Etudes par microscopie en champ proche des phénomènes de ...

Chapitre III – Réalisation et caractérisations d’un filtre à spin MF/SCLa formation de l’interface a été longuement étudiée au cours du XXème siècle, et les premiers travauximportants remontent aux années 1930 [Schottky39]. Intuitivement lorsque un métal et un SC sontapprochés l’un de l’autre, on s’attend à un transfert d’électrons du matériau qui possède le travail de sortiele plus faible vers celui qui a le travail de sortie le plus grand afin d’égaliser les niveaux de Fermi.Usuellement c’est le SC qui possède le travail de sortie le plus faible, de sorte que les électrons vont allerdu SC vers le métal créant dans chaque matériau une zone de charge d’espace. Dans le métal, l’écrantagese fait sur une distance de l’ordre de quelques angströms (longueur d’écrantage de Thomas-Fermi), alorsque dans le SC elle pénètre sur une distance bien plus grande à cause de la faible concentration deporteurs. Il en résulte la formation d’une barrière de potentiel à l’interface, que l’on nommera par la suitebarrière de Schottky φ B . Dans le modèle présenté plus haut (modèle de Schottky), la barrière dépenduniquement de la différence du travail de sortie du métal avec l’affinité électronique du SC. En pratique, ilest observé, même sur des surfaces propres, que la hauteur de barrière dépend peu du métal déposé sur leSC. Ce fait se comprend intuitivement en admettant l’existence d’états de surface qui ancrent le niveau deFermi au milieu du gap.Que se passe-t-il maintenant lorsque l’on polarise la jonction ? Un électron peut franchir la barrière depotentiel par différents mécanismes de transport. Pour une jonction dite « idéale » le mécanisme dominantdans une jonction Schottky est l’émission thermoionique. On montre alors que la densité de courant (J)circulant dans la jonction lorsqu’une tension V est appliquée à ses bornes est [Rhoderick78] :qφB0−kτqVkJ = J τSAT( e −1)(III.1a)24 qk²*avec J SAT = A * τ e (III.1b) où A = m e/ m3eet φB0la hauteur de barrière de Schottky àhpolarisation nulle. Dans le cas du GaAs la constante de Richardson A * vaut 8.6 A.cm -2 .K -2 .* π3.B. Détermination pratique des paramètres de la jonctionPour obtenir la relation (III.1a) nous avons supposé une hauteur de barrière ( φB0) constante quelque soitla tension appliquée à la jonction. En pratique, cette hypothèse n’est pas valable de sorte que la relation(III.1a) ne décrit pas les caractéristiques réelles des diodes. La dépendance en tension de la hauteur debarrière conduit à introduire un facteur d’idéalité n, définit de la manière suivante :φ = φ0+ αVavecBB1n = > 1 (III.2)1 −αA l’ordre 1, n peut-être considéré constant, mais dans le cas plus général n dépend également de la tensionappliquée à la diode. Défini tel quel, le facteur d’idéalité incorpore tous les mécanismes qui ne sont paspurement thermoioniques ; ils traduisent ainsi l’écart par rapport à la situation « idéale » où seulel’émission thermoionique est considérée. Cependant, il ne renseigne pas sur l’origine physique de cetécart. Un facteur d’idéalité différent de 1 a différentes origines : il peut provenir de l’effet de force image,qui tend à abaisser la hauteur de barrière (typiquement 30 meV dans GaAs), des défauts de surface(niveaux accepteurs ou donneurs) ou d’inhomogénéités de barrière, ou d’autres mécanismes comme larecombinaison de surface ou l’émission de champ. En général pour trancher parmi l’ensemble desmécanismes d’autres mesures de caractérisation sont nécessaires. Enfin, nous avons supposé pour l’instantque la tension appliquée à la jonction Schottky s’appliquait uniquement à l’interface. En pratique leséléments extérieurs à la jonction sont à l’origine d’une résistance série, de sorte que la tension effectiveappliquée à la diode est :VCette limitation est effective surtout à fort courant.eff= V − R i(III.3)S45