Transitions inter sous-bandes dans un puits quantique

Transitions inter sous-bandes dans un puits quantique

Structure électronique d’ un puits quantique

Les puits quantiques à semiconducteurs offrent un moyen commode de confiner des porteurs libres à deux dimensions. Il sont formés d’une couche fine d’un semiconducteur de faible bande interdite prise en sandwich entre deux couches d’un autre semiconducteur convenablement choisi et de bande interdite plus élevée.

Les états électroniques dans un puits quantique 

Le potentiel de confinement associé à la formation du puits quantique confine le mouvement des électrons dans la direction perpendiculaire du plan de couches (appelons cette direction z), tandis que le mouvement dans le plan reste libre.

Correction de non-parabolicité des niveaux de Landau 

L’énergie des niveaux de Landau est donnée dans le cas d’une bande parabolique. Leur variation avec le champ magnétique est linéaire. Cependant, dans les semiconducteurs à faible bande interdite, tels InAs or InSb, la relation de dispersion de l’énergie est fortement non parabolique. Dans GaAs, les effets de non parabolicité sont plus faibles mais encore significatifs. Dans ce cas, la masse effective dans l’expression  dépend de l’énergie des électrons. En conséquence, les niveaux de Landau sont inéquidistants et leur dépendance avec le champ magnétique n’est pas linéaire.

Transitions non radiatives 

Dans nos structures, les énergies inter sous-bandes sont bien supérieures à celle des phonons optiques longitudinaux. Dans ce cas, nous avons vu que la relaxation nonradiative est assurée principalement par l’émission de phonons LO. La probabilité est donnée par règle d’or de Fermi avec le potentiel d’interaction . Vu que les états électroniques confinés ne sont pas dispersés énergie et que la dispersion des phonons LO est négligeable, la relaxation par émission de phonons LO est bloquée par la règle de conservation d’énergie, sauf lorsque les états initiaux et finaux sont séparés par l’énergie d’un phonon LO .

Finalement, on peut constater que la probabilité de transition dipolaire inter sousbande dans un puits quantique n’est pas affectée par le champ magnétique dirigé suivant l’axe de croissance. Par contre, la relaxation non-radiative par émission des phonons LO, processus de relaxation le plus efficace, est bloquée par le champ magnétique. Par conséquent, temps de vie de niveau excité doit augmenter considérablement. Autrement, lorsque le champ magnétique réalise la condition d’émission résonante des phonons LO . la durée de vie est considérablement réduite. Au final, on s’attend à ce que le temps de vie du niveau excité présente des oscillations en fonction de champs magnétique. Nous appelons cet effet « effet magnéto -phonon inter sous-bandes ». Ce phénomène était mis en évidence dans le transport longitudinale (courant parallèle au plane de couches) d’un puits quantique soumis dans champs magnétique fort perpendiculaire aux couches. A notre connaissance, cet effet longtemps recherché n’avait pas été observé dans un système unipolaire.

Durée de vie des états polarons 

Le traitement par la théorie des perturbations de l’interaction électron phonon est invalidé lorsque l’intensité du couplage est important. C’est le cas dans des systèmes à 0D de boîtes quantiques unipolaires. Récemment une mesure de spectroscopie d’absorption dans des boîtes quantiques sous champ magnétique variable a montré l’effet spectaculaire d’anticroisement des niveaux attendu pour le couplage fort lorsque le champ magnétique accorde l’écartement des niveaux 0D de la boîte sur l’énergie d’un ou deux phonons LO [29]. Par ailleurs, dans ce même système de boîtes quantiques, une mesure directe de la durée de vie du niveau excité en fonction de la séparation inte rsous-bande des diverses boîtes de l’échantillon a montré que, lorsque l’on s’éloigne de la résonance avec les phonons LO, la durée de vie suit pratiquement les prévisions d’un modèle de couplage fort. Ces modèles expliquent de façon satisfaisante les meures d’anticroisement de niveaux dans les boîtes [11, 30, 31, 32, 33]. Dans ce contexte, la pertinence d’un couplage fort dans les états 0D de Landau n’est pas encore élucidée expérimentalement. Un calcul récent des énergies d’anticroisement donne une estimation des énergies d’anticroisement inférieure à 5meV. Nous présentons ci après le principe du calcul récemment publié dans Ref .33 et 34 et reprendrons le sujet dans la discussion de nos résultats expérimentaux sur la durée de vie inter sous-bandes.

Transport électronique dans des puits quantiques

Magnéto – transport dans le plan d’un puits quantique: résonance magnétophonon

La résonance magnétophonon (RMP) met en jeu le plus souvent les transitions intra sous-bandes. Elle se manifeste dans un gaz d’électrons soumis à un champ magnétique lorsqu’une paire de niveaux de Landau est séparée par une énergie égale à la fréquence d’un phonon optique longitudinal. L’équation de la de résonance s’écrit : N·hwC=hwLO . Prévue théoriquement pour être observée sur la magnétorésistance transverse, la RMP a été mise en évidence en 1961 dans un gaz 3D [35, 36, 37,], puis, environ deux décades plus tard, dans un gaz 2D [38].

Table des matières

Introduction
1 Introduction aux Lasers à Cascade Quantique
1.1 Transitions inter sous-bandes dans un puits quantique
1.1.1 Structure électronique d’ un puits quantique
Les états électroniques dans un puits quantique
Dimensionalité et densité des états
Effets du champ magnétique – quantification de Landau
Correction de non-parabolicité des niveaux de Landau
1.1.2 Transitions inter sous-bandes
Transitions radiatives
Transitions non-radiatives
Largeur de raie de luminescence
Effet du champ magnétique sur les transitions inter sous-bandes
Transitions radiatives
Transitions non radiatives
Durée de vie des états polarons
1.2 Transport électronique dans des puits quantiques
1.2.1 Magnéto – transport dans le plan d’un puits quantique: résonance magnétophonon
1.2.2 Transport vertical : effet tunnel résonant
1.3 Lasers à Cascade quantique
1.3.1 Principes de base
1.3.2 Propriétés de base
Gain optique
Pertes
Courant seuil et efficacité quantique différentielle
Propriétés de transport des porteurs
1.3.3 Effet du champ magnétique sur un LCQ
1.4 Conclusion ponctuelle
2 Techniques expérimentales
2.1 Caractérisation du champ magnétique pulsé du LNCMP
2.1.1 Bobines de champ pulsé, circuit d’alimentation
2.1.2 Architecture d’un poste de mesure au LNCMP
Architecture globale
Isolation galvanique des box
Système d’acquisition et de contrôle
2.2 Dispositifs expérimentaux réalisés
2.2.1 Mesure des caractéristiques courant-tension
2.2.2 Mesures de magnétotransport
2.2.3 Mesures en régime de courant impulsionnel
Introduction
Estimation de la largeur de l’impulsion
Chaîne de mesure
Source de courant
Traitement du signal stocké durant un tir
2.2.4 Détection de l’émission laser
Détection utilisant un photoconducteur à bande d’impuretés bloquée
(BIB)
Détection utilisant une photodiode HgCdTe
2.2.5 Montage des échantillons
2.2.6 Calibration relative de l’intensité et contrôle du profil de l’impulsion laser
3 Présentation et caractérisation des structures lasers
3.1 Description des structures à cascades GaAs/AlGaAs
3.1.1 Structure électronique
3.1.2 Structure de la cavité laser
3.1.3 Spectres de luminescence
3.2 Caractérisation du transport électrique
3.2.1 Caractéristiques tension-courant
3.3 Transport magnéto-tunnel
3.3.1 Courbes I(V) de la structure sous champ magnétique
3.3.2 Spectroscopie Magneto-tunnel de la zone active
3.4 Courbes lumière-courant
3.5 Conclusion ponctuelle
4 Résonance Magnétophonon inter sous-bandes (RMPI)
Conclusion

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