Résultats des expériences de photoluminescence

La figure 5.9(a) montre les spectres de photoluminescence en fonction de la température et à basse excitation d’un puits de Si/SiO2 de 100nm de silicium et 40nm d’oxyde superficiel doté d’un peigne

chrome-or de d=50µm.

(a) (b)

FIG. 5.9: (a) Photoluminescence d’un puits de SOI pourvu d’électrodes interdigitées distantes de 50µm en fonction de la

température avecP=5.5W cm−2(les courbes en rond sont des régressions utilisant le modèle à trois dimensions) ; (b) Maxima des raies de PL indexées en (a) en fonction de la température de consigne.

Trois types de raie apparaissent sur ces spectres, dont l’intensité relative varie fortement avec la température comme indiqué sur la figure 5.9(b). Nous voyons que pour les plus basses températures n’émerge que la raie à 1.081eV relative à la PL du liquide eh dans les puits non perturbés et les milieux massifs, alors que lorsque T augmente apparaissent la raie de l’exciton libre à 1.098eV et une raie de plus basse énergie à 1.065eV. Une nouvelle fois nous retrouvons la raie observée sur les membranes recouvertes de chrome-or et associée au champ interne de la jonction MIS (cette raie est noté EHLSCH).

Comme le dépôt métallique n’est pas transparent, une partie importante de l’émission à 1.065 eV est réfléchie dans le substrat et n’est pas collectée. Lorsque T augmente , on constate une forte diminution de la raie à 1.081eV associée à la recombinaison de gouttes de liquide eh situées entre les électrodes. La raie à 1.065eV gagne en intensité avec un maximum vers 20K alors que la contribution du liquide situé entre les électrodes a totalement disparu. Dans un puits «standard » la raie du liquide ne disparaît

5.2. Localisation latérale d’un liquide eh pas mais se transforme progressivement en une raie se décalant vers les hautes énergies et attribué à la formation d’un plasma . Pour les puissances d’excitation utilisées, le taux de remplissage du puits est très inférieur à l’unité, donc des gouttelettes se forment probalement par nucléation sur les atomes de bore. Lorsque l’énergie thermique est suffisante pour dépiéger les gouttelettes, celles ci vont migrer vers le puits de potentiel situé sous les électrodes (voir figure 5.10(a)). L’énergie d’activation de ce mécanisme (de l’ordre de 2 à 3meV) donne une estimation de l’énergie d’ancrage des gouttes.

(a) (b)

FIG. 5.10: (a) Schéma des bandes d’énergie obtenu lors du dépôt des électrodes interdigitées sur le puits de SOI ; (b) En haut : processus de piégeage des gouttes de liquide eh sous les électrodes et ionisation des paires eh sous forme d’excitons pour les hautes températures ; en bas : distribution supposée des porteurs sous une électrode.

L’apparition de la raie à 1.065eV quand la température augmente peut être interprétée également comme une augmentation du parcourt des gouttes «libres» ayant pour effet de faciliter leur piégeage par le potentiel des électrodes. Cet effet d’inertie doit permettre de calculer la masse de ces complexes.

En effet, en considérant que la goutte eh de masseM est en équilibre thermique avec son environne-

ment, il est possible de calculer la distance moyenne_{hLi que celle-ci parcourt dans le film de SOI à la} températureT au cours de sa vie de durée τ . Nous avons

hLi =r nkBT

oùn est le nombre de degrés de liberté de la goutte (n=2 pour un mouvement bidimensionnel). Les me-

sures de durée de vie menées dans le puits de 100nm à T=20K nous donnentτ =890ns. La courbe donnant

le maximum de la raie à 1.065eV en fonction de la température (voir figure 5.9(b)) nous permet de dé- terminer, par la position de son extremum, la température à laquelle le piégeage est maximum (T_≈20K). Nous pouvons considérer que cet extremum est atteint lorsque toutes les gouttes présentes entre deux électrodes sont piégées, c’est-à-dire lorsque_{hLi ≈ d = 50µm. Si l’on pose M = N (m}e+ mh), où

me = 1.08m0etmh= 0.55m0etN est le nombre de paires eh dans la goutte de rayon R, alors l’appli-

cation numérique donneN _{≈1.2 10}5 paires etR_{≈200nm (sur la base d’une densité du liquide n}0≈3.1

1018cm−3trouvée par régression des spectres en figure 5.9(a)).

Cette valeur de rayon est dans les gammes attendues [9] pour les gouttes ayant mûri et demeure bien supérieure à celle retrouvée à basse température au seuil de nucléation. Il est à noter que le transport de gouttes dans des zones de moindre potentiel sur des distances de l’ordre du millimètre a été observé par J. P. Wolfe et al [78] dans le germanium sous contrainte. Ceci vient renforcer notre hypothèse sur le piégeage des gouttelettes par le potentiel des électrodes.

La raie excitonique n’est pas décalée vers les basses énergies contrairement à celle du liquide EHLSCH.

Ceci nous amène à supposer que les excitons ne sont stables qu’entre les électrodes, ce qui finalement n’est pas surprenant compte tenu des densités d’électrons piégés sous les électrodes, vraisemblablement supérieures à la densité de paires à la transition de Mott. Pour T>20K, la raie à 1.065eV décroît en inten- sité alors que la raie à 1.098eV est quasi-constante : les électrons présents sous les électrodes sont alors dépiégés et s’apparient avec les trous pour former des excitons.

La luminescence de ce système est donc dominée par un mécanisme élémentaire de piégeage- dépiégeage défini par l’inertie et l’ancrage des gouttes. La formation de complexes possédant un grand nombre de porteurs a pour effet d’introduire une énergie d’activation non négligeable pour le piégeage, à la différence du cas d’un électron ou d’un trou possédant des vitesses bien supérieures, même aux basses températures.

Ces résultats confortent le modèle de nucléation présenté au chapitre 3 où nous avions suspecté une nucléation hétérogéne des gouttes sur les dopants.