Analyse des résultats

On va tout d'abord chercher à caractériser l'inuence de la températuresur les

(a) 803,23nm (b)806,58nm (c) 808,49nm (d) 850,54nm

(e) 858,07nm (f) 861,34nm (g) 864,64nm (h) 867,40nm

(i) 870,18nm (j)873,54nm (k) 875,80nm (l) 878,64nm

Fig. 3.8Spectre de réectivité de l'échantillon MOR4748.

Pour étudier le déplacement de la longueur d'onde de résonance de cavité en fonction de

la température, on pointe la position sur les images de cartographie de la résonance de cavité

suivant une ligne de coupe, matérialisée par la raie ne et sombre en fonction de la longueur

d'onde d'éclairement. On eectue l'opération pour deux températures de consigne, les valeurs

relevées sont présentées à gauche sur la gure 3.9. Cette première mesure permet d'étalonner

le décalage de la longueur d'ondede résonance en fonction de latempérature, ona :

1

λc ×^∆λc

∆T ^{= 9, 1}× 10−5K⁻¹

où

λc

désigne lalongueur d'onde de cavité.

Le gap du

GaAs

varie avec la température et on va utiliser l'eet de l'absorption sur le contraste de réectivité à longueur d'onde donnée an d'en caractériser sa dépendance. Pour

des longueurs d'onde supérieures à celle du gap, le contraste de la résonance de cavité est

proche de

1

alors que pour des longueurs d'onde plus faibles, l'absorptionatténue le contraste de réectivité. Atempératuredonnée, onprendra lepointd'inexionde lacourbede contraste

en fonction de la longueur d'onde comme valeur de gap. Les mesures sont faites à

10, 2



C

et

Fig.3.9 A gauche: longueur d'onde dela résonance cavité en fonction de laposition relative

suivantunecoupepour

2

températuresdeconsigne.Adroite:valeurducontrastedelarésonance de cavité en fonction de la longueur d'onde pour

2

températures de consigne.

de la longueur d'onde du gap :

∆λg

∆T ^{= 0, 25nm.K}

−1

Dans une deuxième étape, on caractérise les performances laser de lastructure. La courbe

présentée en gure 3.10 présente la caractéristique d'émission obtenue. Le pompageest assuré

par le laser

T i : Sa

sur un diamètre d'environ

30µm

. L'inexion de la courbe d'émission laisse à penser que le seuil laser est atteint,ce que conrmeraitl'observation faite à lacaméra

CCD, mais avec un seuil très peu marqué et une puissance émise très faible. Le pompage se

fait pour un maximum d'absorption si bien que lorsqu'on suit ce maximum en ajustant la

longueur d'onde de la pompe quand on augmente son intensité, on a une mesure du décalage

spectraldû àl'échauement(Lestrianglessurlagure3.11représententlalongueur d'ondedu

maximum d'ecacitéd'absorptionetles rondsnoirsreprésententl'échauementcalculé).Pour

calibrer ce décalage de longueur d'onde en échauement, on suppose ici que le décalage de la

longueurd'ondederésonanceest lemêmequeceluidu minimumde réectivitévers

793nm

.Un échauement mesuré de plus de

100K

laisse à penser que c'est l'eet majoritaire responsable des mauvaises performances laser observées. Le chauage de la structure est dû à l'absorption

Fig. 3.10 Caractéristique laser de l'échantillon MOR4748

L'objectifn'est pasde fabriquer de bons lasersmais de bons amplicateurs.Autrement dit,

la structure VCSEL doit avoir une plage d'utilisation du régime d'amplicationde l'émission

spontanée qui ne soitpas dégradée par un chauage excessif. On veut aussi pouvoir se placer

très près du seuil laser en pompage pour atteindre la bistabilité comme les simulations au

paragraphe2.2.5 l'ontmontré. Lemeilleurmoyen de savoirsionest proche du seuillaser, c'est

d'être capablede lefranchir.

Le chapitre suivant propose un modèle pour l'échauement de la structure. Ce modèle

prend en compte les principales sources de chauage et exclut toute dépendance envers la

température des paramètres physiques des matériaux tels que la conductivité thermique, la

densité, la capacité calorique ou la diusivité thermique. C'est donc un modèle au premier

ordre qui constitue une approche simpliée de l'échauement et dont la plage de validité est

typiquement de

100K

. Cette approche peut servir de base pour caractériser les performances d'échauement attenduesdes VCSELs.

Modélisation thermique

4.1 Equation de la chaleur

Une structure VCSEL est épitaxiée sur un substrat de

GaAs

, le même matériau que celui constituant la zone active. Il est constitué de deux miroirs de Bragg enfermant la zone active

de

GaAs

.Lesalternancesdecouches

AlxGa_1−xAs

quiconstituentlesmiroirsontdes propriétés thermiques diérentes suivant le pourcentage d'aluminium présent. Les paramètres de cette

cavité laser, tels que la position de la résonance et la réectivité des miroirs sont calculés en

l'absence d'eets thermiques.

Des dérives importantes de la longueur d'onde d'émission de la cavité en pompage optique

témoignentd'undécalagedelarésonanceetdoncd'unéchauementdelastructure.Finalement,

un chauageexcessiffaitdériverlazonede gainetaltèreégalementlespropriétésnon-linéaires

recherchées.

Nouschercheronsàcaractériserl'évolutiondelatempératuresuiteàunéclairementlaserde

forteintensité,créateur d'unedensitédeporteurs.Ons'intéresseauxphénomènesde transport

et de production de chaleur dans une microcavité à semiconducteur III-V [54, 53]. Le

phéno-mène considéré ici est la diusion de la température. Dans le cas où la source de chaleur est

étendue, une approche simple du calcul de l'échauement consiste à calculer des résistances

Fig. 4.1 Structure de l'empilementVCSEL

desrésistancesthermiquespeutencoretenirsil'onintroduitlesnotionsderésistancesparallèles

etperpendiculairesà ladirection de stratication [18, 19, 91].

D'autres approchestiennent compted'unestratication[17]avec une éventuelle périodicité

[3]. Ces approches se limitent au cas de sources oscillantes générant des ondes thermiques et

débouchent sur une représentation matricielle des propriétés thermiques de l'empilement [74].

Une approche de la stratication a été proposée par J. Albers [9] conduisant à une relation

récursive.

On veut résoudre l'équation de la chaleur dans un milieu stratié avec certaines couches

absorbant la puissance incidente et en transformant une partie sous forme de chaleur [50].

L'équation générale est la suivante:

Cpρ^∂T

∂t ^{= S}− ∇ (−λ∇T )

S

est un terme général de source de chaleur,

λ

la conductivité thermique,

Cp

la capacité

calorique massique et

ρ

la masse volumique. Nous ne considérerons qu'une conductivité ne dépendant pas de latempérature. L'équationdevient :

∂T

∂t ⁼

S

Cρ ^{+ D}∇2T

où

D = λ

Dans le document Motifs transverses et solitons de cavité dans des microrésonateurs à semiconducteurs pompés optiquement (Page 49-57)