Extraction du taux d’émission spontanée

Nous examinons maintenant les résultats d’électroluminescence (non-résolus spectrale-ment) obtenus sur nos échantillons. Ces résultats, ainsi que les spectres qui seront présentés dans le dernier paragraphe du chapitre constituent le test ultime sur la qualité des cas-cades quantiques MOCVD. Les échantillons les plus systématiquement étudiés en optique sont ceux décrits dans les 6 dernières lignes du tableau 6.2, car le dispositif expérimental est devenu disponible au moment de leur apparition.

Électroluminescence en fonction du courant

La figure 7.4(a) représente les mesures L − V et J − V obtenues sur l’échantillon MOR5635 (35 périodes), à basse température (T ≈ 4.5 K). L’électroluminescence est donnée en unités arbitraires. Une estimation de la sensibilité du bolomètre et le gain des amplificateurs donne une puissance absolue ≈ 20 pW pour le maximum du signal, qui est supérieure par rapport à la valeur ≈ 1 pW fournie dans la référence [55] pour les échantillons analogues obtenus par croissance MBE et ayant le même nombre de périodes. Cette différence de plus d’un ordre de grandeur peut être due à une meilleure collection de notre dispositif expérimental, ou aux effets de confinement du mode électromagnétique (voir figure 4.3(b) du chapitre 4 et les commentaires correspondants).

La forme de la courbe L − V , et notamment la corrélation claire avec la caractéristique J − V confirme le comportement de la structure discuté dans le paragraphe 6.2.2 du chapitre 6. On observe que la luminescence croît régulièrement avec la tension avant le

(a)

(b)

Fig. 7.4 – (a) Superposition des courbes L (luminescence) - V est J − V pour l’échantillon MOR5635. (b) La luminescence en fonction du courant. Le mesa mesuré était de taille 200 × 400 µm². La puissance récoltée suit une évolution de type A√

I − I₀ pour le régime qui correspond à l’alignement de la figure 5.6. Le coefficient A est proportionnel au produit η_colΓ_sp.

plateau de courant, puis décroît dans la zone de plateau. En effet, avant le plateau, la structure est alignée selon le diagramme de bandes décrit à la figure 5.6 du chapitre 5, et la luminescence provient exclusivement de la transition 2 → 1. Les mesures spectrales présentées dans le paragraphe 7.2.4 confirment cette affirmation. Le signal croît car le courant augmente et donc le nombre de porteurs injectés dans le niveau 2 augmente.

L’électroluminescence apparaît à partir d’une certaine tension de seuil V0 ≈ 1 V . En effet, à champ quasiment nul la conduction s’effectue entre les niveaux de bas de bande, sans faire intervenir les niveaux supérieurs. Le tension de seuil correspond alors au début de l’alignement du niveau d’injection sur les niveaux de transition 2 → 1 et l’établissement du régime décrit sur la figure 5.6.

Sur la zone de plateau, il y a formation de domaines de champ, et le domaine à champ faible, contenant l’alignement de type de la figure 5.6 est progressivement réduit, d’où la décroissance de la luminescence. Après le plateau, la caractéristique J − V redevient régulière, ce qui signifie que la structure a entièrement basculé dans un nouveau type d’alignement, à champ plus fort. Les niveaux 2 et g ne sont plus alignés, et les porteurs empruntent d’autres chemins de transport sur des niveaux excités. La luminescence croît de nouveau, mais cette fois elle provient aussi d’autres transitions (par exemple, la tran-sition 3 → 2 sur le diagramme 5.6 a quasiment la même énergie que la trantran-sition 2 → 1). A la figure 7.4(b) l’électroluminescence est tracée en fonction du courant I. L’électro-luminescence apparaît à partir d’un certain courant de seuil I₀, correspondant à la tension V₀. Entre I₀ et le courant d’apparition du plateau, l’électroluminescence suit bien une loi de la forme A√

I − I₀. Ce comportement est conforme aux équations de bilan pour la transition 2 → 1 établies dans le paragraphe 5.2.3 du chapitre 5, qui prédisent une telle dépendance à très basse température lorsque la voie de désexcitation par le phonon LO est bloquée (équation (5.15)). Le coefficient A est proportionnel à la quantité η_colΓ_spN qu’on cherche à mesurer pour l’observation d’effets d’électrodynamique en cavité.

Pour certaine échantillons nous avons observé la présence d’un petit signal négatif pour de très faibles courants (I < I₀), même après l’optimisation de la phase. L’origine de ce signal, qui apparaît plutôt pour les réseaux de petite période, nous est inconnue. Le même signal apparaît aussi dans des mesures d’électroluminescence sur des échantillons MBE. La valeur négative signifie que le signal apparaît en opposition de phase par rapport au pulse d’excitation, i.e. il surgit après l’extinction du créneau du pulse. Il pourrait ainsi provenir, par exemple, de retour à l’équilibre, par une voie radiative, des électrons présents dans la zone de charge d’espace des couches de contact dopées.

Blocage du phonon LO

Le blocage du phonon LO est illustré par l’étude de courbes luminescence - courant en fonction de la température présentées à la figure 7.5(a),(b). A la figure 7.5(a) on donne l’aspect des courbes L−I pour différentes températures. La luminescence décroît bien avec l’augmentation de la température, ce qui est une confirmation de son origine inter-sous-bande. Notamment le "coude" associé au plateau de courant, qui est clairement visible à basse température, disparaît progressivement et n’est plus visible à partir de T ≥ 50 K. La courbe L − I devient quasiment linéaire. Rappelons que le plateau lui même reste visible jusqu’une température sensiblement plus élevée, T ≈ 120 K (figure 6.11(a)). Ainsi on

(a)

(b)

Fig. 7.5 – (a) Evolution des courbes L − I en fonction de la température pour l’échantillon MOR5670 (39 périodes, mesa 200 × 400 µm2). Les données expérimentales ont été lissées avec le logiciel Origin. (b) Tracé de l’inverse de l’électroluminescence 1/L en fonction de l’inverse de la température 1/T pour le courant I = 86 mA, qui correspond au maximum de signal optique à basse température.

peut conclure qu’aux températures élevées l’efficacité quantique Γsp/Γnr de la transition 2 → 1 diminue considérablement à cause du branchement de la voie des phonons LO, et le signal peut provenir d’autres transitions excitées par l’échauffement de la distribution électronique. En revanche, la courbe L − I n’évolue plus pour des températures T ≤ 15 K, ce qui signifie que la distribution électronique est bien établie dans les premiers niveaux de la cascade.

D’après l’expression (5.13) la puissance récoltée est inversement proportionnelle au taux de transitions non-radiatives Γnr, qui suit une dépendance en température de la forme (voir (5.5)) :

Γ_nr = Γ_ee+ Γ_LO = Γ_ee+ G expⁿ− ^{ELO − ∆E} kT

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