Prise en compte de l’interdiffusion In-Ga dans GaInAsN :

3.3.1 Modifications apportées par rapport à GaInAs :

Lorsque l’on incorpore de l’azote dans GaInAs/GaAs, l’intensité de luminescence diminue du fait de l’augmentation des centres non radiatifs. Afin d’éliminer ces défauts et augmenter l’efficacité radiative, un recuit post-croissance est nécessaire. Toutefois ce recuit thermique, bien qu’il améliore la qualité optique du signal en augmentant de presque 100 fois l’intensité de PL, induit un décalage de l’émission vers le bleu. Peng et coll attribuent l’apparition de ce décalage vers le bleu à deux facteurs essentiels [20]:

• L’interdiffusion des atomes à l’interface de GaInAsN/GaAs, essentiellement des éléments de la colonne III [21].

• Le réarrangement de l’environnement de l’azote. Ce réarrangement a été modélisé par Kim et coll [22] et Klar et coll l’ont validé expérimentalement [23].

La plupart des travaux qui tentent d’expliquer le décalage vers le bleu suite au recuit post-croissance attribuent son origine à l’un des deux facteurs. Il apparaît donc légitime que nous tenions compte des deux phénomènes à la fois afin d’appréhender le mécanisme du recuit du point de vue le plus large qui soit.

Il a été établi que la diffusion d’azote hors du puits est négligeable [17]. La composition en indium et épaisseur du puits non recuit seront fixées par les valeurs trouvées pour GaInAs non recuit. L’azote pourra entraîner une modification de la longueur de diffusion de l’indium

D

L . Par conséquent, les deux paramètres ajustables de notre modèle seront la longueur de diffusion L et le potentiel de couplage D CNM.

3.3.2 Résultats et discussions :

Nous avons choisi de ne présenter sur les figures que les résultats de la prise en compte de l’interdiffusion indium-gallium sur l’échantillon dont la concentration en azote (S629- S629R) est la plus élevée car pour la composition intermédiaire le comportement est similaire.

182

Nous observons que la hauteur du potentiel de la bande de valence des trous légers des échantillons S629/S629R connaît une augmentation qui permet d’obtenir un meilleur confinement des porteurs comme le montre la figure 4.21.

0 40 80 120 160 200 240 280 -1120 -1115 -1110 -1105

Potenti

e

l de

s t

rou

s l

é

gers

(

m

eV)

Epaisseur (Å)

Figure 4.21 : Profil du potentiel de la bande de valence des trous légers des échantillons S629R/S629 avec et sans interdiffusion indium-gallium.

Les niveaux des énergies de confinement ainsi que les fonctions d’onde dans le puits sont représentés sur la figure 4.22 .

183 0 100 200 300 -1150 -1100 -1050 0 200 400 -1150 -1100 -1050 0 200 400 hh 3 hh 2 e 3 e₂

E

n

er

g

ie e

n

(eV

)

Epaisseur (Å)

S629RGa0,717 In0,283As 0,986N0,014/GaAs (avec interdiffusion)

S629R Ga0,717In0,283As 0,986N0,014/GaAs (avec interdiffusion)

BC

HH

Figure 4.22 : Représentation des niveaux d’énergie et des fonctions d’onde des électrons et des trous lourds dans l’échantillon S629R après interdiffusion indium-gallium.

D’après le calcul des niveaux des énergies de confinement dans le puits, l’introduction d’une quantité d’azote de 0,7% à 1,4%, permet à un troisième niveau de confinement des électrons d’émerger. Ce niveau est d’autant plus confiné que la concentration en azote

184

augmente. Cependant la transition excitonique impliquant ce niveau d’énergie n’a pas pu être observée expérimentalement.

Les deux tableaux ci-dessous 4.7 et 4.8 regroupent les différentes valeurs théoriques et expérimentales obtenues sur les multipuits quantiques S630/S630R, S626/S626R et S629/S629R sans recuit et avec recuit..

Echantillons non recuits (x=0,283; L=71,5 Å)

S630; y=0% S626; y=0,7% S629; y=1,4%

_{Exp Th Exp Th Exp Th}

e1hh1 (meV) 1265 (±0,5) 1265 1135,5 (±1) 1134 1030 (±2) 1027 e1hh3 (meV) 1353 1220 1107 e1lh1 (meV) 1366,5 (±0,5) 1366 1227 (±2) 1232 1113 (±3) 1112 e2hh2 (meV) 1427 (±0,5) 1425 1319 (±2) 1321 1217 (±3) 1233 CNM (meV) 0 2970 3140 Echantillons recuits (x=0,283; L=71,5 Å)

S630R; y=0%; LD=14,5Å S626R; y=0,7%; LD=18 Å S629R; y=1,4%; LD=19 Å

_{Exp Th Exp Th Exp Th}

e1hh1 (meV) 1307,2 (±0,5) 1307 1203,8 (±0,5) 1204 1109,5 (±0,5) 1110,5

e1hh3 (meV) 1376 1263 1165

e1lh1 (meV) 1395,5 (±0,5) 1393 1284,2 (±0,5) 1280 1181 (±2) 1181

e2hh2 (meV) 1441,8 (±0,5) 1445 1367,5 (±2) 1368 1292 (±2) 1294

CNM (meV) 0 2720 2870

Tableau 4.7 et 4.8 : Récapitulatif des résultats de l’ajustement des transitions interbandes dans les échantillons non recuits et recuits en utilisant la modélisation de l’absorption

suivant le modèle B pour les échantillons nitrurés et en tenant compte de l’effet d’interdiffusion indium-gallium dans le cas des échantillons recuits.

185

Il apparaît clair qu’en tenant compte du phénomène de diffusion un meilleur ajustement des transitions interbandes est obtenu.

Par ailleurs, la comparaison entre les puits avec azote et sans azote, nous laisse penser que pour des conditions de recuits courts (30s), l’interdiffusion In-Ga est augmentée par l’incorporation d’azote, la longueur de diffusion pour l’échantillon S626R (In0.25Ga0.75As0.993N0.007/GaAs) est de 18 Å et de 19 Å pour l’échantillon S629R (In0.25Ga0.75As0.993N0.014/GaAs), alors qu’elle est de 14,5 Å pour l’échantillon S630R (In0.25Ga0.75As0.993/GaAs).

Ce phénomène d’interdiffusion In-Ga induit par un recuit post-croissance affectera inévitablement l’environnement de l’azote. Kim et coll [22] et récemment Lordi et coll [24] ont conclu que le recuit entraîne un changement des configurations de liaison dans le système (Ga,In)(As,N); ce changement de l’environnement de l’azote expliquerait la variation des valeurs du potentiel du couplage C_NM.

Nous constatons à partir des valeurs du CNMissues des tableaux 4.7 et 4.8 entre les

échantillons recuits et non recuits (S626-S626R) et (S629-S629R), une diminution de ce paramètre avec le recuit. Cependant, cette diminution reste faible par rapport aux calculs que nous avons fait précédemment sans tenir compte du phénomène d’interdiffusion In-Ga.

Comme nous l’avons expliqué dans le chapitre 3, la diminution du potentiel de couplage de l’azote résulte du changement dans l’environnement de l’azote, sachant que le recuit favorise la formation des liaisons In-N en remplacement des liaisons In-As [24,25]. L’énergie de la liaison In-N est de 1,93 eV alors que celle d’In-As est de 1,55 eV [22]. Nous pouvons donc affirmer que plus l’échantillon subit un recuit post-croissance plus des atomes d’indium s’approchent des atomes d’azote en diminuant les valeurs du potentiel de couplage CNM.

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En conclusion, nous avons donc pu ajuster les énergies des transitions interbandes dans les puits quantiques GaInAs(N)/GaAs en tenant compte de l’effet d’interdiffusion indium- gallium. Le décalage vers le bleu de l’émission induit par l’interdiffusion indium-gallium a été mis à profit par Chan et coll [18] pour ajuster les longueurs d’onde d’émission. Par exemple, une couche de Ga0,7In0,3As0,96N0,04 qui émettait au départ à 1,371 µm (0,905 eV) voit après interdiffusion sa longueur d’onde d’émission passer à 1,248 µm (0,994 eV), alors que pour une couche de Ga0,6In0,4As0,96N0,04 l’émission varie de 1,605 µm (0,773 eV) à 1,394 µm (0,89 eV) pour une longueur de diffusion qui varie entre 0 et 15 Å.

Nous avons vu que l’incorporation de l’azote accompagnée par un recuit court ne freine pas cette interdiffusion; au contraire elle perdure et la longueur de diffusion continue d’augmenter. D’un autre côté, pour les puits avec azote vient s’ajouter un réarrangement de l’environnement de l’azote qui agit principalement sur le potentiel de couplageCNMen le

diminuant; cette chute s’explique par le biais d’un passage de liaisons In-As aux liaisons In-N beaucoup plus fortes.

Dans ce qui suit, nous allons nous intéresser aux forces d’oscillateur des différents excitons présents dans le puits et aux modifications qu’elles peuvent subir lors de l’incorporation de l’azote.