Absorptions à hautes fréquences dans la structure

Grâce à l'optimisation des antennes interdigitées (voir section 3.3) et aux mo- dications réalisées sur le montage de spectroscopie THz permettant d'élargir le spectre des impulsions issues de l'antenne photoconductrice (voir section 3.4), le gain spectral peut être mesuré au-delà de 3 THz. La mesure du gain ou de pertes d'un LCQ THz au-delà de ces fréquences n'a pas été étudiée jusqu'à présent.

4.3. Lasers homogènes 91 De plus, en combinant le résultats des mesures par spectroscopie THz à des simulations de structure de bande, il est possible d'identier les transitions et les mécanismes impliqués dans le gain et l'absorption. Ce type de travail permet d'iden- tier les causes de mauvaises performances, ou bien simplement d'améliorer notre connaissance de ces dispositifs.

Dans cette section, an d'être en mesure de comparer les données expérimentales aux simulations, plutôt que de raisonner en termes de courant ou densité de cou- rant, il est plus pratique d'utiliser le champ appliqué au LCQ. Pour évaluer, le champ appliqué au LCQ expérimentalement, les caractéristiques L-I-V sont converties en champ électrique en associant le courant correspondant au maximum de puissance optique au champ optimal d'alignement dans les simulations (voir annexe A). La gure 4.10 présente le gain spectral mesuré pour diérents régimes de champ appli- qué (de 0.4 à 2.8 kV/cm). A mesure que le champ augmente, des pics d'absorption sont observés autour de 3 THz et 3.7 THz.

Pour déterminer quels états sont impliqués dans l'absorption (ou l'émission), nous avons calculé la force d'oscillateur des diérentes transitions. Pour deux niveaux i et j, son expression est donnée par :

fij =

2m

~2 Eij| hi|z|ji |

2 _(4.7)

où Eij est l'énergie de la transition ij et hi|z|ji est l'élément de matrice dipo-

laire. Cette grandeur est adaptée pour identier les transitions les plus susceptibles d'émettre ou d'absorber.

La gure 4.11 présente un agrandissement de la structure de bande de cet échan- tillon pour un champ appliqué de 1.75 kV/cm (champ d'alignement pour le régime laser). L'état haut de la transition laser est nommé a, l'état bas de la minibande supérieure b et l'état d'injection c. Dans le régime laser, la force d'oscillateur de la transition laser vaut 12.49 et la force d'oscillateur de la transition ab vaut 20.12 (lLa transition cb peut également avoir une contribution non négligeable (fcb =

7.2)). Cela indique que le couplage entre ces niveaux est fort et explique l'origine de l'absorption à la fréquence de 3.7 THz. De plus, cette transition est verticale, cela est conrmé par le fait que l'énergie de l'absorption varie très peu avec le champ appliqué.

En ce qui concerne, l'absorption à plus basse énergie, autour de 3 THz, aucune transition n'est clairement identiée. En eet, l'absorption à cette fréquence reste relativement xe et s'élargit, laissant penser que plusieurs états très proches en éner- gie contribuent. A partir de 1.36 kV/cm, trois pics se distinguent à 2.68 THz (11.1 meV), 2.91 THz (12 meV) et 3.14 THz (13 meV). Cela laisse penser que les transi- tions impliquées dans ces absorptions pourraient être des transitions au sein d'une minibande.

Figure 4.10  Gain spectral entre 1.5 THz et 4 THz pour diérentes valeurs de champ appliqué dans la structure (de 0.4 kV/cm à 2.8 kV/cm). Pour plus de clarté, les courbes sont décalées verticalement. Les lignes pointillées donne la position du gain nul sur chaque courbe.

4.3. Lasers homogènes 93

Figure 4.11  Agrandissement de la structure de bande pour l'échantillon V455 pour un champ appliqué de 1.75 kV/cm correspondant à l'alignement optimal pour le régime laser. En gras sont représentés le module au carré des fonctions d'ondes de l'état haut de la transition laser a (en vert) et l'état bas de la minibande supérieure b (en noir).

Ces résultats permettent de donner un aperçu sur le fonctionnement d'un LCQ homogène. La technique de spectroscopie THz dans le domaine temporel s'avère être un outil puissant pour mesurer les caractéristiques importantes d'un LCQ. Par ailleurs, cette technique couplée à des simulations de structures de bandes et de forces d'oscillateur permet d'identier, en général, les niveaux d'énergie impliqués dans les phénomènes de gain ou d'absorption optique. Cela peut donc s'avérer utile pour étudier les performances et les défauts limitant ces dispositifs. Dans notre cas, la présence d'absorptions à hautes fréquences peut présenter une limitation pour réaliser des LCQ hétérogènes (voir section suivante), constitués de plusieurs régions actives. Les performances de ces dispositifs peuvent se dégrader si, par exemple, une région absorbe les photons émis par une autre région active. De manière géné- rale, lorsque qu'un défaut est révélé par cette technique, un nouvel échantillon de meilleure qualité peut être produit en réalisant un nouveau dessin de structure de bande. Cette manière de procéder est très bien illustrée dans la section suivante.

4.4 Lasers hétérogènes

Les LCQ sont des dispositifs très exibles dans le sens où ceux-ci peuvent être réalisés avec divers matériaux et couvrir une large gamme de fréquences (3-250 µm) [Devenson 2007] [Scalari 2007]. Cependant, dans tous les travaux réalisés, les LCQ THz présentent en général un gain spectral étroit et donc une seule fréquence d'émis- sion. Or, en s'appuyant sur le principe même de l'ingénierie de structure de bande des LCQ, il est possible d'imaginer des structures pouvant émettre plus qu'une fréquence. Dans ce cadre, des LCQ hétérogènes ont été étudiés et réalisés dans la gamme spectrale du moyen infrarouge permettant d'obtenir une source large bande [Gmachl 2002]. Par exemple, des LCQ hétérogènes MIR présentant un gain large ont pu être intégrés dans une cavité externe pour former un dispositif très accor- dable [Hugi 2009]. Il y a un intérêt important à transférer ce principe vers la gamme THz pour laquelle des sources accordables trouveraient des applications dans l'iden- tication de substances chimiques, par exemple. En eet, de nombreux composés présentent des signatures spectroscopiques uniques à ces fréquences [Shen 2005]. En outre, l'intégration de LCQ THz dans une cavité externe a déjà été démontrée avec un LCQ monofréquence [Xu 2007], mais avec une accordabilité limitée. De ce fait, l'utilisation de LCQ THz hétérogènes permettraient de disposer de sources THz compactes et accordables.

Dans cette thèse, les LCQ THz hétérogènes que nous avons étudiés consistent en une succession de régions actives qui ont été dessinées pour émettre à diérentes fréquences et placées au sein d'un même guide d'onde permettant ainsi d'obtenir un gain pour plusieurs longueurs d'onde. Dans cette section, nous présentons les études réalisées sur deux échantillons destinés à émettre simultanément à deux fréquences dans le but d'obtenir un LCQ possédant un gain large. Le premier échantillon étudié