Les boîtes étudiées dans cette partie ont été vues au chapitre II et se présentent sous la forme d'îlots allongés le long de l'axe [1-10] comme les fils quantiques. Comme pour les fils, je ferais la synthèse des résultats obtenus en spectroscopie de photoluminescence, de transmission et de PIA afin de reconstruire la structure énergétique de ces objets. Dans le cadre de cette étude, je ferai la distinction entre deux types d'échantillons :
• Les échantillons de type A avec 9Å d'InAs déposés (échantillons M875, M925). • Les échantillons de type B avec 10.5Å déposés (échantillons M780, M819, M839).
II.1 Spectroscopie interbande
II.1.1 Luminescence
J'ai réalisé la spectroscopie de photoluminescence des échantillons à 77K en utilisant un pompage optique par un laser Ar++
.
Le pic de photoluminescence du M925 est à 1,1 eV et présente un élargissement de 124 meV. Pour le M839, le pic de PL est centré sur 1,03 eV avec un élargissement de 117 meV.
L'énergie du pic de photoluminescence du M925 est supérieure à celle du M839 ce qui n'est pas étonnant puisque la quantité de matière déposée est inférieure. Les boîtes sont alors plus petites et le confinement est plus important. À l'aide de simulations k.p 8 bandes développées dans le chapitre V, l'écart d'énergie entre les deux pics peut être attribué à une variation d'épaisseur d'environ 2 monocouches (6Å).
Le spectre révèle également une dispersion de taille supérieure dans le M925 à celle dans le M839 ce qui se traduit par un élargissement du pic de PL. La dispersion de taille est relative à la variation de hauteur des boîtes.
À l'instar du M566 (fils), la PL du M839 révèle une dispersion plus faible de taille des boîtes ainsi qu'une perte sensible de la structuration. L'apport de matière supplémentaire, par rapport aux boîtes de type A, va d'une certaine manière permettre l'homogénéisation des îlots.
La figure IV.24 comporte également la PL du M777. Cet échantillon est constitué d'un plan de boîtes allongées avec 10,5Å d'InAs déposés. Le spectre de PL montre une structuration importante, semblable à celle qui est observée dans le M400. Cela traduit la variation de hauteur des boîtes. Cette structuration du spectre est donc une signature d'un comportement de type boîte quantique. Toutefois, dans le reste du manuscrit, je m'intéresserai aux deux types de boîtes précédents (A et B). Je montrerai que ces échantillons montrent deux comportements complètement différents.
II.1.2 Etude en fonction de la puissance de pompage
J'ai réalisé une étude en fonction de l'intensité de pompage optique afin de confirmer ou infirmer l'hypothèse selon laquelle, les boîtes A présentent une dispersion de hauteur.
a) b)
Figure IV.25 : Spectres normalisés de photoluminescence à 77K à plusieurs intensités de pompage pour a) le M925 et b) le M839
Le spectre du M839 ne montre pas d'évolution notable en fonction de la puissance. En revanche, le spectre du M925 subit une modification avec l'intensité de pompage. La largeur à mi-hauteur est de 139meV aux fortes intensités de pompage. Le flanc à haute énergie augmente par rapport au reste du pic. Le pompage optique créant des paires électron-trou dans la barrière et dans la couche de mouillage, le remplissage des boîtes par les électrons est un processus compliqué impliquant le libre parcours moyen des photoélectrons dans la barrière mais aussi dans la couche de mouillage ainsi que le taux de capture dans chacun des niveaux considérés.
Le niveau fondamental des boîtes est rempli par les électrons créés par pompage optique. À forte puissance, il y a plus de deux électrons par boîte ce qui implique le remplissage des premiers états excités. L'augmentation du signal à haute énergie peut être
attribuée aux transitions e2-hh2 provenant des boîtes plus grosses. Nous vérifions un tel comportement sur des échantillons de type A ayant une PL beaucoup plus large.
Un autre processus possible est le remplissage des boîtes plus petites. En effet, les électrons vont peupler préférentiellement les boîtes les plus grosses dans lesquelles les électrons sont moins confinés. Lorsque l'intensité de pompage augmente, le niveau fondamental des grosses boîtes se remplit et les électrons supplémentaires vont peupler les niveaux plus confinés dans les boîtes plus petites. On s'attend donc à une augmentation relative du flanc haute énergie du pic de PL.
Figure IV.26 : Mécanismes de luminescence à haute énergie : a) remplissage des petites boîtes ; b) remplissage des états excités dans une boîte.
Ce comportement est observé dans les boîtes de type A. Ce comportement n'est pas observé dans les échantillons de type B ce qui suggère un comportement filaire. J'ai simulé l'évolution attendue du spectre de photoluminescence dans des fils en fonction de l'intensité de pompage en prenant en compte les effets de température des porteurs. Lorsque l'on intensifie le pompage optique, l'élévation de la température électronique se traduit par une augmentation du signal de PL à haute énergie. Dans les puits quantiques, cet effet se traduit sur le spectre de luminescence (en échelle semi-log) par une pente plus faible sur le flanc à
haute énergie lorsque la température augmente. On montre que la décroissance à haute énergie de la luminescence de puits quantique [Bastard 1992] est décrite par :
Ilum Y h e
h kT
∝ ( ν) − ν (IV.8)
Où Y est la fonction de Heavyside. Dans le cas des fils quantiques, nous pouvons remplacer la fonction marche qui traduit le caractère bidimensionnel de la densité d'états des porteurs par la fonction équivalente proportionnelle à l'inverse de la racine de l'énergie (eq I.38) [Gilliland 1997].
Je présente sur la figure IV.27 la simulation du signal de PL pour des puits quantiques et des fils quantiques en fonction de la température des électrons.
Figure IV.27 : Simulation de la décroissance du signal de luminescence dû au chauffage des électrons dans les puits et fils quantiques.
Le premier résultat visible sur les simulations est que la luminescence décroît beaucoup plus rapidement dans le cas du fil quantique. Ceci n'est pas très étonnant puisque la densité d'états dans la sousbande décroît très vite avec l'énergie. De plus, contrairement aux puits quantiques, la décroissance de la PL des fils à haute énergie à 77K et 300K est très semblable ce qui laisse penser que l'effet dû au chauffage est trop faible pour être observé de façon claire dans nos expériences.
Nous retrouvons ici, le caractère ambigu que Weber évoquait déjà en 1999. Les îlots allongés ont à la fois un comportement de type boîte quantique et de type fil quantique. Nous pensons que la forme particulière des îlots, à mi-chemin entre le fil et la boîte, peut être assimilée à celle d'un chapelet de boîtes quantiques. Nous pouvons distinguer à ce moment-là les deux types d'échantillons :
• Les boîtes de type A qui se comportent comme des boîtes quantiques allongées isolées. En effet, on retrouve la signature de niveaux excités sur la photoluminescence qui traduit la saturation du niveau fondamental. Cette saturation signe le caractère discret de la structure énergétique. Il y a également une grande diversité de taille de boîtes qui révèle le caractère isolé des nanostructures.
• Les boîtes de type B ont un comportement différent puisque nous n'observons pas d'élargissement à haute énergie ni de niveaux excités sur la PL. Ceci suggère un caractère filaire. La quantité de matière déposée étant supérieure, on peut s'attendre à une homogénéisation de la taille des boîtes ; cette homogénéisation se traduisant par une connexion des îlots le long de l'axe [1-10]. À défaut de former un fil, ces îlots très allongés vont avoir des niveaux très resserrés (quelques meV) que nous ne pouvons distinguer dans la limite de notre résolution expérimentale.
Au regard de ces observations, il apparaît incontournable de réaliser la spectroscopie intrabande de ces objets de manière à infirmer ou confirmer le caractère filaire des îlots de type B et le caractère boîte des îlots de type A.
II.2 Spectroscopie intrabande
II.2.1 Transmission
Mon étude a porté sur des échantillons dopés de type A et de type B. Dans le cadre de l'étude des boîtes allongées, la transmission d'un échantillon de chaque type a été réalisée. Chaque échantillon est composé de 10 plans de boîtes allongées. Chaque plan est séparé par une barrière de 50nm. L'échantillon de type A à été dopé à 5x1011cm-2 (M875) alors que l'échantillon de type B a été dopé à 1012cm-2 (M780). Le M875 ayant été dessiné pour des expériences de photoconduction, il comporte des couches InGaAs dopées n, ce qui explique la chute de transmission à basse énergie due à l'absorption par les porteurs libres dans ces couches. La chute de transmission à 138 meV dans le spectre de transmission du M875 est attribuée à la présence d'interférences d'un mode plasmon d'InGaAs dans la couche active.
Figure IV.28 : Spectres de transmission des deux types de boîtes M780 et M875 à 77K à incidence normale pour les deux polarisations [110] et [1-10]
Comme dans le cas du fil, la présence d'une absorption polarisée dans le plan des couches, le long de [110], se traduit par une diminution de transmission. Les absorptions intenses à 85 et 82 meV proviennent de l'absorption à deux phonons optiques (2LO, LO+TO et 2TO) dans le substrat d'InP.
Afin d'obtenir le spectre de transmission des boîtes, l'idéal est d'effectuer la division du spectre collecté par un spectre de référence obtenu sur un échantillon non-dopé. Cependant, étant donné la difficulté d'obtenir deux échantillons parfaitement identiques, nous avons pris comme référence la transmission de l'échantillon pour la polarisation perpendiculaire. Le rapport entre les deux polarisations va nous donner le spectre de transmission de la couche active en s'affranchissant de la transmission du substrat.
Figure IV.29 : Rapport des transmissions [110] sur [1-10] à 77K et 300K pour les deux types de boîtes
La figure IV.29 présente le rapport des deux spectres de transmission [110] et [1-10] de la figure IV.28 pour deux températures différentes. Les violentes variations observées à basse énergie (E < 90meV) correspondent toujours au spectre discret des phonons de l'InP. Le signal de transmission tombant à 0 pour ces énergies, le rapport des deux polarisations est divergent.
i) Boîtes de type B
Dans le cas des boîtes B, l'absorption est bien piquée à 96 meV avec une largeur à mi-hauteur de 14 meV. Nous pouvons déduire du spectre la valeur maximale de l'absorption. Celle-ci atteint une amplitude record de 26 % à 77K. Il est important de noter que cette valeur est obtenue à incidence normale pour un échantillon ne contenant que 10 plans de boîtes InAs dopées. En partant du principe que tous les atomes dopants (Si) sont ionisés et en prenant en compte la valeur de l'absorption et sa largeur à mi-hauteur, nous pouvons calculer la section efficace d'un plan de boîtes, la longueur moyenne du dipôle ainsi que la force d'oscillateur de la transition. Nous obtenons alors, en accord avec les densités d'îlots (1011
cm-2
) déduites des clichés AFM du chapitre II, les valeurs :
• σ = 3x10-14 cm2 • < x > = 29 Å
• f = 21
J'ai reporté sur la figure IV.30, les absorptions observées dans les fils et les boîtes dopées. Les valeurs ci-dessus sont supérieures à celles que nous avons déduites de la spectroscopie des fils quantiques.
L'élargissement de la résonance a diminué de 30 % dans les boîtes allongées ; ce qui se traduit par une augmentation de 42 % au pic si nous prenons un élargissement Lorentzien (cf. chapitre I). Comme le dopage est doublé dans cet échantillon par rapport au fil, l'absorption au pic est presque trois fois supérieure dans les boîtes par rapport aux fils.
Les valeurs ci-dessus, déduites de l'expérience, supposent que toutes les boîtes sont peuplées et que l'absorption est directement proportionnelle au dopage. Il faut toutefois, prendre en compte les effets de courbure de bande illustrés sur la figure IV.31. En effet, le transfert de charges à travers la barrière va induire une courbure dans la bande de conduction. Cette courbure va faire remonter les niveaux du puits ce qui augmente d'autant le potentiel que les électrons, issus des impuretés, doivent franchir pour aller dans le puits. Si tous les électrons rajoutés par dopage ne parviennent pas jusqu'à la boîte, cela veut dire que les valeurs de la section efficace, de la force d'oscillateur et de la longueur du dipôle sont sous-estimées.
Figure IV.31 : Courbure de la bande de conduction dans un puits quantique dopé de façon symétrique
ii) Boîtes de type A
Le signal observé figure IV.29 présente des structures supplémentaires par rapport au spectre des boîtes de type B. A 77K, un pic négatif intense est pointé à 99 meV et présente
une largeur à mi-hauteur de 12 meV. Un second pic, positif, apparaît à une énergie supérieure qui vaut 122 meV avec un élargissement de 18 meV.
Le pic à basse énergie est attribué à la transition entre le niveau fondamental de la boîte et le premier niveau excité dû au confinement des porteurs le long de [110]. Le second pic est également attribué à une transition intersousbande. Le pic étant positif, la transition est polarisée selon l'axe [1-10].
L'évolution du signal avec la température montre le décalage attendu en énergie lorsque la température passe de 77 à 300K. Les positions du pic à basse énergie et du pic à haute énergie sont respectivement de 97 meV (FWHM = 13 meV) et 119 meV (FWHM = 13 meV ). L'amplitude du premier pic chute de 30 % alors que celle du second augmente de 25 %. L'évolution du premier pic rappelle fortement ce qui est observé dans les boîtes de type B. Le comportement du second pic est différent et l'augmentation de l'absorption avec la température traduit le remplissage du niveau de départ. Cette absorption est par conséquent attribuée à une transition à partir d'un niveau excité, polarisée le long de la direction [1-10]
Nous avons vérifié que l'intensité de ces absorptions, attribuées à des transitions intersousbandes polarisées, suit une loi en cos2θ . Νous présentons l'allure des spectres sur la figure IV.32 et nous pouvons constater que l'intensité du signal infrarouge augmente en suivant une telle loi caractéristique des transitions intersousbandes.
Figure IV.32 : Évolution en fonction de θ du rapportT(θ)/T([1-10]) à 77K avec [1-10] → 0°
De la même façon que pour les boîtes de type B, la force d'oscillateur, la section efficace et la longueur du dipôle de ces transitions peuvent être évaluées. L'absorption maximale du pic situé à 96 meV (120 meV) est de l'ordre de 9% (2%) pour 10 plans de boîtes InAs dopées à 5x1011cm-2 ce qui correspond à une section efficace pour un plan de boîtes égale à σ=1,8x10-14
cm2
(4x10-15
cm2
). La force d'oscillateur associée à cette transition vaut f=12,8 (2,8) et la longueur moyenne du dipôle est égale à 22,4Å (9,75Å).
II.2.2 Absorption photo-induite
i) Boîtes de type B
Depuis le début de cette partie, nous discutons du comportement des boîtes de type B qui est très comparable à celui des fils. Il est donc raisonnable d'attendre, des spectres d'absorption photo-induite des boîtes B, une certaine similitude avec ceux des fils.
a) b)
Figure IV.33 : Spectres d'absorption photo-induite à incidence normale de l'échantillon M780 a) à 77K et b) 300K
Nous retrouvons la résonance fortement polarisée qui traduit la transition optique entre le niveau fondamental et le premier état excité dû au confinement des électrons le long de l'axe [110]. Ce pic est situé à 98 meV avec une largeur à mi-hauteur de 15 meV. Il subsiste un léger décalage vers les basses énergies avec la température (2meV) entre 77 et 300K.
Nous pouvons constater sur les spectres ci-dessus que le signal en [1-10] est nul aux deux températures. Cette information recoupe bien ce que nous avions observé auparavant au cours des expériences de transmission. L'élargissement du pic à 300K n'est pas significatif au regard de la résolution de l'expérience.
* zig-zag
L'échantillon dopé présentant une excellente transmission, nous avons réalisé la spectroscopie PIA en configuration multi-passage après polissage des 4 facettes de l'échantillon. Les spectres suivants montrent dans les résultats obtenus pour deux orientations des facettes.
a) b)
Figure IV.34 : Spectres PIA en zig-zag du M780 à 300K. La source passe par les facettes parallèles à a) [110] et b) [1-10]
L'expérience confirme ce qui a été observé à incidence normale. Il y a une absorption fortement polarisée en [110]. L'élargissement passe cependant de 15 à 20-25 meV. Cette augmentation de la largeur à mi-hauteur vient de l'épaisseur du matériau traversée. En effet, l'absorption de l'échantillon varie en :
absorption(hω)= −1 e−αL (IV.9) Or, l'épaisseur traversée par le faisceau source est plus longue en configuration zigzag.
Si nous prenons pour α un élargissement Lorentzien, pour une absorption piquée à 100 meV, une largeur à mi-hauteur de 14 meV pour un passage, on obtient 38 meV pour 6 passages. L'effet des passages multiples dans la structure est d'élargir le profil de l'absorption.
Dans un 2e
temps, j'ai également étudié des échantillons dont les procédures de croissance ont été améliorées. Ces échantillons montrent une dispersion plus faible de la taille des îlots [Brault 2000]. Cette homogénéité des structures se traduit en spectroscopie infrarouge par une diminution de l'élargissement du pic de photoluminescence et des absorptions intersousbandes. La figure IV.36 montre le spectre d'absorption photo-induite réalisée sur l'échantillon M839 de type B. Ce spectre révèle une absorption piquée à 88 meV et présentant un élargissement remarquablement faible de 7,5 meV qui traduit une excellente homogénéité de taille des boîtes. Ce résultat confirme ce qui a été observé en photoluminescence (figure IV.24).
Figure IV.36 : Spectre PIA du M839 réalisé à 77K
Une fois encore, la tendance générale des îlots de type B est de présenter un comportement semblable à celui des fils quantiques. La signature filaire de ces boîtes allongées de type B suggère la connexion de ces îlots qui ont tendance à former des chapelets
de boîtes quantiques. Les îlots seraient connectés le long de l'axe [1-10] ce qui peut expliquer la signature filaire observée dans notre étude spectroscopique.
ii) Boîtes de type A
Nous attendons des spectres plus riches que dans le cas des boîtes de type B. L'échantillon étudié comporte des couches d'InGaAs fortement dopées qui atténuent fortement la transmission de l'échantillon à grande longueur d'onde ce qui ne rend pas facile l'observation d'absorption photo-induite. Afin d'augmenter de façon substantielle la transmission de l'échantillon, nous avons gravé la couche supérieure d'InGaAs. Pour graver l'InGaAs, nous avons utilisé une solution acide citrique/H2O2 2:1 en volume. L'attaque se fait à température ambiante sans agiter. La vitesse de gravure (1500Å/mn) permet d'enlever la couche contact en quelques minutes. Il faut noter que le contraste d'attaque avec AlInAs n'est que de 50. Cette gravure est d'autant plus nécessaire pour pomper optiquement la couche active d'InAs et effectuer la spectroscopie PIA de l'échantillon.
a) b)
Figure IV.37 : Spectres d'absorption photo-induite à incidence normale du M875 a) à 77K et b) 300K
La figure montre les résultats de spectroscopie d'absorption photo-induite réalisée à 77 et 300K sur l'échantillon contenant 10 plans de boîtes dopées à 5x1011
cm-2
d'absorption photo-induite révèle plusieurs pics. À 77K, nous retrouvons la signature bien connue de la transition fondamentale orientée en [110] sur le pic à 87 meV (FWHM = 13 meV), mais également trois résonances supplémentaires :
• Sur le spectre polarisé [110], on observe un second pic 10 fois moins intense à 120 meV. La largeur à mi-hauteur de ce pic est très large et vaut environ 30 meV.
• Sur le spectre polarisé [1-10], nous voyons apparaître deux structures nouvelles : un pic à 108 meV peu intense présentant un élargissement très inhomogène d'une valeur de 30 meV et un second, à basse énergie, apparaît également à 70 meV et présente un élargissement d'au moins 20 meV.
L'expérience a ensuite été réitérée à 300K afin d'observer l'évolution de ces nouvelles structures avec la température. La structure piquée à 120 meV sur le spectre à 77K, est toujours présente et montre un décalage de 2 meV vers les basses énergies (118 meV). De plus, l'intensité relative de ce pic par rapport à la résonance E1→2 augmente de 40 % avec la température.
L'évolution globale du spectre de PIA en [110] montre que la résonance observée à 120meV est en fait une transition entre deux états excités. En effet, l'efficacité relative de