1 – Principe
La caractérisation non-linéaire de nos échantillons va nous permettre d’obtenir leur fonc-tion de transfert, c’est à dire la réflectivité R en foncfonc-tion de l’énergie incidente Ein. A partir de ces mesures, il est ensuite possible d’en déduire l’énergie de commutation, le contraste et les pertes d’insertion pour chaque structure.
2 – Montage expérimental
La figure 57 montre le montage utilisé pour mesurer les fonctions de transfert. N’ayant pas de source laser adéquate en disponibilité au laboratoire, nous avons utilisé un banc de mesure situé dans les locaux d’Alcatel-Thales III-V Lab. La source utilisée est un laser fibré à blocage de mode de marque Pritel. Cette source produit des impulsions avec un taux de répétition de 19,5 MHz et à une longueur d’onde ajustable entre 1540 nm et 1560 nm.
Fig. 57 – Schéma du montage expérimental tout-fibré de mesures des fonctions de transfert. 1, 2 et 3 représentent les entrées et sorties du circulateur optique. Les flèches rouges montrent le trajet suivi par le faisceau laser.
La figure 58.a montre un spectre d’émission typique de la source Pritel centré à 1552 nm et mesuré à l’OSA. On constate que la largeur spectrale ∆λ à mi-hauteur des impulsions est de 2,6 nm, soit environ 350 GHz (∆ν). La largeur temporelle ∆t à mi-hauteur des im-pulsions à quant à elle été déterminée à l’aide d’un autocorrélateur. Le principe de fonc-tionnement d’un autocorrélateur est présenté au chapitre 6. La figure 58.b montre le signal d’autocorrelation ainsi obtenue. La largeur à mi-hauteur de l’impulsion est déduite en corri-geant la valeur à mi-hauteur du signal d’autocorrélation par un facteur dépendant de la forme des impulsions [5]. Ainsi, pour une enveloppe de type Gaussienne, la largeur à mi-hauteur de la fonction d’autocorrélation est égale à√
2 fois la largeur à mi-hauteur de l’impulsion. Pour une sécante hyperbolique, ce facteur vaut 1,543. Les valeurs théoriques du produit ∆ν.∆t sont de 0,44 pour une forme Gaussienne et de 0,31 pour une forme de type sécante hyperbolique. Pour remonter à la largeur de l’impulsion, on est donc obligé d’émettre une hypothèse sur sa forme. En supposant que nos impulsions ont une forme sécante hyperbo-lique, on trouve un largeur à mi-hauteur ∆t de 0,9 ps, et un produit ∆ν.∆t de 0,3, ce qui est proche de la valeur théorique. Grâce au faible taux de répétition de ce laser, il est pos-sible de saturer l’absorption avec des puissances moyennes incidentes suffisamment faibles pour éviter l’apparition des effets thermiques. Enfin, comme la durée des impulsions est plus courte que la durée de vie des porteurs, il est possible de mesurer directement l’intensité apparente de saturation, c’est à dire l’intensité incidente à fournir pour diviser par deux l’ab-sorption. Afin d’éviter tout élargissement spectral et temporel des impulsions lasers, nous avons délibérément évité l’utilisation d’amplificateurs optiques et de filtres optiques.
Remarque : Les enveloppes de forme sécante hyperbolique et celles de forme Gaussienne étant très proches, on supposera dans le reste de ce mémoire que les impulsions Laser ont une forme Gaussienne afin de simplifier les équations mathématiques.
Afin de minimiser les pertes, nous avons choisi de réaliser un banc de mesures tout-fibré, c’est à dire que chaque appareil est connecté aux autres à l’aide de fibres optiques. De plus, cette configuration permet d’éviter tout réglages fastidieux pour le trajet des faisceaux. Le laser est connecté à un atténuateur électronique variable de marque Hewlett-Packard permet-tant d’atténuer la puissance moyenne du faisceau laser. L’atténuateur est lui-même relié à un circulateur optique. La sortie 2 du circulateur est connectée à une fibre optique lentillée (FOL) de marque Yenista Optics possédant une distance de travail d’une centaine de micro-mètre et un diamicro-mètre de spot w0 à 1/e2 du maximum d’intensité de 4,1 µm (vérifié par une mesure en champ proche). La lentille de cette FOL est recouverte d’un dépôt anti-reflet centré
a) b)
Fig. 58 – a) spectre d’émission du laser Pritel mesuré à l’analyseur de spectre optique. b) signal d’au-tocorrélation du laser Pritel mesuré à l’autocorrélateur.
à 1550 nm afin d’éviter toute réflexion parasite. Le bout de la FOL est fermement maintenu dans un V-groove monté sur trois platines de translation permettant un déplacement avec une résolution inférieure au micromètre dans les trois directions de l’espace. Il est enfin possible de modifier l’angle d’incidence avec la surface de l’échantillon à l’aide d’une platine de rota-tion. Cette fibre lentillée est utilisée pour focaliser très précisément et à incidence normale le faisceau laser sur le composant étudié. Grâce aux platines de translation, il est possible de ba-layer toute la surface d’un échantillon afin d’en caractériser l’homogénéité ou de rechercher un point de fonctionnement particulier. La lumière réfléchie par l’échantillon est ensuite ré-cupérée par la FOL et renvoyée dans le circulateur optique. Celui-ci redirige le signal réfléchi vers la sortie 3, elle-même reliée à un puissance-mètre qui permet de mesurer la puissance moyenne du signal réfléchi. En faisant varier l’intensité incidente (Iin) sur l’échantillon et en comparant le signal réfléchi avec celui obtenu avec un miroir d’or (réflectivité de 97,7 % dans l’air), il est ainsi possible d’obtenir la fonction de transfert R = f(Ein) de l’échantillon. Remarque : Ce banc de mesure ne permet pas de mesurer la réflectivité absolue d’un échantillon, mais uniquement sa réflectivité relative. L’utilisation du miroir d’or comme ré-férence de réflectivité permet néanmoins une très bonne estimation des réflectivités absolues.
3 – Exemple de mesure
La figure 59 montre un exemple de mesures obtenues avec ce banc de caractérisation non-linéaire, sur la structure HD7b-(AD1) (dose d’irradiation de 4x1011cm−2). On constate bien l’importante variation non-linéaire de la réflectance moyenne avec la fluence incidente, ainsi que la convergence de la réflectivité vers une valeur maximale aux très fortes fluences, preuve d’une saturation de l’absorption.
Afin de déterminer les paramètres caractéristiques de cette fonction de transfert, nous avons utilisé la fonction d’ajustement semi-empirique suivante, dérivée de la loi de saturation de l’absorption à deux niveaux (Eq. (2.12) page 46)
R = Rmax+ Rmin− Rmax 1 +Ein
Ec
β , (4.1)
avec Rmin et Rmax les réflectivités minimale et maximale, Ein l’énergie incidente, Ec
Fig. 59 – Réflectance en fonction de la fluence incidente. Cette fonction de transfert a été obtenue à par-tir de la structure HD7b-(AD1). La courbe en pointillé noir montre l’ajustement des données par une fonction semi-empirique.
un facteur de qualité. Lorsque le coefficient β est égale à 1, alors la fonction de transfert suit fidèlement la loi de saturation à deux niveaux. Pour la fonction de transfert sur la figure 59 on trouve Rmin= 7,5 %, Rmax= 80 %, Ec= 16,5 µJ/cm2 et β = 1. A partir de ces paramètres, on peut finalement en déduire le contraste (C ≈ 10 dB) et les pertes d’insertion (Pi≈ 1 dB) de la structure HD7b-(AD1).