Barrettes de LCQ DFB

Une approche efficace pour couvrir une étendue spectrale plus large est de réali-ser sur une même puce plusieurs LCQ DFB dont la longueur d’onde est légèrement décalée d’un émetteur à l’autre. En couvrant l’intégralité du gain offert par la zone active, il est possible de couvrir plusieurs dizaines de nombres d’onde. En utili-sant des zones de gain larges, basées sur des transitions d’un état haut lié vers un continuum d’états [17] et par la superposition de plusieurs zones actives [135], une couverture spectrale de 220 cm⁻¹centrée à 9 µm est obtenue en pulsé à température ambiante [136]. De façon similaire, une couverture sur plus de 760 cm⁻¹ entre 5,9 et 10,9 µm est obtenue par la superposition de six zones actives [137].

Pour un réseau d’ordre m=2, des structures à base de cavité en anneau émettant par la surface atteignent également un fonctionnement mono-mode avec un champ lointain plus étroit apporté par l’absence de facettes. Une matrice 2D d’émetteurs fonctionnant en pulsé à température ambiante contenant 16 lasers est réalisée, cou-vrant 180 cm⁻¹ autour de 8,2 µm [138].

Présentation des résultats existants

En utilisant l’approche des réseaux DFB métalliques de surface, quatre plages de longueurs d’onde ont été visées précédemment dans notre équipe au III-V Lab pour la réalisation de barrettes. Les dessins des zones actives sont issus ou adaptés de la littérature et centrés autour de 4,5 µm [139], 5,65 µm [140], 7,4 µm [141] et 9,1

µm [142]. Chaque spectre correspond à un laser différent sur la barrette. Les bandes

non-couvertes entre le premier et le dernier émetteur peuvent avoir pour origine un endommagement des émetteurs pendant leur fabrication. Le mode sélectionné par le réseau DFB peut se situer en dehors de la zone de gain du laser, entrainant l’émission sur des modes FP dont les spectres ne sont pas représentés ici.

La barrette de LCQ de la figure 3.3(a) couvre les intervalles de 2210-2240 cm⁻¹et 2265-2281 cm⁻¹. Sur la figure 3.3(b), les lasers fonctionnent en continu et couvrent la bande spectrale 1728-1769 cm⁻1. La largeur spectrale est plus fine que dans le cas pulsé puisque le régime transitoire d’échauffement du laser n’est plus présent et les variations de longueurs d’onde liées à l’élévation de la température en début

d’impulsion sont nulles. Ce mode de fonctionnement est souvent utilisé par les spec-troscopistes, pour un meilleur contrôle de la longueur d’onde et une plus grande disponibilité des sources électriques. La figure 3.3(c) correspond aux spectres de la barrette à 7,4 µm et atteint une accordabilité de 40 cm⁻¹. La dernière barrette de la figure 3.3(d) fonctionnant en impulsionnel couvre la bande s’étalant de 1094 à 1156 cm⁻¹ de façon continue par l’intermédiaire de 19 lasers.

Ces résultats démontrent donc l’aspect polyvalent des réseaux métalliques de surface pour la réalisation de barrettes de lasers LCQ DFB. Un fonctionnement en impulsionnel et en continu sont obtenus. Nous obtenons à chaque fois un contrôle fin de la longueur d’onde, avec l’obtention d’un SMSR supérieur à 25 dB. Le choix des zones actives nous apportent des gammes d’accordabilité limitées, inférieures à 60 cm⁻¹. Néanmoins, l’utilisation de zones actives à gain plus large devrait nous permettre d’atteindre une accordabilité supérieure [136].

Nombre d'onde (cm-1) 1080 1090 1100 1110 1120 1130 1140 1150 1160 1170 Intensité no rmalisée 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 (d) Nombre d'onde (cm-1) 1730 1740 1750 1760 1770 Intensité no rmalisée 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 (b) Nombre d'onde (cm-1) 2210 2220 2230 2240 2250 2260 2270 2280 Intensité nor malisée 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 (a) Nombre d'onde (cm-1) 1340 1350 1360 1370 1380 1390 1400 Intensité nor malisée 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 (c)

Figure 3.3 – Intensités normalisées des spectres pour les quatre barrettes centrées à 2245 cm⁻¹, 1750 cm⁻¹, 1365 cm⁻¹ et 1125 cm⁻¹. Les mesures sur (a,c,d) sont réalisées en pulsé (300 ns, 100 kHz, 20^◦C) et (b) en continu à 15^◦C.

Constatant un décalage de plusieurs cm⁻¹ entre le nombre d’onde mesuré et le nombre d’onde ciblé, une amélioration du modèle est apportée et expliquée dans la section suivante.

3.1. Ensemble de sources LCQ DFB

Amélioration du modèle des indices de réfraction

Le modèle utilisé pour déterminer l’énergie des modes du réseau DFB et le coef-ficient de couplage se base sur le formalisme des modes couplés [129,134]. Les indices et les variations d’indices avec la longueur d’onde (dispersion) des matériaux doivent être parfaitement connus pour obtenir avec précision le pas du réseau à inscrire sur le ruban. Pour l’InP, le modèle de Palick est basé sur l’utilisation de plusieurs oscil-lateurs permettant de reproduire les données expérimentales des proche, moyen et lointain infrarouges  = n² = 1 +^A π^ln E₁⁻(~ω)² E₀⁻(~ω)2 + ^G1 E₁⁻(~ω)2 + ^G2 E₂⁻(~ω)2 + ^G3 E₃⁻(~ω)2 (3.8) avec E₀ = 1, 345 eV, E₁ = 3, 2 eV, E₂ = 5, 1 eV, E₃ = 37, 65 × 10⁻³ eV, G₁ = 57, 889 eV², G₂ = 65, 937 eV², G₃ = 0, 392 × 10⁻² eV² et A = 0, 7√

E₀.

Lors des mesures d’indice, le dopage des couches d’InP est maintenu faible (<1016

cm⁻³), afin de mesurer seulement la constante diélectrique à haute fréquence ∞. Il est nécessaire d’appliquer un modèle permettant de rendre compte des effets du dopage.

Se trouvant à des énergies de photons inférieures au gap des matériaux, la dis-persion est principalement due aux transitions intra-bandes donnant lieu à de l’ab-sorption par porteurs libres α_PL. D’après l’équation de Boltzmann semi-classique et la théorie de Drude-Zener, l’effet des transitions intra-bande et de l’absorption par porteurs libres s’écrit

₁ = ∞− ^ω

2 p

ω2[1 + (ωτ )⁻²]⁻¹ (3.9) avec ω_p la fréquence plasma telle que ω²_p = (4πn_ee²)/m^∗, ∞la constante diélectrique à haute fréquence du matériau, n_e la concentration en porteurs libres, m^∗ la masse effective et τ le temps de diffusion des électrons.

L’indice de la zone active est plus difficile à déterminer. Elle est le plus souvent composée de couches en InGaAs/InAlAs. Dans une première approximation, la frac-tion d’InGaAs x présente dans la zone active déterminent l’indice optique de la zone active par l’équation

n_ZA= x · n_InGaAs+ (1 − x) · n_InAlAs (3.10)

où nInGaAs et nInAlAs sont les indices des matériaux définis tels que n = √

∞. En utilisant ce modèle, nommé simplement modèle de Drude, l’indice effectif calculé numériquement est reporté sur la figure 3.4.

Nous y reportons également l’indice mesuré nv, estimé par inversion de la re-lation de Bragg à partir du pas du réseau écrit sur le ruban et de la mesure de la longueur d’onde. Ces points apparaissent sous la forme de croix vertes pour des rubans de 8 µm, 10 µm et 12 µm (figure 3.4(a-c)). Nous constatons que la précision de notre modèle d’indice n’est pas suffisante pour décrire efficacement les points expérimentaux.

Nous nous sommes attachés à trouver un autre modèle permettant de décrire avec plus précison l’indice et la dispersion des matériaux InP, InGaAs et InAlAs. Nous savons qu’à hautes longueurs d’onde, l’absorption par porteurs libres doit être prise en compte. Le modèle de Palick pour l’InP et surtout les modèles basiques

Nombre d'onde (cm-1) 1310 1320 1330 1340 1350 1360 1370 1380 1390 n^e ff 3.13 3.14 3.15 3.16 3.17 3.18 3.19 Nombre d'onde (cm-1) 1310 1320 1330 1340 1350 1360 1370 1380 1390 n^e ff 3.16 3.165 3.17 3.175 3.18 3.185 3.19 3.195 3.2 3.205 Nombre d'onde (cm-1) 1310 1320 1330 1340 1350 1360 1370 1380 1390 n^e ff 3.17 3.175 3.18 3.185 3.19 3.195 3.2 3.205 3.21 3.215 drude bi drude bi drude bi (a) (b) (c) expérimen tal expérimen tal expérimen^tal

Figure 3.4 – Dispersion dans les barrettes de LCQ DFB pour des rubans de (a) 8 µm, (b) 10 µm et (c) 12 µm. Les points en vert sont mesurés, les modèles de Drude et de Bi apparaissent en bleu et en rouge.

pour l’InGaAs et l’InAlAs doivent être revus. Le modèle de Adachi arrivent à décrire avec précision la contribution des transitions inter-bandes à la constante diélectrique [143]. Pour une énergie de photon supérieure au gap du matériau, la constante diélectrique s’écrit ₁(ω) = 1 + ₀+ A  F (x₀) + 0.5( ^E0 E₀+ ∆₀⁾ 3/2F (x_os)  (3.11) avec F (x) = x⁻²[2 −√ 1 + x −√ 1 − x] x₀ = ~ω/E0 x_os = ~ω/(E0+ ∆₀)

et E₀ l’énergie du gap et ∆₀ la séparation en énergie liée au couplage spin-orbite. La contribution des transitions intra-bande issue de la formule (3.9) du modèle de Drude s’écrit

₁(ω) = ∞−^ω

2 p

ω2 (3.12)

en prenant en considération un temps de diffusion des électrons de 10⁻¹² s pour les matériaux semi-conducteurs à température ambiante, tel que le produit ωτ soit grand devant un. En sommant ces deux expressions, l’indice du matériau s’écrit pour des longueurs d’onde plus grande que l’énergie du gap (~ω < E0)

n(ω) = ^q₁(ω) = (A  F (x₀) + 0.5( ^E0 E₀+ ∆₀⁾ 3/2F (x_os)  + ^B (~ω)2 + C)^1/2 (3.13) Les coefficients A, B et C représentent les coefficients pondérateurs de la parti-cipation à l’indice entre les transitions liées au couplage spin-orbite E₀/(E₀+ ∆₀), l’absorption par porteurs libres et les contributions non-dispersives des bandes de plus hautes énergies et du réseau. Les coefficients des matériaux binaires se trouvent dans la littérature [144]. Les coefficients des matériaux ternaires InGaAs et InAlAs ne sont pas présents, car difficiles à mesurer sur un matériau massif et trop dépen-dants de la contrainte amenée par les couches environnantes. Néanmoins, nous avons estimé les coefficients à partir des figures donnant l’indice de l’InGaAs et de l’InAlAs dans le moyen-infrarouge pour un dopage de 1016 cm⁻³ [81]. Seul le paramètre E₀ correspondant à l’énergie de gap est issu de la littérature. Les autres ne peuvent être considérés comme des coefficients possédant un sens physique, mais davantage

3.1. Ensemble de sources LCQ DFB

Paramètres InP InGaAs InAlAs

E₀ [eV] 1,35 0,74 1,45

∆₀ [eV] 0,10 0,57 0,56

A 7,27 8,90 9,15

-B [10⁻³] 6,14 7,72 5,97

C 7,02 9,33 7,54

Tableau 3.1 – Paramètres matériaux utilisés pour le calcul de n(ω).

comme des paramètres d’ajustement du modèle. Les valeurs de ces coefficients sont regroupés dans le tableau 3.1.

En utilisant ce nouveau modèle, l’indice est plus précisément estimé qu’avec le modèle de Drude. Tandis que la précision sur le modèle de Drude est proche de ∆n = 0,03, le modèle de Bi approche davantage les points expérimentaux avec un ∆n inférieur à 0,01. Nous constatons que le décalage persistant est dépendant de la largeur du ruban, entrainement un changement de signe de ∆n pour un guide de 8 à 12 µm de largeur. Le mauvais respect des côtes lors de la gravure du ruban peut expliquer ce décalage. Le modèle de Bi des indices des matériaux est implémenté lors de la réalisation des barrettes de la section suivante. Il devra également être vérifié lors des prochaines réalisations de barrettes à plus basses longueurs d’onde pour une contribution des porteurs libres à l’indice plus faible.

Nouveau procédé de fabrication

Afin d’amener à un haut niveau de maturité cette technologie, il est nécessaire d’adopter un contrôle parfait du procédé de fabrication. Nous avons pour cela déve-loppé une nouvelle technique de lithographie pour définir avec précision les rubans et les angles, tout en limitant la rugosité des rubans. Une configuration en double tranchée pour assurer le confinement horizontal ainsi qu’une meilleure gestion de la thermique est utilisée. Le procédé de fabrication est présenté dans l’annexe A.2. La figure 3.5(a) montre l’ouverture de l’isolant au niveau du ruban, pour réaliser le contact supérieur. La figure 3.5(b) montre la même zone après gravure du réseau DFB. Les réseaux sont définis sur une largeur supérieure au ruban. Les réseaux sont de cette façon centrés sur le ruban pour garantir un couplage constant entre tous les émetteurs de la plaque.

Pour s’affranchir des angles et des dommages non-intentionnels causés aux fa-cettes, l’une d’entre elles est gravée en ICP pendant la définition du ruban. Lors des étapes suivantes, elle est également recouverte d’un isolant (SiO₂ ou Si₃N₄) pendant l’étape d’isolation, puis recouverte d’un métal pendant la définition du contact élec-trique supérieur. Ces étapes permettent de réaliser un traitement réfléchissant sur la facette arrière du laser avec un coefficient de réflectivité R₂ supérieur à 0,95 %.

Des barrettes comportant 34 lasers au pas de 100 µm sont réalisées (figure 3.6(a)). La facette de sortie est définie par clivage des rubans, de longueurs s’échelonnant de 0,5 à 4,5 mm (figure 3.6(b)). Afin d’extraire efficacement la chaleur de la zone active, les lasers après clivage sont reportés sur une embase en AlN. Afin de placer la zone active au plus près de l’embase et donc du module peltier, le laser est placé

10µm 10µm

(a) (b)

Figure 3.5 – Images MEB (a) de l’ouverture de la silice au dessus du ruban et (b) du réseau DFB après gravure.

directement en contact avec le plot d’AuSn permettant le mouillage de la brasure. Ce report est appelé montage épi-side down, dont une image MEB est montrée sur la figure 3.6(c). 10µm 10µm 400µm (a) (b) (c) AuSn AlN lnP ZA

Figure 3.6 – Images MEB (a) de lasers adjacents en configuration barrette, (b) détail de la facette de sortie d’un laser individuel et (c) d’un laser soudé sur son embase en configuration épi-down.

Résultats expérimentaux

Les barrettes de LCQ DFB sont réalisées sur une plaque contenant une zone active émettant à 7,4 µm, identique à celle donnant les résultats de la figure 3.3(c). Les lasers présentés ont une longueur de 3 mm et une largeur de 8 µm, avec une facette arrière de haute réflectivité, tel que précédemment présenté. Les caracté-ristiques courant-tension et courant-puissance sont présentées sur la figure 3.7(a). Les puissances optiques moyennes s’échelonnent entre 1 et 3 mW, pour un rapport cyclique de 3 % à 20^◦C. Les courants de seuil s’échelonnent entre 675 et 815 mA. La variation sur les courant de seuil est produite par la position des dents du réseau par rapport à la facette de sortie [145]. La phase du mode de cavité en est changée produisant une réflectivité à la facette R₁ et des pertes miroirs α_m différentes, en-trainant une variation du seuil selon l’équation 3.1. Le pas du réseau étant proche de 1,2 µm à λ = 7,4 µm et la précision sur le clivage étant de l’ordre de 30 µm, il est difficile de cliver le laser pour que sa position à la facette soit toujours la même. Par conséquent, la comparaison des seuils et de l’efficacité en fonction de la longueur de cavité ne permet pas de remonter aux pertes présentes dans la cavité.

3.1. Ensemble de sources LCQ DFB

barrette de mêmes dimensions dans les mêmes conditions expérimentales permet de comparer les performances d’une barrette issue du nouveau procédé avec une barrette issue de l’ancien. La caractéristique courant-tension est similaire tandis que la puissance de sortie est inférieure, de l’ordre de 25 %. La variation sur l’épaisseur de la gaine supérieure passant de 3,1 à 2,3 µm entrainant un κ · L plus grand peut en partie expliquer ce changement.

Courant (A) 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 Tension (V) 0 3 6 9 12 15 18 (b) 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 Puissance (mW) Courant (A) 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6 Tension (V) 0 3 6 9 12 15 18 Puissance (mW) 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 (a)

Figure 3.7 – Évolutions de la tension et de la puissance optique en fonction du courant traversant la structure pour une barrette (a) issue du nouveau procédé et (b) issue de l’ancien procédé. La fréquence est de 100 kHz, la durée de l’impulsion de 300 ns et la consigne de température de 20^◦C.

Ce nouveau procédé de fabrication de barrette de LCQ DFB est donc validé. Il présente des performances équivalentes au procédé standard et devrait améliorer les rendements de production (nombre de lasers fonctionnels/nombre de lasers réalisés) par substrat tout en apportant une flexibilité sur les configurations accessibles par plaque.

Nous allons maitenant analyser les longueurs d’onde obtenues par rapport aux longueurs d’onde cible. Les réseaux DFB sont difinis par lithographie e-beam puis transférés dans la gaine supérieure en InP par gravure RIE. Le facteur de contre-réaction répartie κ calculé pour un taux de remplissage η de 40 %, une épaisseur de gaine supérieure de 3,1 µm et une profondeur de gravure de 0,620 µm est de 4,25 cm⁻¹. Le coefficient κ · L ≈ 1, 27 est proche de la valeur unité nécessaire au couplage du réseau avec les modes de cavité [146]. Sur la figure 3.8, nous pouvons voir le spectre du laser obtenu sur un spectromètre FTIR avec une résolution de 0,075 cm⁻¹, suffisamment grande pour résoudre les modes longitudinaux de la cavité. Le taux de suppression des modes secondaires (SMSR) est supérieur à 25 dB, pour une longueur d’onde non située au maximum de la zone de gain (1340 cm⁻¹). ce taux de suppression obtenu est nécessaire pour ne pas introduire de détections erronées lors d’une mesure d’absorption d’un gaz.

La figure 3.9(a) regroupe les spectres mesurés sur 15 émetteurs adjacent de la matrice d’émetteurs couvrant la bande 1318-1360 cm⁻¹. Les nombres d’onde me-surés sont reportés sur la figure 3.9(b) en fonction des valeurs cibles. La régression linéaire réalisée sur les points expérimentaux indique une excellente prise en compte de la dispersion, (coefficient directeur de 0,99), issue de l’estimation de l’indice effec-tif n_eff présent dans l’équation (3.5). Néanmoins, un décalage constant de -2 cm⁻¹ est présent sur l’ensemble des nombres d’onde mesurés. Ce décalage peut entrainer une perte d’intensité dans la situation où la barrette serait combinée avec le

multi-Nombre d'onde (cm-1) 1280 1300 1320 1340 1360 1380 1400 1420 1440 Intensit ée normalisée 10-4 10^-3 10^-2 10^-1 10⁰

Figure 3.8 – Spectre d’un laser de la barrette de LCQ DFB issue du nouveau procédé de fabrication. Les conditions de mesures sont de 13 V, 1,05 A, 300 ns, 100 kHz et 20^◦C.

plexeur AWG du chapitre 2 ayant un espacement intervoie de 3 cm⁻¹. Un raffinement supplémentaire du modèle pour le calcul d’indice effectif est encore nécessaire, no-tamment sur les indices des matériaux d’isolation du ruban, récemment mesurés par ellipsométrie dans le MIR de λ = 3 à 11 µm [147].

Nombre d'onde (cm-1) Intensit é Normalisée 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1310 (a) (b)

Figure 3.9 – (a) Spectres de 15 lasers adjacents de la barrettes de 3 mm de longueurs et 8 µm de largeurs. (b) Nombres d’onde mesurés en fonction des nombres d’onde ciblés par le réseau de diffraction.