Comparaison aux données expérimentales

Pour comprendre le phénomène précédemment observé, nous avons comparé le résultat des mesures au modèle établi en section 3.1. La gure 3.18 présente une comparaison entre les valeurs mesurées expérimentalement et calculées par le mo- dèle de Drude-Lorentz de la fréquence du maximum de l'amplitude du spectre pour les quatre types d'antennes fabriquées. Pour s'assurer de la tendance observée, nous

3.3. Etude de l'accordabilité des antennes photoconductrices

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Figure 3.17  Mesures par spectroscopie THz du rayonnement des antennes in- terdigitées fabriquées. A gauche :Spectres normalisés détectés pour des antennes avec un espace entre électrodes de 2 µm, 5 µm, 10µm et 20 µm. A droite :Champs électriques THz normalisés mesurés.

avons répété les mesures sur au moins deux antennes de chaque type. Les paramètres utilisés dans les simulations sont les paramètres expérimentaux pour la puissance d'excitation (600 mW), les caractéristiques de l'impulsion d'excitation (820 nm, 100 fs, 76 MHz) et le champ appliqué (30 kV/cm). Pour le substrat en GaAs semi-isolant, des temps typiques de diusion de 70 fs et de vie des porteurs de 30 ps ont été choisis [Jepsen 1996]. Les capacités interdigitées calculées sont de 0.78, 1.56, 3.13 et 7.8 pF pour les antennes de 20 µm, 10 µm, 5µm et 2 µm respectivement.

La gure 3.19 présente l'évolution du champ entre les électrodes pour ces quatre structures. L'arrivée de l'impulsion optique coïncide avec le temps t = 1 ps. Le champ entre les électrodes s'eondre très rapidement pour les antennes de 2 et 5 µm. Il est même totalement écranté pour l'antenne de 2 µm expliquant ainsi la dynamique plus rapide de cette antenne. Pour les antennes de plus grand espace entre électrodes, l'écrantage du champ statique est plus lent et la distance entre les charges déplétées est trop grande pour l'annuler.

Les données calculées sont en bon accord avec les valeurs mesurées ce qui conduit à conclure que l'origine du décalage du spectre vers des fréquences plus élevées tire son origine de l'écrantage coulombien du champ inter-électrodes plus rapide.

Un raisonnement relativement simple permet de comprendre pourquoi l'écran- tage plus rapide du champ inter-électrodes par les charges décale l'émission de l'an- tenne. Dans cette expérience, l'espace inter-électrodes est illuminé de manière ho- mogène et la densité d'excitation reste constante pour chaque antenne. Comme les porteurs de charge photo-générés sont considérés balistiquement accélérés entre l'anode et la cathode, les eets d'écrantage sont plus ecaces à mesure que l'espace séparant les électrodes diminue. Le battement généré est ainsi plus bref conduisant à une émission spectralement décalée vers des hautes fréquences.

Figure 3.18  Comparaison entre les fréquences pics des spectres calculés et mesurés pour diérentes antennes. Chaque point de couleur correspond à une antenne testée.

Figure 3.19  Simulations du champ électrique inter-électrodes pour les quatre types d'antennes étudiées.

3.3. Etude de l'accordabilité des antennes photoconductrices

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Figure 3.20  Schéma de l'écrantage pour un espace inter-électrodes large et faible.

La gure 3.20 présente schématiquement l'origine de l'écrantage coulombien plus rapide pour les espace inter-électrodes plus petits dans le cadre du modèle utilisé. Dans les deux cas de gures présentés, la densité de porteurs n et le champ élec- trostatique appliqué Eapp sont identiques. Le bloc d'électrons se déplace alors de la

même quantité ∆x dans les deux cas et le même nombre de porteurs sont déplacés (même densité). Ainsi, des champs contre-réactifs Ecr1 et Ecr2, équivalents à une

force de rappel, sont induits par le même nombre de porteurs. Or, ce champ est plus faible pour l'espace plus large car proportionnel à l'inverse de la distance, Ecr1 <

Ecr2. Cela conduit à une oscillation plus lente pour l'espace de grande taille et donc

à un spectre rayonné comportant plus de composantes basses fréquences et moins de composantes hautes fréquences, comme cela est observé sur les spectres de la gure 3.17. Sur cette même gure, l'allure des traces temporelles permet également de conrmer cette interprétation. En eet, avant l'instant t = 0 ps, les traces tem- porelles ont des allures similaires. Après l'instant t = 0 ps, leurs allures dièrent, montrant que les impulsions THz générées deviennent plus brèves, conduisant à un spectre contenant plus de hautes fréquences.

Cette étude montre ainsi qu'il est possible d'ajuster le spectre d'émission de ces antennes tout en conservant le même équipement et montage expériemental. Pour les expériences utilisant la spectroscopie THz présentées par la suite, notre choix s'est naturellement porté vers les antennes interdigitées avec un espace inter-électrode de 2 µm.

Figure 3.21  Indice de réfraction du GaAs massif à 300 K dans la gamme THz

3.4 Optimisation du spectre émis : émission par réexion

Nous présentons dans cette section, le seconde optimisation que nous avons réa- lisé dans le but d'accéder à une gamme spectrale, pour les expériences de spec- troscopie THz, étendue le plus possible vers les hautes fréquences. Nous montrons qu'il est possible d'étendre signicativement le spectre d'émission des antennes pho- toconductrices interdigitées en modier la conguration de la partie du montage expérimental qui permet la génération d'impulsions THz.

Un autre phénomène est à prendre en compte en ce qui concerne l'utilisation de l'antenne dans une expérience de spectroscopie THz. Usuellement, une antenne photoconductrice est excitée par une impulsion optique par l'une de ses faces et le rayonnement THz émis est collecté via l'autre face. Dans ce cas (voir gure 3.22(a)), l'onde THz émise à la surface du GaAs se propage à travers celui-ci avant d'être col- lectée. Or, le GaAs présente une certaine dispersion, i.e. l'indice de réfraction dépend de la fréquence de l'onde. La gure 3.21 présente la dispersion de l'indice pour du GaAs massif à 300K tirés des tables de [Palik 1998]. Ce phénomène est d'autant plus marqué que l'impulsion est courte et donc constituée d'une grand nombre de fréquences. L'eet provoque l'étirement temporel de cette impulsion causant ainsi le rétrécissement de son spectre en fréquences [Wu 1997].

Une solution pour s'aranchir de la dispersion du matériau est d'utiliser un montage de l'antenne en réexion (voir gure 3.22(b)) [Shen 2003]. Dans ce cas, l'excitation optique et la collection de l'onde THz s'eectue sur la même face et les impulsions THz collectées ne sont plus celles issues de la transmission à travers le substrat de GaAs. Une partie du montage de l'expérience doit alors être réadaptée pour permettre cette nouvelle disposition. La gure 3.22 présente les deux types de montages pour l'antenne par collection en transmission et en réexion.