Dans les premi`eres d´emonstrations du couplage fort dans les syst`emes semi-conducteurs 0D, chaque groupe a ´etudi´e de nombreuses cavit´es et compt´e sur le hasard pour r´eunir toutes les conditions d’obtention du couplage fort. Le hasard intervient principalement dans la localisation de la boˆıte quantique par rapport au maximum d’intensit´e du champ ´electromagn´etique et dans l’accord spectral ´emetteur-mode de cavit´e, la temp´erature ne servant qu’`a un accord fin sur une plage de moins d’un meV. Le couplage fort ayant ´et´e d´emontr´e, l’enjeu essentiel est dor´enavant d’obtenir ce r´egime de fa¸con contrˆol´ee. Nous allons pr´esentons les principaux travaux engag´es dans cette voie.
176 Perspectives
7.2.1 Contrˆole de l’accord spatial
Le contrˆole de la position de la boˆıte quantique par rapport au ventre d’un mode du champ ´electromagn´etique est d’autant plus n´ecessaire que le confinement du champ ´electromagn´etique est grand. En effet, plus le volume effectif du mode est petit, plus la probabilit´e d’accord spatial, s’il est laiss´e au hasard, est petite. Les efforts du contrˆole du positionnement de la boˆıte quantique dans un ventre du champ ´electromagn´etique se sont donc assez naturellement d´evelopp´es dans les cristaux photoniques. La r´ef´erence `a ce jour est le travail de Badolato et al. [163, 167], visant `a positionner les motifs d’une membrane photonique apr`es avoir rep´er´e les coordonn´ees d’une boˆıte quantique. L’´energie du mode est ensuite accord´ee par la technologie, comme nous le verrons au prochain paragraphe.
La cavit´e est une membrane photonique de 175 nm d’´epaisseur, form´ee d’un r´eseau carr´e de trous tous identiques, avec un trou manquant. Le mode qui s’´etablit au niveau du d´efaut de p´eriodicit´e est un mode de galerie. Son intensit´e est donc maximale `a la p´eriph´erie des trous. Afin d’´eviter l’´elargissement engendr´e par la proximit´e d’une surface `a l’air libre `a moins de 40 nm [122], l’objectif vis´e est de placer la boˆıte quantique non pas au maximum du champ mais aux 2/3 du maximum, pour l’´eloigner des trous d’environ 70 nm.
Fig.7.1 – [163] Sch´ema de l’empilement des boˆıtes quantiques dans une membrane photonique. La transition fondamentale des boˆıtes quantiques au centre de la membrane se situe vers λ = 940 nm. La transition des boˆıtes quantiques servant de traceurs pour la visualisation est `a plus basse ´energie, vers λ = 1020 nm.
Dans un premier temps, il s’agit de rep´erer la boˆıte quantique. La solution trouv´ee par Badolato et al. consiste `a placer un ”traceur” `a la surface, `a l’aplomb de chacune des boˆıtes quan-tiques situ´ee au centre du guide. Ce traceur est form´e pendant l’´epitaxie, par empilement de boˆıtes quantiques au-dessus de celles qui se trouvent au milieu de la membrane (voir la figure 7.1). En effet, il est bien connu que le champ de contrainte cr´ee par le premi`ere couche de boˆıtes quantiques favorise la nucl´eation des couches suivantes de boˆıtes quantiques au mˆeme endroit. Afin que ces traceurs n’aient pas de recouvrement spectral avec les boˆıtes quantiques ´etudi´ees, les conditions de croissance visent `a les d´esaccorder de 150 nm vers les basses ´energies. La derni`ere couche de boˆıtes quantiques n’est pas recouverte de GaAs ; elle peut ˆetre visualis´ee en microscopie ´electro-nique `a balayage, de sorte `a effectuer la lithographie ´electro´electro-nique des motifs du cristal par rapport aux coordonn´ees des boˆıtes quantiques rep´er´ees. Les auteurs estiment l’erreur de positionnement inf´erieure `a 25 nm, ce qui est suffisant assurer le recouvrement spatial de l’exciton avec une r´egion
Perspectives 177
ou le champ ´electromagn´etique est fort. La figure 7.2 montre une boˆıte quantique positionn´ee acti-vement dans une membrane photonique. L’objectif vis´e et atteint avec une erreur n´egligeable, ´etait d’avoir la boˆıte quantique `a mi-distance entre le centre et le trou au bord du d´efaut de p´eriodicit´e. Cette technique est donc efficace. De plus, elle est reproductible. Elle est transposable `a un autre
Fig.7.2 – [163] Image obtenue au MEB montrant l’efficacit´e du proc´ed´e de contrˆole spatial. L’ob-jectif vis´e ´etait de placer la boˆıte quantique `a mi-chemin entre le centre du d´efaut et le premier trou du cristal photonique `a gauche du d´efaut, pour ˆetre dans une r´egion de forte intensit´e du champ ´electromagn´etique. L’erreur de positionnement est n´egligeable.
type de cavit´e, par exemple les microdisques mais est sp´ecifique `a l’emploi de boˆıtes quantiques auto-assembl´ees.
Le facteur de qualit´e mesur´e pour le mode est de 8500. Son volume effectif est de 0.7(λn)3. Des ´etudes optiques sont actuellement en cours sur le couplage exciton-photon. L’effet Purcell a ´et´e mis en ´evidence dans ce syst`eme [166]. Cette technique devrait conduire `a l’observation du couplage fort. En effet, avec une force d’oscillateur f = 10, le facteur Q
q
f
V (pour Q = 8500) est identique `a celui de la boˆıte quantique de GaAs en microdisque avec laquelle nous avons d´emontr´e le couplage fort. Ces travaux ouvrent donc la voie `a l’observation d´eterministe du couplage fort, en pla¸cant activement la boˆıte quantique au ventre du champ ´electro-magn´etique. Nous allons voir que le contrˆole de l’accord spectral constitue une seconde avanc´ee dans cette voie.
7.2.2 Contrˆole de l’accord spectral
De fa¸con g´en´erale, pour les micropiliers, les microdisques ou les cavit´es `a cristaux photo-niques, il est difficile de contrˆoler pr´ecis´ement l’´energie des modes de cavit´e, car leur taille ne peut ˆetre contrˆol´ee avec une pr´ecision infinie en lithographie ou en gravure. Pour cette raison, on fabrique habituellement sur un mˆeme ´echantillon des cavit´es avec des tailles diff´erentes pour obtenir une distribution statistique des ´energies des modes de cavit´e.
Une premi`ere technique de contrˆole spectral fin est d´ecrite dans la th`ese de Thiyagarajan [123], en vue d’obtenir l’effet laser `a une longueur d’onde pr´ecise. Les cavit´es ´etudi´ees sont des mi-crodisques sur saphir, dont le principe est identique aux mimi-crodisques sur AlOx. Le saphir poss`ede un indice proche de celui de l’air (n=1.7) et une conductivit´e thermique 2000 fois plus grande, ce qui est tr`es int´eressant pour les lasers. L’id´ee pour accorder le mode laser est de d´eposer une couche de SiO2 sur le microdisque. Le microdisque peut alors ˆetre vu verticalement comme un guide d’onde `a 4 couches : saphir, semiconducteur, SiO2 et air. L’indice effectif du microdisque et donc l’´energie du mode de galerie d´ependent alors de l’´epaisseur de SiO2 d´epos´ee. Le d´epˆot est
178 Perspectives
r´ep´et´e jusqu’`a atteindre la longueur d’onde souhait´ee. Dans un microdisque de 1.5 µm, un mode ´emettant `a λ = 1526.3 nm ´emet apr`es d´epˆot de 25 nm de SiO2 `a λ = 1529.8 nm. Corr´elativement, le seuil laser est augment´e de 15 %, du fait notamment que ce d´epˆot renforce l’asym´etrie verticale et d´eplace verticalement le maximum du champ. Un d´ecalage de 8 nm est obtenue par un d´epˆot de 80 nm de SiO2. Des calculs effectu´es dans cette mˆeme th`ese montrent qu’un d´ecalage de 50 nm pourrait ˆetre obtenu en utilisant de l’InP plutˆot que du SiO2. Le mat´eriau choisi doit avoir un indice aussi faible que possible et ˆetre transparent `a l’´energie d’´emission des boˆıtes quantiques.
Une autre technique est utilis´ee par Badolato et al. pour accorder l’´energie du mode de la cavit´e positionn´ee comme nous l’avons vu dans le premier paragraphe [167]. Dans un cristal
photo-Fig.7.3 – [167] A gauche : longueurs d’onde de r´esonance en fonction des it´erations de gravure. A droite : spectre de photoluminescence d’une boˆıte quantique unique positionn´ee dans la membrane photonique, pour diff´erents nombres de pas de gravure. Apr`es 5 cycles de gravure, le mode (M) est quasi-r´esonant avec l’exciton charg´e (X−), apr`es 7 cycles avec le biexciton (2X).
nique, l’´energie du mode d´epend du diam`etre des trous. L’id´ee de Badolato et al. est d’accorder tr`es finement cette ´energie en augmentant progressivement la taille des trous par gravures chimiques successives dans une solution dilu´ee d’acide citrique [167]. Chaque ´etape de gravure augmente le diam`etre des trous d’environ 5.65 ce qui permet de r´ep´eter l’op´eration des dizaines de fois avant de d´egrader le facteur de qualit´e, du fait de la r´eduction de l’´epaisseur de la membrane. Un accord spectral de 80 nm a pu ainsi ˆetre obtenu par pas de 2-3 nm, comme le montre la figure 7.3. Cette figure montre ´egalement des spectres de photoluminescence, et l’accord progressif obtenu apr`es un nombre croissant de cycles de gravure. Cette m´ethode peut ˆetre envisag´ee pour placer, par la technologie, le mode en quasi-r´esonance avec une transition de la boˆıte quantique, un accord fin pouvant ensuite ˆetre obtenu par une variation de temp´erature limit´ee.
La transposition de ce proc´ed´e d’accord spectral m´erite d’ˆetre tent´ee sur les microdisques. En effet, l’´energie du mode de galerie d’un microdisque d´epend de fa¸con tr`es sensible du diam`etre du disque. Pour un disque de 2 µm de diam`etre, une variation de diam`etre d’1 nm entraˆıne une
Perspectives 179
variation de longueur d’onde du mode fondamental de 0.1 % soit 0.75 nm ou 1.6 meV . Un accord spectral fin pourrait ˆetre ainsi obtenu sans d´egrader la qualit´e des flancs du microdisque.