Informations sur la localisation des porteurs

Nous avons répété les mêmes expériences sur le PQ de la Figure 2.18. Les courbes de déclin de ce puits présentant une luminescence lente aux temps longs, nous avons encore une fois fait l’approximation d’extraire τL sur les deux premières nanosecondes. La Figure 2.21 représente

l’évolution en température des temps de déclin pour l’échantillon de PQ et pour celui de BQs de la Figure 2.19. Si le puits était de très bonne qualité, τL devrait commencer par augmenter avec la

température en suivant l’évolution du temps de vie radiatif, puis finir par diminuer lorsque les processus de recombinaison non-radiative prennent le dessus. Dans notre cas le comportement est assez similaire à celui des boîtes et τL est quasiment constant jusqu’à ~100 K. Ceci semble

indiquer une localisation des porteurs à basse température. Au-delà de 100 K, comme on peut s’y attendre, la diminution du temps de déclin est plus rapide que dans les BQs car les excitons sont plus libres de se déplacer dans le plan du puits et de rencontrer une dislocation. Sur l’encart de la Figure 2.21 représentant l’évolution de l’intensité intégrée de PL en fonction de la température, on peut vérifier que, comme dans les autres systèmes, la luminescence diminue plus vite pour les puits que pour les boîtes. Bien que la diminution d’intensité soit plus probablement due à une perte d’excitons au niveau de la couche de mouillage lors des processus de relaxation qu’à un échappement des porteurs hors des boîtes, nous allons quantifier cette perte d’intensité par une pseudo énergie d’activation caractéristique Ea. Lorsque la décroissance de l’intensité intégrée I est

liée à un échappement des porteurs, alors I(T) est donnée par la formule suivante :

( ) Avec temps long (spectres ci-dessous)

( ) Sans temps long ( Figure 2.19)

(

)

où a est une constante et kB la constante de Boltzmann. Dans le cas des BQs on trouve Ea=41 meV

et dans le cas du puits Ea=36 meV.

Il faut néanmoins rester prudent avec ces résultats car ces puits, réalisés récemment, ont été encore très peu caractérisés. Les premières images AFM d’un puits non enterré montrent une forte rugosité de la surface, qui n’est malgré tout pas comparable avec la taille des BQs. Ces résultats, qui demanderaient à être confirmés sur des puits de meilleure qualité, semblent indiquer que la localisation des excitons à basse température est essentiellement due à des rugosités d’interface. A plus haute température, en revanche, si l’énergie thermique est supérieure à l’énergie de localisation, les excitons devraient redevenir 2D dans le cas du puits et rester 0D dans le cas d’une BQ. C’est probablement ce qui explique une diminution d’intensité intégrée presque cinq fois plus grande dans le cas du puits que dans le cas des boîtes.

Dans un puits quantique de bonne qualité, donc spectralement fin, il est connu qu’une faible localisation des porteurs entraîne une dépendance en température de l’énergie de transition en forme de S. Les excitons localisés dans les zones les plus épaisses du PQ se recombinent à plus basse énergie que lorsqu’ils sont délocalisés sur l’ensemble du puits. Cette transition se produit lorsque l’énergie thermique est suffisante pour dépiéger les excitons. Dans le cas de nos boîtes quantiques, il est peu probable que cette évolution en S de l’énergie de luminescence soit observable, car pour chaque taille de boîte l’échappement aura lieu à une température différente. Il est d’ailleurs très probable que seul le trou s’échappe des petites localisations, ce qui entraînerait un changement de l’énergie de transition beaucoup plus faible. Nous avons malgré tout reporté à la Figure 2.22 le maximum de l’énergie de transition (déterminé par un fit gaussien du sommet du spectre) en fonction de la température pour les échantillons de puits et de boîtes. Comme on peut le voir la PL de l’échantillon de BQs semble suivre à peu près la loi de Varshni dont la courbe est tracée avec les paramètres donnés au chapitre 1. A l’inverse l’échantillon de puits présente une évolution de la luminescence plus compliquée qui s’éloigne de celle des boîtes dès 75 K (6 meV). Nous pensons qu’à basse température les excitons sont localisés dans des fluctuations d’interfaces ce qui expliquerait par ailleurs la grande largeur du spectre. A plus haute température il est probable que les porteurs les moins confinés s’échappent de leur site de localisation pour relaxer vers un autre de plus basse énergie. Cet effet de thermalisation serait alors compatible avec un décalage de l’énergie moyenne de transition de quelques dizaines de meV vers les basses énergies.

Les premiers spectres de PL résolue en temps d’un PQs de GaN/AlN plan a ont montré une luminescence lente aux temps long comme dans certaines BQs. Le temps de déclin moyen ττττD extrait sur les deux premières ns est relativement constant à basse température ce

qui est le signe d’une localisation des excitons. Au-delà de 100 K, en revanche, ττττD décroît

plus vite avec la température que dans le cas des boîtes ce qui semble indiquer un dépiégeage des porteurs qui deviennent de cette manière plus sensible aux défauts non radiatifs. L’énergie de transition, contrairement à celle des BQs, ne suit pas la loi de Varshni mais décrit une évolution en S qui peut éventuellement s’expliquer par un effet de transfert thermoactivé des porteurs depuis des localisations peu profondes vers des localisations plus profondes. Nous resterons malgré tout prudent quand à ces résultats car ces échantillons de puits ont encore été assez peu étudiés.

Figure 2.21 – Evolution des temps de déclin de l’échantillon de PQ comparée à ceux des BQs de

la Figure 2.19. Dans les deux cas le temps de déclin est presque constant jusqu’à 100 K puis décroît à plus haute température. Cette décroissance est plus marquée dans le cas du puits que dans le cas des boîtes. L’encart représente la dépendance en température de l’intensité intégrée des spectres des échantillons de PQ et de BQs (excités avec le laser argon). Comme attendu, la perte de luminescence dans le cas des puits est plus grande que dans le cas des boîtes. Cette perte d’intensité est décrite empiriquement par la formule ( 2.18 ) et l’énergie d’activation associée Ea.

Figure 2.22 – Décalage de la position en énergie du maximum du spectre de PL d’un plan de

BQs et d’un PQ en fonction de la température. Les spectres étant très larges ce maximum est déterminé en réalisant un fit gaussien uniquement sur le sommet de la courbe. Les points expérimentaux sont comparés à la loi de Varshni, tracée à partir des paramètres du Tableau 1.6.

Ea(BQs)=41 meV