Paramètres magnéto-optiques des boîtes quantiques
4.3 Décalage diamagnétique
4.5.1 Spectres de photoluminescence sous champ magnétique - Faraday
L’échantillon étudié est le même que celui décrit dans le chapitre 3. Les boîtes émettent vers 750 nm (1,65 eV) et la largeur spectrale de l’ensemble est 9 nm (20 meV). La densité des boîtes est d’environ 1 boîte/µm2. Le faisceau laser, focalisé et formant un spot de 3-4 µm de diamètre, peut exciter ∼10 boîtes en même temps. La puissance d’excitation mesurée devant la fenêtre d’entrée du cryostat est 100 nW.
Nous avons fait des spectres de photoluminescence sous champ magnétique de 0 à 7 T avec un pas de 0.25 T. La figure 4.5.1 montre un exemple de spectres obtenus. La valeur enregistrée est l’intensité totale de luminescence (sans polariseur à la détection).
Ici, nous voyons le signal de deux (ou d’encore plus, si on compte les traces plus faibles) boîtes quantiques avec des énergies assez proches - nous observons toujours plusieurs boîtes en raison de la taille du spot et de la densité des boîtes dans cet échantillon. Sur la figure 4.5.1, nous voyons deux branches brillantes pour chaque boîte. Nous n’observons pas les états noirs avec les paramètres d’enregistrement choisis. Dans la configuration Faraday, la luminescence des états noirs peut être observée pour des valeurs de champ associées au croisement d’un état noir avec un état brillant [40] (figure 4.2.1). L’absence de ce com-portement dans nos résultats indique que, soit ce croisement apparait à plus fort champ, soit les pas d’acquisition ne sont pas suffisamment fins. Les états noirs en configuration de champ Faraday ont aussi été observés dans le régime d’excitation à basse puissance pour les boîtes dans les nanotrous GaAs/AlGaAs [121]. Nous n’avons pas réussi à voir les états noirs utilisant la puissance d’excitation (≈ 40nW ). Il est possible de déterminer différents paramètres, dont le facteur de Landé de l’exciton brillant, gz = gh− ge. Les excitons noirs n’étant pas visibles, il n’est pas possible de déterminer séparément les facteurs de Landé des deux particules (contrairement au cas de la configuration Voigt).
Figure 4.5.1: Spectre de photoluminescence sous champ en configuration Faraday avec des pas de 0.25 T. L’échantillon est celui vu au chapitre 3. Excitation à 638 nm avec la puissance 60 µW .
Nous nous sommes ensuite intéressés à la statistique des paramètres des boîtes. A nouveau, pour chaque acquisition, nous faisons un ajustement des positions des pics avec des fonctions lorentziennes. Grâce aux expressions des énergies propres (table 4.1), il est possible d’ajuster les valeurs gz de l’exciton, la valeur du décalage diamagnétique κz et le splitting δ1. Les résultats sont présentés dans le tableau récapitulatif suivant:
Boîte E (eV) δ1 (µeV ) gz κz, (µeV /T2 ) 1 1.66174 70* 1.57 9.1 2 1.66028 70* 1.5 7.4 3 1.65982 45 1.5 8.9 4 1.65924 - 1.31 10.1 5 1.65889 70* 1.35 9.7 6 1.65803 100* 1.69 9.7 7 1.65762 70* 1.63 9.9 8 1.65618 80* 1.57 9.9 9 1.65504 57 1.38 10.2 10 1.65326 - 1.5 9.7 11 1.65237 60 1.63 9.7 12 1.64997 100* 1.19 7.4 13 1.64928 65 1.66 11.1 14 1.64926 - 1.66 9.0 15 1.65976 69 1.38 9.7 16 1.65901 69 1.31 11.2 17 1.65851 65 1.54 10.2
Table 4.6: Tableau récapitulatif des résultats sur 17 boîtes quantiques GaAs/AlGaAs en configu-ration de champ Faraday.
Nous allons comparer nos résultats avec d’autres études sur les facteurs g et les valeurs de décalage diamagnétique. La première comparaison sera avec un échantillon obtenu avec la même méthode de croissance que la nôtre, mais avec des paramètres différents (référence [121]). Le deuxième groupe d’échantillons est composé de boîtes obtenues par l’épitaxie droplet GaAs/AlGaAs [122]. Nous avons également ajouté à la comparaison des boîtes formées par des fluctuations d’interfaces dans un puits quantique GaAs/AlGaAs [17, 18]. Ces types de boîtes sont formés naturellement pendant la croissance de ces puits quantiques. Les boîtes de fluctuations d’interface ont typiquement une épaisseur de quelques monocouches atomiques, leur potentiel de confinement est relativement faible, mais suffisant pour que un ou deux états excités y soient confinés [123].
Le dernier groupe d’échantillons dans cette étude comparative sera constitué de boîtes InAs/GaAs auto-assemblées [40, 119, 124, 125].
Résultats sur les facteurs de Landé
Avant tout, intéressons-nous aux valeurs des facteurs g dans les semiconducteurs massifs. Dans les semiconducteurs massifs, l’interaction spin-orbite forte peut causer des facteurs g négatifs forts. Le facteur g de l’électron dans InAs massif est -14.8 (le facteur g de l’électron libre étant 2); pour GaAs massif cette valeur est -0.44 et pour AlAs ge = 2;
le confinement peut changer ce facteur. Cette valeur de g peut varier selon la forme et la taille de la boîte quantique, ainsi que la composition, ce qui peut nous donner des indications quant à la nature de la boîte quantique.
Trois types de boîtes quantiques GaAs/AlGaAs sont considérés dans cette discussion. Pour les boîtes GaAs/AlGaAs obtenues par la méthode de remplissage des nanotrous, un facteur g de l’électron de -0.1 a été observé [121]. Cette valeur est petite et il semble possible de contrôler le signe de ge avec les paramètres de croissance. La possibilité d’obtenir ge proche de 0 est un résultat particulièrement important parce que il ouvre des possibilités de manipulations de spins uniques. 1
Pour ce qui concerne le facteur de Landé longitudinal de l’exciton, la table 4.7 montre les valeurs obtenues dans différentes boîtes quantiques.
Echantillon gex,z Nanotrous (nous) 1.3-1.7 Nanotrous 2(réf [121]) 0.6 Droplet (réf [122]) 0.8-1.9 Fluctuations (réf [17, 18]) 1.3-2.1 InAs/GaAs (réf [40]) 3
Table 4.7: Comparaison des valeurs de gz de l’exciton obtenues pour différentes familles de boîtes GaAs.
Les valeurs du facteur gzde l’exciton que nous avons déterminées sont dans l’intervalle compris entre 1.3 et 1.7, ce qui est plus grand que les valeurs observées par A.Ulhaq et al. [121]. Pour ces boîtes, le facteur g du trou est estimé à 0.5 ± 0.1, ce qui donne un facteur g de l’exciton égal à 0.6 ± 0.1. L’épaisseur nominale de la couche des boîtes est 0.75 nm pour notre échantillon et 3.5nm pour l’échantillon de A.Ulhaq et al. [121], ce qui se traduit par une énergie d’émission au voisinage de 1.65 eV pour nos boîtes, et seulement 1.58 eV pour celles de Ulhaq et al [121]. Un confinement plus fort semble donc conduire à un gz plus grand.
Pour les boîtes de type droplet, gz varie dans un intervalle assez large, de 0.8 à 1.9, qui recouvre les valeurs que nous avons observées. Là encore, il a été observé que gz
1Une méthode possible est d’initialiser et de contrôler un spin unique dans une boîte quantique avec des pulses optiques ultrarapides [126,127]. Cette méthode exploite la différence en énergie des états ayant les projections de spin opposées sous champ magnétique. L’effet Stark optique change l’énergie de transition dans la boîte, pour les transitions conformes aux règles de sélection optiques, ce qui peut être traité comme un champ magnétique effectif [128].Synchronisée à la précession du spin résident, l’impulsion Stark peut manipuler le spin. Pour des systèmes plus complexes, la réalisation de cette méthode devient compliquée. Une alternative aux pulses optiques ultrarapides pour contrôler le spin dans une boîte quantique est l’utilisation d’un champ électrique local [129–131], qui permet la manipulation du facteur de Landé. En présence d’un champ magnétique constant, il devient possible d’initialiser un état de spin souhaité. Cette approche permet également une modulation à haute fréquence. C’est une méthode prometteuse, car potentiellement plus facile à réaliser au niveau industriel.
augmente lorsque le confinement (et l’énergie d’émission) augmente [122].
Le facteur g de l’exciton dans les boîtes de fluctuations d’interface a été mesuré dans la gamme 1.3-2.1. Les boîtes de ce type sont formées par des inhomogénéites d’interface qui ont typiquement une épaisseur de l’ordre de la monocouche atomique et un confinement fort suivant l’axe de croissance.
De cette observation, on peut conclure que, en diminuant l’épaisseur, on augmente le confinement suivant l’axe z, ce qui se traduit par une augmentation de l’énergie d’émission et une augmentation de gz, pour les boîtes quantiques formés de GaAs (à base de nan-otrous, droplets ou fluctuations d’interface).
Résultats sur δ1
Le deuxième paramètre que nous avons pu déterminer dans nos boîtes quantiques est le splitting d’échange δ1 qui permet de comprendre la forme de la boîte (sa symétrie).
Echantillon δ1(µeV ) Nanotrous (nous) 45-100 Nanotrous 2 12 Droplet 48 Fluctuations 24-55 InAs/GaAs 40-160
Table 4.8: Comparaison des valeurs de δ1(µeV ) de l’exciton obtenues pour différentes familles de boîtes GaAs
Pour des raisons de stabilité expérimentale, les séries de mesures ont été faites en une fois, et l’analyse des pics a été faite ensuite. La méthode utilisée pour séparer deux pics est de mesurer, dans un premier temps, les largeurs des raies à des champs où elles sont séparées. Utilisant cette largeur de raie, un ajustement du spectre est fait à champ nul afin d’extraire δ1 du doublet observé. Les ajustements donnent des résultats entre 45 et 100 µeV , ce qui indique une anisotropie variable pour les boîtes. De plus, les valeurs maximales (100 µeV ) indiquent une anisotropie forte pour certaines boîtes.
Il est intéressant de noter que Ulhaq et al. [121] ont mesuré des valeurs de δ1 très petites, ce qui indique une forte symétrie par rapport à nos boîtes. Ceci confirme que cette méthode de croissance doit permettre d’obtenir de telles boîtes de façon récurrente si on atteint un contrôle reproductible des paramètres de croissance. On peut en particulier noter, que pour une croissance SK, sous forte contrainte, la dispersion de δ1 est forte avec des valeurs plus élevées.
Les boîtes de type droplets présentent des valeurs de δ1 comparables à celles que nous avons obtenues, ce qui indique une symétrie brisée plus fortement que dans les boîtes quantiques de fluctuations d’interfaces qui ont des δ1 plus modérés.
Décalage diamagnétique
Enfin, nous allons comparer les valeurs des κz, associées au décalage diamagnétique Echantillon κz(µeV /T2 ) Nanotrous (nous) 7-11 Nanotrous 2 17-24 Droplet 4-8 Fluctuations 10-25 InAs/GaAs 7-11
Table 4.9: Comparaison de la valeur de κz de l’exciton obtenues pour différentes familles de boîtes GaAs.
Le décalage diamagnétique est lié à la taille de la boîte. A partir des valeurs obtenues, nous pouvons donc comparer le confinement et le rayon de l’exciton. Les valeurs que nous avons obtenues pour les boîtes InAs correspondent à des boîtes auto-assemblées de taille ∼15 nm et de hauteur 2-3 nm.
Dans les boîtes de fluctuations d’interface le confinement latéral est typiquement faible ce qui donne un rayon d’exciton assez grand. Le décalage diamagnétique peut atteindre alors 25 µeV/T2.
Les boîtes obtenues par épitaxie de type droplet sont assez proches en valeurs obtenues, mais les petites valeurs rapportées de κz indiquent un confinement plus fort, ce qui cor-respond à leur taille typiquement plus petite que pour les boîtes dans les nanotrous (40 nm DE contre 60 nm nanotrous)