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Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 142 Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N Après s’être intéressé au cours des deux derniers chapitres à des études sur couches épaisses nous nous focalisons maintenant sur l’étude d’hétérostructures GaN/AlGaN. Les hétérostructures à base de puits quantiques sont les constituant de base de la majeure partie des dispositifs optoélectroniques actuels. L’intérêt principal de ce type de structure est le confinement des porteurs dans le puits quantique suivant la direction de croissance. Ce confinement discrétise les niveaux énergétiques accessibles aux porteurs, et l’écartement entre les niveaux confinés déterminera l’énergie des transitions inter-bandes et inter-sous bande de l’hétérostructure. L’énergie des niveaux confinés dans le puits, dépend de différents paramètres des matériaux barrière et puits : l’offset de bande, l’épaisseur et le dopage des différentes couches. Nous avons mentionné au cours du chapitre I l’existence dans les nitrures en phase hexagonale d’une forte polarisation interne issue de la superposition de la polarisation piézoélectrique et de la polarisation spontanée. Cette polarisation va également avoir un effet majeur sur les niveaux confinés dans les puits quantiques en phase hexagonale. Le début de ce chapitre sera consacré à l’étude des propriétés optiques des hétérostructures GaN/AlGaN et GaN/AlN en phase hexagonale au moyen de mesures de PL, PR et EPL. Nous déterminerons pour les deux types de structures les valeurs des champs électriques présents à l’intérieur des puits. Connaissant cette polarisation nous confrontons les mesures d’ EPL destinées à l’observation de niveaux excités avec les calculs de niveaux réalisés sur les structures en présence d’un champ électrique. Pour terminer, nous proposons une hétérostructure à base de puits quantiques en phase cubique (permettant de s’affranchir des inconvénients liés à la polarisation) susceptible d’atteindre les longueurs d’onde employées dans le domaine des télécommunications optiques.

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Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 142

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N

Après s’être intéressé au cours des deux derniers chapitres à des études sur couches

épaisses nous nous focalisons maintenant sur l’étude d’hétérostructures GaN/AlGaN. Les

hétérostructures à base de puits quantiques sont les constituant de base de la majeure partie

des dispositifs optoélectroniques actuels. L’intérêt principal de ce type de structure est le

confinement des porteurs dans le puits quantique suivant la direction de croissance. Ce

confinement discrétise les niveaux énergétiques accessibles aux porteurs, et l’écartement entre

les niveaux confinés déterminera l’énergie des transitions inter-bandes et inter-sous bande de

l’hétérostructure. L’énergie des niveaux confinés dans le puits, dépend de différents

paramètres des matériaux barrière et puits : l’offset de bande, l’épaisseur et le dopage des

différentes couches. Nous avons mentionné au cours du chapitre I l’existence dans les nitrures

en phase hexagonale d’une forte polarisation interne issue de la superposition de la

polarisation piézoélectrique et de la polarisation spontanée. Cette polarisation va également

avoir un effet majeur sur les niveaux confinés dans les puits quantiques en phase hexagonale.

Le début de ce chapitre sera consacré à l’étude des propriétés optiques des

hétérostructures GaN/AlGaN et GaN/AlN en phase hexagonale au moyen de mesures de PL,

PR et EPL. Nous déterminerons pour les deux types de structures les valeurs des champs

électriques présents à l’intérieur des puits. Connaissant cette polarisation nous confrontons les

mesures d’ EPL destinées à l’observation de niveaux excités avec les calculs de niveaux

réalisés sur les structures en présence d’un champ électrique. Pour terminer, nous proposons

une hétérostructure à base de puits quantiques en phase cubique (permettant de s’affranchir

des inconvénients liés à la polarisation) susceptible d’atteindre les longueurs d’onde

employées dans le domaine des télécommunications optiques.

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 143

V.1 Hétérostructures GaN/AlGaN en phase hexagonale

La structure des échantillons réalisés au GES que nous avons étudiés est décrite au

§ II.2.2.1. Nous présentons au cours des prochains paragraphes les propriétés optiques de ces

structures obtenues par PL, PR et EPL. Nous discuterons ensuite des valeurs de champ

électrique déterminées par ces deux méthodes décrites précédemment.

V.1.1 Photoluminescence

V.1.1.1 Spectres de PL à basse température

Sur la Figure V 1 (A) sont représentés les spectres de PL normalisés, obtenus à basse

température sur les différents puits. On observe sur chaque échantillon un pic principal

d’autant plus bas en énergie que l’épaisseur du puits est grande. Nous reviendrons sur cette

évolution au prochain paragraphe. Les spectres présentent une nature multi-pics. Nous

détaillons la nature des différents pics sur la Figure V 1 (B) où est représenté le spectre de PL

en échelle logarithmique obtenu à 8K sur l’échantillon 56 dont l’épaisseur du puits quantique

est de 13 Å (voir tableau II.4). Des mesures de PR et EPL complémentaires ont permis

l’attribution de chacun des pics. Le pic de plus haute énergie (A) est attribué à la

luminescence bord de bande de la barrière dont la concentration est 16.5% en aluminium en

accord avec la littérature [Steude,1999]. Le pic principal du spectre est quant à lui attribué à la

recombinaison E1H1 dans le puits quantique en négligeant le Stokes shift de la transition qui

sera déterminé par EPL dans la suite. Sur cet échantillon on observe donc un effet de

confinement quantique qui se manifeste par une énergie d’émission du puits supérieure à celle

du matériau GaN massif. Les deux pics suivants notés respectivement 1-LO et 2-LO sont

attribués aux répliques phonon de la transition E1H1, ceci est accord avec l’énergie du

phonon optique dont la valeur est proche de 90 meV dans les nitrures [Song,1998]. Le pic noté X

correspond à la transition excitonique couramment rapportée dans GaN hexagonal. A ce pic

est associée sa réplique phonon notée X-LO à 90 meV d’écart. Le pic suivant noté D-A

correspond à une recombinaison donneur-accepteur accompagnée de sa réplique phonon

notée DA-LO.

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 144

Figure V 1: (A) Spectres de photoluminescence mesurés à 8 K sur les hétérostructures

GaN/AlGaN (échantillons voir tableau II.4) (B) Spectre de PL à 8K en échelle logarithmique

du puits d’épaisseur 13 Å (échantillon 56).

V.1.1.2 Détermination du champ piézoélectrique dans les puits

Nous avons déterminé sur l’ensemble de cette série d’échantillons, l’énergie de la

transition fondamentale obtenue à 8K, nous avons ensuite tracé sur la Figure V 2 son

évolution en fonction de l’épaisseur du puits quantique. On remarque sur la figure que

l’énergie de cette transition est supérieure à l’énergie de gap de GaN massif pour des

épaisseurs inférieures à 35 Å en accord avec l’effet de confinement dans le puits. En revanche

cette énergie se situe en dessous du gap de GaN pour une épaisseur inférieure ou égale à 35 Å,

ce qui est une parfaite illustration de l’effet Stark quantique confiné.

A partir de ces données expérimentales nous avons cherché à déterminer la valeur du

champ dans le puits quantique. Nous avons donc ajusté l’évolution de la transition E1H1 en

résolvant l’équation de Schrödinger en présence d’un champ électrique (voir § V.1.2.1). Les

calculs ont été réalisés en considérant les deux concentrations en aluminium (12% ou 16.5%)

suivant l’échantillon considéré. Sur la Figure V 2 la courbe en pointillés représente

l’évolution de l’énergie de transition E1H1 pour une concentration en Al de 12% dans la

barrière en présence d’un champ électrique dans le puits de 600 kV/cm. Les mêmes calculs

obtenus pour une concentration en Al de 16.5% dans la barrière en présence d’un champ dans

le puits de 600,700,750 et 800 kV/cm sont représentés par les lignes continues sur la figure.

Nous avons considéré tout au long des calculs une répartition de la différence d’énergie de

3.2 3.4 3.6 3.8

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

gap GaN hexagonal

(A)

65 Å55 Å 21 Å

42 Å34 Å 13 Å

Inte

nsité

nor

mal

isée

(U

A)

Energie (eV)

2.8 3.0 3.2 3.4 3.6 3.8 4.0104

105

106

107

(B)

DA-LO

D-A

X-LO

X

2-LO

1-LO A

E1H1

Inte

nsité

(A

U)

Energie (eV)

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 145

gap de 70% sur la bande de conduction [Su Huai,1996] entre le puits et la barrière. La précision sur

la détermination du champ électrique F est limitée par la connaissance des masses effectives

des trous dans GaN et dans l’alliage AlGaN. Les paramètres de calculs sont reportés dans le

Tableau V 1. Les résultats expérimentaux reportés sur la Figure V 2 correspondent à un

champ électrique interne compris entre 600 et 800 kV/cm à l’intérieur des puits. Nous

discuterons de ces valeurs au cours du prochain paragraphe.

Figure V 2: Evolu

en fonction de l’é

12% Al, ligne po

les échantill

Valeur d

Masse e

Masse

Constan

Tableau V 1 :

co

3.9)

tion théorique de l’énergie de la transition E1H1 à basse température (8K)

paisseur du puits pour plusieurs valeurs du champs électrique (lignes pleines

intillée 16% Al). Les cercles représentent les résultats expérimentaux dans

ons à 12% d’Al dans la barrière, les étoiles ceux à 16% d’Al.[Fanget,2003]

AlGaNGaN

12 % 16.5

e gap (8K,eV) 3.26 3.75 3.88

ffective electron 0.22 [Drechsler,1995] 0.22

effective trous 1[Vurgaftman,2001] 1

te diélectrique 8.5 8.5

Paramètres utilisés pour les calculs de structure de bande et de niveaux

nfinés dans nos hétérostructures GaN/AlGaN hexagonales.

0 10 20 30 40 50 60 70 80 903.1

3.2

3.3

3.4

3.5

3.6

3.7

3.8

Energie gap GaN 8K

800 kV/cm750 kV/cm700 kV/cm600 kV/cm

600 kV/cm

E

nerg

ie tr

ansi

tion

E1H

1 (e

V

Epaisseur du puits (Å)

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 146

V.1.2 Photoréflectivité

V.1.2.1 Spectre de PR à température ambiante

Nous détaillons sur la Figure V 3 le spectre réalisé sur l’échantillon 49 (voir Tableau

II.4 ) constitué d’un puits de 42 Å entouré de barrières dont la concentration d’aluminium est

de 12%. Sur ce spectre on distingue deux régions, la première située entre 3.3eV et 3.6 eV et

la seconde entre 3.6eV et 3.9eV. Le système d’oscillations compris dans la première région

est attribué à la recombinaison associée à la transition E1H1 (légérement inférieur au gap de

GaN) et à la transition excitonique dans la couche épaisse de GaN (transition présente à

environ 3.42 eV à température ambiante). Le second système autour de 3.7 eV est attribué à la

recombinaison bord de bande de la barrière Al12Ga88N. Au dessus de cette valeur on distingue

un système d’oscillations amorties que l’on attribue à l’effet Franz-Keldysh (voir § II.3.2.2)

dans la barrière.

Figure V 3: Sp

conce

V.1.2.2 Mesure du

Afin de dédu

la barrière AlGaN,

cela, nous traçonsF

l’énergie du m ième ex

3.0x10-3

ectre de PR obtenu sur l’échantillon 49 (épaisseur du puits de 42 Å,

ntration de 12% en Al dans la barrière), présence de OFK.

champ électrique dans la barrière

ire des oscillations de Franz-Keldysh la valeur du champ électrique dans

nous appliquons le formalisme décrit dans le paragraphe II.3.2.2. Pour

(igure V 4) l’évolution de la quantité ( )324

-3

E m E gπ

, où Em est

tremum et Eg le gap du matériau (ici la barrière), en fonction de l’indice

3.0 3.2 3.4 3.6 3.8 4.0

-2.0x10-3

-1.0x10-3

0.0

1.0x10-3

2.0x10-3

OFK

AlGaNGaN

(B)

PR

Energie (eV)

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 147

m des extremums des OFK du spectre de photoréflectivité pour l’échantillon 49 (voir Figure

V 3). En appliquant les Equations II.4 et II.5 décrites au chapitre II nous déterminons la

valeur du champ électrique présent dans la barrière. Cette valeur est de 120 kV/cm dans la

couche d’AlGaN.

Figure V 4 :

Figure V 3 ). E

dét

V.1.2.3 Déterm

En fonc

l’orientation de

diffraction X réa

totalement cont

inférieur à celui

relaxé sur la b

polarisation spo

elle d’origine u

piézoélectrique

un champ élec

bande à la Figur

barrière inférieu

4.5x10-2

Analyse des OFK présentes sur le spectre de PR de l’échantillon 49 (voir

volution de la quantité ( )324

-3

E m E gπ

en fonction de l’indice m pour

erminer la valeur du champ électrique dans la barrière d’AlGaN.

ination de la valeur du champ électrique dans les puits

tion de l’état de contrainte d’une couche : compression ou tension,

la polarisation piézoélectrique change (voir § I.I.3.3). Des mesures de

lisées sur les structures GaN/AlGaN ont montré que les barrières AlGaN sont

raintes sur la couche de GaN [Briot,2001]. Le paramètre de maille d’AlGaN étant

de GaN, les barrières sont donc en tension. Le puits de GaN est, quant à lui,

arrière. Ainsi la polarisation dans les barrières sera une superposition de la

ntanée et de la polarisation piézoélectrique. La polarisation dans le puits, sera,

niquement spontanée. D’après la Figure I.8 les polarisations spontanée et

sont donc orientées toutes deux dans le sens substrat-surface, produisant ainsi

trique lui aussi orienté dans le même sens. Nous avons retracé le schéma de

e V 5 en tenant compte de l’influence du substrat. Dans les structures, la

re est déposée sur une couche de GaN épaisse (≈1 µm), il va donc exister à

1 2 3 4

5.0x10-3

1.0x10-2

1.5x10-2

2.0x10-2

2.5x10-2

3.0x10-2

3.5x10-2

4.0x10-2

(4/3

π )(E

m-E

g)3/

2

Indice m

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 148

l’interface entre ces deux couches une différence de polarisation. Ainsi la bande de

conduction de la couche épaisse de GaN proche de l’interface ne sera pas "plate" mais

courbée sur une certaine épaisseur. La courbure de bande de la couche de GaN "compensera"

alors une partie de l’inclinaison des bandes de sens opposé induite par les barrières (voir

Figure V 5). A partir de ce raisonnement nous déterminerons le champ électrique dans la

puits à partir de celui mesuré dans la barrière supérieure en ne considérant donc que

l’épaisseur d’une seule barrière d’AlGaN.

Figure V 5 :

Nous utilisons

de 120 kV/cm

l’échantillon 4

l’ajustement d

dans le puits (P

et al.[Wetzel,2001]

dans une hété

conclure que n

couche tampo

BF&

BF&

Schéma de la structure de bande des hétérostructures GaN/AlGaN en tenant

compte des orientations de polarisations dues aux contraintes

donc l’équation I.12 : B

P BP

LF F

L= −

& &

qui fournit à partir d’un champ électrique

dans la barrière d’AlGaN un champ de 850 kV/cm dans le puits quantique de

9. Cette valeur est donc en parfait accord avec celle déterminée par

e l’évolution de la transition E1H1 en fonction du champ électrique présent

F ≈ 800kV/cm voir Figure V 3). Ainsi nos résultats confirment ceux de Wetzel

qui rapportent les seules mesures, à notre connaissance, du champ électrique

rostructure GaN/AlGaN à partir d’OFK dans la barrière d’alliage. On peut donc

otre hypothèse concernant la présence d’un champ électrique à l’intérieur de la

n de GaN compensant l’effet du champ présent dans la barrière est vérifiée.

AlGaN

AlGaN

EF

PF&

GaN

GaN

GaNF&

surface

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 149

Pour conclure sur ce point nous retiendrons que la méthode basée sur l’analyse des

oscillations de Franz-Keldysh permet d’obtenir la valeur du champ électrique dans un puits

quantique à partir du champ mesuré dans la barrière à condition de faire les bonnes

hypothèses sur la structure de bande de l’ensemble de l’hétérostructure.

V.1.2.4 Discussion sur la valeur du champ électrique dans le puits

La littérature actuelle présente de nombreux rapports de champ électrique dans les

hétérostructures GaN/AlGaN. Il est souvent difficile de comparer ces valeurs car le champ

dans le puits quantique dépend de plusieurs paramètres : concentration d’aluminium dans la

barrière, épaisseur de la barrière [Leroux,1999]. Il est également difficile de séparer la contribution

de la polarisation d’origine piézoélectrique de celle d’origine spontanée, Simon et al.[Simon,2000]

ont mis en évidence la présence de la polarisation spontanée en observant dans leurs

structures des valeurs de champ électrique supérieures à celles attendues pour une simple

contribution de l’effet piézoélectrique . Sur la Figure V 6 (extraite de [Simon,2000]) sont

reportées les valeurs de 0.

P

ε ε∆

&

obtenues sur des structures à base de puits quantiques semblables

aux nôtres. Nous reportons sur la figure notre valeur de 0.

P

ε ε∆

&

égale à 9.7 mV/Å : valeur

obtenue sur l’échantillon 49 à partir de la valeur du champ dans le puits en appliquant

l’Equation I.11 . La valeur de notre mesure se trouve donc largement supérieure à ce que

prédisent les calculs ne tenant compte que de l’effet piézoélectrique. Nous confirmons ainsi

l’importance de la contribution de la polarisation spontanée à la polarisation totale dans nos

structures.

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 150

Figure V 6: Compara

théoriques calculées en

de Martin et al.[Martin,1996] ([Bernardini,1997] et (iii) en co

polarisation spontan

V.1.3 Excitation de p

Connaissant la va

barrières nous pouvons

de ces données nous av

en évidence expérimen

procédé à des mesures

d’EPL obtenu à basse te

spectre de PL obtenu s

mesure d’EPL à 3.19 eV

à la réplique phonon 2-

affirmer que la mesure

associées à la couche

excitonique référencée

attribué à la barrière d’

ison entre différents résultats expérimentaux de 0.

P

ε ε∆

&

et les valeurs

ne considérant (i) que l’effet piézoélectrique à partir des coefficients

ligne pointillés courts) (ii) avec les coefficients de Bernardini et al.

nsidérant cette fois la superposition de l’effet piézoélectrique et la

ée (ligne continue). Les résultats expérimentaux sont issus : ��QRV

résultats, �.[Simon,2000] , ̈ �

[Grandjean,1999]

hotoluminescence

leur du champ électrique dans les puits quantiques ainsi que dans les

déduire l’allure de la structure de bande de l’hétérostructure. A partir

ons étudié les niveaux quantifiés dans nos échantillons. Afin de mettre

talement des niveaux excités à l’intérieur des puits GaN, nous avons

d’excitation de photoluminescence sur nos échantillons. Un spectre

mpérature (8K) sur l’échantillon 49 est comparé sur la Figure V 7 au

ur la même structure toujours à 8K. La détection est fixée pour la

, à cette énergie le spectre de PL présente un pic (1) que l’on attribue

LO de la transition fondamentale du puits (2). Ainsi nous pouvons

d’EPL sonde les propriétés d’absorption du puits et non celles

tampon de GaN dont la luminescence principale est la transition

par le pic (3). Le pic de luminescence noté (4) sur la Figure V 7 est

AlGaN. Nous avons choisi une longueur d’onde de détection sur la

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 151

réplique phonon 2-LO du pic principal de façon à faciliter l’observation du seuil d’absorption

fondamentale. Le spectre d’EPL enregistré n’a pas l’allure classiquement attendue (cf Figure

II.12) du fait d’un manque de résolution spectrale en détection dans notre système. En effet,

le spectre est superposé à une remontée du signal correspondant au début du recouvrement

entre la détection et l’excitation.

Néanmoins, on repère assez nettement deux transitions sur ce spectre, correspondant à

des seuils d’absorption dans le puits : (A) niveau fondamental, (B) premier niveau excité dans

le puits, et on distingue également un niveau excité supplémentaire noté (C). Une valeur de

Stoke shift d’environ 35 meV est déduite de ces mesures.

Figure V 7 : S

49 (puits d’

Afin de

énergies de c

la valeur des

les barrières (

pectre de photoluminescence (échelle logarithmique) obtenu sur l’échantillon

épaisseur 42 Å) comparé au spectre d’EPL réalisé à la même température en

plaçant la détection à 3.19 eV.

confirmer l’attribution de ces transitions, nous avons calculé les valeurs des

onfinement des porteurs dans le puits quantique pour l’échantillon 49 à partir de

champs électriques déterminés précédemment dans le puits (850 kV/cm) et dans

120 kV/cm). La structure de bande de l’échantillon 49 ainsi que les énergies de

3.0 3.2 3.4 3.6 3.8

(4)(1) (3)

(2)

(C)(B)

(A)

PLE 49 à 8K

Stoke shift

DétectionPLE

Energie (eV)

PL 49 8K

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 152

transitions entre niveaux excités sont reportées sur la Figure V 8. Le calcul est réalisé en

considérant un 70%.c GE E∆ = ∆ soit cE∆ = 0.196 eV pour une concentration en aluminium de

12%. Les valeurs des masses effectives des porteurs employées pour le calcul sont celles déjà

présentées dans le Tableau V 1. Les calculs fournissent 6 niveaux confinés pour les électrons

et les trous dans cette structure. On remarque que la structure ne présente qu’un seul niveau

entièrement confiné dans le puits GaN pour les deux types de porteurs, les niveaux excités

"débordent" à l’intérieur de la barrière en raison de l’inclinaison de la structure de bande. De

ce fait l’écart énergétique entre les niveaux tend à diminuer en raison d’une augmentation de

la largeur apparente du puits.

Figure V 8: S

barrière de 12

En ce q

fournie par le

relativement bi

7). La différenc

valeur des cha

valeur est déte

photoluminesc

Structure de bande de l'échantillon 49

tructure de bande de l’échantillon 49 avec pour un champ électrique dans la

0 kV/cm et de 850 kV/cm dans le puits. Les niveaux confinés des porteurs ainsi

que les énergies des différentes transitions sont représentés.

ui concerne l’énergie des transitions permises, on remarque que la valeur

calcul pour la transition fondamentale (E1H1 : 3.390 eV) correspond

en à la transition (A≈ 3.410 eV) observée sur le spectre de EPL (voir Figure V

e d’environ 20 meV entre les deux peut être expliquée par l’incertitude sur la

mps électriques dans la structure utilisée pour le calcul. Effectivement cette

rminée comme nous l’avons vu au § V.1.1.2 à partir de l’évolution du pic de

ence en négligeant comme nous l’avons mentionné le Stokes shift lié à cette

0 100 200 300 400 500 600 700 800

-3,5

0,0

0,5

Transitions E1H1=3.390 evE2H2=3.540 evE3H3=3.609 evE4H4=3.665 evE5H5=3.715 eVE6H6=3.762 eV

H6..H1

E6..E1

Ene

rgie

(eV

)

Epaisseur (Å)

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 153

transition. Le manque de précision sur la connaissance des masses effectives des trous

engendre également une incertitude dans le calcul. De la même façon la transition notée (B ≈

3.550 eV) sur la Figure V 7 correspond à la transition E2H2 pour laquelle les calculs

fournissent une énergie de transition de 3.540 eV. En ce qui concerne l’oscillation notée

(C ≈ 3.650 eV) elle pourrait correspondre à la transition E4H4 (calcul 3.665 eV), cependant il

convient d’être prudent pour l’attribution de ce pic qui reste relativement faible. La difficulté

rencontrée pour observer par absorption les transitions entre niveaux excités prédits par le

calcul, peut être expliquée par la diminution de la force d’oscillateur des transitions en raison

de la séparation spatiale des porteurs.

Malgré cela il semble acquis que notre structure présente au moins deux niveaux : un

niveau fondamental noté (A) et un niveau excité noté (B) clairement identifiés par la mesure

d’EPL. L’écart énergétique entre les deux niveaux E1 et E2 a pour valeur 0.106 meV, cet

écart conduirait à une transition inter-sous-bande de 11.7 µm de longueur d’onde. Pour

diminuer la longueur d’onde il faut soit utiliser des niveaux excités d’ordre supérieur (E3…)

soit augmenter le confinement des porteurs en augmentant par exemple la hauteur de barrière

de l’hétérostructure. Dans cette optique nous présentons une étude des puits quantiques GaN

dans AlN.

V.2 Les hétérostructures GaN/AlN

Très peu de résultats concernant des puits GaN/AlN sont rapportés à ce jour dans la

littérature en raison de la difficulté rencontrée pour épitaxier une couche de GaN parfaitement

bidimensionnelle sur AlN. Le premier résultat de photoluminescence obtenu sur une structure

à base de multi-puits quantique GaN/AlN (épaisseur du puits comprise entre 26 Å et 30 Å) est

présenté par Nam et al. [Nam,2001]. Deux rapports de croissance du même type

d’hétérostructures ont ensuite suivi [Keller,2001],[Ohba,2001], Ohba et al. présentent la luminescence

de puits dont l’épaisseur est comprise entre 8 Å et 30 Å. Comme nous l’avons présenté dans

le chapitre II nous avons pu disposer grâce au savoir faire de l’équipe du CEA/DRFMC de 9

puits de GaN dans AlN (voir Figure II.5 ). Ces échantillons très précieux représentent comme

nous le montrons au prochain paragraphe l’état de l’art dans le domaine en terme de qualité

optique.

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 154

V.2.1 Etude de photoluminescence des hétérostructures GaN/AlN

Sur la Figure V 9 sont reportés les spectres de photoluminescence réalisés à 8K sur les

différents échantillons GaN/AlN dont l’épaisseur de puits varie de 7 Å à 26 Å. On remarque

que certains spectres présentent une nature multi-pics. Ces différents pics sont attribués à effet

de modulation du pic par un système d’interférences de type Fabry-Pérot. Des calculs ont

montré que l’écart énergétique entre les différents pics correspond à ce que l’on attend pour

des interférences de la lumière dans une couche d’AlN de 1.5µm d’épaisseur. Le pic

principal : attribué à la transition fondamentale E1H1 dans le puits, a été ajusté au moyen

d’une gaussienne, de façon à déterminer précisément la position du maximum. L’évolution de

ce maximum en fonction de l’épaisseur du puits est reportée sur la Figure V 10.

Figure V 9: (A) Spectres de photoluminescence réalisés à 8 K sur des puits de GaN dans AlN

pour une épaisseur de puits variant de 7 Å à 26 Å. (B) Evolution du pic de PL en fonction de

l’épaisseur du puits.

1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0

-6

-5

-4

-3

-2

-1

0

1

(A)

26Å

17Å

21Å

10Å

14Å

25Å

Inte

ns

ité P

l (U

A)

Energie (eV)

spectre de PL à 8Kpuits GaN/AlN

5 10 15 20 25 302.0

2.5

3.0

3.5

4.0

4.5

(B)

Ene

rgie

de

trans

ition

(eV

)

Epaisseur du puits (Å)

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 155

De la même façon que ce que nous avons présenté au § V.1.1.1, on observe un fort

décalage vers les basses énergies de la transition principale du puits lorsque l’épaisseur

augmente. On retrouve donc une manifestation de l’effet Stark quantique confiné. Il est

important de souligner l’amplitude de cet effet : une variation d’épaisseur du puits de

seulement 20 Å (environ 8 mono-couches) permet de balayer le spectre dans une gamme de 2

eV incluant la région du visible. Notons également que nous n’avons pas mesuré d’émission

de photoluminescence des puits d’épaisseur 34 Å et 44 Å. L’origine de cette extinction de

photoluminescence est actuellement en court d’analyse. Des observations récentes laisseraient

penser qu’une relaxation plastique des puits à partir d’une épaisseur supérieure à une dizaine

de mono-couche pourrait être à l’origine de cette perte de luminescence.

V.2.2 Détermination du champ piézoélectrique dans les puits

De la même façon que pour les hétérostructures GaN/AlGaN nous avons déterminé la

valeur du champ électrique à l’intérieur du puits quantique à partir de calculs en ajustant

l’évolution de la transition E1H1 en fonction de l’épaisseur avec, pour seule variable, la

valeur du champ électrique dans le puits. Il convient de souligner qu’à ce stade de l’étude

nous ne connaissons pas la valeur du champ électrique dans les barrières, les calculs ont donc

été réalisés en considérant un champ électrique nul dans ces dernières. Ce choix ne modifie

pas en première approximation les énergies de confinement des niveaux dans la structure dans

la mesure où ceux-ci sont totalement confinés dans le puits (offset de bande >> au cas des

hétérostructures GaN/AlGaN précédentes). Dans le cas des hétérostructures GaN/AlN, le

puits GaN est fortement contraint sur la couche d’AlN. Comme nous l’avons mentionné au

chapitre I, l’énergie de gap varie avec la contrainte du matériau. Afin de tenir compte de cette

variation nous avons calculé l’énergie de gap de GaN contraint sur AlN. La déformation xxε

issue de la contrainte biaxiale dans la couche de GaN peut s’écrire sous la forme :

0

0

( )xx yy

a a

a

σ

ε ε −= = Equation V 1

où aσ et a0 sont les paramètres de maille de GaN respectivement contraint et non contraint. aσ

aura donc pour valeur dans notre cas la valeur du paramètre de maille d’AlN relaxé. Les

calculs fournissent d’après les valeurs de paramètres de maille présentées dans le Tableau I.1

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 156

une valeur de déformation de 2.4%. Gil et al [Gil,1995] ont montré que la variation de l’énergie

de gap est égale à -60 meV/(% de déformation). Nous en déduisons que GaN contraint sur

AlN présente une énergie de gap de 3.645 eV à basse température. De façon analogue à ce

que nous avons employé pour les hétérostructures GaN/AlGaN, nous utilisons la répartition

de l’offset de bande suivante : Gc EE ∆=∆ %.70 et Gv EE ∆=∆ %.30 . Tous les autres paramètres

utilisés pour les calculs sont reportés dans le Tableau V 2.

GaN (contraint) AlN

Valeur de gap (8K,eV) 3.645 6.2

Masse effective électron 0.22 [Drechsler,1995] 0.3

Masse effective trous 1[Vurgaftman,2001] 1

Constante diélectrique 8.5 8.5

Tableau V 2 : Paramètres utilisés pour les calculs de structure de bande et de niveaux

confinés dans nos hétérostrucutres GaN/AlN héxagonales.

Les énergies de transitions calculées à partir de ces paramètres pour plusieurs valeurs

de champ électrique dans le puits sont présentées sur la Figure V 10. Il ressort de cette étude

que les puits présentent un champ électrique interne compris entre 12 et 10 MV/cm. Notons

que le désaccord apparent entre les énergies de transitions calculées et celles mesurées pour

les faibles épaisseurs de puits (7 et 10 Å) peut être expliqué par l’incertitude sur la mesure de

l’épaisseur du puits. En effet une incertitude d’une seule mono-couche (2.5 Å) engendre dans

cette région du graphe une forte variation de l’énergie d’émission. A notre connaissance ces

valeurs de champ électrique sont les plus élevées rapportées à ce jour dans des

hétérostructures GaN/AlN. Elles sont en bon accord avec les calculs de Bernardini et al.[Bernardini,1997] qui prédisent une valeur de 10 MV/cm dans ce type de puits. Nous confirmons à

nouveau ce que nous avons observé pour les hétérostructures AlGaN, à savoir la mise en

évidence de la contribution de la polarisation spontanée pour expliquer une valeur de champ

électrique aussi élevée. Nos échantillons présentent donc un effet Stark quantique confiné

semblable à ce que prévoit la théorie contrairement aux observations de Nam et al. [Nam,2001] et

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 157

Ohba et al. [Ohba,2001], qui ne mesurent pas d’effet Stark. Le comportement optique de nos puits

confirme donc leur excellente qualité.

Figure V 10: Evol

son épaisseur. A

V.2.3 Calcul d

phase hexagon

A partir d

paragraphe précé

dans les puits po

AlN à l’intérieur d

niveau excité da

énergétique entre

conduire à une t

intéressante en

n’apparaît dans la

transition E2H1 n

5.0 Résultats expérimentaux

ution de la transition principale dans un puits GaN dans AlN en fonction de

justement de cette évolution à partir de calculs réalisés pour des valeurs de

champ électrique de 10,11 et 12 MV/cm

es niveaux excités dans les hétérostructures GaN/AlN en

ale

e calculs utilisant les mêmes paramètres que ceux présentés dans le

dent nous avons calculé les énergies de confinement des niveaux excités

ur les électrons et les trous. Les calculs montrent qu’un puits de GaN dans

uquel règne un champ électrique de 10 MV/cm, ne présente un deuxième

ns la bande de conduction qu’à partir d’une épaisseur de 18 Å. L’écart

les deux niveaux électroniques est alors d’environ 0.965 eV, ce qui devrait

ransition inter-sous-bande de longueur d’onde 1.28 µm (longueur d’onde

terme de télécommunication optique). En revanche aucun niveau excité

bande de valence pour des épaisseurs correspondant à nos échantillons. La

’étant pas observable par absorption pour des raisons de règle de sélection,

5 10 15 20 25 30 350.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0

3.5

4.0

4.5E

nerg

ie d

e tr

ansi

tion

(eV

)

Epaisseur du puits (Å)

champ électrique 10 MV/cm champ électrique 11 MV/cm champ électrique 12 MV/cm

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 158

le niveau E2 ne sera accessible qu’au moyen de mesures d’absorption inter-sous-bande. Avec

le même type de calculs réalisés cette fois en présence d’un champ électrique de 12MV/cm

dans le puits, la bande de conduction ne présente qu’un seul niveau quantique pour toute

épaisseur.

V.2.4 Conclusion

Au cours des derniers paragraphes nous avons présenté des études optiques sur deux

types d’hétérostructure dans le système GaN/(GaN,Al)N. Il s’est avéré que nous avons

mesuré dans les deux systèmes des champs internes d’origine piézoélectrique et spontanée

relativement importants. Nous avons montré l’importance de ces champs sur les niveaux

confinés dans les puits en raison de l’effet Stark quantique confiné. Malgré la publication

récente dans la littérature de plusieurs travaux présentant de l’absorption inter-sous-bande

dans les systèmes GaN/Alx Ga1-x N [Gmachl,2001],[Kishino,2002] et même tout récemment dans des

multi-puits quantiques GaN/AlN [Lizuka,2002], l’énergie de transition inter-sous-bande reste donc

relativement compliquée à maîtriser dans la phase hexagonale en raison de cette polarisation.

Il faut également noter une augmentation du temps de relaxation des porteurs lorsque le

champ dans le puits augmente, ce qui va limiter les performances des dispositifs à inter-sous-

bande. L’effet de polarisation étant amplifié à mesure que la concentration en aluminium dans

l’hétérostructure augmente, il va réduire l’intérêt du fort offset de bande attendu entre GaN et

AlN. Afin de remédier à ce problème, nous proposons une autre alternative à savoir la

réalisation d’hétérostructures en phase cubique ne présentant pas de polarisation interne.

V.3 Conception d’une structure GaN/AlGaN en phase cubique

Afin de concevoir la structure cubique, nous avons utilisé un programme basé sur la

résolution de l’équation de Schrödinger couplée à l’équation de Poisson de façon auto-

consistante, ceci afin de tenir compte des charges électriques libres issues du dopage. En effet

l’absorption inter-sous-bande à partir du niveau fondamental du puits n’est possible que si ce

niveau est peuplé, c’est à dire s’il existe un certain niveau de dopage. Le programme utilisé

(développé par G.Snider : http://www.nd.edu/~gsnider/) est basé sur la méthode des

différences finies suivant une direction. De plus amples informations concernant la méthode

de calcul ainsi que la détermination des concentrations en porteurs libres sont disponibles au

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 159

sein des références suivantes : [Snider,1990] et [Tan,1990]. Tous les calculs réalisés à l’aide

de ce logiciel ont été effectués en considérant une température de 300K et en imposant une

condition de bandes plates aux limites de la structure.

V.3.1 La transition inter-sous-bande E1E2

Du point de vue de la mécanique quantique la transition inter-sous-bande E1E2 ne

peut avoir lieu dans un puits quantique "carré" dans lequel ne règne aucun champ électrique.

Effectivement comme on peut le voir sur la Figure V 11 A, le recouvrement des fonctions

d’onde du premier et du second niveau confiné dans la bande de conduction est nul dans ce

cas. L’origine des transitions inter-sous-bande E1E2 observées dans les hétérostructures

hexagonales est expliquée par la présence du champ électrique du à l’effet piézoélectrique

dans le puits. Sous l’effet du champ électrique les fonctions d’onde se déplacent rendant ainsi

leur recouvrement non nul (voir Figure V 11 B). Notons que l’absorption, directement reliée

au recouvrement des deux fonctions, sera donc relativement faible pour la phase hexagonale.

En ce qui concerne la phase cubique, phase ne présentant pas de polarisation interne, la

transition E1E2 devrait donc être interdite. Dans la pratique on peut espérer, en dopant la

structure, créer un champ interne dans le puits susceptible de lever partiellement cette

interdiction. Cependant cette transition présentera pour les mêmes raisons une force

d’oscillateur relativement faible.

Figure V 11 : Illustration du recouvrement entre les fonctions d’onde du premier et du second

niveau quantique (A) dans le cas d’un puits parfaitement carré, (B) dans le cas d’un puits

présentant un champ électrique interne.

(A)E1

E2

E1

E2

(B)

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 160

Un autre problème se pose pour la phase cubique si on envisage, comme il est de notre

souhait, l’obtention de transitions à 1.3 µm ou 1.55 µm pour les télécommunications optiques.

Il s’agit de la valeur de l’offset de bande. A partir des mesures présentées au chapitre IV, la

valeur du gap indirect d’AlN cubique a été mesurée égale à 4.8 eV. Nous ne tiendrons pas

compte tout au long de nos calculs des effets de contrainte susceptibles de modifier les

énergies de gap. Si on considère comme il a été fait jusqu’ici un offset de bande de

conduction équivalent à 30 % de l’offset de gap alors 1.12cE∆ ≈ eV pour le couple GaN/AlN

en phase cubique. Si on calcule à partir des paramètres reportés dans le Tableau V 3, les

niveaux quantiques confinés dans un puits de GaN entouré de deux barrières d’AlN , avec un

dopage résiduel de 1017 cm-3 dans les couches, en faisant varier l’épaisseur du puits, le puits

ne présente qu’un seul niveau confiné pour une valeur inférieure à 12 Å. Le deuxième niveau

n’apparaît qu’à partir de 12 Å, l’écart énergétique entre les deux niveaux, E1E2, est alors égal

à 0.890 eV soit λ minimum = 1.39 µm. il est donc impossible d’obtenir la longueur d’onde

1.3µm avec ce système de matériau pour une transition E1E2.

GaN (cubique) AlN (cubique)

Valeur de gap (300K , eV) 3.2 4.8

Masse effective electron 0.15 0.3

Masse effective trous 1 1

Energie d’ionisation du

donneur : Silicium (meV)15 15

Constante diélectrique 8.5 8.5

Tableau V 3 : Paramètres utilisés pour les calculs de structure de bande et de niveaux

confinés dans les hétérostrucutres cubiques. Les paramètres concernant les alliages AlGaN

sont obtenus à partir de ceux des deux composés binaires par interpolation linéaire.

Une autre approche peut permettre de lever cette limitation, elle consiste à utiliser une

autre transition inter-sous-bande dans le puits.

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 161

Figure V 12 : Vari

GaN

V.3.2 La transitio

Devant la d

intéressés à la tran

propriétés de la fo

avec la fonction d

L’écart énergétique

puits, mais aussi

barrière. Nous avo

structure. Tous ces

finalement à la pr

1.3 µm et 1.5 µm.

V.3.2.1 Le choix de

L’offset de

maximum que l’on

représenté un rése

fonction de l’épais

calculs ont été réa

de type n de 1017 cm

0.9

ation de la transition E1E2 calculée en fonction de l’épaisseur d’un puits

dans AlN avec les paramètres précisés dans le Tableau V 3

n Inter-sous-bande E1E3

ifficulté à exploiter E1E2 pour l’inter-sous-bande, nous nous sommes

sition E1E3 qui apparaît lorsqu’on augmente encore la largeur du puits. Les

nction d’onde du niveau E3, anti-symétrique, font que son recouvrement

’onde du niveau E1 est non nulle, ainsi la transition E1E3 est permise.

entre E1 et E3 est relié comme nous l’avons mentionné à l’épaisseur du

à la hauteur de barrière donc à la concentration en aluminium dans la

ns vu qu’il est nécessaire de peupler le niveau E1 et donc de doper la

paramètres sont discutés au cours des prochains paragraphes pour aboutir

oposition de deux structures susceptibles de permettre une absorption à

la concentration en aluminium

bande entre GaN et AlN cubique (1.120 eV) fixe l’écart d’énergie

peut atteindre dans ce système de matériau. Sur la Figure V 13 est

au de courbes montrant l’évolution de l’écart énergétique entre E1 et E3 en

seur du puits quantique pour plusieurs concentrations en aluminium. Les

lisés en considérant des barrières et un puits présentant un dopage résiduel-3.

10 12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.7

0.8

Ene

rgie

tran

sitio

n E

1E2

(eV

)

Epaisseur du puits (Å)

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 162

Figure V 13

fonction

Les ca

présentant un

employer (en

frein à la réa

rappeler que

qualité en ter

70% (voir ch

pourraient pe

100% dans la

V.3.2.2 Dopa

Deux p

dopage : soit

possibilité en

concentration

structure pou

1.1

: Evolution de l’écart d’énergie E1E3 dans un puits GaN/AlGaN cubique en

de l’épaisseur du puits pour plusieurs concentrations en aluminium dans les

barrières.

lculs montrent donc qu’il est possible d’atteindre nos objectifs pour des puits

e épaisseur proche de 25 Å. En revanche les concentrations en aluminium à

tre 80% et 100%) sont relativement élevées et peuvent apparaître comme un

lisation pratique de structures de qualité suffisante. Il convient cependant de

nous avons pu disposer de couches d’AlGaN cubiques présentant une bonne

me de luminescence pour des concentrations en aluminium aussi élevées que

apitre IV). Ceci permet d’espérer que des progrès rapides en croissance

rmettre d’atteindre des gammes de concentrations en aluminium proches de

phase cubique.

ge de la structure

ossibilités sont envisageables pour réaliser le peuplement du niveau E1 par

dans le puits, soit dans les barrières. Nous choisissons a priori plutôt la première

raison des difficultés prévisibles que représenterait le dopage d’un alliage à forte

en aluminium. A partir des calculs réalisés précédemment nous proposons une

r chacune des deux longueurs d’onde visées. A savoir pour une absorption à

22 23 24 25 26 27 28 29 300.5

0.6

0.7

0.8

0.9

1.0

80 % Al

70 % Al

90 % Al

100 % Al

1.55 µm

1.3 µmE

nerg

ie tr

ansi

tion

E1E

3 (e

V)

Epaisseur du puits (Å)

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 163

1.3 µm : un puits de 23 Å entouré de barrières d’AlN et pour 1.55 µm un puits de 26 Å

entouré d’alliage Al0.9Ga0.1N. Pour chacune des deux structures nous avons calculé la position

du niveau de Fermi à 300 K par rapport au premier niveau confiné pour un dopage de type n

de 1019 cm-3 dans le puits et un dopage résiduel n de 1017 cm-3 dans les barrières. Les résultats

sont reportés dans le tableau de la Figure V 14, la position énergétique des différents niveaux

est repérée par rapport au niveau de Fermi défini comme origine des énergies. Il ressort de ces

calculs que le niveau E1 est légèrement en dessous du niveau de Fermi pour les deux

structures, signifiant ainsi qu’il sera peuplé à 300K. Ces résultats valident donc notre choix

pour les deux structures.

Figure V 14 : Bande de conduction de la structure susceptible d’absorber à 1.3 µm (largeur

de puits 23 Å, puits dopé n 1019 cm-3, barrières AlN résiduel n 1017 cm-3) ainsi que les niveaux

quantiques confinés et fonctions d’onde associées. Le tableau présente la position énergétique

des niveaux quantiques dans les deux structures par rapport au niveau de Fermi.

Les deux structures que nous proposons (schématisées Figure V 15) sont basées sur

des calculs que nous avons réalisés à partir de paramètres mesurés par nos soins sur les

alliages AlGaN cubiques. A ce jour l’ensemble des paramètres n’est pas connu avec la plus

grande des précisions en particulier l’offset de bande entre l’alliage et le binaire. La dispersion

150 200

-0.2

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

E3

E2

EF

E1

Ene

rgie

(eV

)

Epaisseur (Å)

Structure de bandepour absorption à 1.3 µm Structure

1.3 µm

Structure

1.55 µm

E1 (meV) -6 -10

E1 (meV) 391 313

E1 (meV) 921 774

E1E3 (meV) 927 784

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 164

rencontrée également dans la littérature au sujet des masse effectives des composés, ajoute

une incertitude supplémentaire. Dans ces conditions nos calculs doivent être perçus comme un

point de départ à une exploration plus précise de cette voie. Seule la caractérisation par FTIR

d’échantillons composés d’empilements multi-puits (afin d’augmenter l’absorption) possédant

les paramètres que nous proposons pourrait valider nos calculs.

Figure V 15 : Schéma des structures à base de GaN et AlGaN en phase cubique susceptibles

de fournir de l’absorption inter-sous-bande à 1.3 µm et 1.55 µm

V.4 Conclusion

Au cours de ce chapitre nous avons présenté une étude sur les hétérostructures

GaN/AlGaN dans les deux phases cristallines. La première partie consacrée à la phase

hexagonale, nous a permis de mettre en évidence la présence d’un champ électrique important

dans le puits se traduisant par un fort effet Stark quantique confiné. La présence d’oscillations

de Franz-Keldysh sur les spectres de photoréflectivité a confirmé la valeur du champ

électrique dans les puits. Dans l’optique d’obtenir de l’absorption inter-sous-bande aux

longueurs d’onde intéressant les télécommunications optiques, nous avons par mesures

d’EPL, mis en évidence la présence d’au moins un niveau excité dans un puits de GaN

entouré de barrières d’Al12Ga88N. Finalement après avoir mesuré une valeur de champ

électrique aussi élevée que 10 MV/cm dans les puits hexagonaux GaN/AlN, nous concluons

que l’absorption à 1.3 µm ou 1.55 µm sera très difficile à atteindre en présence d’un tel

champ. Dans ces conditions nous proposons une structure en phase cubique comme

AlN cubique dopage n 1017 cm-3

Puits c-GaN 23 Å dopage n 1019 cm-3

AlN cubique dopage n 1017 cm-3

Al 0.90Ga0.10N cubique dopage n

1017 cm-3

Puits c-GaN 26 Å dopage n 1019 cm-3

Structure 1.3 µm Structure 1.55 µm

Al0.90Ga0.10N cubique dopage n

1017 cm-3

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 165

alternative à la phase hexagonale. La phase cubique ne présentant pas de champ électrique

interne, la transition E1E2 employée dans la phase hexagonale pour obtenir de l’absorption,

n’est pas permise pour des raisons de règles de sélection. Nous proposons donc une transition

entre le niveau fondamental et l’état excité E3. Les calculs réalisés à partir des paramètres

obtenus sur les alliages AlGaN cubiques dans le chapitre IV nous ont permis de confirmer la

possibilité d’une telle réalisation. Nous concluons en présentant deux structures susceptibles

de présenter de l’absorption inter-sous-bande à 1.3 µm et 1.55 µm.

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 166

Bibliographie Chapitre V

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 167

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Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 170

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N..................................................................142

V.1 Hétérostructures GaN/AlGaN en phase hexagonale....................................................143

V.1.1 Photoluminescence...............................................................................................143

V.1.1.1 Spectres de PL à basse température...............................................................143

V.1.1.2 Détermination du champ piézoélectrique dans les puits................................144

V.1.2 Photoréflectivité....................................................................................................146

V.1.2.1 Spectre de PR à température ambiante..........................................................146

V.1.2.2 Mesure du champ électrique dans la barrière................................................146

V.1.2.3 Détermination de la valeur du champ électrique dans les puits.....................147

V.1.2.4 Discussion sur la valeur du champ électrique dans le puits...........................149

V.1.3 Excitation de photoluminescence.........................................................................150

V.2 Les hétérostructures GaN/AlN....................................................................................153

V.2.1 Etude de photoluminescence des hétérostructures GaN/AlN...............................154

V.2.2 Détermination du champ piézoélectrique dans les puits.......................................155

V.2.3 Calcul des niveaux excités dans les hétérostructures GaN/AlN en phase

hexagonale......................................................................................................................157

V.2.4 Conclusion............................................................................................................158

V.3 Conception d’une structure GaN/AlGaN en phase cubique........................................158

V.3.1 La transition inter-sous-bande E1E2....................................................................159

V.3.2 La transition Inter-sous-bande E1E3....................................................................161

V.3.2.1 Le choix de la concentration en aluminium...................................................161

V.3.2.2 Dopage de la structure...................................................................................162

V.4 Conclusion...................................................................................................................164

Bibliographie chapitre 166

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 171

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 142

V.1 Hétérostructures GaN/AlGaN en phase hexagonale 143

V.1.1 Photoluminescence 143

V.1.1.1 Spectres de PL à basse température 143

V.1.1.2 Détermination du champ piézoélectrique dans les puits 144

V.1.2 Photoréflectivité 146

V.1.2.1 Spectre de PR à température ambiante 146

V.1.2.2 Mesure du champ électrique dans la barrière 146

V.1.2.3 Détermination de la valeur du champ électrique dans les puits 147

V.1.2.4 Discussion sur la valeur du champ électrique dans le puits 149

V.1.3 Excitation de photoluminescence 150

V.2 Les hétérostructures GaN/AlN 153

V.2.1 Etude de photoluminescence des hétérostructures GaN/AlN 154

V.2.2 Détermination du champ piézoélectrique dans les puits 155

V.2.3 Calcul des niveaux excités dans les hétérostructures GaN/AlN en phase

hexagonale 157

V.2.4 Conclusion 158

V.3 Conception d'une structure GaN/AlGaN en phase cubique 158

V.3.1 La transition inter-sous-bande E1E2 159

V.3.2 La transition Inter-sous-bande E1E3 161

V.3.2.1 Le choix de la concentration en aluminium 161

V.3.2.2 Dopage de la structure 162

V.4 Conclusion 164

Bibliographie chapitre V 166

Conclusion générale 170

Chapitre V : Les hétérostructures GaN/(Ga,Al)N 172