Phénomène de conjugaison et structure électronique des matériaux conjugués

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Effet de polarisation dans les semi-conducteurs organiques 44

L’ajout d’une charge dans un solide va entrainer une polarisation de l’environnement. Cette polarisation peut s’étendre à diverses échelles dans le matériau. On peut essentiellement distinguer trois types de polarisation:

La polarisation électronique correspond à la déformation du nuage électronique avec la création d’un dipôle électrique. Pour les semi-conducteurs organiques, le champ électrique créé par la charge induit un déplacement des électrons pi voisins.

La polarisation moléculaire découle de la polarisation électronique et est associée aux déplacements des noyaux atomiques de la molécule (vibrations de la molécule).

La polarisation du réseau correspondant au réarrangement géométrique des molécules environnantes. Cette dernière polarisation ne se produit pratiquement jamais dans les solides organiques et sera négligée dans la suite de ce paragraphe.

Une question peut alors se poser : dans quelles conditions ces polarisations apparaissent-elles ? En fait, cela va dépendre des valeurs respectives de la vitesse des charges et de la polarisation. Il est donc nécessaire de définir les temps et énergies caractéristiques de ces phénomènes qui sont reliés par la relation d’Heisenberg. On peut tout d’abord introduire le temps de résidence τr de la charge sur une molécule: = ћ = ћ (1) avec ћ la constante de Plank réduite, J l’intégrale de transfert qui traduit le recouvrement orbitalaire entres molécules. Cette intégrale mesure donc la force de la liaison et peut être reliée la largeur de bande d’énergie W. Une valeur importante de J va favoriser un transport efficace entre molécules. Avec les largeurs de bandes définies dans le paraphe précédent, on obtient des temps de résidence de l’ordre de 10 -14 secondes pour les semi-conducteurs organiques et 10 -16 secondes pour les semi-conducteurs inorganiques.

Il faut ensuite définir les temps de polarisation électronique (τe) et moléculaire (τm) qui sont respectivement le temps nécessaire à la déformation du nuage électronique, et le temps nécessaire pour que la molécule change de configuration géométrique. Ainsi : = ћ (2) = ћ = 2 (3) avec ΔEex l’énergie d’excitation égale à la transition HOMO/LUMO (BV/BC) et ΔEvib l’énergie vibrationnelle associée à la fréquence propre de vibration des molécules. Ainsi, pour des gaps de semi-conducteur allant de 1 à 2 eV, on obtient des temps de polarisation électronique de l’ordre de 10 -15 secondes. D’autre part, des énergies de vibrations caractéristiques aux alentours de 0,1 – 0,2 eV donnent des temps de polarisation moléculaires de l’ordre de 10 -14 secondes.

En comparant les temps caractéristiques, τr < τe , τm dans les semi-conducteurs inorganiques pendant que τe < τr ≈ τm pour les matériaux organiques conjugués. Ainsi pour les matériaux inorganiques, la charge se déplace trop rapidement pour que les atomes voisins se polarisent. Pour les matériaux organiques conjugués, le temps de réaction du nuage de polarisation est bien inférieur au temps nécessaire pour transférer la charge. La charge, écrantée par les nuages électroniques polarisés, voit donc son potentiel diminuer, ce qui induit une stabilisation énergétique et une faible localisation de l’état électronique 45. La charge couplée à la déformation du nuage électronique est appelée polaron coulombien.

La situation pour la polarisation moléculaire dépend du semi-conducteur. Si on fait l’hypothèse que le changement de conformation de la molécule (vibration) est plus rapide que le transfert de charge, la déformation moléculaire aura lieu. Le changement de distribution électronique (polarisation électronique), dû à la présence de la charge, conduit effectivement à un réajustement de la longueur de liaison, accompagné d’une relaxation de la molécule. Cette relaxation structurale peut être référée au couplage électrons-phonons (phonons = états vibrationnels quantifiés). Cela veut simplement dire qu’il y a une dépendance entre la distribution électronique et la distance entre les atomes. Comme les électrons constituent la liaison, une modification de leur distribution spatiale va entrainer le réarrangement des atomes. Ce phénomène de relaxation mène à une diminution d’énergie de la molécule et donc à un auto-piégeage de la charge dans un état localisé. Le polaron moléculaire est donc une charge accompagnée de la déformation géométrique qu’elle induit dans son entourage.

Enfin, il a été montré que la polarisation électronique et moléculaire conduisent toutes les deux

une diminution de l’intégrale de transfert 46.

Injection de charges dans les semi-conducteurs organiques

Les semi-conducteurs organiques, actuellement utilisés dans les transistors, sont considérés comme intrinsèques avec une densité de porteurs intrinsèques la plupart du temps inférieure à 1014/cm3 44. Dans ce cas, l’injection aux électrodes est le mécanisme majoritaire pour générer les porteurs de charge. Dans les transistors organiques, le courant du drain peut être limité par l’injection aux électrodes ou par le transport dans le canal. Une mauvaise injection à l’interface métal/semi-conducteur organique (M-SCO) peut ainsi être le facteur principal limitant les performances du transistor. L’efficacité de l’injection va essentiellement dépendre de la qualité du contact M-SCO et donc de la barrière énergétique qui en résulte. Comprendre les facteurs qui contrôlent cette barrière sera donc essentiel pour interpréter les résultats obtenus dans le chapitre 3) et 4). La barrière de potentiel vue par les charges dans le métal va être dictée par les niveaux d’énergies du métal et du semi-conducteur mais surtout par la formation de dipôles à l’interface M-SCO.

La première partie de ce paragraphe sera destinée à la jonction métal/semi-conducteur classique (minéral). L’influence des dipôles sur l’alignement des niveaux d’énergie sera discutée et particulièrement pour le cas de la jonction M-SCO. La deuxième partie sera consacrée aux modèles classiques d’injections que l’on peut trouver dans la littérature.

Cas des semi-conducteurs organiques

L’interface métal/semi-conducteur organique peut aussi être soumise à la formation de dipôle d’interface (Figure 7, a). Les origines de la présence d’un dipôle à l’interface sont présentées en Figure 7 b). On peut citer en particulier 51: le réarrangement en surface, provoqué par la compression de la queue de distribution électronique en surface du métal par le semi-conducteur (effet « push back » en anglais).

Un transfert de charge entre le métal et le semi-conducteur.

La formation de liaisons covalentes entre le métal et le semi-conducteur.
Des états d’interface de même origine que pour les semi-conducteurs inorganiques. o La présence de dipôles permanents dans le semi-conducteur.
Les conditions de préparation des interfaces sont d’une importance capitale dans l’alignement des niveaux d’énergie 52, 53. Elles vont en effet déterminer le type et la force des interactions présentes à l’interface. En général, de fortes interactions entre le semi-conducteur organique et le métal vont mener à l’encrage du niveau de fermi et à la formation de dipôle. Dans le cas contraire, on se s’approche plus du cas limite de Schottky.

Mécanisme d’injection de charges du métal vers le semi-conducteur

Sous l’application d’un champ électrique, l’injection de charges à l’interface métal/semi-conducteur présentant une barrière énergétique peut être de diverses natures.

Modèles classiques d’injection

Historiquement, les premiers modèles d’injection ont été développés pour les semi-conducteurs inorganiques. On retrouve notamment le modèle thermoïonique de Richardson-Schottky et le modèle de courant tunnel dit de Fowler-Nordheim. Ces modèles ont été établis pour un alignement énergétique suivant la loi de Schottky.

Le modèle de Richardson-Schottky domine pour les hautes températures et les faibles champs électriques. Ce processus, présenté en Figure 8 a), décrit l’injection d’électrons due à l’agitation thermique lorsque la barrière énergétique est diminuée par l’effet Schottky. Cet effet correspond un abaissement de la barrière par l’effet de la force image en présence d’un champ électrique. En effet, un électron quittant le métal induit une densité de charge positive à la surface de celui-ci. L’interaction électrostatique entre l’électron et cette charge image provoque alors une force de rétention. Lorsque cette force image est couplée à un champ électrique, on observe un abaissement de la barrière énergétique Eb d’une valeur Eɸ : c’est l’effet Schottky. Ainsi, quand l’énergie thermique est suffisante pour dépasser la barrière résultante Eb- Eɸ, la densité de courant d’injection obéît à la loi suivante 54 : −3 = 2 (− ɸ ) ( ( )−1) (8) = √ (9)

Avec T la température, A la constante de Richardson modifiée, F le champ électrique, q la charge électrique, k la constante de Boltzmann, ε la constante diélectrique du semi-conducteur, Eb la barrière de Schottky et Eɸ l’abaissement de la barrière de potentiel du à l’effet Schottky. Le deuxième terme exponentiel est un facteur correctif pour le potentiel appliqué (V) alors que le terme en -1 assure un courant d’injection nulle lorsqu’aucun champ n’est appliqué.

Cas des semi-conducteur organiques

Plusieurs modèles d’injection ont été développés pour prendre en considération les faibles mobilités et le désordre dans les matériaux organiques. On peut citer plus particulièrement le modèle de Scott et de Malliaras 57 et le modèle d’Arkhipov 58.
Le modèle d’injection de Scott et de Malliaras est basé sur un courant de type thermoïonique. Les faibles mobilités des porteurs de charges dans les semi-conducteurs organiques induisent une probabilité importante de recombinaisons à l’interface. Le courant d’injection est donc le courant injecté thermoïonique auquel on soustrait un fort courant de recombinaison dirigé du SC vers le métal. Le courant de recombinaison va ainsi être proportionnel à la mobilité et à la densité de charges à l’interface.
Le modèle d’Arkhipov s’applique quant à lui aux semi-conducteurs amorphes présentant du désordre important. Le modèle prend en compte le caractère localisé des états, la forme gaussienne de la densité d’état accessible et les courants de recombinaison (Figure 8, c). Ainsi une charge injectée peut, soit retourner à l’électrode où elle se recombine, soit s’échapper de l’interface et être transportée par un processus de sauts entre états localisés.

Transport de charges dans les semi-conducteurs organiques

Dans les composants électroniques, la mobilité des porteurs est le paramètre permettant de caractériser le transport de charge. Elle représente la capacité des porteurs de charge à se déplacer dans un milieu sous l’effet d’un champ électrique. Dans le modèle de Drude, les charges sont accélérées par le champ électrique et la mobilité (μ) relie la vitesse des porteurs (v⃗
au champ électrique (E⃗⃗⃗⃗ ) ∶ ⃗v = μE⃗⃗⃗ . Elle s’exprime en cm2/Vs. La mobilité est un paramètre important car elle détermine la conductivité du matériau : σ = n* μ* q. Avec n la densité de porteurs et q la charge élémentaire.
Dans les semi-conducteurs inorganiques, les fortes interactions entre atomes induisent de larges bandes d’énergie. Lorsque la cristallinité du matériau est importante, le transport de charge est décrit par un processus délocalisé. Pour le transport par bande, la charge peut donc se déplacer librement dans des états étendus avec une importante mobilité. Le mouvement libre des charges dans les états délocalisés peut être perturbé par les vibrations des atomes. L’augmentation de la température va donc accroitre la probabilité de chocs entre les charges et les vibrations atomiques, et diminuer ainsi l’efficacité du transport de charges. Le transport par bande est caractérisé par une dépendance de la mobilité en T-n avec n positif. En outre, les charges peuvent interagir avec les défauts ou impuretés présentes dans le cristal. Les imperfections vont modifier le potentiel périodique vu par les charges et vont ainsi induire des états localisés dans le gap du semi-conducteur. Du point de vue du transport, ces imperfections peuvent diffuser ou piéger la charge. Une augmentation de la densité de pièges va donc conduire à une réduction de la mobilité. L’exemple du silicium permet d’illustrer cette tendance. Le silicium monocristallin possède des mobilités à effet de champ de l’ordre de 1200 cm2/V.s. Pour le silicium polycristallin, les défauts, et plus généralement le désordre lié aux joints de grains, conduisent une diminution de la mobilité d’un ordre de grandeur (μ = 130 cm2/V.s pour le silicium polycristallin SPC). Enfin, pour le silicium amorphe, le matériau ne possède pas d’ordre à longue distance et la mobilité se trouve encore plus réduite (0,1 <μ < 1 cm2/V.s).
L’analogie peut être faite avec les semi-conducteurs organiques ou l’ordre cristallin va avoir une grande influence sur la mobilité. On peut citer l’exemple de la molécule semi-conductrice DTBDT-C6 59, 60. Les mobilités à effet de champ pour le matériau sous forme amorphe, polycristalline et monocristalline sont respectivement 0,01 ; 0,6 et 3,2 cm2/V.s. Comme pour les SCI, le transport de charges dans les semi-conducteurs organiques est limité par la présence de pièges et de désordre. La situation est toutefois différente dans la mesure où la conduction de charges dans un matériau organique nécessite le transport intermoléculaire qui va dépendre du recouvrement orbitalaire. Ainsi, les faibles interactions entre molécules mènent à d’importants temps de résidence de la charge sur la molécule et induisent des effets de polarisation. La déformation de la molécule provoque alors un auto-piégeage de la charge. Pour résumer, deux phénomènes limitent la mobilité dans les matériaux organiques : le désordre et la formation de polaron. Une bonne organisation du matériau permet d’obtenir moins de pièges et de désordre, mais aussi un bon recouvrement orbitalaire qui va limiter l’effet polaronique. On comprend alors aisément que les modes de transport vont être différents selon la cristallinité du matériau, avec une contribution plus ou moins importante des effets liés au désordre ou la formation de polarons.
Deux visions extrêmes s’opposent pour décrire pour le transport de charge dans les SCO : le transport par bandes ou le transport par un processus de sauts entre états localisés. Les discussions sur les mécanismes de transport de charges sont souvent reliées à la dépendance en température de la mobilité des charges. Comme indiqué plus haut, le transport par bandes est caractérisé par une décroissance de la mobilité avec la température (μ α T-n). Ce genre de comportement a été observé pour des monocristaux de molécules organiques très purs 61, 27, suggérant un transport par bandes. Cependant, l’analyse des données 62 indique que le libre parcours moyen des électrons est de l’ordre de la distance intermoléculaire, ce qui est incompatible avec les hypothèses de base de la théorie du transport par bandes. Une approche a ainsi été proposée pour expliquer ce phénomène que les modèles de transport par sauts et par bandes échouent à décrire 63. Le transport par saut entre états localisés est quant à lui caractérisé par une mobilité thermiquement activée (μ α exp (-Ea/kbT)). On retrouve ce type de dépendance pour les SCO polycristallins, amorphes mais aussi monocristallins. Les états localisés peuvent être induits par le désordre (incluant les défauts et les impuretés) mais aussi par la polarisation de la molécule. L’énergie d’activation possède donc deux contributions : La première vient du désordre pour lequel l’énergie d’activation est liée à la distribution des états localisés. La deuxième contribution provient du phénomène de polarisation. L’énergie d’activation est ici reliée à l’énergie de stabilisation induite par la formation de polarons. Les deux contributions sont toujours présentes avec des importances relatives suivant les modèles.
La première partie sera dédiée au modèle du polaron qui ne prend pas en compte les effets liés au désordre. La deuxième partie sera consacrée au transport de charges dans les SCO amorphes où l’effet polaronique est négligé. Enfin, nous évoquerons un modèle souvent utilisé pour décrire le transport de charges dans les semi-conducteurs polycristallins.

Transport de charge dans les matériaux polycristallins

Le modèle de transport par piégeage-dépiégeage multiples (Multiple Trapping and Release, MTR, en anglais) est souvent utilisé pour décrire le déplacement des charges dans les semi-conducteurs polycristallins. Initialement développé pour décrire le transport de charges dans les transistors fabriqués à partir de silicium amorphe et polycristallin73, le MTR a ensuite été étendu aux semi-conducteurs organiques 74. Ce modèle est plus particulièrement utilisé pour expliquer la dépendance de la mobilité en fonction de la température et de la tension de grille dans les transistors organiques.

La Figure 10 illustre le principe du MTR. Le modèle suppose des états étendus dans les bandes d’énergies et des états localisés dans le gap. Comme préciser dans la partie II. section A)2.a), les pièges électroniques peuvent provenir de défauts structuraux ou d’impuretés chimiques. On considère que le transport s’effectue par bandes délocalisées avec la majeure partie des porteurs libres situés dans les pièges. Lorsqu’une charge est piégée, elle ne participe pas au transport de charges mais peut être libérée par agitation thermique. Ainsi, le transport s’effectue par une succession de piégeage/dépiégeage. Le piégeage est un phénomène rapide alors que le dépiégeage nécessite un apport d’énergie et constitue donc le facteur limitant. La quantité de porteurs libérés augmente donc avec la température mais aussi la tension de grille. En effet, une augmentation de la tension de grille conduit à une élévation de la densité de porteurs. Les pièges profonds se remplissent et les charges, situées dans les pièges proches de la bande de conduction, sont plus susceptibles d’être libérées par l’agitation thermique.

Dans ce modèle, la mobilité effective est égale à la mobilité des porteurs dans les états étendus modulée par le rapport entre les charges libres et la charge totale : = 0 ∙ (15)

Avec μ0 la mobilité de charge dans les états étendus, nlibre la densité de porteurs libres et npiége la densité de porteurs piégés. Ainsi, plus un matériau possède de pièges plus la mobilité sera faible. Cependant, ce modèle ne traduit par la réalité physique des SCO. Premièrement, parce qu’il n’y a pas d’états étendus dans les SCO. Deuxièmement, car les états pièges peu profonds sont susceptibles de participer au transport de charges. Enfin, parce que ce modèle n’explique pas pourquoi la mobilité devient indépendante de la température quand celle-ci est très basse 75. Afin de rendre compte des deux derniers points, Horowitz et Hajlaoui 76 ont précisé ce modèle en intégrant l’influence des joints de grains. Dans le MTR, les états localisés ne participent pas au transport de charges. Dans ce modèle étendu, le semi-conducteurs polycristallin est décrit comme une succession de zone fortement (grains) et faiblement (joints) conductrice. Le système {grain + joint de grain} est alors modélisé par des résistances en séries et le facteur limitant la mobilité est le transport dans le joint de grains. Pour les hautes températures, la conduction de charges dans ces zones désorganisées se fait par un processus de sauts entre états localisés. A très basses températures, le transport à travers les joints de grains s’effectue par effet tunnel et la mobilité est indépendante de la température. Dans ce modèle la mobilité du semi-conducteur (μ) est donnée par : 1 = 1 + 1 (16)

Avec μg la mobilité dans les grains et μj la mobilité dans les joins de grains.

Pente sous le seuil (SS)

La pente sous le seuil (SS) nous renseigne sur la vitesse de basculement du transistor de l’état bloqué à l’état passant. Elle s’exprime en volts/décade et correspond à la variation du potentiel de grille nécessaire pour augmenter le courant de drain d’une décade. Elle peut être déterminée en prenant l’inverse de la pente sur la courbe log(ID)=f(VGS) (Figure 16, a). En supposant que la densité de pièges est indépendante de l’énergie, la pente sous le seuil s’exprime de la manière suivante 83 : = (10) (1 + 2 ) (23)

Avec k la constante de Boltzmann, T la température, e la charge élémentaire, Ci la capacité surfacique de l’isolant (Ci = ε0εr/e) et Ntrap la densité de pièges dans le volume du SCO et à l’interface SCO/isolant. Ainsi, la pente sous le seuil est simplement une mesure de la quantité de défauts. Une densité de pièges élevée freine la formation du canal et conduit à une valeur de importante. Une forte capacité surfacique et une faible quantité de défaut sont donc recommandées pour obtenir un transistor opérant à basse tensions.

Rapport IDON/IDOFF

Un autre paramètre important est le rapport IDON/IDOFF qui joue un rôle clé lorsque le transistor est utilisé comme interrupteur. Comme son nom l’indique, il correspond au rapport entre le minimum et le maximum du courant de drain ID à une tension VDS donnée. L’extraction des courants IDON et IDOFF se fait à partir de la courbe de transfert en échelle logarithmique comme le montre la Figure 16 a). Le courant IDON va dépendre de la mobilité à effet de champs, des dimensions du transistor et des propriétés de l’isolant. Le courant IOFF est lui composé du courant de porteurs minoritaires lorsque le canal est déplété et du courant de fuite dans l’isolant. Un courant de fuite de grille important en régimes off peut en effet mener à un courant IOFF important 84. Une augmentation de IDOFF est parfois observée aux tensions de grille inverse et peut être attribuée à l’activation des porteurs minoritaires par le champ électrique.

Résistance de contact (RC)

La résistance de contact (RC) constitue un bon moyen pour évaluer l’injection de charges dans les transistors organiques. La résistance totale du transistor (RON) est composée par la somme de la résistance de contact(Rc) et de la résistance du canal (Rch) montées en série : = + + ℎ= + ℎ (24)

Avec RC = RS + RD, RS et RD représentent respectivement la résistance de la source et du drain. Dans la littérature, plusieurs méthodes existent pour extraire RC 85. La méthode de la ligne à transmission (TLM) est la plus répandue mais demande une uniformité des paramètres électriques pour différentes longueurs de canal. Ainsi, nous avons opté pour la méthode de la tension de transition (VTM) qui conduit à des valeurs équivalentes à celles déterminées avec la méthode TLM 86. Cette méthode fournit la résistance de contact pour un transistor unique et nécessite seulement une courbe de transfert et de sortie. La résistance de la source est donnée par la relation suivante : = √ − (2√ − √ − ) (25)

Avec VTR la tension de transition (Figure 16, b), VTH la tension de seuil, VGS la tension grille/source et IDSAT le courant saturé pour une tension VGS donnée. La tension de seuil peut être extraite de la caractéristique de transfert en régimes linéaire (Figure 16, a). IDSAT et VTR sont directement déterminés sur la courbe de sortie pour une tension VGS donnés (Figure 16, b). Ensuite, RC est obtenu par RC = 2RS.

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Table des matières

LISTE DES ABREVIATIONS
INTRODUCTION GENERALE
I) Contexte pour le transistor organique
II) Approche proposée et plan du manuscrit
CHAPITRE 1 : L’ELECTRONIQUE ORGANIQUE : CONCEPTS DE BASE ET ELEMENTS THEORIQUES
I) Théorie des semi-conducteurs organiques
A) Structure électronique des semi-conducteurs organiques
1. Phénomène de conjugaison et structure électronique des matériaux conjugués
2. Origine des états localisés dans les SCO : pièges électroniques
B) Différences fondamentales semi-conducteurs organiques/inorganiques
1. Forces d’interactions
2. Effet de polarisation dans les semi-conducteurs organiques
C) Injection de charges dans les semi-conducteurs organiques
1. La jonction métal – semi-conducteur
2. Mécanisme d’injection de charges du métal vers le semi-conducteur
D) Transport de charges dans les semi-conducteurs organiques
1. Contribution de l’effet polaronique au transport de charges
2. Transport par sauts dans les matériaux désordonnés
3. Transport de charge dans les matériaux polycristallins
II) Transistors à effet de champ organique
A) Structure et principe de fonctionnement
B) Les différents régimes en fonction de VDS et VGS
C) Caractérisations électriques et extraction des paramètres
1. Caractérisations électriques
2. Paramètres électriques issus de la caractérisation
D) Les différentes géométries possibles
E) Performances des OTFTs
1. Influence du semi-conducteur organique
2. Importance des interfaces
F) Stabilité électrique des OTFTs
1. Mesure des instabilités électriques
2. Localisation des instabilités et mécanismes associés
G) Analyse du besoin pour le transistor organique
Table des matières
1
III) Procédés d’impression
A) Introduction
B) Les différentes types d’impression
1. Techniques d’impression avec contact
2. Techniques d’impression sans contact
C) L’impression à jet d’encre : de l’éjection à la formation du film
1. Technologie goutte à la demande(DoD)
2. Les étapes clés de l’impression à jet d’encre
3. Méthodologie du procédé d’impression pour cette étude
CHAPITRE 2 : OTFTS FABRIQUES PAR PROCEDE DE PHOTOLITHOGRAPHIE
I) Structure du transistor, procédés de fabrication et caractérisations
A) Réalisation technologique des transistors
1. Structure et design des transistors
2. Réalisation de l’électrode de grille
3. Diélectrique de grille
4. Fonctionnalisation du diélectrique de grille
5. Réalisation des contacts source et drain
6. Modification de surface des électrodes drain et source
7. Dépôt du semi-conducteur organique
B) Méthode de caractérisation
1. Propriétés de surface
2. Mesures électriques des transistors
II) Optimisation du transistor
A) Interface C60 /diélectrique
1. Effet de la fonctionnalisation sur la morphologie du C60
2. Effet sur les performances et l’uniformité
3. Effet sur la stabilité électrique
4. Bilan
5. Application
B) Interface C60 / électrodes source et drain
1. Fonctionnalisation des électrodes d’or
2. Fonctionnalisation des électrodes d’argent
C) Semi-conducteur et isolant : effet de l’épaisseur
1. Semi-conducteur organique
2. Épaisseur du diélectrique
III) Conclusion
CHAPITRE 3 : TRANSFERT VERS UN TRANSISTOR FABRIQUE PAR IMPRESSION
 Glossaire :
I) Travaux réalisés à l’IETR
A) Procédés de fabrication et techniques expérimentales
1. Procédés de fabrication
2. Méthodes de caractérisation
B) Impression de l’isolant : contrôle de la morphologie
1. Impression mono-buse
2. Impression à jet d’encre multi-buses
C) Transfert vers un transistor imprimé
1. Impact morphologique de l’électrode de grille et de l’isolant
2. Structure optimisée
D) Bilan
II) Travaux réalisés au ROEL
A) Procédé de fabrication et de caractérisation
1. Procédés de fabrication
2. Équipement de fabrication et de caractérisation
B) Optimisation des transistors à base de parylène
1. Effet de la molécule thiol employée
2. Effet du solvant
3. Bilan
C) Vers un transistor entièrement fabriqué par des procédés en solution
1. Performances électriques
2. Stabilité électrique
3. Comportement des transistors exposés à l’air
4. Bilan
D) Application : Fabrication de circuits logiques
1. Inverseur pMOS organique : Structure et principe de fonctionnement
2. Inverseurs pMOS à charge active saturée et à déplétion : résultats
3. Réalisation de portes logiques NAND et NOR
4. Bilan
CHAPITRE 4: LED HYBRIDES
I) Éléments théoriques sur les clusters octaédriques d’éléments de transition
A) Les composés à clusters octaédriques de molybdène
1. Clusters octaédriques M6L
6 : généralités, structure électronique et propriétés optiques
2. Les différents type d’émetteurs phosphorescents émettant dans le rouge-NIR
B) Incorporation des clusters dans un polymère organique : méthodes existantes
1. Approche covalente
2. Approche ionique
II) Elaboration de couche hybrides luminescentes et réalisation de l’HLED
A) Mélange simple SU8-clusters
1. Méthodes expérimentales
2. Mise en forme et propriétés optiques de la couche mince hybride
3. Problèmes de stabilité thermodynamique de l’encre et du film
B) Couche hybride copolymère P(MMA-PEGMA)/clusters
1. Synthèse et techniques de caractérisations
2. Caractérisation du copolymère dopé et non dopé
3. Mise en forme du matériau hybride : Impression à jet d’encre
C) Application : combinaison d’une LED commerciale et du copolymère dopé avec des clusters
1. OLED bleues : problèmes de stabilité électrique et de reproductibilité
2. LED bleues commerciales
D) Conclusion
CONCLUSION GENERALE
RÉFÉRENCES BIBLIOGRAPHIQUES