CONCEPTS GENERAUXSUR LES BOITES QUANTIQUES

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Chapitre I : Concepts généraux sur les boîtes quantiques

Chapitre 1

CONCEPTS GENERAUX

SUR LES BOITES QUANTIQUES

1.1. Introduction

Les semiconducteurs III-V à l’état nanostructuré font un sujet d’actualité vus les multiples applications technologiques. Les nanocristaux de ces semiconducteurs ont des propriétés qui peuvent être mises à profit pour des applications en micro- nano-électronique, optoélectronique, ou même photovoltaïque. L’énergie de gap du semiconducteur change fortement avec sa taille ; pour cela la détermination de la corrélation entre le rayon de Bohr de l’exciton ( ^aB ) et l’énergie de gap (Eg) est une propriété principale pour la compréhension du comportement des nanostructures.

1.2. Semiconducteurs III-V

1.2.1. Définition des semiconducteurs III-V

Les semiconducteurs sont des matériaux dont la conductivité électrique est intermédiaire entre celle des conducteurs (~10⁶ Ω⁻¹.cm⁻¹) et des isolants (~ 10⁻²² à ~ 10⁻¹⁴ Ω⁻¹.cm⁻¹). Cette conductivité varie sous l'effet de la température, l'éclairement et la présence d'impuretés (dopage, défauts du réseau). Les semiconducteurs sont principalement les éléments de la colonne IV du tableau de classification des éléments (Si, Ge) mais aussi des composés III-V (GaAs, GaN) ou II-VI (ZnS, CdTe).

Les matériaux semiconducteurs III-V sont des composés formés à partir d'un élément de la III^ème colonne et d'un élément de la V^ème colonne de la classification périodique de Mendeleïev. Le tableau 1.1 regroupe un extrait de cette classification (les chiffres en haut et en bas représentent respectivement le nombre atomique et la masse atomique). Ainsi de nombreux composés binaires peuvent être réalisés.

4

(2)

Tableau 1.1. Extrait de la classification périodique des éléments [1].

III IV V

10.815B _12.01⁶C _14.01⁷N

26.98Al

13 _28.09¹⁴si _30.97¹⁵P

69.74Ga

31 _72.59³²¿ _74.92³³As

114.8249¿

118.6950Sn

12151Sb

1.3. Définition des quantum dots

Les nanocristaux (NCx) semiconducteurs colloïdaux (boîtes quantiques ou quantum dots) sont des nanoparticules semiconductrices d'une taille inférieure à 10 nm [2]. Dans de telles structures, les porteurs de charges (électrons et trous) sont confinés dans les trois directions de l’espace et leurs niveaux d’énergie sont discrets, ce qui leur vaut parfois l’appellation d’«

atomes artificiels » en phase solide[3].

1.4. Propriétés électroniques des quantum dots

Dans un semiconducteur massif, les électrons se répartissent dans les bandes d’énergie permises (conduction et valence) qui sont séparées par une bande interdite (aussi appelée gap). Les porteurs de charges libres (électrons et trous) sont libres de se déplacer selon les trois directions de l’espace. Pour des matériaux avec des dimensions inférieures à la longueur d’onde de de Broglie, les propriétés électroniques et optiques du matériau seront complètement modifiées dû à l’effet de confinement qui se traduit par une quantification des états énergétiques des électrons et des trous. Cette longueur d’onde est donnée par :

λ_B= 2πℏ

√

2m^¿E^' (1.1)

avec m^¿ la masse effective de l’électron (trou) dans le matériau semiconducteur, E l’énergie de l’électron (trou) et h la constante de Planck. Pour que les effets de confinement quantique soient mesurables, il faut que l’énergie E soit supérieure à l’énergie thermique k_BT (où ^kB est la constante de Boltzmann) dont la longueur d’onde associée est appelée longueur d’onde de de Broglie thermique, définie par la relation [4]

5

(3)

λ_th= 2πℏ

√

2m^¿T (1.2)

Á 300K, cette longueur d’onde est d’environ 50 nm pour l’InAs.

La densité d’états correspond au nombre d’états disponibles pour un électron dans un intervalle d’énergie donné. Cette fonction de l’énergie dépend de la dimensionnalité du système[5]. La Fig. 1.1 montre l’évolution de la densité d’états ρ(E) et de la structure de bande E(k) en fonction du degré de confinement. Dans un semiconducteur massif 3D où les porteurs de charge ne sont pas confinés, la densité d’états est une fonction continue variant comme la racine de l’énergie :

ρ₃_D(E)∝

√

^E−^E^{g '}

(1.3)

6

(a) (b) (c) (d)

(4)

Matériau barrière (3D) couche de moillage(2D)

Fig. 1.1. Évolution de la densité d’états ρ(E) en fonction de la dimensionnalité du matériau. (a) un semiconducteur massif (3D), (b) un puits quantique (2D), (c) un fil quantique (1D) et (d) une boîte

quantique (0D)[6]. Pour d=0, la densité d’états est discrétisée (cas de la boite quantique)[7].

Si on restreint le mouvement des porteurs dans une direction donnée (disons z), ceux-ci seront confinés dans une couche 2D, qu’on appellera un puits quantique. L’énergie sera quantifiée selon la direction de confinement. La densité d’états devient alors une fonction en marche d’escalier :

ρ₂_D(E)∝

∑

n_z

θ

[

^E−

⁽

^E^g⁺^Eⁿ^z

⁾ ]

(1.4)

où θ est la fonction de Heaviside et E_n_z est l’énergie des niveaux discrets n suivant z.

Si le mouvement des porteurs est restreint dans deux directions orthogonales, ceux-ci seront libres de se déplacer en une seule dimension ; on parlera alors de structure de type fil quantique. L’énergie est quantifiée selon les deux directions de confinement (y et z par exemple). La densité d’états est alors de la forme suivante :

ρ₁_D(E)∝

∑

n_y

n_z 1

√

Ê−(Ê^g⁺Êⁿy+E_n_z)' (1.5)

Dans le cas où les porteurs sont confinés selon les trois directions de l’espace, on parlera de boîte quantique 0D (BQ). Ce confinement tridimensionnel conduit à une structure de niveaux d’énergie discrets. Les fonctions d’onde associées à ces états électroniques discrets sont analogues aux orbitales atomiques [8,9]. La densité d’états pour une BQ carrée correspond à une série de fonctions de Dirac :

ρ₃_D(E)∝

∑

n_xn_yn_z

δ[E−(E_g+E_n_x+E_n_y+E_n_z)] (1.6)

1.4.1. Confinement des porteurs

On peut utiliser des hétérostructures semiconductrices afin d’obtenir du confinement tridimensionnel [10]. Le nombre et la position des niveaux d’énergie confinés dans une boîte quantique dépendent du choix du matériau semiconducteur et du matériau hôte (qui définit la hauteur de barrière de potentiel) ainsi que de la géométrie et la taille de la boîte tel qu’illustré à la Fig. 1.2. Cette figure montre l’effet de la taille des BQs sur le confinement en énergie des porteurs et sur les niveaux d’énergie dans la bande de conduction (BC) et la bande de valence

7

(5)

Niveaux d’énergies dans une boite quantique (0D)

Grosse boîte Petite boîte

(BV). Plus la boîte est petite, plus le confinement est fort et donc plus les niveaux d’énergie discrets sont séparés.

Fig. 1.2 Niveaux d’énergie dans les boîtes quantiques [12].

1.5. Propriétés optiques des boîtes quantiques

Plusieurs groupes ont étudiés le comportement optiques des BQs afin d’extraire les transitions énergétiques électron-trou dans ces nanostructures en utilisant soit la photoluminescence (PL), soit la spectroscopie infrarouge à Transformée de Fourier (FTIR).

Ces techniques présentent des limitations dans la fourniture des informations à titre d’exemple : la discontinuité en énergie des bandes, l’énergie d’activation des porteurs dans la BQ par rapport à l’extremum des bandes de conduction et de valence [11]. La spectroscopie de photoluminescence est une technique de caractérisation optique des matériaux semiconducteurs. Elle consiste à mesurer le signal de luminescence émis suite à une excitation optique du matériau. L’absorption de photons ayant une énergie supérieure à l’énergie du gap du semiconducteur crée des porteurs de charge (électrons et trous) en excès dans les bandes de conduction et de valence du semiconducteur. L’excédent d’énergie cinétique des électrons et trous est rapidement perdu par l’intermédiaire des interactions porteur-phonon. En quelques picosecondes, les porteurs se seront redistribués dans leur bande d’énergie respective : on parle d’abord du mécanisme de thermalisation (interaction porteur-porteur) qui est suivi du mécanisme de refroidissement de ces distributions thermales (interaction porteur-phonon). La luminescence émise par le semiconducteur excité optiquement correspond à l’ensemble des recombinaisons radiatives (transitions avec émission de photons) des électrons et trous en excès. Dans un spectre de PL on enregistre l’intensité de la lumière émise en fonction de l’énergie des photons. Ce spectre donne des informations sur la densité de porteurs en excès et sur leurs distributions dans les divers niveaux d’énergie de la structure. À cause des mécanismes rapides de thermalisation, de refroidissement puis éventuellement de capture par

8

(6)

Bande de Valence

L Energie

x,y,z

des impuretés ou des régions à faible gap, la spectroscopie PL en régime continu nous renseigne surtout sur les énergies de transitions permises de plus basses énergies. Dans le cas des BQs, les paires électron-trou peuvent être créées soit directement dans les BQs ou bien dans les barrières. Comme dans le cas du semiconducteur 3D, une relaxation rapide des porteurs se produit, par l’interaction des interactions porteur-porteur puis porteur-phonon, vers les niveaux de plus basses énergies. Ainsi, la recombinaison s’effectue principalement à partir des états énergétiques les plus bas. Le remplissage des états de plus basses énergies peut donner accès à l’observation de transitions à plus hautes énergies (ceux associées aux états excités des BQs). Ainsi une augmentation de la puissance d’excitation permet d’observer un plus grand nombre de bandes d’émission qu’on peut associer à des transitions entre états confinés excités de la BQ.

Plusieurs informations peuvent être tirées des spectres de photoluminescence. Les positions des raies d’émission sont reliées à l’énergie de gap du semiconducteur ainsi qu’aux dimensions caractéristiques des BQs. Les intensités des différentes raies d’émission dépendent de divers facteurs tels la température, l’importance relative des canaux de recombinaisons radiative et non-radiative, les propriétés de transport des photoporteurs dans la structure ainsi que du degré de remplissage des états de basses énergies. Les largeurs de raies d’émission dépendent également de divers facteurs dont les distributions en taille et en composition des BQs [13-17]. Mentionnons aussi que l’observation des bandes d’émission liées aux états excités de la BQ permet de déterminer les séparations inter-niveaux ( ∆ E_i^e et ∆ Eihh , par exemple), en présumant que nous connaissons les discontinuités de bande

∆ E_C et ^{∆ E}V. Cette séparation inter-niveau est liée au degré de confinement des porteurs dans la BQ.

9 Bande de Conduction

(7)

Fig. 1.3. Diagramme de bande schématique d’une boîte quantique semiconductrice de bande interdite directe E²_g enterrée dans une matrice de plus grande bande interdite E¹_g . Les valeurs indiquées

sont pour : la largeur du puits (L), les hauteurs de barrière de confinement

(

^{∆ E}Cet ∆ E_V

)

^{, les}

énergies de confinement quantique (mesurées par rapport aux extrema de bande) pour les électrons et les trous

(

^{∆ E}Cet ∆ E_V

)

, la fréquence associée à la transition optique de plus basse énergie de la

boîte quantique

(

^ν0

)

[6]

1.6. Confinement des excitons dans les boîtes quantiques d’InAs

Dans son état fondamental, un semiconducteur possède une bande de conduction vide d’électrons, et une bande de valence pleine. L’excitation avec un photon dont l’énergie est au moins égale à l’énergie de bande interdite, permet d’amener un électron de vecteur d’onde

⃗k donné dans la bande de conduction, entraînant la création d’un état inoccupé dans la bande de valence. Cette vacance est effectivement traitée comme l’apparition d’une particule de charge positive et de vecteur d’onde ⃗−k appelée trou. L’électron et le trou formant un couple de deux particules de charges opposées, peuvent, par interaction coulombienne, former un état lié d’énergie inférieure à l’énergie de bande interdite (l’énergie du haut de la bande de valence est prise comme zéro des énergies) appelé exciton.

L’exciton est traité comme un système à deux corps. On a alors une quasi-particule dont les caractéristiques sont analogues à celles d’un atome d’hydrogène. Dans le cas d’InAs, le rayon de Bohr typique d’un exciton, qui permet de définir la taille de ce système, vaut environ 50 nm[18]. Dans des boîtes quantiques dont la dimension vaut environ 20 nm, l’exciton est complètement confiné, et possède alors, en suivant ce qui a été dit plus haut, un spectre en énergie discret. Lorsque le nombre de photons est grand (puissance d’excitation élevée), la probabilité de créer un bi-exciton, c’est-à-dire une quasi-particule composée de deux trous et

10

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deux électrons en interaction coulombienne augmente de façon quadratique et devient non négligeable.

En première approximation, l’énergie du bi-exciton est égale au double de l’énergie de l’exciton. Mais l’interaction de Coulomb a pour effet d’abaisser l’énergie de cette quasi- particule, formant ainsi un état lié. L’exciton, et le bi-exciton, ne sont pas des états stables: ils possèdent un temps de vie, durée séparant la création et la recombinaison radiative ou non de la paire électron-trou, auquel on associe une certaine largeur en énergie, conformément à l’inégalité d’Heisenberg temporelle. Dans les boîtes quantiques InAs/GaAs, le temps de vie typique d’un exciton est de l’ordre de 1 à 2 ns, ce qui conduit à une largeur en énergie de l’ordre de 0.7 eV [19].

Fig. 1.4. L’exciton et le bi-exciton. La structure en énergie discrète justifie l’appellation d’atome artificiel pour ce système.

1.7. L’exciton dans le semiconducteur massif

Le gap dans un semiconducteur correspond à l’énergie minimale nécessaire à la création d’une paire électron-trou. Ces deux porteurs peuvent se déplacer indépendamment dans le cristal et contribuent ainsi à la conductivité électrique. Aussi ces deux porteurs peuvent être liés par l’interaction coulombienne et dans ce cas la paire électron-trou ainsi formée est appelée exciton. Elle représente une excitation élémentaire du cristal.

L’état lié se forme par l’attraction électrostatique d’un électron et d’un trou, la force de cette attraction dépend essentiellement de deux paramètres :

11

(9)

- La constante diélectrique du milieu (plus elle est élevée plus l’attraction est faible).

- Les masses effectives de l’électron et le trou (plus elles sont faibles moins l’exciton est stable).

Pour les semiconducteurs à larges bandes et petits gaps, la constante diélectrique est élevée et les masses effectives sont faibles, nous avons donc des excitons faiblement liés avec une distance moyenne électron- trou grande devant le pas du réseau, ils sont dits excitons de Wannier (Fig. 1.5.a). Dans le cas d’un exciton fortement lié, l’excitation est localisée sur un seul atome ou dans un voisinage, on parle alors d’un exciton de Fränkel (Fig.1.5.b), il s’agit essentiellement d’un état excité d’un atome mais l’excitation peut sauter d’un atome à l’autre suivant la force de la liaison entre voisins[20].

Fig. 1.5. Les deux types d’exction : a) Exciton de Wannier, b) Exciton de Fränkel[20]

L’exciton de Wannier est considéré comme un système hydrogénoïde décrit par le modèle de Bohr et possède donc des niveaux d’énergie quantifiés. L’énergie de liaison du niveau n=1 (n est le nombre quantique principale) permet de définir le rayon de Bohr de l’exciton a_B (L’énergie de liaison est donnée dans le modèle de Bohr par -

(

2rε^e²

)

^,

a_B vaut donc :

a_B=

(

2^hπ

)

^ε²

μ e² (1.7)

12

(10)

et correspond à l’extension spatiale de l’exciton. Il est d’autant plus petit que l’interaction coulombienne est plus grande.

Dans l’équation (1.7), μ représente la masse réduite de l’exciton 1

μ= 1 m_e^¿+ 1

m_h^¿ (1.8)

m_e^¿ et m_h^¿ sont respectivement les masses effectives de l’électron et du trou.

ε : Est la constante diélectrique du semiconducteur aux fréquences optiques.

h : la constante de Planck .

Le Tableau 1.2 donne entre autres les masses effectives des porteurs dans quelques semiconducteurs III-V.

Tableau 1.2. Propriétés des principaux composés binaires III-V 300K ( ^m0 étant la masse de l’électron au repos)[21].

Composé III-V

Eg(eV )

me*(m0 ) mlh(m0

)

n_r ε_r �e �� a (Å)

GaAs 1,42 0,067 0.08 3.57 12,8 8500 400 5,653

InP 1.35 0.077 0.12 3.53 12.5 4000 600 5.8686

InAs 0.36 0.023 0.026 3.88 15.1 22600 200 6.0584

InSb 0.17 0.0145 0.016 3.98 15.9 100000 170

0

6.4794

1.8. L’exciton dans le semi-conducteur nanocristallin

La réduction de la taille du semiconducteur conduit l’exciton à un état de confinement.

Les effets seront plus ou moins importants suivant la taille du nanocristal considéré, le rayon de Bohr étant la longueur de référence.

L’exciton confiné subit deux potentiels [22]:

- l’interaction coulombienne, qui lie les deux particules qui le forment, elle est caractérisée par l’énergie de liaison.

13

(11)

- le puits de potentiel qui quantifie son énergie critique

(

^∝R¹²

)

avec R le rayon de la particule.

Différents régimes de confinement existent alors selon l’importance de ces potentiels qui dépendent de la taille du nanocristal, de la constante diélectrique et des masses effectives que l’on trouve dans l’expression du rayon de Bohr de l’exciton.

1.8.1. Le confinement fort ( R<a_B )

C’est le cas où le confinement du puits est prépondérant ; le puits dissocie la paire électron-trou et quantifie les mouvements des deux particules séparément. Les énergies des premières transitions sont données par la relation [23] :

E_n=E_g+ ℏ 2R²

(

^m¹e

¿+ 1 m^¿_h

)

(1.9)

1.8.2. Le confinement faible

(

^R>aB

)

C’est un cas proche de celui du cristal massif, les effets dus au puits sont faibles.

L’énergie de l’exciton s’écrit :

E=E_g−E_X

(

2μ R^ℏ ²

)

(1.10)

E_X étant l’énergie de liaison de l’exciton.

1.8.3. Le confinement intermédiaire

(

^aBe>R>a_Bh

)

a_Be , a_Bh sont les rayons de Bohr de l’électron et du trou et représentent leur extension spatiale. Les deux porteurs ne sont pas confinés de la même façon. L’énergie cinétique de l’électron est plus grande que celle du trou, il se déplace donc plus rapidement.

Le trou se localise plutôt au centre du nanocristal. L’énergie de la première transition s’écrit [22 , 23] :

Ε=E_g^massif+ℏ²π²

2R²

(

^me¿¹m₀+ 1

m_h^¿m₀

)

⁻

(

⁴^1.8^{π E}^e0²E_r 1

R

)

(1.11) 14

(12)

Dans cette équation, Eg est le gap électronique d'un NC de rayon R et E^massif_g est le gap du matériau massif. Le deuxième terme correspond au confinement quantique d'un puits de potentiel sphérique, m_e^¿ et m_h^¿ sont les masses effectives de l'électron et du trou. Les autres paramètres sont la masse de l'électron ( ^m0 = 9.1. 10⁻³¹ kg) et la constante de Planck réduite ( ℏ = 1.0546. 10⁻³⁴ J.s). Le troisième terme, dit d'attraction coulombienne, comporte la permittivité diélectrique relative du matériau

(

^Er

)

ainsi que celle du vide (

E₀ = 8.854. 10⁻¹² 12 F/m) [2].

1.9. Les Avantages des boîtes quantiques

Comme nous l’avons expliqué précédemment, la particularité de la boîte quantique est de confiner les porteurs dans toutes les directions. Si on crée un îlot de semiconducteur à faible gap (tel que l’InAs) dans une matrice de semiconducteur B à fort gap tel que le GaAs ou l’InP, le semiconducteur A se comportera comme un piège pour les électrons de la bande de conduction et les trous de la bande de valence. Si ce piège est de l’ordre de quelques dizaines de nm, on aura réalisé une boîte quantique avec des niveaux discrets pour les états des trous et des électrons.

Plusieurs types de boîtes quantiques existent mais deux catégories principales se distinguent :

– Les nanocristaux : Ce sont des boîtes colloïdales synthétisées par voie chimique où les charges libres sont confinées comme dans un système InAs/GaAs. On peut les utiliser dans des LEDs ou des lasers [24].

– les boîtes sont plus couramment utilisées en optoélectronique.

Des études sur les matériaux à confinement quantique ont montré que de telles structures avaient des propriétés optiques bien plus intéressantes que les matériaux massifs [25]. Les semiconducteurs III-V étant à gap direct, les durées de vie radiatives des porteurs sont faibles, ce qui leur confère de meilleures propriétés optoélectroniques. Avec des composés III-V, une véritable ingénierie de bande a été mise au point car on sait fabriquer une large gamme de composition.

Les filières existantes sont associées au substrat à partir duquel il est possible de réaliser la croissance ou plutôt chaque filière tient compte du paramètre de maille du substrat par rapport au matériau élaboré dessus. Chaque substrat est associé à une gamme de longueur d’onde : autour de 0.8μm et 1.3μm pour le GaAs et entre 1.3μm et 1.55μm pour l’InP. Les

15

(13)

premières études ont d’abord porté sur les puits quantiques, puis suite aux recherches menées sur l’amélioration du confinement des porteurs, dans des structures de plus basse dimensionnalité. Les fils quantiques ont été réalisés à l’intersection de la croissance de deux puits orthogonaux [25]. Les premiers systèmes 0D réalisés sont des nanocristaux sphériques de semiconducteur II-VI et datent de 1936 [26]. Les premières observations de l’obtention des boîtes quantiques de semiconducteurs III-V (InAs/GaAs) datent des années 80 [27].

Cet attrait considérable pour les structures de type boîtes quantiques est d’ordre scientifique et technologique. L’intérêt scientifique réside dans la volonté de compréhension de la physique de telles nanostructures. En effet, les boîtes quantiques se situent à l’intersection du domaine de la matière condensée et de la physique quantique. L’intérêt technologique vient des applications potentielles de ces nanostructures dans les dispositifs haute performance tels que les LEDs, les lasers, les mémoires optiques ou encore dans l’information quantique (car il est possible de générer des états quantiques utilisables dans la transmission de l’information) [27,28, 29].

1.10. Les applications des boites quantiques dans l’optoélectronique et la photonique On retrouve les boîtes quantiques dans de nombreux domaines d’applications, principalement dans des dispositifs optoélectroniques et en photonique. La possibilité de réaliser des boîtes quantiques de matériaux appartenant à la famille des nitrures semiconducteurs à grand gap (GaN, AlN) permet d’étendre potentiellement la gamme de longueurs d’onde accessible au bleu et à l’ultraviolet qui suscitent actuellement un énorme intérêt pour les applications optoélectroniques (LEDs, etc).

Les boîtes quantiques ont été préférées aux autres hétérostructures telles que les puits ou les fils quantiques dans les lasers car elles présentent plusieurs avantages :

– Étant donné le caractère discret des niveaux d’énergie, on peut envisager un gain supérieur à celui obtenu dans une structure à puits et d’abaisser le seuil du fonctionnement du laser. De plus, les recombinaisons non radiatives sont limitées.

– Le gain optique est plus élevé car les porteurs sont concentrés sur des gammes d’énergie plus étroites (au vu de la forme des pics de Dirac représentés sur la Fig 1.1 : système 0 ci- deussus)

– La densité de porteurs ne changeant pas avec la température, le gain du laser reste stable.

16

(14)

En plaçant des boîtes quantiques dans des cavités optiques (micropiliers, cristaux photoniques ou microdisques), on peut obtenir un régime de couplage faible ou fort entre une boîte quantique et un mode de la cavité. Des exemples de cavités sont présentés sur la Fig.

1.6. Le régime de couplage faible se manifestant par l’effet Purcell a été observé pour la première fois dans des microspiliers[30 ,31]. L’effet Purcell étant la réduction de la durée de vie radiative des excitons de la boîte par la présence d’un mode de cavité résonant, il a été observé que cette durée de vie est réduite d’un facteur 10. Le régime de couplage fort a également été mis en évidence dans les microspiliers, dans les cristaux photoniques et dans les microdisques. Le groupe de Yamamoto a réussi à réaliser une source de photons indiscernables, intéressante pour la cryptographie quantique [32]. On peut également se servir d’une boîte quantique comme source afin d’émettre deux photons intriqués [33].

Figure 1.6 – Exemples de cavités destinées aux applications photoniques. (a) Cavité à cristaux photoniques formée d’un trou manquant dans un cristal photonique Parfait. Le cristal photonique est gravé dans une membrane GaAs de 180 nm d’épaisseur, (b) : Micro disque GaAs, image au microscope électronique, Images INL (c) : Cavités micro piliers (diamètre de 125, 250 et 400 nm) contenant une boîte quantique unique pour la génération d’états quantiques de la lumière. Image LPN

1.11. Conclusion

Il existe un domaine de taille, celui des nanocristaux, dans lequel peuvent apparaître de nouvelles propriétés physiques qui pourraient être mises à profit dans les applications technologiques. La taille étant un paramètre que l’on peut contrôler en faisant varier les paramètres de synthèse, cela permet de balayer une propriété physique dans une certaine gamme et de l’adapter aux besoins.

17

(b) (c)

(a)

(15)

Dans ce chapitre on a présenté essentiellement la définition de boites quantiques, le confinement des porteurs dans ces structures ainsi que leurs propriétés les propriétés électroniques et optiques. Une section a été consacrée aux excitons dans les matériaux massif et nanocristallins, et terminer nous avons rappelé quelques avantages et applications des boîtes quantiques.

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CONCEPTS GENERAUXSUR LES BOITES QUANTIQUES

Chapitre 1