Détecteurs quantiques et optoélectroniques

Les détecteurs quantiques sont basés sur l’absorption d’un photon par un électron. Si l’énergie du photon est suffisante, l’électron acquiert suffisamment d’énergie pour passer au niveau énergétique supérieur. Dans le cas des semiconducteurs massifs la transition éner-gétique se fait de la bande de valence vers la bande de conduction. La différence entre ces deux niveaux d’énergie est la bande interdite. Pour qu’une transition soit possible il faut que l’énergie du photon soit au moins égale à l’énergie de la bande interdite. Ces transitions sont aussi appelées transitions interbandes puisque l’on passe de la bande de valence vers la bande de conduction à travers la bande interdite. Les transitions intrabandes ont lieu d’un niveau de la bande de conduction/valence vers un niveau supérieur de la bande de conduction/valence. Dans le cas du rayonnement térahertz qui s’étend de 300 GHz à 3 THz, l’énergie des photons est comprise entre 1,2meV et 12,4meV. En comparaison la plus petite bande interdite parmi les semiconducteurs III-V courants est l’InSb avec 170meV. Les photons térahertz ne sont donc pas suffisamment énergétiques pour produire des transitions interbandes dans un semiconducteur standard.

Pour contourner cette limitation il y a deux possibilités. La première consiste à rajouter des impuretés dans le semiconducteur pour créer des niveaux dans la bande interdite (semi-conducteur extrinsèque). L’écart énergétique entre ce nouveau niveau et la bande de conduc-tion est suffisamment faible pour que le matériau absorbe des photons térahertz. La deuxième est d’utiliser les propriétés de la physique quantique et de réaliser des nano-structures où des effets de quantification énergétique apparaissent. Cela permet de créer des transitions intra-bandes dont la différence énergétique entre les niveaux est fixée par les dimensions latérales de la nano-structure. Ce type de détecteur est appelé détecteur quantique.

Une autre technique de détection consiste à échantillonner optiquement le signal térahertz détecté par une antenne. La tension induite aux bornes de l’antenne est échantillonnée à l’aide d’un laser femtoseconde et d’un photocommutateur. Cette technique s’appelle l’échantillon-nage photoconductif.

1.2.3.1 Germanium dopé gallium ou dopé antimoine

Le germanium dopé gallium (Ge :Ga) ou dopé antimoine (Ge :Sb) est un photodétecteur de type extrinsèque, c’est à dire que l’on introduit des impuretés dans le semiconducteur. Ces

impuretés ont pour effet de créer une bande de défauts dans la bande interdite ce qui permet de rendre le matériau sensible à un rayonnement de longueurs d’ondes plus grandes.

Le germanium dopé est très utilisé en astronomie pour mesurer le rayonnement infrarouge. Il s’utilise dans des dispositifs refroidis à l’hélium liquide pour minimiser le bruit. La détection du rayonnement se fait directement ou par une détection hétérodyne[60] où le temps de vie des porteurs (de l’ordre de 2ns[61] pour un dopage au gallium) doit être court pour augmenter la bande passante. L’absorption du rayonnement térahertz par le semiconducteur polarisé permet de moduler sa conductivité en fonction de l’intensité du rayonnement. La mesure du courant photogénéré permet de remonter à la puissance du rayonnement.

Le germanium dopé antimoine a quasiment les mêmes propriétés optiques et électriques que le germanium dopé gallium[62]. La seule différence notable c’est qu’il devient absorbant pour des longueurs d’ondes légèrement plus longues que 130µm (2,3 THz) pour Ge :Sb contre 120µm (2,5THz) pour Ge :Ga.

Pour ce genre de matériau, il y a un compromis à faire au niveau du dopage. Un dopage trop élevé augmente le courant d’obscurité alors qu’un dopage trop faible diminue l’efficacité d’absorption du matériau.

On trouve dans la littérature pour le Ge :Ga une réponse de 16,2A/W et un NEP de 2,6·10−17W/^√Hz à 4,2K[63]

1.2.3.2 Le photodétecteur infrarouge à puits quantiques Le photodétecteur infrarouge à puits quantiques (QWIP15

en anglais) a été démontré en 1987 par Levine et al [64] à AT&T et Bell Laboratories avec un superréseau en GaAs/AlGaAs. Les résultats obtenus pour ce détecteur optimisé à une longueur d’onde de détection de 10,8µm sont une bande passante de 10% autour de λ = 10, 8µm et une réponse de 0,52A/W avec un temps de réponse de 30ps. Ces résultats ont été obtenus pour une température de fonctionnement comprise entre 15K et 80K. Le mécanisme utilisé pour la détection du rayon-nement térahertz est la transition d’électrons d’un niveau fondamental d’un puits quantique vers un continuum d’énergie. La structure est polarisée par un champ électrique extérieur ce qui permet d’accélérer les charges et de créer un photocourant. Ce photocourant est pro-portionnel à la densité d’électrons photogénérés donc à l’intensité du signal à détecter. Le rayonnement à détecter est de très faible énergie (12,4meV à 3 THz). Il en est de même pour les transitions électroniques dans le puits quantique. Cela signifie que ce genre de dis-positif peut difficilement fonctionner à température ambiante et plus généralement lorsque kBT > ∆E.

15

L’avantage de cette structure est sa facilité d’intégration pour la réalisation de matrices entières de plusieurs détecteurs. Cette capacité d’intégration couplée à un temps de réponse relativement court permet de concevoir des systèmes intégrés dans l’imagerie et de suivre l’évolution de phénomènes relativement rapides.

Ce dispositif couplé à un QCL a été utilisé pour réaliser une communication photonique à 3,8 THz[65]. Le signal de la porteuse détecté par le QWIP (GaAlAs/GaAs) était 100 fois supérieur au niveau du bruit, cette liaison a permis l’envoi d’un signal audio.

Le diagramme de bande d’un QWIP est présenté sur la figure 1.18. Un léger dopage de type n de l’ordre de 1016cm−3 à 1017cm−3 permet de remplir le fond des puits quantiques d’électrons. Le rayonnement térahertz incident excite les électrons du fond du puits et leur permet de sortir du puits quantique. En pratique, le dispositif est refroidi à l’azote liquide

Fig. 1.18 – Mécanisme pour la détection du rayonnement térahertz dans un QWIP[66]. où la température n’est plus que de 77K (6,6meV). Le courant photogénéré proportionnel à l’intensité du rayonnement térahertz est ensuite mesuré par un circuit extérieur.

La principale limitation pour la détection est le courant d’obscurité qui a pour origine trois mécanismes. Le premier est l’effet tunnel à travers les barrières des différents puits qui est d’autant plus important qu’elles sont fines. Les deux autres sont d’origines thermiques : le premier est l’effet tunnel assisté thermiquement (c’est à dire que les électrons traversent la barrière de potentiel après avoir été excité thermiquement), et le deuxième est tout simple-ment le courant thermoionique classique.

La difficulté dans la réalisation de QWIP dans la gamme des térahertz (λ>50µm) est la manifestation d’interactions normalement négligeables dans la réalisation de détecteurs dans l’infrarouge moyen[67]. En principe la structure des QWIP est conçue de manière à pouvoir exciter très facilement un électron au fond du puits. Cette énergie d’excitation dans le domaine des térahertz est équivalente à certaines interactions de type électron-phonon et électron-impureté. Ces interactions sont responsables de la différence entre les résultats

de simulation et les mesures expérimentales lors de la conception de détecteur térahertz en utilisant les modèles théoriques des détecteurs d’infrarouge moyen.

La réponse typique des QWIP est de l’ordre de la dizaine de mA/W. 1.2.3.3 Échantillonnage optique

Les premiers travaux sur l’échantillonnage optique de phénomènes transitoires ultra-rapides ont commencé en 1982 avec le système développé par Valdamis et al [68]. Le principe de mesure est basé sur l’échantillonnage en temps équivalent illustré sur la figure 1.19. Cette

Fig.1.19 – Principe de l’échantillonnage en temps équivalent.

méthode permet de reconstituer un signal ultra-rapide à partir d’un ensemble de points d’échantillonnage pris sur un signal périodique ou répétitif à différents instants.

Dans l’échantillonnage optique, l’amplitude de chaque échantillon est déterminée suite à l’interaction entre un faisceau optique et le signal électrique à mesurer, de sorte à faire varier une grandeur physique facilement mesurable. Le délai entre chaque prise d’échantillon est déterminé par une ligne à retard généralement mécanique.

Dans cette section, nous allons voir deux méthodes d’échantillonnage. La première est de type électro-optique et la deuxième est de type photoconductrice.

Échantillonnage électro-optique

L’échantillonnage électro-optique couramment utilisé est basé sur deux effets physiques : le premier, l’effet Pockels et le deuxième, l’effet Franz-Keldysh.

L’effet Pockels permet de changer la propriété de biréfringence de certains cristaux sous l’effet d’un champ électrique extérieur. Cela entraîne un changement de polarisation de l’onde électromagnétique qui traverse le cristal, proportionnel à l’intensité du champ électrique. Une mesure du changement de polarisation à l’aide de deux polariseurs croisés permet de déterminer l’intensité du champ électrique.

L’effet Franz-Keldysh permet de mesurer des variations ultra-rapides du champ électrique qui se propage sur une ligne de transmission[69]. Cet effet permet de faire varier le coefficient

d’absorption d’un semiconducteur en fonction du champ électrique appliqué. À fort champ électrique, la variation du coefficient d’absorption est linéaire.

L’avantage de cet effet par rapport à l’effet Pockels est que la mesure du champ électrique est directe. Le schéma de la figure 1.20 illustre le principe de mesure. Une première impulsion laser interagit avec un photodétecteur qui génère une impulsion très courte sur la ligne de transmission. Une deuxième impulsion issue du même laser mais retardée par une ligne à retard mécanique interagit avec le semiconducteur dont les propriétés optiques sont modifiées par l’impulsion électrique sur la ligne. Une mesure de l’intensité du signal réfléchi ou transmis

Fig. 1.20 – Schéma de principe pour la mesure par électroabsorption.

par le semiconducteur permet donc d’avoir directement l’image du champ électrique sur la ligne. L’échantillonnage étant réalisé par temps équivalent, une ligne à retard permet de différer la prise d’échantillon dans le temps. Le pas d’échantillonnage δt, fixé par la ligne à retard, a un pas minimum de déplacement d, la vitesse de la lumière c étant parfaitement connue, le pas d’échantillonnage s’exprime par la relation : δt = 2d/c. Le facteur 2 tient compte de l’aller-retour sur la ligne à retard. En pratique le pas d’échantillonnage est de l’ordre de 20 à 100 femtosecondes.

caractéristiques τL, τOet τE. τLest la durée des impulsions du laser, τO est le temps de transit de l’impulsion optique à travers le semiconducteur et τE le temps de transit du signal élec-trique à mesurer à travers la tâche optique de sonde. Les deux derniers temps caractéristiques se calculent de la manière suivante :

τO = 2ens/c (1.26)

τE = dne/c

avec e l’épaisseur du semiconducteur, n_s l’indice optique du semiconducteur, d le diamètre de la tâche optique, ne l’indice effectif du mode térahertz et c la vitesse de lumière.

Au final la résolution temporelle de la mesure est donnée par : τ_O = q τ2 L+ τ2 O+ τ2 E (1.27)

En pratique, elle est comprise entre 200fs (avec une ligne CPS sur du quartz) et 250fs (avec une ligne CPW sur de l’AlGaAs).

La résolution temporelle avec l’effet Pockels est plus importante. En effet, le cristal à traverser est plus épais (≈ 200µm) afin de pouvoir mesurer efficacement la différence de phase et ceci augmente le temps caractéristique τ0. Au contraire pour l’effet Franz-Keldysh, l’épaisseur du semi-conducteur est de l’ordre du micron. En contre partie la technique mise en œuvre pour l’effet Pockels permet de faire des mesures externes c’est à dire sans contact au niveau du composant sous test. Cette technique permet également de déterminer le sens de propagation de l’impulsion[70].

Échantillonnage photoconductif

L’échantillonnage photoconductif permet de détecter un signal térahertz qui se propage en espace libre ou sur une ligne. Le dispositif est composé d’une antenne photoconductrice et d’une partie du faisceau optique ayant servie à générer l’impulsion térahertz. L’antenne photoconductrice est constituée d’un semiconducteur isolant et d’une métallisation dont la géométrie permet de capter le rayonnement térahertz.

Le principe de la détection est illustré sur la figure 1.21. En présence d’un rayonnement térahertz, la tension aux bornes de l’antenne VT Hz est non nulle mais du fait du caractère iso-lant du semiconducteur aucun courant ne circule. En éclairant le semiconducteur, les charges photogénérées vont être accélées par la tension VT Hz induite par le rayonnement térahertz, ce qui va créer un courant. Ce courant étant proportionnel à l’intensité du rayonnement térahertz, la mesure de celui-ci permet de déterminer la présence du rayonnement et son

am-nA V_THz

Spot d'excitation optique

Fig. 1.21 – Détection photoconductrice.

plitude. Le matériau semiconducteur est en général un matériau à temps de vie court pour obtenir un temps de conduction (d’échantillonnage) très court.

La bande passante de cette technique de mesure est importante puisque les fréquences basses détectées sont de l’ordre de 200 à 300GHz[71] avec une antenne en forme de T. La fréquence supérieure, fixée par la durée des impulsions optiques et la durée de vie des porteurs, est de 60 THz[72].

1.3 Conclusion

Dans ce chapitre, nous avons présenté les différents composants et techniques pour la génération et la détection de térahertz.

Pour la génération, la figure 1.22 illustre bien la notion de gap térahertz. En effet, quelque soit l’approche, la puissance térahertz générée par les sources diminue fortement aux envi-rons du térahertz. Pour des fréquences inférieures à 1 THz, les composants optoélectroniques comme les photomélangeurs à base d’UTC-PD offrent de bons résultats. Certains de ces dispositifs ont l’avantage d’utiliser des lasers à des longueurs d’ondes de 1,55µm. Au-delà de 1 THz, les lasers à cascade quantique sont très bien positionnés avec de bonnes perfor-mances en terme de puissance générée. Cependant, ils ne fonctionnent pas à l’heure actuelle à température ambiante.

Le tableau 1.13 permet de comparer les différentes sources térahertz vues dans ce chapitre. Pour la détection de rayonnement térahertz, les détecteurs thermique ont l’avantage d’être large bande mais avec un temps de réponse relativement long dû aux constantes de temps thermiques. Les détecteurs électroniques sont compacts et ont des temps de réponse relati-vement courts puisque uniquement limités par des phénomènes électroniques. Les détecteurs à diodes Schottky sont aujourd’hui les plus utilisés avec des circuits de détection

relative-Fig. 1.22 – État de l’art des sources térahertz, les puissances pour le laser p-Germanium et l’optique non-linéaire (DFG, paramètrique) correspondent à des puissances crêtes[73]

ment simple. Enfin, les détecteurs quantiques et optoélectroniques utilisent les transitions électroniques des électrons suite à l’absorption d’un photon et ont un temps de réponse rela-tivement court. L’échantillonnage optique a l’avantage de fonctionner à température ambiant et de pouvoir reconstituer temporellement le signal térahertz.

Le tableau 1.14 regroupe les différents types de détecteurs que nous avons présenté dans ce chapitre.

Source Gamme spectrale (THz)

Puissance Avantages Inconvénients Électronique

Diode à effet < 1THz _∼10µW compact faible puissance, tunnel résonnant compacité fréquence limitée

Source à base < 0,3THz µW - mW puissance, fréquence

de transistors compacité limitée

Multiplication < 2THz quelques µW relativement coût, de fréquence _→1mW compacte, complexité,

rendement, bande étroite puissance

Optique

Laser à > 1THz _∼mW compact, fonctionnement

cascade puissance cryogénique,

quantique peu accordable

Optique > 1THz _{∼ µW} largeur de encombrement non-linéaire bande, puissance (forte puissance

de pompe), rendement Optoélectronique

Photo- quelques THz nW - µW très largement puissance

mélangeurs accordable, limitée

en GaAs-BT pureté spectrale

Photo- < 1THz quelques µW très largement puissance

mélangeurs à accordable, limitée

base d’UTC-PD λoptique= 1, 55µm

Photo- quelques 0,1 nW - µW spectre large, puissance

commutateurs _→10THz cohérence limitée,

en GaAs-BT temporelle résolution

spectrale Tab. 1.13 – Comparaison des différentes sources térahertz présentées

Type Domaine

spectrale (µm) ^{Temps de}réponse ^{Réponse (V/W) NEP (W/} √

Hz) Thermique

Bolomètre

Si 4,2K 2 - 2000 1ms 1,5·10−4 2·10−12

HEB large bande ns - 10−12 - 10−14

Cellule de Golay large bande ms - s 10−4 10−10

Détecteur large bande - 1,5·105 4·10−10

pyroélectrique Électronique Diode - < 1ns 4000@100GHz 1,5·10−12@150GHz Schottky 400@900GHz 20·10−12@800GHz Détecteur gaz - - 7·104@650GHz 3·10−10@650GHz d’électrons 2D Quantique et optoélectronique

Ge :Ga 4,2K large bande _∼ns 16 2,6·10−17

QWIP - _{∼ps ∼10}−2A/W

-Photo- large bande sub-ps 0,5-1·103 ∼3·10−10

commutateur _{→ 30THz}

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