Optique des semi-conducteurs
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- L'excitation préférentielle des bandes de valence légères, de moment angulaire m = f l / 2 ,
donnera une polarisation négative. Après relaxation du trou, la luminescence présentera donc
un taux de polarisation circulaire de signe opposé à l'excitation. Cette expérience simple est
devenue un moyen d'identification des trous légers dans les systèmes d'hétérostructures encore
mal maîtrisées.
4.8.2 La création résonante d'excitons
Naturellement, la création dune paire électron -trou corrélée (sous forme d'exciton) n'est pas
incompatible avec l'orientation de spin. En utilisant les notations de la figure 2.2, on pourra
ainsi définir un exciton lourd : lo+) = 1 s .1@ X+ f) , où le premier terme représente un électron
de conduction S de spin J., créé à partir d'un électron de valence X- .1 (car la transition ne
retourne pas le spin), laissant un trou X+ f . Symétriquement, on pourra définir l'exciton lo-),
mettant en évidence une sorte d'isomorphisme entre l'espace des polarisations de photons et
d'excitons. I1 est donc légitime de définir par combinaison linéaire des excitons 10, ) et lay) ,
polarisés linéairement, et qui ne portent aucune orientation de spin particulière. On peut se
convaincre [61] que ces états sont stabilisés parce que les états de type lo+) =IS L@X+ f) et
IS 7 B X+ f) n'ont pas la même énergie.
La raison en est assez subtile. Notons au passage que le deuxième état écrit plus haut est
interdit optiquement, précisément parce que la lumière ne retourne pas le spin. En fait, à cause
de la dégénérescence de spin, on peut construire 2x2 = 4 états ; deux sont permis optiquement
(de moment total J = 1) et deux sont interdits (J = 2). La levée de dégénérescence entre ces
deux doublets est une réminiscence du fait que le trou est formé de N-1 électrons, ce qui
permet de parler paradoxalement d'interaction d'échange électron-trou. Sa valeur est
proportionnée à la probabilité de présence de l'électron sur le trou, donc intimement liée au
couplage avec la lumière. Elle varie, typiquement, de quelques 0,1 meV dans les IIi-V, à un
ordre de grandeur supérieure dans les II-VI.
Au plan expérimental, on comprend donc que la mise en évidence dune mémoire de
polarisation linéaire nécessite de traiter avec des excitons tout au long du processus de
relaxation entre excitation et luminescence. C'est ce qu'illustrent les spectres de polarisation
de la figure 4.9.
4.9 Transitions intrabandes
Je reviens maintenant aux transitions optiques induites par le couplage A.p entre fonctions
enveloppes. Comme on l'a vu plus haut, elles sont nécessairement intrabandes. Ce sujet, qui
est né avec les hétérostructures, est encore en plein développement mais certaines
applications, les détecteurs "infrarouge", sont déjà sur le marché. Plutôt qu'à un article de
revue, on peut renvoyer à un compte rendu de conférence récent, qui lui est entièrement dédié
[62]. Je discuterai plus avant en m'appuyant sur l'exemple des transitions à l'intérieur de la
bande de conduction, les plus étudiées et utilisées jusqu'à présent.
Dans les puits quantiques, où donc la fonction enveloppe en z n'a pas la forme dune onde
plane, l'élément de matrice de pz (parallèle à l'axe de croissance) ne se réduit pas à une
distribution de Dirac exprimant la conservation du moment. Ces transitions intrabandes
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- L'excitation préférentielle des bandes de valence légères, de moment angulaire m = f l / 2 ,
donnera une polarisation négative. Après relaxation du trou, la luminescence présentera donc
un taux de polarisation circulaire de signe opposé à l'excitation. Cette expérience simple est
devenue un moyen d'identification des trous légers dans les systèmes d'hétérostructures encore
mal maîtrisées.
4.8.2 La création résonante d'excitons
Naturellement, la création dune paire électron -trou corrélée (sous forme d'exciton) n'est pas
incompatible avec l'orientation de spin. En utilisant les notations de la figure 2.2, on pourra
ainsi définir un exciton lourd : lo+) = 1 s .1@ X+ f) , où le premier terme représente un électron
de conduction S de spin J., créé à partir d'un électron de valence X- .1 (car la transition ne
retourne pas le spin), laissant un trou X+ f . Symétriquement, on pourra définir l'exciton lo-),
mettant en évidence une sorte d'isomorphisme entre l'espace des polarisations de photons et
d'excitons. I1 est donc légitime de définir par combinaison linéaire des excitons 10, ) et lay) ,
polarisés linéairement, et qui ne portent aucune orientation de spin particulière. On peut se
convaincre [61] que ces états sont stabilisés parce que les états de type lo+) =IS L@X+ f) et
IS 7 B X+ f) n'ont pas la même énergie.
La raison en est assez subtile. Notons au passage que le deuxième état écrit plus haut est
interdit optiquement, précisément parce que la lumière ne retourne pas le spin. En fait, à cause
de la dégénérescence de spin, on peut construire 2x2 = 4 états ; deux sont permis optiquement
(de moment total J = 1) et deux sont interdits (J = 2). La levée de dégénérescence entre ces
deux doublets est une réminiscence du fait que le trou est formé de N-1 électrons, ce qui
permet de parler paradoxalement d'interaction d'échange électron-trou. Sa valeur est
proportionnée à la probabilité de présence de l'électron sur le trou, donc intimement liée au
couplage avec la lumière. Elle varie, typiquement, de quelques 0,1 meV dans les IIi-V, à un
ordre de grandeur supérieure dans les II-VI.
Au plan expérimental, on comprend donc que la mise en évidence dune mémoire de
polarisation linéaire nécessite de traiter avec des excitons tout au long du processus de
relaxation entre excitation et luminescence. C'est ce qu'illustrent les spectres de polarisation
de la figure 4.9.
4.9 Transitions intrabandes
Je reviens maintenant aux transitions optiques induites par le couplage A.p entre fonctions
enveloppes. Comme on l'a vu plus haut, elles sont nécessairement intrabandes. Ce sujet, qui
est né avec les hétérostructures, est encore en plein développement mais certaines
applications, les détecteurs "infrarouge", sont déjà sur le marché. Plutôt qu'à un article de
revue, on peut renvoyer à un compte rendu de conférence récent, qui lui est entièrement dédié
[62]. Je discuterai plus avant en m'appuyant sur l'exemple des transitions à l'intérieur de la
bande de conduction, les plus étudiées et utilisées jusqu'à présent.
Dans les puits quantiques, où donc la fonction enveloppe en z n'a pas la forme dune onde
plane, l'élément de matrice de pz (parallèle à l'axe de croissance) ne se réduit pas à une
distribution de Dirac exprimant la conservation du moment. Ces transitions intrabandes