Nous avons démontré que l’effet laser dans les microcavités étudiées est fortement lié au retrait d’une couche dopée sur le bord de la cavité. Les pertes engendrées par cette couche dopée empêchent les dispositifs de laser. Néanmoins, bien que cela puisse paraître surprenant, il est très utile de pouvoir introduire localement des pertes importantes dans une cavité. La fréquence d’émission laser est le résultat d’une compétition entre les modes existant dans la cavité. Le contrôle spatial des pertes peut être une méthode pour modifier la compétition entre les différents modes, et ainsi en favoriser certains. Pour que cet effet soit possible, il est nécessaire d’avoir un contrôle spatial des pertes. En guide métal métal, cela peut se faire très simplement en ne recouvrant pas la couche dopée du contact supérieur par du métal (cf figure6.9).
Le comportement de la couche dopée dépend de la présence du métal. Pour le mode optique, la couche dopée agit comme un mauvais métal, il existe alors un plasmon de surface à l’interface entre la région active et celle-ci. L’indice optique de la couche dopée étant relativement faible en comparaison des indices des métaux, le mode traverse la couche dopée. Ce qui va se trouver de l’autre côté de la couche dopée, c’est à dire le métal, ou l’air va déterminer la forme du mode. Ainsi lorsque la couche dopée est recouverte de métal, le mode est “poussé” dans la région active,
FIG. 6.9: Profil des modes optiques pour le mode Metal-Metal (or/couche dopée/région active/couche dopée/or), pour le mode Metal-Doped (or/couche dopée/région active/douche dopée/air) et le mode Metal-Air (or/couche dopée/région active/air). Ces calculs montrent que les pertes augmentent d’un facteur 50 lorsque la couche dopée n’est pas retirée (la valeur exacte dépend de la lon-gueur d’onde). Pour ce calcul la lonlon-gueur d’onde utilisée est de 111 µm. Pour ce calcul les indices suivant ont été utilisés : n = 262 + 411 ∗ i, n = 4.54 + 15.88 ∗ i, n = 3.65 et n = 7.08 + 25.48 ∗ i pour l’or, la couche dopée 1, la région active et la couche dopée 2.
et le recouvrement avec la couche dopée est réduite. Ainsi le métal au dessus de la couche dopée empêche celle-ci d’engendrer de fortes pertes pour le mode optique.
Du point de vue technologique, il est facile d’intégrer ces absorbeurs. La couche dopée est naturellement présente au dessus des structures à cascade pour permettre l’injection du courant. La géométrie du métal supérieur est définie par lithographie, là où le métal ne sera pas présent, on aura implémenté un absorbeur. Si on veut retirer cet absorbeur, il suffit d’effectuer une petite gravure humide pour retirer la couche de contact, le métal servant de masque pour la gravure.
On peut ainsi favoriser le mode TM00 d’un ruban laser, en laissant le bord absorbant sur les bords latéraux. Cela favorisera le mode fondamen-tal plutôt que les modes latéraux d’ordre supérieur [98]. Si au contraire on veut plutôt favoriser le mode TM01 (ou les modes latéraux avec un nombre impair de zéros dans la direction transverse), on peut laisser une
bande centrale absorbante [99]. Les modes d’ordre impair ont un noeud du champ au centre du ruban, et sont donc peut perturbés par la bande absorbante, à l’inverse, les modes d’ordre pair ont un maximum au niveau de la bande absorbante et les pertes de ces modes augmentent fortement.
6.6 Conclusion
En conclusion, nous avons démontré une émission mono-mode spec-trale pour les lasers à cascade quantique terahertz, avec des seuils la-sers très faible (Ith=4mA) et avec un volume du mode sub-longueur d’onde (Veff=0.7 (λ/n)3). La comparaison avec les simulations permettent une identification précise du mode laser. Nous avons aussi montré que la couche dopée peut être utilisée pour définir simplement un absorbeur op-tique pour les lasers à cascade dans le THz.
Cristaux photoniques, théorie et
modélisation
7.1 Introduction
L’étude des cristaux photoniques (CPs) sera divisée en deux chapitres. Dans ce chapitre, nous étudierons brièvement la théorie des cristaux pho-toniques, ainsi que les méthodes numériques utilisées. Dans le prochain chapitre, nous présenterons les résultats expérimentaux sur les cristaux photoniques, dont le thème général sera les caractéristiques spectrales, ainsi que le profil de champ lointain.
7.1.1 Les cristaux photoniques
Un cristal est un arrangement périodique d’atomes ou de molécules. Les électrons vont ainsi se propager dans un potentiel périodique, et de nombreuses propriétés de conduction vont découler de la géométrie du cristal. En particulier, le réseau peut introduire une bande interdite dans le diagramme d’énergie du cristal, le transport électronique sera alors in-terdit pour certaines énergies, et dans certaines directions. Si le potentiel périodique est assez fort, le gap peut s’étendre dans toutes les directions de l’espace, ce qui introduit une bande interdite complète. Par exemple un semi-conducteur a une bande interdite complète entre la bande de va-lence et la bande de conduction.
L’analogue optique est le cristal photonique (CP), le “potentiel” pério-dique étant obtenu par un arrangement macroscopique de milieu diélec-trique. Si les constantes diélectriques sont assez différentes, la diffusion sur les interfaces entre les diélectriques peut produire de nombreux phé-nomènes semblables pour les photons à ce que le potentiel atomique pro-duit pour les électrons.
La naissance “officielle” des cristaux photoniques a lieu en 1987, quand E. Yablonovitch propose de contrôler l’émission spontanée grâce à une
structuration tri-dimensionnelle du milieu diélectrique [100].
Cette idée révolutionnaire, a été amenée peu à peu par les précur-seurs des cristaux photoniques. Elle consiste en la réunion de deux cou-rants scientifiques, l’un étant l’étude de systèmes optiques périodiques, et l’autre la modification de l’émission spontanée.
Pour les milieux périodiques, en 1946, F. Abelès propose une étude “sur la propagation des ondes électromagnétiques en milieux stratifiés” [101]. Ensuite en 1972, H. Kogelnik et C. V. Shank propose la théorie du laser à rétroaction distribuée (distributed feedback lasers, DFB) [102]. La première démonstration expérimentale du laser DFB a lieu en 1975 [103]. L’étude de la modification de l’émission spontanée commence en 1946 quand E. M. Purcell démontre que le taux d’émission spontanée peut être augmenté pour une cavité de taille comparable à la longueur d’onde [35] et de facteur de qualité suffisamment élevé. En 1972, V. P. Bykov a été le premier à étudier les effets d’un gap photonique sur l’émission spontanée [104] pour une structure unidimensionnelle.