Rendement/efficacit´e de luminescence

Comme dans les premiers travaux japonais [12], la forte intensit´e de luminescence du hBN

dans l’UV nous a interpell´es. Notre syst`eme de d´etection calibr´e en r´eponse spectrale nous offre

l’acc`es aux intensit´es de luminescence absolues mesur´ees dans la gamme 200-400 nm. Dans cette

partie, nous proposons de quantifier l’efficacit´e de luminescence du cristal HPHT. Nous

pr´e-CHAPITRE 3. PROPRI ´ET ´ES DES CRISTAUX 3D DE hBN

senterons d’abord la proc´edure `a suivre en CL pour estimer l’efficacit´e de luminescence. Nous

exposerons ensuite les r´esultats de deux ´etudes sur l’efficacit´e de luminescence du hBN : en

fonc-tion de la puissance d’excitafonc-tion puis de la profondeur d’excitafonc-tion. Les r´esultats obtenus seront

enfin compar´es `a des mesures identiques r´ealis´ees sur deux mat´eriaux : un ´echantillon diamant

parmi les plus purs qui existent `a l’heure actuelle (Element6

TM

- Electronic Grade, impuret´es ≤

ppb) et un ´echantillon d’oxyde de zinc (ZnO) commercial (CrysTec GmbH).

3.1.3.1 Estimation en CL : m´ethode et aspects exp´erimentaux

Excitation par faisceau d’´electrons

L’excitation d’un semi-conducteur par un faisceau d’´electrons donne lieu `a diff´erents

m´eca-nismes d’interaction ´electron-mati`ere de type ´elastique ou in´elastique d´ecrits dans les chapitres

pr´ec´edents. L’´energie de l’´electron incident qV de l’ordre du keV est tr`es grande par rapport `a

l’´energie du gap E

g

de l’ordre de l’eV. Chaque ´electron incident produit un grand nombre de

paires ´electron-trou qui s’accumulent respectivement au minimum de la bande de conduction et

au maximum de la bande de valence, avant de se recombiner. Le nombre de paires ´electron-trou

(dans notre cas, li´ees sous forme d’excitons) cr´e´ees en moyenne par ´electron incident absorb´e

vautV/<E>avec <E>l’´energie n´ecessaire pour former une paire ´electron-trou d’´energieE

_g

. Il

a ´et´e montr´e qu’elle est directement li´ee `a l’´energie de bande interdite du semi-conducteur [163],

on utilisera ici la relation<E>∼ 3E

_g

avec E

_g

=6.4 eV pour le hBN.

Le taux de g´en´eration d’excitons par unit´e de temps dans le cristal (exprim´e en nombre

d’excitons.s

⁻¹

), not´eG, s’´ecrit de la mani`ere suivante [164] :

G= V i(1−f)

< E > e (3.1)

o`u V est la tension d’acc´el´eration des ´electrons incidents, i le courant de faisceau, e la charge

´el´ementaire etf le coefficient de r´etrodiffusion (la fraction d’´electrons perdus par r´etrodiffusion).

f est faible pour des ´el´ements l´egers comme le bore et l’azote, nous l’avons estim´e de l’ordre de

5% dans hBN avec des simulations Monte-Carlo (Casino 2.42).

En cathodoluminescence dans un microscope ´electronique, le faisceau incident est focalis´e et

le taux de g´en´eration s’´etale en profondeur. Les trajectoires ´electroniques dessinent une forme de

poire (voir Figure 3.14a). La distribution spatiale de l’excitation se d´eduit des pertes d’´energie

des ´electrons dans le mat´eriau, calculables en Monte-Carlo. La Figure 3.14b pr´esente les

pro-fils d’´energie d´epos´ee par les ´electrons incidents en fonction de leur tension d’acc´el´eration. Ces

courbes ont ´et´e obtenues par simulations Monte-Carlo `a l’aide du logiciel libre Casino 2.42.

La profondeur de p´en´etration maximale des ´electrons dans le hBN est appel´ee profondeur

d’arrˆet (not´eeR

P

) : on peut constater sur la Figure3.14bqu’elle varie de 30 nm `a 10µm environ

entre 1 et 30 kV respectivement. Il existe des relations empiriques [165] qui donnent la profondeur

d’arrˆet avec une pr´ecision raisonnable pour les trois mat´eriaux analys´es :

ˆ R

_P

(diamant) = 0,0192V

^1,67

ˆ R

_P

(ZnO) = 0,0158V

^1,67

ˆ R

P

(hBN) = 0,0358V

^1,67

0 nm 128 nm 192 nm 256 nm 0 nm 94 nm 188 nm -94 nm -188 nm 64 nm 4 kV 200 e

-(a)

0 . 0 1 0 . 1 1 1 0 0 1 0 2 0 3 0 4 0 5 0 D e p o s it e d e n e rg y (e V /n m ) 1 kV 2 3 4 5 7.5 10 15 20 25 30

Penetration depth (µm)

0.001

(b)

Figure 3.14 – a) Trajectoires dans hBN de 200 ´electrons acc´el´er´es `a 4 kV dans hBN simul´es en

Monte-Carlo. b) Profil moyen de l’´energie d´epos´ee par 10

6

´electrons dans hBN en fonction de leur acc´el´eration.

R´esultats obtenus avec Casino 2.42.

Dans la suite, ces param`etres d’excitation (taux de g´en´erationGet profil d’´energie d´epos´ee)

seront d´eterminants dans l’analyse des propri´et´es optiques de rendement de luminescence des

mat´eriaux hBN.

Recombinaisons radiatives

Vu comme un syst`eme `a deux niveaux (illustr´e sur le sch´ema de la Figure 3.15), le flux de

photon ´emis `a l’int´erieur du cristal par recombinaison radiative des excitons, not´ef lux(E

_ex

) est

proportionnel au nombreN d’excitons produits et inversement proportionnel `a leur dur´ee de vie

radiativeτ

_rad

:

f lux(E

_ex

) = N

τ

_rad

(3.2)

τ

_{r a d}

^τ

i

0

E

f

E

G

E t a t f o n d a m e n t a l

Figure3.15 – Sch´ema simplifi´e du

diagramme ´energ´etique d’un syst`eme

`a deux niveaux.

L’´evolution de la population d’excitons N au cours du temps s’´ecrit :

dN

dt ^=G−

N

τ

_rad

⁻

N

τ

_i

(3.3)

en distinguant le temps de d´eclin radiatif, par annihilation des excitons, de l’ensemble des autres

processus de recombinaison (non-radiatives ou radiatives `a plus basse ´energie via des d´efauts

profonds par exemple) avec la probabilit´e 1/τ

i

. La dur´ee de vieτ (temps de d´eclin) des excitons

CHAPITRE 3. PROPRI ´ET ´ES DES CRISTAUX 3D DE hBN

s’´ecrit alors :

1

τ ⁼

1

τ

_rad

⁺

X

i

1

τ

_i

(3.4)

En r´egime permanent (sous excitation continue dans nos exp´eriences CL), N = Gτ, l’intensit´e

radiative peut alors s’´ecrire :

f lux(E

ex

) = Gτ

τ

_rad

(3.5)

Facteurs correctifs

L’analyse de l’intensit´e mesur´ee sur le d´etecteur fait intervenir de nombreux param`etres et

´ev`enements que peut rencontrer un photon ´emis au cœur du mat´eriau lors de son trajet jusqu’au

d´etecteur. L’intensit´e CL mesur´ee s’exprime par la relation suivante [166] :

I

mes

(E

ex

) = Gτ

τ

_rad

^.(Ω/4π)F

_A

F

_R

F

_I

(3.6)

avec Ω l’angle solide de collection du miroir parabolique ; F

A

est un facteur d’att´enuation

as-soci´e aux effets de r´eabsorption du photon avant qu’il ne regagne la surface de l’´echantillon ;

F

_R

un facteur correctif des effets de r´eflexion interne de la lumi`ere lorsqu’elle atteint la surface

de l’´echantillon ;F

I

inclut la fonction de r´eponse spectrale du syst`eme de d´etection ainsi que la

r´eflectivit´e des miroirs utilis´es (parabolique, sph´erique et plan) et la transmission du hublot en

sortie de la chambre du microscope.

On estime l’efficacit´e (ou le rendement) de luminescence ´egale `aτ /τ

rad

en faisant le rapport

I

_mes

(E

ex

)/(G(Ω/4π)F

_A

F

_R

F

_I

).

Ce calcul fait donc intervenir des param`etres pr´ecis´es dans ce qui suit :

—

La valeur de l’angle solide de collection fournie par le constructeur : Ω = 3.9 steradians

soitΩ/4π= environ 18% de la lumi`ere (on suppose l’´emission isotrope).

—

Le facteur de r´eflexion interne F

_R

est calcul´e d’apr`es la relation ´etablie par Reimer [167]

pour n

hBN

=2.6±0.3 [168] `a la longueur d’onde de 215 nm de recombinaison des excitons

dans hBN. Ce qui donne F

_R

=3.08%. Notons que la valeur de l’indice de r´efraction n n’a

´et´e mesur´ee que dans un seul article sur des mat´eriaux de qualit´e probablement inf´erieure

`

a celle du cristal HPHT. Ceci m´eriterait d’ˆetre confirm´e.

—

Le terme F

_I

correspond aux valeurs ´etablies lors de notre proc´edure de calibration de la

fonction de r´eponse spectrale du monochromateur et des d´etecteurs d´ecrite en2.2.2.3. On

consid`ere ´egalement des r´eflectivit´es de 95% pour les miroirs sph´erique et plan du syst`eme

d’injection, une r´eflectivit´e de 90% pour le miroir parabolique et une transmission du hublot

de 95%.

—

On n´eglige le terme F

_A

, car le coefficient d’absorption de hBN est faible `a 215 nm (le

maximum de la courbe d’absorption est atteint `a 204 nm).

3.1.3.2 Intensit´e de luminescence en fonction de la puissance

Dans ce paragraphe, l’intensit´e de luminescence est ´etudi´ee en faisant varier la puissance

d’excitation (P=V.i). Ceci est r´ealis´e en ajustant le courant de faisceau ipour une tension fix´ee

(5 kV). La d´emarche est analogue aux exp´eriences de photoluminescence en fonction de la

puis-sance laser, du moment que l’´energie du laser est sup´erieure au gap. La Figure 3.16pr´esente les

r´esultats obtenus sur deux sources hBN et compar´es aux mesures effectu´ees durant la th`ese de

G. Sakr [169] sur l’´echantillon diamant.

La Figure3.16a montre l’´evolution de l’intensit´e CL (I

_CL

) ´emise en fonction du courant de

faisceau i, int´egr´ee sur les raies S (on rappelle que la luminescence est domin´ee par les raies S

-5.71-5.93 eV) `a partir des spectres corrig´es de la r´eponse spectrale du syst`eme de d´etection. Elle a

´et´e mesur´ee sur le cristal HPHT et sur une cristallite de la poudre Saint-Gobain dans les mˆemes

conditions d’acquisition. De mani`ere inattendue, on observe dans les deux cas une croissance

sous lin´eaire de l’intensit´e avec la puissance d’excitation. Les fits obtenus par une fonction de

puissance ai

b

donnent une valeur de l’exposant b´egale `a 0.56 pour la source du NIMS (en bon

accord avec Watanabeet al. [12], cf. Figure1.15a) et 0.85 pour l’´echantillon Saint-Gobain en de¸c`a

de la valeur attendue pour la recombinaison d’excitons libres de type Wannier (b=1). Les raisons

de cette sous-lin´earit´e nous sont encore inconnues. Ceci indique par ailleurs que l’efficacit´e de

luminescence du hBN diminue plus on travaille `a fort courant (donc forte puissance) d’excitation.

La Figure 3.16b montre l’´evolution de la luminescence excitonique du diamant. On retrouve ici

une valeur de l’exposantb=1.18 en accord avec la litt´erature.

0 . 0 1 0 . 1 1 1 0 1 0 0 1 0 ⁵ 1 0 6 1 0 7 1 0 ⁸ 1 0 ⁹ N I M S S a i n t - G o b a i n IC^L (p h o to n s /s ) B e a m c u r r e n t ( n A )

i

^{0 . 5 6}

i

^{0 . 8 5}

(a) hBN

0 . 0 1 0 . 1 1 1 0 1 0 0 1 0 ⁷ 1 0 8 1 0 9 1 01 0 1 0^{1 1} IC^L (p h o to n s /s ) E x c i t a t i o n C u r r e n t ( n A )

i

^{1 . 1 8}

(b) Diamant

Figure 3.16 – a) Intensit´e CL totale mesur´ee sur la gamme 5.71-5.93 eV (209-217 nm) en fonction du

courant de faisceauipour le cristal HPHT (carr´e) et une cristallite de la source Saint-Gobain (croix). `A

la suite de chaque s´erie d’acquisitions une mesure a ´et´e reproduite pour v´erifier l’absence de d´egradation

sous faisceau (blanc). V=5 kV, T=10K. b) R´esultats obtenus sur un ´echantillon diamant (Element6

TM

-Electronic Grade). V=30 kV, T=40K. Tir´e des r´esultats de [169]. En rouge, les courbes de fit obtenues

avec une fonction de puissancey=ai

b

.

Notons que des effets d’´echauffement local se manifestent `a forte densit´e d’excitation : nous

avons observ´e un ´elargissement des raies S3 et S4 pour les fortes valeurs de courant (i=20.3 et 34.2

nA). Cet ´elargissement, r´eversible (d’apr`es la mesure effectu´ee ensuite `a plus bas courant), est

probablement reli´e `a une ´el´evation de la temp´erature de l’´echantillon. Except´e ceci, nous n’avons

CHAPITRE 3. PROPRI ´ET ´ES DES CRISTAUX 3D DE hBN

relev´e aucune modification du spectre et v´erifi´e que l’exp´erience est r´eversible (point blanc) ce

qui indique que l’utilisation de fortes densit´es de courant ne d´egrade pas l’´echantillon HPHT.

Pour l’´echantillon Saint-Gobain, la d´egradation sous faisceau est couramment observ´ee, elle se

manifeste par une diminution du signal excitonique. Les exp´eriences r´eversibles qui sont

pr´esen-t´ees en Figure3.16aont ´et´e r´ealis´ees toujours dans la mˆeme zone, apr`es un temps de stabilisation.

En r´esum´e, cette analyse a montr´e que l’´evolution de l’intensit´e CL ´emise en fonction de la

puissance d’excitation est sous-lin´eaire dans le hBN contrairement aux autres semi-conducteurs.

Cette d´ependance diff`ere de mani`ere significative entre le cristal HPHT et la poudre

Saint-Gobain. L’interpr´etation de ces r´esultats, encore incompl`ete, semble indiquer une influence de

la densit´e d’excitation et des processus de diffusion comme cela a ´et´e observ´e dans certains

semi-conducteurs [170].

Ce r´esultat complique n´eanmoins l’analyse de l’efficacit´e de luminescence qui suppose une

luminescence proportionnelle `a la puissance d’excitation (Eq 3.6). Pour l’´etude qui suit, nous

avons donc veill´e `a maintenir la puissance d’excitation constante.

3.1.3.3 Rendement de luminescence en fonction de la profondeur d’excitation

Nous avons entrepris une s´erie de mesures sur le cristal HPHT visant `a sonder l’´evolution de

l’efficacit´e de luminescence en fonction de la profondeur d’excitation. Cette derni`ere est vari´ee

grˆace `a la tension d’acc´el´erationV des ´electrons incidents. La Figure3.17amontre l’´evolution de

l’intensit´e des ´emissions excitoniques du hBN en fonction de V obtenue en int´egrant l’intensit´e

des raies S entre 5.71-5.93 eV. Pr´ecisons que suite `a l’exp´erience pr´ec´edente (partie3.1.3.2), nous

avons pris soin d’ajuster, pour chaque tension V, le courant de faisceaui de fa¸con `a travailler `a

puissance constante (et donc avec un taux de g´en´eration Gconstant).

0 5 1 0 1 5 2 0 2 5 3 0 0 . 0 0 . 5 1 . 0 1 . 5 2 . 0 2 . 5 C L i n te n s it y ( × 1 0 8p^h o to n s /s )

Voltage (kV)

P=1µW

T=10K

(a)

0 2 4 6 8 1 0 0 . 0 1 0 . 1 1 1 0 1 0 0 L u m in e s c e n c e e ff ic ie n c y (% )

ZnO

hBN

Diamond

Penetration depth (µm)

T=10K

(b)

Figure 3.17 – a) ´Evolution de l’intensit´e des ´emissions intrins`eques de luminescence (mesur´ees sur la

gamme (5.71-5.93 eV) en fonction de l’´energie d’acc´el´eration des ´electrons incidents. b) ´Evolution de

l’effi-cacit´e de luminescence (EL) mesur´ee sur hBN en fonction de la profondeur d’arrˆet (R

P

) `a un monocristal

de ZnO (CrysTec GmbH) et de diamant (Element6

TM

- Electronic Grade) `a partir des r´esultats de la

th`ese de G. Sakr [169]. Pour hBN : P=1µW, pour diamant : P=6.3µW, pour ZnO : P=0.4µW. T=10K.

Ces mesures montrent que l’intensit´e des ´emissions intrins`eques du hBN varie de mani`ere

significative (d’un ordre de grandeur environ) avec l’´energie du faisceau incident pour des tensions

entre 3 et 30 kV. Nous l’avons vu dans la partie 3.1.3.1, le volume de g´en´eration des porteurs

s’´etale en profondeur plus on augmente la tension d’acc´el´eration des ´electrons.

Pour mieux visualiser ce r´esultat, nous avons trac´e sur la Figure3.17bl’efficacit´e de

lumines-cence en fonction de la profondeur d’arrˆet R

_P

des ´electrons (d´etermin´ee `a partir de la relation

donn´ee en3.1.3.1) pour trois mat´eriaux : le hBN, le diamant et le ZnO.

On observe pour le hBN et le diamant, une diminution de l’efficacit´e de luminescence aux

faibles profondeurs d’excitation (<2µm). `A plus forte profondeur d’excitation, elle devient

quasi-constante. L’effet de surface observ´e `a basse tension est bien connu dans les semi-conducteurs

sp

3

, o`u les liaisons pendantes `a la surface introduisent des canaux de recombinaison non-radiative

efficaces. Cet effet est pris en compte dans la dur´ee de vieτ qui est r´eduite en surface [171] :

1

τ ⁼

1

τ

_v

⁺

1

τ

_s

(3.7)

o`uτ

_s

est la dur´ee de vie en surface,τ

_v

est la dur´ee de vie au cœur du mat´eriau, loin des interfaces.

Lorsque l’on augmente l’´energie des ´electrons incidents, l’excitation du mat´eriau se fait de plus

en plus loin de la surface, le terme 1/τ

s

devient peu `a peu n´egligeable. `A forte tension, le temps

de vie des porteurs atteint sa valeur ’bulk’ au cœur du mat´eriau. L’efficacit´e de luminescence

atteint alors une valeur stationnaire que l’on appelle rendement quantique interne, not´e

η

_int

. Le terme ”interne” signifie ici que les pertes par recombinaison non radiative des excitons

en surface du cristal sont consid´er´ees n´egligeables.

On peut noter que les effets de surface semblent plus prononc´es dans le cristal hBN que dans

le diamant

¹

. Les effets de surface dans les cristaux en hybridation sp

2

sont mal connus, et sans

doute tr`es diff´erents des liaisons pendantes des semi-conducteurs sp

3

. Dans notre cas, il faut

mentionner l’utilisation d’une fine couche d’or (quelques nm) d´epos´ee en surface afin d’´eviter

l’accumulation de charges dans l’isolant hBN au cours des exp´eriences. Nous reviendrons sur

les effets de surface qui deviendront pr´epond´erants dans le cas des feuillets exfoli´es d’´epaisseur

nanom´etrique au Chapitre 4.

Hormis les effets de surface, l’information principale r´ev´el´ee par cette ´etude concerne la

va-leur ´elev´ee du rendement quantique interne du hBN inattendue dans un semi-conducteur `a gap

indirect o`u l’intervention des phonons est cens´ee limiter fondamentalement l’efficacit´e de

lumi-nescence. C’est ce r´esultat qui a pouss´e Watanabe et al. [12] `a interpr´eter la luminescence du

hBN comme ´etant issue de transitions directes

²

. On remarque notamment que le rendement

quantique interne, mesur´e `a basse temp´erature, atteint 10 `a 20% dans hBN soit deux ordres de

grandeur sup´erieur `a celui observ´e dans le diamant, situ´e entre 0.1 et 0.2%. Ceci est d’autant

plus surprenant que la concentration en d´efauts structuraux dans le cristal HPHT (voir

para-graphe 3.1.1.2) est sans aucun doute sup´erieure `a celle dans le diamant ´etudi´e (de l’ordre de 10

5

dislocations/cm

2

). La puret´e du cristal HPHT est au mieux de 10

17

impuret´es/cm

3

[57] alors que

celle du diamant choisi `a titre de comparaison est inf´erieure `a 10

14

impuret´es/cm

3

.

Des valeurs aussi ´elev´ees que celle obtenue pour hBN sont plus g´en´eralement observ´ees pour

des recombinaisons sans phonon dans les mat´eriaux `a gap direct comme c’est le cas dans le ZnO.

Les valeurs d’efficacit´e de luminescence que nous avons mesur´ees sur l’´echantillon de ZnO sont

1. Dans le cas du ZnO, nous n’avons pu exciter le mat´eriau au-del`a de 1 µm de profondeur (pour des raisons

exp´erimentales) et ainsi d´etecter l’influence des effets de surface.

2. L’´emission stimul´ee propre aux transitions directes,iesans assistance de phonon, a ´et´e observ´ee avec cette

source de hBN [38].

CHAPITRE 3. PROPRI ´ET ´ES DES CRISTAUX 3D DE hBN

situ´ees entre 10 et 50%. Ces r´esultats sont en bon accord avec les travaux de Hauser et al. [172]

qui ont mesur´e par PL `a 10K autour de 10% d’efficacit´e de luminescence pour le ZnO en utilisant

un dispositif de sph`ere int´egrante avec une excitation par faisceau laser (He-Cd)

1

. Contrairement

au hBN et au diamant, le rendement de luminescence de ZnO ne plafonne pas pour les fortes

profondeurs. Ceci est dˆu au ph´enom`ene de r´eabsorption de la luminescence lorsqu’elle est g´en´er´ee

profond´ement dans un cristal o`u l’absorption est forte `a l’´energie de luminescence [169]. Dans le

cas de ZnO donc, le maximum de 50% est donc une borne inf´erieure du rendement quantique

interne. Le ph´enom`ene de r´eabsorption n’a pas lieu dans le hBN et le diamant `a cause du fort

”Stokes shift”. On peut donc acc´eder `a la valeur deη

_int

.

En r´esum´e, l’analyse du rendement de luminescence en fonction de la profondeur dans le hBN

nous a permis de r´ev´eler l’influence marqu´ee des processus de recombinaison en surface encore

peu ´etudi´es dans les mat´eriaux sp

2

. Cette ´etude se poursuivra dans le chapitre 4 consacr´e aux

cristaux 2D de faible ´epaisseur. Les valeurs du rendement de luminescence interne du hBN ont

pu ˆetre compar´ees avec celles mesur´ees sur deux autres cristaux aux propri´et´es mieux connues

que sont le diamant et l’oxyde de zinc. Le Tableau3.1pr´esente les propri´et´es g´en´erales des trois

mat´eriaux ´etudi´es ainsi que le rendement de luminescence interne (η

_int

) d´etermin´e au cours de

cette ´etude. La valeur du rendement pour le hBN se rapproche plus de celle du ZnO dont le gap

est direct. Ce r´esultat est en contradiction avec les premiers calculs th´eoriques mais ´egalement

avec les r´ecentes ´etudes exp´erimentales apparues dans la litt´erature.

Single crystal Purity (at./cm

3

) Electronic Gap E

g

(eV) E

X

(meV) η

_int

(%)

ZnO ∼10

17

Direct 3.37 60 (exp.) >50

hBN >10

17

Indirect 6.4 700 (th.) 10-20

Diamant <10

14

Indirect 5.35 80 (exp.) 0.1-0.2

Tableau3.1 – R´esum´e des propri´et´es des trois semi-conducteurs analys´es en cathodoluminescence (hBN,

Diamant et ZnO) `a basse temp´erature. T=10K.

Pour conclure cette partie, nous avons pr´esent´e les diff´erentes ´etapes de notre proc´edure

per-mettant d’estimer l’efficacit´e de luminescence intrins`eque du hBN `a partir des spectres obtenus

en CL. Nous avons pu observer l’influence des param`etres d’excitation (courant, tension) sur

l’intensit´e de luminescence ce qui nous a amen´e `a travailler avec une puissance d’excitation (V i)

constante. Enfin, l’´evolution du rendement de luminescence en fonction de la profondeur

d’ex-citation a d’abord montr´e d’importants effets de recombinaison de surface dans le hBN. Cette

´etude a ´et´e men´ee en parall`ele sur deux autres cristaux de diamant et de ZnO suivant la mˆeme

d´emarche ´etablie pour le hBN. La comparaison des valeurs du rendement de luminescence interne

observ´ee dans les trois mat´eriaux ´etudi´es laisse `a penser que la luminescence intrins`eque du hBN

est issue d’une transition directe (sans assistance de phonons), son efficacit´e de luminescence

´etant beaucoup plus proche de celle du ZnO (gap direct) que celle du diamant (gap indirect).

Le d´ebat sur la nature de la transition excitonique impliqu´ee en luminescence comme en

absorption n’est pas encore tranch´e. La tr`es forte ´energie de liaison pr´edite th´eoriquement pour

les excitons dans hBN remet en cause le paradigme de Wannier. Les calculs th´eoriques dans hBN

1. Notons que dans le cas de la PL excit´ee `a 325 nm, le volume de g´en´eration des excitons est localis´e plus

proche de la surface (<100 nm) qu’en CL.

et les TMDCs, les r´esultats exp´erimentaux obtenus pour les nanotubes de carbone montrent tous

que l’hypoth`ese de Wannier n’est pas tenable dans les mat´eriaux en hybridation sp

2

.

L’origine du d´ecalage en ´energie observ´e entre le maximum d’absorption et la gamme

Dans le document Propriétés optiques et structurales du nitrure de bore en hybridation sp² : des cristaux massifs aux feuillets atomiques (Page 78-86)