Mesure de contraintes en microélectronique : état de l’art et application de l’holographie électronique aux structures FDSOI

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Le MOSFET FDSOI 14 nm

Passage au (UTBB) SOI

Le silicium sur isolant (SOI pour Silicon-On-Insulator) est un substrat de silicium com-portant une couche d’oxyde SiO2 enterrée, appelée BOX (pour Buried OXide), voir figure 1.4. La fabrication de ces wafers est généralement réalisée par la technologie Smart-Cut [Bruel95]. Elle consiste en le collage moléculaire d’un wafer de Si oxydé et implanté par des ions hy-drogène (H+) sur un second wafer de Si. La structure est ensuite fracturée dans la zone d’implantation et polie, voir figure 1.5. Une caractéristique importante de la structure SOI est le désalignement entre les cristaux du Si massif et du film Si. Il est caractérisé par deux angles : l’angle de twist traduisant une rotation dans le plan de la surface et l’angle de tilt (ou miscut) traduisant une rotation de la normale à la surface, voir figure 1.4.
L’utilisation d’un wafer SOI avec un film et un BOX ultra-minces (UTBB pour Ultra Thin Body and BOX) permet de suivre la loi de Moore en continuant à réaliser des MOSFETs lanaires, par une technologie analogue aux structures classiques, qui est donc facilement transposable aux MOSFETs FDSOI de façon peu coûteuse [Magar13]. STMicroelectronics utilise un wafer UTBB SOI (de 300 mm de diamètre), produit par Soitec, comme substrat de base pour la fabrication des MOSFETs FDSOI du nœud 14 nm. Ces wafers, avec des épaisseurs de BOX de l’ordre de 20 nm et de film Si de l’ordre de 10 nm sont fabriqués avec une bonne uniformité et une rugosité de l’ordre de 2 Å [Acost14]. Les principaux avantages de l’utilisation d’une structure FDSOI, illustrée en figure 1.6, sont [Skotn12] :
• Un canal confiné dans un film mince, permettant de réduire les SCE et le DIBL, dont l’influence est maintenant contrôlée par l’épaisseur géométrique du canal. De plus, l’isolation du BOX permet de réduire les courants de fuite. Les caractéristiques Ioff et Vth sont donc améliorées, ainsi que τint. Des gains en performance et en consommation sont réalisés.
• Un canal totalement déplété (FD), sans dopage (possible grâce au confinement géo-métrique de l’épaisseur du canal), diminuant fortement les SCE et la variabilité élec-trostatique des MOSFETs. En eﬀet, le dopage du canal est la cause principale de la variabilité des transistors sur Si massif.
• Une possibilité de polarisation du substrat jouant le rôle d’une seconde grille à travers le BOX mince, figure 1.6. Le substrat peut être polarisé de manière à diminuer Vth pour augmenter Ion et donc les performances du transistor, c’est la polarisation du substrat directe (FBB pour Forward Body Bias). À l’inverse, le substrat peut être polarisé de manière à augmenter Vth pour diminuer Ioff et donc la consommation du transistor. C’est la polarisation du substrat inverse (RBB pour Reverse Body Bias). Il est donc possible de moduler les performances des transistors par cette pseudo-grille, suivant l’application désirée (performances ou basse consommation).
Pour terminer, des exemples de réalisation de ces MOSFETs FDSOI pour le nœud 14 nm sont présentés dans [Weber14] et [Greno13].

Les contraintes pour améliorer la mobilité des porteurs

Comme cela a été montré dans la partie 1.1.1.1, la mobilité des porteurs µ impacte directement les performances du transistor en modulant gm, Ion et par conséquent τint. L’amélioration de la mobilité des porteurs dans le canal est donc au cœur de la course aux performances. Elle s’exprime de la manière suivante : µ = qτ (1.6) m∗ avec q la charge élémentaire, τ le temps moyen entre deux interactions porteur-matière et m∗ la masse eﬀective des porteurs, qui est inversement proportionnelle à la courbure de bande du matériau semiconducteur [Ashcr02].
Plusieurs options sont exploitées afin d’augmenter la mobilité des porteurs : l’orientation cristalline, le matériau et la contrainte dans le canal :
i. Le matériau
Le silicium est le matériau semiconducteur de base utilisé dans l’industrie de la mi-croélectronique car il est abondant dans la nature et son oxydation thermique permet d’obtenir facilement un isolant de bonne qualité. Bien que la mobilité des électrons µe dans le Si soit de l’ordre de 1400 cm2.V-1.s-1, celle des trous µh est de seulement 450 cm2.V-1.s-1 [Ioﬀ15]. Ainsi, d’autres matériaux paraissent être de bonnes alterna-tives pour la fabrication d’un canal avec une meilleure mobilité des trous, pour la fabrication de p-MOSFETs ayant un temps de réponse caractéristique équivalent à celui des transistors de type n. Le germanium, facilement intégrable dans les procédés silicium, apparaît comme étant un bon candidat. Dans le germanium, µe est de l’ordre de 3900 cm2.V-1.s-1 et µh de 1900 cm2.V-1.s-1 [Ioﬀ15]. Un canal en SiGe, plus facilement intégrable que du Ge pur et permettant un gain relatif de µh [Fisch96], est donc utilisé pour la fabrication des p-MOSFETs étudiés ici.
ii. L’orientation cristalline
L’orientation cristalline du canal est aussi un paramètre décisif influençant le trans-port électrique. Les meilleures performances sont obtenues avec un transport maximal dans la direction du canal et minimal dans la direction transverse [Mohta05]. Pour les n-MOSFETs, un canal Si dirigé selon une direction <110> avec une surface {001} présente les meilleures caractéristiques, en possédant une masse eﬀective des électrons longitudinale minimale et transverse maximale [Takag08]. C’est l’orientation cristalline du substrat des MOSFETs étudiés dans ce manuscrit.
iii. Les contraintes
L’introduction de contraintes dans le canal influence la mobilité des porteurs de plu-sieurs façons : modification de la courbure de bande, levée de dégénérescence de la structure de bande et modification de τ [Fisch96]. Pour un canal Si n-MOS dirigé selon une direction <110> avec une surface {001}, la mobilité des électrons est améliorée par une contrainte biaxiale ou uniaxiale en tension [Morva13]. Dans le cas d’un canal Si p-MOS, la mobilité des trous est améliorée par une contrainte uniaxiale ou biaxiale compressive [Sun07] ; bien que la contrainte biaxiale ait un eﬀet moins important, elle est souvent plus facile à obtenir dans le canal. Dans le cas d’un canal SiGe p-MOS (employé dans cette thèse), l’état de contrainte recherché est identique au cas du Si et le gain en mobilité reste peu aﬀecté par les interactions τ de l’alliage avec les trous [Leitz02]. Une explication précise des propriétés résultant de l’action de la contrainte sur l’augmentation de la mobilité des porteurs dans le Si, d’une part des électrons et d’autre part des trous, est décrite dans [Benzo13].
Plusieurs techniques d’introduction volontaire de contraintes dans le canal existent, nous citerons ici les principales [Song11] :
• CESL : La couche d’arrêt de gravure (CESL pour Contact-Etch Stop Layer) était utilisée afin d’arrêter précisément la gravure chimique lors de l’ouverture des contacts. Cette couche amorphe, généralement en nitrure de silicium (SiN) recouvrait alors la structure du MOSFET. Il a ensuite été remarqué que l’utili-sation d’un dépôt de SiN contraint modifie les propriétés du MOSFET [Ito00]. En eﬀet, l’utilisation d’un dépôt de SiN adéquat permet d’initier un transfert de contrainte dans la structure sous-jacente, menant à une tension ou à une com-pression uniaxiale dans le canal [Thoma13].
• SMT : La technique de mémorisation de contrainte (SMT pour Stress Memoriza-tion Technique) a été montrée dans [Ota02]. Elle consiste à déposer une couche de SiN très contrainte en tension sur la structure MOSFET après l’implantation des S/D, amorphisant le poly-Si de grille et les S/D. Un recuit spike est ensuite réalisé pour recristalliser la structure, avant de retirer le SiN. Il en résulte une contrainte en tension uniaxiale dans le canal, ayant pour origine deux dislocations adjacentes aux S/D [Wang13].
• Épitaxie S/D : L’épitaxie pseudomorphique (voir annexe A.5) des sources et drains en un matériau possédant un paramètre de maille diﬀérent du substrat Si permet d’engendrer une contrainte dans le canal. La relaxation partielle des S/D épitaxiés en SiGe (respectivement Si:C) permet d’obtenir une contrainte uniaxiale compressive (respectivement en tension) dans le canal [Yeo07].
• Ingénierie de substrat : Cette méthode consiste à utiliser un substrat travaillé, par un jeu d’épitaxie de matériaux de paramètres de maille diﬀérents [Fitzg05]. Le cas du SGOI (SiGe sur isolant), permettant d’obtenir un canal SiGe en compres-sion biaxiale et utilisé dans cette thèse pour les p-MOSFETs, peut être mentionné comme exemple précis [Boure16].
Finalement, les procédés de fabrication utilisés dans la microélectronique (épitaxies, dépôts amorphes, recuits, gravures. . . ) induisent des contraintes dans la structure du transistor, de manière intentionnelle ou non. Il est donc nécessaire de maîtriser ces contraintes, afin de pouvoir les utiliser à bon escient. Un canal possédant un état de déformation défavorable peut dégrader significativement les performances du MOS-FET. En l’absence de modèles permettant de prévoir l’impact de l’ensemble des étapes de fabrication sur les déformations de la structure, la nécessité de mesurer ces défor-mations par des techniques adaptées apparaît comme une évidence.

Mesure de contraintes et de déformations élastiques en microélectronique

Il existe de nombreuses techniques de mesure de l’état de contrainte et de déforma-tion élastique de la matière, utilisées plus ou moins largement en microélectronique. Nous verrons dans cette partie une description de ces techniques, appuyée par des exemples bi-bliographiques, permettant d’appréhender leurs limitations, leurs intérêts et définissant ainsi leur cadre d’utilisation. La quasi-totalité de ces méthodes caractérise les déformations de ma-tériaux cristallins, et permet ainsi d’en déduire leur état de contrainte par le biais de la loi de Hooke (équation A.3).

Techniques hors microscopie électronique en transmission

Courbure de wafer

La méthode de la courbure de wafer permet de mesurer la contrainte interne résiduelle d’un film déposé uniformément sur un wafer. La contrainte du film déposé fait courber le wafer, jusqu’à ce que l’équilibre mécanique soit atteint. La démarche consiste à résoudre le système d’équations suivant, donnant la somme des forces F ainsi que la somme des moments M comme nuls [Brenn49] : P F = σdA = 0 P M = σ.zdA = 0 avec σ la contrainte dans le plan, z la position hors plan et dA un élément de surface de la section, représenté figure 1.7.
Figure 1.7 – Schéma de principe de la courbure d’un wafer, adapté de [Brenn49].
La première solution est proposée par Stoney en 1909 [Stone09], afin de décrire la courbure causée par un dépôt de film métallique par électrolyse sur un substrat :
Msh2κ
σ = s (1.8)
avec σ la contrainte interne biaxiale du film, κ = ρ1 la courbure du wafer (inverse du rayon de courbure), hf et hs les épaisseurs respectives du film et du substrat et Ms = 1 − νs le module de Young biaxial du substrat (avec Es son module de Young et νs son coeﬃcient de Poisson). Cette formule de Stoney 1.8 est valide sous les hypothèses suivantes [Freun99] :
i. Les épaisseurs du film et du substrat sont constantes.
ii. L’épaisseur du film est faible devant l’épaisseur du substrat, elle-même faible devant les dimensions latérales : hf hs l.
iii. Les grandeurs physiques sont invariantes dans le plan du substrat.
iv. Le substrat et le film ont un comportement homogène, isotrope et élastique.
v. La contrainte est isotrope dans le plan et relaxée dans la direction hors plan du sub-strat : σxx = σyy et σzz = 0.
vi. Les déformations et les rotations sont infinitésimales.
La formule de Stoney 1.8 a ensuite subi de multiples évolutions, notamment afin de prendre en compte les eﬀets d’anisotropie du substrat (tel que le silicium) [Janss09], les configurations où l’épaisseur du film n’est plus négligeable [Freun99] ou de s’adapter à des géométries particulières (telles que des micro-poutres, voir partie 6.2) [Timos25].
En pratique cette méthode est très utilisée dans le domaine de la microélectronique afin de mesurer rapidement la contrainte résiduelle au sein d’un matériau, sans nécessairement connaître ses propriétés élastiques. Pour cela un matériau est déposé sur un wafer en pleine plaque. Puis la courbure est mesurée à l’aide de la déflexion d’un laser sondant la surface du wafer. La mesure optique est décrite dans [Pienk05] : un laser est réfléchi par un miroir dont l’angle de réflexion θ est contrôlé, permettant de scanner la surface du wafer le long de son diamètre. La position x du laser réfléchi par le wafer est finalement enregistrée par une caméra à dispositif à transfert de charge (CCD pour Charge-Coupled Device), figure 1.8. La relation suivante est obtenue [Pienk05], permettant la mesure du rayon de courbure : dx 2f 2 avec f la distance focale de la lentille dans le montage, figure 1.8.

Spectroscopie de photoréflectance

La spectroscopie de photoréflectance [Shay70] peut être utilisée afin de mesurer la défor-mation biaxiale d’un matériau semiconducteur épitaxié sur un substrat. La méthode consiste à sonder les transitions interbandes du matériau par phololuminescence, afin de recueillir la réponse spectrale de la diﬀérence de réflectance du semiconducteur avec et sans excitation par un faisceau laser monochromatique (généralement de longueur d’onde UV). La réponse spectrale n’est ainsi pas aﬀectée par la température de l’échantillon [Dimou90], ce qui per-met une bonne précision de mesure. Le spectre enregistré contient des informations sur la structure de bande du semiconducteur. Or la structure de bande est aﬀectée par l’état de déformation du matériau, voir partie 1.1.2.2. La mesure de déformations est alors rendue possible par l’obtention d’une information de la structure de bande dépendante de l’état de contrainte, en la comparant à sa valeur calculée théoriquement. Il est par exemple possible de mesurer la déformation biaxiale du silicium en sondant le gap indirect entre les deux vallées Δ2 (hors plan) selon la direction Δ [Mungu08], avec une précision sur la déformation de 2.10−4. Un exemple de mesure de l’état de déformation d’un film SOI déformé (sSOI pour strained-Silicon On Insulator) de 8 nm est présenté dans [Mungu07]. Cette technique reste cependant peu utilisée.

Spectroscopie Raman

La diﬀusion Raman, mise en évidence en 1928 [Raman28], correspond à la diﬀusion inélastique de la lumière par les modes de vibration élémentaire de la matière, appelés pho-nons. Le spectre de lumière diﬀusé possède des caractéristiques particulières. La diﬀusion élastique de la lumière, appelée diﬀusion Rayleigh, est majoritaire. Celle-ci est traduite par une intense raie principale dans le spectre collecté à une fréquence νi = 2π . La diﬀusion ωi 2π Raman se situe de part et d’autre de cette raie Rayleigh, aux fréquences ν = ωi ± ωph , voir figure 1.9. La raie Raman correspondant à un décalage vers les basses fréquences (vers le rouge), est issue de la création d’un phonon lors de l’interaction photon/matière. Nous parlons de raie de type Stokes. À l’inverse, la raie anti-Stokes correspond à un décalage vers les hautes fréquences (vers le bleu), figure 1.9, et correspond à l’absorption d’un phonon lors de l’interaction photon/matière. Le mode de vibration ωph mis en évidence, indépendant de la fréquence d’excitation, est caractéristique des liaisons chimiques de la matière. La diﬀu-sion Raman est ainsi sensible aux déformations, celles-ci modifiant la longueur (et donc la constante de raideur) des liaisons chimiques du matériau.
Micro-Raman
La spectroscopie micro-Raman exploite la diﬀusion Raman en focalisant une source laser monochromatique (généralement de longueur d’onde UV) sur le matériau d’intérêt, à l’aide d’optiques de microscope. La lumière rétrodiﬀusée est ensuite collectée et analysée par un spectromètre. Le décalage Raman obtenu est comparé à celui théoriquement calculé, permet-tant ainsi de remonter à l’état de déformation de l’échantillon. Il est par exemple possible de calculer l’état de déformation biaxial ainsi que la concentration en Ge d’un mélange Si1-xGex à l’aide du système d’équations suivant (avec ω en cm-1 et x < 0, 4) [Groen97] :
ωSi−Si = 520, 5 − 62x − 815ε
ωGe−Si = 400, 5 + 14, 2x − 575ε (1.10)
ωGe−Ge = 282, 5 + 16x − 385ε
Dans cette publication, une précision de 3 % est obtenue sur la mesure de la concentration de Ge et de 3.10-4 sur la déformation. La spectroscopie micro-Raman permet d’atteindre une ré-solution spatiale de l’ordre de 500 nm, et pouvant descendre à 150 nm avec l’utilisation d’un objectif à immersion, présentant une grande ouverture numérique [Powel98]. Dans ce dernier cas, il est aussi nécessaire de travailler avec un laser de faible longueur d’onde, permettant une meilleure focalisation de la lumière et une faible pénétration des photons dans la matière.
La spectroscopie micro-Raman est utilisée dans l’industrie de la microélectronique pour obtenir un contrôle rapide de l’amplitude des déformations biaxiales d’un matériau. Son application suppose d’avoir au préalable un modèle calibré, dépendant du type d’état de déformation mesuré.
Nano-Raman (ou TERS)
Le nano-Raman, plus précisément nommé diﬀusion Raman exaltée par eﬀet de pointe (TERS pour Tip-Enhanced Raman Scattering), est basé sur le même principe. La technique consiste, en plus d’un montage de type micro-Raman, à insérer une pointe de microscope à force atomique (AFM pour Atomic Force Microscope) ou de microscope à eﬀet tunnel (STM pour Scanning Tunneling Microscope) au voisinage de la surface à analyser (voir figure 1.10). La pointe de microscope à champ proche placée à une distance de la surface de l’ordre du na-nomètre crée une cavité optique et permet une amplification très localisée du signal Raman. Ce phénomène se base sur l’eﬀet SERS (Surface-Enhanced Raman Scattering), observé pour la première fois en 1974 avec l’amplification du signal Raman de la pyridine adsorbée sur une électrode d’argent [Fleis74]. Cette technique permet de descendre à une résolution spatiale de l’ordre de 10 nm [Domke10], dépassant ainsi la limite de diﬀraction de la lumière. Dans [Repar13], la composition et l’état de contrainte de nano-fils Si1-xGex sont mesurés à l’échelle de la dizaine de nanomètres avec une précision de 1 % sur la mesure de la concentration de Ge et de l’ordre de 1.10-4 sur la déformation. L’exaltation du signal Raman est à l’origine d’une meilleure précision de mesure que pour le micro-Raman. Le TERS reste une technique

Table des matières

Introduction
1 Mesure de contraintes en microélectronique : état de l’art et application de l’holographie électronique aux structures FDSOI
1.1 Les MOSFETs : de leur invention à l’introduction de contraintes
1.1.1 Le transistor MOSFET
1.1.1.1 Principe de fonctionnement
1.1.1.2 Histoire et évolution
1.1.2 Le MOSFET FDSOI 14 nm
1.1.2.1 Passage au (UTBB) SOI
1.1.2.2 Les contraintes pour améliorer la mobilité des porteurs
1.2 Mesure de contraintes et de déformations élastiques en microélectronique
1.2.1 Techniques hors microscopie électronique en transmission
1.2.1.1 Courbure de wafer
1.2.1.2 Spectroscopie de photoréflectance
1.2.1.3 Spectroscopie Raman
1.2.1.4 Diffraction de rayons X
1.2.1.5 Diffraction d’électrons rétrodiffusés
1.2.2 Techniques de microscopie électronique en transmission
1.2.2.1 Analyse de contraste en champ sombre
1.2.2.2 Moirés
1.2.2.3 Nano-diffraction et précession
1.2.2.4 Diffraction d’électrons en faisceau convergent
1.2.2.5 Haute résolution
1.2.2.6 Holographie en champ sombre en ligne
1.2.3 Holographie électronique en champ sombre et application au SOI
1.2.3.1 La technique
1.2.3.2 Microscopes pour la DFEH : du Tecnai à l’I2TEM
1.2.3.3 Application à des structures FDSOI du noeud technologique
1.2.4 Classification de ces techniques
1.3 Préparation d’échantillons
1.3.1 Le choix du FIB
1.3.2 Protocole de préparation d’échantillons par FIB
1.3.3 Qualité des échantillons SOI préparés pour la DFEH
1.4 Simulation par éléments finis
1.4.1 Principe de simulation
1.4.1.1 Description générale
1.4.1.2 Écriture de l’équation aux dérivées partielles
1.4.2 Bases de résolution avec COMSOL Multiphysics
1.4.2.1 Choix du module
1.4.2.2 Géométrie
1.4.2.3 Matériaux
1.4.2.4 Conditions de l’étude
1.4.2.5 Maillage
1.4.2.6 Résultats et post-traitement
1.4.3 Correction des effets de lame mince
2 Condensation de germanium
2.1 Condensation de germanium : étude bibliographique
2.2 Structures étudiées
2.3 Mesures de la concentration de Ge par DFEH
2.3.1 Méthodologie
2.3.2 Oxydation haute température
2.3.3 Oxydation basse température
2.3.4 Recuit non oxydant
2.3.5 Conservation de matière
2.4 Étude de l’interdiffusion Si/Ge à 900 °C
2.4.1 Modèle utilisé
2.4.2 Expériences de diffusion isotherme
2.4.3 Simulation de l’interdiffusion Si/Ge
2.4.3.1 Simulation sous MATLAB
2.4.3.2 Simulation par Synopsys
2.5 Conclusion
3 Étude de la relaxation du film SiGe lors de la co-intégration sur SOI
3.1 Fabrication de substrats co-intégrés à partir d’un SOI
3.1.1 Étapes de fabrication pour la co-intégration
3.1.2 Mosaïcité du substrat SOI initial
3.2 Mesures DFEH et effets de lame mince dans les films ultra-minces
3.3 Condensation de Ge : relaxation à l’interface SOI/SGOI
3.3.1 Mesures DFEH
3.3.2 Modélisation FEM
3.3.3 Interprétation : fluage et nano-flambage
3.4 Relaxation du SGOI en bord de STI
3.4.1 Gravure des tranchées STI
3.4.1.1 Mesures DFEH
3.4.1.2 Modélisation FEM
3.4.1.3 Interprétation : relâchement aux interfaces SiGe/SiO2
3.4.2 Recuit STI
3.4.2.1 Mesures DFEH
3.4.2.2 Modélisation FEM
3.4.2.3 Interprétation : fluage
3.4.3 Retrait du masque SiN
3.4.3.1 Mesures DFEH
3.4.3.2 Modélisation FEM
3.4.3.3 Interprétation : relâchement aux interfaces SiGe/SiO2
3.4.4 Implantation du substrat
3.4.4.1 Mesures DFEH
3.4.4.2 Interprétation
3.5 Étude du SOI en bord de STI
3.5.1 Mesures DFEH
3.5.2 Modélisation FEM
3.5.3 Interprétation : comportement de l’interface Si/SiO2
3.6 Confrontation des résultats DFEH à des mesures NBED et électriques
3.6.1 Mesures NBED de la relaxation des échantillons SGOI
3.6.2 Confrontation entre résultats structuraux et mesures électriques
3.6.2.1 Caractéristiques électriques et relaxation du film SGOI
3.6.2.2 Caractéristiques électriques et relaxation du film sSOI
3.7 Conclusion
4 Jeu de contraintes lors de la fabrication des MOSFETs de types p et n
4.1 Détails de l’étude
4.1.1 Étapes de fabrication des MOSFETs
4.1.2 Conditions de l’étude
4.2 Fabrication de la grille
4.2.1 Mesures DFEH
4.2.1.1 Les n-MOSFETs
4.2.1.2 Les p-MOSFETs
4.2.2 Impact de la grille sur les déformations de la structure
4.3 Épitaxie des sources et drains
4.3.1 Mesures DFEH
4.3.1.1 Les n-MOSFETs
4.3.1.2 Les p-MOSFETs
4.3.2 Impact la formation des sources/drains sur les déformations de la structure
4.4 Recuit de diffusion des dopants
4.4.1 Mesures DFEH
4.4.1.1 Les n-MOSFETs
4.4.1.2 Les p-MOSFETs
4.4.2 Influence du recuit de diffusion sur les déformations de la structure
4.5 Siliciuration
4.5.1 Mesures DFEH
4.5.1.1 Les n-MOSFETs
4.5.1.2 Les p-MOSFETs
4.5.2 Influence de la siliciuration sur les déformations de la structure
4.6 Conclusion
5 Mesure de dopage par holographie électronique en champ sombre
5.1 La mesure de dopage dans les semiconducteurs
5.1.1 Intérêt du contrôle du dopage
5.1.2 Les techniques de mesure de dopage
5.1.2.1 Techniques basées sur la conductivité
5.1.2.2 Techniques basées sur la détection des atomes
5.1.2.3 Techniques basées sur la déformation cristalline
5.2 Calibration de la mesure de dopage Si:B par DFEH
5.2.1 Méthodologie
5.2.2 Description de l’échantillon
5.2.3 Mesures par SIMS et ECVP
5.2.4 Mesure de la déformation par DFEH
5.2.5 Exploitation et discussion
5.2.5.1 Comparaison du coefficient d’expansion à la bibliographie
5.2.5.2 Utilisation des rayons de covalence
5.2.5.3 Sensibilité de l’holographie, champ clair et DFEH, pour la mesure de dopage Si:B
5.3 Applications
5.3.1 Si:B activé par recuit laser
5.3.2 Ge:P activé par recuit laser
5.4 Conclusion
6 Comparaison de la DFEH à d’autres techniques : diffraction de rayons X haute résolution et courbure de micro-poutre
6.1 Holographie électronique en champ sombre et diffraction de rayons X haute résolution
6.1.1 Structure étudiée
6.1.2 Mesure DFEH
6.1.3 Mesures HRXRD
6.1.4 Simulation des résultats HRXRD à partir du champ de déplacement obtenu par DFEH
6.1.5 Discussion
6.1.5.1 Complémentarité de la DFEH et de la HRXRD
6.1.5.2 Analyse des résultats
6.1.6 Conclusion
6.2 Holographie électronique en champ sombre et courbure de micro-poutre
6.2.1 Contexte de l’étude et description de l’échantillon utilisé
6.2.2 Mesure de la capacité à déformer par le biais de la DFEH
6.2.2.1 Mesure DFEH
6.2.2.2 Zone de référence de l’hologramme
6.2.2.3 Résultats et discussion
6.2.3 Mesure de la capacité à déformer par le biais de la courbure de micropoutre
6.2.3.1 Mesure FIB
6.2.3.2 Résultats et discussion
6.2.4 Conclusion
Conclusion
A Élasticité du Si et du SiGe
A.1 Élasticité linéaire anisotrope
A.2 Cas des systèmes cristallographiques cubiques
A.3 Description mécanique du Si et du SiGe
A.4 Changement de repère
A.5 Épitaxie d’un système cubique
B Optimisation des conditions opératoires d’un canon à électrons à émission de champ Schottky pour l’holographie électronique
B.1 Éléments de théorie
B.1.1 La source à électrons
B.1.1.1 Différents principes d’émission des électrons
B.1.1.2 Optique électronique de la source Schottky
B.1.2 Le canon à émission de champ Schottky
B.1.2.1 Optique électronique du FEG Schottky
B.1.2.2 Modes de fonctionnement du FEG Schottky
B.1.3 Caractéristiques et choix du FEG Schottky
B.1.4 Holographie hors axe optique et qualité d’un hologramme
B.1.5 Cohérence et théorème de Van Cittert-Zernike
B.2 Résultats
B.2.1 Spectroscopie de pertes d’énergie des émissions latérales et centrale
B.2.2 Hologrammes : détails expérimentaux
B.2.3 Intensité et degré de cohérence de la sonde en fonction des conditions d’utilisation d’un FEG Schottky
B.2.3.1 Influence des diaphragmes sur la sonde : mode « crossover »
B.2.3.2 Influence des diaphragmes sur la sonde : mode « telefocus »
B.2.3.3 Influence de la tension de la lentille de focalisation sur la sonde
B.2.3.4 Influence de la tension d’extraction sur la sonde
B.2.4 Qualité des hologrammes en fonction des conditions d’utilisation d’un FEG Schottky
B.3 Simulation de la trajectoire des électrons
B.3.1 Utilisation du logiciel Simion
B.3.2 Simulation des modes « crossover » et « telefocus » du canon
B.4 Discussions
B.4.1 Cohérence temporelle et intensité des lobes d’émission latérale
B.4.2 Intensité et degré de cohérence de la sonde en fonction des conditions d’utilisation d’un FEG Schottky
B.4.3 Qualité des hologrammes en fonction des conditions d’utilisation d’un FEG Schottky
B.5 Conclusions
Bibliographie