I.108) et (I.109) permettent de calculer les capacités haute ou bass
fréquence du semi-conducteur (CSC) selon le cas mais aussi de la grille (CS,G) en remplaçant les
grandeurs relatives au semi-conducteur ( uF, uS, ΨS, LDi...) par celles relatives à la grille:( uF,G, uS,G,
ΨS,G, LDi,G…). Par exemple, les longueurs de Debye deviennent :
LDi,G =
LD,G =
εSC,G
√
√
2qβni,G
εSC,G
qβNG
(III.30)
= LDi,G x √
2ni,G
NG
(III.31)
Du fait de la capacité supplémentaire due à l’éventuelle zone de charge d’espace dans
l’électrode de grille, la capacité globale de la structure MOS est maintenant donnée non pas par
par l’équation (I.1) mais par :
1
1
1
1
=
+
+
CSC
CSC,G
C Cox
(III.32)
Il est important de remarquer que plus l’oxyde est mince, plus la diminution de capacité due à
la désertion dans la grille est grande.
1.2.3
Influence des défauts de charges sur la capacité MOS
Plusieurs facteurs comme les charges piégées, mobiles ou fixes, mais encore les états
d’interface peuvent influencer sa forme. Du fait de la nouveauté des matériaux high-k, on peut
s’attendre à la présence de charges à l’interface et à l’intérieur du diélectrique. La Figure 20
montre les défauts de charge classifiés en fonction de leur localisation et action. Le décalage de
tension de bandes plates ∆VFB, qui nous intéresse particulièrement pour caractériser le HfO2, est
calculé par différence avec le VFB théorique idéal.
246
CG
C-V idéal
CG
∆VFB
C-V idéal
∆VFB
VG
Métal
VG
CG
C-V idéal
Charges mobiles
SiO2
SiOx
Charges fixes
d’oxyde
+/+/+/Charges piégées
Etats d’interface
Avec états
accepteurs
Avec états
donneurs
Si
VG
Figure 20: Résumé des différentes localisations des défauts de charges dans une capacité MOS et leurs conséquences sur
une courbe C-V
247
Annexe 5: Simulations DIOS et TRIM
Annexe 5
Simulations d’implantation DIOS et TRIM
1.1 Simulation DIOS
248
1.2 Simulation TRIM
1.2.1
Indium 90keV
249
1.2.2
Fluor 20keV
1.3 Impact d’une grille totalement siliciurée NiSi sur la
modulation du Φm
1.3.1.1 A partir d’une courbe I-V
Le but du diélectrique de grille est d’empêcher tout courant de grille de circuler. Toutefois,
pour des oxydes minces soumis à de forts champs électriques, différents courants apparaissent.
Le travail de sortie du métal peut alors être déterminé en mesurant le courant à travers
l’empilement de grille sous l’application d’une tension. En fonction des empilements de grille,
différents mécanismes de transport de courant peuvent être utilisés pour extraire le travail de
sortie. En général, ces méthodes ne s’appliquent qu’aux capacités avec SiO2 où les mesures de
courant Fowler-Nordheim6 sont les plus établies. Nous n’avons pas utilisé cette méthode pour
nos études. En effet, pour pouvoir comparer les mesures I-V expérimentales et théoriques, il faut
généralement estimer plusieurs paramètres. La barrière Si/SiO2 est souvent considérée comme
constante, indépendamment du budget thermique et de l’empilement de grille. Mais, la masse
effective de l’électron peut varier considérablement en fonction du modèle théorique
[Weinberg’82]. Le champ électrique peut être déduit des mesures C-V en tenant compte du Vfb et
du Tox, mais l’extraction du travail de sortie est alors moins directe et plus complexe.
1.3.2
Extraction physique du travail de sortie
1.3.2.1 Photo-émission interne
La photo-émission interne est une méthode pour déterminer le travail de sortie du métal en
contact avec un diélectrique. Il est nécessaire de réaliser une capacité où l’électrode métallique est
suffisamment fine pour être semi-transparente. Elle est alors exposée à un faisceau ultraviolet et
le photo-courant est mesuré. Si l’on applique une tension négative7, les électrons sont excités du
métal vers l’oxyde et il est possible d’extraire la hauteur de barrière métal diélectrique. Nous
avons essayé de réaliser de telles mesures sur des capacités de grande surface (100x100µm²) dans
6
7
Le courant tunnel Fowler-Nordheim (FN) repose sur un mécanisme qui décrit le transport des électrons de
l’électrode de grille dans la bande de conduction de l’oxyde. Il se produit quand l’isolant a une épaisseur de l’ordre
de 5 à ~30nm. La densité de courant tunnel est donnée par: JFN=A Eox2 exp (-B/Eox), les paramètres A et B
dépendant de la hauteur de barrière métal/SiO2 ou SiO2/Si. La méthode consiste à mesurer le courant d’injection
dans la grille et le substrat d’une capacité MOS. Le champ électrique à travers l’oxyde doit être suffisamment élevé
pour atteindre le régime tunnel (~10MV/cm). L’oxyde doit donc être de très bonne qualité.
Si au contraire, une tension positive est appliquée, c’est la barrière semiconducteur/oxyde qui est extraite.
250
le but de mesurer un photo-courant suffisamment élevé. Nous disposions d’échantillons de 30nm
de grille totalement siliciurées sur diélectriques SiO2 ou HfSiON d’environ 2nm. L’expérience n’a
pourtant pas était concluante dans la mesure où le signal était trop faible. Plusieurs hypothèses
peuvent expliquer cet échec. La grille n’était pas assez transparente à la lumière. Une grille
amincie à 10nm pourrait mieux convenir. Les épaisseurs de diélectrique utilisées étaient peut-être
trop fines (trop de fuites) pour que le photo-courant soit dominant.
1.3.2.2 A l’aide d’un microscope atomique en mode Kelvin (KFM)
Le microscope atomique à sonde Kelvin (KFM) [Nonnenmacher’91] est une variante de la
sonde de Kelvin [Kelvin’98]. Intégrée dans un microscope à force atomique (AFM), la technique
KFM permet d'imager le potentiel de sortie d'une surface avec une résolution spatiale inférieure à
100 nm. Le principe de fonctionnement est décrit plus en détail dans l’Annexe 3. En combinant
le KFM et la diffraction d’électrons rétrodiffusés8 (EBSD), [Gaillard’06, 06Bis, 06Ter] a montré
une parfaite corrélation entre l'orientation cristalline et la valeur du potentiel de sortie pour des
grilles en cuivre. En outre le travail de sortie serait d'autant plus important que l'orientation
cristalline correspond à une densité atomique de surface importante. La technique KFM est une
méthode d'analyse de surface.
Même si les conditions d’élaboration sont différentes et que par conséquent les méthodes de
caractérisation sont difficilement comparables, le travail de sortie mesuré par KFM par N. gaillard
sur une de nos couches de NiSi est proche de celle extraite des courbes C-V. En effet, le travail
de sortie mesuré par KFM sur la couche de NiSi située en surface d’une grille non totalement
siliciurée avoisine les 4,8eV alors que celui d’une grille totalement siliciurée NiSi sur diélectrique
SiO2 obtenu à partir de C-V est de 4,7eV.
Or, dans le cas d’une grille totalement siliciurée, le siliciure en contact avec le diélectrique est
différent (moins riche en nickel) du siliciure présent en surface. A moins de pouvoir accéder au
siliciure par la face arrière, cette méthode est, dans notre cas, assez lourde à mettre en œuvre9.
L’essai réalisé sur un de nos échantillons n’a pas été concluant dans la mesure où le travail de
sortie mesuré sur un tel échantillon totalement siliciuré NiSi est très éloigné (4,45eV) du travail de
sortie midgap extrait des courbes C-V. [Gaillard’06bis] montre d’ailleurs que la mesure du travail
de sortie peut être altérée par la présence d'une contamination de surface et/ou par la présence
d'états de surface. De plus, la technique Kelvin étant une mesure relative, elle nécessite de
connaître le travail de sortie de la sonde utilisée afin de définir celui du matériau caractérisé. Ce
travail de sortie peut varier en fonction des pointes ce qui peut créer une incertitude sur la
8
Lors du bombardement d’un matériau cristallin par un faisceau d’électrons, certains d’entre eux sont diffusés de
manière élastique et peuvent ressortir du matériau : ce sont des électrons rétrodiffusés. Ces électrons proviennent
des atomes proches de la surface, à quelques dizaines de nanomètres de profondeur. Lors de leur extraction, ils
interagissent avec les atomes situés le long des plans cristallins <hkl> supérieurs et sont alors diffractés répondant
aux conditions de Bragg. Dans le cas où l’échantillon est fortement incliné par rapport au faisceau incident
(environ 70°), le faisceau diffracté par un plan cristallin <hkl> forme des cônes de diffraction. Si maintenant on
place un écran de phosphore à une distance de travail typiquement de 20 mm, l’intersection des cônes de
diffraction avec l’écran de phosphore forme des lignes parallèles appelées lignes de Kikuchi (cf. Figure II.10).
L’analyse des lignes de Kikuchi permet ensuite de déterminer l’orientation du réseau cristallin par rapport à la
normale de l’échantillon au point d’incidence.
9
Nous avions donc tenté d’accéder au siliciure par la face arrière. Pour cela, nous avons déposé 2nm d’oxyde de
grille SiO2 et 120nm de Poly-Si colonnaire sur un substrat SOI. Pour siliciurer totalement la couche de
polysilicium, 80nm de Ni ainsi qu’une couche d’encapsulation de 10nm de TiN ont été déposées après nettoyage
HF et recuites à 330°C pendant 350s dans l’ENDURA. Un second recuit de 2min à 450°C a ensuite été réalisé afin
de former la phase NiSi en contact avec le diélectrique de grille. Afin de pouvoir coller l’échantillon sur une
lamelle, 2µm de SiO2 ont été déposés. L’échantillon est alors retourné puis collé et recuit sur une lamelle de verre.
La face arrière est ensuite abrasée puis attaquée au TMAH jusqu’au BOX du substrat SOI, puis un bain de HF
vient enlever le BOX. Un bain de TMAH grave alors le film de Si du substrat SOI et enfin un bain de HF retire
l’oxyde de grille.
251
mesure10. Nous avons donc rapidement écarté cette technique de caractérisation pour l’étude de
la modulation du travail de sortie de grilles totalement siliciurées.
10
Les sondes qui ont été utilisées pour nos expériences sont des pointes AFM en silicium recouvertes d’une couche
métallique de PtIr5. Avant chaque mesure, le travail de sortie de la sonde a été défini par rapport à un échantillon
de référence en platine dont le travail de sortie (qΦPt=3,5eV) a été préalablement mesuré par sonde de Kelvin
standard. Cette technique peut être employée dans ce cas car la rugosité de l’échantillon de platine est faible
(inférieure à 2 nm RMS). Le travail de sortie des sondes qui ont été utilisées varie en fonction de la série de pointes
fournie par le fabricant. Les étalonnages indiquent une valeur généralement comprise entre 5.0 et 5.2 eV.
252
Annexes : Bibliographie
Bibliographie
B
[Binning’86]
BINNING G., QUATE F., GERBER C et al.
Physical Review Letter, 1986, vol. 56, p. 930..
Atomic Force Microscope.
D
[Deal’65]
DEAL B. E., GROVE A. S. Journal of Applied Physics, 1965, vol. 53, p. 3770.
G
[Gaillard’06]
GAILLARD Nicolas. Etude des Propriétés Morphologiques, Electriques et
Chimiques de l’Interface Métal/Isolant et de leur Impact sur les Performances de
la Capacité TiN/Ta2O5/TiN [en ligne]. Thèse DRFMC. Grenoble: Université
Joseph fourier, 2006, 196p. Disponible sur: <http://tel.archivesouvertes.fr/docs/00/14/24/84/PDF/N.Gaillard-These.pdf>
H
[Hauser’98]
[Henson’99]
[Heurle’88]
HAUSER J. R., AHMED K. Characterization of ultrathin oxides using electrical CV and I-V measurements. In : Proc. AIP Int. Conf. Characterization Metrology
ULSI Technology, Gaithersburg, MD, Mar. 1998, pp. 235-239.
HENSON W. K., AHMED K. Z., VOGEL E. M. et al. Estimating oxide
thickness of tunnel oxides down to 1,4nm using conventional capacitance-voltage
measurements on MOS capacitors. IEEE Electron Device Letters, Apr. 1999, vol.
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F. M. D’Heurle, “Nucléation of a new phase from the interaction of two adjacent
phases : Some silicides”, J. Mater. Res., vol. 3, no. 1, p. 167, 1988.
K
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L
[Lauwers’04]
LAUWERS A., KITTL J. A., VAN DAL M. et al. Low temperature spike anneal
for Ni-silicide formation. Microelectronic Engineering, 2004, vol. 76, pp. 303-310.
253
Annexes : Bibliographie
N
[Nonnenmacher’91]
NONNENMACHER N., O’BOYLE M. P., WICKRAMASINGHUE H. K.
Kelvin probe force microscopy Applied Physics letters, 1991, vol. 58, p. 2921.
P
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PALERMO V., PALMA M., SAMORI P. Electronic characterization of organic
thin films by Kelvin Probe Force Microscopy. Adv. Mater., 2006, vol. 18, pp. 145164.
Z
[Zisman’32]
ZISMAN W. A. Rev. Sci. Instrum., 1932, vol. 3, p. 367.
254

msi kt 4 v

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