ÉTUDE DES LASERS À CASCADE QUANTIQUE À BASE D

République Algérienne Démocratique et Populaire
Ministère de l’Enseignement Supérieur et de la Recherche Scientifique
________
UNIVERSITÉ D’ORAN
FACULTÉ DES SCIENCES
DEPARTEMENT DE PHYSIQUE
_______
MEMOIRE
Présenté par Mademoiselle
Boukli-Hacène Nassima
Pour obtenir
LE DIPLOME DE MAGISTER
Spécialité : PHYSIQUE
Option :
MICRO-OPTO-ÉLECTRONIQUE
_____
Intitulé :
ÉTUDE DES LASERS À CASCADE QUANTIQUE
À BASE D'ANTIMONIURES III-Sb
ET APPLICATIONS
Soutenu le 14/06/ 2010 devant le jury composé de MM. :
K. DRISS-KHODJA,
K. ZITOUNI,
S. BENTATA,
B. BOUHAFS,
A. KADRI,
Professeur,
Université d’Oran,
Professeure,
Université d’Oran,
Professeur, U.A.Ibnbadis Mostaganem,
Professeur, U.J. Liabès Sidi Bel Abbès,
Professeur,
Université d’Oran,
Président
Rapporteur
Examinateur
Examinateur
Examinateur
Remerciements
Remerciements
_____
Ce travail a été réalisé sous la direction de Madame la Professeure K. ZITOUNI, à
l’Université d’Oran, Es-Sénia, dans le cadre de la Post-graduation de Micro-OptoÉlectronique, au Laboratoire d’Étude des Matériaux Optoélectronique et Polymères
(LEMOP).
Je tiens à remercier Madame la Professeure K. ZITOUNI et Monsieur le Professeur A.
KADRI de m’avoir accueillie très gentiment dans leur laboratoire en nous mettant à notre
disposition tous les moyens pour la réalisation de ce travail.
Je remercie particulièrement mon encadreur la Professeure K. ZITOUNI pour tous les
conseils, la patience et le temps qu’elle a consacré pour diriger ce travail.
Je remercie également et sincèrement Monsieur le Professeur A. KADRI pour sa
disponibilité, son encouragement, et ses précieux conseils.
Je tiens à remercier tous les membres du Jury pour l’intérêt qu’ils ont bien voulu porter à ce
travail en acceptant de le juger, soyez assurez de ma profonde gratitude.
Monsieur le Professeur K. DRISS-KHODJA de l’Université d’Oran, pour l’honneur qu’il
m’a fait en acceptant la présidence du Jury.
Monsieur le Professeur S. BENTATA de l’Université Abdelhamid Ibnbadis de
Mostaganem, pour l’honneur qu’il m’a fait en acceptant d’examiner ce travail.
Monsieur le Professeur B. BOUHAFS de l’Université Djilali Liabès de Sidi Bel Abbès,
qu’il m’a fait l’honneur d’avoir accepté d’examiner ce travail.
Monsieur le Professeur A. KADRI de l’Université d’Oran, qu’il m’a fait l’honneur de
participer au Jury de cette thèse.
Un grand merci à mes très chers parents qui par leur patience, leur soutien moral et matériel
ce travail à vue le jour.
Merci à mes adorables sœurs : Hakima, Ibtissem et Samia. Je remercie également et
chaleureusement ma grande sœur yasmina, ma chère nièce Yousra et mon beau frère Kamel
qui m’ont aidé par leur sympathie et leur soutien.
Bien sûr je ne manquerais pas de remercier toute ma famille : mes tantes et oncles, cousins et
cousines et tous mes proches.
Je tien également à remercier mes amis : B.Amel, M. Mouna, B. Soumia, B. Farah, B.
Mustafa et D. Abdallah.
Je remercie aussi mes collègues du laboratoire LEMOP : A. Maha, M. Fatima, B. Amel, T.
Nassima, K. Noureddine, et Z. Mohamed.
Enfin, je remercie tous ceux qui m’ont aidé de près ou de loin pour réaliser ce travail.
Merci à tous
TABLE DES MATIÈRES
_____
INTRODUCTION ........................................................................................................... i
CHAPITRE I: L'Infrarouge Moyen (MIR) de la gamme 2m – 10m................. 01
1. Introduction ......................................................................................................... 02
2. Intérêt de la gamme infrarouge moyen ............................................................... 03
3. Différents systèmes émetteurs et récepteurs dans le MIR ................................ 04
4. Différents matériaux semi-conducteurs .............................................................. 05
5. Intérêt de la cascade quantique ........................................................................... 11
6. Conclusion ........................................................................................................... 14
CHAPITRE II: Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR ...... 17
1. Introduction ......................................................................................................... 18
2. Étude des composés binaires à base d'antimoniures : GaSb, InSb, AlSb .......... 19
3. Étude des alliages ternaires à base d'antimoniures ............................................. 21
4. Étude des alliages quaternaires à base d'Antimoniures:de type I:III-III'-V-V' .. 40
5. Étude des alliages quinaires à base d'antimoniures : III-III'-III''-V-V' .............. 47
6. Conclusion ........................................................................................................... 51
CHAPITRE
III:
Propriétés
des
Hétérostructures
Quantiques
à
base
d'Antimoniure ............................................................................................................... 53
1. Introduction ........................................................................................................ 54
2. Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures .................. 55
3. Propriétés des Hétérostructures à Cascades Quantiques .................................... 59
4. Propriétés de l’Hétérostructure Quaternaire/Quinaire........................................ 65
5. Conclusion ........................................................................................................... 70
CHAPITRE IV: Étude de la structure Laser à Cascade Quantique ..................... 72
1. Introduction ......................................................................................................... 73
2. Transition inter-sous-bandes dans un Puits Quantique ...................................... 74
3. Émission inter-sous-bande .................................................................................. 78
4. Structure du laser à cascade quantique ............................................................... 79
5. Optimisation de la structure laser à cascade quantique ...................................... 85
6. Optimisation des paramètres du laser à cascade quantique ............................... 92
7. Conclusion ........................................................................................................... 97
CHAPITRE V: Applications des Lasers à cascade quantique................................ 99
1. Introduction ....................................................................................................... 100
2. Spectroscopie hyperfine à distance ................................................................... 101
3. Application en métrologie d'environnement .................................................... 109
4. Applications dans le domaine militaire ............................................................ 110
5. Applications en télécommunications spatiales ................................................. 112
6. Application dans le domaine biomédical ......................................................... 113
7. Conclusion ......................................................................................................... 115
ANNEXE I .................................................................................................................. 118
CONCLUSION .......................................................................................................... 125
L’Infrarouge Moyen de la gamme [2-10] μm
Chapitre I
1
Chapitre I
L'Infrarouge Moyen (MIR) de la gamme 2m – 10m
1. Introduction
2. Intérêt de la gamme infrarouge moyen
3. Différents systèmes émetteurs et récepteurs dans le MIR
3.1. Lasers moléculaires CO2
3.2. Lasers à électrons libres
4. Différents matériaux semi-conducteurs
4.1. Lasers inter-bandes:
-
Lasers à base des matériaux II-VI
-
Lasers à base des matériaux IV-IV
-
Lasers à base des matériaux III-V
4.2. Lasers intra-bandes à cascade quantique
-
Etat de l'art des Lasers à cascade quantique
-
Principe de fonctionnement
5. Intérêt de la cascade quantique
6. Conclusion
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
2010
L’Infrarouge Moyen de la gamme [2-10] μm
Chapitre I
2
1. Introduction
L’infrarouge moyen (MIR) de la gamme 2μm-10μm associé aux fenêtres de
transparence (3μm - 5μm) et (8μm-12μm) de l’atmosphère est un domaine qui est très
intéressant pour diverses applications. En particulier, pour les applications en
métrologie/spectroscopie pour la détection des molécules en suspension dans
l'atmosphère.
Plusieurs composants optoélectroniques permettent de détecter et
identifier l'absorption de la lumière par des molécules qui présentent une signature
moléculaire dans le moyen infrarouge.
Pour cela, nous nous intéressons dans ce chapitre aux différents systèmes émetteurs et
récepteurs dans ce domaine de longueur d’onde afin de justifier notre choix qui est
porté sur les lasers à cascade quantique.
Dans un premier temps, on commence par montrer l’intérêt de la gamme MIR et on
finira par présenter l’intérêt de la cascade quantique dans les lasers.
Boukli-Hacène Nassima
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Chapitre I
L’Infrarouge Moyen de la gamme [2-10] μm
3
2. Intérêt de la gamme infrarouge moyen
Le domaine spectral infrarouge se situe pour des fréquences inférieures à celle de la
lumière rouge et supérieures à celle des micro-ondes. Donc, des longueurs d’onde
comprises entre 0.78 μm et 100 μm. Ce large domaine spectral est subdivisé en trois
régions : le proche infrarouge (de 0.78 μm à 2 μm), le moyen infrarouge (de 2 μm à
10 μm) et l’infrarouge lointain (de 10 à 100 μm).
Dans notre travail, on s’intéresse aux lasers émettant dans la gamme spectrale (2m 10m) du moyen infrarouge car il s’agit du domaine spectral qui correspond aux
fenêtres de transparence (3m -5m) et (8m -12m) de l’atmosphère, et qui permet
l’émission et la réception des signaux optiques. En effet, la plupart des particules, dans
cette gamme de longueur d'onde, possèdent un spectre spécifique d'absorption dû aux
mouvements de vibration et de rotation de la molécule. De ce fait, le moyen infrarouge
est très intéressant pour de nombreuses applications [1]:
Les applications spectroscopiques des lasers émettant dans le moyen infrarouge
permettent de développer les systèmes de détection de certaines molécules : en analyse
de gaz pour le contrôle de la pollution atmosphérique, en médecine (l’imagerie
médicale, détection de certaines molécules dans le sang) et ainsi dans le domaine
militaire pour le développement du : radar, le guidage de missile et les contre-mesures.
Le domaine de télécommunications peut aussi bénéficier des lasers émettant dans les
fenêtres de transparence (3µm-5µm) et (8µm-12µm) de l’atmosphère. Les grandes
longueurs d’onde sont plus favorables, car elles sont faiblement sensibles à la diffusion
de Rayleigh.
L'intérêt des lasers moyen infrarouge réside dans le fait qu'ils émettent des
rayonnements très fins qui permettent d’évaluer les pics d’absorption spécifiques des
molécules et d’obtenir ainsi des mesures précises.
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L’Infrarouge Moyen de la gamme [2-10] μm
Chapitre I
4
3. Différents systèmes émetteurs et récepteurs dans cette gamme
Nous citons dans ce paragraphe les systèmes émetteurs et récepteurs dans le moyen
infrarouge :
3.1. Lasers moléculaires CO2 :
Les lasers à gaz moléculaires à dioxyde de carbone reconnus par leur forte
puissance, qui peut atteindre plusieurs de kW, reposent sur les transitions entre les
deux niveaux de vibration-rotation de la molécule CO2.
Grâce à leur forte puissance, ces lasers sont très bien adaptés en industrie pour faire de
la gravure et la découpe des matériaux. Ils sont utilisés aussi en médecine pour
sectionner un tissu organique tout en empêchant le saignement au cours de la découpe.
Cependant, ils sont limités par leur spectre d’émission car ils émettent de nombreuses
longueurs d’onde entre 9.4 m et 10.4 m du moyen infrarouge.
3.2. Lasers à électrons libres
Le principe des lasers à électrons libres consiste à produire une lumière cohérente par
un rayonnement synchrotron produit par des électrons accélérés.
Un faisceau d'électrons, provenant d'un accélérateur à électrons, passe à travers un
onduleur, assemblage de pôles d’aimants placés tête-bêche, alternativement nord-sud,
créant un champ magnétique périodique provoquant l’accélération des électrons en
émettant un rayonnement dit synchrotron. L’onduleur est placé entre deux miroirs,
pour amplifier le rayonnement synchrotron est devenir cohérent.
La longueur d'onde du laser est ajustée par la vitesse des électrons, elle s'étend sur une
large bande spectrale, de l'infrarouge lointain aux rayons X.
La puissance laser peut être également ajustée par le débit d'électrons, elle peut
atteindre 10 à 100 MW. Cette caractéristique lui permet de l'utiliser dans les
applications de recherche fondamentales. Il est cependant plus coûteux à produire car
il est nécessaire de construire un accélérateur de particules.
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Chapitre I
5
4. Différents matériaux semiconducteurs
Comparés aux sources lasers moléculaires ou à électrons libres, les lasers à semiconducteurs présentent l'avantage d'être les plus compacts et les plus puissants grâce à
leur petite taille, leur haute fiabilité et leur facilité d'usage. Ce type de laser qui repose
sur les transitions inter-bandes ou intra-bandes du semi-conducteur permet de couvrir
la gamme de longueur d'onde jusqu'à l’infrarouge lointain.
4.1. Les lasers inter-bandes
Ce type de lasers fonctionne sur des hétérostructures de type I, c'est-à-dire les
électrons et les trous sont confinés dans le même semi-conducteur. Ceci induit des
transitions directes par la recombinaison d'un électron de la bande de conduction à un
trou de la bande de valence (figure I.1). Donc, la longueur d’onde du rayonnement
émis dépend de l’énergie de la bande interdite du semi-conducteur employé.
Dopé n
Niveau d’électrons
hv
Niveau de trou
Dopé p
Figure I.1 : Transition inter-bande dans une hétérostructure de type I.
Un électron de la bande de conduction se recombine à un trou de la
bande de valence en émettant un photon.
Pour émettre à des grandes longueurs d’onde, il est nécessaire d’utiliser des matériaux
à faible gap. La figure I.2 montre la variation de l'énergie de la bande interdite en
fonction du paramètre de maille des différents alliages qui peuvent être utilisés pour la
conception des lasers émettant dans le MIR.
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Chapitre I
L’Infrarouge Moyen de la gamme [2-10] μm
6
Figure I.2 : Largeur de la bande interdite en fonction
du paramètre de maille des différents alliages.
A partir de cette figure, les matériaux qui peuvent servir dans la réalisation des lasers
émettant dans le moyen infrarouge peuvent être décomposés suivant trois filières:
 Lasers à base des matériaux II-VI (HgCdTe) :
Les matériaux II-VI à base de HgCdTe caractérisés par un petit gap ont été très bien
étudiés pour la réalisation des lasers et des détecteurs dans le moyen infrarouge et dans
l’infrarouge lointain. Avec les lasers à puits quantiques à base de HgCdTe/CdTe
étudiés récemment dans notre laboratoire, on a pu atteindre 12m à température
ambiante. Cependant, il est très difficile à le fabriquer à cause de l’instabilité chimique
de l’alliage HgCdTe qui est dus à l’évaporation du Mercure.
 Lasers à base des matériaux IV-VI (PbSnTe):
Les lasers aux sels de Plomb de la filière IV-VI, comprenant les binaires PbTe, PbSe,
PbS et les alliages associés à partir des composés SnSe, SnTe et CdS permettent de
couvrir un large domaine spectral qui peut atteindre les longueurs d'onde jusqu'à 20
m [2].
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Chapitre I
7
Les lasers aux sels de Plomb sont très bien adaptés en spectroscopie. Cependant, leurs
performances se dégradent rapidement à grande longueur d’onde, car leur
fonctionnement est limité à des températures cryogéniques [2]. De plus, il n’est pas
évident de les fabriquer en super-réseau, la technologie de croissance de ces matériaux
permet de les réaliser qu’en couches minces.
 Lasers à base des matériaux III-V (Arséniures, Antimoniures):
Les composés III-V notamment les Antimoniures de la filière III-Sb qui comprennent
toute une série d’alliages (binaires, ternaires, quaternaires et quinaires) permettent de
couvrir un large domaine de longueurs d’onde dans le moyen infrarouge. D’après une
étude établie dans notre laboratoire sur les lasers à multi-puits quantiques de type I,
tout d’abord avec des hétérostructures d’alliages quaternaires InGaAsSb/AlGaAsSb
épitaxiés sur substrat GaSb, permettent de couvrir la gamme de longueur d’onde
jusqu’à 2.8 m, et avec des hétérostructures à base de InGaAsSb/InGaAlAsSb sur
substrat GaSb, une longueur d’onde d’émission de 3.2 m à été atteinte pour un
fonctionnement en régime continu à température ambiante.
D'autres résultats ont étés obtenus pour les lasers à puits quantiques de type I, une
émission de 3.36 m a été atteinte pour un fonctionnement en continu à température
ambiante [3]. Et très récemment, une étude des lasers à multi-puits quantiques à base
de GaInSb/AlInSb, a été établie pour un fonctionnant à température ambiante à des
longueurs d'onde comprises entre 3 m et 4 m [4].
Cependant, au delà de 4 m les performances de ces lasers se dégradent, à cause de
leur forte sensibilité aux effets thermiques, notamment l’effet Auger qui devient de
plus en plus important à grande longueur d’onde. L’effet Auger est un processus de
recombinaison non radiative qui apparait lorsque le gap devient très proche de
l’énergie de couplage spin-orbite (Eg=ΔSo). L’énergie libérée par la recombinaison
d’un électron de la bande de conduction à un trou de la bande de valence est cédée,
soit à un deuxième électron de la bande de conduction, soit à un trou de la bande de
valence.
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Chapitre I
4.2.
8
Les lasers intra-bandes à cascade quantique
Contrairement aux diodes lasers à puits quantiques cités précédemment, les lasers à
cascade quantique (QCL) sont des dispositifs unipolaires qui reposent sur des
transitions ''intra-bandes'': des transitions optiques entre les différents états quantiques
de la bande de conduction du semi-conducteur. (Figure I.3).
ee3
hv
1
(a) Unipolarité
(b) Emission en cascade
Figure I.3 [5] : Représentation schématique de deux principes de bases qui caractérisent un
laser à cascade quantique. (a) Transitions optiques entre différentes sous-bandes de la bande
de conduction. (b) Plusieurs zones émissives sont juxtaposées et polarisées, un électron est
utilisé pour émettre en cascade plusieurs photons.
La longueur d’onde d’émission ne dépend pas de l’énergie de la bande interdite
comme c’est le cas des lasers interbandes, mais elle est déterminée par le confinement
quantique : en jouant sur l’épaisseur de chacune des couches formant l’hétérostructure,
on modifie l’écart énergétique entre les sous bandes et par conséquent, on modifie la
longueur d'onde d'émission du laser. Cette propriété remarquable permet aux lasers à
cascade quantique d’émettre dans un large domaine spectral allant de 2 μm jusqu’à
l’infrarouge lointain (λ = 100 μm).
Avant de présenter le principe de fonctionnement de ces lasers, on se propose
d’exposer une brève histoire des lasers à cascade quantique.
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Chapitre I

9
Etat de l'art des lasers à cascade quantique
La notion des lasers à cascade quantique qui reposent sur les transitions intra-bandes
du semi-conducteur provient d'une étude établie en 1971 par deux chercheurs russes
R.Kasarinov et R.Suris [6], dans laquelle ils proposent un moyen d’amplifier de la
lumière dans un super-réseau polarisé et d’obtenir ainsi une émission infrarouge entre
sous-bandes. Cependant, l'amplification de la lumière est une condition nécessaire
mais insuffisante pour avoir un effet laser, car il faut atteindre l'inversion de
population ; il faut que la durée de vie des électrons soit plus longue dans l'état excité
que dans l'état final. Dans ce contexte, une équipe de Bell laboratoires a réussi à
montrer pour la 1ière fois en 1994 l'existence d'une inversion de population entre sousbandes sous pompage électrique [7]. Ce principe a donné naissance à un nouveau laser
appelé "laser à cascade quantique".
Le premier laser réalisé par Faist et al. au Bell-Laboratoires a donné une émission à
4.2 μm en utilisant des hétérostructures à base de Al0.48In0.52As/Ga0.47In0.53As-InP [7].
Dès lors, ces sources lasers ont connu un développement considérable, ils couvrent
aujourd’hui la gamme spectrale 3.4 µm [8] ≤ λ≤ 24µm [9], et même dans le terahertz
[10]
L’énergie de transition est limitée par la discontinuité de la bande de conduction des
matériaux utilisés. Des lasers à cascade quantique de la filière GaAs ont été réalisés, en
utilisant des hétérostructures à base de GaAs/Al0.33Ga0.67As [11]. Ces dispositifs sont
très performants pour les grandes longueurs d’onde.
Afin d’atteindre les petites longueurs d’onde de la gamme (2µm - 4µm), les
hétérostructures à base d’Antimoniures sont les mieux adaptés :
-
Les QCL à base d’hétérostructures InGaAs/AlAsSb sur substrat InP
permettaient une émission à 3.1 µm pour un fonctionnement en régime pulsé à
température ambiante [12].
-
L’utilisation du couple de matériaux InAs/AlSb permettait de réaliser des QCL
émettant à 2.75 µm [13].
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Chapitre I

10
Principe de fonctionnement
Le principe de fonctionnement du laser à cascade quantique est illustré sur la figure I.4
qui représente le diagramme énergétique de la bande de conduction d’une structure à
cascade quantique à base de GaInAs/AlInAs sous polarisation [7].
La structure est périodique, elle comprend deux zones: une zone active et une zone
d’injection.
Mini-bande
Mini-bande
interdite
3
2
1
Zone
d’injection
Zone
active
Axe de croissance
Figure I.4: Schéma de principe d’un QCL GaInAs/AlInAs. La structure du laser
comprend environ 25 périodes constituées chacune d’une zone d’injection et d’une
zone active. La transition laser a lieu entre les niveaux E 3 et E2.
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11
La zone active est la zone d'émission du laser, elle est conçue pour présenter trois
niveaux d’énergie en bande de conduction afin d'assurer le confinement des électrons
et l'émission stimulée. Il s'agit d'un super-réseau constitué de plusieurs puits
quantiques couplés.
La transition radiative se produit entre le niveau excité 3 et le niveau 2. La transition 21 étant non radiative, permet de vider la sous-bande 2 par relaxation inélastique,
assistée par les phonons optiques, dans la sous-bande 1.
Le fonctionnement du laser nécessite la réalisation d’une inversion de population,
celle-ci est obtenue en injectant de manière sélective les électrons dans le niveau excité
E3. Ceci se fait par ce qu’on appelle la zone d’injection. Il s’agit d’un super-réseau
formé par une succession de couches de deux semi-conducteurs différents alternés
périodiquement.
Le super-réseau permet d’une part l’injection et le transport des électrons par le
processus d’effet tunnel et d’autre part pour avoir une structure en cascade, il suffit de
polariser le super-réseau.
Pour augmenter le gain du laser, il suffit de mettre en série plusieurs périodes.
5. Intérêt de la cascade quantique
La cascade quantique possède des propriétés spécifiques et intéressantes et qui réside
essentiellement dans le fait qu’il est possible d’obtenir des grandes longueurs d’onde
d’émission sans avoir recours à des semi-conducteurs à petit gap.
Les lasers à cascade quantique sont des dispositifs unipolaires, car un seul type de
porteur entre en jeu pour assurer la transition radiative qui a lieu entre deux sousbandes.
Le caractère unipolaire a un grand intérêt dans le fonctionnement de ces dispositifs. En
effet, les processus de relaxation non radiative de type Auger qui existent dans les
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Chapitre I
12
lasers bipolaires, sont négligeables et moins efficaces que les relaxations par émission
de phonons longitudinaux optiques dans les lasers intrabandes. Par conséquent, les
lasers à cascade quantiques sont moins sensibles à la température, ils peuvent atteindre
un fonctionnement en continu jusqu’à des températures supérieures à 140°K et en
impulsion jusqu'à l'ambiante.
Ainsi, la température T0 qui caractérise l’évolution du courant de seuil avec la
température, j = j0 exp(T/T0), est grande, de l’ordre de 120°K [14].
Les sources à cascade quantique reposent sur des transitions intra-bandes qui
confèrent aux lasers unipolaires des propriétés particulières [15]:
 Les deux sous-bandes de la transition optique appartiennent à la bande de
conduction et leur dispersion dans le plan parallèle aux couches à donc la
même courbure si on néglige les non-parabolicités (Figure I-5b);
 Le caractère résonnant de l’émission qui est du au fait que, les transitions
entre les sous-bandes se font à une même énergie E12. Par conséquent, le gain
du laser unipolaire est concentré dans une bande spectrale très étroite. (Figure
I-5c);
 Le taux de transition intra-bandes est beaucoup plus grand (de l’ordre de
picoseconde) par rapport à celui de la transition inter-bande (nanoseconde).
Par conséquent les courants de seuil sont très faibles, ils sont de l’ordre de
1.7kA.Cm-2 [16].
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Chapitre I
13
Transition intra-bande
E
2
Bc
Gain
Ef
2
1
Bc
1
Energie
z
E12
(b)
(a)
(c)
Transition inter-bande
Bc
E
Ef
Gain
2
1
z
(a)
Ef
Bv
(b)
Energie
E12
E12+2Ef
(c)
Figure I.5 : Comparaison entre les mécanismes d’émission inter-bande et intra-bande.
(a) Structure de bandes dans l’espace réel. (b) Structure de bandes dans l’espace
réciproque. (c) courbe de gain.
D'autre part, la structure à cascade quantique est composée de plusieurs périodes
identiques (typiquement 20 à 50 périodes), permettant à un électron d'émettre plusieurs
photons. Ceci permet au laser d’émettre à des puissances plus élevées pouvant
atteindre 1.3 W [16].
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14
6. Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons présenté les différents systèmes émetteurs et récepteurs
pouvant émettre dans le moyen infrarouge. Nous avons conclue que les lasers à semiconducteurs peuvent couvrir le domaine de longueur d’onde 2 µm-10 µm du moyen
infrarouge qu’avec l’utilisation de la cascade quantique (super-réseau).
Les lasers moléculaires et les lasers à électrons libres sont limités en longueurs d’onde
mais ils sont très puissants qu’ils restent utiles que pour certaines applications.
Les diodes lasers à semi-conducteurs (Lasers interbandes) sont limités à 3 µm ou 4 µm
car ils présentent certains inconvénients :
 Limitation en longueur d’onde, car l’énergie du photon dépend du gap :
- Limite chimique
- La contrainte: Δa/a < 2%
- Hétérostructure de type I
 Fonctionnement limité par la température à cause de l’effet Auger
Les lasers à cascade quantique surmontent toutes ces limites et couvrent le domaine
spectral 2 µm -10 µm grâce à ces intéressantes propriétés:
 Longueur d’onde d’émission qui varie de λ = 2 μm jusqu’à l’infrarouge lointain
(λ = 100 μm), car elle est déterminée par le confinement quantique ;
 On peut travailler avec des hétérostructures de type II ;
 Amplification par le super réseau ;
 Très haute mobilité de porteurs ;
 Puissance très élevée.
Afin d’atteindre le domaine spectral (2µm - 4µm), les matériaux à base
d’Antimoniures sont les meilleurs candidats. Le chapitre II est consacré à l’étude des
différents alliages à base d’Antimoniures.
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
2010
L’Infrarouge Moyen de la gamme [2-10] μm
Chapitre I
15
Références
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[8] J. Faist, F. Capasso, D.L. Sivco, A.L. Hutchinson, S.N.G. Chu, and A.Y. Cho.,
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[10] Christoph Walther, Milan Fischer, Giacomo Scalari, Romain Terazzi, Nicolas
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[11] C. Sirtori, P. Kruck, S. Barbieri, P. Collot, and J. Nagle, M. Beck, and J. Faist, U.
Oesterle, Appl. Phys. Lett., 73, p. 3486 (1998).
[12] S. Y. Zhang, D. G. Revin, J. W. Cockburn,1 K. Kennedy, A. B. Krysa, and M.,
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Boukli-Hacène Nassima
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2010
Chapitre I
L’Infrarouge Moyen de la gamme [2-10] μm
16
[13] J. Devenson, O. Cathabard, R. Teissier, and A. N. Baranov., Applied Physics
Letters, 91, 251102, (2007).
[14] R.Teissier, P.Christol, A. Joullié, Université de Montpellier II (CEM2), Nouveaux
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[15] Federico Capasso, Intersouband transitions in quantum wells: Physics and device
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[16] Y. Bai, S.R. Darvish, S. Slivken, W. Zhang, A. Evans, J. Nguyen, and M.
Razeghi., Appl. Phys. Lett., 92, 101105, (2008).
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
2010
Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
17
Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
1. Introduction
2. Étude des composés binaires à base d'antimoniures : GaSb, InSb, AlSb
3. Étude des alliages ternaires à base d'antimoniures :
3.1 Les alliages de type I: III-III'-V : AlGaSb, InGaSb, InAlSb
3.2 Les alliages de type II: III-V-V' : AlAsSb, GaAsSb, InAsSb
4. Étude des alliages quaternaires à base d'antimoniures : de type I : III-III'-V- V':
4.1. AlGaAsSb
4.2. InGaAsSb
5. Étude des alliages quinaires à base d'antimoniures : III-III'-III''-V-V' :
5.1. AlGaInAsSb
6. Conclusion
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
18
1. Introduction
Les semi-conducteurs à base d’Antimoniures comprennent les binaires GaSb, AlSb,
InSb et les alliages associés.
Matériaux très connus et très maîtrisés technologiquement, les Antimoniures sont les
matériaux les mieux adaptés pour réaliser des lasers dans le moyen infrarouge. Utilisés
d’abord dans les diodes lasers à puits quantique, ces composés offrent des solutions
innovantes et performantes pour réaliser des lasers à cascade quantique.
Dans ce chapitre, nous étudierons les propriétés physiques des différents alliages
Antimoniures. Nous commençons par les composés binaires et nous terminerons par
les alliages quinaires en passant par les composés ternaires et quaternaires.
Boukli-Hacène Nassima
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
19
2. Propriétés des composés binaires à base d'Antimoniures:
2.1. Propriétés structurales
Les composés binaires III-Sb se cristallisent suivant
la structure cubique de type Zinc blende qui est
formée par deux sous réseaux cubiques faces
centrées décalés l’un par rapport à l’autre d’un quart
de la diagonale principale du cube, un de ces sous
réseau est constitué d’atomes de la colonne III alors
que l'autre est constitué d’atomes de la colonne V
Figure II.1 : Structure cristalline
du Zinc blende
(atomes d'Antimoine). Figure II.1
2.2. Propriétés électroniques:
Pour définir les propriétés électroniques d'un semi-conducteur, il est nécessaire de
connaître sa structure de bande qui est représentée dans l'espace réciproque suivant les

différentes directions du vecteur d’onde k . La zone de Brillouin pour une structure
cubique est représentée suivant la figure II.2. Cette cellule élémentaire du réseau
réciproque possède plusieurs directions de haute symétrie. Le voisinage de Γ décrit le
centre de zone alors que celui de X ou L indique un bord de zone.
kZ
[001] X
L
Δ
Γ
[100]
X
[010]
kY
Λ
X
kX
K
[111]
Figure II.2: Première zone de Brillouin d'un cristal cubique
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
20
 Structure de bande d’énergie des semi-conducteurs III-Sb
Les bandes d'énergie donnent les états d'énergie possibles pour les électrons en
fonction de leurs vecteurs d'onde.
Les composés GaSb, InSb sont caractérisés par un gap direct : dans l’espace
réciproque, le maximum de la bande de valence et le minimum de la bande de
conduction correspond au point
(en k
0 ). Par contre, le composé AlSb possède un
gap indirect car le maximum de la bande de valence est situé au point
et le
minimum de la bande de conduction est au point X dans la direction (100).
La figure II.3 montre la structure de bande d'énergie des composés binaires à base
d'Antimoniures.
Vallée Γ
T = 0K
Vallée L
Vallée X
Vallée Γ
Vallée Γ
ΔEXΓ
ΔEXL
Vallée X
Vallée L
Vallée L
ΔEΓX
Vallée X
ΔEΓL
Eg = 1.696 eV
ΔEΓL
ΔEΓX
Eg = 0.812 eV
Eg = 0.235eV
so=
0.810eV
InSb
so=
0.760eV
GaSb
so=
0.676eV
AlSb
Figure II.3: Structure de bande des composés binaires à base d’Antimoniures
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
21
3. Propriétés des composés ternaires à base d'Antimoniures:
Un alliage ternaire (AxB1-xC) est formé de deux composés binaires (AC)x et (BC)1-x.
Où x désigne la composition d’alliage. La combinaison de plusieurs éléments
chimiques se traduit par une perturbation des atomes du réseau, déformation de la
maille, et déformation de la structure et donc on aura un désordre d’alliage qui se
traduit par ce qu’on appelle le bowing : le gap, le paramètre de maille et les masses
effectives varient de façon non linéaire.
Variation du gap : L’énergie de la bande interdite d’un alliage ternaire est
-
donnée par la relation suivante [1] :
Eg (A1 x B x C) (1 x) Eg (AC) x Eg (BC) x (1 x) c
[eV]
(II.1)
Où c est le coefficient de courbure (bowing parameter). Voir Annexe1.
Variation du paramètre de maille: Le paramètre de maille varie linéairement
-
selon la loi de Végard comme suit:

a (A1 x B x C) (1 x ) a (AC) x a (BC)
(II.2)
[A]
Si on tient compte de l’effet du désordre, on considère que le paramètre de maille varie
comme le gap, par cette équation:

a (A1 x B x C) (1 x ) a (AC) x a (BC) x (1 x ) c
[A]
(II.3)
- Les masses effectives: Les masses effectives d’un alliage ternaire varient avec
la composition x comme suit [1]:
m* (A1 x B x C) (1 x) m* (AC) x m* (BC) x (1 x) c'
(II.4)
Les paramètres énergétiques d'un alliage ternaire dépendent d’une part de la
composition x et d’autre part, de la nature des atomes utilisés. On distingue deux types
d’alliages ternaires :

Alliages constitués de deux atomes de la colonne III et un atome de la
colonne V du tableau périodique (III'-III''-V).

Alliages constitués de deux atomes de la colonne V et un atome de la colonne
III du tableau périodique (III-V'-V'')
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
22
3.1. Les alliages de type I: III’-III’'-V :
A. Étude de la structure de bande :
 AlxGa1-xSb: est composé des binaires (AlSb)x et (GaSb)1-x, ces deux
binaires forme une bonne hétérostructure, car ils possèdent des paramètres de maille
presque identique. Le pas du réseau de l'alliage AlGaSb varie de 6.0959 Å pour le
GaSb [2] à 6.1355Å pour l’AlSb [2]. Les variations du gap et de l'énergie spin-orbite
sont données par les équations suivantes:
Eg
(1 x )0.727
x 2.300
x (1 x )( 0.44 1.220 x )
E gX (1 x )1.033 x1.616
E gL
So
(II.5)
(1 x )0.753 x 2.210
(1 x )0.675
x 0.590
x (1 x )0.300
Ces variations sont reportées sur la figure II.4.
2.6
2.4
AlxGa1-xSb
2.2
(T=300°K)
-vallée
Energie (eV)
2.0
L-vallée
1.8
X-vallée
1.6
1.4
1.2
1.0
0.8
so
0.6
0.4
0.0
GaSb
0.2
0.4
0.6
Composition x en Aluminium
0.8
1.0
AlSb
Figure II.4: Variation de l’énergie du gap et de l'énergie spin-orbite en
fonction de la composition de l'alliage AlGaSb à 300°K.
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Chapitre II
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23
A partir de la figure II.4, on déduit que:
- L'alliage AlxGa1-xSb passe d'un gap direct à un gap indirect pour une composition x =
42% environ en Aluminium.
- Les états Г sont plus perturbés que les états X et L, car les états Г sont des états
étendus et légers alors que les états X et L sont des états confinés.
- Du fait que l'Aluminium est un atome isoélectronique avec le Gallium et non
isochorique avec l’Antimoine, l'effet du désordre est plus important dans la zone à gap
indirect (pour les fortes concentrations en Al).
- Résonance quantique dû au croisement Γ-L au point x ≈ 91% en Aluminium qui se
traduit par l'effet Gunn qui est néfaste pour le laser intrabande.
- Ce matériau est intéressant comme barrière pour les concentrations en Aluminium
inférieurs à 40% environ (zone à gap direct).
 Ga1-xInxSb: L'alliage ternaire Ga1-xInxSb est composé des binaires
(GaSb)1-x et (InSb)x, son pas du réseau varie de 6.09Å [2] à 6.48Å [2] Donc, un
désaccord de maille qui se traduit par des défauts et des contraintes à l’interface. Cet
alliage est caractérisé par un gap direct dans toute la gamme de composition d'alliage
qui varie selon les équations suivantes:
Eg
x 0.174
x (1 x )0.415
E gX (1 x )1.033 x 0.569
x (1 x )0.330
E gL
x (1 x )0.400
So
(1 x )0.727
(1 x )0.753 x 0.869
(1 x )0.675
x 0.749
(II.6)
x (1 x )0.100
Le diagramme énergétique correspondant à ces variations est indiqué sur la figure II.5.
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
1.2
24
Ga1-xInxSb
1.1
(T=300°K)
Energie (eV)
1.0
0.9
L-vallée
0.8
so
0.7
X-vallée
0.6
0.5
0.4
0.3
-vallée
0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition x en Indium
Figure II.5: Variation de l’énergie du gap et de l'énergie spin-orbite en
fonction de la composition de l'alliage GaInSb à 300°K.
D'après cette figure, on remarque que:
-
L'introduction de l'Indium fait diminuer le gap, les énergies sont plus faibles et
les perturbations sont plus fortes.
-
L'effet du désordre affecte tous les états, et il provient non seulement de la très
forte contrainte qui existe entre le GaSb et l'InSb qui fait perturber le réseau
(très forte distorsion du réseau) et d'autre part, il provient de l'incompatibilité
chimique d'Indium et de l'Antimoine (lacune de miscibilité).
-
Croisement Γ-
So
au point x ≈ 5.4 % en Indium. Ceci provoque l'effet Auger de
type 1électron-2trous qui est néfaste pour les lasers interbandes.
-
Ce matériau est intéressant comme puits accordé en maille avec substrat GaSb.
 AlxIn1-xSb: Le ternaire AlxIn1-xSb est composé des binaires (AlSb)x et
(InSb)1-x. Les variations du gap et de l'énergie spin-orbite sont données selon les
équations II.7:
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
Eg
(1 x )0.727
x 2.300
25
x (1 x )( 0.44 1.220 x )
E gX (1 x )1.033 x1.616
(II.7)
E gL (1 x )0.753 x 2.210
So
(1 x )0.675
x 0.590
x (1 x )0.300
Ces variations sont reportées sur la figure II.6.
Al1-xInxSb
2,5
(T=300°K)
Energie (eV)
2,0
X-vallée
1,5
L-vallée
1,0
so
0,5
-vallée
0,0
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Composition x en Indium
Figure II.6: Variation de l’énergie du gap et de l'énergie spin-orbite
en fonction de la composition de l'alliage AlInSb à 300°K.
D’après ce graphe, on remarque que :
- Le gap est indirect pour les compositions inférieures à 53% environ en Indium et il
est direct pour les concentrations x > 53 % en Indium.
- Le désaccord de maille est important entre InSb et AlSb par contre, l'effet du
désordre n'est pas très important, du fait que les énergies sont plus grandes.
- Croisement Γ-
So
au point x ≈ 73 % en Indium.
- Croisement Γ-L au point x ≈ 7.8% en Indium.
- Ce matériau peut être utilisé comme barrière pour x> 53 % en Indium.
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Chapitre II
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26
B. Étude de la contrainte :
L’étude de la contrainte est essentielle et complémentaire à celle de la structure de
bande. En effet, l’alliage utilisé doit être accordé en maille avec le substrat.
- Le choix du GaSb comme substrat pour les Antimoniures:
Le composé binaire GaSb est le mieux adapté comme substrat par rapport aux
composés InSb et AlSb qui s’oxydent. Le binaire GaSb possède plusieurs propriétés:
- Meilleur qualité cristalline ;
- Facile à purifier ;
- Stable chimiquement ;
- Bonne conductibilité thermique.
 AlxGa1-xSb/GaSb: L’accord de maille avec le substrat est donné par cette
équation :
a
a
a Substrat _ a AlGaSb
a Substrat
(II.8)
La variation de l’accord de maille est reportée sur la figure II.7.
0.025
AlxGa1-xSb/GaSb
(T=300 K)
0.020
a/a
0.015
0.010
0.005
0.000
-0.005
-0.010
0.0
a/a(non linéaire)
a/a(linéaire)
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition x en Alluminium
Figure II.7: Variation de l’accord de maille de l'alliage AlGaSb/GaSb
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
27
La figure II.7 montre que, la variation linéaire indique que l’alliage AlGaSb est
comprimé et en bon accord de maille avec le substrat quelle que soit x.
Pour la variation non linéaire, le matériau est détendu et en bon accord de maille avec
le substrat dans les domaines de composition x ≤ 51% en Al et pour x ≥ 77% en Al.
 Ga1-xInxSb/GaSb: L’accord de maille avec le substrat est donné par cette
équation :
a
a
a Substrat _ a InGaSb
a Substrat
(II.9)
Cette variation est illustrée sur la figure II.8.
0.01
Ga1-xInxSb/GaSb
0.00
(T=300 K)
-0.01
a/a
-0.02
-0.03
-0.04
-0.05
-0.06
-0.07
0.0
a/a(non linéaire)
a/a(linéaire)
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition x en Indium
Figure II.8: Variation de l’accord de maille de l'alliage GaInSb/GaSb
A partir de la figure II.8, on déduit que l’alliage GaInSb est comprimé quel que soit x.
Le matériau est en bon accord de maille pour les faibles concentrations en Indium (x ≤
30% environ).
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 Al1-xInxSb/GaSb: L’accord de maille avec le substrat est donné par cette
équation :
a
a
a Substrat _ a AlInSb
a Substrat
(II.10)
Cette variation est reportée sur la figure II.9.
0.00
Al1-xInxSb/GaSb
-0.01
(T=300 K)
a/a
-0.02
-0.03
-0.04
-0.05
-0.06
a/a(non linéaire)
a/a(linéaire)
-0.07
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Indium
Figure II.9: Variation de l’accord de maille de l'alliage AlInSb/GaSb
Cette figure montre que l’alliage AlInSb est comprimé quel que soit x.
Le matériau est en bon accord de maille avec le substrat pour les faibles compositions
en Indium (x ≤ 23% environ).
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Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
29
C. Les masses effectives:
 AlxGa1-xSb: Les masses effectives de conduction et de valences sont
calculées à partir de l'équation (II.4) comme suit:
m*
0.035 (1 x ) 0.135 x x (1 x )( 0.044 1.220 x )
m *X
0.788 (1 x ) 0.543 x
m *L
0.510 (1 x ) 1.059 x
m *lh
0.037 (1 x ) 0.105 x
m *hh
0.342 (1 x ) 0.465 x
m *so
0.107 (1 x ) 0.192 x x (1 x )0.300
(II.11)
Ces variations sont reportées sur la figure II.10.
1.2
AlxGa1-xSb
1.0
masses effectives (m0)
T = 300°K
0.8
0.6
0.4
0.2
m
mX
mL
0.0
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Concentration en Al
Figure II.10: Variations des masses effectives en fonction de la
composition x pour l'alliage AlxGa1-xSb
 InxGa1-xSb: Les masses effectives de conduction et de valences sont
calculées selon les équations II.12:
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m*
0.035 (1 x ) 0.010 x
x (1 x )0.009
m *X
0.788 (1 x ) 0.786 x
x (1 x )0.330
m *L
0.510 (1 x ) 0.234 x
x (1 x )0.400
m *lh
0.037 (1 x ) 0.130 x
x (1 x )0.011
m *hh
0.342 (1 x ) 0.321x
m *so
0.107 (1 x ) 0.102 x
30
(II.12)
Ces variations sont reportées sur la figure II.11.
0.8
masses effectives (m0)
0.7
Ga1-xInxSb
0.6
T = 300°K
0.5
0.4
0.3
m
mX
mL
0.2
0.1
0.0
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Indium
Figure II.11: Variations des masses effectives en fonction de la
composition x pour l'alliage InxGa1-xSb
 InxAl1-xSb: Les masses effectives de conduction et de valences sont
calculées à partir de ces équations:
m*
0.135 (1 x ) 0.010 x
m *L
0.510 (1 x ) 0.234 x x (1 x )0.400
m *X
0.543(1 x ) 0.786 x
m *lh
0.105 (1 x ) 0.013 x
m *hh
0.465 (1 x ) 0.321x
m *so
0.192 (1 x ) 0.102 x x (1 x )0.250
x (1 x )0.43
(II.13)
Ces variations sont représentées suivant la figure II.12.
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
31
1.1
InxAl1-xSb
masses effectives (m0)
1.0
0.9
T = 300°K
0.8
0.7
0.6
0.5
m
mX
mL
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
-0.1
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Concentration en In
Figure II.12: variations des masses effectives en fonction de la
composition x pour l'alliage InxAl1-xSb
3.2. Les alliages de type II: III-V’-V'’ :
A. Étude de la structure de bande :
 AlAs1-xSbx: L'alliage ternaire AlAs1-xSbx est composé des binaires
(AlAs)1-x et (AlSb)x. Les variations du gap et de l'énergie spin-orbite sont calculées à
partir de ces équations:
Eg
(1 x )3.003 x 2.300
x (1 x )0.800
E gX (1 x )2.164
x1.616
x (1 x )0.280
E gL
x 2.210
x (1 x )0.280
So
(1 x )2.352
(1 x )0.184
x 0.590
(II.14)
x (1 x )0.150
Ces variations sont reportées sur la figure II.13.
Boukli-Hacène Nassima
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
32
AlAs1-xSbx
3,0
(T=300°K)
Energie (eV)
2,5
-vallée
2,0
L-vallée
1,5
X-vallée
1,0
so
0,5
0,0
0,0
0,2
0,4
AlAs
0,6
0,8
Composition en Antimoine
1,0
AlSb
Figure II.13: Variation de l’énergie du gap et de l'énergie spin-orbite
en fonction de la composition de l'alliage AlAsSb à 300°K.
A partir de la figure II.13, on remarque que:
- Comparés à la structure de bande de l'AlxGa1-xSb, l’alliage AlAs1-xSbx est plus
désordonné. L’effet du désordre provient chimiquement du fait de combiner deux
éléments du site V et physiquement, l’important désaccord de maille entre l’AlAs et
l’AlSb qui fait perturber le réseau et provoquer la distorsion.
- Le gap de l'alliage AlAsSb est indirect dans toute la gamme de composition en
Antimoine. Il sert comme barrière pour réaliser des lasers dans le moyen infrarouge.
 GaAs1-xSbx: est composé des binaires (GaAs)1-x et (GaSb)x. Les
variations de l’énergie du gap et de l’énergie spin-orbite sont données par les équations
suivantes :
Eg
(1 x )1.423 x 0.727
x (1 x )1.430
E gX (1 x )1.899
x1.033 x (1 x )1.200
E gL
x 0.753 x (1 x )1.200
So
(1 x )1.707
(1 x )0.245
(II.15)
x 0.675 x (1 x )0.600
On donne ces variations sur la figure II.14.
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
33
2.0
1.8
GaAs1-xSbx
1.6
(T=300°K)
Energie (eV)
1.4
1.2
1.0
X-vallée
-vallée
L-vallée
0.8
0.6
so
0.4
0.2
0.0
0.2
GaAs
0.4
0.6
0.8
Composition en Antimoine
1.0
GaSb
Figure II.14: Variation de l’énergie du gap et de l'énergie spin-orbite
en fonction de la composition de l'alliage GaAsSb à 300°K.
D’après ce graphe, on remarque que :
- L’alliage GaAs1-xSbx est à gap direct dans toute la gamme de composition en
Antimoine.
- Le désordre est plus important par rapport à celui de l’AlAs1-xSbx, car les énergies
sont très faibles. Ce matériau est très intéressant pour le moyen infrarouge, il peut être
utilisé comme puits accordé en maille avec InP ou GaSb.
 InAs1-xSbx: L’alliage InAs1-xSbx possède un faible gap et qui est direct dans
toute la gamme de composition en Antimoine, il est intéressant pour une variété de
dispositifs optoélectroniques dans le moyen infrarouge y compris les lasers et les
photo-détecteurs. Les variations de l’énergie du gap et de l’énergie spin-orbite sont
calculées à partir de ces équations :
Eg
(1 x )0.354
x 0.174
x (1 x )0.670
E gX (1 x )1.370
x 0.569
x (1 x )0.600
E gL
x 0.869
x (1 x )0.600
So
(1 x )1.070
(1 x )0.327
x 0.749
(II.16)
x (1 x )1.200
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Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
34
Les variations II.18 sont représentées suivant la figure II.15.
1.4
InAs1-xSbx
(T=300°K)
Energie (eV)
1.2
1.0
L-vallée
0.8
so
0.6
X-vallée
0.4
-vallée
0.2
0.0
0.0
InAs
0.2
0.4
0.6
Composition en Antimoine
0.8
1.0
InSb
Figure II.15: Variation de l’énergie du gap et de l'énergie spin-orbite
en fonction de la composition de l'alliage InAsSb à 300°K.
A partir de ce graphe, on déduit que :
- L’alliage InAs1-xSbx possède un gap direct dans toute la gamme de composition en
Antimoine.
- Effet Auger important pour les lasers interbandes autour de 15% en Antimoine.
- Du fait que l'Antimoine est un atome isoélectronique avec l'Arsenic et non
isochorique avec l’atome d'Indium, l'effet du désordre est important pour les fortes
concentrations en Antimoine et affecte plus les états de basses énergies (états Γ).
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Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
35
B. Étude de la contrainte :
 AlAs1-xSbx/GaSb: L’accord de maille avec le substrat est donné par cette
équation :
a
a
a Substrat _ a AlAsSb
a Substrat
(II.17)
La variation de l’accord de maille avec le substrat GaSb est représentée suivant la
figure II.16.
0.08
AlAs1-xSbx/GaSb
(T=300 K)
a/a
0.06
0.04
0.02
0.00
-0.02
0.0
a/a(non linéaire)
a/a(linéaire)
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Antimoine
Figure II.16: Variation de l’accord de maille de l'alliage AlAsSb/GaSb
Cette figure montre que, le matériau est détendu quelle que soit la composition.
La variation linéaire indique que, l’alliage est accordé en maille avec le substrat au
point x ≈ 91.7%. Il est en bon accord de maille avec le substrat pour les compositions
x≥66%.
Pour la variation non linéaire, le matériau est accordé en maille avec le substrat au
point x ≈ 96.8%. Il est en bon accord de maille avec le substrat pour les compositions
x≥85.7%.
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36
 GaAs1-xSbx /GaSb: L’accord de maille avec le substrat est donné par
cette équation :
a Substrat _ a GaAsSb
a Substrat
a
a
(II.18)
Cette variation est illustrée suivant la figure II.17.
0.11
0.10
GaAs1-xSbx/GaSb
0.09
(T=300 K)
0.08
0.07
a/a
0.06
0.05
0.04
0.03
0.02
0.01
0.00
-0.01
0.0
a/a(non linéaire)
a/a(linéaire)
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Antimoine
Figure II.17: Variation de l’accord de maille de l'alliage GaAsSb/GaSb
D’après cette figure on remarque que : le matériau est détendu quel que soit x. il est
accordé en maille avec le substrat pour les fortes concentrations en Antimoine (x≥73%
environ)
 InAs1-xSbx/GaSb: L’accord de maille avec le substrat est donné par cette
équation :
a
a
a Substrat _ a InAsSb
a Substrat
(II.19)
Cette variation est illustrée suivant la figure II.18.
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Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
37
0.02
InAs1-xSbx/GaSb
0.01
(T=300 K)
0.00
a/a
-0.01
-0.02
-0.03
-0.04
-0.05
-0.06
-0.07
0.0
a/a(non linéaire)
a/a(linéaire)
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Antimoine
Figure II.18: Variation de l’accord de maille de l'alliage InAsSb/GaSb
La figure II.18 montre que l’alliage InAsSb peut être comprimé ou détendue selon la
composition d’alliage.
D’après la variation linéaire, le matériau est accordé en maille avec le substrat pour les
très faibles concentrations en Antimoine (x ≈ 8.7%). Il est en bon accord de maille
avec le substrat pour x ≤ 37% environ.
La variation non linéaire indique que, l’alliage est accordé en maille pour x≈48%. Il
est en bon accord de maille avec le substrat pour x ≤ 71% environ.
C. les masses effectives:
 AlAs1-xSbx: les variations
des masses effectives de conduction et de
valence sont calculées à partir de l'équation (II.4) selon les équations II.20.
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
m*
0.145 (1 x ) 0.135 x x (1 x )0.8
m *X
0.725 (1 x ) 0.543 x x (1 x )0.280
m *L
0.746 (1 x ) 1.059 x x (1 x )0.280
m *lh
0.160 (1 x ) 0.105 x
m *hh
0.673(1 x ) 0.465 x
m *so
0.184 (1 x ) 0.192 x x (1 x )0.150
38
(II.20)
Ces variations sont illustrées suivant la figure II.19.
masses effectives (m0)
1.1
1.0
AlAs1-xSbx
0.9
(T=300°K)
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
m
mX
mL
0.2
0.1
0.0
-0.1
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Antimoine
Figure II.19: Variation des masses effectives en fonction de
la composition x de l'alliage AlAs1-xSbx
 GaAs1-xSbx: les variations des masses effectives de conduction et de
valence sont calculées à partir de ces équations:
m*
0.063(1 x ) 0.0035 x x (1 x )1.43
m *X
0.927 (1 x ) 0.788 x
m *L
0.505 (1 x ) 0.510 x x (1 x )1.200
m *lh
0.078 (1 x ) 0.037 x
m *hh
0.489 (1 x ) 0.342 x
m *so
0.124 (1 x ) 0.107 x x (1 x )0.600
x (1 x )1.200
(II.21)
Boukli-Hacène Nassima
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
39
Les variations des masses effectives de l'alliage GaAs1-xSbx sont représentées suivant
la figure II.20.
masses effectives (m0)
0.9
0.8
GaAs1-xSbx
0.7
(T=300°K)
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
m
mX
mL
0.0
-0.1
-0.2
-0.3
-0.4
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Antimoine
Figure II.20: Variation des masses effectives en fonction de la
composition x de l'alliage GaAs1-xSbx
 InxAs1-xSb: les variations
des masses effectives de conduction et de
valence sont calculées à partir de ces équations:
m*
0.022 (1 x ) 0.010 x
x (1 x )0.035
m *X
0.612 (1 x ) 0.786 x
x (1 x )0.600
m *L
0.274 (1 x ) 0.234 x
x (1 x )0.600
m *lh
0.023(1 x ) 0.013 x
m *hh
m *so
0.371(1 x ) 0.321x
0.117 (1 x ) 0.102 x
(II.22)
x (1 x )1.200
Ces variations sont reportées sur la figure II.21.
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
0.8
40
InAs1-xSbx
masses effectives (m0)
(T=300°K)
0.6
m
mX
mL
0.4
0.2
0.0
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Antimoine
Figure II.21: Variation des masses effectives en fonction de la
composition x de l'alliage InAs1-xSbx
A partir de notre étude sur les alliages ternaires, on conclue que:
Les alliages ternaires permettent d'ajuster le gap sans pouvoir contrôler la contrainte
qui résulte du désaccord de maille entre les semi-conducteurs. Pour améliorer les effets
de contraintes, on propose d'étudier les alliages quaternaires et les alliages quinaires.
4. Étude des alliages quaternaires de type I: III-III'-V- V':
Les alliages quaternaires de type I de la forme III-III'-V-V' sont très utilisés pour la
fabrication des lasers dans le moyen infrarouge. Ceci est dû principalement à la
possibilité d'ajuster le gap toute en contrôlant la contrainte entre les semi-conducteurs.
Ces alliages sont constitués de deux atomes de la colonne III et deux atomes de la
colonne V du tableau périodique. Plusieurs approches ont étés élaborés pour l'étude
des propriétés de bandes de ces alliages [3, 4, 5, 6, 7], l'équation semi-empirique
introduite par Glisson et al. est la plus accessible pour étudier les paramètres
énergétiques des quaternaires de type I [7]:
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
//
G ABCD
( x , y)
/
/
/
/
x (1 x )[(1 y) G ABD
( x ) y G ABC
( x )] y (1 y) [ x G ACD
( y) (1 x ) G BCD
]
x ((1 x ) y (1 y)
41
(II.23)
/
/
/
/
, G ABC
, G ACD
, G BCD
Avec: G ABD
sont les paramètres énergétiques des alliages
ternaires AxB1-xC, AxB1-xD, AxC1-xD, B xC1-xD
Donc, on fixe la composition x et on fait varier la composition y, on modifie la valeur
de l’énergie de la bande interdite.
4.1. L’alliage AlxGa1-xAsySb1-y
A. Étude du gap :
L’énergie du gap de l’alliage AlxGa1-xAsySb1-y est calculée à partir de l'équation II.23
comme suit:
Eg
x (1 x) [(1 y) Eg AlGaSb (x) y Eg AlGaAs (x )] y (1 y) [x Eg AlAsSb ( y) (1 x) Eg GaAsSb ]
x ((1 x) y(1 y))
(II.24)
La variation de l’énergie du gap en fonction de la composition y de l'alliage AlGaAsSb
Energie (eV)
est représentés sur la figure II.22.
3.4
3.2
3.0
2.8
2.6
2.4
2.2
2.0
1.8
1.6
1.4
1.2
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
0.0
x=2%
x=4%
x=6%
x=20%
x=30%
x=80%
0.2
0.4
AlxGa1-xAsySb1-y
T=300 K
0.6
0.8
1.0
Composition y en Arsenic
Figure II.22: Variation de l’énergie du gap en fonction de la composition
y en Arsenic du composé AlxGa1-xAsySb1-y
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
42
D’après la figure II.22, on remarque que:
La variation de l’énergie peut être décomposée en trois zones:
1. diminution du gap lorsque y → 20 % environ en Arsenic.
2. la région comprise entre 20%<y <80%, le gap est légèrement constant, ce domaine
représente la lacune de miscibilité, c'est un domaine qui est inaccessible
chimiquement.
3. augmentation du gap lorsqu'on augmente la concentration en Arsenic y>80%
environ.
D'autre part, lorsqu'on augmente la concentration en Aluminium, le gap de l'AlGaAsSb
augmente. Cet alliage peut être utilisé comme barrière
B. Étude de la contrainte: AlxGa1-xAsySb1-y/GaSb
La variation de l'accord de maille avec le substrat de l'alliage AlGaAsSb est donnée
par cette équation:
a
a
a Substrat _ a AlGaAsSb
a Substrat
(II.25)
On considère que le paramètre de maille de l'alliage AlxGa1-xAsySb1-y varie
linéairement selon la loi de Végard comme suit :
a Al x Ga1 x As ySb1 y
xy a AlAs
y(1 x ) a GaAs
x (1 y) a AlSb
(1 x )(1 y) a GaSb (II.26)
La variation de l'accord de maille avec le substrat en fonction de la composition y pour
les différentes compositions en Aluminium, est représentée suivant la figure II.23.
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
43
0,08
x=2%
x=20%
x=85%
0,07
0,06
AlxGa1-xAsySb1-y/GaSb
T=300°K
a/a
0,05
0,04
0,03
0,02
0,01
0,00
-0,01
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Composition en Arsenic
Figure II.23: Variation de l'accord de maille avec le substrat GaSb
de l'alliage AlGaAsSb à 300°K
Cette figure montre que l'alliage AlxGa1-xAsySb1-y peut être détendu ou comprimé
selon la composition d'alliage. Le matériau est en bon accord de maille avec le substrat
( a/a<2%) pour les faibles concentrations en Arsenic (y<30%).
C. Étude des masses effectives:
En tenant compte de l'effet du désordre, les masses effectives varient selon l'équation
de l’énergie du gap comme suit:
m*
x (1 x) [(1 y) m *AlGaSb (x) y m * (x)] y (1 y) [x m *AlAsSb ( y) (1 x) m *GaAsSb ]
x ((1 x) y(1 y))
(II.27)
Cette variation est calculée pour une composition x donnée. En tenant compte de la
lacune de miscibilité et de l'accord de maille avec le substrat, nous avons effectué les
calculs des masses effectives pour x =20% en Aluminium (figure II.24).
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
44
0.9
Al0.2Ga0.8AsySb1-y
masses effectives (m0)
0.8
°
T = 300 K
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
m
mX
mL
0.0
-0.1
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Arsenic
Figure II.24: Variation des masses effectives en fonction de la
composition y de l'alliage Al0.2Ga0.8AsySb1-y
4.2. L’alliage InxGa1-xAsySb1-y
A. Étude du gap:
L’énergie du gap de l’alliage InxGa1-xAsySb1-y est donnée par cette équation:
Eg
x (1 x ) [(1 y) Eg InGaSb ( x ) y Eg InGaAs ( x )] y (1 y) [ x Eg InAsSb ( y) (1 x) Eg GaAsSb ]
x ((1 x ) y(1 y))
(II.28)
La variation de l’énergie en fonction de la composition y de l'alliage InGaAsSb est
représentés sur la figure II.25.
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
2010
Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
1,4
Energie (eV)
InxGa1-xAsySb1-y
x=2%
x=5%
x=8%
x=10%
x=25%
1,2
1,0
0,8
45
T = 300K
0,6
0,4
0,2
0,0
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Composition en Arsenic
Figure II.25: Variation de l’énergie de la bande interdite en fonction
de la composition y en Arsenic du composé InxGa1-xAsySb1-y
Cette figure montre que le gap est aussi désordonné du fait qu'il présente un fort
bowing.
Le gap de l'alliage InGaAsSb augmente quand x→30% environ, et il diminue pour les
fortes concentrations d'Indium x>30%. En tenant compte de la lacune de miscibilité,
les concentrations d'Indium doivent être inférieures à 30%.
Comparé à l’AlxGa1-xAsySb1-y, le gap de l'alliage InxGa1-xAsySb1-y est très faible, il peut
être utilisé comme puits sur AlxGa1-xAsySb1-y.
B. Étude de la contrainte: InxGa1-xAsySb1-y/GaSb
La variation de l'accord de maille avec le substrat de l'alliage InxGa1-xAsySb1-y est
donnée par cette équation:
a
a
a Substrat _ a InGaAsSb
a Substrat
(II.29)
Boukli-Hacène Nassima
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46
Le paramètre de maille de l'alliage InxGa1-xAsySb1-y est considéré comme étant une
variation linéaire suivant la loi de Végard tel que :
a Inx Ga1 x As ySb1 y
xy a InAs
y(1 x ) a GaAs
x (1 y) a InSb (1 x )(1 y) a GaSb (II.30)
La variation de l'accord de maille avec le substrat en fonction de la composition y pour
les différentes compositions en Indium, est représentée suivant la figure II.26.
0,08
0,07
0,06
a/a
0,05
0,04
x=2%
x=8%
x=15%
x=25%
InxGa1-xAsySb1-y/GaSb
T=300°K
0,03
0,02
0,01
0,00
-0,01
-0,02
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Composition en Arsenic
Figure II.26: Variation de l'accord de maille avec le substrat
GaSb de l'alliage InGaAsSb à 300°K
A partir de ce graphe, on remarque que l'alliage InxGa1-xAsySb1-y est aussi bien détendu
que comprimé selon la composition d'alliage. Il peut être intéressant pour faire la
compensation de la contrainte (strain-compensation).
Le matériau peut être accordé en maille ou en bon accord de maille avec le substrat
pour les faibles concentrations en Arsenic.
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47
C. Étude des masses effectives:
Les masses effectives de l’alliage InxGa1-xAsySb1-y varient selon l'équation du gap
comme suit:
m*
x (1 x) [(1 y) m * InGaSb (x ) y m * (x )] y (1 y) [x m * InAsSb ( y) (1 x) m *GaAsSb ]
(II.31)
x ((1 x) y(1 y))
En tenant compte de la lacune de miscibilité et de l'accord de maille avec le substrat,
nous avons effectué les calculs des masses effectives pour x =25% en Indium (figure
II.27).
0.8
0.7
0.6
masses effectives (m0)
In0.25Ga0.75AsySb1-y
m
mX
mL
°
T = 300 K
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition y en Arsenic
Figure II.27: Variation des masses effectives en fonction de la
composition y de l'alliage In0.25Ga0.75AsySb1-y
5. Étude des alliages quinaires à base d'Antimoniures: III-III'-III''-V-V' :
Les alliages quinaires ont étés élaborés pour améliorer les effets de contraintes et le
faible confinement rencontrés dans les systèmes quaternaires. L'introduction d'un autre
atome au quaternaire permet d'augmenter le degré de flexibilité. Ceci nous permet
d'ajuster toute une série de paramètre (gap, paramètre de maille, affinité
électronique…) en jouant sur trois compositions d'alliages (x, y et z) au lieu deux.
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48
5.1. L’alliage InxGayAl1-x-yAszSb1-z
A. La variation du gap:
L’énergie du gap de l'alliage quinaire InxGayAl1-x-yAszSb1-z est donnée par l'équation
II.32 [8]:
Eg
xzE InAs
x (1 z)E InSb
(1 x y)zE AlAs
y(1 z)E GaSb
(1 x y)(1 z)E AlSb
y(1 x y)[ zc GaAlAs
z(1 z)[ xc InAsSb
yzE GaAs
xy[zc InGaAs
(1 z)c InGaSb ]
(1 z)c GaAlSb ] x (1 x y)[ zc InAlAs
ycGaAsSb
(1 z)c InAlSb ]
(II.32)
(1 x y)c AlAsSb ]
Le paramètre c, est le coefficient de courbures des alliages ternaires constituant le
quinaire.
On fixe les compositions x et y à condition que x+y < 1, et on fait varier la
composition z, on modifie l’énergie de l’alliage quinaire.
La variation du gap de l'InxGayAl1-x-yAszSb1-z est illustrée sur la figure II.28.
4.5
4.0
Energie (eV)
3.5
3.0
x=0.20, y=0.07
x=0.30, y=0.05
x=0.30, y=0.30
x=0.02, y=0.50
InxGayAl1-x-yAszSb1-z
T=300°K
2.5
2.0
1.5
1.0
0.5
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition z en Arsenic
Figure II.28: Variation de l’énergie de la bande interdite en fonction de la
composition z en Arsenic du composé InxGayAl1-x-yAszSb1-z
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A partir de la figure II.28, on remarque que: lorsqu'on augmente la concentration en
Indium ou de Galium le gap diminue, par contre lorsqu'on augmente la concentration
en Arsenic le gap augmente. En tenant compte de la lacune de miscibilité, les
compositions adéquates en Indium sont tel que x<30% environ.
B. Étude de la contrainte
La variation de l'accord de maille avec le substrat de l'alliage quinaire InGaAlAsSb est
donnée par cette équation:
a
a
a Substrat _ a InGaAlAsSb
a Substrat
(II.33)
On considère que le paramètre de maille de l'alliage quinaire varie linéairement selon
la loi de Végard comme suit:
a
xz a InAs
x (1 z) a InSb
yz a GaAs
y(1 z) a GaSb
(1 x y)z a AlAs
(1 x y)(1 z) a AlSb
La variation de l'accord de maille avec le substrat est reportée sur la figure II.29.
0,08
0,07
x=0.02, y=0.07
x=0.30, y=0.05
x=0.30, y=0.30
x=0.02, y=0.50
0,06
0,05
a/a
0,04
InxGayAl1-x-yAszSb1-z/GaSb
T=300K
0,03
0,02
0,01
0,00
-0,01
-0,02
-0,03
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Composition en Arsenic
Figure II.29: Variation de l'accord de maille avec le substrat GaSb
de l'alliage InGaAlAsSb à 300°K
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La figure II.29 montre que l'alliage quinaire peut être comprimé ou détendue selon la
composition d'alliage. Il est intéressant pour faire la compensation de la contrainte
(strain-compensation).
C. Les masses effectives
En tenant compte de l'effet du désordre, les masses effectives de conduction et de
valence varient selon l'équation de l’énergie du gap comme suit:
m* xzm *InAs
x (1 z)m*InSb
(1 x y)zm *AlAs
yzm *GaAs
y(1 z)m*GaSb
(1 x y)(1 z)m*AlSb
xy[zc' InGaAs (1 z)c' InGaSb ]
y(1 x y)[ zc'GaAlAs (1 z)c'GaAlSb ] x (1 x y)[ zc' InAlAs (1 z)c' InAlSb ]
(II.34)
z(1 z)[ xc ' InAsSb yc'GaAsSb (1 x y)c' AlAsSb ]
c' : est le coefficients de courbures des masses effectives des alliages ternaires
constituant le quinaire. Voir Annexe I
La variation des masses est calculée pour une composition x et y donnée. Pour avoir
une idée sur la variation des masses, nous avons effectué les calculs pour 20% en
Indium et 20% en galium (figure II.30).
0.7
In0.2Ga0.2Al0.6AszSb1-z
0.6
masses effectives (m0)
0.5
T=300K
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
-0.1
m
mX
mL
-0.2
-0.3
-0.4
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Composition en Arsenic
Figure II.30: Variation des masses effectives en fonction de la composition z de
l'alliage In0.2Ga0.2Al0.6AsySb1-y
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Chapitre II
Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
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5. Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons étudié les différents alliages Antimoniures qui peuvent
êtres utilisés dans la conception des lasers dans le moyen infrarouge. Nous avons
commencé par les composés les plus simples (les binaires) puis nous sommes passés
aux alliages plus complexes (Quaternaires et Quinaires).
Les alliages ternaires ont un degré de flexibilité, c'est-à-dire, pour un paramètre de
maille fixe, on ne peut pas changer que la valeur du gap.
L’avantage d’utiliser des alliages quaternaires et quinaires est la possibilité de
contrôler la contrainte entre les semi-conducteurs. Le gap est ajusté indépendamment
du paramètre de maille.
L’intérêt des alliages quinaires réside dans le fait qu’ils possèdent un degré de
flexibilité en plus par rapport aux quaternaires. Ceci nous permet de varier toute une
série de paramètres (le gap, les masses effectives, les affinités électroniques…), en
jouant sur les trois compositions d’alliage (x, y et z).
Nous avons étudié également les variations des masses effectives pour différents
alliages. La très faible masse effective dans les matériaux à base d’Antimoniures à un
impact direct sur le gain du laser. Par conséquent, les matériaux choisis dans notre
étude permettent d’améliorer les performances du Laser (QCL).
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Propriétés des Antimoniures d'intérêt pour la gamme MIR
52
Références
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[2] Vurgaftman, J. R. Meyer and L. R. Ram-Mohan, J. Appl. Phys., Vol. 89, No 11, 1
June (2001).
[3] G. P. Donati, R. Kaspi, K. J. Malloy, J. Appl. Phys., Vol. 94, No 9, 5814, 1
Novembre (2003).
[4] Paulo Piquini, Peter A. Graf, and Alex Zunger, Physical Review Letter, 100,
186403, 9 Mai (2008).
[5] S. Adachi, Appl. Phys. 61, 4869 (1987).
[6] M. P. C. M. Krijin, Semicond. Sci. Technol. 6, 27 (1991), and references therein.
[7] T. H. Glisson, J. R. Hausser, M. A. Littlejohn, and C. K. Williams, J. Electron.
Mater. 7, 2175 (1978).
[8] Y. Wang, H. S. Djie and B. S. Ooi, Journal of Applied Physics, 98, 073508 (2005).
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
1. Introduction
2. Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
2.1. Hétérostructures à Simple Puits Quantique
2.2. Hétérostructures à Double Puits Quantiques
2.3. Hétérostructures à Multi-Puits Quantiques
2.4. Hétérostructures à Super-Réseaux
3. Propriétés des Hétérostructures à Cascades Quantiques
3.1. Hétérostructure quaternaire/quinaire à base d’Antimoniure
3.2. Effet du champ électrique sur les énergies de confinement
4. Propriétés de l’Hétérostructure Quaternaire/Quinaire
4.1. Effet de la contrainte dans le système InGaAsSb/InGaAlAsSb
5. Conclusion
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
54
1. Introduction
Les hétérostructures à base d’Antimoniures présentent un réel potentiel pour la
réalisation des lasers à semi-conducteurs dans le moyen infrarouge (2µm-10µm).
Actuellement, les lasers qui se basent sur les hétérostructures de type I les plus
performants sont issus à partir des matériaux quaternaires et des alliages quinaires.
Cependant, les performances des lasers de type I à base d’alliages quaternaire
InGaAsSb/AlGaAsSb se dégradent rapidement à des longueurs d’onde supérieures à
λ~2.3 µm [1]. Ceci est dû essentiellement au faible bande offset de valence qui se
traduit par une fuite des porteurs (faible confinement des trous).
Afin d’augmenter les performances de ces lasers, l’utilisation du quinaire InGaAlAsSb
comme barrière avec le puits InGaAsSb a permis de mieux confiner les porteurs grâce
à la grande discontinuité de bande qui existe entre ces deux matériaux. Cependant, ces
lasers se dégradent rapidement à des longueurs d’onde supérieures à λ~3.0µm à cause
principalement de la transition typeI-typeII de l’hétérostructure [2].
Afin d’étendre la gamme de longueurs d’onde et d’améliorer les performances des
lasers, plusieurs voix sont envisageables pour dépasser ces limites : Lasers de type I à
base d’alliages Antimoniures de Nitrures :InGaAlNSb/InGaAsSb, Lasers de type I
issus des alliages Antimoniures de Phosphures :InGaAlPSb/InGaPSb, ou bien les
lasers à cascade quantique.
Dans ce travail, nous nous intéressons plutôt aux lasers à cascade quantique de la
filière
Antimoniures, nous proposons des
QCL à
base d’hétérostructures
(InGaAsSb/InGaAlAsSb).
Avant d’aborder la notion d’hétérostructure à cascade quantique dans le système
Quaternaire/Quinaire, nous allons commencer tout d’abord par présenter les propriétés
des différents types d’hétérostructures utilisées pour la réalisation des lasers dans le
moyen infrarouge.
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
55
2. Propriétés des hétérostructures à base d'Antimoniures
Une hétérostructure est formée par un empilement successif de couches de semiconducteurs de gaps différents. Ceci se traduit par une différence de potentiel qui tend à
confiner les électrons et les trous dans le semi-conducteur à petit gap.
La différence des gaps est distribuée entre les bandes de conduction et de valence selon
la différence des affinités électroniques des semi-conducteurs.
Selon la nature de l’alignement des bandes d’énergie des hétérostructures, il existe trois
types d’hétérostructures :
- Si les extrema des bandes de valence et de conduction sont situés dans le même
matériau, alors les électrons et les trous sont piégés dans le même semi-conducteur, on
dit qu’on a une hétérostructure de type I. figure III.1(a)
- Si les porteurs de charges sont spatialement séparés, l’hétérostructure est de type II.
Figure III.1 (b).
- Si la bande de conduction du SC2 se trouve à une énergie inférieure à la bande de
valence dans le SC1. On est dans un cas particulier du type II, c'est une hétérostructure
de type III. Figure III.1 (c)
SC1
SC1
Ec1
Ec1
SC1
ΔEc
ΔEc
SC1
SC1
SC1
SC2
SC2
EV1
Ec2
EV1
ΔEV
ΔEV
EV2
SC2
EV1
(a)
(b)
Ec1
(c)
Figure III.1 : Différents types d’hétérostructures à Puits Quantiques (a) hétérostructure de
type I, (b) hétérostructure de type II, (c) hétérostructure de type III.
Pour réaliser une bonne hétérostructure, il est nécessaire d’utiliser des semiconducteurs de structure cristalline identiques et des paramètres de maille voisins.
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
56
2.1. Hétérostructures à Simple Puits Quantique
Un Simple Puits Quantique est formé par deux semi-conducteurs de gaps très
différents. L’appellation quantique est du au fait que l’épaisseur du puits est de l’ordre
de la longueur d’onde de De Broglie. Il apparaît dans le puits des niveaux discrets
d’énergie où des transitions radiatives (inter-bandes ou intra-bandes) peuvent se
produire entre ces niveaux (figure III.2).
AlAs
GaAs
Niveau
d’électrons
Niveau de trous
Figure III.2 : Un Simple Puits Quantique dans une
hétérostructure à base de GaAs/AlAs. Transition inter-bande et
intra-bandes avec une flèche rouge et bleu respectivement.
On jouant sur l’épaisseur du puits et la composition d’alliage on modifie le band offset
(ΔEc, ΔEv). Donc, l’énergie de confinement des porteurs de charge sera modifiée et on
obtient ainsi la longueur d’onde désirée.
2.2. Hétérostructures à Double Puits Quantiques
Une hétérostructure à Double Puits Quantiques est formée de deux structures
simples puits quantiques (figure III.3)
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
SC2
SC1
SC2
SC1
SC2
BC
SC2
SC1 SC2 SC1
57
SC2
BC
Ψ2
Ψ1
Ψ2
L1
L2
Ψ1
Es
L1
BV
BV
(a)
(b)
Figure III.3: Hétérostructure à double puits quantiques. (a) puits quantiques
découplés, (b) puits quantiques couplés [3].
- Dans la figure III.3. (a), l’épaisseur L2 du SC2 est supérieure à la longueur d’onde de
De Broglie. Donc, la probabilité pour qu’un électron passe d’un puits à l’autre par effet
tunnel à travers la barrière est faible, car les fonctions d’onde associées à chacun des
puits sont nulles dans la région de l’espace occupée par l’autre puits, on dit que les
deux puits sont indépendants l'un de l'autre.
- Dans la figure III.3. (b), l’épaisseur L2 du SC2 est inférieure à la longueur d’onde de
De Broglie, alors les états électroniques dans chacun des puits sont quantifiés et
présentent une structure de sous-bandes d'énergie, et les deux puits sont couplés. Les
fonctions d’ondes sont délocalisées dans les deux puits séparées d’une énergie ΔEs.
2.3. Hétérostructures à Multi-Puits Quantiques
Une hétérostructure à multi-puits quantiques est une série de puits quantiques
indépendant qui résulte de la juxtaposition de plusieurs couches alternées de deux semiconducteurs différents (figure III.4).
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Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
SC1
SC2
SC2
SC1
SC2
SC1
SC2
SC1
58
SC2
BC
L2
L1
BV
Figure III.4: Hétérostructure à multi-puits quantiques.
L2 est supérieure à la longueur d'onde de De Broglie, les
Puits Quantiques sont indépendants les uns des autres.
2.4. Hétérostructures à Super-Réseau
Une hétérostructure à super-réseau est une série de puits quantiques couplés qui
résulte de la juxtaposition de plusieurs couches épitaxiales de deux semi-conducteurs
différents alternés périodiquement (figure III.5).
SC2
SC1
SC2
SC1
SC2
SC1
SC2
SC1
SC2
Période a
Mini-bandes
Mini-gap
Figure III.5: Profil de la bande de conduction d’une hétérostructure à superréseau. Les puits quantiques sont couplés. Apparition de deux mini-bandes
séparées par une mini-bande interdite (mini-gap).
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
59
Le super-réseau est caractérisé par une période « a » qui est égale à la somme des
épaisseurs d’un puits et d’une barrière.
Le couplage des puits se traduit par une levée de dégénérescence des niveaux discrets
d'énergie dans les puits et formation de ''mini-bandes'' d'énergie séparées par une minibande interdite (mini-gap).
Le super-réseau est nécessaire dans les structures lasers à cascade quantique, car il
permet d'avoir l'effet tunnel pour le transport des électrons (la propagation des
électrons par effet tunnel) et d'autre part pour avoir une structure en cascade, il suffit
de polariser le super-réseau.
3. Hétérostructure à Cascade Quantique
Une hétérostructure à cascade quantique est une série de couches minces
épitaxiales de deux semi-conducteurs différents, alternés périodiquement. C’est donc,
un super-réseau dans lequel on applique un champ électrique. Ceci se traduit par une
chute de potentiel le long de l'axe de croissance.
La figure III.6 montre le profil de la bande de conduction d'une hétérostructure à
cascade quantique lorsqu'une tension est appliquée aux bornes du dispositif
Ez
E2 e-
hv
eEza
E1
hv
hv
Période "a"
Axe de croissance
Figure III.6: Bande de conduction d'un super-réseau polarisé. Les
mini-bandes se scindent en états discrets. Une transition radiative se
produit entre le niveau E2 et E1.
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
60
Lorsqu’on applique un champ électrique Ez au dispositif, les puits quantiques se
décalent l'un par à l'autre et les mini-bandes se scindent en niveaux discrets séparés par
un intervalle énergétique constant eEza. L'électron subit une transition radiative entre
le niveau E2 et E1. Par effet tunnel, cet électron passe dans le puits suivant et une autre
transition radiative aura lieu, et ainsi de suite.
L'énergie du photon émis est exactement la différence d'énergie de confinement ( E)
entre e2 et e1. Elle est déterminée par le champ appliqué et les épaisseurs du puits et de
la barrière [4]:
E eE z a
(II.1)
- Plus le champ est fort plus l'écart entre E2 et E1 est grand.
Les lasers à cascade quantiques nécessitent des hétérostructures possédant un bon
décalage de bande de conduction et un champ électrique adéquat.
3.1. Hétérostructures Quaternaires/Quinaires à base d’Antimoniures :
Les hétérostructures à base InGaAsSb/ AlGaAsSb sont adaptés pour les diodes lasers à
puits quantiques. Cependant, pour les QCL ces hétérostructures présentent des limites
dues au faible confinement des porteurs. L'utilisation du quinaire InGaAlAsSb comme
barrière avec le puits InGaAsSb permet d'augmenter le confinement des porteurs grâce
à la possibilité d'avoir un grand ΔEc.
Les variations de band offset ΔEc, ΔEv sont calculées approximativement à partir de
ces équations:
EC
2
Eg
3
EV
1
Eg
3
Eg = Eg (la barrière) - Eg (le puits).
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Chapitre III
Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
61
Dans les QCL, nous nous intéressons plutôt au décalage de bande de conduction ΔEc.
La figure III.7 montre les variations de ΔEc et de
Ev dans le cas où on utilise le
quaternaire comme barrière et dans le cas où on utilise le quinaire comme barrière.
T = 300K
1.4
1.3
In0.2Ga0.8As0.15Sb0.85/Al0.3Ga0.7AszSb1-z
In0.2Ga0.8As0.15Sb0.85/In0.2Ga0.07Al0.73AszSb1-z
1.2
1.1
Ec (eV)
1.0
0.9
Quaternaire/Quinaire
0.8
0.7
0.6
0.5
Quaternaire/Quaternaire
0.4
0.3
0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Concentration z
T = 300K
0.7
In0.2Ga0.8As0.15Sb0.85/Al0.3Ga0.7AszSb1-z
In0.2Ga0.8As0.15Sb0.85/In0.2Ga0.07Al0.73AszSb1-z
Ev (eV)
0.6
0.5
Quaternaire/Quinaire
0.4
0.3
Quaternaire/Quaternaire
0.2
0.1
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Concentration z
Figure III.7: Variation de Ec et Ev dans le cas de l'hétérostructure
In0.20Ga0.80As0.15Sb0.85/Al0.3Ga0.7AszSb1-z et dans le cas de l'hétérostructure In0.20Ga0.80As0.15Sb0.85/
In0.2Ga0.07Al0.73AszSb1-z
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Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
La figure III.7, montre que le décalage de bande de conduction
62
Ec dans le cas du
quaternaire/quinaire est beaucoup plus grand que celui dans le cas du quaternaire /
quaternaire.
3.2. Effet du champ électrique sur les énergies de confinement :
a. Cas de l'hétérostructure Quaternaire/ Quaternaire:
L’hétérostructure In0.25Ga0.75As0.2Sb0.8/Al0.3Ga0.7As0.2Sb0.8 est caractérisée par:
me* (puits) = 0.038m0;
me* (barrière) = 0.074m0;
Ec = 0.236 eV.
1
0.8
Ez = -35 kV/Cm
Energie (e.V)
0.6
0.4
0.2
0
-0.2
-0.4
0
1
2
3
4
Axe de croissance (m)
5
6
7
-8
x 10
Figure III.8 (a) : Pour un champ Ez =-35kV/Cm, profil de la bande de conduction d’une
hétérostructure cascade quantique à base d’alliages Quaternaire/Quaternaire.
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63
Ez = -45 kV/Cm
0.8
Energie (e.V)
0.6
0.4
0.2
0
-0.2
0
1
2
3
4
5
Axe de croissance (m)
6
7
-8
x 10
Figure III.8 (b) : Pour un champ Ez =-45kV/Cm, profil de la bande de conduction d’une
hétérostructure cascade quantique à base d’alliages Quaternaire/Quaternaire.
b. Cas de l'hétérostructure Quaternaire/ Quinaire:
L’hétérostructure In0.25Ga0.75As0.2Sb0.8/In0.2Ga0.07Al0.73As0.1Sb0.9 est caractérisée par:
me* (puits) = 0.038m0;
me* (barrière) = 1.537m0;
Ec = 0.718 eV.
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64
1
Ez = -35 kV/Cm
0.8
Energie (eV)
0.6
0.4
0.2
0
-0.2
-0.4
0
1
2
3
4
Axes de croissance (m)
5
6
7
-8
x 10
Figure III.9 (a) : Pour un champ Ez =-35kV/Cm, profil de la bande de conduction d’une
hétérostructure à cascade quantique à base d’alliages Quaternaire/Quinaire.
1
Ez = -45 kV/Cm
0.8
0.6
Energie (e.V)
0.4
0.2
0
-0.2
-0.4
0
1
2
3
4
Axe de croissance (m)
5
6
7
-8
x 10
Figure III.9 (b) : Pour un champ Ez =-35kV/Cm, profil de la bande de conduction d’une
hétérostructure à cascade quantique à base d’alliages Quaternaire/Quinaire.
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65
D'après les figures III.8 (a et b) et III.9 (a et b), on remarque que dans la structure à
base du quaternaire/quinaire, les mini-bandes sont bien distinctes. Donc, les transitions
intra-bandes sont bien déterminées. Par contre, dans la structure à base du
quaternaire/quaternaire, Ec est plus faible, les états sont mélangés, il est difficile de
déterminer la transition intra-bandes.
Donc, l'application de la notion de QCL aux hétérostructures à base du
quaternaire/quinaire (InGaAsSb/InGaAlAsSb) permet d’obtenir un grand décalage de
bande de conduction (ΔEc) qui se traduit par un bon confinement de porteurs et une
amélioration du gain du laser.
4. Propriétés des hétérostructures Quaternaires/ Quinaires :
La conception des hétérostructures à cascade quantique nécessite une maîtrise
technologique de fabrication. La méthode qui permet d’élaborer ce type de structures
est l’épitaxie par jet moléculaire (EJM ou MBE pour Molecular Beam Epitaxy). C’est
une technique qui permet de réaliser des hétérostructures de très bonne qualité, avec
une maîtrise de la croissance de couches semi-conductrices à l’échelle quantique [5].
Cependant, la juxtaposition de plusieurs couches de semi-conducteurs de paramètre de
maille différents se traduit par une contrainte mécanique bi-axiale à l’interface des deux
matériaux.
On distingue deux types de contraintes :

Contrainte de compression: le puits tend à se comprimer pour s'adapter à la
barrière car son paramètre de maille est supérieur à celui de la barrière. Ceci se
traduit par un éclatement des niveaux d'énergie et augmentation du gap (Figure
III.9)

Contrainte de tension: elle est due au fait que le paramètre de maille du puits
est inférieur à celui de la barrière. Ceci provoque une diminution de gap et
inversement des niveaux d'énergie (le niveau des trous lourds Ehh devient au
dessous du niveau des trous légers Elh). Figure III.9.
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Propriétés des Hétérostructures Quantiques à base d'Antimoniures
Barrière
Puits
66
BC
E'1
BC
E1
BC
E1
E'1
E'hh
E'lh
Ehh
Elh
BV
BV
(a): Non contraint
(b): Sous compression
E'lh
E'hh
BV
(c): Sous tension
Figure III.9: Effets de la contrainte sur les niveaux d'énergie. (a) matériau non
contraint, (b) matériau comprimé, (c) matériau détendu.
4.1. Effet de la contrainte dans le système InGaAsSb/InGaAlAsSb
Le désaccord de maille est donné par la relation suivante :
a
a
abarrière _ a puits
a puits
-
Si
0, le matériau est sous compression.
-
Si
0, le matériau est sous tension.
Nous avons fait une étude sur la variation du désaccord de maille entre la barrière
quinaire InxGayAl1-x-yAszSb1-z et le puits InxGa1-xAsySb1-y.
La variation de la contrainte nous permet de choisir les bonnes compositions d'alliage
pour réaliser de bons échantillons.
Pour ne pas avoir la détérioration du dispositif, il faut que le désaccord de maille (ε) ne
dépasse pas 2%.
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a - Désaccord de maille pour un puits fixe In0.2Ga0.8As0.2Sb0.8 :
Les calculs effectués sur le désaccord de maille en fonction de la composition en
Arsenic de l'alliage quinaire InxGa0.07Al0.73AszSb1-z, sont représentés sur la figure III.10.
0,08
In0.2Ga0.8As0.2Sb0.8/InxGa0.07Al0.73AszSb1-z
x = 0.2
x = 0.3
x = 0.4
x = 0.5
x = 0.6
La contrainte a/a
0,06
0,04
0,02
0,00
-0,02
-0,04
-0,06
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Concentration en Arsenic
Figure III.10: Désaccord de maille en fonction de la composition en Arsenic de l’alliage
quinaire InxGa0.07Al0.73AszSb1-z pour des différentes compositions d’Indium (In).
Pour éviter la rupture du dispositif, la partie colorée en bleu représente les
compositions adéquates en Arsenic dans l’alliage quinaire InxGa0.07Al0.73-xAszSb1-z
Pour une composition de 20% d’Indium, les compositions appropriées en Arsenic dans
le quinaire InxGa0.07Al0.73-xAszSb1-z sont pour z ≤51% environ.
b- Désaccord de maille pour une barrière fixe In0.2Ga0.3Al0.5As0.8Sb0.2
Les calculs effectués sur le désaccord de maille en fonction de la composition en
Arsenic de l'alliage quaternaire InxGa1-xAsySb1-y sont reportés sur la figure III.11.
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0,04
0,02
68
InxGa1-xAsySb1-y/In0.2Ga0.3Al0.5As0.8Sb0.2
0,00
a/a
-0,02
-0,04
-0,06
x = 0.2
x = 0.3
x = 0.4
x = 0.5
x = 0.6
-0,08
-0,10
-0,12
-0,14
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Composition en Arsenic
Figure III.11: Désaccord de maille en fonction de la composition en Arsenic de l’alliage
quaternaire InxGa1-xAsySb1-y pour des différentes compositions d’Indium (In).
Pour ne pas avoir la détérioration de l’échantillon, la partie colorée en bleu indique les
concentrations adéquates en Arsenic dans le quaternaire InxGa1-xAsySb1-y.
Pour une composition de 20% d’Indium, les compositions appropriées en Arsenic dans
le quaternaire InxGa1-xAsySb1-y sont pour y ≥ 50% environ.
c- Désaccord de maille entre le quaternaire In0.2Ga0.8As0.2Sb0.8 et le quinaire
In0.2Ga0.07Al0.73AszSb1-z
Dans ce cas, nous étudions l’effet de la contrainte, en fixant les concentrations du puits
(In0.2Ga0.8As0.2Sb0.8) ainsi qu’en Indium (In) et en Aluminium (Al) de la barrière
(In0.2Ga0.07Al0.73AszSb1-z). Les calculs effectués sont représentés sur la figure III.12
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In0.2Ga0.8As0.2Sb0.8/In0.2Ga0.07Al0.73AszSb1-z
7,5
T=300K
7,0
Le paramètre de maille
69
6,5
apuits
6,0
abarrière
5,5
Détente
Compression
5,0
4,5
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Composition en Arsenic
≈ 21.93% en As
Figure III.12 : Variation des paramètres de maille du quaternaire et du
quinaire en fonction de la composition en Arsenic du matériau quinaire.
A partir de ces résultats, on remarque que nous avons deux zones de contrainte:
Autour de 21.93% en Arsenic, le matériau n’est pas contraint.
Pour des compositions en Arsenic (As) inférieures à 21.93% environ, le matériau est
détendu. Par contre, pour les concentrations en Arsenic supérieures à 21.93%, le
dispositif est sous compression.
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Chapitre III
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70
4. Conclusion
Dans ce chapitre nous avons montré l’intérêt de l'hétérostructure Quaternaire/Quinaire
(InGaAsSb/InGaAlAsSb) dans la réalisation des lasers à cascade quantique. Nous
avons étudié les propriétés des différents types d’hétérostructures à base
d’Antimoniures et qui peuvent être utilisées pour la réalisation des lasers dans le
moyen infrarouge. Pour atteindre le domaine spectral 2µm-10µm du moyen
infrarouge, il est nécessaire d’utiliser des hétérostructures à cascade quantique.
L’hétérostructure à base d’alliages InGaAsSb/InGaAlAsSb est une nouvelle voie pour
les QCL.
L'utilisation du quinaire comme barrière nous permet de mieux contrôler les
paramètres du laser (QCL) et d’en améliorer les performances. Ceci en:
• Contrôlant la hauteur de barrière et donc le confinement des états de sousbandes du super-réseau. Les états sont nettement séparés contrairement au
quaternaire où ces états sont mélangés. En améliorant le confinement, on a
amélioré la durée de vie et la mobilité des porteurs. Il en résulte un
accroissement important du gain et de la stabilité de fonctionnement du laser.
• Ajustant la longueur d’onde avec plus de précision.
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71
Références
[1] G. Rainò, A. Salhi, V. Tasco, R. Intartaglia, R. Cingolani, Y. Rouillard, E. Tournié,
and M. De Giorgi, Appl. Phys. Lett 92, 101931, (2008).
[2] T. Hosoda, G. Belenky, L. Shterengas, G. Kipshidze, and M. V. Kisin, Appl. Phys.
Lett., 92, 091106, (2008).
[3] Virginie Moreau, étude du confinement optique dans les lasers à cascade quantique
et leurs applications à la détection, thèse de doctorat de Physique, Université Paris-Sud
11, (2008).
[4] Physique des semiconducteurs et des composants électroniques par H. F. R des
sciences. Mathieu 4ième édition, Masson (1998).
[5] Benjamin S. Williams. Terahertz quantum cascade lasers. PhD thesis,
Massachusetts Institute of Technology, August (2003).
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
72
Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
1. Introduction
2. Transition inter-sous-bandes dans un Puits Quantique
2.1. Les états électroniques
2.2. Règles de sélection
2.3. Taux de transitions (spontanée et stimulée)
3. Émission inter-sous-bande
3.1. Conditions pour obtenir une inversion de population
4. Structure du laser à cascade quantique
4.1. Zone active
4.2. Zone d'injection
5. Optimisation de la structure du laser à cascade quantique
5.1. Gain inter-sous-bandes
5.2. Courant de seuil
5.3. Puissance du laser
6. Conclusion
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
73
1. Introduction :
Dans ce chapitre, nous procédons à une étude d’optimisation de la structure laser à
cascade
quantique
dans
le
système
InxGa1-xAsySb1-y/
InxGayAl1-x-yAszSb1-z
(quaternaire/quinaire). Dans un premier temps, nous poserons les bases théoriques de
fonctionnement du laser (QCL) à transition intra-bandes ou inter-sous-bandes. Nous
présenterons les différents types de régions actives et nous montrerons l’intérêt de
l’injecteur dans une telle structure. Nous décrirons ainsi les principaux paramètres à
optimiser pour obtenir l’émission laser inter-sous-bandes.
Notre objectif étant d’améliorer les performances du laser (QCL) : avoir un faible
courant de seuil, un gain élevé et une forte puissance. Ceci en choisissant de manière
judicieuse:
- Les bonnes compositions d'alliages;
- La meilleure conception (zone active, zone d'injection);
- La bonne géométrie de la structure de notre dispositif.
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
74
2. Transition inter-sous-bandes dans un Puits Quantique :
2.1. Les états électroniques
Comme nous l’avons déjà exposé au 1er chapitre, un laser à cascade quantique est basé
sur les transitions optiques entre les différents états quantiques de la bande de
conduction d’une structure très complexe constituée de puits quantiques couplés
(super-réseau).
Les états propres de l’électron dans la bande de conduction sont déterminés à partir de
la résolution de l’équation de Schrödinger :
 P2
r  r
r

+ V ( r )  Ψ ( r ) = E Ψ ( r )
 2m 0

(IV.1)
Où p est l’impulsion de l’électron ;
m0 : La masse de l’électron libre ;
r
r : Le vecteur position de l’électron ;
r
V ( r ) : Le potentiel cristallin ;
E : L’énergie de l’électron ;
r
Ψ ( r ) : La fonction d’onde de l’électron.
En appliquant le formalisme de la fonction enveloppe, la fonction d’onde de l’électron
r
est définie comme étant le produit de la fonction de Bloch u n , kr ( r ) et une fonction
r
lentement variable qu’on appelle fonction enveloppe Ψn ( r ) :
r
r
r
Ψ ( r ) = u n , kr ( r ) Ψn ( r )
(IV.2)
Etant donnée que z est la direction de croissance, on peut séparer les directions
perpendiculaires et parallèles. La fonction enveloppe se simplifie par:
r 1 r r
Ψn ( r ) = e ik // . r// ϕ n (z)
S
(IV.3)
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Chapitre IV
r
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
75
r
Où k // et r// sont respectivement le vecteur d’onde et le vecteur position dans le plan
(x,y).
S est la surface du domaine étudié.
Pour résoudre l’équation de Schrödinger (éq. IV.1), on fait appel à l’approximation de
la masse effective. Cet approche permet de décrire le mouvement d’un électron de
masse m0 dans un matériau massif par le mouvement d’un quasi électron libre de
masse m*, tel que :
1
1 d 2E
=
m * h 2 dk x dk y
(IV.4)
Où E est l’énergie du niveau électronique et k le vecteur d’onde de l’électron.
Dans l’approximation non parabolique de la dispersion de l’énergie, la masse effective
m* dépend de l’énergie de la bande de conduction E(k).
Si on néglige la non-parabolicité, la masse effective des électrons est constante,
indépendante de E. L’équation de Schrödinger s’écrit :
 − h2 d2


+ U H ( z )  ϕ ci ( z ) = E ci ϕ ci ( z )
2
 2m * dz

(IV.5)
Où φci est la partie dépendant de z de la fonction enveloppe à l’énergie Eci dans la
bande de conduction.
UH (z) est l’énergie potentielle suivant l’axe z.
Dans le cas d’un potentiel infini, les solutions de cette équation sont tel que :
ϕ cn ( z ) =
 πz 
2
 E ci ϕ ci ( z )
sin  n
Lz
L
z


h 2  nπ 
 
E cn ( z ) =
2m *  L z 
(IV.6)
2
(IV.7)
Où n est un entier, Lz est la largeur du puits.
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76
A partir de l’équation (IV.7), on remarque que l’écart énergétique entre deux sousbandes est proportionnel au carré du nombre quantique n et il est inversement
proportionnel à la masse effective et au carré de la largeur du puits.
Plus on augmente l'épaisseur du puits, plus l'énergie de transition diminue et plus on
tombe sur les grandes longueurs d'onde et vice versa.
2.2. Règles de sélection
Contrairement aux transitions inter-bandes, les transitions inter-sous-bandes se font
dans la même bande (bande de conduction), la probabilité pour qu'un électron passe
d'un niveau initial Ei à un niveau final Ef est donnée par la règle d'or de Fermi:
Wi→f (hω) =
2π
Ψf H Ψi
h
2
δ (E F − E i ± hω)
(IV.8)
Où H est l’Hamiltonien d’interaction.
Ei et Ej sont les énergies des niveaux i et j respectivement.
-ћω correspond à l'absorption du photon incident.
+ћω correspond à l'émission stimulée du photon.
Les règles de sélection pour les transitions inter-sous-bandes imposent des transitions
r
r
uniquement entre des états ayant même vecteur d’onde k i// = k f// et pour une polarisation
de l’onde électromagnétique ayant une composante parallèle à l’axe de croissance z.
2.3. Taux de transition inter-sous-bandes:
Taux d’émission spontanée
En tenant compte de la règle d’or de Fermi, L’expression du taux de l’émission
spontanée s’exprime de la manière suivante [1]:
1
τ SP
i →f
= WiSP
→f =
8e 2 π 2 nυ 3
3c hε 0
3
z i→f
2
=
2c 2 πnυ 2
3c m 0 ε 0
3
f i →f ≈
2e 2 πnυ 2
3c ε 0 m *
3
(s −1 )
(IV.9)
Où n est l’indice de réfraction du milieu, c la vitesse de la lumière dans le vide et ε0 est
la perméabilité du vide.
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77
fi→j est la force d’oscillateur qui est définie par [2] :
f i →f =
2 m 0 ( E i − E f ) z i →f
2
(IV.10)
h2
Où zi→f sont les éléments de la matrice ϕ i ϕ f .
Dans le cas d'un puits de potentiel infini, la force d'oscillateur se simplifie par:
f i→ j =
26
(if ) 2
π 2 (f 2 − i 2 ) 3
P(i − f )
m0
m*
(IV.11)
P(n) est une fonction qui vaut 0 quand n est pair et 1 si n est impair.
Pour la transition 2→1, la force d'oscillateur s'écrit:
f 2→1 = 0.96
m0
m*
(IV.12)
A partir de cette expression, on remarque que la force d’oscillateur est inversement
proportionnelle à la masse effective. Plus la masse effective est faible, plus la force
d’oscillateur est élevée et par conséquent le gain est élevé.
Taux d’émission stimulée : le taux d’émission stimulée est donné par
cette équation [1]:
1
τSti→f
WiSt→f = w Sp
i→f
3c 2 I(υ)
L(υ)
8πhυ3n 2
(IV.13)
Avec: I(υ) est l'intensité lumineuse de l'onde qui se propage dans l'hétérostructure.
L(υ) est considéré comme étant un élargissement homogène, qui a un profil
Lorentzien tel que:
L(υ) =
γ if
(υ − υ0 ) 2 + γ if2
2
π
(IV.14)
Où 2γif correspond à la largeur à mi-hauteur de la lorentzienne en fréquence.
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
78
3. Émission inter-sous-bande :
Pour que l'émission laser soit réalisée, une inversion de population doit être effectuée
entre le niveau E3 et E2. Dans le paragraphe suivant, nous allons formuler les équations
bilan d'un système à trois niveaux de la zone active d'un QCL.
3.1. Conditions pour obtenir une inversion de population:
La figure IV.1 montre un système à trois niveaux schématisant la région active d'un
QCL.
e-
J
Injecteur
E3
e-
τ3
E2
E1
τ2
e-
1
Injecteur
Zone active
Figure IV.1: Représentation schématique d'un système à trois
niveaux d'une région active d'un QCL
Le coefficient d'injection est défini comme étant le rapport du courant injecté (J3) et le
courant total (J), tel que [3]:
ηi =
J3
J
(IV.15)
La densité d'électrons dans le niveau E3 est donnée par cette équation:
n3 =
ηi J
τ3
e
(IV.16)
Où τ3 est la durée de vie de l'électron dans le niveau E3.
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Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
79
Si on considère que le niveau E2 est totalement remplie par les électrons transités du
niveau E3, la densité d'électrons dans le niveau E2 s'exprime de la manière suivante:
n 2 = n3
τ2
τ ηJ
= 2 i
τ 32
e
(IV.17)
Où τ32 est le taux de transition du niveau E3 vers E2.
τ2 est la durée de vie de l'électron dans le niveau E2.
À partir de ces équations, l'inversion de population s'écrit:
n3 − n2 =
ηi J
τ
τ 3 (1 − 2 )
e
τ 32
(IV.18)
La condition d'inversion de population impose: τ32>τ2. Pour avoir un faible τ2 et un
grand τ32, il est nécessaire d'utiliser une zone active à trois niveaux d'énergie telle que
l'écart énergétique: E21=E2-E1 soit très faible. Dans notre cas où notre étude est basée
sur les QCL émettant dans le moyen infrarouge, l’écart énergétique E21 est très faible,
il est environ égal à l’énergie du LO-phonons (phonons optiques longitudinaux) qui est
de l’ordre de la picoseconde [4].
Le temps de relaxation d'un électron par émission de LO-phonon est calculé à partir de
la règle d'or de Fermi, tel que:
1 2π
=
Ψi V(r ) Ψf
τ if
h
2
δ (E F + hω LO − E i )
(IV.19)
4. Structure du Laser à cascade quantique (QCL)
4.1. Zone active
Depuis la réalisation du 1ier laser à cascade quantique, les performances des QCL n’ont
cessé de s’améliorer et de se développer. Ceci est dû à des progrès réalisés sur
l’optimisation de la zone active [5] et les améliorations effectués sur les techniques de
croissance de ces composants. L’optimisation de la structure du laser est très
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
80
importante du fait qu’elle permet d’améliorer le fonctionnement du laser, le gain et la
température de fonctionnement... Ceci en :
- Contrôlant les interactions électrons-phonons ;
- maîtrisant l’injection et l’extraction des porteurs d’une zone d’émission à l’autre ;
- maximisant la force d’oscillateur de la transition radiative du laser.
Différents types de zones actives dans le moyen infrarouge :
Nous citons dans cette partie, les principaux types de zones actives utilisés pour les
QCL émettant dans le moyen infrarouge :
a. Zone active à deux puits quantiques couplés :
La zone active à deux puits quantiques est représentée suivant la figure IV.2 [6].
3
2
E2-E1~ħωLO
1
Puits 1
Puits 2
Figure IV.2 : Schéma d'une région active à deux puits quantiques.
Dans cette structure, la longueur d’onde d’émission dépend de la largeur du premier et
du deuxième puits quantique. Pour effectuer l’inversion de population, la transition 2-1
doit être en résonance avec un phonon optique longitudinal. Cet écart énergétique est
déterminé aussi par la largeur du premier et du deuxième puits quantique.
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
81
L’important recouvrement spatial entre le troisième et le deuxième niveau impose une
force d’oscillateur f32 élevée qui induit un faible temps de relaxation non radiative
(faible τ3).
La zone active à deux puits quantique permet d’obtenir l’inversion de population mais
le gain n’est pas optimal du fait que l’inversion de population reste faible et donc elle
ne peut pas être utilisée dans un laser à cascade quantique.
b. Zone active à trois puits quantiques couplés (Transition diagonale) :
Dans ce cas, la transition radiative est indirecte, diagonale (figure IV.1) [7].
L’émission du photon est effectuée par une transition du niveau 3 fortement localisé
dans le premier puits vers le niveau 2 localisé dans le deuxième puits. La transition 21 est en résonance avec un phonon optique longitudinal en ajustant de manière
judicieuse l’épaisseur du second et du troisième puits. Donc, la longueur d’onde
d’émission est déterminée uniquement par la largeur du premier puits.
3
2
1
Puits
1
Puits
2
Puits
3
Figure IV.2: Schéma d'une région active à trois puits quantiques.
La transition optique est diagonale
Le très faible recouvrement spatial entre les niveaux 3 et 2 réduit la force d’oscillateur
de la transition optique associée. Ceci induit un temps de relaxation non radiative τ32
élevé. Par conséquent, l’inversion de population peut être réalisée mais le gain du laser
n’est pas optimal à cause de la très faible force d’oscillateur f32.
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82
En comparant la structure à deux puits avec celle à trois puits, on remarque que :
La zone active à deux puits quantiques favorise la force d’oscillateur f32 alors que la
zone active à trois puits quantiques sert à augmenter la durée de vie τ32.
Pour optimiser le gain du laser, il est nécessaire de choisir un compromis entre τ32 et
f32.
c. Zone active à double résonance de phonons
La zone active à double résonance de phonons développée par Hofstetter et al. [8] est
similaire dans le concept à celle à trois puits quantiques présenté plus haut. Dans cette
structure, un puits quantique est ajouté à la structure à trois puits quantiques
provoquant ainsi deux phonons optiques résonnant au lieu d’un seul (figure IV.3).
Cette conception montre typiquement une réduction des effets thermiques,
accroissement du temps de relaxation et augmentation de la force d’oscillateur.
L’inversion de population est ainsi réalisée et le gain est optimisé.
∆E ~ ħωLO
∆E ~ ħωLO
Puits 1
L'injecteur
Puits 2
Puits 3
Puits 4
Région active
Figure IV.3: Schéma de la région active faisant intervenir deux phonons
optiques pour l’inversion de population.
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83
d. Zone active à super-réseau (SR)
Dans ce cas, la transition optique est réalisée entre 2 mini-bandes. Des régions actives
à super-réseau de puits quantiques ont étés réalisés et se sont montrées très efficaces
pour les transitions de faible énergie [9]. Nous allons décrire brièvement les deux
catégories de région active à super-réseau utilisés dans les QCL, le lecteur intéressé
pour une description plus détaillée pourra consulter les références [10, 11].
- La zone active band-to-continuum a été développée par J.Faist et al. en 2001
[12]. Dans cette structure, le niveau inférieur de la transition radiative est
remplacé par une mini-bande.
- La structure Chipred superlattice a été développée par Tredicucci et al. en
1998 [13]. Dans ce cas, la structure est composée d'une succession de puits
quantiques de plus en plus larges pour compenser les effets du champ
électrique et obtenir une mini-bande aplatie.
4.2. Zone d'injection
L’injecteur permet d’amener l’électron du niveau 1 de la première région active au
niveau 3 de la seconde. Le mécanisme de transport des électrons s’effectue par le
processus d’effet tunnel.
L’injecteur est formé d’un super-réseau constitué d’un grand nombre de puits
quantiques couplés (figure IV.4). Quand on applique à l’ensemble de la structure un
champ électrique, le plus bas niveau de l’injecteur et le niveau le plus élevé de la
région active se rapproche.
Le super-réseau permet d'avoir une structure composée de mini-bandes et de mini-gap.
La présence d'un mini-gap empêche le niveau 3 de se dépeupler par effet tunnel. Ceci
permet d'augmenter considérablement la durée de vie des électrons dans le niveau E3
qui favorise l'inversion de population.
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84
La mini-bande permet aux électrons de relaxer vers l'injecteur et jusqu'au niveau 3 de
la région active suivante. Une transition radiative se produit par la désexcitation de
l'électron vers le niveau 2 et une transition non radiative E2→E1 permet de vider la
sous-bande 2 par relaxation inélastique, assistée par les phonons optiques.
L'électron relaxe de nouveau dans un injecteur connecté à une autre zone active et les
processus se répètent.
Distance
k//
Mini-bande
Mini-gap
EFermi
Energie
(e.V.)
E1 E2 E3
Mini-bande
Zone
active
Injecteur
Zone
active
Figure IV.4 : La figure de gauche représente les différentes transitions pouvant se produire entre les
sous-bandes. Les flèches rouges ondulées représentent les transitions radiatives et les flèches rouges
lisses les transitions non radiatives. La figure de droite est un schéma d’un laser à cascade
quantique soumis à un champ électrique [2].
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85
5. Optimisation de la structure QCL :
L’optimisation de la structure du laser à cascade quantique est basée sur: le bon choix
du matériau utilisé comme puits et de barrière :
Choix du puits : le puits utilisé dans la zone active fixe la longueur
d’onde du rayonnement. Il s’agit d’un alliage quaternaire InxGa1-xAsySb1-y et donc, en
jouant sur la composition d’alliage, on modifie les paramètres de bandes de cet alliage:
le paramètre de maille, le gap, l’affinité électronique et ainsi la masse effective. La
masse effective est un paramètre fondamental qui a une influence directe sur les
caractéristiques du laser. En effet, les énergies de confinement sont inversement
proportionnelles à la masse effective (équation IV.7). Pour ne pas avoir de grandes
énergies, on doit choisir un alliage (InxGa1-xAsySb1-y) à grande masse.
La masse effective de l’alliage InxGa1-xAsySb1-y est calculée à partir de l’équation II.31
et sa variation est représentée sur la figure IV.5
0,06
0,04
In xGa 1-xAs ySb 1-y
x = 0.05
x = 0.15
x = 0.30
T=300°K
*
Masses effective me (m0)
0,05
0,03
0,02
0,01
0,00
-0,01
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
Composition en Arsenic
Figure IV.5 : Variation de la masse effective mΓ* de l’alliage InxGa1-xAsySb1-y
en fonction de la composition en Arsenic pour différentes compositions en
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86
A partir de la figure IV.5, on remarque que :
La masse effective augmente au fur et à mesure que la concentration en Indium
augmente.
En fonction de la composition en Arsenic, la masse effective diminue puis elle
augmente. Ceci est dû à la présence de la lacune de miscibilité.
En tenant compte de la lacune de miscibilité, les bonnes compositions du quaternaires
sont pour 30% d’Indium et 95% d’Antimoine (In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95).
Choix de la barrière : il s’agit d’un alliage quinaire InxGayAl1-x-yAszSb1-z.
L’utilisation du quinaire nous permet de contrôler :
- La contrainte : on doit choisir les bonnes compositions d’alliage pour éviter les
défauts.
- Le confinement des porteurs : ∆Ec est un paramètre essentiel dans le
fonctionnement du laser (QCL) car, la longueur d’onde du rayonnement est
limitée par la hauteur de la barrière (∆Ec). Un confinement adéquat permet
d’éviter le chevauchement des états.
Nous avons étudié différentes structures laser à cascade quantique pour différentes
compositions du quinaire InxGayAl1-x-yAszSb1-z, sous champ électrique V = -48kV/Cm.
Pour un Quinaire: In0.15Ga0.03Al0.82As0.80Sb0.20
L’hétérostructure In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.15Ga0.03Al0.82As0.80Sb0.20 est caractérisée
par :
∆Ec = 1.323 eV
∆a/a = -0.061
Le
profil
de
la
bande
de
conduction
du
QCL:
In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/
In0.15Ga0.03Al0.82As0.80Sb0.20 est représenté sur la figure IV.6
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87
1.4
V = -48kV/Cm
1.2
Energie (e.V)
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
-0.2
-0.4
0
1
2
3
4
5
6
7
8
-8
x 10
Axe de croissance (m)
Figure IV. 6 : Profil de la bande d’un QCL In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.15Ga0.03Al0.82As0.80Sb0.20 .
L’épaisseur en nanomètre des couches est, à partir de la barrière d’injection:
3.4/ 3.2/ 2/ 2.8/ 2.3/2.3/2.5/2.3/2.5/2.1/4.8/1.5/3/3.9/2.7/4/3.4/3.2/2/2.8/2.3/2.3/2.5.
Les barrières sont en gras et les couches dopées sont soulignées.
L’hétérostructure à base d’alliages In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.15Ga0.03Al0.82As0.80Sb0.20
permet d’avoir un grand band offset de conduction (∆Ec = 1.323 eV), par contre la
contrainte est très grande : ∆a/a = -0.061, donc on aura des défauts à l’interface.
Pour un Quinaire: In0.20Ga0.07Al0.73As0.15Sb0.85
L’hétérostructure In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.20Ga0.07Al0.73As0.15Sb0.85 est caractérisée
par :
∆Ec = 0.811 eV
∆a/a = -0.009
Le quinaire In0.20Ga0.07Al0.73As0.15Sb0.85 avec le quaternaire In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95
permet d’avoir un bon confinement de porteurs (∆Ec = 0.811 eV) mais la contrainte
est de l’ordre de -0.009
Le
profil
de
la
bande
de
conduction
du
QCL:
In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/
In0.20Ga0.07Al0.73As0.15Sb0.85 est représenté sur la figure IV.7
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
88
0.6
0.5
V = -48kV/Cm
0.4
Energie (e.V)
0.3
0.2
0.1
0
-0.1
-0.2
-0.3
-0.4
0
1
2
3
4
5
6
7
8
-8
Axe de croissance (m)
x 10
Figure IV. 7 : Profil de la bande d’un QCL In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.20Ga0.07Al0.73As0.15Sb0.85.
L’épaisseur en nanomètre des couches est, à partir de la barrière d’injection:
3.4/ 3.2/ 2/ 2.8/ 2.3/2.3/2.5/2.3/2.5/2.1/4.8/1.5/3/3.9/2.7/4/3.4/3.2/2/2.8/2.3/2.3/2.5.
Les barrières sont en gras et les couches dopées sont soulignées.
Pour un Quinaire: In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90
L’hétérostructure In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 est caractérisée
par :
∆Ec = 0.488 eV
∆a/a = -0.003
Le quinaire In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 avec le quaternaire In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95
permet d’avoir un confinement de porteurs de l’ordre de 0.811 eV et pratiquement pas
de contrainte, elle est de l’ordre de 3 pour mille.
Le
profil
de
la
bande
de
conduction
du
QCL:
In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/
In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 est représenté sur la figure IV.8
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89
0.6
0.5
V = -48kV/Cm
Energie (e.V)
0.4
0.3
0.2
0.1
0
-0.1
-0.2
-0.3
-0.4
0
1
2
3
4
5
6
7
8
-8
Axe de croissance (m)
x 10
Figure IV. 8 : Profil de la bande d’un QCL In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90.
L’épaisseur en nanomètre des couches est, à partir de la barrière d’injection:
3.4/ 3.2/ 2/ 2.8/ 2.3/2.3/2.5/2.3/2.5/2.1/4.8/1.5/3/3.9/2.7/4/3.4/3.2/2/2.8/2.3/2.3/2.5.
Les barrières sont en gras et les couches dopées sont soulignées.
L’alliage quinaire In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 est le mieux adapté comme barrière sur
le quaternaire In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95 pour la conception de notre structure.
Pour obtenir différentes longueurs d’onde, il suffit de jouer sur le champ électrique
appliqué. Nous avons étudié l’effet du champ électrique sur la longueur d’onde.
Pour un champ électrique V= 0kV/Cm : λ= 11.72 µm
La structure sous champ nul, permet d’avoir une émission à λ= 11.72 µm. Le profil de
la bande de conduction du QCL: In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 est
représenté sur la figure IV.9
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Chapitre IV
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90
0.6
0.5
0.4
Energie (e.V)
0.3
0.2
0.1
0
-0.1
Zone active
-0.2
V = 0kV/Cm
-0.3
-0.4
0
1
2
3
4
5
6
7
8
-8
Axe de croissance (m)
Figure IV. 9 : Profil de la bande d’un QCL In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90.
x 10
L’épaisseur en nanomètre des couches est, à partir de la barrière d’injection:
3.4/ 3.2/ 2/ 2.8/ 2.3/2.3/2.5/2.3/2.5/2.1/4.8/1.5/3/3.9/2.7/4/3.4/3.2/2/2.8/2.3/2.3/2.5.
Les barrières sont en gras et les couches dopées sont soulignées.
Pour un champ électrique V= -48kV/Cm : λ= 6.93 µm
Le
profil
de
la
bande
de
conduction
du
QCL:
In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/
In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90, sous champ électrique V = -48kV/Cm est représenté sur la
figure IV.10
0.6
0.5
V = -48kV/Cm
Energie (e.V)
0.4
0.3
0.2
0.1
0
-0.1
-0.2
-0.3
-0.4
Zone active
0
1
2
3
4
5
6
7
8
Axe de croissance (m)
x 10
Figure IV. 10 : Profil de la bande d’un QCL In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90.
-8
L’épaisseur en nanomètre des couches est, à partir de la barrière d’injection:
3.4/ 3.2/ 2/ 2.8/ 2.3/2.3/2.5/2.3/2.5/2.1/4.8/1.5/3/3.9/2.7/4/3.4/3.2/2/2.8/2.3/2.3/2.5.
Les barrières sont en gras et les couches dopées sont soulignées.
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
91
D’après la figure IV.10, on remarque que : le champ électrique appliqué s’est traduit
par une chute de potentiel le long de l’axe de croissance, la structure s’est déformé en
cascade et la longueur d’onde est de l’ordre de λ = 6.93µm.
Pour un champ électrique V= -60kV/Cm : λ= 1.88 µm
La structure sous champ électrique V= -60kV/Cm, permet d’avoir une émission à λ=
1.88µm. Le profil de la bande de conduction du QCL: In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/
In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 est représenté sur la figure IV.11.
0.6
0.5
V = -60kV/Cm
Energie (e.V)
0.4
0.3
0.2
0.1
0
-0.1
-0.2
-0.3
-0.4
0
1
2
3
4
5
6
7
8
-8
x 10
Axe de croissance (m)
Figure IV. 11 : Profil de la bande d’un QCL In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90.
L’épaisseur en nanomètre des couches est, à partir de la barrière d’injection:
3.4/ 3.2/ 2/ 2.8/ 2.3/2.3/2.5/2.3/2.5/2.1/4.8/1.5/3/3.9/2.7/4/3.4/3.2/2/2.8/2.3/2.3/2.5.
Les barrières sont en gras et les couches dopées sont soulignées.
A partir de la figure IV.11, on remarque que : plus on augmente le champ électrique
appliqué, plus l’écart entre les sous-bandes augmente et par conséquent, la longueur
d’onde diminue. Nous avons calculé la variation de la longueur d’onde en fonction du
champ électrique appliqué pour une structure laser à cascade quantique
In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/ In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90.
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Chapitre IV
Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
92
Effet du champ électrique appliqué sur la longueur d’onde :
La variation de la longueur d’onde en fonction du champ électrique appliqué est
représentée suivant la figure IV.12
12
11
Longueur d'onde (µm)
10
In 0.3Ga 0.7As 0.05Sb 0.95 / In 0.25Ga 0.15Al0.6As 0.1Sb 0.9
9
8
7
6
5
4
3
2
1
-60
-50
-40
-30
-20
-10
0
Potentiel (kV/cm)
Figure IV.12 : Variation de la longueur d’onde en fonction du
champ électrique appliqué.
D’après la figure IV.12, on remarque que la longueur d’onde diminue quand le champ
électrique augmente, elle varie entre : 1.88µm ≤ λ (µm) ≤11.72µm.
6. Optimisation des paramètres du QCL
6.1. Gain intersousbande
Le gain inter-sous-bande du laser est déterminé comme étant le rapport de la variation
du flux de photons sur une distance dy et le flux de photons traversant la cavité tel que:
G=
dΦ / dy
Φ
(IV.20)
Le flux de photon, traversant la cavité, par unité de temps est donné par cette équation:
φ=
1 ε 0 ncE 02
w Lp
2 hω
(IV.21)
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93
Où E0 est l’amplitude champ électrique, n est l’indice de réfraction du milieu, Lp est
l’épaisseur d’une période de la région active, ħω est l’énergie de transition E32.
La variation du flux de photon sur une distance dy et selon une largeur w s’écrit:
dΦ = W32 n 3 wdy − W32 n 2 wdy
(IV.22)
Où la quantité n3wdy et (n2wdy) est le nombre total d'électrons présent dans le niveau
E3 et E2 respectivement. Le premier terme de l'équation correspond à l'émission
stimulée (E3→E2) et le deuxième correspond à l'absorption de photons (E2→E3).
L'expression du gain s'exprime donc de la manière suivante:
2e 2 z 32 ω
2
G=
ε 0 nc(2 γ ij )L p
(n 3 − n 2 )
(IV.23)
En utilisant l'expression de l'inversion de population (équation IV.18) et en utilisant la
formule λ = 2πc / ω , nous obtenons l'expression du gain en fonction de la densité de
courant J, tel que:
 4πe z 2
 τ 
32
G=
ηi τ 3 1 − 2  J = gJ
 ε 0 nλ(2 γ ij )L p
 τ 3 

(IV.24)
Où λ est la longueur d’onde d’émission, n est la partie réelle de l’indice de réfraction
du milieu, 2γij est la largeur à mi-hauteur de l’émission spontanée, Lp est l'épaisseur
d'une période de la région active. g est le coefficient du gain.
A partir de l’équation IV.24, on remarque que le gain du laser peut être maximisé en
jouent sur plusieurs paramètres: l'épaisseur Lp, l'élément de matrice z32, les durées de
vie des niveaux en maximisant l'inversion de population et la largeur à mi-hauteur de
l'émission spontanée.
Si on tient compte du facteur de confinement Г, l’expression du gain s’écrit :
G = ΓgJ th = G m J th
(IV.25)
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∫ Ez
Γ = AR
Avec:
+∞
∫ Ez
2
2
94
dz
dz
−∞
Où Ez est le champ électrique.
G m = Γg est le gain modal.
Le gain est proportionnel à la densité de courant Jth et au facteur de recouvrement.
Calcul du gain max :
Le gain max est donné par l’équation suivante :
Gmax = g0 ln (N/Ntr)
Tel que, N est la concentration de porteurs injectés, Ntr est la concentration à la
transparence et g0 est le coefficient de gain qui dépend de la structure.
La variation du gain max en fonction de la concentration de porteurs injectés pour
différentes températures est représentée suivant la figure IV.13
Figure IV.13 : Variation du gain max en fonction de la concentration de
porteurs injectés pour différentes températures d’un QCL In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95
/ In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 émettant à 6.93µm
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95
A partir de la figure IV.13, on remarque que le gain max augmente au fur et à mesure
que la concentration de porteurs injectés augmente et il diminue quand la température
augmente.
6.2. Le courant de seuil :
Le seuil en densité Jth du laser est la valeur que le courant doit prendre pour que le gain
soit égal aux pertes optiques totales du guide d’onde :
ΓgJ th = α w + α m ⇒ jth =
αw + αm
gΓ
(IV.26)
Où αw : les pertes résultant de l’absorption des divers matériaux à l’intérieur du guide;
αm : les pertes aux miroirs dues à l’extraction des photon par les facettes de la cavité tel
que :
αm =
1 1
ln 
L R
(IV.27)
Où R est le pouvoir réflecteur des facettes.
Donc, la densité de courant de seuil laser s’écrit:
J th =
α w ln(R) 1
−
gΓ
gΓ L
(IV.28)
Cette équation montre que, la densité de courant de seuil est proportionnelle aux pertes
totales et inversement proportionnelles au facteur de confinement Γ. Pour avoir un
faible courant de seuil, il faut maximiser le rapport Γ/α.
La variation de la densité de courant de seuil en fonction de l’inverse de la largeur de
la cavité est représentée sur la figure IV.14.
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Figure IV.14 : Variation de la densité de courant de seuil en fonction de
l’inverse de la longueur de la cavité et pour une température T=77°K
A partir de la figure IV.14, nous déduisons que le QCL In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95 /
In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 commence à laser pour une faible densité de courant, qui
est de l’ordre de 1.5 kA/cm2.
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Étude de la structure Laser à Cascade Quantique
97
7. Conclusion :
Dans ce chapitre, nous avons effectué une étude d’optimisation de la structure laser à
cascade
quantique
dans
le
système
InxGa1-xAsySb1-y/
InxGayAl1-x-yAszSb1-z
(quaternaire/quinaire).
Nous avons optimisé la structure de manière à avoir :
la bonne géométrie ;
les bonnes compositions du puits et de barrière, pour avoir : un bon
confinement de porteurs et une faible contrainte.
Ceci impose: l’utilisation d’un alliage quaternaire In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95 comme puits
et un quinaire In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 comme barrière. Cette hétérostructure
permet
d’avoir un confinement de porteurs de l’ordre ∆Ec = 0.488 eV et
pratiquement pas de contrainte : ∆a/a = -0.003.
L’application de la notion de QCL aux hétérostructures à base d’alliages
In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95 / In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 (quaternaire / quinaire) permet
d’améliorer les performances et le fonctionnement des lasers émettant le moyen
infrarouge:
Couvre le domaine de longueur d’onde: 2µm < λ < 10µm ;
Densité de seuil: 3.1017 Cm-3 ;
Densité de courant de seuil de l’ordre de 1.5kA/Cm2.
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98
Références
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11, (2008).
[3] Carlo Sirtori, Roberto Pailla, Intersuband transitions in quantum structures, MC
Graw-Hill in Nanoscience and Technoilogie, chapitre I: Quantum Cascade Lasers:
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[4] R. Ferreira and G. Bastard. Phys. Rev. B, 40(2):1074–1086, Jul (1989).
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Ritchie, R.C. Iotti, and F. Rossi. Nature, 417:156, (2002).
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Muller, Marcella Giovannini, and Jérôme Faist, Applied Physics Letters, 86, 041109
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[11] Jérôme Faist, Member, IEEE, Daniel Hofstetter, Mattias Beck, Thierry Aellen,
Michel Rochat, and Stéphane Blaser, IEEE Journal of quantum electronics, Vol. 38,
NO. 6, JUNE (2002).
[12] J. Faist, M. Beck, T. Aellen, and E. Gini. Applied Physics Letters, 78:147–149,
(2001).
[13] A. Tredicucci, F. Capasso, C. Gmachl, D.L. Sivco, A.L. Hutchinson, and A.Y.
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Chapitre V
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Chapitre V :
Applications des lasers à cascade quantique
1. Introduction
2. Spectroscopie hyperfine à distance
2.1. Détection de traces de gaz
2.2. Les principaux gaz polluants
2.3. Méthodes spectroscopiques
- TDLAS (Tunable Diode Laser Spectroscopy)
- LIDAR (Light Detection and Ranging)
- CRDS (Cavity Ringdown spectroscopy)
- Détection hétérodyne
- Détection photo-acoustique
3. Application en métrologie d’environnement
4. Application dans le domaine militaire
5. Applications en télécommunications spatiales
6. Applications dans le domaine médicales
7. Conclusion
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
100
1. Introduction :
Les applications spectroscopiques à l’aide des lasers à semi-conducteurs présentent un
grand potentiel pour la détection dans le moyen infrarouge de la gamme 2µm-10µm.
Deux fenêtres de transparence désirées sont 3µm-5µm et 8µm-12µm pour lesquelles
on peut identifier une série d’applications.
Les lasers à semiconducteurs destinés aux applications dans le moyen infrarouge
(MIR) sont de 2 types principaux :
1. Les lasers de type I (Transition directe inter-bandes) : ces diodes lasers sont
utilisé pour à la fois détecter, identifier et mesurer des traces de gaz polluants
tel que le CO, CH4, CO2, NH3... [1]. Ces lasers sont capables de fonctionner en
régime continu à température ambiante mais dans un domaine très étroit en
longueurs d’onde qui fait que la détection des particules est très limitée. Ces
composants ne sont pas bien adaptés pour donner une très haute résolution et
une bonne précision sur la nature des substances à analyser.
2. Les lasers de type II à cascade quantique (Transition intra-bande) : sont des
lasers qui fonctionnent en régime pulsé et qui sont très intéressants pour
effectuer des mesures spectroscopiques hyperfines [2,3]. Les QCL sont
capables de produire des rayonnements intenses dans toute la gamme de
longueurs d’onde 2µm-10µm du moyen infrarouge qui permettent de détecter
les traces d’une substance sondée (particule par milliard) avec une très grande
sensibilité et de bonne précision.
Dans ce travail, nous avons étudié la faisabilité d'un laser à cascade quantique (QCL)
fabriqués à base d'hétérostructures InxGa1-xAsySb1-y/InxGayAl1-x-yAszSb1-z. Ce type de
laser est caractérisé par une série de propriétés qui permettent d’améliorer la résolution
et la qualité de détection dans tous les domaines.
Dans ce chapitre, nous passons en revue les principales applications des lasers à
cascade quantique (QCL).
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Applications des lasers à cascade quantique
101
2. Spectroscopie hyperfine à distance:
Le contrôle de la pollution atmosphérique exige des systèmes de détection ayant une
excellente sélectivité et une très grande sensibilité de l’ordre du ppb (particules par
milliard). Ces performances ne peuvent être atteintes que par la spectroscopie
hyperfine: spectroscopie très haute résolution impliquant des lasers à cascade
quantique.
2.1. Détection de traces de gaz :
Les différentes particules rejetées dans l’atmosphère en grande quantité par la
combustion d’hydrocarbures et par les industries lourdes, sont des gaz à effet de serre.
Le suivi de leur concentration dans l’atmosphère est important pour lutter contre
l’accroissement de la pollution.
La spectroscopie d’absorption laser appliquée à la détection de trace de gaz est une
méthode qui permet de déterminer la concentration des gaz connus à partir d’un
spectre d’absorption d’un échantillon gazeux.
Le rayonnement laser absorbé par les molécules modifie leurs niveaux d’énergie de
rotation et de vibration et donne lieu à un spectre d’absorption. Figure V.1.
Figure V.1: Force de raies d’absorption de différentes espèces gazeuses entre 1 μm et 10 μm.
(a) Espèces présentes dans l’atmosphère. (b) Quelques gaz mesurables. [4]
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
102
La figure V.1 montre une série de particules gazeuses qui se caractérisent par des pics
d’absorption dans le moyen infrarouge. Ces particules sont des gaz extrêmement
toxique qui pénètrent un être vivant provoquant ainsi un effet néfastes pour la santé.
Nous citons ci-dessous les principaux gaz responsable de la pollution.
2.2. Les principaux gaz polluants :
 Monoxyde de carbone (CO)
Le monoxyde de carbone est émis lors de combustions incomplètes de combustibles.
C’est un gaz à effet de serre principalement issue des activités humaines : émission
provenant de certaines industries, du transport automobiles, chauffages domestiques…
Le CO est un gaz très toxique qui a des effets néfastes sur l’environnement et sur la
santé humaine:
-
Réchauffement climatique ;
-
Formation de l’ozone troposphérique ;
-
Trouble de vision, vertige et vomissement ;
-
Asphyxie du système nerveux, des vaisseaux sanguins et du cœur.
 Dioxyde d'Azote (NO2)
Le dioxyde d’Azote est généralement dû au trafic automobile et aux réactions de
combustion. Suite à l’augmentation forte de la circulation automobile, la concentration
des oxydes d’Azote dans l’atmosphère présente une hausse importante. Ces effets sont
divers et néfastes sur la santé, il est classé parmi les irritants respiratoires. Les lasers à
cascade quantique (QCL) sont très adaptés pour les mesures de concentration du NO 2
dans l'atmosphère [5,6].
 Dioxyde de soufre (SO2)
Le dioxyde de soufre SO2 est un composé gazeux émis dans l’atmosphère lors de la
combustion de produits soufrés : pétrole, charbon, gasoil ou bien encore lors
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d’éruptions volcaniques. En présence d’eau (H2O), il forme ce qu’on appelle : acide
sulfurique qui contribue aux pluies acides.
Le dioxyde de soufre SO2 est un gaz très irritant des muqueuses et des voies
respiratoire.
 Ozone troposphère (O3)
L’Ozone troposphère est un gaz polluant créé par des réactions chimiques dépendantes
des rayonnements ultra violets (UV) issus de la stratosphère. L’Ozone est un puissant
oxydant aux irritants très importants pour l’œil et le poumon.
Pour détecter et mesurer la concentration de l’O 3, les QCL sont très efficaces du fait
qu’ils sont très sélectifs et qui sont capables de détecter une majorité de polluants par
rapport aux autres systèmes.
Autres polluants:
 Le plomb
Le plomb est utilisé dans l’essence et dans les industries, l’émission de ce polluant par
la combustion ou par des procédés de fabrication industriels contribue à
l’augmentation de sa concentration dans
l’environnement. Ces effets sont très
dangereux et indésirables sur le corps humain :
-
Intoxication manifestée par des troubles digestifs, de convulsion et des
perturbations psychologiques ;
-
Perturbation du système nerveux ;
-
Disfonctionnement du système rénal.
 Particules en suspension
Ces particules sont constituées de poussières polluantes de taille, de composition et
d’origine diverses. Il s'agit d'un mélange complexe de substances organiques et
minérales en suspension dans l’air, sous forme solide et/ou liquide. Elles peuvent être
d’origine naturelle (volcans,...) ou anthropique (combustion par des véhicules,
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chauffage, rejets industriels,…). L’émission de ces particules provoque des effets
néfastes sur la santé :
-
Développement des maladies cardiovasculaires ;
-
Bronchites chroniques et cancer des poumons ;
-
Dégradation considérable des bâtiments causée par les dépôts.
 Les composés organiques volatiles (COV)
Les composés volatiles proviennent de diverses sources. Il s’agit de composés
organiques provenant de procédés industriels de combustions, des hydrocarbures :
émis par évaporation des bacs de stockage pétrolier, ou des solvants (peinture,
encres…). Ces effets sont nombreux, on peut citer :
-
Contribution à l’effet de serre ;
-
Formation de l’Ozone O3 troposphérique ;
-
Plusieurs effets sur l’être humain : gêne olfactif, irritant, nocifs voire mortel.
2.3. Méthodes spectroscopiques :
Il existe plusieurs méthodes qui permettent d’identifier et de mesurer la concentration
des molécules dans l’atmosphère, les méthodes spectroscopiques sont les plus
sélectives et ils permettent de caractériser la molécule et de déterminer sa
concentration dans le milieu. Dans cette partie, nous allons présenter quelques
méthodes adaptées pour l’étude de l’atmosphère.
 TDLAS (Tunable Diode Laser Spectroscopy) :
La spectroscopie par diode laser accordable consiste à envoyer un laser modulé, en
courant ou en température, pour faire varier sa longueur d’onde sur la raie à laquelle
on s’intéresse. Le rayonnement émis est séparé en deux parties par une lame
séparatrice (figure V.2). Une partie de ce rayonnement est absorbée par le milieu
contenant le gaz à analyser et la lumière transmise est directement reçue par un photodétecteur qui est chargé pour faire l’analyse des particules. La deuxième partie du
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rayonnement passe à travers un étalon optique pour permettre d’établir la variation de
nombre d’ondes obtenues par la modulation du laser. Le gaz est ainsi identifié par un
détecteur optique qui permet de mesure la largeur d’une raie.
Source laser
(QCL)
CO, NO, SO2,…
Photo-détecteur
Étalon de longueur
Photo-détecteur
Figure V.2 : Principe de spectroscopie TDLAS
Le QCL que nous avons étudié est caractérisé par une grande sensibilité permettant de
faire des mesures spectroscopiques très précises, intéressantes pour de nombreuses
applications, tel que :
- Contrôle de la pollution atmosphérique ;
- Surveillance des émissions de gaz à effet de serre ;
- Détection précoce d’éruption volcanique ou d’incendie ;
- Analyse chimique de surface dans l’industrie de microélectronique ;
- Détection des gaz dans les laboratoires et dans les usines manipulant avec des gaz
toxiques.
 Le LIDAR (Light Detection And Ranging) :
Le LIDAR, acronyme de Light Detection And Ranging est une technique de mesure
et de détection à distance qui permet de déterminer la concentration des particules et la
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106
distance à laquelle se trouvent les molécules à sonder. La figure V.3 illustre un LIDAR
en action.
Figure V.3: Un Lidar en action [7]
Le principe de cette méthode est illustré sur la figure V.3. Un faisceau laser infrarouge
(QCL) est envoyé vers l’atmosphère provoquant l’excitation des molécules par la
diffusion du rayonnement. Une partie de ce rayonnement est rétrodiffusée et collectée
par un télescope orienté suivant l’axe de tir. Le télescope est équipé d’une sonde
photoélectrique qui permet de digitaliser le signal et de le transmettre à un ordinateur
pour traitement et enregistrement.
Figure V.3: Exemples de Lidar utilisés pour étudier les constituants de l'atmosphère [7].
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107
Le LIDAR est une technique qui permet de mesurer la concentration des gaz dans
l’atmosphère par absorption différentielle (DIAL). C’est une technique qui repose sur
l’émission de deux longueurs d’onde infrarouge λON et λOff spectralement et
temporellement proches pour que les propriétés de l’atmosphère ne diffèrent que de
l’absorption de la molécule sondée.
La première (λON) est fortement absorbée par le polluant considéré alors que λOff est
choisie en dehors de toute raie d’absorption. Ce décalage de fréquence est
caractéristique de la molécule et permet donc de la discriminer.
La technique de mesure Lidar est présente dans plusieurs domaines, nous citons :
- En métrologie, pour mesurer les distances, température et pression…
- En sécurité de route en mesurant des excès de vitesse sur la route;
- En astronomie, le lidar permet d’identifier la répartition des nuages à l’échelle
planétaire, leurs propriétés physiques et leurs effets sur le climat ;
- En topographie, on peut obtenir des images cartographiques 3D : en mettant un
système de référence inertiel (IMU), un système de positionnement par satellite (GPS)
et un lidar à l’intérieur d’un même instrument, installé dans un avion, hélicoptère ou
camion, il est possible de produire rapidement des cartes topographiques numériques
tridimensionnelles précises du terrain, des objets et des structures balayés (figure V.4).
Figure V.4: Topographie par lidar. [8]
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Chapitre V
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
108
CRDS (Cavity Ringdown spectroscopy):
La CRDS (détection en cavité résonante) est une méthode qui permet de détecter des
gaz à l’état de trace dans des concentrations extrêmement faibles [9]. Elle consiste à
mesurer le temps d’atténuation d’une onde transmise par une cavité après passage
d’une impulsion lumineuse très courte. Ce temps est fonction des pertes dans la cuve,
apportées soit par les miroirs soit par un gaz absorbant selon [10] :
1
( )
1
k
.c
0
1 R
l
k
.c
(V.1)
Où α est le coefficient d’absorption du gaz dans la cavité, l est la longueur de la cavité,
R est la réflectivité des miroirs, τ0 est le temps de décroissance de l’intensité lumineuse
en l’absence de gaz et τ(υ) le temps de décroissance en présence de gaz. Le temps
d’atténuation est ainsi mesuré en présence et en l’absence de gaz.
A partir de la relation V.1, on peut calculer la concentration des molécules absorbante.
 Détection hétérodyne :
Le principe de cette méthode consiste à mélanger sur une photodiode rapide le signal à
analysé avec le rayonnement monochromatique d’un oscillateur local (laser) dont la
fréquence est proche de celle du signal. La fréquence du signal obtenue est la
différence des deux fréquences qui est intermédiaire dans le domaine radio-fréquences.
La détection hétérodyne est bien adaptée pour l’étude de l’atmosphère en mesurant à
partir du sol les concentrations d’espèces atmosphériques en prenant le soleil comme
source. Les QCL sont très adaptés comme oscillateurs locaux pour cette technique [11]
 Détection photo-acoustique :
Le principe de la détection photo-acoustique est totalement différent. Cette méthode
est basée sur l’effet photo-acoustique : l’absorption du rayonnement infrarouge par le
milieu provoque la désexcitation des molécules qui se traduit par une augmentation de
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
109
la température du gaz et une augmentation de la pression à l’intérieure de la cavité. La
variation de la pression est mesurée par un microphone. L’avantage de cette méthode
est qu’elle permet de mesurer n’importe quel gaz en gardant les mêmes microphones
[12]. C’est une méthode très sensible, elle est utilisée principalement pour détecter des
molécules en faible concentration dans l’air ambiant.
3. Applications en métrologie d’environnement :
Les techniques spectroscopiques que nous venons de décrire présentent un grand
potentiel pour une diversité d’applications dans le moyen infrarouge. La technique
lidar est particulièrement très adaptée en métrologie. Ce domaine d’application
concerne les mesures à distance et l’étude des constituants de l’atmosphère en utilisant
un laser moyen infrarouge. Les lasers à cascade quantiques étudiés dans notre travail
permettent d’effectuer des mesures à haute résolution et d’une grande sensibilité. Ces
sources lasers peuvent être utilisé dans un système lidar pour :
- mesurer la composition de la stratosphère (ozone) ;
- mesurer la vitesse des vents, humidité, température, pression,…
- détecter et identifier certaines molécules (polluant, gaz toxiques,…) et mesurer leur
concentration.
- établir une cartographie 3D montrant la distribution spatiale des concentrations.
Ceci en :
mesurant plusieurs polluant simultanément ;
identifiant de polluants non attendus.
- étudier la dynamique des polluants ;
- mesurer des distances par le temps du trajet aller-retour du rayon laser ;
- connaître l’altitude des particules observées ; chaque impulsion laser est envoyée à
un instant déterminé permettant de connaître la vitesse de la lumière.
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
110
4. Applications militaires :
Les QCL ont étés proposés comme les meilleurs candidats pour les applications
militaires. L’adaptabilité des QCL et leur capacité de produire des rayonnements
intenses dans le MIR leur permettent d’être intéressants dans ce domaine tel que :
4.1. Détection militaire :
La connaissance des voitures, camions et d’autres équipements présents sur le lieu
d’opération militaire est une tâche importante à accomplir pour les militaires. Il s’agit
de pouvoir détecter la cible en temps réel et à déterminé à quel type (char, camion…).
Les lasers à cascade quantique émettant dans le moyen infrarouge associé à un photodétecteur peuvent être utilisés pour la détection militaire. La méthode est illustrée sur
la figure V.5 Le filtre spatial est utilisé pour éliminer les effets de l’échantillonnage
spatial.
Objet détecté (char)
Filtre spatial
Photo-détecteur
Laser (QCL)
Figure IV.5 : Principe de détection militaire.
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
111
4.2. Guidage de missiles : Le guidage de missile est la méthode par
laquelle le missile reçoit ses ordres afin de se diriger le long d’une trajectoire pour
atteindre une cible. Le laser (QCL) est utilisé pour détecter le mouvement et désigner
une cible lointaine, le tir se dirige ainsi vers l’objet éclairé (figure V.6).
Figure V.6 : Guidage d’un missile à autodirecteur IR sur un
engin cible. [13]
4.3. Contres mesures : Pour aveugler un détecteur adverse comme le
montre la figure V.7.
Figure V.7 : Illustration de contre-mesure infrarouge. [14]
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
112
5. Applications en télécommunications spatiales :
Le domaine de télécommunications peut aussi bénéficier des lasers à cascade
quantique (QCL). L’augmentation croissante des données et les transferts
d’informations rend la bande passante des télécommunications de plus en plus
encombrée.
L’utilisation des lasers à cascade quantique (QCL) émettant dans le moyen infrarouge
sont très intéressants pour les communications en espace libre qui utilisent les fenêtres
de transparence (2µm-2.7µm), (3µm-5µm) et (8µm-12µm) de l’atmosphère (figure
V.8). Ces gammes spectrales sont plus favorables, car elles sont faiblement sensibles à
la diffusion de Rayleigh. Celle-ci est proportionnelle à l’inverse du carré de la
longueur d’onde (1/λ2) et aux perturbations atmosphériques (pluie, brouillard,
pollution...)
Figure V.8 : Fenêtre de transmission de l’atmosphère dans le moyen infrarouge.
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
113
6. Applications dans le domaine biomédical :
Les lasers à cascade quantique trouvent leur place aussi dans le domaine médical. La
spectroscopie infrarouge permettrait un diagnostique rapide de certaines maladies
infectieuses, des maladies cardiovasculaires, des disfonctionnements de l’organisme en
détectant dans l’air expiré des traces de molécules spécifiques,…etc.
Les processus d’absorption et de diffusion du rayonnement laser par le tissu permettent
d’étudier la biochimie et la structure de ce tissu. Les tissus biologiques sont constitués
d’une quantité importante d’eau qui est absorbée dans le moyen infrarouge (figure
V.9). La plupart des molécules organiques ont une forte absorption dans l’Ultra-Violet
(UV). Cependant, le rayonnement UV à une très faible pénétration en profondeur dans
les tissus (quelques microns).
Figure V.9: Spectres d'absorption de différents chromophores présents dans
les tissus biologiques [15].
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Applications des lasers à cascade quantique
114
6.1. Détermination de la profondeur d’une brûlure :
La brûlure est une blessure cutanée provoquée soit par contact thermique, soit par un
rayon (IR, UV, RX, …) qui altère les cellules de la peau. Affin de pouvoir effectuer un
traitement adéquat, il est nécessaire de déterminer le degré de gravité (1ière, 2ième, 3ième
degré) d’une telle brûlure.
Le rayonnement infrarouge émis par un laser à cascade quantique est capable de
pénétrer les tissus en profondeur permettant un diagnostique non invasive. Le degré de
gravité d’une telle brûlure est ainsi évalué de façon précise.
6.2. Imagerie biomédicale:
Il existe plusieurs techniques d’imagerie permettant d’imager des structures cachées
dans le corps humain tel que les ultrasons, les rayons X..., la tomographie optique à
l’aide des QCL moyen infrarouge permet de visualiser la structure biologique sous la
peau de façon non destructive, non invasive et sans contact avec les tissus. Le
rayonnement infrarouge pénètre profondément dans un tissu biologique et ressortir en
nombre suffisant pour être analysé par une caméra ou un détecteur infrarouge.
L’imagerie moyenne infrarouge est bien adaptée pour :
- détecter instantanément et sans dommage pour la peau certaines molécules dans
le sang, des lasers à cascade quantique ont été utilisés pour détecter le glucose et le
fructose [16]
- déterminer la présence des tumeurs cancéreuses.
- diagnostiquer des ulcères, des maladies rénales,…
- étude de l'ADN.
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
115
7. Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons présenté les différents domaines d'applications des lasers
à cascade quantique. Les lasers à cascade quantique (QCL) sont des sources
très bien adaptés car ils présentent plusieurs propriétés:
-
Ils couvrent la gamme 2µm-10µm du moyen infrarouge ce qui permet de
détecter et identifier une majorité de particules et de gaz polluants ;
-
Très sélectif et d'une très grande sensibilité ;
-
Bonnes propriétés du faisceau: rayonnement très intense, directionnel et
monochromatique ;
-
Puissance très élevée ;
-
Fonctionnement en régime pulsé et de courtes durées d'impulsions.
Ces caractéristiques permettent aux QCL d'être utilisés dans des applications
nécessitant une très haute résolution et une grande sensibilité, tel que:
- Spectroscopie hyperfine à distance;
- Métrologie d'environnement;
- Applications militaires;
- Applications en télécommunications spatiales;
- Application dans le domaine biomédical…
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
116
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[2] S. Welzel, S. Stepanov, J. Meichsner and J. Röpcke, Journal of Physics, 012010,
Conference Series 157 (2009).
[3] G. WYSOCKI; A. A. KOSTEREV ; F. K. TITTEL , Applied physics. B,
vol. 80, no4-5, pp. 617-625, (2005).
[4] David BARATE, thèse Doctorat sur les Lasers à Cascade Quantique dans le
système InAs/AlSb, Université de Montpellier II, (2005)
[5] J.B. Mcmanus, J.H. shorter, D.D. nelson, M.S. Zahniser, D.E. Glenn, R.M.
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[6] Agnès Grossel, Virginie Zéninari, , , Bertrand Parvitte, Lilian Joly, Daniel Courtois
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109, pp.1845-1855, July (2008)
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Sivco, J. N. Baillargeon, A. L. Hutchinson, and A. Y. Cho. Optics Letters, 25(9) :666–
668, May 2000.
[10] I.T. Sorokina, K.L. Vodopyanov (Eds.): Solid-State Mid-Infrared Laser Sources,
Topics Appl. Phys. 89, 445–516 (2003)
[11] P. Krotz1, D. Stupar, J. Krieg, G. Sonnabend, M. Sornig, F. Giorgetta, E.
Baumann, M. Giovannini, N. Hoyler, D. Hofstetter, R. Schieder, Appl. Phys. B 90,
187–190 (2008).
[12] V. Zeninari, V. A. Kapitanov, D. Courtois, and Yu. N. Ponomarev, Infrared
Physics & Technology, 40:1–23, (1999).
[13] Alain Delteil, Guidage des missiles par infrarouge passif, Techniques de
l’ingénieur (1996).
[14] Les FRA s’équipent en contres-mesures infrarouge, portail marocain de
l’aéronautique, (2007).
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Chapitre V
Applications des lasers à cascade quantique
117
[15] Serge MORDON, imagerie médicale, INSERM, e2phy (2002).
[16] Andrea Edelmann, Caterina Ruzicka, Johannes Frank, Bernhard Lendl, Werner
Schrenk , Erich Gornik , Gottfried Strasser, Journal of Chromatography A, 934, 123–
128, (2001).
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Annexe I
Paramètres de bandes des semiconducteurs III-V
118
ANNEXE I
Paramètres de bandes des semiconducteurs IIIIII-V
___
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Annexe I
Paramètres de bandes des semiconducteurs III-V
119
I. Propriétés des composés binaires:
Les matériaux à base d’Antimoniures sont des composés III-V-Sb constitués des
binaires GaSb, InSb, AlSb et les alliages associés à partir des composés III.V.
Ces composés sont caractérisés par un gap, une énergie spin-orbit, un paramètre de
maille et des masses effectives qui varient avec la température selon les équations
suivantes :
I. 1. Variation du gap en fonction de la température: la variation du gap
suivant les différents points de symétrie est donnée par cette équation :
Eg i (T) = Eg(0°K ) −
α ( Γ )T 2
β( Γ ) + T
Où α et β sont les paramètres de Varshni, la lettre i peut être la vallée Γ, X ou L.
I. 2. Variation de l'énergie spin-orbite:
∆ So (T) = ∆ So (0°K ) −
α (Γ ) T 2
β( Γ ) + T
I. 3. La masse effective de la bande de conduction:
- Pour la vallée X:
m x = (n m1l / 2 m t ) 2 / 3 = (3 m1l/ 2 m t ) 2 / 3
- Pour la vallée L
m L = (n m1l / 2 m t ) 2 / 3 = (4 m1l / 2 m t ) 2 / 3
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Annexe I
Paramètres de bandes des semiconducteurs III-V
120
I. 4. La masse effective de la bande de valence:
(
m *v = m 3hh/ 2 + m 3lh/ 2
)
2/3
Où mhh* et mlh* sont les masses effectives des trous lourds et légers respectivement :
m*hh
1
=
m0 γ 1 − γ
m*lh
1
=
m0 γ 1 + γ
Avec γ = 2γ 22 + 2γ 32 et γ 1 , γ 2 , γ 3 sont les paramètres de Luttinger.
I. 5. Variation des masses effectives en fonction de la température:
m *i (T) = m *i (0°K )
Eg i (300°K )
Eg i (0°K )
Où i peut être la masse effective dans la bande de conduction (mΓ, mX, mL) ou de la
bande de valence (mhh, mlh, mSo).
I. 6. Variation du paramètre de maille en fonction de la température:
- Pour les composés binaires à base d'Antimoniures:
a GaSb ( A°) = 6.0959 + 4.72 × 10 −5 (T − 300)
a AlSb ( A°) = 6.1355 + 2.60 × 10 −5 (T − 300)
a InSb ( A°) = 6.4794 + 3.48 × 10 −5 (T − 300)
- Pour les composés binaires à base d'Arséniures:
a GaAs ( A°) = 6.0583 + 2.74 × 10 −5 (T − 300)
a AlAs ( A°) = 5.6611 + 2.90 × 10 −5 (T − 300)
a InAs ( A°) = 6.0583 + 2.74 × 10 −5 (T − 300)
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Annexe I
Paramètres de bandes des semiconducteurs III-V
121
I. 7. Tableaux des valeurs
A. Les Antimoniures:
EГg (eV)
a (Ǻ)
X
E g (eV)
ELg (eV)
∆so (eV)
me*(m0)
mso*(m0)
mlh*(m0)
mhh*(m0)
mx*(m0)
mL*(m0)
γ1
γ2
γ3
α(Γ) (meV/K)
β(Γ) (K)
α(X) (meV/K)
β(X) (K)
α(L) (meV/K)
β(L) (K)
InSb
T = 0°K
T = 300°K
0.235
0.174
6.46896
6.4794
0.630
0.569
0.930
0.869
0.810
0.749
0.014
0.010
0.110
0.102
0.015
0.013
0.359
0.321
0.870
0.786
0.250
0.234
34.800
15.500
16.500
0.320
170
-
GaSb
T = 0°K T = 300°K
0.812
0.727
6.08174
6.0959
1.141
1.033
0.875
0.753
0.760
0.675
0.039
0.035
0.120
0.107
0.041
0.037
0.382
0.342
0.870
0.788
0.592
0.510
13.400
4.700
6.000
0.417
140
0.475
94
0.597
140
AlSb
T = 0°K T = 300°K
2.386
2.300
6.1277
6.1355
1.696
1.616
2.329
2.210
0.676
0.590
0.140
0.135
0.220
0.192
0.119
0.105
0.519
0.465
0.570
0.543
1.116
1.059
5.180
1.190
1.970
0.420
140
0.390
140
0.580
140
Tableau 1: Les paramètres physiques des composés binaires Antimoniures. Les paramètres à
0°K sont tirés de la référence: Vurgaftman, Meyer and Ram-Mohan, J. Appl. Phys., 89, 5815,
(2001).
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Annexe I
Paramètres de bandes des semiconducteurs III-V
122
B. Les Arséniures :
EГg (eV)
a (Ǻ)
X
E g (eV)
ELg (eV)
∆so (eV)
me*(m0)
mso*(m0)
mlh*(m0)
mhh*(m0)
mx*(m0)
mL*(m0)
γ1
γ2
γ3
α(Γ) (meV/K)
β(Γ) (K)
α(X)(meV/K)
β(X) (K)
α(L)(meV/K)
β(L) (K)
InAs
T = 0°K
T = 300°K
0.417
0.354
6.050
6.058
1.433
1.370
1.133
1.070
0.390
0.327
0.026
0.022
0.140
0.117
0.027
0.023
0.437
0.371
0.640
0.612
0.290
0.274
20.000
8.500
9.200
0.276
93
0.276
93
0.276
93
GaAs
T = 0°K T = 300°K
1.519
1.423
5.642
5.653
1.981
1.899
1.815
1.707
0.341
0.245
0.067
0.063
0.172
0.124
0.083
0.078
0.522
0.489
0.850
0.927
0.560
0.505
6.980
2.060
2.930
0.541
204
0.460
204
0.605
204
AlAs
T = 0°K T = 300°K
3.099
3.003
5.652
5.661
2.240
2.164
2.460
2.352
0.280
0.184
0.150
0.145
0.280
0.184
0.165
0.160
0.694
0.673
0.750
0.725
0.780
0.746
3.76
0.82
1.42
0.885
530
0.700
530
0.605
204
Tableau 2 : Les paramètres physiques des composés binaires Arséniures. Les paramètres à
0°K sont tirés de la référence: Vurgaftman, Meyer and Ram-Mohan, J. Appl. Phys., 89, 5815,
(2001).
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Paramètres de bandes des semiconducteurs III-V
123
II. Propriétés des alliages III-V-Sb:
Les paramètres énergétiques des alliages III-V-Sb (le gap, le paramètre de maille et les
masses effectives varient avec la composition d'alliage de façon non linéaire), car la
combinaison de plusieurs éléments chimiques se traduit par une perturbation des
atomes du réseau, déformation de la maille, et déformation de la structure et donc on
aura un désordre d’alliage qui se traduit par ce qu’on appelle le bowing. Le paramètre
de courbure des alliages ternaires est donné suivant le tableau 3
cГ [eV]
cГ [eV]
cL [eV]
c'e
c'hh
c'lh
Ga1-xAlxAs
-0.127+1.310xa
0.055b, c
0d
-
-
-
Ga1-xInxAs
0.477
1.400e
0.330f
0.009
-0.145
0.020
Ga1-xInxSb
0.415g
0.330h, i
0.400h, i
0.009j, k
-
0.011k, l
AlxIn1-xSb
0.430m
-
-
-
-
-
AlxGa1-xSb
-0.044+1.220xn, o
0
0
-
-
-
GaAs1-xSbx
1.430
1.200k
1.200k
-
-
-
InAs1-xSbx
0.670
0.600h, i, p
0.600h, i, p
0.035
-
-
AlAs1-xSbx
0.800q
0.280r
0.280r
-
-
-
c
Composés
Tableau 3 : le coefficient de courbure des composés ternaires
Les constantes
cГ, cX, cL sont les coefficients de courbures du gap des alliages
ternaires au point Г, X, L respectivement.
c'e, c'hh, c'lh sont les paramètres de courbures des masses me, mhh, mlh respectivement.
[a] D.E. Aspnes, S.M. Kelso, R.A.Logan, and R. Bhat, J. Appl.Phys. 60, 754 (1986).
[b] L. Pavesi and M. Guzzi, J. Appl. Phys. 75, 4779 (1994).
[c] M. Guzzi, E. Grilli, S. Oggioni, J. L. Staehli, C. Bosio, and L. Pavesi, Phys. Rev. B
45, 10951 (1992).
[d] J. C. M. Henning, J. P. Roksnoer, J. Phys. C 19, L335 (1986).
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
2010
Annexe I
Paramètres de bandes des semiconducteurs III-V
124
[e] W. Prod and D. K. Ferry, Phys. Rev. B 27, 2587 (1983).
[f] K. Y. Cheng, A. Y. Cho, S. B. Christman, T. P. Pearsall, and J. E. Rowe, Appl.
Phys. Lett. 40, 423 (1982).
[g] A. P. Roth, W. J. Keeler, and E. Fortin, Can. J. Phys. 58, 560 (1980).
[h] S. Adachi, J. Phys. 61, 4869 (1987)
[i] T. H. Glisson, J. R. Hausser, M. A. Littlejohn, and C. K. Williams, J. Electron.
Mater. 7, 1 (1978).
[j] A. P. Roth and E. Fortin, Can. J. Phys. 56, 1468 (1978).
[k] Handbook Series on Semiconductor Parameters, edited by M. Levinshtein, S.
Rumyantsev, and M. Shur (World Scientific, Singapore, 1996), vols. 1 and 2.
[l] D. Auvergne, J. Camassel, H. Mathieu, and A. Joulie, J. Phys. Chem. Solids 35,
133 (1974).
[m] S. Isomura, F. G. D. Prat, and J. C. Woolley, Phys. Status Solidi B 65, 213 (1974).
[n] H.Mathieu, D.Auvergne, P.Merle, and K.C.Rustagi, Phys.Rec.B 12, 5846 (1975).
[o] C.Alibert, A.Joulie, A.M.Joulie, and C. Ance, Phys.Rev. B 27, 4946 (1983).
[p] N. Bouarissa, N. Amrane, and H. Aourag, Infrared Phys. Technol. 36, 755 (1995).
[q] Y. Kawamura, H. Kursu, K. Yoshimatsu, A. Kamada, Y. Naito, and N. Inoue, Jpn.
Appl. Phys., Part 2 36, L757 (1997).
[r] H. Ait Kaci, D. Boukridimi, and M. Mebarki, Phys. Status Solidi A 163, 101
(1997).
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
2010
Conclusion
125
Conclusion
_____
Dans ce travail, nous avons présenté une étude sur la faisabilité d'un laser à cascade
quantique pouvant émettre dans le moyen infrarouge : 2µm<λ<10µm. Il s’agit d’un
laser formé d’un super-réseau conçus à base
d'hétérostructures InxGa1-xAsySb1-y/
InxGayAl1-x-yAszSb1-z.
Nous avons montré que le système InxGa1-xAsySb1-y/InxGayAl1-x-yAszSb1-z est apte à la
réalisation des lasers à cascade quantique car l’utilisation du quinaire qui possède trois
degrés de flexibilité nous permet d’améliorer les effets de contraintes, le confinement,
la durée de vie des porteurs et par conséquent le gain du laser.
Dans un premier temps, nous avons présenté l’intérêt de l’infrarouge moyen et les
différents lasers fonctionnant dans cette gamme de longueurs d’ondes. Notre choix
s’est porté sur les lasers à cascade quantique car ils présentent plusieurs avantages :
 Couvre la gamme de longueurs d’onde 2µm-10µm ;
 On peut travailler avec des hétérostructures de type II ;
 Amplification par le Super réseau ;
 Puissance très élevée.
Ensuite, nous avons étudié les propriétés des matériaux semi-conducteurs III-V et en
particulier les Antimoniures : binaires, ternaires, quaternaires et quinaires. Nous nous
sommes intéressés aux propriétés structurales et de bandes de ces matériaux, nous
avons étudié la variation de l’énergie, l’accord de maille avec le substrat et les masses
effectives en fonction de la composition d’alliage.
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
2010
Conclusion
126
Dans le chapitre III, nous avons montré l’intérêt du système Quaternaire/Quinaire en
étudiant les propriétés des hétérostructures à base d’Antimoniures. Nous avons étudié
les effets de contraintes et du champ électrique sur les hétérostructures à base
d’Antimoniures. L’application de la notion de QCL aux hétérostructures à base du
Quaternaire/Quinaire : système (InxGa1-xAsySb1-y/InxGayAl1-x-yAszSb1-z) nous permet
d’améliorer les performances du laser à savoir le gain, la puissance et la stabilité de
fonctionnement du laser.
Dans le chapitre IV, nous avons procédé à une étude d’optimisation de la structure
laser à cascade quantique dans le système InxGa1-xAsySb1-y/InxGayAl1-x-yAszSb1-z. Nous
avons optimisé la structure de manière à avoir :
 la bonne géométrie
 les bonnes compositions du puits et de barrière pour avoir : un bon confinement
de porteurs et une faible contrainte.
Le laser
à
cascade quantique
à
base du
système
In0.30Ga0.70As0.05Sb0.95/
In0.25Ga0.15Al0.60As0.10Sb0.90 permet d’améliorer les performances et le fonctionnement
des lasers émettant dans le moyen infrarouge :
 Couvre le domaine de longueur d’onde: 2 m
10 m ;
 Densité de seuil: 3.1017 Cm-3 ;
 Densité de courant de seuil de l’ordre de 1.5kA/Cm2.
La réalisation d’une telle structure est très complexe, elle nécessite des techniques de
croissances très sophistiquées qui coutent très chères. Par contre, elle est primordiale
pour améliorer les performances des lasers destinés aux diverses applications dans le
moyen infrarouge:
-
Spectroscopie hyperfine à distance;
-
Métrologie d'environnement;
-
Communications spatiales;
-
Applications militaires;
-
Applications dans le domaine biomédical…
Boukli-Hacène Nassima
Étude des Lasers à Cascade Quantique à base d’Antimoniures III-Sb et applications
Magistère en Micro-Opto-Electronique, Dpt de Physique, Université d’Oran
2010
BOUKLI-HACENE Nassima
Magister de Physique option : MICRO-OPTO-ÉLECTRONIQUE
2010
Intitulé : Étude des lasers à cascade quantique à base d’Antimoniure III-Sb et
applications
Résumé : Ce travail consiste à étudier la faisabilité d’un laser à cascade quantique
(QCL) à base d'hétérostructures InGaAsSb/InGaAlAsSb de la filière Antimoniure, et ce
en vue d’applications dans le moyen infrarouge (MIR) de la gamme 2µm<λ<10µm, en
particulier pour les applications en métrologie/spectroscopie. Ce domaine
d’application impose l’utilisation d’un laser possédant une série de propriétés:






Couvre la gamme 2µm-10µm ;
Très sélectif et d’une très grande sensibilité;
Très puissant ;
Fonctionne en régime pulsé ;
Très faible courant de seuil ;
Gain élevé.
Dans le chapitre I, nous présentons l'intérêt de l'infrarouge moyen et les différents
systèmes émetteurs et récepteurs fonctionnant dans cette gamme de longueurs d’ondes.
Nous montrons ainsi l’intérêt des lasers à cascade quantique.
Dans le chapitre II, nous étudions en détail les propriétés des matériaux semiconducteurs III-V et en particulier les Antimoniures binaires, ternaires, quaternaires et
quinaires.
Dans le chapitre III, nous montrons l’intérêt du système Quaternaire/ Quinaire en
étudiant les propriétés des hétérostructures à base d’Antimoniures.
Dans le chapitre IV, nous étudions les propriétés optiques des lasers à cascade
quantique qui nous permettent d'optimiser la structure proprement dite.
Dans le chapitre V, nous passons en revue les applications de notre QCL dans les
différents domaines. Nous commençons par les applications spectroscopiques et nous
terminerons par les applications médicales en passant par les applications militaires.
Mots clés: Cascade Quantique, Lasers, Semi-conducteur III-V, Antimoniures,
Quinaire, moyen infrarouge.
Post-graduation de Micro-Opto-Électronique,
Laboratoire d’étude des Matériaux, Optoélectronique et Polymères, LEMOP,
Département de Physique, Faculté des Sciences
Université d’Oran