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Contrôle de l’émission
spontanée d’unémetteur
àl’étatsolide
Bruno Gayral
[e-mail]
Équipe CEA-CNRS «NanophysiqueetSemi-conducteurs »,CEA-Grenoble,DRFMC/SP2M, Grenoble
Pascale Senellart
[e-mail]
Laboratoiredephotoniqueetde nanostructures,UPR 20,LPN/CNRS, Marcoussis
L’émission spontanée n’est pasune propriétéintrinsèqued’unémetteur :en plaçantl’émetteur dansune cavité
optiqueonpeut accélérerson émission spontanée,voirelarendreréversible. Ceteffet,démontrédansunsystème
semi-conducteur àl’aide de boîtesquantiquessemi-conductrices,ouvredesperspectivesintéressantespour le
traitementquantiquedel’information àl’étatsolide.
’émission spontanée décritgénéralementl’émis-
sion de lumièrequiaccompagne larelaxation d’un
électron d’unétatexcitévers unétatmoinsénergé-
tique. Cephénomène est pour le physicien expérimenta-
teur une manièredesonderlestransitionsélectroniques
dansunatome :l’énergie duphoton émisest égale àla
différenceénergétiqueentrelesdeux niveaux électro-
niquesconcernés,tandisqueletempsmoyen nécessaire
pour émettrelephoton renseigne sur lesfonctionsd’onde
desétats électroniques.Présentéainsi,il pourraitsembler
quel’émission spontanée est une propriétéintrinsèquede
l’émetteur.Oren 1946,Purcell aproposédansunarticle
trèsdensedequelqueslignesquel’émission spontanée
caractériseplus généralementl’interaction d’unémetteur
avecson environnementélectromagnétique. Supposons
parexemple unémetteur placéentredeux miroirs.Dans
une telle cavitéoptiqueseulscertainsmodesoptiques
sontpermis,similairesaux modesvibratoiresd’une corde
de guitaretenueàsesdeux extrémités.Lorsquelesdimen-
sionstypiquesde lacavitésontde l’ordredelalongueur
d’onde desphotonsémisparl’émetteur,le champ électro-
magnétiqueàl’énergie desmodesest concentréausein
de lacavité:on parle alors de microcavité. Purcell prévoit
alors queletaux d’émission spontanée d’untel émetteur
serafortementaugmentéparrapport àlasituation du
même émetteur dansl’espacelibre. Silamicrocavitéopti-
queprésentedespertesoptiquessuffisammentfaibles,
alors l’émission spontanée de lumièrepeut même être
rendueréversible :le photon émisparl’émetteur est piégé
suffisammentlongtempsdanslacavitépour êtreréab-
sorbépuisréémispériodiquement.L’énergie dusystème
est successivementstockée parl’émetteur etparle champ
électromagnétique,cequid’unpointde vuequantique
signifie quelesétats propresdusystème sontdesétats
mixtesémetteur-champ électromagnétique. Ceprocessus
extrême d’interaction lumière-matièreest appelé
«régime de couplage fort ». Ceseffets physiquesontété
démontrésexpérimentalementdanslesannées1980en
physiqueatomique. Quelquesannéesplus tard,l’idée est
apparuequ’untel contrôle de ladynamiqued’émission
spontanée àl’étatsolide pourraitêtreutiliséavantageuse-
mentpour améliorerlesperformancesde nombreux
composants optoélectroniques.Parlasuite,laspécificité
de l’étatsolide est égalementapparueprometteusepour
desapplicationsautraitementquantiquedel’informa-
tion. C’est ladémonstration de ceseffets de contrôle de
l’émission spontanée pour dessystèmessemi-conduc-
teurs quenous présentonsdanscetarticle. Dansune pre-
mièrepartie,nous décrivonsplus en détail lesparamètres
physiquesimportants de l’interaction entrel’émetteur et
le mode de cavité,ainsiquelesparticularitésdessystèmes
semi-conducteurs quenous étudions.Puisnous décri-
vonslesexpériencesquiontpermisde mettreenévidence
l’effetPurcell ainsiquelecouplage fort pour desémet-
teurs semi-conducteurs en microcavitéoptique.
Couplage lumière-matière:
lesparamètrespertinents
Considéronsunémetteur dansunétatélectronique
excitéetnotonsλ 0lalongueur d’onde de latransition élec-
troniquequimène l’émetteur de son étatexcitévers son
étatfondamental. Supposonsquel’émetteur soitplacé
dansune microcavitéoptiqueàunventred’unmode opti-
queconfiné,résonantàlalongueur d’onde λ 0 .Lesétats
(émetteur dansson étatexcité,aucunphoton dansla
cavité) et(émetteur dansson étatfondamental,un
photon dansle mode de cavité) sontàlamême énergie (on
ditqu’ilssontrésonants,ouencoredégénérés). Appelons
L
e,0>
f,1>

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Contrôle de l’émission spontanée d’unémetteur àl’étatsolide
glafréquenceducouplage entrecesdeux niveaux.Dans
l’approximation dipolaireélectrique,cecouplage est
donné par,oùest le dipôle de l’émetteur et
est le champ électriquedumode optiqueàl’emplace-
mentde l’émetteur.Onintroduitalors laforced’oscilla-
teur foscde l’émetteur quicaractériseson couplage
intrinsèqueauchamp (voirencadré2 ). Sile
dipôle de l’émetteur etle champ électriquedumode opti-
quesontalignés,.Leconfinementspatial
dumode optiquesignifie queson énergie électromagnéti-
queminimale (appelée énergie duchamp duvide) est con-
finée spatialementdansunvolume V ,sibien que
l’intensitéE 2duchamp àson maximumest inversement
proportionnelle àV .Finalement,le couplage entrel’émet-
teur etlacavitéest proportionnel à.
Parailleurs,lacavitéoptiqueprésentedespertesde
sortequ’unphoton confiné danslacavitéfinitpars’échap-
peraubout d’untempsmoyen τcavhors de lacavité. Le
mode de cavitéest ainsicouplé aux modesoptiquesde
l’espacelibreparune fréquencedecouplage
donnée par2π/ τcav(figure1,haut).
Quand le couplage entrel’émetteur etle
mode de cavitéest inférieur àl’échappement
duphoton hors de lacavité,
l’étatsedésexciteenémettantunpho-
ton danslacavité(état)etcephoton
quittealors rapidementlacavitépour rayon-
nerdansl’espacelibre. L’émetteur «voit»
uncontinuumdemodesoptiquesdontla
densitéest modifiée parlaprésencedela
cavité(figure1,gauche). La probabilitéd’émis-
sion d’unphoton parl’émetteur aucours du
tempsest donnée parune loi de déclin expo-
nentiel,caractérisée paruntaux d’émission
spontanée donné parlarègle d’orde Fermi :
,oùρ ( λ )est ladensitéd’étatdu
mode électromagnétique. Onpeut montrer
queladensitéd’états dumode àl’énergie de
résonanceρ (λ 0 )est inversementproportion-
nelle autempsd’échappementduphoton
hors de lacavité. Celapeut êtrevu comme
une conséquencedelarelation de Heisen-
bergtemps/énergie :plus le pho-
ton restelongtempsdanslacavité,plus il est
monochromatiqueetdoncplus sadistribu-
tion de densitéd’étatest étroite. Onintroduit
alors le facteur de qualitédelacavitéQ ,avec
de sorteque.
Comme parailleurs ,le taux d’émis-
sion spontanée dansle mode de cavitéest
finalementproportionnel àQ / V .Une ana-
lyseplus quantitativemontrequeletaux d’émission spon-
tanée de l’émetteur est augmentéparrapport àson taux
d’émission dansl’espacelibreΓ 0dufacteur de Purcell
Γ=FpΓ 0 ,où.Danscerégime,le photon est
doncémisdansle mode confiné de cavité,puisil
s’échappe hors de lacavitéenraison despertesoptiques.
La cavitéapour effetd’accélérerl’émission spontanée par
unrenforcementducouplage lumièrematière:c’est ce
qu’on appelle l’effetPurcell.
Supposonsmaintenantquelespertesoptiquesde la
cavitésoientréduitesaupointquelephoton restesuffi-
sammentlongtempsdanslacavitépour êtreréabsorbé
parl’émetteur.Cettecondition est remplie quand
.Lesystème comprenantle mode confiné de
lacavitéetl’émetteur peut dansunpremiertempsêtre
traitécomme unsystème isolé. Lecouplage dipolaireélec-
triqueglèveladégénérescenceentrelesétats
etdéfinitde nouveaux états propresqui
sontdessuperpositionsquantiquesdesétats de l’émet-
teur etde lacavité. L’interaction entrel’émetteur etle
champ confiné change alors de nature:le régime de
couplage fort est établi entrelesétats .
gdE∝⋅
8K8
max
8
d
E
K8
max
fd
osc∝
K8K
2
gfE
osc
∝max
gf
V
osc
∝
(/)gcav << 2 πτ
 e,0>
f,1>
Γ∝g20 ρλ ()
DD ( tE⋅=
2
τπλ
cavQc=()/2
ρλ ()
0∝Q
gV
21∝/
FQ
V
p=3
42
3
π
λ
gcav >> 2 πτ /
e,,01>>etf
e,,01>>etf
Figure1–Couplage émetteur-champ confiné. Lorsquelecouplage gentrel’émetteur etle mode de
cavitéest dominé parlespertesoptiquesde lacavité(gauche),il s’établitunrégime d’effetPurcell.
Legraphe dubasindiquelaprobabilitéquel’émetteur soitdansson étatexcitéenfonction du
temps:ladynamiqued’émission resteirréversible,maisest accélérée parrapport àladynamique
Γ 0pour le même émetteur non couplé àunmode confiné. Silecouplage gl’emportesur lespertes
optiques( droite ),il s’établitunrégime de couplage fort etil faut considérerlesétats mixtesémet-
teur-champ confiné résultantde leur couplage. La probabilitédetrouverl’émetteur dansl’état
excitéest alors une fonction oscillantedutemps,l’amortissementde cetteoscillation étantdûà
l’échappementduphoton hors de lacavité.

Contrôle de l’émission spontanée d’unémetteur àl’étatsolide
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Lephoton émisdanslacavitéparl’émetteur est périodi-
quementréabsorbédemanièrecohérente,cetéchange
d’énergie sefaisantàlafréquenceg/ π.L’énergie dusys-
tème finitcependantparsedissiperparlespertesopti-
quesde lacavité(figure1,droite ). Lespectred’émission du
système est alors constituédedeux raiesséparéesénergé-
tiquementde quicorrespondentàl’étatlié età
l’étatanti-lié dusystème couplé émetteur-champ. Ωest
appelé le dédoublementde Rabi. Nous avonsicitraitéle
casoùl’émetteur est en exacterésonancespectrale avecle
mode de cavité. Lorsquelesdeux états ne sontpasexacte-
mentrésonants,le couplage dipolaireélectriquerepousse
lesniveaux d’énergie. Lerégime de couplage fort est alors
caractériséparunanticroisementdumode de cavitéetdu
niveauexcitédel’émetteur lorsqu’on cherche àlesmettre
en résonance.
L’exaltation d’émission spontanée
L’observation de l’effetPurcell etducouplage fort
dansdessystèmessemi-conducteurs nécessiteainsides
microcavitésde faible volume etde haut facteur de qua-
lité,etunémetteur adapté. La fabrication de structures
semi-conductricespermettantde confinerlalumièreà
l’échelle dumicromètres’est spectaculairementdévelop-
pée danslesannées1990grâceaux progrèsen croissance
épitaxiale eten microfabrication. L’ encadré1 présente
deux sortesde cavitésoptiquesutiliséesdanslestravaux
décrits ici. Ellesconfinentle champ optiquesur moinsde
1µm 3 .Concernantl’émetteur,en faisantcroîtredesinclu-
sionsd’unsemi-conducteur dansune matriceconstituée
d’unautresemi-conducteur,il est possible de réaliserdes
puits de potentiel tridimensionnelspour lesélectrons,à
deséchellescommensurablesàlalongueur d’onde de
de Broglie électronique. Cesobjets appelésboîtesquanti-
ques(BQs)présententdesétats discrets électroniques,
similairesaux orbitalesatomiques.Deux typesde boîtes
quantiquessemi-conductricesbaséessur lesmatériaux
GaAsetInAsontétéétudiées.Leurs structuresetleurs
propriétésoptiquessontrésuméesdansl’ encadré2 .
C’est en étudiantle couplage entredesBQsInAsdans
une cavitémicropilierqu’uneffetPurcell nettementsupé-
rieur àunaétéobservépour lapremièrefoisdansunsys-
tème semi-conducteur.Pour accroîtrelesignalcollecté,
cinq plansde BQsInAssontinsérésdansle micropilier,
situésaux ventresdumode optiqueconfiné suivantl’axe
vertical. Cesstructuressontétudiéesparphotolumines-
cence. Cettetechniqueexpérimentale consisteàexciter
l’échantillon avecunlaseretàanalyserlalumièreréémise
Commentconfinerlalumièresur moinsde 1 µ m3
Encadré 1
Leconfinementde lalumièredansune microcavitéen
semi-conducteur sefaitàl’aide de deux effets :laréflexion
totale interne etlaréflexion de Bragg. Une onde sepropageant
dansunmilieud’indicefort n 1est totalementréfléchie àl’inter-
faceavecunmilieud’indiceplus faible n 2 ,sil’angle d’inci-
denceest supérieur àArcsin( n 1 / n 2 ) .C’est ainsiqu’uncylindre
d’indicefort peut guiderdesondesoptiquessansperte(prin-
cipe de lafibreoptique). La réflexion de Bragg semanifeste
dansunempilementpériodiquedecouchesde deux matériaux
d’indicesdifférents.Àchaqueinterface,lalumièreest partielle-
mentréfléchie etpartiellementtransmise. Lesondestransmi-
sesinterfèrentdestructivement,tandisquelesondesréfléchies
interfèrentconstructivementautour d’une longueur d’onde λ
silesépaisseurs descouchessontégalesàλ / 4 n ,oùnest l’indice
de réfraction (voirzoom ci-contre).
La premièrecavitéprésentée danscetarticle,le micro-
pilier,confine lalumièreàlafoisparréflexion totale interne et
réflexion de Bragg. Ils’agitd’uncylindreensemi-conducteur
comportantdeux miroirs de Bragg en GaAs( n 1=3.5) etAlAs
( n 2=3)quientourentune cavitéenGaAs.Lecylindrese
comporteglobalementcomme unguide d’onde d’indicefort
dansl’airdontlesmodessontde plus confinésverticalement
parlesmiroirs de Bragg. Unmode stationnaireconfiné dans
lacavitéenGaAss’établitainsi.
La deuxième cavitéétudiée est le microdisque. Dansce
cas,le confinementoptiquetridimensionnel est obtenuuni-
quementparréflexion totale interne. Cettecavitéest consti-
tuée d’undisqued’épaisseur typiqueλ /(2 n ),oùnest l’indice
de réfraction dumatériau(icidel’AlGaAs)etreposesur un
pied dontl’uniquefonction est de soutenirle disque. Sur les
pourtours dudisque,le semi-conducteur est entouréd’air.Les
modesconfinéssontappelés«mode de galerie »:ilssontgui-
désdansle plandudisqueetle long de sapériphérie par
réflexion totale interne.
Figure2–Leconfinementdansle micropilierest obtenuparunguidage
latéraldansle cylindresemi-conducteur,etparlacavitéenGaAsinsérée
entredeux miroirs de Bragg dansladirection verticale. L’intensitédu
champ électriqueest représentée suivantlesdirectionsradiale (rouge) et
verticale (bleu). Leconfinementen périphérie dumicrodisqueest unphé-
nomène reposantuniquementsur laréflexion totale interne àl’interface
semi-conducteur/air.Lesmodesrésonants sontconfinésàlapériphérie
dudisque.
Ω=2 (g

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Contrôle de l’émission spontanée d’unémetteur àl’étatsolide
parl’échantillon. Lelaserexcitedesporteurs àhauteéner-
gie. Lesporteurs relaxent(en émettantdesphonons,
vibrationsducristal) vers lespuits de potentiel quesont
lesBQsInAs,oùilsfinissentparserecombinerradiative-
menten émettantunphoton de longueur d’onde proche
de 950nm (1.3eV). Pour une BQ donnée,l’énergie de la
transition électroniquedépend de sataille. LesBQsétant
obtenuesparcroissanceauto-organisée,il yaune disper-
sion de taille quisetraduitparune dispersion deséner-
giesde transition. La luminescenced’une collection de
BQsd’une densitéd’environ 400 parmicromètrecarré,
donne lieuàunspectrerelativementlarge
constituédetouteslesraiesfines(largeur de raie de
l’ordrede10µ eV)desBQsdonton collectelalumines-
cence. LorsquecesBQssontplacéesdansune cavité
micropilier,le spectred’émission collectésetrouveforte-
mentaltéré. L’émission de lumièrevers le haut n’est en
effetpermisequepour lesmodesrésonants de lacavité.
Cettecavitéagitcomme unfiltrespectraldansladirection
verticale. Comme lalumièreest collectée parunobjectif
de microscope situéau-dessus de l’échantillon,lesBQs
émettentunspectrelarge bande,maison ne collecteeffi-
cacementquelalumièreémiseparlesBQsquisonten
résonanceavecunmode de lacavitéverticale.
C’est cequiapparaîtsur lafigure2:lesmodesréso-
nants dumicropilierapparaissenten positif dansle spec-
tredephotoluminescence. LesBQsquinesontpasen
résonanceavecunmode confiné doiventémettreleur
lumièredansdes«modesde fuite»quisepropagentà
l’obliquedumicropilier.Cetteluminescencedansles
modesde fuiteest collectée avecune trèsfaible efficacité
parle dispositif expérimental. La caractérisation des
modesrésonants parmicrophotoluminescencepermetde
mesurerle facteur de qualitépour le mode fondamental
de chaquemicropilierétudié. Lorsquelediamètredes
piliers diminue,le facteur de qualitésedégrade carle
champ optiqueconfiné est plus sensible aux défauts de
surfacedus auprocédé de fabrication. Ilexistedoncun
optimumpour le facteur de Purcell .Nous
considéronsiciunpilierde Q=2200 pour undiamètre
de 1µ m(V=0.1 µ m 3 ),cequicorrespond àFp= 32.
Une réduction d’unfacteur 32 dutempsde vie radiatif
desBQsen résonanceavecle mode de cavitéest donc
attendue. Pour sonderladynamiqued’émission sponta-
née,une expériencedephotoluminescencerésoluedans
le tempsest réalisée :le laserd’excitation utiliséémetdes
impulsionscourtesde lumière(durée de quelquespico-
secondes). Lesélectronsexcitésparle laserrelaxentrapi-
dementvers lesBQs(typiquementen 20 ps). La
photoluminescenceémiseest alors dispersée spectrale-
mentettemporellement,cequipermetde reconstituerles
courbesde décroissancetemporelle de laluminescence
en fonction de lalongueur d’onde d’émission. La figure3
donne lesrésultats dudéclin temporel de laluminescence
pour desBQsdansunmicropilier.La courbeindiquée en
rouge donne le déclin pour lesBQsquinesontpasen
résonanceavecunmode confiné dumicropilieretémet-
tentdansdesmodesde fuite. Letempscaractéristique
d’émission spontanée est danscecasenviron 1ns,cequi
est égalementle tempsd’émission spontanée pour des
BQsInAsdansune matricehomogène de GaAs(i.e. hors
cavité). Pour lesBQsquinesontpasen résonancespec-
trale avecunmode confiné,le faitd’êtredansle micro-
piliern’adoncpasd’effetsignificatif sur ladynamique
d’émission spontanée. Enrevanche,lesBQsen résonance
avecle mode fondamentaldumicropilierprésententune
dynamiqued’émission spontanée nettementaccélérée,
avecuntempscaractéristiquededéclin de 250ps.Ona
donclàune signatureclaired’uneffetPurcell. Ilyatout
de même undécalage entrelavaleur 32 dufacteur de
Purcell pour cemicropilieretlamodification de dynami-
qued’émission spontanée d’unfacteur 4. Lefacteur de
Purcell représenteenfaitl’effetmaximumquipeut être
obtenupour unémetteur placéaumaximumduchamp
optiqueeten parfaiterésonancespectrale aveccelui-ci.
Dansnotreexpérience,nous étudionsune collection de
()≈60 me V
FQV
p
∝/
Figure3–Legraphe duhaut indiqueleschémade l’expériencede
photoluminescence:unlaserfocalisésur unmicropilierexcitelesBQsqui
s’y trouvent.Leur émission est alors filtrée parlamicrocavité. Lesmodes
résonants apparaissentdoncen positif dansle spectredeluminescence,la
mesuredelalargeur de raie permettantde mesurerle facteur de qualité. Le
graphe dubasindiquelesrésultats de photoluminescencerésolueentemps
pour lesboîtesen résonanceethors-résonanceavecle mode fondamental
confiné. L’accélération de ladynamiqued’émission spontanée dueaucou-
plage àlacavitéapparaîtclairement.

Contrôle de l’émission spontanée d’unémetteur àl’étatsolide
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BQsspatialementrépartiessur toutelasection du
micropilier,etnous collectonslaluminescencedeBQs
quiémettentsur toutelalargeur spectrale de larésonance
optique. Nous collectonsdonclaluminescencedeBQs
pour lesquellesl’effetPurcell attenduest plus faible que
l’effetmaximum. Enprenanten comptelacontribution
de l’ensemble desBQs,plus oumoinsbien coupléesau
mode optique,on rend trèsbien comptequalitativement
desrésultats expérimentaux dansle cadredelathéorie de
l’effetPurcell. Cespremièresexpériencesontpermisde
validerlesconcepts d’électrodynamiquequantiqueen
cavitépour unémetteur semi-conducteur dansle régime
d’effetPurcell. Undesintérêts de ceteffetest l’obtention
d’une émission monomode. Eneffet,lesBQscouplées
spectralementaumode de cavitépeuventaussiémettre
desphotonsdanslesmodesde fuitedelacavité. Mais
comme leur taux d’émission spontanée dansle mode de
cavitéest bien plus élevéqueletaux d’émission spontanée
danslesmodesde fuite,laplus grande partie de l’émis-
sion spontanée sefaitdansle mode confiné de cavité,ce
quipermetd’avoirune meilleureextraction desphotons
émis.L’étape suivanteaconsistéàcouplerune BQ unique
àunmode de cavité. Unfacteur de Purcell de plus de 30 a
ainsiétémisen évidencepour une BQ uniqueinsérée
dansunmicropilier.LesBQsontparailleurs récemment
montrédespropriétéstrèsintéressantespour lagénéra-
tion de photonsuniques(voirarticle «Photonsindiscer-
nables:quiseressemble s’assemble »,Imagesde la
Physique2006,p. 106). Encombinantcesdeux effets,des
sourcesde photonsuniquesefficacesontétéobtenues.
Couplage fort
Modifierplus avantl’émission spontanée jusqu’àla
rendreréversible ne requiert passimplementde réaliser
descavitésde plus grand facteur de qualitéetde plus petit
volume effectif. Eneffet,il ne s’agitpassimplement
d’accélérerl’émission de l’émetteur parrapport àce
qu’elle seraitdansl’espacelibre:il s’agitmaintenantque
le couplage entrel’émetteur etle mode de cavitésoitplus
grand quetout autreprocessus de dissipation de l’énergie.
Pour atteindrelerégime de couplage fort,il faut que
.Comme ,il s’agit
de maximiserle produit.
Deux stratégiescomplémentairespeuventalors être
adoptéespour démontrerle régime de couplage fort :l’une
consisteàaccentuerl’effort technologiquedefaçon àréali-
serdescavitésoptiquesde trèspetitvolume effectif tout en
maintenantdesfacteurs de qualitéélevés.L’autrestratégie
consisteàdévelopperdesBQssemi-conductricesde
grande forced’oscillateur,afin de compenserlespertesde
lacavitéoptique. Nous avonschoisid’étudierdesmicroca-
vitésde type microdisqueoùlalumièreest confinée par
réflexion totale interne àlapériphérie dudisque:pour un
disquede2µ mdediamètre,le champ électromagnétique
desmodesde galerie lesplus confinésest concentrésur
moinsde 200 nm auborddudisque. Lefacteur de qualité
de cescavitésest de l’ordrede8000 à12000 pour des
Confinementetforced’oscillateur desboîtesquantiques
Encadré 2
Nous étudionsdeux sortesde BQs.LesBQsInAssont
obtenuesparcroissanced’InAssur GaAs:dufaitdugrand
désaccorddemaille entrecesdeux cristaux,aubout de
1.7monocouches,lacroissancedelacouche d’InAsrelaxesa
contrainteenformantdespetiteslentillesd’InAsde 15-20 nm
de large etde 2-3nm de haut.CesBQsconstituentunpiège
efficacepour lesporteurs avecunpuits de potentiel de
100 meVenviron. LesboîtesquantiquesGaAsapparaissent
lorsquel’on faitcroîtreunpuits quantiqueétroit(10mono-
couchesatomiques)deGaAsdansdesbarrièresd’AlAs.Des
variationslocalesd’une monocouche atomiquedel’épaisseur
dupuits quantiqueconstituentunpiège localpour lespor-
teurs,avecunpuits de potentiel de 15 meVenviron.
Lors d’une excitation optique,unélectron de labande de
valenceest promudanslabande de conduction,ylaissantun
«trou». Ainsiune paireélectron-trouest créée,quisecouple
d’autantplus auchamp électromagnétiquequeledipôle cons-
tituéparlesdeux chargesest grand. Cecouplage,quidéter-
mine ainsiletaux d’émission spontanée de l’émetteur dans
unmilieud’indiceuniforme,est mesuréparlaforced’oscilla-
teur f oscdesporteurs créés,une grandeur sansdimension pour
unémetteur ponctuel. LesBQsInAs,quiconstituentunpiège
profond,présententtoutesdesforcesd’oscillateur entre7et
15. DanslesBQsGaAs,lapaireélectron-trouest liée parinter-
action coulombienne etoccupe pratiquementtoutelasurface
de laBQ:laforced’oscillateur est déterminée parcettesur-
faceetaugmenteaveclataille de laBQ.Elle peut ainsivarier
entre30 et300.
Figure4–Représentation schématiquedesboîtesquantiquesInAset
GaAs.Enbas:forced’oscillateur desporteurs piégésdansune BQ GaAs
en fonction de lataille de laBQ.
gcav >> 2 πτ /
τπλ
cavosc
Qcgf
V
=∝()/2et
Qf
V
osc