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THÈSE

PRESENTEE PAR

Nicolas PAOUR

POUR OBTENIR LE TITRE DE DOCTEUR

DE

L'UNIVERSITE JOSEPH FOURIER - GRENOBLE I

(Arrêtés ministériels du 5 juillet 1984 et du 30 mars 1992)

(SPECIALITE PHYSIQUE)

ETUDE DE LA DIFFUSION INTERVENANT DANS LA RESOLUTION EN PROFONDEUR EN ANALYSE SIMS :

APPLICATION A L'AlGaAs

Date de soutenance : 30 janvier 1997

Composition du Jury :

Président : F. MERCHEZ

Rapporteur : Rapporteur :

A. BENYAGOUB B. LEGRAND

J.R. REGNARD J.C. PFISTER B. BLANCHARD

Thèse préparée au sein du LETI-CEA Technologie Avancées, Département d'Optronique,

CEA - Grenoble

REMERCIEMENTS

Cette étude a été menée au Laboratoire d'Electronique de Technologie et

d'Instrumentation (LETI) du CEA Grenoble (Commissariat à l'Energie Atomique).

Mes premiers remerciements vont à M. DUPUY qui m'a accueilli au sein du

groupe de Caractérisation Physique des Matériaux.

Je tiens à exprimer ma profonde gratitude à Monsieur B. BLANCHARD,

spécialiste de la Spectrométrie de Masse en Ions Secondaire (SIMS). Il a su me faire

bénéficier de son expérience et de sa compétence. Je le remercie pour la confiance

qu'il m'a toujours témoignée en m'accordant une grande autonomie.

Je remercie tout particulièrement Monsieur le Professeur J.R. REGNARD

qui a accepté de me diriger dans ce travail.

J'exprime ma plus profonde gratitude à Monsieur F. MERCHEZ qui me fait

l'honneur de présider la commission d'examen.

Je ne saurais oublier de remercier Monsieur A. BENYAGOUB qui a accepté

avec enthousiasme de juger ce travail et pour les discussions fructueuses que nous

avons eues.

Que B. LEGRAND, ingénieur de recherche du CEA de Saclay reçoive mes

plus profonds remerciements pour l'aide qu'il m'a apportée sur les effets d'irradiation

et pour avoir accepté d'être rapporteur de cette thèse.

Bien entendu, je n'oublie pas J.C. PFISTER qui a bien voulu examiner ce

travail et pour sa présence dans le jury. Les discussions enrichissantes que nous

avons eues témoignent de son intérêt pour ces travaux.

2

Les échantillons de multicouches niobium/aluminium ont été réalisés par

R. CHICAULT et J.C. VILLEGIER. Je les remercie vivement pour le soin

désintéressé qu'ils ont apporté à cette réalisation.

Merci à S. POUJOL de m'avoir aidé dans la conception d'une régulation en

température.

Que F. PIERRE et C. VANNUFFEL reçoivent ma sincère amitié ainsi que

mes vifs remerciements pour leur collaboration et leur grande humanité.

J'ai apprécié l'aide que m'ont apporté F. BERTIN, H. JAFFRESICK et

B. ROUX sur mes problèmes en informatique. Je les remercie aussi pour le soutien

et la sympathie qu'ils m'ont manifesté.

Mes remerciement ne sauraient oublier D. HERVE et E. MOLVA qui ont

bien voulu sacrifier leurs échantillons laser en me les confiant et en m'autorisant à

publier les résultats obtenus.

Merci à M. et D. GRUNWALD, D. MUYARD, V. ROY de m'avoir assisté

lors de ma rédaction et à toutes les personnes de CPM, qui d'une manière ou d'une

autre, m'ont aidé à passer trois années bien sympathiques.

Enfin, j'ai une pensée toute particulière pour mon épouse Soraya, dont le

soutien ne m'a jamais fait défaut et à mes deux p'tits gars, Martin et Florent. Ils ont

su contribuer à leur façon à l'aboutissement de ce travail que je leur dédie

aujourd'hui.

3

Résumé

Ce travail propose, dans le cadre de l'étude d'interfaces en analyse SIMS

(Secondary Ions Mass Spectrometry), une approche basée sur l'étude de la diffusion

assistée par l'irradiation du faisceau d'ions primaires. Le SIMS utilisé est un

IMS300 fonctionnant avec un duoplasmatron à cathode chaude et un faisceau d'ions

primaires (ou de neutres) xénon.

Au cours de cette étude, une régulation en température a été mise au point.

Elle permet de contrôler la température de l'échantillon lors des analyses, sur une

plage comprise entre -196°C et +500°C. L'étude de multicouches de

niobium/aluminium et de structures laser d'AlGaAs, à basse température, a permis

d'observer une nette amélioration de la résolution en profondeur. Une comparaison

systématique des vitesses de pulvérisation a fait apparaître que le facteur

responsable de cette amélioration était le temps d'analyse, mettant ainsi en évidence

les phénomènes de diffusion assistée par l'irradiation.

Un modèle a donc été développé autour de cette hypothèse pour rendre

compte de la diffusion et a abouti à la simulation d'analyses SIMS pour des

composés d'AlGaAs. La simulation donne des résultats, directement comparables à

ceux de l'analyse. Elle a permis de montrer, par comparaison de profils simulés et

expérimentaux, que le phénomène prépondérant, responsable de la dégradation de

profils sous faisceaux de faible énergie, est bien la diffusion assistée par

l'irradiation. La simulation a pour autre avantage, de retourner les dimensions

exactes de la structure de l'échantillon telles qu'elles étaient avant l'irradiation.

4

Abstract

This work suggests, within the interface study in SIMS analysis (Secondary

Ions Mass Spectrometry), an approach based on the observation of diffusion under

irradiation of primary ion beam. The SIMS system used is an IMS300 working with

a duoplasmatron with a hot cathode and a primary ion beam (or neutrals) xenon.

During this study, a regulation in temperature has been carried out. It allows

the control of the temperature of the sample, during some analyses, on a range

between -196°C and +500°C. The study of niobium/aluminium multilayers and

laser structures of AlGaAs, at low temperature, allows us to observe a clear

improvement of the depth resolution. A complete comparison of the pulverisation

speeds reveals that the factor responsible for this improvement is the time analysis,

highlighting the phenomena of the diffusion under irradiation.

A model has been developed around this hypothesis to summarize the

diffusion under irradiation and this led to a SIMS analyses simulation of AlGaAs

compounds. The results provided by the simulation are comparable to those of the

analysis. By comparing simulated and experimental profiles, it is evident that the

leading phenomenon, responsible for the degradation of profiles under low energy

beams, is indeed diffusion under irradiation. The other advantage of the simulation

is that the exact dimensions of the sample structure as they were given initially

before irradiation can be retrieved.

5

TABLE DES MATIERES

I. INTRODUCTION GENERALE .................................................................................................................9

II. DESCRIPTION DE LA SPECTROMETRIE DE MASSE DES IONS SECONDAIRES..................12

II.1. THEORIE ...........................................................................................................................................12

II.1.1. MECANISME DE LA PULVERISATION COLLISIONNELLE ............................................13

II.1.2. LES DIFFERENTS TYPES D'IONISATION ...........................................................................21

II.1.3. SOUFFLAGE D'UN GAZ REACTIF........................................................................................24

II.2. APPAREILLAGE...............................................................................................................................26

II.2.1. LES SOURCES D'IONS............................................................................................................28

II.2.2. LE PORTE-ECHANTILLON....................................................................................................30

II.2.3. LE SPECTROMETRE DE MASSE ET LE MICROSCOPE IONIQUE...................................35

II.2.4. LES DETECTEURS ..................................................................................................................40

II.2.5. ANALYSES QUANTITATIVES ..............................................................................................46

II.3. DESCRIPTION DES MODIFICATIONS..........................................................................................49

II.3.1. DUOPLASMATRON A CATHODE CHAUDE ET ENCEINTE D'ANALYSE .....................50

II.3.2. REGULATION EN TEMPERATURE......................................................................................52

II.4. CONCLUSION...................................................................................................................................58

II.5. REFERENCES ...................................................................................................................................59

III. LE DEPLACEMENT DES ATOMES DANS LE SOLIDE SOUS IRRADIATION.........................62

III.1. DESCRIPTION DE RESULTATS PRELIMINAIRES ....................................................................62

III.2. LA DIFFUSION LACUNAIRE........................................................................................................66

III.3. STRUCTURE CRISTALLINE DES COMPOSES DE TYPE III-V ................................................69

III.4. DESCRIPTION DE L'INTERDIFUSION SOUS IRRADIATION DANS LE SOUS RESEAU

D'ALGA.......................................................................................................................................................70

III.5. ETUDE DES PERTES ENERGETIQUES DES IONS INCIDENTS ..............................................73

III.5.1. PERTES D'ENERGIE INELASTIQUES .................................................................................74

III.5.2. PERTES D'ENERGIE ELASTIQUES .....................................................................................75

III.5.3. CONTRIBUTION DES DEUX PERTES D'ENERGIE ...........................................................76

III.6. LES LOGICIELS EXISTANTS........................................................................................................79

III.6.1. LE PROGRAMME TRIM ........................................................................................................79

III.6.2. DETAIL DE TRIM...................................................................................................................81

III.7. CONCLUSION .................................................................................................................................88

III.8. REFERENCES ..................................................................................................................................89

IV. MODELISATION D'UNE ANALYSE SIMS .......................................................................................92

IV.1. RAPPEL SUR LE TRAITEMENT DE SIGNAL .............................................................................92

IV.2. AVANT PROPOS.............................................................................................................................98

IV.3. LE PROGRAMME SIMSDIFF ......................................................................................................101

6

IV.3.1. PRESENTATION DE TRYMDYN .......................................................................................102

IV.3.2. LES COMPLEMENTS DE SIMSDIFF .................................................................................104

IV.4. DESCRIPTION DE L'ECHANTILLON ........................................................................................105

IV.5. LA PROCEDURE DIFFUSION .....................................................................................................106

IV.6. LA PROCEDURE ABRASION......................................................................................................107

IV.7. LA PROCEDURE METHODE EXPLICITE .................................................................................109

IV.8. LA PROCEDURE DENSITE .........................................................................................................112

IV.9. LE SIMPLEX ..................................................................................................................................113

IV.10. CONCLUSION .............................................................................................................................114

IV.11. REFERENCES..............................................................................................................................115

V. ANALYSES ET RESULTATS...............................................................................................................117

V.1. ETUDE D'UN LASER A CAVITE VERTICALE...........................................................................117

V.1.1. ANALYSE A TEMPERATURE AMBIANTE .......................................................................118

V.1.2. ANALYSES A BASSE TEMPERATURE..............................................................................120

V.2. ETUDE DE MULTICOUCHES DE NIOBIUM/ALUMINIUM .....................................................123

V.3. INTERPRETATIONS ......................................................................................................................127

V.4. PROFILS ET SIMULATIONS D'UN ECHANTILLON D'ALGAAS..............................................129

V.4.1. DENOMINATION DES PROFILS DU PG159 ......................................................................131

V.4.2. SIMULATION DE L'ANALYSE DU PG159.........................................................................133

V.4.3. ANALYSE PAR LA MICROSCOPIE A TRANSMISSION (MET)......................................137

V.4.4. EFFET DE LA VITESSE DE PULVERISATION SUR LA RESOLUTION EN

PROFONDEUR..................................................................................................................................138

V.4.5. EFFET DE L'ENERGIE PRIMAIRE SUR LA RESOLUTION EN PROFONDEUR............141

V.5. CONCLUSION.................................................................................................................................143

V.6. REFERENCES .................................................................................................................................145

VI. CONCLUSION GENERALE...............................................................................................................147

7

Chapitre I INTRODUCTION GENERALE

CHAPITRE I

INTRODUCTION GENERALE

8


I. INTRODUCTION GENERALE

La réduction des dimensions en micro-électronique impose une amélioration

sans cesse croissante des performances des techniques d'analyse. La technologie de

la micro-électronique du silicium est repérée par une valeur représentant la largeur

des règles de dessin (par exemple dimension latérale pour les transistors à effet de

champ). Cette valeur est passée, depuis ces dernières années de 1 à 0,35 micron en

production et on cherche déjà à produire des grilles de 0,25 µm et 0,18 µm. Pour

cette dernière technologie, l'épaisseur de l'oxyde de grille passe de 1000 Å à moins

de 100 Å. Dans le même ordre d'idée, l'épaisseur des bases de transistor est

actuellement de 100 Å. La largeur des puits quantiques de GaAs, CdTe et CdZnTe

pour la conception des lasers descend même en dessous de cette valeur. Ces

nouvelles dimensions obligent les chercheurs à avoir recours à des moyens de

caractérisation dont les résolutions latérales et en profondeur sont adaptées.

La sonde ionique SIMS, qui est l'acronyme anglais de la Spectrométrie de

Masses des Ions Secondaires, est l'un des outils capables de répondre à ces besoins.

Cet appareillage réalise des profils de concentration en fonction de la profondeur

dans le matériau. Sa résolution en profondeur peut atteindre 10 Å mais la taille

latérale minimale du faisceau (10 µm²) empêche toutefois l'analyse de la plupart des

circuits intégrés actuels.

L'une des exigences de la micro-électronique est d'atteindre un faible taux

d'impuretés dans les circuits. Le SIMS, de par sa très grande sensibilité, est capable

de détecter un atome sur 1010, soit 1012 at/cm3 ; la densité moyenne d'un solide est

de 1022 at/cm3. C'est à ce jour la seule méthode d'analyse capable de détecter des

taux d'impuretés aussi faibles.

L'étude des phénomènes physiques intervenant lors d'une analyse ionique

devient alors primordiale. Les travaux de recherche préalables réalisés au LETI sur

des systèmes multicouches de Nb/Al (couches de 60 Å d'épaisseur) et d'AlGaAs ont

révélé une corrélation entre la résolution en profondeur et la température de 9


l'échantillon. Dans le but d'approfondir ce point, une nouvelle régulation en

température a été mise au point et permet entre autres d'atteindre -196°C. Elle sera

décrite dans le chapitre II où l'on rappellera également le fonctionnement de

l'appareillage ainsi que les diverses modifications qu'il a subies pour atteindre les

performances dont il a la réputation (résolution de quelques Å).

La dépendance, entre la vitesse d'abrasion et la résolution en profondeur,

nous a amenés à considérer la diffusion assistée par l'irradiation du faisceau d'ions

comme un phénomène prépondérant en analyse SIMS. Ce point sera abordé dans le

troisième chapitre. Après un bref rappel sur la diffusion lacunaire induite par

l'excitation thermique des atomes, nous présentons la diffusion assistée par

l'irradiation ainsi que son application à un composé de type III-V. Nous rappelons

ensuite les diverses contributions aux pertes d'énergies subies par les ions lors de

leur parcours à travers le solide. Enfin, nous présentons la théorie de l'interaction

ion-matière à travers la description d'un logiciel existant : TRIM (Transport of Ions

in Matter).

Dans le chapitre IV, nous présenterons une modélisation qui prend en

compte tous ces effets. Le but est de pouvoir extraire d'un profil SIMS le profil réel

de l'échantillon, sachant que les phénomènes de diffusion dégradent

considérablement la résolution en profondeur.

Les résultats obtenus sur les systèmes Nb/Al et AlGaAs seront décrits et

discutés dans le chapitre V. Nous mettrons en évidence, à l'aide de la modélisation,

la dépendance qui peut exister entre la vitesse d'abrasion et la résolution en

profondeur. Nous présenterons également d'autres résultats d'analyse, qui n'ont pas

été modélisés, mais qui font apparaître la dépendance entre la résolution et l'énergie

d'impact.

10

Chapitre II DESCRIPTION DE LA SPECTROMETRIE DE MASSE DES IONS SECONDAIRES

CHAPITRE II

DESCRIPTION DE LA SPECTROMETRIE DE MASSE DES IONS

SECONDAIRES

11


II. DESCRIPTION DE LA SPECTROMETRIE DE MASSE DES IONS SECONDAIRES

Il est intéressant, avant de commencer ce chapitre, de replacer le SIMS dans

le contexte actuel des techniques d'analyse de matériaux et tout particulièrement des

semi-conducteurs qui font l'objet de nombreuses études au LETI (Laboratoire

d'Electronique de Technologie et d'Instrumentation). Ainsi, notre laboratoire

dispose, pour les analyses de surfaces, d'un ESCA (Electron-Spectroscopy for

Chemical Analysis) ; d'un spectromètre AES (Auger Electron Spectroscopy) ; de la

RBS (Rutherford Backscattering Spectrometry) et bien entendu du SIMS

(Secondary Ions Mass Spectrometry). De toutes ces méthodes, certaines comme

l'ESCA, l'AES et le SIMS permettent d'obtenir facilement des profils de

concentration en fonction de la profondeur. L'ESCA et l'AES sont des techniques

d'analyse de surface qui permettent d'avoir, en plus de la composition de

l'échantillon, des informations sur les liaisons chimiques. Elles sont couplées à une

érosion ionique pour avoir des données en profondeur (≤ 1 µm). Le SIMS analyse

directement les ions produits par l'érosion. Cette méthode est 100 à 10000 fois plus

sensible que les autres et ne nécessite pas d'excitation additionnelle puisque

l'émission ionique secondaire résulte de la pulvérisation de l'échantillon. Cependant,

un atome ne peut être "interrogé" qu'une seule fois ! C'est une méthode destructive à

la différence de certaines autres où l'on peut exciter et désexciter plusieurs fois un

atome.

II.1. THEORIE

Les premières observations de la pulvérisation remontent au milieu du siècle

dernier. En 1858, J. PLÜCKER [1] remarque que dans un tube à vide où deux

électrodes sont introduites, le passage de la décharge électrique s'accompagne d'une

perte de poids de la cathode. La matière arrachée à la cathode se condense sur les

surfaces voisines et peut même se redéposer en partie sur cette électrode. Ce

12


phénomène a été appelé "pulvérisation cathodique". Ce n'est qu'en 1906 que

V. KOHLSCHUTTER [2] explique cette perte de matière comme une conséquence du

choc produit par l'impact des ions positifs du gaz ionisé ou plasma. Pendant les

années qui suivent, peu d'expériences intéressantes sont à noter en raison de la non-

reproductibilité des résultats. Ce n'est qu'après 1950, alors que les sources d'ions

deviennent performantes, que R.C. BRADLEY [3], F. KEYWELL [4], W.J. MOORE [5]

donnent les premiers résultats significatifs et ouvrent des voies nouvelles dans ce

domaine. Les applications actuelles de la pulvérisation sont :

• la gravure, avec en particulier la gravure locale par FIB (Focused Ion Beam),

• le dépôt par pulvérisation cathodique,

• le nettoyage de couches minces déposées sur un substrat,

• la réalisation de profils par l'AES, l'ESCA et le SIMS.

Les mécanismes à l'origine de la pulvérisation en SIMS ne sont pas simples à

modéliser. Un modèle basé sur le transfert de moment cinétique a été proposé par

G.K. WEHNER [6]. Il est présenté dans le paragraphe suivant sous le nom de régime

de cascades linéaires.

II.1.1. MECANISME DE LA PULVERISATION COLLISIONNELLE

D'un point de vue purement qualitatif, on peut distinguer trois régimes de

pulvérisation [7] :

1. le régime des collisions simples (figure II.1.a).

Dans ce régime, l'énergie des projectiles est de quelques centaines d'eV.

L'atome cible est directement heurté par l'ion et acquiert suffisamment

13


d'énergie pour parvenir jusqu'à la surface, et être extrait, mais pas assez

pour induire des sous-cascades de collisions.

2. le régime de cascades linéaires (figure II.1.b).

Dans ce régime, quelques keV, les atomes cibles ont acquis suffisamment

d'énergie pour engendrer des sous-cascades avec les autres atomes du

matériau ; c'est le cas général de la pulvérisation en SIMS qui utilise cette

gamme d'énergie pour les ions incidents.

3. le régime de pointes thermiques ou "spike" (figure II.1.c).

Pour des énergies très supérieures au MeV, la densité des atomes mis en

mouvement dans un même volume est grande. Si ce volume est proche de

la surface, il y a évaporation des atomes qu'il contient.

a) b) c)

figure II.1. a-c : les différents régimes de la pulvérisation [7]. a) collisions simples : l'ion, lors de son déplacement dans le solide,

finit par extraire un atome par un choc direct ion/atome, b) cascades linéaires : l'ion incident crée des sous-cascades de

collisions qui vont extraire un atome par un choc atome/atome, c) pointes thermiques : il y a évaporation des atomes.

14


D'un point de vue quantitatif, les limites énergétiques sont difficiles à fournir

pour les différents régimes car elles dépendent non seulement de l'énergie des ions

incidents mais aussi du rapport des masses Matomes du matériau/Mion incident. Les valeurs

indiquées plus haut permettent d'avoir une idée approximative des plages d'énergies.

Au cours d'une analyse SIMS, l'échantillon est bombardé par un faisceau

d'ions ou de neutres, dit faisceau primaire. Ce faisceau est habituellement de faible

énergie (< 10 keV). On peut penser, à la vue des énergies mises en jeu, qu'une

analyse SIMS se situe dans le deuxième régime. Les particules incidentes heurtent

les atomes de la cible et leur communiquent une partie de leur énergie. Si cette

énergie est suffisamment forte, l'atome heurté quitte son site et il s'ensuit une série

de chocs. Au terme de ces collisions, un certain nombre de particules peut être

éjecté hors de la cible. Si le bombardement est maintenu, la surface de l'échantillon

va s'éroder. C'est ce que l'on appelle la pulvérisation.

La figure II.2 représente le régime de cascades de collisions linéaires et fait

apparaître les différentes particules émises en SIMS.

±

Atomes pulvérisés

Ions primairesIons secondaires

Ions implantés

Atomes neutresPhotonsRétrodiffusés

figure II.2 : régime de cascades de collisions linéaires en SIMS.

15


Les particules émises sont notamment :

• des atomes neutres : phénomène de pulvérisation cathodique (sputtering),

• des photons : phénomène d’ionoluminescence,

• des ions : phénomène d’émission ionique secondaire,

• des neutres et des ions primaires : rétrodiffusion.

On peut définir le taux de pulvérisation "Sp" (Sputtering) par :

Sp = nombre d'atomes éjectésnombre de particules incidentes

Ce coefficient va dépendre de nombreux paramètres [6,8,9] comme :

• l'énergie de l'ion primaire [10] (figure II.3), son angle d'incidence [11]

[12](figure II.4) et sa masse [10] (figure II.5),

• l'état chimique de la cible, sa température [13] (figure II.6) ainsi que sa nature

cristallographique (cristallisée ou amorphe) qui peut engendrer des

phénomènes de canalisation [14].

• le numéro atomique de l'atome cible [15,16] (figure II.7).

La plupart de ces paramètres sont difficiles à appréhender, ce qui empêche

une formalisation analytique globale du taux de pulvérisation. Cependant, pour la

plupart des solides amorphes ou poly-cristallins bombardés par des ions de quelques

keV, Sp peut être prédit de façon satisfaisante par le modèle de cascades de

collisions linéaires. Ce modèle sera décrit dans le chapitre V.

16


figure II.3: variation du taux de pulvérisation en fonction de l'énergie de l'ion primaire [8]. Un seuil de pulvérisation est atteint au-dessus de 10 keV car les chocs s'effectuent plus profondément.

degres

figure II.4 : variation du taux de pulvérisation en fonction de l'angle d'incidence de différents ions primaires à 1,05 keV sur une cible de cuivre [12]. Un maximum est atteint pour un angle de 60°.

17


figure II.5 : variation du taux de pulvérisation en fonction de la masse des ions incidents à 45 keV sur du cuivre, de l'argent et du tantale [8].

figure II.6 : variation du taux de pulvérisation en fonction de la température de quelques métaux bombardés par du Xe+ à 45 keV [13].

18


figure II.7 : variation du taux de pulvérisation en fonction du numéro atomique de l'atome cible pour des gaz rares et le mercure [8].

19


Les particules éjectées dans le vide ont une énergie cinétique trop faible

(< 20 eV) [17] pour atteindre le détecteur (figure II.8). Il est donc nécessaire de les

accélérer. Or, seules des particules chargées peuvent être accélérées par une

différence de potentiel puis triées par un spectromètre de masse. L'un des principes

fondamentaux d'une analyse SIMS est d'obtenir un nombre élevé de particules

secondaires ionisées.

figure II.8 : distribution énergétique du cuivre et du platine pulvérisés sous bombardement Ar+ 3 keV à 45° d'incidence [17]. Leur énergie moyenne se situe en dessous de 20 eV.

Le taux d'ionisation Y représentant le nombre de particules ionisées par

rapport au nombre d'atomes éjectés est défini par :

(1) Y = nombre d' ions éjectésnombre d' atomes éjectés

20


Il apparaît évident que le taux Y va jouer un rôle prépondérant puisque seuls

les ions, qui sont représentatifs de la composition de l'échantillon en analyse SIMS,

sont analysés. Pour une cible binaire AB, le rendement en ions secondaires γA/AB de

l'espèce A de concentration CA/AB est alors défini par :

(2) γA/AB = Sp . YA/AB . CA/AB

Le problème qui se pose est d'avoir le meilleur taux d'ionisation Y et surtout

qu'il reste stable pour éviter des fluctuations sur le signal de sortie.

II.1.2. LES DIFFERENTS TYPES D'IONISATION

Ce taux dépend de la nature de la cible, des éléments qui la constituent ainsi

que de son état chimique. On distingue plusieurs processus pour la formation des

ions :

- l’émission chimique ou directe,

- l’émission cinétique interne,

- l’émission cinétique externe.

Ces phénomènes peuvent se produire simultanément.

L’émission chimique ou directe : elle a lieu dans les cristaux ioniques

NaCl, KCl, oxyde, chlorure etc.. Dans ces cristaux, le bombardement ionique donne

naissance à des ions parce que la cible est elle-même constituée d'ions (figure II.9)

et qu’il n’existe pas d’électrons libres pour les neutraliser lors de leur éjection du

cristal [18]. Ce mode d'émission conduit à des taux d’ionisation importants

(Y ≈ 93 % pour K dans KCl, Y ≈ 50 % pour Al dans Al2O3). Il est donc intéressant

d’arriver à la favoriser.

21


Solide

Vide

Na+ Cl-

Na+ Cl-Na+ Cl-

Na+ Cl-

Na+ Cl-Na+ Cl-

figure II.9 : l'émission directe a lieu dans les cristaux ioniques car les particules éjectées préexistaient déjà à l'état d'ions dans la cible

L’émission cinétique interne : Dans le cas d’un métal ou d’un semi-

conducteur, qui ne sont pas des cristaux ioniques, l’émission ionique directe est peu

probable. Les particules primaires mettent en mouvement des atomes du cristal

entre lesquels il peut se produire des chocs inélastiques [19]. Une partie de l’énergie

est transférée sous forme d’énergie cinétique et sert à éjecter l’atome hors de la

cible. L’énergie restante, sous forme d’énergie potentielle, peut servir à modifier la

structure électronique de l’atome.

Si un électron d’une couche superficielle est éjecté, le trou formé est aussitôt

comblé par un électron de la bande de conduction et l’atome redevient neutre. Mais

si un électron d’une couche interne est arraché, par exemple sur une couche 2p dans

le cas de l'aluminium, on a formation d’un ion.

Cet ion est immédiatement neutralisé par un électron de la bande de

conduction qui vient sur la couche électronique externe. L’atome est neutre mais a

une structure électronique perturbée. Cet atome excité, d’une durée de vie d'environ

10-14 s, peut sortir du cristal. Il faut que la durée de vie de cet atome excité soit plus

grande que le temps qu’il met pour sortir du solide, à savoir 10-15 s. Il peut alors se

désexciter dans le vide (figure II.10).

22


Atome neutreexcité

Vide

Solide

Ion

<10-15s

Electron de la bandede conduction

Electron éjecté

Electron AUGER

Désexcitation

figure II.10 : formation d'un ion dans le cas d'une émission cinétique interne. L'atome excité se désexcite dans le vide. Par effet AUGER, il y a création d'un ion.

L’énergie libérée peut être suffisante pour éjecter un ou plusieurs électrons.

On a alors création, par effet AUGER, d’ions une ou plusieurs fois chargés. Le taux

d’ionisation est faible, il est de l’ordre de 1 %.

L’émission cinétique externe : La formation d'Al+ doit s'expliquer par un

autre mécanisme. En effet, pour une énergie inférieure à 2 keV, les chocs ne sont

plus assez violents pour créer un trou dans la couche 2p de l'aluminium [20]. Or, il y

a création d'ions Al+ avec des faisceaux d'ions primaires d'énergie inférieure à

2 keV. C'est lors de l'éjection de l'atome du solide qu'est créé l'état excité auto-

ionisant.

23


L'atome a dans le cristal une certaine configuration énergétique. A la sortie, il

retombe à son niveau énergétique fondamental, libérant une énergie suffisante pour

permettre l'excitation des électrons et créer des états auto-ionisants. Les taux

d'ionisation produits par ce type de mécanisme sont faibles, de l'ordre de 1/1000 à

1/10000.

L’analyse ionique requiert un taux d’émission stable et élevé. Il y a donc

toujours intérêt à se ramener à une émission chimique. Pour cela, il faut que ni le

bombardement, ni la contamination de surface produite par les gaz résiduels ne

modifient la nature de l'espèce éjectée. Cela implique l'emploi de gaz rares (Ar, Ne,

Xe, ...), et la nécessité d'un ultravide couplé à une densité de courant élevée pour

éviter le phénomène d'adsorption.

21,22,23

II.1.3. SOUFFLAGE D'UN GAZ REACTIF

Pour augmenter et rendre constant le taux d’ionisation des métaux et des

semi-conducteurs, on souffle sur l’échantillon, pendant la durée de l’analyse, un gaz

réactif comme O2 ou Cl2 afin de former un oxyde ou un chlorure [21-23]. Ceci

apporte deux effets bénéfiques :

1. le premier est lié à la structure cristallographique du matériau à étudier. Si

la direction du faisceau est à peu près parallèle aux plans denses du réseau, il y a

canalisation [24]. Les ions canalisés pénètrent plus profondément dans le cristal.

Les chocs, ainsi produits loin de la surface, ont peu de chance de contribuer à

l’éjection d’atomes. Le taux de pulvérisation décroît fortement. De plus, dans les

poly-cristallins, le réseau de chaque cristal est orienté différemment. La vitesse de

pulvérisation va donc varier et donner lieu à des fluctuations sur le signal de sortie

comme l'illustre la figure II.11. L'oxydation a pour effet de modifier la structure

polycristalline en la rendant amorphe. Il n'y a quasiment plus d'effet de canalisation,

24


donc la vitesse de pulvérisation reste constante quelle que soit l'orientation

cristalline initiale.

Atome

1er Réseau

x

Taux depulvérisation

2eme Réseau 3eme Réseau

Cps/s

s

Incidencedes ions

Effet de canalisation :vitesse de pulvérisationdiminuée

Profil SIMS

figure II.11 : schéma des fluctuations du signal de sortie en fonction de l'orientation du réseau cristallin. Suivant l'orientation du réseau, il y a canalisation. Le signal de sortie diminue ainsi que la vitesse de pulvérisation.

2. D'autre part le taux d’ionisation, dans les métaux et les semi-conducteurs,

n’est pas très élevé et dépend de leur état d'oxydation ou de chloration car il

favorise une ionisation des atomes [20]. La figure II.12 met bien en évidence ce

phénomène. On se trouve alors en présence d'une émission chimique qui régularise

le taux de pulvérisation.

25


100

50

10

5

110-6 10-5 10-4

NiFe

Cr

NiFeCr

Intensitéionique

(arbitraire)

P(O2) en Torr

figure II.12 : évolution des courants Cr+, Fe+ et Ni+ en fonction de la pression d’oxygène. La détection du Cr, du Ni et du Fe atteint un maximum pour une pression de 5.10-5 Torr [20].

II.2. APPAREILLAGE

Le laboratoire est équipé actuellement de deux SIMS. Un IMS300 Cameca

qui a été très largement modifié, comme nous le verrons plus loin, et un IMS5F

Cameca. Ces deux appareils fonctionnent de façon totalement différente.

L'IMS5F a son faisceau primaire focalisé sur un diamètre 1 à 10 µm. Ce

faisceau balaye la partie de l'échantillon à analyser sur des surfaces de 10 x 10 µm²

à 500 x500 µm², ce qui lui permet d'avoir une résolution latérale de quelques µm².

Sa densité ionique instantanée est élevée.

L'IMS300 fonctionne sous faisceau défocalisé. Ce faisceau reste fixe par

rapport à la zone de l'échantillon à analyser. La surface des cratères est de l'ordre

du mm² mais, comme sa densité ionique reste faible, sa résolution en profondeur

26


peut être inférieure à 10 Å, sous certaines conditions. Cet appareil sera préféré a

l'IMS5F pour les analyses de couches minces qui nécessitent une meilleure

résolution en profondeur.

La figure II.13 montre le schéma de principe d'un SIMS en général.

Source d’ions

Filtre en énergie Filtre en masse

Echantillon Détecteurs

Spectre de masses

Profil en profondeur

Image

figure II.13 : schéma de principe du SIMS. La source d'ions crée le faisceau d'ions primaires qui bombarde l'échantillon. Les ions secondaires émis sont triés par les filtres. Le système de détection autorise plusieurs fonctionnement : spectre de masses, profil en profondeur et imagerie.

Le SIMS se compose de 4 éléments principaux :

1- une source d'ions, qui permet de générer le faisceau primaire qui

va pulvériser l'échantillon,

2- le porte-échantillon qui est par ailleurs régulé en température,

27


3- le spectromètre de masses pour filtrer en masse et en énergie les

ions secondaires,

4- les détecteurs qui permettent, le comptage des ions ainsi que leur

localisation.

Le traitement de cette dernière information permet de réaliser des profils de

concentration en fonction de la profondeur, des spectres de masses et de faire de

l'imagerie.

II.2.1. LES SOURCES D'IONS

Les sources césium et duoplasmatron sont les plus utilisées.

• La source césium fonctionne de la façon suivante : un réservoir, élevé à une

température de 400°C, vaporise une pastille de chromate de césium (Cs2CrO4). Les

atomes de césium s'ionisent en traversant un fritté de tungstène (l'ioniseur), qui est

chauffé à une température de 1100°C. Un champ électrique, appliqué entre cette

plaque de tungstène et une électrode, extrait et accélère les ions Cs+ qui forment le

faisceau primaire (figure II.14). Les avantages de cette source sont d'offrir un taux

d'ionisation du Cs proche de 100 %, de permettre l'analyse d'éléments

électronégatifs comme les halogènes, le phosphore, le sélénium, le tellure, le

carbone, l'oxygène et d'avoir peu d'aberrations sphériques compte tenu du faible

diamètre de la sonde.

28


1. Haute tension (10 keV)

2. Chromate de césium

3. Réservoir

4. Ioniseur

5. Fritté de tungstène

6. Filament de réservoir

7. Filament de l'ioniseur

8. Electrode d'extraction

1

2

3 4 5

7 8

6

CsCs+

figure II.14 : détail d'une source césium.

• Le duoplasmatron fonctionne comme suit (figure II.15) : un gaz est

introduit à basse pression dans une cathode creuse à travers une fuite ajustable. Un

plasma est produit par un arc électrique établi entre la cathode creuse et l'anode. La

tension de l'anode est de plusieurs centaines de volts et la décharge est maintenue

autour de l'axe par une électrode intermédiaire conique laissée à un potentiel

flottant.

Un champ magnétique confine le plasma vers le trou d'extraction de l'anode

(400 mm de diamètre). Les ions positifs occupent le centre du plasma, les négatifs,

la périphérie. Le plasma passe à travers le diaphragme de l'anode et se détend dans

la cuvette d'expansion en raison de la différence de pression existant entre le

duoplasmatron (≈ 5.10-2 Torr) et la colonne primaire (≈ 10-7 Torr).

29


1. Introduction du gaz

2. Cathode

3. Electrode intermédiaire

4. Solénoïde

5. Anode

1

2

3

4 5

ions

figure II.15 : schéma d'un duoplasmatron à cathode froide.

Les ions sont ensuite extraits par un champ créé par la lentille d'extraction,

autrement appelée lentille à immersion. Suivant la polarité de cette lentille, le

duoplasmatron peut fournir des ions positifs ou négatifs. Les gaz utilisés avec un

duoplasmatron sont généralement l'argon, l'oxygène ou le xénon.

II.2.2. LE PORTE-ECHANTILLON

Le porte-échantillon est porté à ± 4500 V pour créer un champ électrique

entre la lentille à immersion (à la masse) et l'échantillon. Ce champ a pour but

d'extraire les ions secondaires mais a également une influence sur la trajectoire des

ions incidents (vitesse et direction).

30


Les effets sur la vitesse des ions primaires, accélération ou décélération par le

champ d'extraction, suivant leur polarité et celle des ions secondaires à étudier, sont

résumés dans le tableau II.1.

Polarité des ions secondaires

IS+ IS-

Polarité des ions primaires IP+ IP ralentis IP accélérés

IP- IP accélérés IP ralentis

tableau II.1 : effet de la polarité des ions secondaires sur le mouvement des ions primaires. IS+ et IS- représentent les Ions Secondaires respectivement positifs et négatifs. Même remarque pour IP (Ions Primaires).

La déviation est fonction de l'énergie du faisceau primaire et de son angle

d'incidence. Considérons, par exemple, un faisceau d'ions primaires positifs et une

analyse en ions secondaires positifs. La figure II.16 représente la trajectoire des ions

primaires déviés par le champ d'extraction ρE . ext

La conservation de la composante parallèle à la direction -x- de la vitesse de

l'ion incident (il n'est soumis à aucune force suivant -x-), impose :

(3) V0 . sinθ0 = V1 . sinθ1

V0 représente la norme de la vitesse initiale de l'ion incident, V1 sa norme

lors de l'impact sur l'échantillon. θ0 est l'angle que fait la colonne primaire avec la

normale de l'échantillon et θ1 l'angle d'impact.

31


figure II.16 : trajectoire des ions déviés dans la zone de champ d'extraction dans le cas de l'analyse d'ions secondaires positifs avec des ions primaires positifs.

Soit E0 l'énergie d'accélération des ions et E1 l'énergie d'impact, c'est-à-dire

l'énergie cinétique lors du contact avec l'échantillon. Pour un champ supposé

uniforme entre l'échantillon et la lentille à immersion, on peut écrire :

(4) E E q.V1 0 ech− = −

"q" représente la charge des ions et Vech le potentiel de l'échantillon auquel

est associé le champ d'extraction Eext des ions secondaires. Les équations (3) et (4)

permettent d'exprimer le sinus de l'angle d'impact en fonction de l'angle de la

colonne primaire (θ0) et de l'énergie d'impact ou de l'énergie d'accélération des ions

secondaires :

(5) sin . .sin.

.sinθ θ11

10

0

00=

+=

−E q Vech

EE

E q Vechθ

32


La figure II.17 résume les différents cas de figure suivant le signe des ions

primaires et celui des ions secondaires à analyser pour un angle θ0 de 30° (IMS5F)

et un potentiel d'échantillon de 4500 eV (ions secondaires positifs) ou de -4500 eV

(ions secondaires négatifs).

0102030405060708090

0 1500 3000 4500 6000 7500 9000 10500

Energie d'impact (eV)

Ang

le d

'impa

ct θ1

4500 6000 7500 9000 10500 12000 13500 15000

Energie primaire (eV)

IP+,IS+ ou IP-,IS-

IP+,IS- ou IP-,IS+

0 30001500 4500 6000

figure II.17 : détermination de l'angle d'impact θ1 et de l'énergie d'impact pour une colonne primaire à 30° (IMS5F) et une tension objet (échantillon) de 4,5 keV. A partir de l'énergie primaire des ions (échelles ∆ et ✧ du haut), on en déduit leur énergie d'impact (échelle -x- du bas) ainsi que leur angle d'impact (échelle -y-).

Cette figure comprend trois échelles en -x-. Cela permet, avec la

connaissance de l'énergie des ions primaires (échelles "x" du haut), de connaître

directement l'énergie d'impact de l'ion sur l'échantillon par lecture de l'échelle "x"

du bas ainsi que leur angle d'impact θ1. La déviation des ions pour les couples {ions

primaires positifs (IP+), ions secondaires positifs (IS+)} et {(IP-),(IS-)} est la même.

Elle est représentée par la courbe losange. De même, la déviation des ions primaires

pour les couples {(IP+),(IS-)} et {(IP-),(IS+)} est identique et est représentée par la

courbe triangle.

La figure II.18 représente la dépendance de l'angle d'impact avec l'énergie

des ions primaires (échelle "x" du haut) dans le cas de l'IMS300, dont la position de

33


la colonne primaire fixe l'angle des ions incidents à 45°. Ce graphique permet aussi

de connaître l'énergie d'impact des ions sur l'échantillon (échelle "x" du bas).

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

0 1500 3000 4500 6000 7500 9000 10500

Energie d'impact (eV)

Ang

le d

'impa

ct θ1

4500 6000 7500 9000 10500 12000 13500 15000

Energie primaire (eV)

IP+,IS+ ou IP-,IS-

IP+,IS- ou IP-,IS+

0 30001500 4500 6000

figure II.18 : angle d'impact θ1 (ou énergie d'impact) en fonction de l'énergie incidente pour une colonne primaire à 45° et une tension objet de 4,5 keV. Cas de l'IMS300.

L'analyse en ions primaires d'énergies inférieures à 9 keV est impossible

avec ce système contrairement à l'IMS5F qui peut effectuer des analyses à 6 keV.

En dessous de cette limite, les ions primaires ne peuvent plus atteindre l'échantillon

: il faut utiliser un faisceau de neutres qui ne sont pas déviés par le champ

d'extraction.

Pour obtenir un bon taux de pulvérisation, l'angle d'incidence doit être proche

de 60° [11,12] (voir figure II.4). Il est donc préférable d'analyser les ions positifs

avec un faisceau primaire positif et inversement pour les ions négatifs. Mais cette

déviation provoque des aberrations sur la focalisation du faisceau primaire. C'est

pour cela que, bien souvent, les analyses s'effectuent à 10 keV, ce qui correspond à

une énergie d'impact de 5,5 keV.

34


II.2.3. LE SPECTROMETRE DE MASSE ET LE MICROSCOPE IONIQUE

Nous avons vu comment les ions primaires sont créés ainsi que l'incidence et

l'énergie avec lesquelles ils attaquent l'échantillon. Après pulvérisation, les ions

secondaires sont émis avec une dispersion d'angle et d'énergie. Il convient

maintenant de savoir comment cette information est traitée.

Devant le porte-échantillon se trouve la lentille à immersion reliée à la

masse. C'est le porte-échantillon, comme nous l'avons vu au paragraphe précédent,

qui est porté à un certain potentiel pour accélérer les ions secondaires. Ces ions

traversent la lentille à immersion et sont dirigés dans un spectromètre qui les trie en

masse et corrige également les dispersions angulaire et énergétique.

Ce spectromètre se compose essentiellement d'un secteur électrostatique,

d'un secteur magnétique et de différentes lentilles, diaphragmes et déflecteurs qui

vont permettre de réaliser ces deux corrections. Les descriptions qui suivent sont

appliquées à l'IMS5F.

• La correction de la dispersion en énergie est représentée dans la

figure II.19. Les ions de faible énergie se situent en bas (en rouge), et ceux de forte

énergie en haut du dessin (en bleu).

Les ions de faible énergie seront plus déviés dans le secteur électrostatique.

Les ions d'énergie croissante le seront de moins en moins. En effet, le champ ρE est

radial. Les seules forces qui s'appliquent sur la particule de masse "m" et de charge

"q" et de vitesse "V" sont donc radiales. On peut écrire :

(6) m q E

m Vr

q E

. .

. .

ρ ργ =

=2

35


En exprimant "m . " en fonction de l'énergie de la particule Ec, on aboutit

à une relation de proportionnalité entre le rayon de courbure de la particule et son

énergie cinétique :

V2

(7) r Ecq E

=2.

.

La lentille du spectromètre focalise ces ions autour de la trajectoire centrale

appelée "trajectoire achromatique".

figure II.19 dispersion en énergie : les ions de forte énergie (ligne du haut) sont moins déviés par le secteur électromagnétique et convergent au même point que les ions de faible énergie (ligne du bas).

36


Les ions passent ensuite dans le secteur magnétique. Le rayon de courbure

est :

(8) r m Vq B

=..

B est la norme du champ magnétique et V représente la vitesse des ions dans

le secteur électromagnétique qui, d'après l'équation (7), est proportionnelle à

l'énergie "E". Les ions de faible énergie sont donc davantage déviés que ceux

d'énergie élevée, car le rayon de courbure de la trajectoire est plus petit.

Tous les ions sont focalisés en un même faisceau. Il faut remarquer que les

particules de plus forte énergie, donc de plus grande vitesse, parcourent une

distance plus longue dans le secteur magnétique. Cela leur permet d'arriver, en

sortie du spectromètre, en un même temps et un même point que les particules

d'énergie plus faible. C'est en ce point que la fente de sortie est placée.

• Les ions émis par l'échantillon partent dans toutes les directions. Ceux

collectés par la lentille à immersion sont focalisés au niveau de la fente d'entrée

mais ont des directions différentes. C'est la dispersion angulaire. Pour une même

énergie, la trajectoire des ions peut être différente (figure II.20). Ces trajectoires,

provenant d'un même point objet pour le secteur électrostatique, sont focalisées en

un point image réel au niveau du diaphragme de sélection en énergie. Il devient

alors un point objet pour la lentille du spectromètre qui le focalise en une image

virtuelle. Cette image est un objet pour le secteur magnétique qui va être focalisé en

une image réelle au niveau de la fente de sélection.

Le point de focalisation est différent suivant la masse des ions, ce qui permet

de les séparer (figure II.20).

37


figure II.20 : la dispersion angulaire des ions secondaires pulvérisés dans toutes les directions est corrigée par la lentille du spectromètre.

• La combinaison des deux principes donne une focalisation en énergie et

angulaire (figure II.21). Les ions représentés en trait plein n'ont pas de dispersion

angulaire. En rouge sont représentés ceux de faible énergie et en bleu ceux de forte

déviation énergétique. Les deux extrêmes sont limités par la fente de sélection en

énergie. Les dispersions énergétiques pour les deux déviations angulaires (traits

discontinus), ne sont pas représentés dans le secteur électrostatique, par souci de

clarté.

Le spectromètre ne pouvant détecter qu'une seule masse à la fois, il ne reste

plus ensuite qu'à faire varier le champ magnétique pour choisir les masses et

détecter celles souhaitées à tour de rôle.

38


figure II.21 : application des deux principes de correction (énergétique et angulaire). Les pointillés représentent la dispersion angulaire, les couleurs la dispersion énergétique.

Cet appareil fonctionne selon différents modes. Un spectre de toutes les

espèces présentes dans un échantillon donné peut être enregistré ; il est alors appelé

spectre de masses. Quelques masses caractéristiques peuvent également être suivies

lors de l'érosion pour obtenir finalement un profil de concentration en fonction de la

profondeur. Enfin, des images en 3D peuvent être obtenues sur l'appareil IMS5F.

En mode imagerie, les images peuvent être réalisées par balayage, ce qui

nécessite un faible diamètre du faisceau primaire, ou par stigmatisme. Dans ce

second mode de fonctionnement, la sonde ionique agit comme un microscope

optique, c'est-à-dire que les ions émis d'un même point sont focalisés, à la sortie de

l'appareil, en un point identique. Tout les points de l'image sont acquis au même

instant.

39


II.2.4. LES DETECTEURS

Le plus répandu de ces détecteurs est le multiplicateur d'électrons. Les ions

récupérés au niveau de la fente de sortie sont défléchis de 90° et dirigés vers le

multiplicateur d'électrons. Celui-ci permet de compter les ions secondaires. Chaque

ion provenant de l'analyseur heurte la première dynode. Celle-ci émet des électrons

secondaires qui sont multipliés en cascades par les autres dynodes. Le signal

d'électrons est "mis en forme" pour être compté électroniquement. On peut compter

entre un et 107 coups par seconde. Au-dessus de cette valeur, une erreur

systématique importante se produit. De plus, la mise en forme donne des impulsions

ayant une largeur de quelques nanosecondes. Plus il y a de coups et plus la

probabilité de recouvrement des impulsions augmente, entraînant une diminution du

signal. Pour 109 Cps/s, un seul ion serait détecté !

La représentation de l'erreur systématique se fait en écrivant la fonction :

(9) Is = Imes + Inonmes

où :

Is = nombre d'impulsions par unité de temps provenant de l'électroaimant, ou

courant ionique secondaire,

Imes = nombre d'impulsions mesurées par unité de temps,

Inonmes = nombre d'impulsions non mesurées par unité de temps,

avec :

(10) Inonmes = Imes (Is / Isat)

Isat représente le courant de saturation du multiplicateur.

40


Le courant mesuré se déduit de (9) et (10) et s'écrit :

(11) Imes = Is / (1 + Is / Isat)

Dans notre cas, Isat est de l'ordre de 5.107 Cps/s. La figure II.22 représente la

dérive de Imes par rapport au courant d'ions secondaires réels "Is" :

1.E+05

1.E+06

1.E+07

1.E+08

1.E+05 1.E+06 1.E+07 1.E+08

courant réel (Cps/s)

Cou

rant

mes

uré

(Cps

/s)

ImesIsIsat

figure II.22 : limite de détection d'un multiplicateur d'électrons. Au-dessus d'un certain seuil, les impulsions d'électrons ne sont plus comptées individuellement. Il y a recouvrement, d'où une diminution du signal mesuré Imes qui tend vers la valeur du courant de saturation Isat.

Si Is << Isat, c'est-à-dire pour un courant ionique inférieur à 106 Cps/s, Imes est

proportionnel à Is. Pour des courants ioniques supérieurs à 106 Cps/s, une cage de

Faraday est utilisée. Son fonctionnement est le suivant. Les ions secondaires

pénètrent dans un cylindre (la cage de Faraday) et sont piégés par un potentiel qui

repousse ceux qui ont tendance à s'en échapper. En percutant les parois, chaque ion

est neutralisé par un électron. La mesure du courant IA (en ampère) reçu par la cage

répond à la formule :

(12) IA = (Is + Ib) . e

41


avec :

Is = courant ionique secondaire en Cps/s,

Ib = courant de bruit en Cps/s,

e = charge de l'électron.

Le courant d'ions secondaire Is est donc linéaire avec le courant

mesuré IA :

(13) Is = IA / 1,6.10-19 - Ib

Un réglage permet de corriger la dérive due au bruit. Le SIMS peut donc,

quand il détecte un trop fort courant, basculer automatiquement du mode

"multiplicateur d'électrons" au mode "cage de Faraday" sans que cela influe sur le

niveau du signal.

Ces deux éléments permettent de réaliser :

• soit un spectre de toutes les masses (figure II.23), où chaque masse est

représentée par un pic. L'intensité d'un pic est proportionnelle à la teneur de la

masse en question. Dans ce cas, le spectre est représentatif de la surface et ne

contient donc pas forcément tous les éléments présents au cœur de l'échantillon.

Cependant, ce mode de fonctionnement s'avère utile pour la détection d'éventuelles

contaminations superficielles consécutives à son élaboration.

• soit un profil de masses prédéterminées en fonction de l'épaisseur abrasée

(figure II.24). L'axe des -x- représente le temps de manipulation, l'axe des -y- le

nombre de coups par seconde.

42


figure II.23 : exemple de spectre de masse effectué sur une cible d'AlGaAs. A chaque masse correspond un pic dont l'intensité est proportionnelle à sa quantité.

27 = masse atomique del'aluminium (en mauve)

69 = masse atomique dugalium (en rouge)

Valeurs deséchelles

figure II.24 : exemple d'un profil de multicouches d'Al et de Ga dans une structure de miroirs de Bragg d'AlGaAs. L'échelle des -x- représente le temps de manipulation, ou temps d'abrasion. Celle des -y- représente le nombre de Cps/s, de la masse sélectionnée, reçus par le détecteur. Les valeurs indiquées dans les six rectangles représentent les masses atomiques des éléments recherchés.

43


Le convertisseur d'image ionique permet de réaliser l'image en 2D de la

surface balayée (IMS5F) à une profondeur précise (figure II.25). Ce convertisseur

est constitué d'une série de multiplicateurs d'électrons tubulaires. L'image qui

provient du spectromètre de masse se forme sur la face d'entrée du convertisseur.

Elle est transformée en une image électronique à la sortie des tubes. Les électrons

sont ensuite accélérés par un champ électrique, puis viennent frapper un écran

fluorescent. Une couleur est alors associée à chaque niveau de concentration de la

masse en cours d'analyse. La résolution latérale de cet ensemble sur l'image

agrandie est de 50 à 100 µm.

figure II.25 : exemple d'une série d'images de la dose implantée du nickel dans du silicium, réalisées à différentes profondeurs en vue d'établir une image en relief.

44


En stockant ces images prises à différentes profondeurs d'abrasion, il est

possible de reconstituer une image 4D de l'échantillon (figure II.26). Les trois

premières dimensions représentent l'échantillon dans l'espace et la quatrième,

représentée par les couleurs, sa concentration pour un élément étudié. La

correspondance des couleurs avec la concentration de l'élément, selon une échelle

arbitraire, est définie en bas de la figure II.26.

Faible dose Forte dose

figure II.26 : reconstitution d'une image en 4D (x, y, z et concentration). Les niveaux de couleur correspondent aux niveaux de concentration de la masse 58Ni.

45


A partir des profils et des spectres de masses, il est possible de remonter à la

concentration des éléments et à leurs positions dans l'échantillon.

II.2.5. ANALYSES QUANTITATIVES

La connaissance de l'épaisseur abrasée permet de déterminer la vitesse

d'abrasion. Si la vitesse de pulvérisation est constante, il est possible de transformer

l'échelle des temps en échelle des profondeurs.

Pour convertir le nombre de coups en nombre d'atomes, il faut connaître le

rendement d'ionisation et s'assurer qu'il est constant. Si Ip est le courant primaire et

γA/M le rendement ionique de l'élément "A" dans une matrice "M", l'intensité

secondaire Is(A,x) de l'élément A en fonction de sa position "x" dans la matrice est

donnée par :

(14) Is(A,x) = γA/M . Ip

Il a été montré précédemment que l'intensité Imes du détecteur est linéaire

avec le courant d'ions secondaires Is. Si η est le coefficient de proportionnalité, le

courant Imes s'écrit d'après l'équation (2) :

(15) Imes = η . Sp . YA/M . CA/M . Ip

Avec YA/M le taux de ionisation de l'espèce A dans la matrice, CA/M sa

concentration et Sp le taux de pulvérisation.

En pratique, la calibration des profils est réalisée par comparaison avec des

étalons de référence. Deux types de méthodes d'étalonnage sont utilisés et décrits

par la suite.

a) Méthode d'étalonnage à concentration A uniforme dans la matrice M. 46


Cette méthode consiste à comparer l'intensité émise par l'étalon à celle émise

par la structure étudiée. Dans l'éventualité où η, Sp, YA/M et Ip restent constants, ce

qui est le cas pour de faibles concentrations, le courant mesuré Imes est proportionnel

à la concentration CA/M. Soit α ce coefficient, appelé constante de calibration.

L'équation (15) devient, en simplifiant l'écriture :

(16) CA/M = α . Imes

Après analyse de l'étalon, de concentration CAE/M sur une profondeur l, le

nombre total NA d'atomes A est :

(17) NA AE MlC z S= ∫ / ( ). .

0dz

S est la surface irradiée qui est constante. Cette équation peut donc se mettre

sous la forme :

(18) NAAE M

lEmes

l

SC z dz I z dz= =∫ ∫/ ( ). . ( ).

0 0α

le rapport NA/S représente la dose implantée qui est connue pour l'étalon et

IEmes est la mesure de l'étalon ce qui permet de déterminer le coefficient α par :

(19) α = Dose implantéeAire sous la courbe IEmes

Le coefficient α est alors remplacé dans l'équation (16) également valide

pour l'analyse de l'échantillon de concentration inconnue. Cependant, α va dépendre

de la transmission de l'appareil, qui peut varier en fonction des réglages de l'optique

ionique et du taux de pulvérisation. Ce taux va dépendre des fluctuations du courant

primaire Ip (instabilité de la source d'ions ou dégazage au voisinage de

l'échantillon). Le coefficient α va aussi dépendre des fluctuations des courants

47


secondaires (régime transitoire, effet de matrice et modification des taux

d'ionisation provoqués par exemple par la présence d'oxygène). On utilise

généralement la seconde méthode de calibration.

b) Méthode d'étalonnage avec le RSF (Relative Sensitive Factor).

Elle se décompose en deux étapes. Dans un premier temps, l'étalonnage est

effectué par analyse de l'élément implanté A de concentration CAE/M connue et en

utilisant une masse de référence qui est généralement un isotope de la matrice. Soit

ImesAE le courant mesuré relatif à la dose implantée dans l'étalon, B la masse de

référence et ImesBE son courant. Le rapport des courants, en utilisant l'équation (15),

s'écrit :

(20) II

mesAE

mesBE

=η

η

. Sp . Y . C . I . Sp . Y . C . I

AE/M AE/M p

BE/M BE/M p

Après simplification, il est possible d'extraire la concentration A dans l'étalon

CAE/M :

(21) C YY

C II

RSF IIAE M

BE M

AE MBE M

mesAE

mesBE

mesAE

mesBE/

/

//. . .= =

La concentration de l'impureté A dans l'étalon est proportionnelle au courant

réduit ImesAE/ImesBE. Le coefficient de proportionnalité, appelé RSF, tient compte des

variations des taux d'ionisation YBE/M et YAE/M et s'affranchit des variations du

courant primaire Ip. Il est défini comme suit :

(22) RSF = Dose implantéeII

mesAE

mesBE

.dz0

∞

∫

48


La seconde étape consiste à effectuer l'analyse de l'échantillon dont la

concentration en A est donnée par :

(23) C YY

C IIA M

B M

A MB M

mesA

mesB/

/

//. .=

Cela implique la définition d'un deuxième coefficient noté RSF' défini par :

(24) RSF YY

CB M

A MB M' ./

//=

Si la structure de l'échantillon est proche de celle de l'étalon, les taux

d'ionisation YA/M et YB/M sont respectivement égaux à YAE/M et YBE/M. De plus,

l'isotope B étant majoritaire dans les deux structures, on en déduit que CB/M est

identique à CBE/M. Par conséquent, RSF' est équivalent à RSF. Il s'en suit que :

(25) C RSF IIA M

mesA

mesB/ .=

La détermination de la concentration de l'élément A devient alors possible

par la connaissance du courant réduit ImesA/ImesB.

Nous venons de définir, assez succinctement, le fonctionnement du SIMS et

plus particulièrement celui d'un CAMECA IMS5F. L'autre appareil, l'IMS300 sur

lequel a été effectuée cette thèse, a subi de nombreuses modifications pour en

améliorer la résolution en profondeur. Ces améliorations se sont portées sur la

source duoplasmatron, sur l'amélioration du vide, et surtout sur une régulation en

température du porte échantillon.

II.3. DESCRIPTION DES MODIFICATIONS

La première modification importante est celle du duoplasmatron. Les

duoplasmatrons à cathode froide fonctionnent bien avec de l'oxygène, de l'argon ou

49


de l'azote, mais restent instables pour des gaz comme le krypton et le xénon.

Pourtant, ces gaz offrent un meilleur taux de pulvérisation [25,26] pour une faible

profondeur d'implantation [27]. La solution est d'utiliser un duoplasmatron à

cathode chaude [20].

II.3.1. DUOPLASMATRON A CATHODE CHAUDE ET ENCEINTE D'ANALYSE

La figure II.27 présente ce duoplasmatron. On peut remarquer, en

comparaison à la figure II.15, que la cathode creuse -2-, a été remplacée par deux

demi cathodes (2a et 2b) reliées entre elles par un filament de tantale.

1. Introduction du gaz

2a-b. Demi cathodes

3. Electrode intermédiaire

4. Solénoïde

5. Anode

6. Filament

1

2a

3

4 5

2b

6

ions

figure II.27 : détail du duoplasmatron à cathode chaude. La cathode creuse a été remplacée par deux demi cathodes.

Pour le duoplasmatron à cathode froide, il faut maintenir une tension de

plusieurs centaines de volts (≈300 V) entre l'anode et la cathode, d'où les électrons

50


sont émis pour ioniser le gaz introduit, et former le plasma. Le duoplasmatron à

cathode chaude comprend un filament qui émet des électrons pour ioniser le

plasma. Ce duoplasmatron est très stable dans le temps. De plus, comme la tension

d'arc est de 60 V, il y a peu de pulvérisation interne dans la source. Les durées de

vie du filament et de la source sont plus longues (une année), d'où un entretient

réduit.

Sur le trajet des ions primaires se trouve une chambre de neutralisation pour

les transformer en neutres de même énergie. Cela peut s'avérer utile :

• pour analyser des isolants et éviter ainsi les effets de charges,

• pour effectuer des profils avec un faisceau primaire de faible énergie afin

d'accroître la résolution en profondeur.

L'analyse avec des ions de moins de 9 keV est impossible avec l'IMS300

(cf. § II.II.2.2). L'adjonction d'une chambre de neutralisation permet d'abaisser

l'énergie du faisceau primaire de neutres jusqu'à 1 keV (les neutres n'étant pas

déviés par la tension d'extraction des ions secondaires).

Les vitesses d'abrasion obtenues avec des neutres de faible énergie étant

limitées, 0,1 à 0,001 Å/s, l'atmosphère résiduelle au voisinage de la zone analysée

augmente considérablement, pouvant aller jusqu'à polluer la surface de l'échantillon.

Pour améliorer le vide au niveau de l'échantillon, l'enceinte Cameca de l'IMS300 à

été remplacée par une enceinte Riber équipée d'une pompe ionique et d'une pompe

turbo de 400 litres par seconde. Ceci permet d'atteindre un vide de quelques

10-10 Torr en statique c'est-à-dire sans fonctionnement du duoplasmatron. En

dynamique, la pression remonte à 10-5 Torr.

51


II.3.2. REGULATION EN TEMPERATURE

L'étude de la diffusion des éléments entre les différentes couches de

matériaux (AlGaAs, multicouches de Nb/Al) nécessite un contrôle de la

température de l'échantillon. Cela a motivé le développement d'une régulation en

température.

Le cahier des charges que nous avons établi est le suivant :

• réguler un échantillon porté à haute tension (± 4,5 keV imposé par le

champ d'extraction des ions secondaires),

• plage de régulation : la plus large possible avec une température minimale

égale à celle de l'azote liquide (-196°C),

• laisser le porte échantillon mobile dans les trois directions (entrée, sortie et

positionnement de l'échantillon dans l'enceinte ultravide),

• assurer un bon contact thermique entre l'échantillon et la partie régulée

(pour éviter les pertes thermiques).

La figure II.28 schématise le fonctionnement de base d'une régulation en

température.

Elle se compose d'un point froid de référence. Celui-ci donne la température

minimale à atteindre. Le point froid est relié à la pièce à réguler par une résistance

"thermique" qui maintient le gradient de température entre les deux. La régulation

électronique est contrôlée par une résistance électrique de chauffe et une mesure de

la température de la pièce à réguler.

52


Point froid (77 K)

Résistancethermique

Chauffe

Mesure

Supportà réguler

figure II.28 : schéma de fonctionnement d'une régulation en température. Elle comprend un point froid relié au support à réguler par une résistance thermique qui établit le gradient entre les deux. Le contrôle de la température est réalisé par la résistance de chauffe couplée à la mesure.

Nous avons d'abord voulu fonder cette régulation sur un montage qui existait

déjà dans notre laboratoire. Un récipient isolé monté sur la partie supérieure de

l'enceinte d'analyse contient, dans sa partie isolée, une réserve d'azote liquide (point

froid). Des tresses de cuivre (résistance thermique) sont fixées à son extrémité et

sont reliées au porte-échantillon, ce qui permet la mobilité de celui-ci. La

température est mesurée grâce à une résistance étalonnée de platine. Les mesures

ont montré les limites de ce système.

Non seulement le temps de refroidissement de l'échantillon était long

(3 heures) pour arriver à des températures stables, mais en plus, la température

limite atteinte était d'environ -100°C au lieu des -196°C désirés. En ajoutant un

point froid sur la canne de manipulation du porte échantillon, en isolant

thermiquement celui-ci de cette canne et en améliorant les contacts entre les tresses

de cuivre et le récipient d'azote liquide, il a été possible de descendre à -130°C, ce

qui était encore insuffisant. La figure II.29 retrace les différentes cinétiques

53


obtenues au cours de ces essais. Dans le cas idéal où le porte échantillon n'a pas de

contact avec l'appareillage (pas de perte thermique par conduction), la température

ne descend pas en dessous de -140°C. Ce système s'est finalement révélé limité,

donc peu intéressant.

-160

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

20

40

0 50 100 150 200

Temps (mn)

Tem

péra

ture

(°C

)

Température Porte Échantillon

TPE avec Fil indium + Pastille Isolante

TPE avec FI + PI +Point Froid

TPE avec FI + PF + Sans Contact

figure II.29 : cinétique de refroidissement pour les différents montages. Même dans la configuration du minimum de pertes thermiques (courbe du bas), la température minimale atteinte ne descend pas en dessous de -140°C.

Nos investigations se sont alors orientées vers l'utilisation de la détente d'un

gaz comprimé à la pression atmosphérique. La température finale Tf se calcule, en

fonction de la température initiale Ti, de la pression initiale Pi et finale Pf par la

relation :

(26) fi v f

vT T (C R.P / P )

C R= i+

+

54


R est la constante des gaz parfaits et Cv la chaleur spécifique à volume

constant du gaz considéré.

Le gaz, introduit dans un tuyau à haute pression (200 bar), passe dans un

capillaire très fin (∅ 0,3 mm), puis se détend, dans la pièce à refroidir. Le gaz

revient par un deuxième capillaire (∅ 2 mm) concentrique au premier ce qui a pour

effet de refroidir préalablement le gaz. La figure II.30 présente ce montage. Bien

que la valeur de Tf calculée pour l'azote soit de 207 K, nous espérions mieux de

l'effet du refroidissement. Pourtant, aucun résultat significatif n'a été obtenu avec ce

dernier. Seul l'argon nous a permis d'atteindre 96 K (-177°C) mais avec une

consommation bien trop importante.

200 bar

Vide

Porteéchantillon

Détente

Refoulement

Tubes concentriques

Enceinte

figure II.30 : schéma du montage de refroidissement du porte échantillon par simple détente.

Ces deux montages n'ayant pas été concluants, un troisième système a été

développé. Le gaz est d'abord refroidi dans un réservoir contenant de l'azote liquide.

Cela doit permettre d'abaisser considérablement la valeur de Ti. D'autre part, les

deux capillaires concentriques sont enroulés comme un ressort autour du

55


goniomètre tri-axial, permettant ainsi un mouvement du porte échantillon dans les

trois directions.

Le gaz à refroidir est de l'azote pris au niveau de la ligne d'alimentation du

laboratoire à une pression d'un bar d'où une consommation plus faible. Il est ensuite

refroidi à l'intérieur d'un tube de cuivre enroulé en spirale dans un réservoir (Dewar)

rempli d'azote liquide. Une longueur suffisante de cuivre permet de liquéfier l'azote

gazeux. L'ensemble est porté à un potentiel nul. Il traverse ensuite le fond de la

réserve et entre dans l'enceinte ultravide par l'intermédiaire d'un passage étanche en

verre. L'azote liquide ou gazeux a une conductivité électrique, apparemment non

connue et non tabulée, mais qui semble être faible. Il est donc possible de maintenir,

à la sortie du passage étanche, le potentiel du porte échantillon, soit 4,5 kV. Nous

avons vérifié cette isolation électrique jusqu'à 10 kV.

L'azote, qui est à cet endroit liquéfié par son passage dans le dewar, est dirigé

vers un petit réservoir qui constitue le point froid de la régulation en température. Il

doit être maintenu, quelle que soit la température à réguler, à -196°C. Ce réservoir

est relié au porte-échantillon par deux vis en inox qui tiennent lieu de résistance

thermique. Le porte-échantillon est équipé d'une résistance de mesure (résistance de

platine calibrée) et d'une résistance de chauffe. L'azote liquide, à la sortie du

réservoir, est dirigé vers le Dewar par un deuxième passage étanche en verre.

Un système en queue d'aronde permet, à l'aide de la canne d'introduction de

l'échantillon, de verrouiller celui-ci sur le porte échantillon et d'établir un contact

"serré" entre les deux (figure II.31).

La partie électronique, qui contrôle le chauffage, est soumise aux mêmes

exigences d'isolement électrique puisque les résistances de chauffe et de mesure

sont fixées sur le porte échantillon au potentiel de 4,5 kV. Tout l'ensemble a donc

été porté à ce potentiel.

56


Porte échantillonrégulé

Azote liquide dansle réservoir

Azote gazeux

Azote liquéfié

Système devérouillage

Goniomètretri-axial

Mesure

Résistancethermique

Point 77 K

figure II.31 : vue d'ensemble du porte échantillon régulé en température.

57


Nous avons donc construit un châssis doté d'un transformateur d'isolement

220 V/220 V dont le neutre du secondaire est relié à l'alimentation haute tension du

porte-échantillon. Ce secondaire alimente une régulation Eurotherm Automation qui

sera ainsi mise automatiquement au même potentiel que le porte échantillon. Les

câbles de liaison sont tous isolés et entrent dans la cloche à vide par l'intermédiaire

de passages électriquement isolés .

Cette régulation a les avantages suivants :

• mise en température rapide (30 mn pour passer de 25°C à -180°C).

• faible consommation d'azote gazeux.

• plage de température : -196°C à 500°C.

• température de l'échantillon stable au degré près.

II.4. CONCLUSION

L'IMS300, comparé à sa petite sœur la sonde ionique IMS5F, est difficile à

régler car il possède peu de moyens de contrôle. Sa vétusté est également à l'origine

de nombreuses pannes. Cependant, la mise en place du duoplasmatron à cathode

chaude, le remplacement de l'enceinte ultravide et l'adjonction d'un système

performant de refroidissement de l'échantillon permettent de réaliser des analyses de

très haute qualité si on arrive à s'affranchir des variations du courant primaire. Il

faut pour cela avoir recours à la mesure de courant réduit en suivant le profil d'un

élément majoritaire, ce qui n'a pas toujours été le cas.

Le soufflage de gaz réactifs comme O2 et Cl2 s'avère parfois primordial pour

"exalter" le taux d'émission de certains éléments. L'oxygène est utilisé pour

l'analyse du Si, Ni, Fe et le chlore pour celle de GaAs, CdTe, CdHgTe. 58


II.5. REFERENCES

[1] J. PLÜCKER, Ann. Phys. Chem., 13, 88, (1858).

[2] V. KOHLSCHUTTER et R. MULLER, Z. Elektrochem., 12,365, (1906).

[3] R.C. BRADLEY, Phys. Rev. 93, 719, (1954).

[4] F. KEYWELL, Phys. Rev., 97, 1611, (1955).

[5] W.J. MOORE, Amer. SC., 48, 109, (1960).

[6] G.K. WEHNER, Phys. Rev., 102, 690, (1956).

[7] P. SIGMUND, Topics Appl. Phys., 47, 9, (1981).

[8] G. CARTER ET J.S. COLLIGON, "Ion bombardment of solids", Heinemann Educational Books Ltd., London, 310, (1968).

[9] P. SIGMUND, Rev. Roum. Phys., vol. 17, n°9, p. 1079-1106, (1972).

[10] P.C. ZALM, Surf. Interface Anal., 11, 1, (1988).

[11] V.A. MOLCHANOV & V.G. TEL'KOVSKII, Sov. phys., 6, 2, 137, (1961).

[12] H. OECHSNER, Z. Physik, 261, 37, (1973).

[13] R. KELLY & N.Q. LAM, Rad Effects, 19, 39, (1973).

[14] J.H. WANDASS et al., Appl. Surf. Sc., 40, 85, (1989).

[15] H.H. ANDERSEN, Rad. Effects, 3, 51, (1970).

[16] Y. OKAJIMA, J. Appl. Phys., 51, 715, (1980).

[17] Y.W. BEAG, S. KUNITOMO, M. ONO ET R. SHIMIZU, SIMS IX, John WILEY & Sons, 112-115, (1993).

[18] D. BROCHARD et G. SLODZIAN, J. Phys., 32, 185, (1971).

59


[19] P. JOYES, J. Phys., 30, 243, (1969).

[20] B. BLANCHARD, Techniques de l'ingénieur, P3, P 2618, 1, (1981).

[21] NGUYEN HONG KY et al., J. Appl. Phys., 74, 9, 5493, (1993).

[22] E. TAYLOR & al., Surf. Interface Anal., 10, 1, (1987).

[23] J.C. DUPUY et al., Nucl. Inst. Meth. Phys. Res., B64, 636, (1992).

[24] J. LINNROS & G. HOLMÉN, J. Appl. Phys., 59, 5, (1986).

[25] S.W. DOWNEY et al., Nucl. Inst. Meth. Phys. Res., B62, 456, (1992).

[26] H.H. ANDERSEN & H.L. BAY, Topics Appl. Phys., 47, 181,(1981).

[27] E. TAYLOR, Th. Sc. Phy., Grenoble, (1986).

60

Chapitre III LE DEPLACEMENT DES ATOMES DANS LE SOLIDE SOUS IRRADIATION

CHAPITRE III

LE DEPLACEMENT DES ATOMES DANS LE SOLIDE SOUS IRRADIATION

61


III. LE DEPLACEMENT DES ATOMES DANS LE SOLIDE SOUS IRRADIATION

Comme annoncé dans l'introduction générale, des résultats imprévus avaient

été préalablement obtenus sur des matériaux de type III-V, et ce à l'aide du système

IMS300. Ces analyses seront détaillées dans un premier temps, ainsi que leurs

interprétations, qui ont orienté le choix du sujet de cette thèse. Ensuite, après un

bref rappel sur la diffusion lacunaire, nous exposerons comment s'effectue la

diffusion assistée par l'irradiation dans les matériaux. Puis, dans le but de créer un

modèle reproduisant ces phénomènes, nous détaillerons les diverses pertes

énergétiques que subissent les ions lors de leur parcours dans le solide. Enfin, dans

la dernière partie, nous présenterons le fonctionnement du programme TRIM, qui a

servi de base pour la modélisation d'une analyse SIMS.

III.1. DESCRIPTION DE RESULTATS PRELIMINAIRES

Une première analyse avait été effectuée sur une structure complexe de

miroirs de Bragg d'AlAs/GaAs appelée "échantillon-1". Le faisceau primaire utilisé

était constitué de neutres xénon à 2 keV avec un angle d'impact de 45°.

L'échantillon est décrit à la figure III.1.

Pour essayer le duoplasmatron à cathode chaude, et montrer en particulier ses

performances à faible énergie, l'énergie du faisceau primaire avait été baissée à

1,5 keV au cours de la première analyse. En effet, il est usuel de dire que la

dégradation des profils en profondeur est due au "mixage collisionnel" qui a pour

origine le transfert d'énergie cinétique de la particule incidente (ion ou neutre) aux

atomes du solide. Puisqu'à 1,5 keV, l'énergie cinétique "transportée" par un neutre

incident est plus faible qu'à 2 keV, le mixage collisionnel causé par celui-ci doit être

moins important et la résolution en profondeur doit s'améliorer.

62


X(AlxGa(1-x)As)

x 10

0

1

x 5 0 / 1

1

Epaisseur(Å)

2795

195

97

≈ 670

≈ 500

0GaAs non dopé

GaAs non dopé

AlAs non dopé

AlAs non dopé

GaAs non dopé 2.83 ÅAlAs non dopé 98 Å

substrat

figure III.1 : détail de la structure de l'échantillon-1. La valeur de 2,83 Å correspond à l'épaisseur d'une monocouche de GaAs.

Le profil du gallium (figure III.2) avait été effectué en deux étapes dans le

but de montrer une amélioration de la résolution à faible énergie :

1- un faisceau primaire de neutre xénon à 2 keV a d'abord été utilisé (partie

gauche de la figure),

2- l'analyse se poursuit ensuite avec un faisceau de 1,5 keV (partie droite de

la figure).

Ce profil apporte de nombreuses informations. Les temps t1 et t2, nécessaires

à l'analyse des deux couches de 670 Å d'épaisseur, sont différents. La valeur de t2

est le double de celle de t1 donc la vitesse de pulvérisation à 1,5 keV est augmentée

d'un facteur deux. D'autre part, à 2 keV nous pouvons observer les cinq

monocouches de GaAs dans l'AlGaAs. Ces couches ne sont pas visibles à 1,5 keV.

Cela permet de conclure que diminuer l'énergie des ions primaires (partie droite du

profil) conduit à une diminution de la résolution en profondeur.

63


2 keV 1.5 keV

Monocouchesde GaAs

Les monocouchesde GaAs ne sont

plus visibles

t1 t2Ga

figure III.2 : profil de Ga effectué sous neutre xénon à 2 keV puis à 1,5 keV. Dans la deuxième partie (1,5 keV), les monocouches de GaAs ne sont pas visibles, alors qu'elles le sont à 2 keV, et le temps d'abrasion est augmenté (t2>t1).

Ceci est contraire à ce qui est attendu d'après la remarque précédente sur le

mixage collisionnel. Nous avons alors songé à un mixage dont l'origine serait la

diffusion. Les effets de la diffusion, qui sont dépendants du temps, doivent se faire

davantage ressentir à 1,5 keV puisque le temps d'érosion, donc de diffusion est

augmenté. Il existe alors une compétition entre la vitesse de diffusion et la vitesse

d'abrasion : si la vitesse d'abrasion augmente, la diffusion n'a plus le temps de

s'effectuer.

Pour confirmer cette hypothèse et montrer que ce n'est pas la dégradation de

la résolution en profondeur due au mixage collisionnel qui est seule en cause, le

même profil (figure III.3) a été réalisé entièrement à 2 keV.

64


Les monocouches de GaAssont toujours visibles

Ga

figure III.3 : sous bombardement constant à 2 keV, la résolution est beaucoup moins dégradée avec la profondeur qu'à 1,5 keV.

Bien qu'une légère dégradation en profondeur subsiste sur la résolution des

couches de 195 Å d'AlAs non dopées, les couches de GaAs sont bien mieux visibles

pour une profondeur plus importante qu'à l'analyse précédente. Cela confirme qu'à

ces faibles énergies de faisceau primaire, la diminution de la résolution en fonction

de la profondeur par le mixage collisionnel n'est pas assez significative pour

expliquer le résultat du profil à 1,5 keV. Le mixage collisionnel1 ou la formation de

cônes de cratère ne peuvent pas être les seules explications de cette dégradation.

Ces deux analyses permettent d'émettre l'hypothèse que la diffusion joue un

rôle dans la résolution en profondeur. Nous émettons alors l'hypothèse que cette

diffusion est favorisée par les défauts créés par l'irradiation : lacunes et/ou

interstitiels. Les traitements de ces deux diffusions répondent aux mêmes équations

1 Les analyses ioniques sont habituellement effectuées sous bombardement à 10 keV, ce qui correspond à une énergie d'impact minimale de 5,5 keV (colonne primaire à 30° et analyse d'ions secondaires positifs avec un faisceau primaire positif). C'est pourquoi le terme de "mixage collisionnel" est couramment utilisé dans les études traitant de la résolution en profondeur en analyse SIMS.

65


et à la même physique. Pour simplifier sa description, la diffusion sera considérée

uniquement comme un phénomène lacunaire.

[1][2][3] [4][5]

III.2. LA DIFFUSION LACUNAIRE

La diffusion est traitée dans de nombreux ouvrages [1-5]. Les atomes qui

constituent la matière sont soumis à l'agitation thermique. Dans les gaz, où les

molécules sont très éloignées les unes des autres et où l'interaction entre elles est

très faible, l'énergie thermique est purement cinétique. Les molécules ont des

trajectoires aléatoires dont les variations sont induites par les chocs entre particules.

Les vitesses de translation sont considérables, de l'ordre de la centaine de mètres par

seconde. Ce brassage continuel de la matière est appelé diffusion. Une molécule

donnée s'écarte progressivement de sa position initiale. Sa vitesse de dérive, par

rapport à sa position initiale et comparée à sa vitesse instantanée, n'est que de

quelques millimètres par seconde, à température ambiante. Cela provient des

directions aléatoires que suit son mouvement.

Cette diffusion se produit aussi dans les liquides. Cependant, le mouvement

des molécules, en raison de la densité moléculaire, se fait moins facilement. Les

vitesses de diffusion sont plus faibles (1 µm/s) comparées à celles dans les gaz.

Pratiquement, il faut agiter le flacon, c'est-à-dire créer des mouvements de

convection, pour effectuer le mélange.

Dans un solide cristallin parfait, la diffusion est impossible car, en dépit de

leur agitation thermique, les atomes restent encagés par leurs plus proches voisins

en des positions déterminées. Cette diffusion peut cependant exister, en raison des

défauts présents dans la matière : ce sont les lacunes. Bien que leur concentration

soit très faible, jamais supérieure à un millième du nombre d'atomes, il est possible

d'observer la diffusion résultante. Le coefficient de diffusion (en cm²/s), est une

grandeur représentative de ce phénomène qui dépend de la température.

66


La retranscription mathématique de la diffusion lacunaire est possible.

L'atome vibrant autour d'un site passera sur le site voisin s'il est activé par une

énergie de libération E. D'après la loi de Boltzmann, la probabilité pour qu'un atome

possède l'énergie E est donnée par :

(27) P = exp (- E/kB . T)

avec kB la constante de Boltzmann et T la température en Kelvin (K).

Pour qu'une particule puisse diffuser, il faut d'une part que l'un de ses voisins

soit une lacune, et d'autre part qu'elle quitte son site pour prendre celui de la lacune.

L'énergie de libération se décompose en deux énergies, Ef et Ed.

Ef est l'énergie de formation d'une lacune et Ed est l'énergie de migration de

la lacune, qui entraîne le déplacement d'un atome en sens inverse.

Le coefficient de diffusion s'écrit :

(28) D = D0 . P1 . P2

où D0 est une constante du coefficient de diffusion qui dépend des

caractéristiques du réseau comme le paramètre de maille "a" et la fréquence de

vibration de l'atome "ν". P1 est la probabilité de formation d'une lacune qui, d'après

la loi de Boltzmann, est donnée par "exp(-Ef/kB . T)", et P2 la probabilité

d'activation donnée par "exp(-Ed/kB . T)".

Dans le cas simplifié où la variation de la concentration est

unidimensionnelle, la loi de Fick permet ensuite d'exprimer le flux d'atomes passant

dans une section dont la surface est l'unité en fonction de la position de l'atome "x"

par :

(29) J x D x dCdx

( ) ( )=

67


Si, entre deux plans donnés, on fait le bilan des atomes entrants et des atomes

sortants, on obtient l'équation de Fick :

(30) ∂∂

∂∂

∂∂

Ct x

D x Cx

=

( )

Dans le cas où D est indépendant de l'abscisse, c'est-à-dire que D ne dépend

pas de la concentration, on obtient l'équation suivante, appelée équation de la

diffusion :

(31) ∂∂

∂∂

Ct

D Cx

=²

²

avec D donné par l'équation (28).

Une autre approche du calcul de D à été donnée par J.C. PFISTER [6] pour

expliquer l'augmentation de la diffusion quand un échantillon est irradié par un

faisceau d'ions. C'est ce que nous développons dans les paragraphes suivants.

L'étude ayant essentiellement portée sur des échantillons d'AlGaAs, nous allons

d'abord rappeler les détails de leur structure cristalline.

68


III.3. STRUCTURE CRISTALLINE DES COMPOSES DE TYPE III-V

Les composés binaires semiconducteurs AIIIBV, forment des phases cubiques

où chaque site d'atome est entouré de quatre plus proches voisins, occupant les

sommets d'un tétraèdre régulier et se trouvant à égale distance de l'atome considéré.

La majorité des composés AIIIBV cristallise dans la structure de la blende, qui est

telle que chaque atome d'une espèce donnée se trouve placé au centre d'un tétraèdre

régulier dont les sommets sont occupés par quatre atomes de l'autre sorte. Les

composés ternaires peuvent également former des phases cubiques. C'est en

particulier le cas de l'AlGaAs [7,8].

Le réseau cristallin de la blende peut être représenté par deux réseaux

cubiques à faces centrées, constitués chacun par des atomes d'une seule sorte. Ils se

déduisent l'un de l'autre par l'intermédiaire d'un vecteur de translation :

(32) [ ]ρr a=

4111

"a" est la longueur de l'arête du cube du réseau cubique à faces centrées

(figure III.4).

69


Ga

As

a

figure III.4 : structure du réseau de la blende du GaAs [7].

Pour les composés ternaires d'AlxGa(1-x)As, la structure du cristal est la

même. Le réseau de l'arsenic est inchangé tandis que l'aluminium et le gallium se

partagent le réseau III. La répartition du gallium et de l'aluminium dans ce second

réseau se fait de façon aléatoire. Pour l'étude de composés sous irradiation, on ne

tient pas compte de l'orientation cristalline. On ne distingue donc pas le composé

amorphe du cristal. Le paramètre distinctif du composé est sa densité, dont la valeur

se déduit du paramètre de réseau, en fonction de la masse de la maille. Connaissant

les valeurs du paramètre -a- pour AlAs et GaAs, les valeurs intermédiaires sont

interpolées suivant une loi de Végard.

III.4. DESCRIPTION DE L'INTERDIFUSION SOUS IRRADIATION DANS LE SOUS RESEAU D'AlGa

La mise en évidence de l'accélération de la diffusion sous irradiation [6] a été

observée sur une jonction p-n (figure III.5) par une diffusion plus importante dans

la partie irradiée (centre de l'image). A une température donnée, l'avancée est

70


proportionnelle à la dose reçue. Les doses utilisées dans ces expériences sont de

l'ordre de 1018 protons par centimètre carré.

Zone de diffusion

Surface

5 µm

1 mm

figure III.5 : vue microscopique d'une jonction p-n dont la partie centrale a diffusé sous irradiation [6]. L'échantillon est taillé en biseau ce qui explique la différence d'échelle.

Dans une structure d'AlGaAs sous irradiation, il y a formation de lacunes

d'éléments III, dans le sous-réseau d'AlGa, et formation de lacunes d'éléments V

dans le sous-réseau d'As. Il peut exister des énergies de liaison différentes entre la

lacune d'éléments III et le gallium ou l'aluminium, mais il n'existe pas à ce sujet

d'information quantitative utilisable. L'aluminium et le gallium étant

isoélectroniques et occupant les mêmes sites, on négligera cette différence d'énergie

pour simplifier la description de l'interdiffusion en considérant qu'une lacune

d'éléments III permet une diffusion équivalente de l'aluminium ou du gallium. La

formation d'antisite2 nécessitant plus d'énergie, on considère que la diffusion dans

2 Un antisite est la position qu'occupe un atome de gallium (ou d'aluminium) dans le sous réseau d'arsenic et inversement si un atome d'arsenic se trouve dans le sous-réseau III.

71


les sous-réseaux est indépendante. De plus, l'autodiffusion de l'arsenic dans son

réseau n'est pas un phénomène observable en SIMS. Il n'est donc pas utile de la

traiter. Seul l'interdiffusion des éléments III est observable.

Pendant une analyse SIMS, la dimension de la surface irradiée est très

supérieure à la profondeur analysée. L'interdiffusion entre l'aluminium et le gallium

est traitée comme un problème unidimensionnel, dans la direction normale à la

surface irradiée. On peut donc écrire que le coefficient de diffusion du gallium noté

DGa(x) est le produit de la concentration en lacunes d'éléments III, "Nl(x)", par le

coefficient de diffusion des lacunes, Dl.

(33) DGa(x) = Nl(x) . Dl

Si la concentration en lacunes Nl peut être déterminée par la méthode de

KINCHIN-PEASE [9,10], il existe peu d'informations sur le coefficient de diffusion

des lacunes sous irradiation. Pour simplifier le problème, on supposera que le

coefficient Dl ne dépendra pas de x, de t, et de la concentration en lacune Nl. Cette

valeur, qui est constante, peut donc être déterminée par ajustement numérique.

En remplaçant la valeur de DGa(x) dans (30), on obtient :

(34) ∂∂

∂∂

∂∂

C x tt x

N x D C x tx

Gal l

Ga( , ) ( ). ( , )=

Cette équation, qui représente le déplacement du gallium qui diffuse sous

irradiation, sera utilisée pour rendre compte de la diffusion lors d'une analyse SIMS,

dans le chapitre IV.

Comme il y a conservation de matière, la diffusion de l'aluminium se fait par

complémentarité et en sens inverse. La somme des concentrations en pourcentage

de Ga et d'Al étant égale à 50 %, la concentration d'aluminium sera toujours donnée

par :

72


(35) Cal = 0,5 - CGa

Pour déterminer le taux de création de lacunes G(x), en vue de modéliser la

diffusion sous irradiation, il faut étudier le parcours des ions dans le matériau. Dans

un premier temps, nous décrivons les diverses nomenclatures utilisées, puis nous

définirons le domaine énergétique dans lequel s'effectue une analyse ionique, afin

de mieux comprendre l'interaction entre un ion incident et les atomes du matériau.

III.5. ETUDE DES PERTES ENERGETIQUES DES IONS INCIDENTS

Comme nous l'avons signalé lors de l'étude de la pulvérisation dans le

deuxième chapitre, le parcours d'un ion implanté dans le matériau entraîne de

nombreux chocs atomiques. Ces collisions conduisent à des pertes d'énergie

responsables du ralentissement de l'ion dans la matière, jusqu'à son arrêt. Dans tout

le domaine énergétique, deux types de pertes existent : les pertes électroniques (ou

inélastiques) et les pertes nucléaires (ou élastiques).

Ces deux pertes d’énergies, bien que corrélées [11,12], sont considérées

comme indépendantes avec une bonne approximation [13].

La nomenclature utilisée dans l'étude des pertes énergétiques est la suivante :

• Les ions incidents sont caractérisés par leur numéro et masse atomique,

respectivement Z1 et M1 ainsi que leur énergie cinétique E et leur angle

d'incidence θ.

• De même, les atomes du matériau seront définis par leur numéro et leur

masse atomique, Z2 et M2 et leur densité atomique ρ.

• Les pertes d'énergie inélastique seront notées (dE/dx)i et les pertes d'énergie

élastique (dE/dx)e.

73


III.5.1. PERTES D'ENERGIE INELASTIQUES

Les pertes d'énergie inélastiques (dE/dx)i résultent de la quantité d'énergie

cédée aux électrons des atomes qui composent le matériau. Ce phénomène entraîne

soit l'ionisation des atomes de la cible au voisinage de la trajectoire de l'ion incident,

soit l'excitation des électrons libres de ces atomes. Le pouvoir d'arrêt inélastique

Si(E) est défini à partir des pertes d'énergie inélastiques par unité de longueur en

tenant compte de la densité atomique du matériau N.

(36) (dE/dx)i = N . Si(E)

Le modèle de calcul de Si(E) dépend de E, et également de Z1.

D'après J.F. ZIEGLER, J.P. BIERSACK et U. LITTMARK [13], on différenciera

le calcul pour l'ion hydrogène (proton) ainsi que pour l'ion hélium, de celui appliqué

aux ions de numéro atomique plus élevé. Pour ces derniers, le calcul sera lui-même

différencié en trois modèles suivant les valeurs de l'énergie incidente de l'ion

primaire :

◊ Pour une énergie incidente inférieure à 25 keV, le modèle L.S.S

(J. LINDHARD, M. SCHARFF et H.E. SCHIOTT) [14,15] est utilisé.

◊ Pour les énergies comprises entre 25 keV et 1 MeV, le modèle de base est

celui de J.F. ZIEGLER, J.P. BIERSACK et U. LITTMARK (Z.B.L) [13]. Ce

modèle introduit une notion de charge effective Zeff et stipule que le

pouvoir d'arrêt d'un ion lourd est proportionnel au pouvoir d'arrêt

inélastique d'un proton Sp(E) de même énergie E dans le matériau. Si(E)

s'écrit alors :

(37) S (E) = Zi eff f pZ a V V E S E21 0 0( , , , , ) ( )

74


Les vitesses Vf et V0 représentent respectivement la vitesse de Fermi, qui est

la vitesse qu'aurait un électron libre à 0 K, et la vitesse de Bohr. Le pouvoir d'arrêt

inélastique d'un proton est calculé, quant à lui, à partir des coefficients tabulés de

Z.B.L. [13].

◊ Enfin, pour les énergies supérieures au MeV, le modèle retenu est celui

de BETHE [16]. Ces énergies ne sont pas atteintes en SIMS.

III.5.2. PERTES D'ENERGIE ELASTIQUES

Les pertes d'énergie élastiques (dE/dx)e correspondent à la quantité d'énergie

cédée aux atomes par répulsion coulombienne. Cette répulsion est plus ou moins

écrantée par le cortège électronique. Ces pertes d'énergie entraînent la déviation de

la particule incidente ainsi que la mise en mouvement des atomes heurtés et vont

contribuer à la formation de lacunes.

Comme précédemment, ces pertes d'énergies sont reliées à un pouvoir d'arrêt,

cette fois nucléaire et noté Se(E), par la relation :

(38) (dE/dx)e = N . Se(E)

Le pouvoir d'arrêt nucléaire est l'interaction des noyaux et de leurs électrons

internes avec la particule incidente. Ce pouvoir se déduit du potentiel atome-atome

de type Coulombien à haute énergie et, à faible énergie, d'un potentiel écranté qui

s'écrit :

(39) V r Z Z er

Z Z r( ) . . . ( . . )= 1 22

1 2φ

"r" est la distance entre les deux atomes et φ(Z1,Z2,r) représente la fonction

d'écran nucléaire, car les électrons de la cible et de l'ion incident font écran à la

charge nucléaire. Elle est telle que :

75


• pour r = 0, φ = 1,

• pour r > 0, φ < 1

III.5.3. CONTRIBUTION DES DEUX PERTES D'ENERGIE

Les pertes d'énergie, élastique et inélastique, étant supposées

indépendantes [13], la perte d'énergie globale s'écrit comme étant la somme des

pertes électroniques et des pertes nucléaires.

(40) ( ) ( ) ( )dEdx

dEdx

dEdxTotale e n

= +

La figure III.6 montre de manière qualitative la dépendance énergétique de la

perte d'énergie totale par unité de longueur sur un vaste domaine.

76


Ln(dE/dx)

L.S.S.

Z.B.L.

Bethe

Relativiste

Ln(E)1 MeV25 keV

Perte d'énergie élastique

Perte d'énergie inélastique

Perte d'énergie totale

figure III.6 : Dépendance en énergie de la perte totale d'énergie par unité de longueur. Les différents domaines énergétiques des modèles de L.S.S., Z.B.L. et Bethe sont représentés.

La section de L.S.S. correspond au domaine de l'analyse SIMS. Le terme dû

aux pertes d'énergie électronique est quasiment négligeable tandis qu'il prend le

dessus sur les pertes nucléaires dans les domaines de Z.B.L. et BETHE. A l'aide du

programme PRAL (Projected Range ALgorithm) de trim92 [13], nous avons tracé

(figure III.7) les dépendances énergétiques des trois pertes (élastique, inélastique et

totale) dans le cas d'ions xénon abrasant une cible d'AlGaAs dans le but d'étudier

l'influence de ces pertes en analyse SIMS.

77


Pouvoirs d'arrêt du Xe dans AlGaAs

0

2

4

6

8

10

12

14

0.1 1 10 100 1000 10000Énergie (keV)

dE/d

x(M

eV/(m

g/cm

²)

InélastiqueElastiqueTotale

Domaine SIMS

figure III.7 : comparaison des pertes énergétiques pour un bombardement Xe sur une cible d'AlGaAs. En-dessous de 10 keV, les pertes inélastiques sont négligeables.

Le domaine SIMS se situe bien en-dessous de 100 keV puisque les énergies

dépassent rarement 10 keV. Dans ce domaine, avec ce couple ion/cible, la perte

d'énergie électronique est négligeable par rapport aux pertes nucléaires. Cette

remarque est reprise plus loin en ignorant la perte d'énergie électronique ce qui

permet de minimiser le temps de calcul du logiciel présenté dans le chapitre IV.

78


III.6. LES LOGICIELS EXISTANTS

Il existe plusieurs programmes permettant de modéliser le déplacement des

atomes dans une cible irradiée. Ces programmes ont été créés spécialement pour

simuler des implantations ioniques. Deux grandes catégories de modélisation sont à

différencier : la première utilise la méthode de dynamique moléculaire, la seconde

travaille dans l'approximation des collisions binaires.

La méthode de dynamique moléculaire est plus précise et permet le calcul

pour des énergies inférieures à 25 keV. Son grand défaut est d'être coûteuse en

temps de calcul. Nous pouvons citer, à titre d'exemple, le code QDYN [17].

La méthode utilisant l'approximation des collisions binaires est plus simple à

mettre en œuvre et plus rapide en temps de calcul, ce qui est un facteur de choix

important. Citons pour mémoire le code "MARLOW" [12,18,19] qui est le premier

à utiliser la méthode de Monte-Carlo, TAMIX [20], et surtout TRIM [13]

(TRansport of Ions in Matter) qui nous a servi de base pour développer notre

logiciel.

III.6.1. LE PROGRAMME TRIM

Le programme TRIM a d'abord été conçu pour modéliser le parcours des

ions incidents dans une cible amorphe [21]. Il a été ensuite modifié de façon à tenir

compte des collisions des atomes de recul, dans l'étude de la pulvérisation [22]. En

effet, au terme de plusieurs collisions, la direction des atomes de recul a une

probabilité non nulle d'être orientée vers la surface et les atomes éjectés peuvent

ainsi être comptabilisés.

Le principe de fonctionnement de TRIM dans sa version actuelle est le

suivant. Un ion est envoyé sur une cible amorphe et son parcours est suivi pas à pas

dans le matériau. Les collisions binaires de cet ion, avec un atome choisi

79


aléatoirement dans la cible, puis les collisions de cet atome de recul, sont étudiées.

Quand un second ion arrive, il voit la cible telle qu'elle était à l'origine. Cet

événement est donc indépendant du précédent. Il n'existe donc pas de notion de

mémoire de la cible et même si les atomes éjectés peuvent être comptabilisés, la

cible garde toujours les mêmes dimensions (épaisseur et concentration). C'est un

premier point important qui sera corrigé dans notre version pour rendre compte des

effets de diffusion.

L'ion incident est suivi jusqu'à ce qu'il cède suffisamment d'énergie à la cible

pour que son énergie restante soit inférieure à un seuil fixé, de l'ordre de 5 eV, ou

bien qu'il traverse la cible. Les orientations cristallines ne sont pas prises en

compte : la cible est considérée comme amorphe. Le paramètre qui caractérise le

composé est sa densité.

Cette méthode s'applique sur un large spectre d'énergie, de 0,1 keV jusqu'au

MeV. Elle permet l'accès au rendement de pulvérisation, à la distribution des ions

implantés, au taux de création de lacunes et de phonons. Elle s'applique pour une

cible contenant jusqu'à quatre éléments dans trois couches distinctes.

Les limites de ce calcul dans le cadre de la modélisation d'une analyse SIMS,

sont de plusieurs ordres :

1- suivre toutes les sous-cascades nécessite un long temps de calcul,

1- la cible est considérée "neuve" à chaque nouvel ion incident,

1- l'abrasion n'est pas prise en compte,

1- la diffusion assistée par irradiation est ignorée.

Tous ces points sont pris en considération dans notre modèle. Il sont détaillés

dans le quatrième chapitre. La partie de TRIM que nous avons conservée est

développée dans le paragraphe suivant.

80


III.6.2. DETAIL DE TRIM

Dans une cible amorphe, le parcours d'un ion s'effectue comme suit. L'ion se

déplace sur une trajectoire rectiligne entre deux chocs. Avant un impact, il est

nécessaire de connaître son énergie, sa direction, sa position. L'atome cible est

choisi de manière aléatoire. Seules sont calculées les pertes énergétiques de l'ion

incident ainsi que les angles pris au terme de la collision. La méthode originale de

TRIM est de travailler dans le référentiel de centre des masses et d'utiliser des

énergies réduites.

Comme nous l'avons détaillé précédemment, les pertes énergétiques sont de

deux sortes, les pertes inélastiques et les pertes élastiques. Ces dernières vont

déterminer les différents angles de diffusion et de recul des atomes.

a) Etude des pertes élastiques dans une collision binaire

Pour un ion incident qui entre en collision avec un atome cible, ZIEGLER et

al. [13] font intervenir, dans l'équation (39) une fonction d'écran universelle φu

définie par :

(41) φ αβ

uu

i

ra

i

ra

ei

u( ) .=−

=∑

1

4

Les valeurs de α et β sont tabulées et au représente la distance d'écran

universelle qui s'écrit :

(42) a aZ Zu =

+010 23

20 23

0 8853,, ,

où a0 est le rayon de Bohr égal à 0,5292 Å.

81


Puis, pour simplifier les calculs, les auteurs introduisent l'énergie réduite sans

dimension "ε" :

(43) ε =+

a .Mu 2

Z Z e M ME

1 2 1 2. . ².( )

E est l'énergie de l'ion incident, M1 et M2 sont les masses et Z1 et Z2 les

numéros atomiques respectivement de l'ion et de l'atome cible, "e" est la charge de

l'électron. Cette transformation a pour but de simplifier considérablement les

équations de collision.

Dans une collision élastique entre deux particules, le mouvement de celles-ci

peut être représenté soit en coordonnées du laboratoire (figure III.8), ce qui

simplifie la compréhension, soit dans le référentiel du centre de masse (figure III.9),

ce qui simplifie souvent les calculs.

figure III.8 : représentation d'une collision binaire dans les coordonnées du laboratoire dans le plan (x,y). La particule incidente de masse M1 et de vitesse V0 vient heurter l'atome de masse M2 au repos. ψ représente l'angle de diffusion et φ est l'angle de recul. La vitesse V1 est la vitesse de l'ion incident après la collision et V2 la vitesse de l'atome de recul.

82


figure III.9 : représentation d'une collision binaire dans les coordonnées du centre de masse dans le plan. Les deux atomes sont considérés en mouvement. Seul le centre de masse est immobile. Ce référentiel se déplace à la vitesse Vc par rapport au référentiel du laboratoire. V0-Vc est la norme de la vitesse de l'ion incident qui reste constante avant et après la collision, Vc est aussi la norme de la vitesse de l'atome cible. Φ est l'angle de recul et θ l'angle de diffusion.

Dans le programme TRIM, l'utilisation des coordonnées barycentriques ou

du centre de masse (CM) est bien plus avantageuse. En effet, la description d'une

collision élastique de deux particules possède des aspects remarquables dans le

référentiel barycentrique. Ainsi la somme des quantités de mouvements est nulle

avant et après la collision. Ceci permet de déduire de la conservation de l'énergie

cinétique que les normes de toutes les quantités de mouvements, dans une collision

élastique binaire dans le CM, sont égales et d'exprimer les vitesses de l'ion et de

l'atome en fonction de la vitesse initiale V0 de l'ion :

83


(44) Vion = V0 - VC = V0 . MT / M1

(45) Vatome = VC = V0 . MT / M2

Où MT représente la masse réduite définie par MM M

M MT =+

1 2

1 2

..

Un autre avantage de l'utilisation des cordonnées du CM est que les vitesses

du système sont indépendantes de l'angle de diffusion entre les deux particules. Le

système formé par les deux équations (44) et (45) a donc une solution unique ce qui

n'est pas le cas dans le référentiel du laboratoire.

Le diagramme des vitesses de l'ion incident peut être représenté dans les

deux référentiels comme le montre la figure III.10. Dans cet exemple, "cosθ" est

négatif, on peut donc exprimer l'angle ψ par la formule :

(46) tan = (V - V ) . sinV + (V - V ) .cos

0 C

C 0 C

ψθ

θ

L'énergie transférée T à l'atome cible, qui est égale à la perte d'énergie

élastique de l'ion, s'exprime en fonction de l'énergie incidente E0 par :

(47) T M MM M

E=+

42

1 2

1 20

. .( )²

.sin ² θ

La détermination de l'angle θ permet de revenir facilement à l'angle de

diffusion ψ et à la perte d'énergie T. L'énergie restante de l'ion est alors calculée

simplement par :

(48) E E T Er i= − −0 ∆

84


∆Ei représente la perte d'énergie inélastique. Nous la négligeons par la suite

pour minimiser le temps de calcul (cf. § III.5.III.5.3).

figure III.10 : Diagramme des vitesses de l'ion incident qui permet d'exprimer la tangente de l'angle ψ en fonction de l'angle θ. V0 représente la norme de la vitesse de l'ion incident dans le référentiel de laboratoire et V0-Vc sa norme dans le centre de masse. ψ représente l'angle de diffusion dans le laboratoire et θ l'angle de diffusion de l'ion incident dans le référentiel CM.

85


b) Evaluation de l'angle de diffusion θ.

L'angle de diffusion dans le CM est calculé par une relation exacte si ε ≥ 10

ou par une résolution trigonométrique si ε < 10.

∗ Si ε ≥ 10 : pour un potentiel Coulombien, θ s'exprime en fonction de

l'énergie réduite et du paramètre d'impact réduit "Pr" par la relation :

(49) sin ²(1 )( . . )²

θε2

11 2

=+ +P P Pr r r

où P par

u

= avec "P" le paramètre d'impact de la collision.

∗ Si ε < 10 : la valeur de θ se déduit par l'astuce suivante.

La figure III.11 décrit, dans le référentiel barycentrique, la collision entre

l'ion incident de masse M1 et d'énergie cinétique E avec un atome, initialement

immobile et de masse M2 [13]. Le triangle superposé aux deux orbites des particules

s'appelle le triangle de diffusion. Il est constitué de différentes grandeurs comme p,

le paramètre d'impact, R0, la distance minimum d'approche, ρ1 et ρ2, les rayons de

courbure des trajectoires au minimum d'approche, et δ1 et δ2, deux termes de

correction pour fermer le triangle. L'accès à tous ces paramètres rend aisée

l'expression de l'angle θ par la relation :

(50) cos = + p + avec θ ρ δρ

ρ ρ ρδ δ δ2 0

1 2

1 2+= += +

R

86


M1

M1

θ/2

θδ1

δ2

P

ρ1

ρ2

M2

ρ2

M2

R0

ρ1

figure III.11 : représentation d'une collision entre deux particules dans le CM. θ est l'angle de diffusion, P le paramètre d'impact, ρ1 et ρ2, les rayons de courbure des trajectoires, R0, la distance minimum d'approche et δ1 et δ2, deux termes de correction. On peut exprimer le cosinus de θ/2 en fonction de tous ces paramètres.

Toutes les valeurs citées sont accessibles [13,23]. La valeur de θ peut donc se

calculer et l'on peut ainsi revenir au parcours de l'ion dans la cible.

87


III.7. CONCLUSION

Les expériences précédemment décrites (figure III.2 et figure III.3) montrent

que le phénomène prépondérant dans la dégradation en profondeur des profils n'est

pas le mixage dû à des chocs élastiques.

Nous avons émis l'hypothèse que ce réarrangement d'atomes est produit par

la diffusion assistée sous irradiation. Parmi les études [24,25] portant sur la

diffusion assistée par l'irradiation d'ions, les applications sont souvent liées à

l'implantation ionique à haute énergie, qui met en jeu des forces qui peuvent être

négligées dans notre cas, ou à des études d'irradiation à hautes températures

[26,27,28]. De par leurs conditions, ces études ne peuvent être représentatives de

l'analyse SIMS. Le but de notre travail a donc été, en nous servant de la base du

code TRIM, que nous avons présenté, de modéliser une analyse SIMS.

Les différents phénomènes induits tels que : l'érosion de l'échantillon, un

effet de mémoire de la cible qui tient compte des modifications de l'échantillon, et la

diffusion assistée par l'irradiation seront pris en compte. Ceci n'est pas fait

systématiquement dans le système TRIM.

88


III.8. REFERENCES

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89


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[28] S. TANG et N.Q. LAM, Surf. Sc., 223, 179, (1989).

90

Chapitre IV MODELISATION D'UNE ANALYSE SIMS

CHAPITRE IV

MODELISATION D'UNE ANALYSE SIMS

91


IV. MODELISATION D'UNE ANALYSE SIMS

Nous avons exposé, dans le chapitre précédent, les raisons qui ont amené à

considérer la diffusion créée par l'irradiation du faisceau primaire en analyse SIMS.

Celle-ci est en partie la cause de la dégradation des profils. Les autres causes étant,

pour des analyses effectuées à fortes énergies : le mixage collisionnel, la formation

de cônes de cratères, la pulvérisation préférentielle. Nous allons montrer la

contribution de la diffusion à cette dégradation puis nous présenterons notre

programme SIMSDIFF, qui permet de simuler des analyses SIMS.

IV.1. RAPPEL SUR LE TRAITEMENT DE SIGNAL

Tout système d'analyse a une fonction de transfert qui lui est propre.

Schématiquement on a :

nn(t) nm(t)Fonction detransfert h(t)

figure IV.1 : représentation schématique d'une chaîne de transfert.

"nn(t)" représente le signal d'entrée, appelé aussi signal brut ou signal source,

et "h(t)" est la fonction de transfert ou de résolution qui transforme "nn(t)", par le

biais de moyens d'acquisition, en un signal résultat "nm(t)".

Le résultat d'une analyse "nm(t)" est égal au produit de convolution, noté "*",

des données "nn(t)" par la fonction de transfert "h(t)". Ce produit s'écrit :

(51) nm(t) = nn(t) * h(t)

⇔

(52) n (t) h(t p) . n (p).dpm n= −−∞

+∞

∫

92


Pour avoir une idée de son application physique, on peut l'imager comme

suit. Si on regarde un dessin à travers une loupe de grossissement 2, l'image

observée sera deux fois plus grande (figure IV.2). Cet exemple est simple car le

produit de convolution par un nombre revient à un produit scalaire. Pourtant,

l'acquisition de données fait toujours appel à cette notion de convolution.

* 2 ⇒

figure IV.2 : exemple de produit de convolution.

La fonction de transfert idéale, c'est-à-dire celle qui donne une image

identique à l'objet, est la distribution de Dirac que l'on note "δ(t)" (noté encore "↑"

graphiquement). Si par exemple on mesure une marche de tension avec un

oscilloscope de très bonne qualité dont la fonction de transfert peut être considérée

comme un Dirac, on obtient le produit de convolution suivant (figure IV.3) :

* ⇒

figure IV.3 : acquisition d'une marche par un système parfait : le signal résultant est identique au signal d'entrée.

Pour un appareil avec un long temps de réponse, la fonction de transfert

ressemble à une gaussienne et le résultat est le suivant :

* ⇒

figure IV.4 : acquisition d'une marche par une fonction de transfert gaussienne. Le signal de sortie est déformé par rapport au signal d'entrée

93


Le signal de sortie est alors une mauvaise interprétation du signal d'entrée.

Le pic de Dirac est une fonction de transfert idéale que l'on tente d'approcher pour

effectuer une mesure, mais qui reste physiquement irréalisable.

La fonction de transfert d'un appareil contient toute l'information de la chaîne

de mesure. Cette information peut donc être nuisible comme, par exemple, le bruit

des appareils de mesure (transistors, champs électromagnétiques parasites), les

erreurs de mesure (mauvaise calibration des détecteurs), les informations parasites

(effet de mémoire3 de la lentille à immersion dans le cas du SIMS) et bien

évidemment la diffusion entre les couches à analyser (diffusion assistée par

l'irradiation) qui viennent s'ajouter au signal qui est détecté. De plus, étant donné le

grand nombre de phénomènes qui intervient dans cette chaîne de mesure, la

fonction de transfert ne peut pas toujours être connue précisément. En SIMS,

plusieurs possibilités existent pour la déterminer à l'aide de l'expérience.

La première solution serait d'analyser un Dirac. Le Dirac étant neutre pour le

produit de convolution, le résultat de cette analyse serait la fonction de transfert

(figure IV.5). En analyse ionique, la distribution de Dirac est représentée par une

monocouche atomique ce qui est très difficile à obtenir en pratique.

* ⇒

figure IV.5 : détermination de la fonction de transfert par l'analyse d'une distribution de Dirac qui est l'élément neutre de la convolution.

3 L'effet de mémoire est produit par des particules déposées sur la lentille à immersion lors d'analyses précédentes. Ces particules peuvent, sous l'irradiation d'ions secondaires de hautes énergies, être pulvérisées et envoyées dans la zone d'analyse. Elles sont ensuite détectées alors qu'elles proviennent d'un autre échantillon. Cet effet est détaillé avec un exemple à l'appui dans le cinquième chapitre.

94


Une deuxième méthode consiste à analyser une marche. L'exploitation de

cette analyse passe par deux résultats mathématiques de la convolution :

1- pour dériver un produit de convolution, il suffit de dériver un seul de ses

termes,

2- la dérivée d'une marche est un Dirac.

Ainsi, l'analyse d'une marche "Mn(t)" par l'intermédiaire de la fonction de

résolution "h(t)" s'écrit :

(53) Mm(t) = Mn(t) * h(t)

Et sa dérivée :

(54) d(Mm(t))/dt = d(Mn(t) * h(t))/dt

D'après le premier résultat mathématique cela s'écrit encore :

(55) d(Mm(t))/dt = d(Mn(t))/dt * h(t)

Et en appliquant le second résultat :

(56) d(Mm(t))/dt = δ(t) * h(t) = h(t)

Dans ce cas, il suffit de dériver le résultat de l'analyse d'une marche "Mm(t)"

pour obtenir la fonction de résolution "h(t)" de l'appareillage.

La fonction de transfert déterminée, il est possible de retrouver le signal

d'entrée à partir du signal "nm(t)" mesuré. Deux méthodes peuvent être mises en

œuvre :

95


• La première consiste à filtrer le signal "nm(t)" avec un filtre dont la réponse

fréquentielle est l'inverse de la transformée de Fourier de "h(t)". Cela nécessite une

connaissance précise et détaillée de "h(t)". La transformée de Fourier notée TF d'un

signal "x(t)" en temps, est sa représentation en fréquence "X(ν)". On note TF-1 la

transformée inverse. Ainsi :

(57) x(t) TF

XTF−

← →

1( )ν

Plus précisément :

(58) { }X TF x t x t( ) ( ) ( )ν π ν= =−∞

+∞

∫ . -2 j te dt

ν(59) { }x t TF X X d( ) ( ) ( )= =−

−∞

+∞

∫1 ν ν π ν . -2 j te

où "j" est tel que j² = -1, "t" représente le temps, variable d'intégration de

l'équation (58), et "ν" la fréquence, variable d'intégration de l'équation (59).

Si Nn, Nm et H sont respectivement les transformées de Fourier de nn, nm et h,

alors la transformée de Fourier du produit de convolution (51) est un produit simple

qui s'écrit :

(60) nm(t) = nn(t) * h(t) ⇔ Nm(ν) = Nn(ν) . H(ν)

Le produit scalaire peut alors s'écrire :

(61) Nn(ν) = Nm(ν) . H-1(ν)

Par transformée inverse, en utilisant l'équation (59), on remonte à "nn(t)".

96


Nous avons simplifié ce processus qui, en toute rigueur, est l'objet de

développements mathématiques plus complexes, et nécessite entre autre des

conditions d'échantillonnage strictes4.

L'un des inconvénients majeurs de cette méthode est qu'elle diminue

considérablement le rapport signal/bruit. Cette approche de déconvolution est

néanmoins possible avec de nombreux outils de traitement du signal comme

l'application de la méthode de VAN CITTERT [1,2], l'utilisation de "filtres

blanchisseurs" [3,4] ou encore la mise en œuvre de la méthode de Yule

Walker [5,6].

• Une autre solution permet de revenir au profil initial. Si l'on réussit à

décrire l'ensemble des phénomènes impliqués dans la fonction de transfert par une

fonction mathématique paramétrée, il est possible, par une méthode appelée

"simplex" [7], d'estimer les paramètres qui représentent le mieux les conditions

d'analyse, et de remonter au profil initial.

Prenons par exemple, un résultat d'analyse qui, pour un signal d'entrée

inconnu, mais que l’on cherche à définir, donne un disque hachuré. La méthode

fonctionne comme suit. Dans un premier temps, il faut modéliser la manipulation.

Dans ce cas très simple ce sera : "hachurer la figure". Le signal d'entrée paramétré

est ensuite estimé. Un polygone régulier de "n" cotés semble être un bon début. Une

valeur initiale de -n- est choisie (n = 4) et la simulation est effectuée en prenant

comme modèle : "hachurer la figure". Le résultat ne se fait pas attendre, un carré

hachuré est obtenu ! Ce carré est ensuite comparé, par la méthode du "simplex" au

disque hachuré qui est le résultat expérimental. Le simplex va définir un nouveau

paramètre -n- et la simulation va recommencer jusqu'à obtenir une valeur

4 Il faut en particulier échantillonner finement le signal. La finesse de l'échantillonnage constitue la condition de Shannon qui relie la bande passante B du signal et la période d'échantillonnage TE. La condition s'écrit : TE<1/(2B).

97


convenable de -n- (n = 200), pour que le polygone d'entrée ressemble à un disque

(figure IV.6). C'est la fonction ajustée.

En résumé, la méthode du simplex permet de déterminer la fonction ajustée

par ajustement des paramètres de la fonction initiale (appelée fonction estimée). Le

calcul s'effectue en minimisant l’écart entre le résultat obtenu par modélisation

(fonction simulée) et l'expérience (fonction expérimentale).

Ajustement des paramètres

FIN

Fonction estimée Résultat: Fonction ajustée

n = 4

n = 6

n = 200

Fonction simulée

Fonction expérimentale

figure IV.6 : fonctionnement d'un ajustement de paramètres à l'aide du "simplex".

Cette méthode, avec les mêmes dénominations, a été utilisée pour déterminer

le profil initial d'une analyse SIMS. Nous allons maintenant présenter le programme

SIMSDIFF que nous avons développé.

IV.2. AVANT PROPOS

Pour bien comprendre les événements qui interviennent dans la chaîne

composant la fonction de transfert d'une analyse SIMS, quelques résultats sont à

rappeler. Ils proviennent d'analyses réalisées avec l'appareillage sur lequel cette

98


thèse s'est effectuée et doivent permettre de définir, avec une bonne approximation,

la fonction de transfert de l'IMS300.

Deux séries d'analyses ont été réalisées dans notre laboratoire : la première

sur un échantillon comportant une couche de Chrome de 10 Å d'épaisseur, déposée

sur un substrat d'or (figure IV.7), la deuxième sur une monocouche de Cr sur un

substrat de silicium (figure IV.8). Sur les deux figures, on distingue nettement d'une

part la couche de 10 Å de chrome (en rouge) et d'autre part la monocouche qui fait

1,8 Å. Cette dernière montre que sous certaines conditions d'analyse, il est possible

de détecter précisément une monocouche atomique à l'aide d'un SIMS.

10 Å

Cr

Au

figure IV.7 : Couche de 10 Å de chrome sur un substrat d'or.

≈ 2 Å

Cr

Si

figure IV.8 : monocouche de Cr sur un substrat de silicium.

99


Ces deux échantillons ont été conçus par J.S. DANEL (LETI/DMITEC CEA-

Grenoble). La couche de 10 Å de chrome permet de faire adhérer une résine

photosensible sur l'or. La fabrication s'est effectuée par évaporation et a été

contrôlée par un système de quartz piézo-électrique. Un deuxième contrôle de

l'épaisseur a été effectué en ESCA par A. ERMOLIEFF (LETI/DOPT CEA-

Grenoble). Cette résolution extrême, détection d'une monocouche atomique, est due

essentiellement au fait que le système peut fonctionner avec un duoplasmatron à

cathode chaude qui permet d'obtenir des neutres primaires de Xe à 1 keV. D'autre

part, le vide de la chambre d'analyse (10-9 Torr) est bien meilleur que celui des

systèmes d'origine (Cf. Chapitre II) ce qui élimine la présence de gaz résiduel non

désiré.

Au vu de ces résultats, il est possible d'affirmer que, dans certaines

conditions de réglage (basse énergie du faisceau primaire, duoplasmatron à cathode

chaude) :

Notre système d'analyse, électronique + détecteur, a une fonction de

transfert assimilable à un Dirac.

Dans le but de concevoir un modèle des analyses SIMS, différents points

sont à rappeler :

1- une analyse sur l'IMS 300 ne comprend que 450 points par fichier

d'acquisition. Pour une analyse plus longue, l'acquisition se fait sur

plusieurs fichiers successifs.

2- Pour les analyses qui vont suivre, la profondeur érodée entre deux points

consécutifs est de 8 à 10 Å. La résolution minimale est donc du même

ordre.

Les problèmes de résolution ne sont pas dus à la chaîne de mesure, mais

uniquement au sous échantillonnage (450 points), ou à des complications liés à

100


l'échantillon lui-même (rugosité de surface). Compte tenu de l'épaisseur des puits

que nous analyserons par la suite (100 Å), hormis les 8 Å de résolution de

l'appareillage, un autre phénomène pourrait intervenir dans la dégradation notable

des profils : la diffusion assistée par l'irradiation du faisceau primaire qui a été

abordée dans le chapitre précédent. L'hypothèse qui suppose que la fonction de

transfert de l'appareillage est assimilable à une distribution de Dirac sera maintenue

pour toutes les modélisations. Ceci permettra dans un premier temps de bien mettre

en évidence le phénomène de diffusion décrit.

La modélisation va se décomposer en trois parties :

1- modélisation des chocs des particules incidentes à l'intérieur du matériau,

afin de définir le taux de création de lacunes G(x) en fonction de la

profondeur irradiée,

2- modélisation de la diffusion assistée sous irradiation, en utilisant le

taux G(x),

3- adjonction du "simplex" pour ajuster les paramètres de l'échantillon et

revenir au profil réel qui sera assimilé au profil ajusté.

IV.3. LE PROGRAMME SIMSDIFF

Ce travail se base sur le programme TRIM modifié dans sa version

TRIMDYN dans la thèse d'EL KHAKANI [8]. TRIMDYN apporte déjà de

nombreuses améliorations par rapport à la version originale ; modifications que

nous allons détailler.

101


IV.3.1. PRESENTATION DE TRYMDYN

La version TRIMDYN a été élaborée dans un travail de recherche [8] portant

sur la pulvérisation lors de l'implantation ionique. L'essentiel de ce travail, du moins

dans la partie qui nous concerne, a porté sur la prise en compte de l'abrasion de

l'échantillon lors de la modélisation. Pour cela, l'auteur a dû tenir compte des

modifications de la composition pendant l'implantation. Ces points sont détaillés

comme suit :

1- La fluence (φ (ions/cm²)), qui représente la dose à implanter, est divisée

par le nombre total d'ions à traiter (HN). Chaque ion incident est

représentatif d'une fraction de la dose incidente, soit φ/HN. Cette

modification permet de diminuer le temps de calcul d'un facteur HN/φ.

2- La cible est divisée virtuellement en 20 tranches (au lieu de 3 pour TRIM).

Chaque ion incident est traité par la méthode TRIM jusqu'à son arrêt dans

la cible. La sous-couche où l'ion s'arrête est repérée.

3- Cet arrêt en modifie la composition. On calcule alors :

- la fraction massique de l'élément implanté,

- la densité moyenne "ρ" de la sous-couche. Cette densité dépend de la

position de l'ion dans le matériau. Si mA et mB sont les fractions

massiques de 2 éléments respectivement A et B (A implanté dans

B), différents cas peuvent être considérés pour la position de A

comme :

a) une position interstitielle sans modification du réseau hôte :

(62) ρ = ρB (1+mA/mB)

102


b) une position substitutionnelle sans modification des distances

interatomiques :

(63) ρ = ρB (1+mA/mB) / (1+mA/mB . MB/MA)

c) l'ion implanté est insoluble dans la matrice-hôte et forme des

cristaux d'une phase A de masse volumique ρA :

(64) ρ = ρB (1+mA/mB) / (1+mA/mB . ρB/ρA)

d) l'ion implanté forme un composé défini AaBb de densité ρAB :

(65) ρ

ρ ρ

=+ + −

11 1B

AB

A AB Bm b

aMM

(1 ).( )ρ1

TRIM ne prévoit pas la position exacte (interstitielle ou substitutionnelle) de

l'ion implanté. Cela impose d'émettre une hypothèse sur ρ dans la couche d'arrêt en

tenant compte des connaissances que l'on a par ailleurs sur le comportement de ce

matériau. De plus, on a création de désordre (défauts, amas de défauts ...) ce qui

induit automatiquement une modification de ρ.

4- La pulvérisation, qui se traduit par une abrasion de la surface, est prise en

compte en calculant, après chaque ion incident, l'épaisseur abrasée. La

connaissance du rendement individuel de pulvérisation Yi de l'espèce i

composant le matériau donne pour un ion de fluence φ/HN la relation :

(66) YHN

Y CTotal i ii

= ∑φ .

Ci représente le pourcentage atomique de l'espèce i dans la zone concernée

par la pulvérisation, une zone représentant 1/20 de l'échantillon.

103


Le programme TRIMDYN est intéressant car il tient compte de l'abrasion de

l'échantillon ainsi que du changement de composition de la matrice. Cependant, ne

tenant pas compte de la diffusion assistée sous irradiation ; il n'est pas adapté à la

modélisation d'une analyse SIMS.

IV.3.2. LES COMPLEMENTS DE SIMSDIFF

L'idée pour modéliser un profil SIMS en faisant intervenir la diffusion

assistée sous irradiation, est la suivante. Pour chaque ion incident, on établit "la

carte" des lacunes créées le long de son parcours. Quand l'ion a terminé son trajet,

c'est-à-dire quand l'énergie qui lui reste devient inférieure à celle nécessaire à un

déplacement, les résultats du chapitre III sur la diffusion peuvent s'appliquer, et

permettent de déterminer le coefficient de diffusion en fonction de la profondeur

irradiée. L'équation de Fick est alors résolue pour faire migrer les atomes. Quand la

nouvelle composition du matériau est déterminée, l'ion suivant est pris en

considération5.

SIMSDIFF comporte également diverses modifications :

- la procédure diffusion tient compte des effets de diffusion décrits

précédemment, et calcule le coefficient de diffusion en fonction de la profondeur

irradiée,

- la procédure de calcul de l'abrasion est revue, et le calcul de l'abrasion lors

du passage entre deux couches successives est corrigé. Cette procédure renvoie à un

fichier l'information caractéristique d'un profil SIMS,

- la procédure méthode explicite résout l'équation de Fick,

5 Pendant toute la description du modèle, il est important de se rappeler que l'ion représente toujours un "paquet d'ions". Le calcul est donc moyenné pour un nombre d'ions égal à φ/HN.

104


- le calcul de la densité atomique est différent et mieux adapté à notre

structure d'AlGaAs,

- diverses simplifications sont apportées pour diminuer le temps de calcul

sans diminuer la précision des résultats.

Nous allons maintenant approfondir chaque étape de ce calcul.

IV.4. DESCRIPTION DE L'ECHANTILLON

L'échantillon est découpé en 600 tranches distinctes contrairement au

programme TRIMDYN dans lequel il n'est décrit que par 20 couches. Ceci permet

d'avoir un pas de calcul plus précis pour le coefficient de diffusion, qui est fonction

de la profondeur, soit 1/600eme de l'épaisseur totale de l'échantillon. Cette

modification nécessite la création de tableaux de données volumineux, en

particulier pour le calcul des pertes d'énergie électronique (bien qu'elles aient été

négligées par la suite) lors de la construction du tableau des pouvoirs d'arrêt de la

procédure rstop de TRIM [9].

Le stockage des valeurs nécessite 12 Mo. Au total, 15 Mo du disque sont

utilisés pour stocker les différentes valeurs du programme. Ne disposant, au début

de ce travail de recherche, que d'un PC286 avec 520 Ko de mémoire vive et un

disque dur de faible capacité (10 Mo de libre), il ne nous était pas possible

d'effectuer ces modifications. Nous avons donc opté pour le développement de ce

programme sur une station Unix. La gestion de la mémoire se fait automatiquement

ce qui simplifie la programmation.

Chaque couche virtuelle de notre échantillon doit avoir une épaisseur

suffisamment faible pour bien définir l'échantillon. Par la suite, le minimum

d'épaisseur des puits quantiques qui seront modélisés est de 100 Å. Nous fixons

l'épaisseur des couches virtuelles à 25 Å. La composition de l'échantillon est donc

105


redéfinie tous les 25 Å. Ces puits sont alors représentés par 4 couches virtuelles, ce

qui permet une définition suffisante du gradient de composition.

IV.5. LA PROCEDURE DIFFUSION

Cette procédure calcule le coefficient de diffusion des lacunes d'éléments III,

en fonction de la profondeur de l'ion incident, à chaque fois qu’il va heurter un

atome. La concentration en lacunes d'éléments III, expliqué dans le troisième

chapitre, est déterminée par la méthode de KINCHIN-PEASE [10,11]. Un tableau

indexé de Nl(LL), la concentration en lacunes en fonction de la profondeur, est

construit pour les différentes couches (600 au total) . Après avoir déterminé le

numéro de la couche dans laquelle s'effectue le choc, donc l’emplacement où il y a

création de lacunes, le coefficient de diffusion est:

(67) D(LL) = Nl(LL) . Dl

⇒ LL représente la couche virtuelle où s'est produit le choc, parmi les 600

qui forment l'échantillon.

⇒ Nl(LL) est la concentration de lacunes qui se trouvent dans la couche LL.

⇒ Dl est le coefficient de diffusion déterminé par ajustement numérique.

Cette valeur peut se décomposer en deux facteurs Dlr et α.

Dlr est le coefficient réel de diffusion de lacunes d'éléments III et α est une

constante qui permet de minimiser le coefficient de diffusion D(LL). En effet, le

calcul de la concentration en lacune Nl(LL) suppose que les atomes sont au repos à

0 K et qu’il n’y a pas, par conséquent, de recombinaison possible entre interstitiel et

lacune. Ce calcul est donc trop optimiste. Une partie de la concentration Nl(LL)

intervient aussi dans la création des lacunes d'éléments V qui vont contribuer à

106


l'autodiffusion de l'arsenic. La méthode qui est utilisée ne permet pas de différentier

ces deux termes.

Quand l'ion a perdu toute l'énergie nécessaire à son déplacement dans le

solide, les modifications subies par l'échantillon peuvent être estimées. Ces

modifications sont :

• l'abrasion de la couche de surface,

• la diffusion lacunaire des atomes du solide.

IV.6. LA PROCEDURE ABRASION

Cette procédure doit fournir la même information que pour une analyse

SIMS afin que le profil simulé soit directement comparable au profil

expérimental. Les atomes éjectés qui sont représentatifs, comme les ions

secondaires, de la structure de l'échantillon, vont être stockés en fonction de

l'épaisseur abrasée et de leur masse. Auparavant, il faut tenir compte de l'érosion de

l'échantillon par le passage d'un ion incident. Le taux de pulvérisation globale défini

précédemment par :

(68) S = nombre d' atomes éjectésnombre de particules incidentes

doit être réajusté pour une cible comprenant plusieurs éléments. Cette évaluation

s'effectue en fonction de leur taux individuel de pulvérisation S(i) au prorata de

chaque élément dans chacune des 600 couches. Si T(i) est le pourcentage de

l'élément "i" dans la couche de surface, son taux de pulvérisation dans la cible, noté

Y(i) est :

(69) Y(i) = S(i) . T(i)

107


L'épaisseur abrasée sur la couche de surface est donnée en fonction de la

dose par :

(70) épaisseur = Dose . Y(i) . M(i)

. 1

5

∑N ρ

♦ "Dose" représente la fluence d'un ion incident en at/cm² (cf. note 5).

♦ N est le nombre d'Avogadro en at/Mol.

♦ Y(i), le taux individuel de pulvérisation de l'élément -i-, est sans unité.

M(i) est exprimé en g/Mol.

♦ ρ, la densité atomique, est en g/cm3.

♦ "épaisseur6" est donc donnée en "cm".

Une fois calculée l'épaisseur abrasée par un ion, en réalité un paquet d'ions,

nous utilisons la procédure "abrasion" pour stocker les atomes pulvérisés dans un

tableau de données. Ces ions, stockés dans le temps, sont typiquement représentatifs

des ions secondaires émis lors d'une analyse SIMS. Les résultats sont obtenus

directement en pourcentage.

Ces informations collectées, la nouvelle organisation de l'échantillon est

calculée en résolvant l'équation de Fick.

6 Corrections apportées par rapport à la version TRIMDYN : le calcul de l'épaisseur abrasée de la couche virtuelle "j" tient compte de la dose apportée par l'ion incident. Si cette couche est entièrement abrasée par l'ion incident, TRIMDYN garde la valeur de la dose pour calculer l'abrasion de la couche suivante "j+1". Dans SIMSDIFF, la dose restante est calculée après l'abrasion de la couche "j" et elle est utilisée pour le calcul de l'abrasion de la couche "j+1".

108


IV.7. LA PROCEDURE METHODE EXPLICITE

Le but de cette procédure est de résoudre numériquement l'équation (71) qui

n'a pas de solution analytique.

(71) ∂∂

∂∂

∂∂

C x tt x

D x C x txGa

( , ) ( ) ( , )=

Ce calcul s'effectuant, dans le temps, à chaque fois qu'un ion a fini son trajet

à travers la cible, on supposera que ce parcours s'effectue durant un temps constant

"dt". Pour cela, les "pas" d'intégration dx et dt sont pris constants.

La méthode de résolution numérique utilisée est la méthode explicite décrite

dans le "Numerical Recipes" [7]. Elle fonctionne de la façon suivante. L'échelle des

temps est représentée par les indices "j", celle des profondeurs par les indices "i". La

dérivée de la concentration C par rapport au temps s'écrit :

(72) ∂∂Ct

1dt

(C C )i, j

i, j 1 i, j

= −+

et la dérivée seconde par rapport a "x" s'écrit :

(73) ∂∂

2

2i, j

2 i 1, j i, j i 1, jC

x1

dx(C 2.C C )

= − +− +

On utilise pour le coefficient de diffusion DGa(x) les notations :

(74) D(i,j) = DGa(x)

(75) Di+1/2,j = 1/2 [D(i+1,j) + D(i,j)]

Avec les notations des équations (72), (73), (74) et (75), l'équation (71) se

met sous la forme : 109


(76) (C C )

dtD (C C ) D (C C

(dx)²i, j 1 i, j i+1/2, j i+1, j i, j i-1/2, j i, j i-1, j+ −

=)− − −

Dans cette équation, il est facile d'isoler la valeur Ci,j+1. Connaissant toutes

les concentrations à l'instant "j", cette valeur représente la concentration à la

position "i" et à l’instant suivant "j+1". La figure IV.9 schématise cette méthode qui

revient à calculer le terme à l'instant "j+1" représenté par un point noir, à l'aide des

trois termes définis à l'instant précédent "j" et aux trois positions, "i-1", "i" et "i+1".

dx

dt

j

j - 1

j + 1

i - 1 i i + 1

Temps

Profondeur

Ci,j+1

Ci-1,j

Ci,j

Ci+1,j

figure IV.9 : Schématisation de la méthode explicite.

La condition suivante doit être respectée pour que cette méthode reste stable :

(77) dt min (dx)²2Di i 1 / 2

≤

+

En effet, la valeur Ci,j+1 dépend de l'information des trois points précédents

qui eux mêmes dépendent des cinq précédents. On détermine le domaine de stabilité

par un triangle où toute l'information nécessaire pour définir convenablement le

110


point Ci,j+1 doit être comprise dans le triangle formé par Ci,j+1 Ci-1,j et Ci-1,j. . Cette

condition de stabilité est résumée dans la figure IV.10.

X ou i

t ou j

}dt

}dt

}

dx

}

dx

instablestable

Ci,j+1

Ci+1,jCi-1,j

Domaine de définitiondu point Ci,j+1 (en gris)

Ci,j+1

Ci-1,j Ci+1,j

figure IV.10 : condition de stabilité de la méthode explicite. La méthode est stable : le domaine de dépendance de Ci,j+1 est entièrement compris dans un triangle formé par Ci,j+1 Ci-1,j et Ci-1,j. La méthode devient instable si le triangle formé par Ci,j+1 Ci-1,j et Ci-1,j est inclus dans ce domaine

Comme "dx" est fixé à 25 Å pour que les 600 couches puissent définir

correctement l'épaisseur totale de notre échantillon, la valeur de "dt" doit être

ajustée pour remplir la condition de l’équation (77).

Cependant, il faut garder à l'esprit qu'une analyse SIMS est gouvernée par la

vitesse d'abrasion de l'échantillon. Cette vitesse doit être conservée pour retranscrire

correctement le phénomène de diffusion, étroitement lié au temps d'analyse. Pour ce

faire, nous recherchons une valeur de la fluence d'un ion telle que :

1. la vitesse de pulvérisation soit identique à la vitesse de pulvérisation fixée

par le profil expérimental,

111


2. la valeur de dt déduite puisse satisfaire à la condition de stabilité imposée

par la méthode de résolution numérique de l'équation de diffusion.

IV.8. LA PROCEDURE DENSITE

Ce sous programme a pour but de calculer la nouvelle densité de toutes les

couches après un intervalle de temps constant qui correspond à un "pas" de calcul

de la procédure de diffusion. Il y a alors réarrangement des atomes de gallium et

d'aluminium. La perturbation induite par les défauts créés au cours de l'irradiation,

ainsi que la dose implantée qui reste faible pour le xénon [12], sont négligées.

Le calcul repose sur la connaissance du paramètre de maille de deux

éléments, l'AlAs et le GaAs. La loi de VEGARD permet d'extrapoler toutes les

valeurs intermédiaires.

Nous avons utilisé pour "a", paramètre de maille, les valeurs suivantes

données dans [13] et [14] :

(78) aAlAs = 5,62 Å

(79) aGaAs = 5,6537 Å

Les valeurs intermédiaires de "a" pour un pourcentage fixé (1-x) de gallium,

qui représente le double de la concentration réelle dans une structure AlxGa(1-x)As,

se déduisent par la relation :

(80) a(1-x) = (5,6537-5.62)*(1-x)+5,62

Une maille d'AlxGa(1-x)As comporte 4 atomes d'arsenic et 4 atomes

représentant l'aluminium et le gallium. Plus généralement, le calcul de la masse

MTotale peut s'écrire :

112


(81) MTotale = 4 . (MAs + x . MAl + (1-x) . MGa)

MAl, MGa et MAs représentent les masses molaires des différents éléments. Le

calcul de la densité, avec N le nombre d'Avogadro, devient :

(82) ρ = MTotale/(a3 . N)

Le calcul se poursuit jusqu'à ce que l'échantillon soit totalement abrasé. De

nombreux tests permettent de vérifier la stabilité de la méthode explicite et de

contrôler que les taux d'atomes rétrodiffusés ou transmis ne sont pas trop élevés.

IV.9. LE SIMPLEX

Les résultats du profil simulé sont ensuite comparés au profil expérimental.

Les divers paramètres qui définissent l'échantillon sont ensuite ajustés à l'aide du

programme simplex pour minimiser l'écart entre les deux profils.

Les itérations se succèdent jusqu'à obtention d'un écart inférieur à une limite

préalablement fixée. Cette valeur est atteinte d'autant plus rapidement que le profil

estimé est proche du profil expérimental. Le code du programme est donné dans le

"Numerical recipes in Fortran" [7].

113


IV.10. CONCLUSION

A partir des sources du programme TRIM, nous avons pu, après de

nombreuses modifications, établir un "code" capable de modéliser une analyse

SIMS. Ces modifications devraient permettre de simuler n'importe quelle analyse

d'une structure d'AlxGa(1-x)As.

Le calcul de la densité atomique n'est actuellement applicable qu'à ce

composé. Nous avons par ailleurs pris l'initiative de ne plus calculer les pertes

d'énergie inélastique qui sont négligeables pour les énergies mises en jeux lors d'une

analyse SIMS par rapport aux pertes d'énergie élastique. Le temps de calcul en est

significativement diminué.

Dans le chapitre suivant, nous montrons l’effet prépondérant de la

température de l’échantillon sur la résolution en profondeur. Nous remarquons

ensuite la corrélation qui existe entre la température de l'échantillon et la vitesse

d'abrasion, ce qui met en évidence la diffusion induite par l’irradiation. Nous

présentons ensuite diverses analyses ainsi que les modélisations qui leur sont

associées.

114


IV.11. REFERENCES

[1] G. PRUDON, Th. Sc. Phy., Lyon, N° 90ISAL0009, (1990).

[2] A.V. OPPENHEIM & R.W. SCHAFFER, Digital signal processing, Prentice Hall, (1975).

[3] B. PICINBONO, Eléments de théorie du signal, Dunod, (1977).

[4] R.A. ROBERTS & C.T.MULLIS, Digital signal processing, Addison Wesley, (1987).

[5] J. MAX, Méthodes et techniques de traitement du signal et application aux mesures physiques, Masson, 4eme ed., I et II, (1987).

[6] L.E. LUDEMAN, Fundamental of digital signal processing, Harper and Row, New York, (1987).

[7] W. H. PRESS et al., Numerical recipes in Fortran, Cambridge University Press, 2nd ed., (1992).

[8] EL KHAKANI, Th. Sc. Phys., IN2P3-CNRS, N° 252-90, (1990).

[9] J.F.ZIEGLER, J.P. BIERSACK & U. LITTMARK, The stopping and range of ions in solids, Pergamon Press, I, (1985).

[10] G.H. KINCHIN and R.S. PEASE, Rep. Prog. Phys., 18, 1, (1955).

[11] M.J. NORGETT and al., Nucl. Eng. Design., 33, 50, (1975).


[13] H.C. CASEY et M.B. PANISH, Heterostructure Lasers, Quantum Electronics, part B, (1990).

[14] P. BARANSKI, V. KLOTCHKOV et I. POTYKEVITCH, Electronique des semiconducteurs, Ed. De Moscou, 2, (1978).

115

Chapitre V ANALYSES, SIMULATIONS ET RESULTATS

CHAPITRE V

ANALYSES, SIMULATIONS ET RESULTATS

116


V. ANALYSES ET RESULTATS

Les analyses effectuées au cours de ce travail nous ont permis, dans un

premier temps, d’étudier l’influence de la température sur la résolution en

profondeur obtenue sur des lasers à cavité verticale et sur des multicouches de

niobium/aluminium. Dans un deuxième temps, nous avons validé les simulations de

la diffusion assistée par irradiation sur une structure laser appelée Picogiga.

V.1. ETUDE D'UN LASER A CAVITE VERTICALE

Ces séries d'expériences ont porté sur l'analyse des lasers à cavité verticale

étudiés dans le groupe III-V du LETI (CEA Grenoble), spécialiste dans l'étude des

structures d'AlGaAs. Le principal intérêt de ce système, appelé VCSEL (Vertical

Cavity Surface Emitting Laser), est une émission perpendiculaire à la surface qui

permet l'interconnexion d'une multitude de lasers, par un réseau de fibres optiques.

Ces lasers, réalisés par la technique EJM (Epitaxie par Jet Moléculaire), sont

constitués d'une série de couches d'AlGaAs et de AlAs, d'épaisseur optique λ/4,

formant les miroirs de Bragg, puis de trois puits quantiques de GaAs situés dans la

cavité formant le laser puis de nouveau de multicouches formant les miroirs de

Bragg. L'échantillon qui nous a été proposé est en réalité un demi laser, c'est-à-dire

qu'il se compose d'une succession de couches constituant le miroir de Bragg, des

trois puits quantiques et d'une couche d'AlGaAs. La figure V.1 montre cet

échantillon noté échantillon-2.

Cette structure a été analysée à différentes températures d'abrasion pour

étudier l'influence de ce paramètre sur la résolution en profondeur. Nous utilisons

un faisceau d'ions primaires Xe+ accélérés à 9,5 keV et du chlore est soufflé en

surface. L'axe de la colonne primaire fait un angle de 45° avec la normale au porte

échantillon. L'échantillon est porté à 4500 Volt ce qui va décélérer le faisceau

117


primaire. Il atteint l'échantillon avec une énergie d'impact de 5 keV et un angle

d'incidence de 77° comme le montre la figure de conversion du chapitre II.

X(AlxGa(1-x)As)

x 25

Epaisseur(Å)

AlGaAs

AlGaAs

AlGaAs

AlGaAs

AlGaAs

AlAs

GaAs

GaAs

GaAs

≈ 945

45

≈ 700

80

≈ 420

≈ 570

458045

0,16

0

1

0,16

0,16

0,16

00,16

0

Cavité

Miroirinférieur

figure V.1 : détail de l'échantillon-2 : demi-laser à cavité verticale.

V.1.1. ANALYSE A TEMPERATURE AMBIANTE

Le profil de cet échantillon à température ambiante est représenté dans la

figure V.2. La calibration de la profondeur n'a pas été réalisée pour laisser

apparaître le temps d'analyse, primordial pour en tirer les conséquences qui vont

suivre. La calibration de la dose n'a pas non plus été effectuée, car elle apporte peu

d'information.

Nous avons suivi, dans cette analyse, le signal du gallium et celui de

l'aluminium. Les multicouches qui composent les miroirs de Bragg se distinguent

nettement. Par contre, il est impossible de définir les positions exactes des 3 puits

quantiques. Dans tous les profils présentés par la suite sur cet échantillon, la zone de

transition visible au début des analyses est un artefact dû à un redépôt d'aluminium.

118


Position des 3 puitsquantiquesArtefact

Al

Ga

figure V.2 : Profil de l'échantillon-2 effectué sous faisceau d'ions Xe+ avec une énergie d'impact de 5 keV et un angle d'incidence de 77°. La zone de transition en début de profil est un artefact lié à un effet de mémoire décrit dans la figure V.3.

1- ions primaires

2- atomes issus des régions voisines du fond decratère se redéposant sur la lentille à immersion

2'- neutres se déposant sur la lentille à immersion

3- particules initialement déposées sur la lentille àimmersion pulvérisées par des particulessecondaires de haute énergie

4→4' dépôt direct de neutres sur la suface depuisles bords du cratère.

2

Aire analysée

Aire irradiée

Lentille àimmersion

2 2'

1

2' 34

4'

figure V.3 : effet de mémoire dû à un dépôt sur la lentille à immersion (particule 3) ou à un dépôt sur l'échantillon lors d'une analyse précédente (particule 4'). Cet effet crée un artefact en début d'analyse.

119


L'aluminium peut avoir été initialement déposé sur la lentille à immersion

puis être pulvérisé par des particules secondaires de haute énergie comme le montre

l'exemple 3 de la figure V.3. Quand la lentille est "nettoyée" par la pulvérisation,

l'effet diminue. L'aluminium peut aussi provenir de neutres déposés en surface lors

d'une analyse précédente et qui sont analysés par la suite si la nouvelle pulvérisation

est proche du cratère précédent (exemple 4→4' de la figure V.3).

Dans le but d'étudier les effets de la température de l'échantillon sur la

résolution en profondeur7, cette analyse a été reprise à plus basse température.

V.1.2. ANALYSES A BASSE TEMPERATURE

Des analyses complètes de l'échantillon-2 ont été effectuées tous les 10°C.

Les résultats les plus significatifs sont reproduits par la figure V.4 et la figure V.5.

La figure V.4 présente les profils d'aluminium et de gallium de

l'échantillon-2 à -50°C. La distinction des puits quantiques commence à apparaître,

ce qui prédit une augmentation de la résolution en profondeur. Plus la température

de l'échantillon baisse et plus la résolution des profils s'améliore.

7 La résolution en profondeur est déterminée en mesurant la largeur prise entre deux bornes, fixées au préalable, de l'analyse d'une marche de concentration. Les bornes sont habituellement [10 %-90 %] de la concentration ou encore [16 %-84 %]. C'est une convention. Il faut pour cela que le profil soit calibré en profondeur et en concentration. Dans le cas présent, il est toujours possible d'estimer la résolution en profondeur en regardant la définition des puits quantiques. Pour l'échantillon de niobium/aluminium, l'augmentation de l'amplitude des multicouches donne une idée de l'amélioration de la résolution en profondeur.

100

16100

8490

R[0,9-0,1]

R[0,84-0,16]

x

%

120


Apparition despuits quantiques

Al

Ga

figure V.4 : étude du demi-laser à -50°C, effectuée sous xénon avec une énergie d'impact de 5 keV et un angle d'incidence de 77°. les puits quantiques commencent à apparaître sur le profil d'aluminium.

Puits quantiques

Al

Ga

figure V.5 : étude du demi-laser à -100°C, effectuée sous xénon avec une énergie d'impact de 5 keV et un angle d'incidence de 77°. Les 3 puits quantiques sont visibles sur le profil d'aluminium.

121


A -100°C (figure V.5), les 3 puits quantiques sont totalement visibles. Il y a

donc une corrélation entre la température de l'échantillon, lors de l'analyse, et la

résolution en profondeur !

Sur les échantillons de type III-V, la résolution en profondeur dépend

inversement de la température. En fait, cet aspect avait déjà été remarqué lors de

l'analyse de simples puits quantiques dans des échantillons similaires, ce qui a

d'ailleurs motivé la conception d'une régulation en température performante pour

pouvoir mieux étudier ce phénomène.

Une limite a cependant été atteinte à -170°C. Bien que la définition des trois

puits quantiques soit très bonne (figure V.6) par rapport à la figure V.5, la vitesse

d'abrasion a brusquement diminué. Le temps de manipulation est augmenté d'un

facteur 5 ce qui est préjudiciable.

Al Al

figure V.6. : profil d'aluminium réalisé à -170°C avec soufflage de chlore. Le temps d'analyse pour atteindre les puits quantiques a augmenté d'un facteur cinq, la vitesse de pulvérisation a donc diminué.

A très basse température, le soufflage de chlore ralentit la vitesse d'érosion

sans diminuer la résolution en profondeur. L'explication est la suivante. La

température de liquéfaction du chlore est de -34,05°C, et sa température de

solidification se situe à -100,99°C [1]. Par conséquent, à -170°C, il se forme une

couche solide de chlore sur la surface de l'échantillon qu'il faut abraser. Si le

122


soufflage est trop intense, cette couche croît continuellement. Une limite peut être

atteinte où il n'est plus possible de l'éroder.

Si le soufflage de chlore est arrêté à très basse température (figure V.7), le

chlore résiduel dans l'enceinte et en surface de l'échantillon suffit à favoriser

l'émission ionique : le profil obtenu est correct.

Al

figure V.7 : analyse sans soufflage de gaz réactif (chlore) à -170°C. La vitesse d'érosion augmente, comparée à l'analyse à même température, mais avec soufflage de chlore.

V.2. ETUDE DE MULTICOUCHES DE NIOBIUM/ALUMINIUM

Nous avons ensuite étudié des multicouches de niobium/aluminium. Pour ce

composé métallique, l'émission ionique est favorisée par un soufflage d'oxygène.

Or, les températures de liquéfaction et de solidification sont bien plus basses que

pour le chlore. La température de liquéfaction se situe à -182,97°C et celle de

solidification à -222,8°C [1]. De grandes variations de vitesse de pulvérisation

comme celles de la figure V.6 ne devraient plus être observées.

123


Cet échantillon est défini comme suit : sur un substrat de silicium sont

déposées successivement des couches de 60 Å de niobium puis d'aluminium. La

couche de surface est du niobium pour éviter l'oxydation de l'échantillon. La

figure V.8 représente la structure de l'échantillon-3.

Substrat

Nb

Nb

Al

Epaisseur(Å)

60

60

60X 4

figure V.8 : multicouches de niobium/aluminium. L'épaisseur de chaque couche est de 60 Å.

Les conditions d'analyse sont différentes de celles de l'échantillon-2 car les

épaisseurs à analyser sont bien plus faibles (60 Å). Le faisceau d'ions incidents est

neutralisé pour limiter les effets de mixage collisionnel. L'énergie des neutres est de

3 keV. L'angle d'impact (45°) est fixé par l'angle de la colonne primaire puisque les

neutres ne sont pas déviés par le potentiel d'extraction des ions secondaires. Le gaz

réactif est de l'oxygène. Les profils présentés par la suite ne sont pas calibrés pour

faire apparaître les vitesses de pulvérisation et permettre ainsi les interprétations qui

suivront.

Nous présentons trois profils effectués à différentes températures : 25°C

(figure V.9), -100°C (figure V.10) et -175°C (figure V.11).

124


A25

Al

Nb

figure V.9 : étude de multicouches de niobium/aluminium sous bombardement xénon à 3 keV. A25 représente l'amplitude de la troisième couche de niobium (cf. note 7 page120). L'échantillon est à température ambiante.

+ 10%

A25 A-100

Al

Nb

figure V.10 : analyse à -100°C de multicouches de niobium/aluminium de 60 Å d'épaisseur. L'amplitude du niobium augmente de 10 % par rapport à l'analyse effectuée à température ambiante (A25).

125


+ 30%

A25 A-175

Al

Nb

figure V.11 : analyse à -175°C de multicouches de niobium/aluminium de 60 Å d'épaisseur. L'amplitude du niobium augmente de 30 % par rapport à A25 de l'analyse effectuée à température ambiante.

Plus la température de l'échantillon diminue, plus l'amplitude du niobium

augmente. Cette augmentation atteint 30 % sur l'amplitude de la troisième couche

de niobium à -175°C par rapport à l'analyse effectuée à 25°C. Cela donne une

information suffisante pour conclure qu'il y a un accroissement de la résolution en

profondeur.

Comme nous en avions fait l'hypothèse, les températures atteintes ne

suffisent pas à liquéfier, et par conséquent à solidifier l'oxygène soufflé en surface.

Il n'y a pas de changement important, par rapport à l'analyse sous chlore de la

figure V.6, de la vitesse de pulvérisation. Avec cette structure de

niobium/aluminium, nous pouvons énoncer la même remarque que pour

l'échantillon-2, la résolution en profondeur augmente quand la température de

l'échantillon analysé diminue.

126


V.3. INTERPRETATIONS

Nous avons représenté les 3 profils de l'échantillon-2 sur un même graphe,

figure V.12 et les 3 profils de l'échantillon-3 dans la figure V.13. Seul le niobium

est représenté par souci de clarté. En étudiant précisément les différents profils

réalisés, on s'aperçoit que non seulement la résolution augmente, mais que la vitesse

d'abrasion augmente également8. Ces résultats sont tout à fait cohérents avec ceux

de l'analyse de l'échantillon-1. La résolution en profondeur est liée à la vitesse de

pulvérisation de l'échantillon via la température de celui-ci.

25°C

-100°C

-50°C

figure V.12 : les 3 profils d'aluminium de l'échantillon-2 sont reproduits sur ce graphique. On en déduit que la vitesse d'analyse augmente quand la température diminue.

8 Cet effet ne peut être observé que si les profils ne sont pas calibrés en profondeur.

127


25°C

-175°C

-100°C

figure V.13 : les 3 profils de niobium de l'échantillon-3 sont reproduits sur ce graphique. On en déduit que la vitesse d'analyse augmente quand la température diminue.

L'augmentation de la vitesse d'abrasion quand on refroidit l'échantillon a une

l'explication suivante. Quand la température baisse, la tension de vapeur du gaz

réactif augmente et il vient se condenser en surface de l'échantillon qui joue le rôle

de piège froid. Il y a alors, avec soufflage de chlore sur l'échantillon d'AlGaAs,

formation de composés comme Ga+Cl3-, AlCl2 dont les liaisons chimiques avec le

matériau sont plus faibles. Ces composés vont mieux s'abraser et le taux de

pulvérisation va augmenter.

L'explication pour l'oxygène est plus délicate car l'oxygène soufflé se

combine avec les éléments de la couche de surface. Il y a augmentation du volume.

La couche de surface est alors définie sur une plus grande épaisseur ce qui en

améliore la résolution mais diminue la vitesse d'abrasion [2]. L'électronique de

l'IMS300 datant d'une vingtaine d'années, il a déjà été observé des fluctuations de

densité de courant primaire ce qui apporterait une explication mais qui n'est pas

vérifiable. Nous ne pouvons pourtant que constater dans cet exemple, que la vitesse

de pulvérisation a bien augmenté.

128


Ces résultats sont en parfait accord avec les expériences qui ont motivé cette

recherche (cf. chapitre III). Dans une première approximation, on admet que la

température n'influe que sur la vitesse d'érosion de l'échantillon. Donc pour ces

analyses, la résolution en profondeur est liée au temps de manipulation. Les

observations sont cohérentes avec l'hypothèse émise dans le troisième chapitre

stipulant que la dégradation des profils est due à la diffusion des lacunes de gallium

lors de l'irradiation.

Le profil de la figure V.6 ayant une vitesse d'abrasion très faible, les effets de

diffusion auraient dû se faire davantage ressentir. Mais le gonflement de la couche

de surface par solidification du chlore vient perturber cette interprétation. De plus,

la lacune simple est mobile vers 100 à 150 K (-170 à -120°C) [3] ce qui laisse

présumer que le phénomène de diffusion n’intervient plus à -170°C.

V.4. PROFILS ET SIMULATIONS D'UN ECHANTILLON D'AlGaAs

Une série d'analyses a été effectuée et simulée pour vérifier si l'hypothèse de

la diffusion assistée par irradiation d'un faisceau d'ions peut expliquer, à elle seule

ou tout au moins en grande partie, la distorsion des profils. Pour la suite de ce

travail, nous disposons d'une structure assez complexe d'AlGaAs. L'échantillon-4 a

été choisi pour différentes raisons que voici. Dans un premier temps, l'étude de cet

échantillon a fait l'objet d'un travail de recherche récent [4], ce qui nous a permis de

disposer de nombreux échantillons. D'autre part, il a été caractérisé au sein de notre

laboratoire, ce qui nous donne accès à différentes autres mesures pour vérifier les

résultats à venir, comme par exemple des images de microscopie électronique.

Cet échantillon a servi de structure témoin pour réaliser un laser à

semiconducteur. C'est une structure à base de AlGaAs/GaAs qui a été réalisée pour

le LETI par le fabriquant "Picogiga". Le mode de fabrication est l'Epitaxie par Jets

Moléculaires. Ce produit, appelé PG159 possède les spécifications suivantes :

129


x 5

GaAs non dopé

GaAs non dopé

AlGaAs non dopé

AlGaAs non dopé

AlGaAs non dopé

AlGaAs non dopé

GaAs non dopé 100 ÅAlGaAs non dopé 100 Å

substrat

Epaisseur(Å)

x(AlxGa(1-x)As

50

1500

2000

100

2000

8000

1000

0.45

0.20

0.50

0 / 0.50

0

0

0.50

0.50

0.45

0.20

figure V.14 : structure de l'échantillon PG159 donné par le fabriquant "Picogiga".

Seules les analyses de l'échantillon-4, dont la masse d'arsenic a aussi été

enregistrée, peuvent être calibrées dans le but d'être comparées à la modélisation.

L'explication en est très simple. Le pourcentage d'arsenic dans cet échantillon

est constant et fixé à 50 % du nombre d'atomes qui forment une maille élémentaire.

Son signal en SIMS doit donc être constant. Si, par hasard, la source d'ions

incidents était instable dans le temps, le signal de l'arsenic reproduirait cette

instabilité. Il suffit alors de "diviser" les signaux d'aluminium et de gallium par celui

de l'arsenic pour corriger cette dérive.

130


V.4.1. DENOMINATION DES PROFILS DU PG159

Par la suite, nous appellerons "profil expérimental-4" toute analyse SIMS

de l'échantillon-4, à différentier du "profil estimé-4" que nous allons présenter tout

de suite et des "profils simulés-4" et "profils ajustés-4" que nous détaillerons avec

la simulation. Cette dénomination a pour objectif de simplifier la compréhension du

chapitre en gardant une écriture homogène avec celle des profils présentés dans le

chapitre IV.

Le "profil estimé-4" est le profil de l'échantillon tel que défini dans la

figure V.14. C'est le profil théorique du PG159. Dans la suite de ce chapitre, seuls

les profils d'aluminium seront représentés. Les profils d'arsenic sont constants avec

une teneur de 50 % et ceux de gallium se déduisent des profils d'aluminium pour

que la somme des deux concentrations atomiques soit aussi de 50 %. La figure V.15

reproduit le profil estimé d'aluminium du PG159.

0%

10%

20%

30%

0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 14000 16000Profondeur en Å

Alu

min

ium Aluminium

figure V.15 : profil estimé de l'aluminium dans l'échantillon-4 d'AlGaAs de Picogiga.

Pour appliquer la méthode du simplex, décrite dans le quatrième chapitre, on

introduit le "profil ajusté-4" qui est paramètré. Les paramétres a, b, c, d, e, f, g, h et i

131


sont explicités sur la figure V.16. Les valeurs initiales de ces paramètres sont

déduites du "profil estimé-4" de la figure V.14. Ils sont ensuite modifiés par le

simplex pour que la simulation de l'analyse du "profil ajusté-4" corresponde au plus

près au "profil expérimental-4". La simulation a donc deux effets :

1- déterminer si le modèle, fondé sur la diffusion assistée par irradiation,

représente bien l'analyse SIMS.

1- permettre de revenir aux paramètres exacts de l'échantillon.

x 5

GaAs non dopé

GaAs non dopé

AlGaAs non dopé

AlGaAs non dopé

AlGaAs non dopé

AlGaAs non dopé

GaAs non dopé g ÅAlGaAs non dopé h Å

substrat

Epaisseur(Å)

x(AlxGa(1-x)As

a

b

c

d

e

f

5 x (g+h)

0.45

i

0.50

0 / 0.50

0

0

0.50

0.50

0.45

i

figure V.16 : Détail du profil ajusté-4. Les huit paramètres a-h représentent des épaisseurs et i est proportionnel au pourcentage d'aluminium. Ils sont déterminés par le simplex.

L’analyse SIMS a été effectuée sous bombardement xénon à 3 keV avec un

angle d'incidence de 45°. A cette énergie, le faisceau d'ions est neutralisé afin qu'il

132


puisse atteindre l'échantillon sans être dévié par le champ d'extraction. Le "profil

expérimental-4" est représenté dans la figure V.17.

0%

5%

10%

15%

20%

25%

30%

0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 14000 16000

Profondeur (Å)

Alu

min

ium

Profil expérimental

figure V.17 : profil expérimental de l'aluminium réalisé sur l'échantillon-4 effectué sous neutres xénon à 3 keV à température ambiante et avec une vitesse d'érosion de 1,08 Å/s.

V.4.2. SIMULATION DE L'ANALYSE DU PG159

Nous disposons du "profil estimé-4" comme condition initiale de la

simulation ainsi que du "profil expérimental-4". L'objectif est de déterminer le

"profil ajusté-4" à l'aide du simplex. Pour cela nous allons effectuer le "profil

simulé-4" qui sera comparé au "profil expérimental-4". Les données initiales sont

les suivantes :

• l'énergie primaire est de 3keV pour des atomes neutres de Xe,

• l'angle d'incidence est de 45°,

• le profil initial est donné par le profil estimé-4 de la figure V.15,

133


• le taux de pulvérisation, sans dimension, est de 5,68 pour Al et Ga. Il est de

5,8 pour As9,

• la vitesse de pulvérisation est de 1,08Å/s.

La simulation du profil du PG159, après ajustement des paramètres, donne

les résultats de la figure V.18. Un agrandissement de cette figure au niveau du puits

quantique est représenté sur la figure V.19.

Echantillon-4

0%

5%

10%

15%

20%

25%

30%

0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 14000 16000Profondeur (Å)

Alu

min

ium

Profil expérimentalProfil simulé

figure V.18 : profil SIMS (profil expérimental effectué à température ambiante) comparé au profil modélisé de l'échantillon PG159 à une vitesse d'érosion de 1,08 Å/s. La simulation est en bon accord avec l'analyse sauf pour la résolution des cinq puits quantiques.

L'accord entre les deux profils est excellent pour la définition du puits

quantique ainsi que des pentes des deux gradients d'indice. La simulation de

l'analyse du puits quantique, tel qu'il est représenté par le profil estimé-4

(figure V.15), par une fonction de résolution équivalente à la distribution de Dirac

9 Ces trois taux de pulvérisation ont été obtenus à l'aide du programme TRIM en mode abrasion. Ils peuvent être retrouvés en mesurant le courant d'ions lors d'une expérience et après avoir estimé le nombre d'atomes pulvérisés (par mesure du volume abrasé). Ce calcul pour des ions 10 keV donne une valeur très proche de celle de TRIM. Pour des neutres, le courant ne peut pas être mesuré. Nous utilisons donc les valeurs calculées par TRIM.

134


devrait également donner un puits aux bords carrés. L'observation de la figure V.19

montre que la diffusion assistée suffit à expliquer la distorsion du profil à cet

endroit (puits aux bords évasés).

Echantillon-4 (1.08 Å/s)

0%

2%

4%

6%

8%

10%

12%

14%

16%

18%

20%

3500 3700 3900 4100 4300 4500 4700 4900

Profondeur (Å)

Alu

min

ium

Profil expérimentalProfil simulé

figure V.19 : agrandissement de l'analyse du puits quantique. Le profil d'aluminium simulé s'accorde bien avec le profil expérimental.

Au niveau des 5 puits quantiques, il existe une discordance entre le profil

expérimental et le profil simulé. La concentration en aluminium fixée pour alléger

le temps de calcul peut expliquer ce désaccord. Le simplex n'a donc pas pu estimer

une nouvelle valeur pour la concentration en aluminium. Pour des raisons évidentes

de coût, il n'a pas toujours été possible de disposer de la partie centrale des

plaquettes, le meilleur morceau étant conservé pour réaliser le laser. On peut donc

supposer que la définition de ces puits est moins bonne que prévue ou que la dose

en aluminium est différente de celle donnée par le profil estimé-4.

135


Les dimensions exactes de la simulation sont données par le profil ajusté. Ce

profil est représenté sur la figure V.20 ainsi que le profil estimé. Il apparaît

clairement un désaccord entre le profil estimé-4 qui, rappelons-le, sont celles

évaluées lors de l'élaboration de l'échantillon et le profil ajusté-4 tant du point de

vue de la concentration que de l'échelle des profondeurs.

Echantillon-4

0%

10%

20%

30%

0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 14000Profondeur en Å

Alu

min

ium

Profil ajustéProfil estimé

figure V.20 profil ajusté d'aluminium obtenu par la méthode du simplex. Des écarts importants de concentration et d'épaisseur sont visibles.

La largeur du puits quantique est presque le double de celle prévue par

l'estimation et la zone de 0,8 µm est diminuée de 25 %. Toutes les valeurs des

paramètres sont données dans le tableau V.1.

Le coefficient de diffusion des lacunes d'éléments III a été calculé par la

modélisation pour que le profil simulé soit en accord avec le profil expérimental. Ce

coefficient est de 2,3.10-14 cm²/s et celui d'interdiffusion du gallium avec

l'aluminium est en moyenne de 3,6.10-16 cm²/s. Pour avoir une idée de l'importance

du phénomène de diffusion assistée par l'irradiation, ce coefficient d'interdiffusion

est du même ordre de grandeur que celui d'autodiffusion du gallium dans le GaAs,

pour une température de 1250 K [5].

136


Paramètres Valeurs estimées

Valeurs ajustées

a 50 Å 75 Å

b 1500 Å 2775 Å

c 2000 Å 1400 Å

d 100 Å 175 Å

e 2000 Å 1575 Å

f 8000 Å 5975 Å

g 100 Å 75 Å

h 100 Å 100 Å

i 0.2 0.28

tableau V.1 : tableau récapitulatif des différents paramètres ajustés lors de la simulation. Les valeurs obtenues sont pour la plupart très différentes de celles estimées.

V.4.3. ANALYSE PAR LA MICROSCOPIE A TRANSMISSION (MET)

Pour tenter de comprendre les écarts observés entre les valeurs estimées et

celles ajustées de l'échantillon-4, il a été entrepris des observations par microscopie

MET. Le gradient d'indice n'est pas détectable par cette méthode. Elle ne peut en

aucun cas aider à la détermination des valeurs de b, c, e, f et i (figure V.16). Seule la

détermination des épaisseurs a, (b+c), d, (e+f), g et h sont visibles.

L'échantillon a donc été préparé, c'est-à-dire aminci et poli, pour être étudié

en microscopie MET par C. VANNUFFEL (LETI/DOPT CEA-Grenoble). L'image de

la coupe de cet échantillon est représentée par la figure V.21 où le profil ajusté est

superposé. Les parties sombres représentent une faible dose d'aluminium.

137


Profil ajusté

0%

5%

10%

15%

20%

25%

0 2000 4000 6000 8000 10000 12000

Al

Profondeur(Å)

Image MET

Colle

figure V.21 : image MET de l'échantillon-4 comparée au profil d'aluminium ajusté. Les valeurs des paramètres a, (b+c), d, (e+f), g et h trouvées par la simulation peuvent être validées par cette méthode.

Il apparaît visiblement sur cette figure que les valeurs de a, (b+c), d, (e+f), g

et h déterminées par la simulation sont tout à fait exactes. Pour valider le modèle,

nous allons effectuer une comparaison des effets de diffusion avec différentes

vitesses d'érosions.

V.4.4. EFFET DE LA VITESSE DE PULVERISATION SUR LA RESOLUTION EN PROFONDEUR

L'étude de l'échantillon-4 est reprise à la même température, avec des atomes

neutres de xénon 3 keV, mais une vitesse de pulvérisation inférieure. Cette

différence provient tout simplement d'une variation du courant primaire qui ne peut

pas être contrôlée sur l'IMS300. Le temps de manipulation étant augmenté, l'effet de

138


la diffusion doit davantage se faire ressentir. C'est ce que montre le profil SIMS de

la figure V.22 qui représente un agrandissement de l'analyse, au niveau du puits

quantique, effectuée à une vitesse de pulvérisation de 0,57Å/s.

Echantillon-4 (0.57 Å/s)

0%

2%

4%

6%

8%

10%

12%

14%

16%

18%

20%

3500 3700 3900 4100 4300 4500 4700 4900

Profondeur (Å)

Alu

min

ium

Profil experimental

Profil simulé

figure V.22 : profils expérimental et simulé d'aluminium réalisés sous neutres xénon à 3 keV à température ambiante avec une vitesse d'érosion de 0,57 Å/s. Les bords du puits quantique sont évasés. La simulation est en accord avec l'expérience.

La simulation à l'aide du programme SIMSDIFF représente bien l'effet de

diffusion. La définition des bords du puits quantique est plus évasée : il y a

dégradation du profil ! Dans le cas de cette deuxième simulation, le programme

retourne les mêmes paramètres pour le profil ajusté que ceux donnés dans le

tableau V.1 ce qui montre que, quelle que soit la vitesse d'abrasion, il est possible

par la méthode du simplex de remonter aux paramètres réels (profil ajusté) de

l'échantillon.

Pour effectuer la comparaison avec l'analyse précédente, les profils des deux

simulations sont représentés sur la figure V.23. La dégradation du profil augmente

139


avec la profondeur analysée10. Cela n'est dû ni au mixage atomique, ni à la

formation de cône de cratère puisque la modélisation ne les prend pas en compte.

Par contre, les atomes des couches les plus profondes ont un temps imparti de

diffusion supérieur à celui des atomes des couches de surfaces ce qui explique la

dissymétrie du puits quantique. La diffusion pour ces atomes s'opère de façon plus

longue ce qui explique la dissymétrie du profil.

Echantillon-4

0%

2%

4%

6%

8%

10%

12%

14%

16%

18%

3700 3900 4100 4300 4500 4700

Profondeur (Å)

Alu

min

ium

1,08 Å/s0,57 Å/s

figure V.23 : comparaison des deux profils d'aluminium simulés effectués à deux vitesses de pulvérisation. Quand la vitesse diminue, le profil se dégrade.

Nous finirons donc cette discussion en montrant une représentation

(figure V.24) de plusieurs simulations effectuées sur l'échantillon-4 à différentes

vitesses d'abrasion. Au dessus de 5 Å/s, la définition du puits quantique est

acceptable. En dessous de cette valeur, la résolution se dégrade. Aucune

10 Le bord droit du puits quantique de l'analyse effectuée à 0,57 Å/s, est moins abrupt que le bord gauche.

140


interprétation ne peut être déduite d'un profil réalisé avec une vitesse de

pulvérisation inférieure à 0,5 Å/s.

Simulation échantillon-4

0%

2%

4%

6%

8%

10%

12%

14%

16%

18%

20%

3500 3700 3900 4100 4300 4500 4700 4900 5100

Profondeur (Å)

Alu

min

ium

Al (20 Å/s)Al (5 Å/s)Al (1,08 Å/s)Al (0,57 Å/s)Al (0,2 Å/s)

figure V.24 : représentation de diverses simulations effectuées à différentes vitesses de pulvérisation. Plus la vitesse diminue, plus le profil se dégrade.

V.4.5. EFFET DE L'ENERGIE PRIMAIRE SUR LA RESOLUTION EN PROFONDEUR

D'autres analyses ont été effectuées sous faisceau d'ions primaires xénon

avec une énergie d'impact de 5,5 keV et un angle de 72°. Ces profils, dont le signal

d'arsenic n'avait pas été enregistré, ne peuvent pas être modélisés ni calibrés en

concentration. La figure V.25 compare le profil effectué à 25°C avec celui réalisé à

3 keV et une vitesse de pulvérisation de 0,57 Å/s.

141


Al

5,5 keV

3 keV

figure V.25 : profils d'aluminium effectués à deux énergies d'impact. La résolution à 5,5 keV est nettement meilleure que celle obtenue à 3 keV, et ce pour une même température de l'échantillon (25°C).

Sur cette figure, on constate que la résolution est bien meilleure à 5,5 keV.

Pour cette analyse, la vitesse de pulvérisation relevée est de 5 Å/s contre 0,57 Å/s à

3 keV. Le résultat était prévisible pour deux raisons :

• la résolution augmente avec la vitesse d'abrasion,

• la résolution augmente avec l'angle d'impact qui est de 72° à l'énergie

d'impact de 5,5 keV et de 45° à 3 keV [6].

Néanmoins, les effets du mixage collisionnel sur la résolution sont plus

néfastes à 5,5 keV qu'à 3 keV ce qui va à l'encontre des deux remarques

précédentes. L'observation de la figure V.25 permet d'en déduire que le mixage

collisionnel a peu d'incidence sur la résolution en profondeur, tout du moins à ces

énergies.

142


V.5. CONCLUSION

Pour toutes les modélisations, la fonction de transfert de l'appareillage a été

assimilée à la distribution de Dirac. Ainsi, dans le cas d'un puits quantique à bords

abrupts et dans lequel la concentration d'aluminium est nulle, le profil SIMS doit

également présenter les mêmes caractéristiques. Or ce n'est pas le cas, les bords du

puits quantique sont évasés et le pourcentage d'aluminium varie entre 2 et 6 %.

Plusieurs raisons peuvent en être la cause :

1. la fonction de transfert de l'appareillage pourrait ne pas être du tout

assimilable à la distribution de Dirac. Le profil réalisé sur une monocouche

atomique de chrome déposée sur silicium nous permet d'écarter cette hypothèse

(cf. chapitre IV),

1. l'effet du mixage atomique dû aux atomes de recul. Il n'est certainement

pas nul, bien que l'analyse de l'échantillon-1 ait montré qu'il n'est pas prépondérant,

1. la formation de cônes de cratères peut également entraîner une

détérioration de la résolution. Nous en avons quelquefois observé par Microscopie

Electronique à Balayage (MEB) sur des échantillons dont les profils SIMS étaient

vraiment de très mauvaise qualité. Pour d'autres profils présentant une résolution

moins dégradée, ces cônes n'ont pas été mis en évidence,

1. la diffusion lacunaire assistée par l'irradiation [3], qui a été le seul

phénomène que nous avons pris en compte dans notre modélisation. L'accord entre

les résultats expérimentaux et ce modèle est remarquable et nous conforte dans le

fait que ce mode de diffusion lacunaire est bien le mécanisme prépondérant dans la

dégradation de la résolution en profondeur.

Par contre, la simulation des cinq puits quantiques situés à plus de 1,2 µm est

en désaccord avec l'expérience. Le modèle ne tient pas compte des atomes de recul.

143


Or, ces atomes vont créer des sous-cascades de collisions dont les effets vont être

plus importants à 1,2 µm qu'à 0,4 µm :

1- Le nombre d'atomes déplacés est plus grand.

1- le nombre de lacunes créées est également plus important.

Une évolution future du modèle devrait tenir compte de ces deux remarques.

Les résultats présentés dans ce chapitre ont fait l'objet d'une présentation par

affiche lors de la conférence internationale COSIRES'96 (COmputer SImulation of

Radiation Effects in Solids) à l'Université de Surrey, à Guildford (RU), du 22 au 26

juillet 1996. Une publication a été soumise au mois d'août 1996 dans la revue

"Radiation Effects and Defects in Solids". Elle a été acceptée le 18 décembre 1996.

144


V.6. REFERENCES

[1] "PERIODIC TABLE OF ELEMENTS", Sargent-Welch Scientific company,Illinois, (1979).

[2] B. BLANCHARD, Techniques de l'ingénieur, P3, P 2618, 1, (1981).

[3] J.C. PFISTER, Th. Sc. Phy., Paris, Sér. A 4401. N°5250, (1964).

[4] D. HERVE, Th. Sc. Phy., Grenoble, (1995).

[5] LEI WANG et al., Phys. Rev. Let., 76, 13, 2342, (1996).


145


CHAPITRE VI

CONCLUSION GENERALE

146


VI. CONCLUSION GENERALE

Ce travail a mis en évidence une notion peu connue en analyse SIMS : la diffusion

assistée par l'irradiation. Elle permet d'expliquer entre autres la dégradation des profils

réalisés à faible énergie, où le mixage collisionnel des atomes est un phénomène mineur.

Le modèle proposé tient compte des défaut créés dans le matériau lors de

l'irradiation par un faisceau de particules (neutres ou ions). Il peut simuler l'analyse à

faible énergie de n'importe quelle structure d'AlxGa(1-x)Al et en particulier de la structure

Picogiga conçue au LETI. La diffusion assistée par l'irradiation du faisceau primaire

conduit à une déformation du profil SIMS. La modélisation des analyses nous permet

donc de revenir aux paramètres réels de l'échantillon et d'estimer le coefficient de

diffusion assisté par l'irradiation. Nous avons pu ainsi montrer que les paramètres étaient

assez différents de ceux estimés lors de la fabrication de l'échantillon. Une image de

microscopie en transmission a pu valider certaines valeurs de ceux-ci.

Pour concevoir ce modèle, nous avons dans un premier temps négligé l'influence

du mixage collisionnel. Ensuite, pour faciliter la conception du code de calcul, certaines

hypothèses simplificatrices ont été avancées. Leurs justifications ont montré que l'erreur

commise avait peu d'influence sur le résultat final. Les principaux avantages de ce

programme par rapport au code TRIM qui nous a servi de base sont :

- l'intégration du calcul de la diffusion assistée par l'irradiation,

- une meilleure définition de la structure de l'échantillon qui est divisé en 600

couches au lieu de trois pour le programme TRIM,

- la prise en compte des modifications de la cible causées par la diffusion et la

pulvérisation de la couche de surface,

147


- la gestion des particules éjectées, permettant ainsi de reconstituer un profil simulé

directement comparable à celui de l'expérience,

- la modification de paramètres initiaux définissant la structure supposée de

l'échantillon pour revenir au profil réel de celui-ci,

- l'omission des pertes inélastiques, ce qui augmente considérablement la vitesse

d'exécution du logiciel.

La modélisation est facilement transposable à l'étude de composés où entrent en jeu

des phénomènes d'interdiffusion. Elle peut cependant faire l'objet de nombreuses

améliorations. Il faudrait en particulier tenir compte des sous-cascades qui se produisent

dans l'échantillon lors du passage d'un ion incident. Cela nécessiterait de reconsidérer le

problème à trois dimensions pour suivre le parcours des atomes de recul. Le temps de

calcul serait augmenté mais le modèle tiendrait compte du mixage collisionnel. Il serait

aussi intéressant d'évaluer plus précisément le taux de création de lacunes, ainsi que leur

taux de recombinaison. Bien évidemment, cela impliquerait l'étude approfondie de chaque

matériau. Le développement d'un outil graphique sous UNIX apporterait aussi une

amélioration pour le traitement des données.

Nous pensons ainsi avoir ouvert une voie nouvelle quant à l'interprétation des

profils SIMS, en mettant plus particulièrement l'accent sur l'effet de la vitesse de

pulvérisation lié à la résolution en profondeur. Cette vitesse pouvant être contrôlée par la

température de l'échantillon.

148

etude de la diffusion intervenant dans la …paour.free.fr/pro/these/these.pdf · thèse préparée...

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