Bloch oscillations and Wannier Stark Ladder study in Semiconductor

Summary in French
Introduction
Le domaine Terahertz (THz), qui s’étend approximativement entre 0.1 THz et 10
THz, entre les ondes micro-ondes et infrarouges du spectre électromagnétique est le
domaine de fréquence le moins utilisé. Les ondes THz possèdent des propriétés
spécifiques : elles sont peu énergisantes, non ionisantes, et très peu ou très fortement
absorbées par l’atmosphère en fonction de la longueur d’onde. Jusqu’à maintenant, les
ondes THz sont relativement peu étudiées et leurs applications dans le domaine public
sont pratiquement inexistantes. Ceci s’explique par la difficulté d’appliquer les
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méthodes traditionnelles de l’électronique ou de l’optique pour réaliser les émetteurs
et les récepteurs dans le domaine THz. Cependant, de nombreuses applications
potentielles des ondes THz existent tant en science qu’en technologie : citons par
exemple l’imagerie pour reconnaître et détecter la présence de molécules ou de corps
étrangers dans les applications industrielles, médicales ou de sécurité. En effet,
contrairement aux lumières visibles ou infrarouges, les ondes THz
pénètrent des
matériaux comme le bois, les plastiques, les vêtements ou le papier. Les rayonnements
THz peuvent détecter des réactions chimiques et la présence de contaminants,
reconnaître spécifiquement des gaz et des molécules. Ces propriétés sont dues à la
présence de nombreuses résonances rotationnelles et vibrationnelles dans cette
gamme de fréquence, en particulier pour les molécules organiques. Le rayonnement
THz est aussi intéressant pour les applications de télécommunication sans fil très large
bande, l’utilisation d’une porteuse à des fréquences plus élevées que celles des
micro-ondes permettant un débit plus élevé. Pour permettre ces applications, des
émetteurs THz puissants, des détecteurs sensibles et une instrumentation performante
sont nécessaires. C’est pourquoi de nombreuses recherches récentes tentent de faire
progresser cette technologie dans les domaines de la génération et de la détection des
ondes. Elles ont surtout porté sur la montée en fréquence des dispositifs électroniques,
sur l’extension vers les grandes longueurs d’ondes des dispositifs optiques et sur le
développement de dispositifs optoélectroniques ultrarapides. De nombreuses
recherches portent sur la recherche de nouveaux concepts et de nouveaux matériaux
pour ces fonctions de génération et détection.
Pour faciliter l’essor de système Thz moderne, il faut développer des sources THz
puissantes, compactes, réglables en fréquence et fonctionnant à la température
1
ambiante. Les superréseaux semi-conducteurs soumis à un champ électrique continu
suscitent beaucoup d’intérêt puisque les oscillations de Bloch dans ces matériaux
peuvent fournir du gain et permettre une émission THz. La fréquence d’émission est
facilement ajustable avec l’amplitude du champ électrique continu appliqué. Des
résultats théoriques et expérimentaux précédents ont démontré l’existence
d’oscillations de Bloch et de gain à température ambiante dans des superréseaux
semiconducteurs. Dans ce mémoire, j’ai utilisé une conception avancée, la fabrication
et les mesures de superréseaux semi-conducteurs pour étudier les oscillations de
Bloch et le gain associé.
Suivant la manière d’injecter les électrons dans le superréseau, deux dispositifs
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différents ont été développés : 1) des dispositifs utilisant des superréseaux dopés, où
les électrons sont fournis par les dopants ; 2) des dispositifs utilisant des superréseaux
non dopés avec création de paires électron-trou photoexcités par des impulsions
optiques femtosecondes. Bien que ces deux dispositifs utilisent les oscillations de
Bloch, la mécanique quantique décrivant ces effets est différente : les électrons dans
un superréseau dopé n’ont aucune relation de phase entre eux tandis que les électrons
photogénérés le sont de façon cohérente avec une relation de phase fixe.
Des superréseaux semiconducteurs dopés pour la réalisation d’émetteurs THz
Avec les superréseaux semiconducteurs dopés, nous avons conçu, fabriqué et testé
des structures en cascade quantique utilisant des couches AlGaAs/GaAs. Cette
structure utilise un injecteur électronique basé sur la résonance des phonons LO : les
électrons se déplacent dans un superréseau fin en oscillant (Oscillation de Bloch) puis
relaxe vers le superréseau suivant à travers l’injecteur. La région de l’injecteur
contient trois ou quatre puits quantiques dans lesquels un puits large permet la
relaxation par émission de phonons LO et les deux ou trois autres puits permettent un
alignement des niveaux énergétiques assurant l’extraction des électrons de la structure
précédente et l’injection dans la structure suivante. La Figure 1 détaille la réalisation
de ce superréseau.
2
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Figure 1: Schéma de la structure utilisant un injecteur basé sur la résonance des
phonons LO
Le superréseau fin associé à l’injecteur forme un module élémentaire qui est
répliqué soixante-dix fois pour former une région active de 10 µm d’épaisseur. Ce
module est ensuite inséré dans trois types de guides d’onde pour effectuer les mesures.
Le premier est un guide d’onde avec une surface semi-isolante supportant des
plasmons de surface et une émission par la tranche. Le second est un guide d’onde à
émission de surface grâce à un réseau sous longueur d’onde gravé sur la surface
semi-isolante. Le dernier est un guide d’onde à émission de surface avec deux
surfaces métalliques gravées avec des réseaux sous longueur d’onde.
3
1200
Densite de courant (A/cm2)
1000
800
600
400
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200
0
0
5
10
15
20
25
30
Tension (V)
Figure 2: caractéristique courant-tension du composant L527
La Figure 2 présente la courbe courant-tension du composant L527. Le courant
commence à croître avec la tension appliquée au fur et à mesure que les bandes
d’énergies s’alignent. Puis, pour des tensions comprises entre 10V et 20V, le courant
se stabilise et décroît même à 11V, traduisant l’apparition d’une résistance
différentielle négative (RDN), comme attendu par la conception. La présence d’une
RDN et l’absence d’oscillation de courant confirme l’absence de la formation de
domaine électrique, conformément à la conception.
4
14V
12V
10V
9V
8V
Décalage intensité valeurs (a.u)
30
25
20
15
10
5
0
0
2
4
6
8
10
12
14
16
18
20
22
24
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Energie(meV)
Figure 3: spectre d’ électroluminescence de l’émission à 10K en fonction de la
tension du dispositif L527 : guide d’onde à deux surfaces métalliques émettant par la
surface.
La Figure 3 montre le spectre d’électroluminescence du dispositif L527 ayant un
guide d’onde à deux surfaces métalliques munies d’un réseau sous-longueur d’onde
pour émettre par la surface. Un pic d’électroluminescence situé autour de 10 meV (2.4
THz) est observé. Cependant, contrairement aux prédictions théoriques, la fréquence
d’émission ne dépend pas de la tension appliquée. Des études complémentaires
d’émission du corps noir et de l’émission liée au courant latéral circulant dans le
substrat AsGa dopé N+ présentent un spectre très proche, indiquant que le signal
observé peut être lié à l’émission du corps noir ou à des transitions liées aux
impuretés.
5
0.9
1V
4V
7V
10V
11V
12V
13V
14V
15V
16V
17V
18V
0.6
Gain (cm-1)
0.3
0.0
-0.3
-0.6
-0.9
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
3.5
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Fréquence(THz)
Figure 4 mesure du gain du dispositif L358
Le dispositif est muni d’un guide d’onde avec une surface semi isolante supportant
des plasmons de surface. L’étude du gain est faite par spectroscopie THz dans le
domaine temps. Comme illustré dans la Figure 4, le passage des pertes au gain
s’effectue autour de 3 THz, mais la fréquence de cette transition décroît avec
l’augmentation du champ électrique appliqué contrairement aux prédictions
théoriques. Comme ces résultats ne dépendent pas de la conception des couches du
superréseau, les transitions électroniques entre états résonants et états localisés sur les
impuretés, ainsi que les transitions électroniques dans les sous-bandes contribuent
certainement au résultat obtenu.
Pour résoudre ce problème des transitions sur les états d’impuretés, il faudra
concevoir de nouveaux dispositifs opérant à des fréquences plus élevées, entre 12 mev
(3THz) et 24 meV (6THz). Dans cette gamme de fréquence, les oscillations de Bloch
devraient être à des fréquences supérieures à celles des transitions entre états
d’impuretés, permettant de séparer les deux contributions. Comme cette gamme de
fréquence reste inférieure de 12 meV à la fréquence de résonance de la diffusion sur
les phonons LO dans le GaAs, cette diffusion devrait rester marginale permettant à
une large part du transport électronique de continuer à contribuer au gain de Bloch.
6
Spectroscopie dans le domaine temps de l’émission de Bloch
Les oscillations de Bloch sont étudiées dans des superréseaux non dopés excités par
des impulsions laser femtosecondes. Dans cette étude, l’épaisseur de la structure reste
inférieure à 1.5 µm et l’excitation optique ne crée qu’un courant faible, aussi la
formation de domaine électrique devrait être évitée. Les paquets d’électrons créés par
l’impulsion optique devrait osciller et émettre des ondes THz dans l’espace libre. Les
premières mesures de photocourant avec un spectromètre à Transformée de Fourier
permettent de vérifier l’existence d’Echelle de Wannier Stark (EWS) dans ces
ambiante a été observée pour le dispositif B9R231 comme le montrent les résultats de
la figure 5.
hh0
25
Décalage photocourant valeurs
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dispositifs non dopés. L’existence d’EWS à basse température et à température
lh0
hh-1
20
hh+1
15
10
5
hh-2
hh-3
0
9.7kV/cm
12.3kV/cm
14.9kV/cm
17.5kV/cm
20.1kV/cm
22.7kV/cm
25.3kV/cm
27.9kV/cn
29.2kV/cm
30.5kV/cm
31.8kV/cm
33.1kV/cm
34.4kV/cm
35.7kV/cm
37kV/cm
39.6kV/cm
42.2kV/cm
44.8kV/cm
47.4kV/cm
1.54 1.55 1.56 1.57 1.58 1.59 1.60 1.61 1.62
Energie(eV)
a)Spectroscopie du photocourant à 10K
7
18
hh0
300K
3.2kV/cm
6.5kV/cm
9.7kV/cm
13kV/cm
16.2kV/cm
19.5kV/cm
22.7kV/cm
26kV/cm
29.2kV/cm
32.5kV/cm
35.7kV/cm
39kV/cm
42.2kV/cm
45.5kV/cm
48.7kV/cm
Décalage photocourant valeurs
16
14
hh-1
12
10
hh+1
8
6
4
hh-2
2
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0
1.44
1.46
1.48
1.50
1.52
1.54
Energie(eV)
b) Spectroscopie du photocourant à température ambiante
Figure 5 Spectroscopie du photocourant
Les oscillations de Bloch sont ensuite mesurées par spectroscopie THz dans le
domaine temps. La figure 6 présente le signal transitoire dans le domaine temps ainsi
que sa transformée de Fourier pour différents champs électriques appliqués. Les
résultats expérimentaux montrent une croissance de la fréquence linéairement avec le
champ appliqué, en bon accord avec les prédictions théoriques. Comme les échelles
de Wannier Stark ont été observées à température ambiante dans un échantillon, un
nouveau système de spectroscopie THz dans le domaine temps, fonctionnant à
température ambiante, va être développé pour étudier les oscillations de Bloch. Le
système expérimental utilisera des impulsions optiques de 15 fs et un fin cristal
électro-optique de ZnTe ou de GaP pour effectuer une détection THz cohérente
jusqu’à 30 THz. Nous prévoyons également d’étudier le gain des oscillations de
Bloch par une technique de pompe optique sonde THz. Comme il n’y a encore jamais
eu d’observation directe du gain dans des structures non dopées, cette expérience
8
apportera de nouvelles connaissances sur la physique des oscillations de Bloch et sur
leurs applications potentielles.
2kV/cm
4kV/cm
6kV/cm
8kV/cm
0.00008
0.00007
THz signal (a.u)
0.00005
0.00004
0.00003
0.00002
0.00001
0.00000
-2
-1
0
1
2
3
4
5
6
7
Temps(ps)
3.5
8kV/cm
6kV/cm
4kV/cm
2kV/cm
3.0
Décalage d'amplitude valeurs
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0.00006
2.5
2.0
1.5
1.0
0.5
0.0
0.0
0.4
0.8
1.2
1.6
2.0
2.4
2.8
Fréquence(THz)
Figure 6: oscillations de Bloch mesurés :
a) dans le domaine temps b) dans le domaine fréquentiel
9
Etude par photocourant des échelles de Wannier Stark
Le mémoire aborde ensuite l’étude du photocourant dans le superréseau en fonction
de la tension appliquée quand l’énergie des photons de la pompe optique laser est
inférieure à la transition intrapuits électron-trou lourd des superréseaux non dopés. En
fait, en fixant l’énergie des photons d’excitation à une valeur inférieure à celle de la
transition électron-trou lourd (hh0), les indices négatifs dans l’échelle de Wannier
Stark se traduisent par des pics de photocourant en fonction du champ électrique
sont présentés dans la Figure 7.
6μW
hh-1
Photocourant (a.u)
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appliqué. Les résultats expérimentaux mesurés avec une puissance optique de 6 µw
hh-2
hh-4
3.0
3.5
hh-3
4.0
4.5
5.0
5.5
6.0
6.5
7.0
7.5
8.0
Tension(V)
Figure 7: photocourant en fonction de la tension mesurée pour une puissance
optique de 6 µw
L’évolution du photocourant en fonction de la tension se comporte de manière
inattendue lorsque la puissance optique augmente : l’amplitude des pics de
10
photocourant associés à une transition résonante entre états de l’échelle de Wannier
Stark évolue linéairement avec la puissance optique alors que la transition se déplace
vers des tensions plus élevées et que la forme du pic, qui était une lorentzienne
symétrique, devient asymétrique jusqu’à présenter une zone de résistance
différentielle négative (RDN). On obtient une résistance différentielle négative
contrôlable par la puissance du pompage optique. Les résultats sont présentés dans la
Figure 8. Ces résultats peuvent s’interpréter par l’accumulation de porteurs
photogénérés avec l’augmentation du pompage optique. Cette accumulation dans les
puits quantiques proches de la couche tampon écrante le champ électrique ce qui
la puissance optique de pompe.
10.2μW
Photocourant (a.u)
tel-00795646, version 1 - 28 Feb 2013
entraîne l’apparition d’une résistance différentielle négative et permet son contrôle par
908μW
113.5μW
1.0
1.0
1.0
0.8
0.8
0.8
0.6
0.6
0.6
0.4
0.4
0.4
0.2
0.2
0.2
6.0 6.5 7.0 7.5
Tension (V)
6.5 7.0 7.5 8.0
Tension (V)
7.0 7.5 8.0 8.5
Tension (V)
Figure 8: apparition d’une résistance différentielle négative pour les forts pompages
optiques
De plus, en augmentant et en diminuant la tension alternativement, une bistabilité
du photocourant est observée. Les résultats expérimentaux correspondant aux
transitions hh-1 et hh-2 sont présentés dans la Figure 9.
11
10.2μW
908μW
113.5μW
Photocourant(a.u)
hh-1
6.9 7.0 7.1 7.2 7.3
7.4 7.5 7.6 7.7
8.1 8.2 8.3 8.4
Tension(V)
Tension(V)
Tension(V)
908μW
Photocourant(a.u)
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113.5μW
10.2μW
hh-2
4.9
5.0
5.1
Tension(V)
5.5
5.6
5.7
Tension(V)
5.9
6.0
6.1
6.2
Tension(V)
Figure 9: mesure de la bistabilité du photocourant pour les transitions hh-1 et hh-2
12