Procédé de fabrication et effets de la température de dépôt

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Influence de la taille et de l’environnement des nc-Si

Nous avons vu que la diminution en taille du silicium augmente la probabilité de recombinaison radiative des porteurs confinés. Mais cette nanostructuration du Si vient également modifier le gap qui devient d’autant plus large que la taille nanométrique diminue. Il en résulte une émission de photons d’énergie de plus en plus élevée. Ce phénomène est illustré figure I.3. Le spectre d’émission du silicium nanocristallin peut donc aller de l’infrarouge au vert par diminution de la taille. De ce fait, les nc-Si possèdent des propriétés intéressantes car les caractéristiques spectrales sont liées à leurs dimensions.

Pour illustrer ce phénomène, nous présentons sur la figure I.4 des spectres de photoluminescence caractéristique d’échantillons contenant des nc-Si. Quelle que soit la composition de l’échantillon, la forme du spectre de PL présenté est proche d’une gaussienne. Une partie de la distribution en énergie résulte du caractère indirect de la transition et des différents canaux radiatifs possibles assistés par phonons. Cependant, cette distribution d’énergie est, en majeure partie, dû à l’effet de taille des nc-Si : comme à chaque taille de nc-Si correspond un gap différent, l’allure gaussienne du spectre de PL reflète la distribution en taille des nc-Si contenus dans l’échantillon. Cela nous permet ici d’introduire le fait que quel que soit l’échantillon, il ne contient pas qu’une classe de nc-Si mais un ensemble de nc-Si de différentes tailles.

D’autre part, on peut voir sur la figure I.4 que lorsque l’on augmente la quantité de silicium en excès dans la couche de SiOx (1<x<2), i.e. lorsque le nombre x diminue, le spectre de PL se décale vers les grandes longueurs d’onde (faibles énergies). Cela est dû à au fait que, pour un même traitement thermique, plus l’excès de Si incorporé est

important, plus la taille des nc-Si est grande et donc plus le spectre de PL est décalé vers les faibles énergies. En indexant les longueurs d’onde maximales des spectres de PL, on obtient une bonne approximation de la valeur moyenne du gap optique de l’ensemble des nc-Si. Ce dernier peut se calculer théoriquement [15], ou par un modèle semi-empirique, tel que celui proposé par Delerue et al. [16]: Egap E03,73 1.39 avec Egap l’énergie relative au gap du nc-Si de diamètre d et E0 l’énergie du silicium massif (1,12 eV). 10

La figure I.4 de droite trace l’évolution des valeurs du gap (estimée à partir des pics de PL) en fonction de la taille moyenne des nc-Si, contenus dans différentes matrices hôtes. Cette évolution est qualitativement la même pour les études indiquées, en dépit des différences de techniques de fabrication utilisées et d’environnement atomique. En effet, que les nanostructures de Si soient du silicium poreux passivé par un traitement à l’hydrogène (carrés), ou des films de SiO x déposés sur des substrats de quartz (triangles pleins) ou même qu’ils soient intégrés dans une matrice de Si3N4 (triangles vides), l’allure de Eg en fonction de la taille est qualitativement la même, reflétant de l’effet du confinement quantique. Le seul bémol concerne toutefois les échantillons de silicium poreux oxydés en surface (losange) sur lesquels nous reviendrons plus tard. Regardons maintenant l’évolution de l’intensité de PL en fonction de la taille.

Selon la théorie du confinement quantique, plus les porteurs sont confinés (i.e. plus les nc-Si sont petits), plus la probabilité de transition sera élevée. Dans le cas d’une matrice de SiOx, on peut voir sur la figure I.4 (gauche) que l’intensité de PL ne présente pas une évolution monotone lorsque l’on fait varier la teneur en excès de silicium. L’interprétation d’une telle évolution n’est pas forcément intuitive. Pour analyser plus précisément l’évolution de l’intensité de PL en fonction de la taille des nc-Si, Sa’ar et al. ont normalisé l’intensité de PL intégrée par le pourcentage de silicium contenu dans l’échantillon, obtenant ainsi le rendement de PL [14]. On peut voir sur la figure I.5 (gauche) que lorsque la taille des nc-Si diminue, le rendement de PL augmente jusqu’à un diamètre de nc-Si de l’ordre de 5 nm puis diminue pour des diamètres de nc-Si plus faible.

Une des explications les plus plausibles à ce phénomène est celle donnée par Wolkin et al. qui ont proposé un modèle dans lequel les doubles liaisons Si=O à la surface des nc-Si de petite taille (< 3 nm) jouent un rôle important en introduisant des niveaux dans le gap qui limiterait ce dernier et diminuerait par là même le rendement de PL[18]. Ces liaisons pourraient être localisées dans la région d’interface nc-Si/SiO2 épaisse d’environ 8 Å, telle que mise en évidence par Daldosso et al. [19]. Ces auteurs ont estimé que celle-ci est une région de transition qui change progressivement de structure et de composition, passant progressivement du Si pur et cristallin à la matrice SiO2 amorphe, en passant par une région sous-stœchiométrique SiOx. Par conséquent, une telle interface est susceptible de contenir les doubles liaisons Si=O qui peuvent jouer un rôle dans les effets de confinement pour les nc -Si de faible taille. Cette interprétation permet d’expliquer la baisse du rendement de PL observé, ainsi que les écarts entre théorie et mesure pour le gap des nc-Si dont la taille est inférieure à 3-5 nm (figure I.5).

La valeur de taille limite à partir de laquelle les effets de recombinaison radiative à l’interface nc-Si/SiO2 deviennent prépondérant semblent dépendre des échantillons (3 nm pour Wolkin et al. 5 nm pour Sa’ar et al. [14]) et/ou de l’approche : intensité vs taille pour Sa’ar et al contre énergie vs taille pour Wolkin et al. Pour Sa’ar [14], la région interfaciale des nc-Si joue également un rôle majeur dans le fait qu’elle limite les canaux de relaxation non-radiatifs des Si-nc. Par ce biais, le rendement quantique des nc-Si est augmenté.

Ce phénomène permet de répartir les rôles joués respectivement par le confinement quantique – qui intervient surtout dans les processus de recombinaison radiative – tandis que la région interfaciale permet d’augmenter considérablement les temps de vie non radiatifs [14]. Ces deux phénomènes permettent à eux deux d’expliquer la bonne efficacité de luminescence des nc-Si.

Transferts entre nc-Si

Nous avons vu que les nc-Si dispersés dans la matrice hôte (par exemple SiOx) et présentent une distribution en taille inévitable, quelle que soit la méthode de fabrication. De plus, ces nc-Si peuvent interagir entres eux via un transfert d’énergie dès lors qu’ils sont suffisamment proches l’un de l’autre [20- 24]. Cette migration d’énergie est d’autant plus favorisée que la distance entre nc-Si est faible et dépend donc fortement de l’excès de Si total inséré dans l’échantillon. D’un point de vue conservation d’énergie, les nc-Si les plus petits (et donc à plus grand gap) vont transférer préférentiellement leur énergie à des nc-Si plus gros (à plus petit gap). Ce phénomène va donc favoriser la luminescence des plus ‘gros’ nc-Si au détriment des plus petits qui leur cèdent leur énergie.

Il n’est pas aisé de déterminer et quantifier les transferts d’énergies entre nc-Si. La méthode la plus courante est d’analyser la PL résolue en temps des nc-Si. Différents groupes ont montrés que le temps de déclin des nc-Si de petite taille (partie haute énergie du spectre de PL) qui transfèrent leur énergie à d’autres nc-Si est bien décrit par une exponentielle étirée (stretch exponential) [20]. Une exponentielle étirée s’exprime par l’équation : I I   t   Eq. I.3 0 exp Où I0 est l’intensité de PL à t = 0, est le temps de vie moyen et β (β <1) est un facteur de dispersion qui caractérise l’ampleur du transfert entre nc-Si. De manière générale, plus β est faible, plus le phénomène de transfert est important. Le phénomène de transfert est illustré schématiquement sur la figure I.6.

Cependant, le comportement d’exponentiel étiré n’est pas nécessairement dû pour certains groupes [25,26] à un transfert d’énergie vers d’autres nc-Si, puisqu’il peut bien se produire en l’absence d’interaction entre nc-Si [25, 26].

Par contre, toutes les études s’accordent à dire que le caractère étiré de l’exponentielle est plus accentué lorsque que l’on analyse les faibles énergies d’un spectre. En d’autres termes, plus la taille du nc-Si est faible, plus la composante rapide du temps de déclin est courte. Les travaux récents de Jayatilleka et al. ont d’ailleurs proposé une méthode pour détecter les transferts d’énergie dans un ensemble de nc-Si [27].

Généralités sur les terres rares

Les terres rares constituent une classe d’éléments très particulière dans le tableau de Mendeleïev. Tout d’abord de par leur nom paradoxal : elles ont peu de choses en commun avec la ‘terre’ car, sous leur forme pure elles sont métalliques et sont, d’autre part, plus abondantes que le laisse penser leur qualificatif de ‘rare’ [34]. Elles sont également très particulières d’un point de vue physico-chimique. Leur spécificité vient du fait que leurs couches électroniques externes (5s, 5p et 5d) sont complètes tandis que leur couche interne 4f est, elle, incomplète.

Les symboles utilisés pour désigner les niveaux d’énergie des ions terre rare sont conventionnellement exprimés par 2S+1LJ et sont déterminés en fonction du moment angulaire de l’ion et des nombres quantiques de spin. Par exemple, pour le niveau 4I15/2 de l’erbium, la lettre I désigne le moment angulaire orbital total de l’ion obtenu en combinant le moment angulaire orbital des électrons individuels de l’ion selon les séries Clebsch-Gordan [35]. L’exposant à gauche (ici 4) est le nombre total possible d’orientations de spin de l’ion, donné par 2S+1, S étant le spin total de l’ensemble des électrons de l’ion. L’indice de droite (15/2) donne, quant à lui, le moment angulaire total de l’ion (J = L + S) et il est déterminé en utilisant le couplage Russel-Saunders [36].

Lorsqu’elles sont insérées dans une matrice, amorphe ou cristalline, les terres rares sont en très grande majorité dans leur forme trivalente (Er3+). Leurs couches externes remplies constituent un blindage pour la couche électronique 4f. Cette couche 4f étant partiellement remplie, c’est elle qui va gouverner les propriétés optiques de la terre rare (absorption, émission, …).

En ce qui concerne la dégénérescence des niveaux d’un ion terre rare de configuration 4fn (où n varie de 0 à 14, du Lanthane au Lutécium), elle s’obtient par la combinaison C14n 14! . Elle peut être partiellement ou totalement levée par les n!(14 n!) perturbations suivantes (cf. fig. I.8):

– L’interaction coulombienne amène la configuration 4f (2S+1).(2L+1) fois qui représente la répulsion entres électrons à divers termes 2S+1L chacun dégénérés

– Le couplage spin-orbite : le moment orbital de l’électron crée un champ magnétique interne qui peut interagir avec le moment magnétique associé au spin de ce même électron. Cette interaction décompose chaque terme en niveaux 2S+1LJ dégénérés 2J+1 fois.

– Le champ cristallin qui est une interaction électrostatique entre l’ion et ses voisins (champ électrique), subdivise chaque niveau en sous-niveaux Stark.

A noter que c’est la répulsion coulombienne qui définit les termes L et S, tandis que le couplage spin-orbite définit J. Le champ cristallin quant à lui, agit sur J (subdivision des niveaux).

Comme mentionné ci-dessus, l’écrantage des électrons de la couche 4f par les couches externes pleines 5s2 et 5p6 réduit très fortement l’influence du champ cristallin. Cette propriété fait que les niveaux d’énergies d’une terre rare au sein d’un matériau hôte dépendra très peu de la nature et de la qualité de ce dernier. Cependant le champ électrique dérivant du potentiel cristallin élargit les niveaux d’énergie, par multiplication des nous-niveaux. Ceci est connu sous le nom d’effet Stark. Par exemple, l’ion Er3+ dans la silice possède (2J+1)/2 niveaux Stark à la transition J, ce qui donne par conséquent 56 transitions théoriques possibles entre les niveaux 4I13/2 et 4I15/2. Ces 56 transitions seront détectables uniquement dans un matériau cristallin et à basse température. Les transitions d’énergie qui ont lieu à l’intérieur de la configuration 4f se produisent entres états de même parité. D’après la règle de Laporte elles sont normalement interdites au premier ordre pour un ion complètement isolé et pour une émission dipolaire électrique [37]. Mais en réalité elles sont en partie autorisées grâce aux interactions avec le champ cristallin permettant le recouvrement de fonctions d’ondes de parités opposées.

Transfert d’énergie entre nc-Si et ions Er3+

Les travaux de Kenyon et al. ont montré que les films de SiOx dopé erbium présentaient une forte intensité de luminescence à 1.5 µm, provenant des ions Er3+ et que ces ions erbium pouvaient être excités dans une large bande d’absorption correspondant à l’absorption des nc-Si [58]. Pour Fujii et son groupe [59], il s’agit d’un transfert résonant de l’énergie entre le nc-Si et le niveau 4I9/2 de l’ion Er3+, lequel se désexcite rapidement vers 4I13/2 puis transite au fondamental 4I15/2 avec émission à 1,5 µm.

De multiples travaux postérieurs [60-65] ont démontré cette excitation indirecte des Er3+ par les nc-Si, et l’ont décrite de la manière suivante : un nc-Si absorbe un photon dans la large gamme d’absorption typique des nc-Si, produisant ensuite un exciton confiné au sein du nc-Si. S’ensuit un transfert d’énergie rapide vers un niveau excité de l’ion Er3+ voisin, suivi d’une thermalisation vers 4I13/2 avant la transition vers 4I15/2 et l’émission de photon à 1.5 µm, comme est illustré figure I.12.

L’intérêt d’un tel système est évident : par le biais de ce transfert d’énergie, il est possible d’augmenter considérablement la section efficace effective des ions Er3+ (facteur 103-104) jusqu’à la valeur de la section efficace d’absorption des nc-Si [66,67] et de réduire la taille du dispositif photonique, le rendant potentiellement intégrable.

De plus, l’utilisation d’une simple source lumineuse de type flash ou LED peu onéreuse comme source d’excitation, à la place d’un laser puissant coûteux, devient possible et parfaitement envisageable. [68,69]

Mécanismes d’excitation et transfert d’énergie

Les processus d’excitation, de désexcitation et d’émission se produisant dans les systèmes SiOx :Er ont été décrits par plusieurs groupes dans de nombreux articles [60,70-71]. Dans un souci de clarté, nous présentons de manière ‘chronologique’ les modèles développés, afin de bien suivre le cheminement des différents apports. A noter que certains calculs sont développés en annexes, Franzo et al. ont été les premiers à développer un modèle d’équation de population permettant de décrire le système SiOX :Er [60]. Le modèle qu’ils ont développé se veut applicable également à d’autres terres rares incorporées dans une matrice SiOx. Leur modèle suppose tout d’abord que les nc- Si n’émettent pas directement par recombinaison radiative mais que leur mécanisme d’émission se fait en deux temps : (i)

un exciton est formé dans les nc-Si, puis (ii) en se désexcitant, il transfère son énergie à un centre luminescent (CL) localisé à l’interface nc-Si/SiO2. Ils justifient cette hypothèse par le fait que les temps de vie mesurés des nc-Si de leurs échantillons dépendent peu de la présence du co- dopant Er3+. L’ajout d’ions Er3+ constitue alors juste une alternative à l’émission par les CL. Lorsqu’un exciton est formé, il aura donc deux ‘choix’ possibles : transférer vers les centres luminescents ou transférer vers Er3+.

Leur modèle qui décrit l’évolution des populations en fonction du flux Φ et du temps t se divise donc en trois équations : dNexcNNexc

Population d’excitons formés au sein des nc-Si dt dNc*NexcNc*

trcdcPopulation de centres luminescents excités ddN RE* R*N RE*

dREPopulation d’Er3+excités au premier niveau dt avec N exc le nombre d’excitons formés au sein des nc-Si dont la quantité totale est N, σabs-ncsi est la section efficace d’absorption des nc-Si et est le temps de recombinaison des excitons. N*c est le nombre de centres luminescents excités,trc etdc sont, respectivement, le temps de transfert des excitons vers les centres luminescents et le temps de désexcitation de ceux-ci. En ce qui concerne la troisième équation, N RE* est la concentration d’Er3+ excités, le terme R* représente l’augmentation d’Er3+ excités

dRE étant le temps de vie des Er3+

Ils montrent que l’évolution de la population d’ions Er3+ s’écrire :

* effdRE    1  N RE (t) effdRE 1 N RE 1  exp eff  dRE t excités peut ensuite Eq. I.6

A noter qu’ils définissent un terme de section efficace effective d’absorption effN RE trEq. I.7

Un modèle similaire a été repris et amélioré par Kenyon et al. [70]. Franzo partait du principe que les nc-Si n’émettaient pas directement par recombinaison radiative mais qu’ils transféraient leur énergie à des centres luminescents CL localisés à la surface des nc-Si. Ici, l’approche de Kenyon est de calculer les équations de population pour les deux cas de figures, i.e. recombinaison radiative directement par les nc-Si ou transfert de l’énergie confinée vers les CL voisins. Ils comparent ensuite les modèles afin de définir celui le plus physiquement probable.

Dans leur cas, le modèle de recombinaison radiative des excitons confinés au sein des nc-Si convient mieux, que ce soit pour des fabrications d’échantillons par dépôt PECVD ou par implantation. Ainsi, ils supposent par la suite que le transfert d’énergie vers l’erbium se fait à partir de l’exciton confiné dans le nc-Si. Ils décrivent donc ensuite l’émission de l’erbium.

• Modèle décrivant l’émission à 1.5 µm

Les auteurs [70] partent de l’équation suivante : dN RE*  (1 Cdir )R *  CdirEr N RE* dRE dt Eq. I.8

Où Cdir est la proportion d’ions Er3+ excités et R* est l’augmentation de la population d’Er3+ excitée. Ne sachant comment mesurer le volume d’interaction (Λ), le temps de transfert ( Tr), l’efficacité quantique (η) et le nombre moyen d’excitons par nc-Si (k), les auteurs regroupent tous ces termes en un seul, à l’instar de Franzo et al. [60], qu’ils appellent la section efficace effective d’absorption.

Ils proposent alors un modèle permettant de décrire l’émission des Er3+ à 1,5 µm en fonction du flux (voir annexes pour les équations). La concordance avec l’expérience est bonne.

Pacifici et al. vont plus loin [71] dans le raisonnement en considérant les nc-Si comme un système à 3 niveaux et les ions erbium comme un système à 5 niveaux. Ce modèle (cf. fig. I.14) est probablement le plus complet car il prend en compte tous les phénomènes d’excitation/transferts possibles, i.e. le transfert retour des Er3+ vers les nc-Si, les différentes absorptions dans l’état excité, les phénomènes d’up-conversion et les différents taux de transitions entres niveaux d’énergie des Er3+. Leur modèle définit également un coefficient de couplage entre le nc-Si excité et l’Er3+. L’hypothèse de départ est que le transfert nc-Si=>Er3+ se fait uniquement au niveau 4I9/2. La cohérence d’une telle supposition sera analysée plus en détail dans une partie suivante. Le modèle est alors composé d’un système de sept équations de population.

Etant donné la complexité du modèle, les auteurs ne donnent pas de solution analytique au système d’équation et laissent le soin à des algorithmes pour simuler les résultats.

Ils montrent que le phénomène d’up- conversion est non négligeable pour des concentrations en erbium >1020 at/cm3 et que le temps de transfert de l’exciton vers les Er3+ est ~1 µs. Mais l’information la plus importante apportée par cette simulation est qu’elle montre qu’il est possible d’obtenir, en théorie, un gain net positif à 1,5 µm si l’absorption de porteurs confinés dans les nc-Si est ≤ 10-19 cm².

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Table des matières

Introduction générale
CHAPITRE I – Etude bibliographique
I.1. Introduction
I.2. Propriétés d’émission du silicium
I.2.1 Du massif au nano
I.2.2 Différents types de nanostructures de silicium
I.2.3 Influence de la taille et de l’environnement des nc-Si
I.2.4 Transferts entre nc-Si
I.2.5 Gain optique et limitations
I.3. Terres rares et ion erbium
I.3.1 Généralités sur les terres rares
I.3.2 Interactions entre ions et processus de pertes
I.3.3 Ion Erbium et matrice hôte compatible silicium
I.4. Le système SiOx:Er
I.4.1 Transfert d’énergie entre nc-Si et ions Er3+
I.4.2 Mécanismes d’excitation et transfert d’énergie
I.4.3 Excitation dépendant de la distance entre nc-Si et Er3+
I.4.4 Niveaux d’énergies bénéficiant du transfert
I.4.5 Nature des sensibilisateurs
I.5. Dispositifs électroluminescents
I.6. Conclusion
Références
Annexes
CHAPITRE II – Procédé de fabrication et effets de la température de dépôt
II.1. La pulvérisation magnétron radiofréquence
II.1.1 Principe de la pulvérisation
II.1.2 Effet magnétron et radiofréquence
II.1.3 Paramètres de dépôt
II.2. Influence de la température de dépôt
II.2.1 Analyses structurales.
II.2.2 Propriétés de photoluminescence
II.3. Conclusion
Références
CHAPITRE III – Influence du recuit sur les centres luminescents
III.1. Diffusion des atomes et agglomération
III.1.1 Calcul de la distance moyenne entre dopants (Si↔Si et Er↔Er)
III.1.2 Diffusion des atomes de Silicium et d’ions Er3+
III.1.3 Agglomération des atomes de silicium
III.2. Photoluminescence
III.2.1 Photoluminescence du SiOx
III.2.2 Photoluminescence du SiOx :Er
III.3. Analyse des centres luminescents par Cathodoluminescence
III.3.1 Influence de la composition sur les spectres CL
III.3.2 Influence de la température de recuit.
III.3.3 Discussion sur les résultats de cathodoluminescence
III.4. Conclusion
Références
CHAPITRE IV – Dépendance en épaisseur des propriétés optiques des couches minces
IV.1. Effet de l’épaisseur sur la distribution des atomes de silicium en excès
IV.1.1 Composition des couches
IV.1.2 Estimation de l’agglomération du Si en excès
IV.1.3 Microscopie électronique en transmission
IV.2. Effet de l’épaisseur sur la photoluminescence
IV.2.1 Phénomènes optiques dépendant de l’épaisseur
IV.2.2 Photoluminescence du SiOx
IV.2.3 PL du SiOx :Er
IV.3. Manque de nc-Si dans les films les plus minces
IV.3.1 Dépôts sur une couche tampon SiO2
IV.3.2 Augmentation de l’excès de Si
IV.4. Conclusions
Références
CHAPITRE V – Optimisation de l’excès de Silicium et sensibilisation multi-niveaux de l’erbium
V.1. Optimisation de l’excès de Si pour la PL
V.1.1 Effets de l’augmentation de l’excès de Si
V.1.2 Optimum d’excès de Si pour une PL optimale des ions Er3+
V.2. Dynamique de PL des films minces
V.2.1 Allure générale de la dynamique de PL à 1,5 µm
V.2.2 Description mathématique des courbes de dynamique
V.2.3 Composante longue du temps de déclin
V.2.4 Influence de l’excès de Si sur le temps de montée rapide.
V.2.5 Temps de montée lent et temps de déclin rapide
V.3. Modèle proposé et simulation
V.3.1 Système d’équations de populations
V.3.2 Démonstration de l’excitation multi-niveaux
V.3.3 Influence de l’augmentation du nombre de nc-Si
V.3.4 Transfert inverse?
V.3.5 Augmentation du transfert ‘lent’ vers les niveaux supérieurs
V.3.6 Discussion critique sur le modèle proposé
V.4. Conclusion
Références
CHAPITRE VI – Diodes électroluminescentes SiOx:Er émettant à 1,5 µm
VI.1. L’enjeu de l’électroluminescence à 1,5 µm
VI.2. Mécanisme de conduction et d’excitation des centres luminescents
VI.2.1 Mécanismes de transport
VI.2.2 Electroluminescence des Er3+au sein de matrices SiOx
VI.3. Procédé technologique et considérations techniques
VI.3.1 Dispositifs fabriqués
VI.3.2 Etude de l’inhomogénéité du dépôt et son implication
VI.4 Mécanismes de conduction et électroluminescence
VI.4.1 Transport de courant
VI.4.2 Electroluminescence
VI.5 Influence de l’épaisseur
VI.5.1 Effets de l’épaisseur sur les propriétés électriques
VI.5.2 Impact de l’épaisseur sur le signal d’électroluminescence
VI.6. Influence de l’excès de silicium
VI.6.1 Pour une faible épaisseur donnée
VI.6.2 Influence de l’épaisseur pour un fort excès de silicium
VI.7. Rendement quantique externe
Références
CHAPITRE VII – Erbium dans des matrices de nitrures et d’oxynitrures de silicium
VII.1. Introduction
VII.2. Différentes approches de fabrication
VII.2.1 Pulvérisation non réactive (3 cathodes)
VII.2.2 Pulvérisation réactive sous Ar+N2
VII.2.3 Comparaison entre les matrices
VII.3. Mécanismes d’excitation et centres luminescents
VII.3.1 Propriétés de PL à basse température
VII.3.2 Cathodoluminescence
VII.4. Diodes électroluminescentes contenant de l’azote
VII.4.1 Propriétés de conduction
VII.4.2 Electroluminescence
VII.5. Conclusion
Références