Caractérisation du champ magnétique pulsé du LNCMP

Télécharger le fichier pdf d’un mémoire de fin d’études

Durée de vie des états polarons

Le traitement par la théorie des perturbations de l’interaction électron phonon est invalidé lorsque l’intensité du couplage est important. C’est le cas dans des systèmes à 0D de boîtes quantiques unipolaires. Récemment une mesure de spectroscopie d’absorption dans des boîtes quantiques sous champ magnétique variable a montré l’effet spectaculaire d’anticroisement des niveaux attendu pour le couplage fort lorsque le champ magnétique accorde l’écartement des niveaux 0D de la boîte sur l’énergie d’un ou deux phonons LO [29]. Par ailleurs, dans ce même système de boîtes quantiques, une mesure directe de la durée de vie du niveau excité en fonction de la séparation inte rsous-bande des diverses boîtes de l’échantillon a montré que, lorsque l’on s’éloigne de la résonance avec les phonons LO, la durée de vie suit pratiquement les prévisions d’un modèle de couplage fort. Ces modèles expliquent de façon satisfaisante les meures d’anticroisement de niveaux dans les boîtes [11, 30, 31, 32, 33]. Dans ce contexte, la pertinence d’un couplage fort dans les états 0D de Landau n’est pas encore élucidée expérimentalement. Un calcul récent des énergies d’anticroisement donne une estimation des énergies d’anticroisement inférieure à 5meV. Nous présentons ci-après le principe du calcul récemment publié dans Ref .33 et 34 et reprendrons le sujet dans la discussion de nos résultats expérimentaux sur la durée de vie inter sous-bandes.
Tout d’abord dans la situation du couplage fort, les états propres sont des combinaisons linéaires d’états mixtes |état électroniqueñÄ|mode de phononñ, . Un état électronique |n,m,kyñ est caractérisé par les trois nombres quantiques n, m et ky ne sont plus des états propres (n est le numéro de Landau, m, l’indice de sous-bande, et ky un vecteur d’onde du continuum dans le plan des couches). Les nouveaux états propres sont des combinaisons qui diagonalisent l’interaction de Fröhlich traduite dans une base constituée par des états à zéro phonon |n,m,kyñÄ|0phñ et des états à un phonon |n’,m’,k’yñÄ|1phñ. Les nouveaux états propres sont appelés polarons de Landau.
Dans le cas simple où le couplage fort ne concerne que les états de deux niveaux de Landau, respectivement le niveau (p, n) et la réplique phonon du niveau (p’,n’) séparée par l’énergie hd = E p ‘,n ‘ + hwLO – E p ,n . L’énergie propre des niveaux polarons est exprimée par la relation (1.22) . La figure 1.10 représente la variation des niveaux avec le champ magnétique. Elle illustre la situation d’anticroisement des niveaux traduite quantitativement par hW1: æ d d 2 ö E E p ,n  hç  2 ÷ (1.22).

Transport électronique dans des puits quantiques

Magnéto – transport dans le plan d’un puits quantique: résonance magnétophonon.

La résonance magnétophonon (RMP) met en jeu le plus souvent les transitions intra sous-bandes. Elle se manifeste dans un gaz d’électrons soumis à un champ magnétique lorsqu’une paire de niveaux de Landau est séparée par une énergie égale à la fréquence d’un phonon optique longitudinal. L’équation de la de résonance s’écrit : N·hC=hLO . Prévue théoriquement pour être observée sur la magnétorésistance transverse, la RMP a été mise en évidence en 1961 dans un gaz 3D [35, 36, 37,], puis, environ deux décades plus tard, dans un gaz 2D [38].
La RMP se mesure sur la magnétorésistance transverse1xx par les maxima d’une série d’oscillations périodiques en 1/B . La composantexx du tenseur de résistivité devient à fort champ magnétiquexx=xx/2xy . La résonance se manifeste par des maxima de la conductivité xx qui traduisent des maxima de fréquence de collisions avec les phonons LO. En effet, dansun champ magnétique transverse au champ électrique, le courant est nul en l’absence de collisions, car le centre de l’orbite cyclotron évolue transversalement au champ électrique (x). On montre alors quexx est proportionnelle à la fréquence de collisions.
A la différence de l’effet Shubnikov-de-Haas qui donne également des oscillations périodiques en 1/B mais n’existe que dans un gaz d’électrons dégénéré à basse température, l’effet magnetophonon est observé à haute température dans un gaz non dégénéré. De plus, la position des oscillations est indépendante de la concentration de porteurs.
Dans un gaz 2D, on s’attend à trouver de multiples séries d’oscillations de RMP à cause des nouveaux états des nouveaux états confinés de phonons et des multiples sous-bandes d’électrons produisant des échelles de Landau multiples. A ce jour, l’interaction avec des modes de phonons confinés n’est toujours pas clarifiée. Toutefois, une série d’oscillations inter sous-bandes a été mise en évidence dans un puits quantique GaAs/GaAlAs dopé dans ses barrières [39]. L’équation de résonance s’écrit : N·hC+hLO= E2-E1. La paire de niveaux en résonance est issue de chacune des deux sous-bandes fondamentales E2 et E1. Cette série est rarement observée car elle n’a été trouvée que dans une hétérojonction. Sa manifestation est attribuée à un couplage résonant des électrons avec des modes localisés de phonons présents dans un puits.
Il faut par ailleurs relever une particularité du gaz 2D dans le système simple d’une hétérojonction GaAs/GaAlAs mettant en jeu une seule sous-bande. C’est que l’équation de résonance est satisfaite pour un phonon d’énergie comprise entre celle du phonon transverse et du phonon longitudinal [40]. La théorie la plus récente interprète ce résultat par un couplage des phonons avec un mode hybride magnétoplasmon dont la résonance se produit à la fréquence des modes TO [41].
Une manifestation optique de la RMPI, tout à fait indirecte, a été décelée dans la modulation de l’intensité de l’électroluminescence inter bande de valence et de conduction d’un puits quantique inséré dans une jonction p-i-n. Les auteurs notent au passage la présence d’une série de minima répondant à l’équation RMPI. [42].
A notre connaissance, jusqu’à nos travaux, l’électroluminescence inter sous-bandes d’un système unipolaire n’avait pas été mesurée en fort champ magnétique. L’intensité de luminescence en fonction du champ magnétique donne directement la durée de vie dans une sous-bande excitée d’un puits quantique en fonction du champ magnétique. Dans l’étude qui suit, la RMPI est détectée non pas sur le temps de collision, mais sur la durée de vie inter sous-bandes.

Transport vertical : effet tunnel résonant

Nous considérons le transport tunnel à travers un puits quantique inséré entre deux barrières. Ce système est qualifié de “double barrière tunnel résonante” (DBTR). La figure 1.11(a) présente schématiquement sa structure de bande. Les régions de part et d’autre des barières sont fortement dopées pour servir de contact électriques d’injection ou d’extraction des porteurs. Le niveau de Fermi dans ces régions est noté EF, Le niveau E1 dans le puits représente la sous-bande fondamentale. Lorsqu’une tension est appliquée, des électrons au niveau de Fermi sont injectés dans le puits, puis extrait par effet tunnel vers des états inoccupés du contact d’extraction. La probabilité de l’injection tunnel est maximale lorsque le niveau de Fermi est au voisinage du minimum de la sous-bande E1 ([fig. 1.11 (b)] et références Ref. 43, 44. La figure 1.10(c) donne l’allure typique de courbe tension-courant. La résistance négative différentielle apparaît lorsque le niveau de l’injecteur dépasse le niveau confiné du puits.

Effet du champ magnétique sur un LCQ

Regardons comment des propriétés optiques et électriques évoluent en présence de champ magnétique intense appliqué perpendiculairement aux couches.
Commençons par le gain optique. Dans l’équation 1.28 définissant le gain, supposons temps de vie de niveau E2 bien inférieur à celui du niveau E3, ce qui est le cas dans nos systèmes1. L’équation comporte trois paramètres pouvant varier avec le champ magnétique : le temps de vie t3 du niveau initial de transition laser, l’élément matrice de transition dipolaire áz32ñ , et l’efficacité d’injection h:
4 × z32 2 J g =  ~ z 2  (1.35).
Nous avons démontré dans la partie 1.1 que l’élément matrice dipolaire de la transition inter sous-bandes ne doit pas dépendre du champ magnétique, vu que le champ magnétique n’affecte pas la partie de la fonction d’onde selon z. Par contre, la durée de vie 3 devrait augmenter considérablement à cause du blocage d’émission des phononsoptiques, processus de relaxation prépondérant. Du fait de la périodicité du blocage, gain de milieu et par suite l’intensité de la lumière émise par le laser doit osciller périodiquement en fonction de champ magnétique. Ce phénomène qualifié de « Resonance Magneto-Phonon Inter sous-bandes » est au centre de notre étude.

On estime la différence à environ 10 fois

Du point de vue du transport, le dispositif LCQ se comporte comme une structure double barrière tunnel1 idéale. A fort champ magnétique orienté selon z, le transport électronique dans le superréseau injecteur/extracteur s’effectue principalement dans le niveau de Landau fondamental et l’injection dans les niveaux de Landau des puits est filtré par les règles de sélection qui favorisent la conservation du numéro de Landau et donc l’injection dans le niveau fondamental de la sous-bande supérieur. On pourra de ce fait régler un taux d’injection constant dans ce niveau en fixant une valeur constante du courant lorsque le champ magnétique est balayé. L’efficacité d’injection, dernier terme dans l’équation (1.29), est fixé par fonction de transmission de la barrière d’injection et par la densité des états initiaux et finaux. Il est intéressant de noter que le champ magnétique change de façon similaire les énergies et la densité des états de part et d’autre de la barrière. Par ailleurs, vu que la règle de conservation du moment se traduit par la conservation de l’indice du niveau de Landau, on peut concevoir que l’efficacité d’injection ne changera pas avec un champ magnétique dans l’axe de confinement. Ceci n’est plus vrai lorsque le champ est incliné sur l’axe ou situé dans le plan des couches.

Techniques expérimentales.

Nous présentons dans ce chapitre un ensemble de techniques de mesure développées au cours de cette thèse. Nous avons d’abord contribué à l’équipement d’un poste de mesure au LNCMP répondant aux nouvelles règles de sécurité électrique imposées par la mise en route du générateur 14 MJ. En particulier, une règle essentielle est de réaliser pendant la charge des condensateurs et le tir de champ une isolation galvanique totale des équipements implantés dans le box contenant la bobine de champ pulsé. Pour cela, nous avons réalisé un équipement électrique temporairement isolé, mais connecté à l’extérieur du box par une fibre optique. Plus spécifiquement, pour les besoins de nos travaux, nous avons conçu et réalisé une chaîne de mesure de magnétotransport en régime de courant (ou de tension) impulsionnel. Nous avons également réalisé un équipement de mesure de l’intensité de l’électroluminescence infrarouge moyen en champ pulsé. Comme retombée de nos travaux expérimentaux nous proposons en annexe un spectromètre compact de Résonance cyclotron dans le domaine térahetrz basé sur les sources laser à Cascade quantique. Nous commençons d’abord par un rappel des caractéristiques du champ pulsé du LNCMP.

Caractérisation du champ magnétique pulsé du LNCMP

Nous décrivons ici brièvement le principe de génération du champ pulsé de longue durée, caractéristique de l’installation de Toulouse. Typiquement le champ atteint 60T avec une durée comprise entre 100 et 500 ms.

Bobines de champ pulsé, circuit d’alimentation

Le champ pulsé est produit dans des bobines de faible résistance électrique alimentées par le courant de décharge d’une batterie de condensateurs pouvant stocker jusqu’à 14MJ. Le circuit d’alimentation de la bobine est de type crow-bar. Il est schématiquement représenté sur la figure 2.1(a). Nous montrons en le décrivant qu’il réalise le profil du champ magnétique de la figure 2.1(b) caractérisé par une montée sinusoïdale du champ et un allongement exponentiel de la durée de l’impulsion.
Le champ magnétique est déclenché par un signal optique qui ferme l’interrupteur à thyristor [86]. La montée sinusoïdale du champ est causée par le courant sinusoïdal de décharge de la capacité C dans la bobine d’inductance L avec le temps de montée t  LC / 2 . Au début de la décroissance du courant, la tension aux bornes de la bobine, proportionnelle à LdI/dt, s’inverse. L’inversion de la tension rend conductrice la diode placée à ses bornes. La décroissance du courant se fera dès lors à travers le court-circuit de la diode avec une allure exponentielle avec la constante de temps L/R. La décroissance est d’autant plus longue que la résistance R de la bobine est plus faible. Pour réduire la résistance des bobines, on les fabrique en fil de cuivre renforcé et on les refroidit dans l’azote liquide, où leur résistance est divisée par huit (par seize dans l’azote pompée au point triple). Au final, l’énergie stockée dans les condensateurs est transférée dans la bobine au champ maximum puis entièrement dissipée par effet Joule dans la bobine. Celle-ci s’échauffe pendant le tir, et atteint la température ambiante lorsque le tir du champ réalise le champ crête de la bobine. Un inconvénient de la technique crow-bar de champ pulsé est qu’il faut attendre le refroidissement à 77K du bobinage pour faire le tir suivant. La pénalité d’attente peut atteindre selon la bobine jusqu’à quatre heures après un tir au champ maximum.
Il est bien évidemment clair que le champ maximum d’une bobine est limité par le risque d’explosion de la bobine. La destruction est causée principalement par l’insuffisance des propriétés mécaniques du fil et de la structure de la bobine. Elle doit supporter les contraintes colossales des forces de Lorentz (jusqu’à 850 MPa à 60T). Notons que la dégradation de l’isolation électrique du fil de la bobine par ces contraintes est également une cause fréquente de rupture car la tension aux bornes des bobines peut atteindre 24KV. Les bobines de champ sont disposées dans un cryostat placé dans un local sécurisé appelé box de bobine. L’architecture du box décrite au paragraphe suivant est conçue pour répondre à une sécurité optimale.
Nous avons expérimenté les premières bobines 60T mises en service au LNCMP [62]. Les caractéristiques des deux types de bobines utilisées sont résumées dans le tableau 2.1

Architecture d’un poste de mesure au LNCMP

La mise en œuvre du générateur de 14 MJ, chargé sous une tension de 25KV pouvant débiter jusqu’à 65KA a imposé des conditions de sécurité optimale. D’abord, les bobines de champ connectées au générateur sont placées chacun dans un local (box) fermé sécurisé. Au total 10 postes de mesures sont disponibles. Afin d’éviter que les forts courants et les tensions élevées se propagent à l’extérieur du box pendant la charge et la décharge des condensateurs, chaque box en activité est galvaniquement isolé de l’extérieur. Seule une liaison optique ou hertzienne est autorisée.

Architecture globale

La figure 2.2 présente un plan global de l’installation et du pilotage d’un poste de mesure. Il faut distinguer trois parties dans ce schéma. D’une part, le compartiment du générateur 14MJ situé dans le sous-sol du bâtiment. D’autre part, le box de mesure contenant le cryostat de la bobine pulsée, une console de contrôle du box (secondaire) et les équipements pour les mesures physiques. Enfin, hors du box, dans le hall des expérimentateurs, on trouve la console primaire du générateur pulsé reliée aux 10 consoles des utilisateurs. Egalement, les équipements externes au box connectés optiquement aux équipements de mesure dans le box. Dans le hall, chaque utilisateur opère le générateur pulsé à partir de sa console après l’avoir déverrouillée par une clef unique commune à tous les utilisateurs.

Isolation galvanique des box

Notre première contribution a été de concevoir et réaliser une implantation des équipements de mesure satisfaisant la règle de sécurité imposée. Nous avons proposé d’utiliser l’unité commerciale UPS (Uninterruptible Power Supply) pour une alimentation temporairement isolée de la console secondaire et des équipements de mesures dans le box. L’activation de l’UPS sur batteries et l’ouverture des relais d’alimentation par le secteur sont commandées à partir de la console de l’expérimentateur juste avant la charge des condensateurs.

Système d’acquisition et de contrôle

Notre deuxième contribution a été de mettre en place un nouveau système de contrôle et d’acquisition numérique des mesures. Nous avons choisi une architecture basée sur un module PXI de National Instruments implantée dans le box et connectée par fibre optique à un ordinateur PC situé à l’extérieur. Ce module est un châssis dans lequel on peut insérer des tiroirs et combiner ainsi une panoplie de cartes d’acquisition analogique-numérique, d’interfaces GP-IB, des générateurs de signaux, et bien d’autres modules compatibles PXI. Ce concept permet le contrôle à distance à l’extérieur du box de tous les paramètres de réglage de la chaîne de mesure.
Le châssis PXI offre l’avantage de permettre une synchronisation flexible des acquisitions entre les tiroirs. Cet avantage rapport à un PC est procuré grâce à une horloge à 10MHZ et un bus de connexion des tiroirs. En particulier, on peut déclencher avec une précision instantanée de 10ns l’acquisition de mesures par des cartes ayant des vitesses d’échantillonnage très différentes. Le tableau 2.2 présente les caractéristiques des cartes sélectionnées.

Calibration relative de l’intensité et contrôle du profil de l’impulsion laser.

L’intensité de l’émission laser mesurée par le photodétecteur peut varier au cours de tirs successifs pour des conditions identiques de fonctionnement à cause d’un dérèglement de l’optique de focalisation. Pour s’affranchir de cette variance, nous mesurons avant chaque tir les courbes la courbe lumière courant et tension-courant du laser. L’invariance de ces courbes nous a permis de recaler l’intensité mesurée à chaque tir sur une même échelle . Nous réalisons cette mesure à l’aide d’un oscilloscope Lecroy waverunner utilisé dans le mode boxcar. Le générateur de courant pulsé est alors modulé par générateur de forme arbitraire (fig. 2.7). La précision de mesure d’intensité est de 5% compte tenu de la résolution verticale de l’oscilloscope.
Durant l’impulsion du laser, son intensité varie à cause de l’échauffement instantané du cristal par effet Joule. La mesure du profil de l’impulsion par la chaîne rapide de détection rapide (photodiode HgCdTe) permet de contrôler la température en temps réel.
La température moyenne est mesurée par le détecteur à diode silicium en contact thermique avec le substrat de saphir sur lequel le laser est soudé. Nous avons contrôlé avec soin l’évolution de la température instantanée du laser en fonction de la largeur des impulsions de courant et de leur taux de répétition. Nous limitons la largeur de l’impulsions à 1,5μs pour des amplitudes inférieures à 2A. Nous limitons la fréquence de répétition à 4 kHz et obtenons un millier de points de mesure pendant la durée du champ pulsé de 400ms (bobines 3MJ).

Présentation et caractérisation des structures lasers

Nous présentons deux structures lasers GaAs/AlGas émettant aux longueurs d’onde de 11.3mm et 9.4mm. Elles sont respectivement désignées par LCQ-11 et LCQ-9. Nous décrivons leur structure électronique globale et analysons plus en détail la structure de la zone active. Nous rapportons ensuite la caractérisation électrique du transport tunnel résonnant par des mesures courant-tension effectuées en champ magnétique nul ou quasiconstant jusqu’à 50T, à la température de 4K. Nous terminons par la caractérisation du seuil et de l’efficacité de l’émission laser par la mesure des courbes lumière-courant à 4 et 80K, à champ magnétique nul.

Description des structures à cascades GaAs/AlGaAs

Nous décrivons en détail la structure laser GaAs/GaAlAs LCQ-11 émettant à la longueur d’onde de 11,3μm. L’autre structure LCQ-9 est similaire et sera distinguée la par des valeurs entre parenthèses.

Structure électronique

La figure 3.1 présente la structure électronique de la bande de conduction d’une portion du dispositif LCQ-11. On distingue trois zones sur ce schéma relatif à une structure polarisée. Au centre, la zone active est formée de trois puits couplés qui développent trois sous-bandes électriques représentées par les niveaux fondamentaux E1, E2, E3 ainsi que par le carré des fonctions d’onde suivant l’axe z. La séparation énergétique des niveaux est E3– E1=E31=146meV (165meV); E3–E2=E32=111meV (130meV). Dans les deux structures, la séparation des sous-bandes inférieures est très voisine de l’énergie du phonon LO [hwLO(GaAs)»36meV]. Cette séparation conduit à une évacuation rapide des électrons vers le niveau E1 par émission de phonons LO. De plus, la durée de vie des électrons dans la sous-bande E2 plus courte que dans E3 du fait que le vecteur d’onde du phonon émis est plus grand dans la sous-bande E3 ( voir §1.1)
La zone active est prise en sandwich entre les zones d’injection/extraction de compositions identiques. L’injecteur situé à droite est décalé en énergie vers le haut par la polarisation négative appliquée sur l’électrode de droite. L’injecteur/extracteur est un superréseau conduisant les électrons extraits de la sous-bande fondamentale E1 d’une zone active vers la sous-bande E2 de la zone suivante. La figure 3.1 représente seulement deux fonctions d’ondes pour illustrer les états du superréseau. Il constitue un réseau de Bragg pou les électrons de sorte que sa minibande interdite bloque la fuite des électrons vers le continuum de la bande de conduction au dessus des barrières, soit par effet tunnel soit par ionization thermique. Cette propriété du superréseau réduit considérablement le courant de fuite et focalise donc l’injection dans le niveau E3. Par ailleurs, le courant de fuite tunnel vers les niveaux E2 et E1 est limité par l’épaisseur de la barrière d’injection et la localisation des fonctions d’ondes de ces niveaux dans les 2ème et 3ème puits éloignés.

Table des matières

1 Introduction aux Lasers à Cascade Quantique
1.1 Transitions inter sous-bandes dans un puits quantique
1.1.1 Structure électronique d’ un puits quantique
Les états électroniques dans un puits quantique
Dimensionalité et densité des états
Effets du champ magnétique – quantification de Landau
Correction de non-parabolicité des niveaux de Landau
1.1.2 Transitions inter sous-bandes
Transitions radiatives
Transitions non-radiatives
Largeur de raie de luminescence
Effet du champ magnétique sur les transitions inter sous-bandes
Transitions radiatives
Transitions non radiatives
Durée de vie des états polarons
1.2 Transport électronique dans des puits quantiques
1.2.1 Magnéto – transport dans le plan d’un puits quantique: résonance magnétophonon
1.2.2 Transport vertical : effet tunnel résonant
1.3 Lasers à Cascade quantique
1.3.1 Principes de base
1.3.2 Propriétés de base
Gain optique
Pertes
Courant seuil et efficacité quantique différentielle
Propriétés de transport des porteurs
1.3.3 Effet du champ magnétique sur un LCQ
1.4 Conclusion ponctuelle
2 Techniques expérimentales
2.1 Caractérisation du champ magnétique pulsé du LNCMP
2.1.1 Bobines de champ pulsé, circuit d’alimentation
2.1.2 Architecture d’un poste de mesure au LNCMP
Architecture globale
Isolation galvanique des box
Système d’acquisition et de contrôle
2.2 Dispositifs expérimentaux réalisés
2.2.1 Mesure des caractéristiques courant-tension
2.2.2 Mesures de magnétotransport
2.2.3 Mesures en régime de courant impulsionnel
Introduction
Estimation de la largeur de l’impulsion
Chaîne de mesure
Source de courant
Traitement du signal stocké durant un tir
2.2.4 Détection de l’émission laser
Détection utilisant un photoconducteur à bande d’impuretés bloquée (BIB)
Détection utilisant une photodiode HgCdTe
2.2.5 Montage des échantillons
2.2.6 Calibration relative de l’intensité et contrôle du profil de l’impulsion laser
3 Présentation et caractérisation des structures lasers
3.1 Description des structures à cascades GaAs/AlGaAs
3.1.1 Structure électronique
3.1.2 Structure de la cavité laser
3.1.3 Spectres de luminescence
3.2 Caractérisation du transport électrique
3.2.1 Caractéristiques tension-courant
3.3 Transport magnéto-tunnel
3.3.1 Courbes I(V) de la structure sous champ magnétique
3.3.2 Spectroscopie Magneto-tunnel de la zone active
3.4 Courbes lumière-courant
3.5 Conclusion ponctuelle
4 Résonance Magnétophonon inter sous-bandes (RMPI)
4.1 Introduction
4.2 Evidence expérimentale des oscillations de Résonance Magnétophonon Inter sous-bandes
4.2.1 Oscillations RMPI de l’intensité du laser
4.2.2 0scillations de magnétophonons inter sous-bandes de la magnétorésistance
4.3 Spectroscopie des modes de phonons de la relaxation inter sous- bandes
4.3.1 Spectroscopie des oscillations l’intensité de l’émission laser
4.3.2 Spectroscopie des oscillations de magneto-transport
4.3.3 Spectroscopie de l’énergie inter sous-bandes
4.3.4 Amplitudes relatives des séries de phonons
4.4 Conclusion ponctuelle
5 Durée de vie inter sous-bandes en fonction du champ magnétique
5.1.1 Le principe de la méthode de mesure
5.1.2 Courbes lumière-courant du LCQ sous champ magnétique
5.1.3 Détermination de la durée de vie en fonction du champ magnétique
5.1.4 Comparaison de la durée de vie aux modèles proposés
Formalisme de la règle d’or de Fermi
Modèle de magneto-polarons
5.1.5 Conclusion ponctuelle
Conclusion générale
Annexe A
Annexe B
Annexe C
References

Télécharger le rapport complet