Mesures résolues spectralement

Pour conclure ce chapitre, nous présentons les mesures spectrales obtenues sur l’échan-tillon MOR5700. Ces mesures ont été effectuées par G. Scalari à l’Université de Neuchâtel 33. L’appareil qui permet d’obtenir une résolution spectrale dans le domaine THz est un Spectromètre Infrarouge à Transformée de Fourier (FT-IT), qui est un interoféromètre de Michelson [182]. Dans ce type de spectromètre on détecte l’interférogramme obtenu par l’interférence entre les signaux dans les deux bras de l’interoféromètre de Michelson en fonction de la différence de marche. Le spectre est ensuite obtenu par une transformée de Fourier numérique (FFT). Le signal est détecté dans un bolomètre, avec une moyenne sur plusieurs secondes pour chaque valeur de la différence de marche. Pour éviter l’absorption des rayons THz par les vapeurs d’eau dans l’atmosphère et maximiser le niveau du signal, l’air est évacué tout le long des trajets des faisceaux. Également importante est l’optique de collection, usuellement constituée de miroirs paraboliques, qui amène le signal optique dans le spectromètre à partir de l’échantillon.

Les résultats obtenus sur une mesa de taille 200 × 800 µm2 de l’échantillon MOR5700 sont donnés à la figure 7.8(a),(b). Le spectre 7.8(a) à été enregistré pour un densité de courant faible J = 40 A/cm2, alors que le spectre 7.8(b) correspond à la densité de courant J = 186 A/cm2, juste avant l’apparition du plateau pour cette mesa. Le creux à 16 meV visible à la figure 7.8(b) est dû à une raie d’absorption du bolomètre. La mesure de la

(a)

(b)

Fig. 7.8 – Spectres d’émission pour l’échantillon MOR5700 (N = 39 périodes) pour diffé-rentes densités de courant. (a) J = 40 A/cm2. Un fit lorentzien de la raie d’émission est donné en rouge. (b) J = 186 A/cm², juste avant le plateau du courant. Le creux vers 16 meV est dû à une raie d’absorption propre au détecteur.

puissance intégrée est en accord avec notre estimations (voir 7.2.1, pour une mesa de surface moitié) : 20 pW à J = 40 A/cm2 et 55 pW à J = 186 A/cm2.

Le spectre apparaît comme une raie lorentzienne centrée sur l’énergie ≈ 17 meV (fréquence 4.1 THz, longueur d’onde λ = 73 µm). La fréquence attendue pour la structure est plutôt 3.4 THz [55], ce qui est une différence de 20%. Comme expliquée précédemment, les variations dans les épaisseurs et la composition d’Al par rapport au nominal peuvent expliquer cette différence.

En comparaison avec les échantillons MBE analogues [55], les spectres présentés ici sont plus nets (le fond parasite est beaucoup moins prononcé), et la raie d’émission est plus fine. Ceci est du à la meilleure répétabilité de la croissance MOCVD par rapport à la MBE. La largeur de la raie augmente avec le courant injecté dans la structure, car le nombre des porteurs injectés augmente, et par conséquence le taux de transitions non-radiatives (voir 5.2.2).

Ces résultats spectraux confirment la longueur d’onde prévue par les diagrammes puissance - période (λ = 70 µm). L’aspect des spectres est également une justification de la démarche utilisée pour la construction des diagrammes théoriques présentée au chapitre 4, qui était fondée sur l’hypothèse d’un profil lorentzien de la source inter-sous-bande.

Par ailleurs, ces résultats sont très encourageants vis-à-vis de la réalisation d’un laser THz par croissance MOCVD, qui a été entamée à la fin de ce travail de thèse.

Conclusion générale

L’objectif principal de ce travail de thèse consistait à mettre en évidence les effets d’électrodynamique quantique en cavité dans le domaine THz. Compte tenu de l’accord entre les résultats expérimentaux dans nos études d’électroluminescence et les prédictions théoriques, on peut conclure que l’objectif est atteint. Nous résumons maintenant les résultats obtenus en chemin et les perspectives qui s’ensuivent.

Tout d’abord, nous avons proposé une analyse détaillé de l’émission spontanée pour les dispositifs qui fonctionnent dans le domaine THz. Cette analyse a été possible par l’exploitation de la complémentarité entre les approches classique et quantique du calcul de l’émission spontanée, expliquée au chapitre 1.

La particularité des dispositifs THz est la présence des couches de contact dopées, dont la contribution aux propriétés optiques d’une structure multicouches ne peut être négligée dans le domaine THz. Notamment, le couplage entre les oscillations plasma des électrons libres dans les couches dopées et le mode optique de la cavité engendre un mode mixte, de type plasmon, dont la fréquence de saturation se situe dans le domaine THz. Pour rendre compte de ces effets, et plus généralement pour obtenir le champ électromagnétique des modes d’une cavité multicouche, une approche numérique a été proposée (paragraphe 2.2, chapitre 2). Cette approche pourrait servir pour l’analyse des cavités lasers, notamment pour le calcul de la dispersion et l’absorption de la cavité. Les effets d’inversion de po-pulation dans la zone active pourraient facilement être pris en compte par une constante diélectrique complexe.

Une première conséquence de l’existence du mode plasmon est une absorption accrue, surtout pour les cavités de faible épaisseur. Les couches de contact pouvant être déplétées par l’application d’une tension électrique dans un design approprié, on pourrait envisager un dispositif électro-optique THz fonctionnant avec modulation de l’absorption.

Une deuxième conséquence est l’apparition d’une contribution non-radiative de l’émis-sion spontanée, qui apparaît comme une désexcitation résonnante vers le plasmon des couches dopées. Dans notre analyse le taux d’émission spontanée dans la cavité planaire apparaît ainsi comme une somme des deux contributions. On distingue une partie "utile" de l’émission spontanée, qui s’effectue dans le mode TM fondamental, et qui croît comme l’inverse de l’épaisseur de la cavité. C’est cette contribution, fournie par la règle d’or de Fermi, qui conditionne la puissance extraite du dispositif. La seconde contribution, "non-exploitable", est associée à l’absorption dans les couches dopées et peut être évaluée par le calcul du champ rétro-réfléchi.

Ayant écarté la géométrie purement planaire avec l’extraction par la tranche comme peu efficace au point de vue de l’extraction de l’électroluminescence, nous avons envisagé