2.2 CARACTERISTIQUES OPTIQUES ET ELECTRIQUES DU PHOTO-
2.3.3 R´ eponses temporelles des photoconducteurs mesur´ ees par ´ echantillonnage
D’UNE COUCHE D’InGaAs IRRADIEE
Le photoconducteur irradi´e `a une dose de 1011Au+/cm2 g´en`ere des impulsions de 14 ps de largeur `a mi-hauteur pour une amplitude de 0,36 V pour une polarisation de 3V. Ces caract´eristiques sont tr`es bonnes mais sont limit´ees par la r´esolution de l’appareil de mesure uitlis´e. Pour d´eterminer la r´eponse temporelle r´eelle d’un tel photoconducteur nous avons effectu´e des mesures temporelles ayant une plus grande r´esolution.
2.3.3 R´eponses temporelles des photoconducteurs mesur´ees par ´echantillonnage ´
electro-optique
Pour aller au-del`a des limitations temporelles impos´ees par l’oscilloscope `a ´ echantillon-nage, nous avons mont´e un banc d’´echantillonnage ´electro-optique. Ce montage est en fait un montage pr´eliminaire au banc d’´echantillonnage ´electro-optique final qui sera montr´e dans un chapitre ult´erieur. Des mesures de la dynamique des photoconducteurs avec une r´esolution de 2 ps ont ´et´e obtenues.
Fig. 2.12 : Sch´ema descriptif du banc d’´echantillonnage ´electro-optique.
Dans ce paragraphe, nous ne d´ecrirons pas en d´etails toutes les subtilit´es d’une exp´ eri-ence d’´echantillonnage ´electro-optique puisque c’est l’objet du chapitre 4. Pour caract´eriser
les r´eponses temporelles des photoconducteurs, un premier montage ´electro-optique a ´et´e r´ealis´e (voir sur la figure 2.12).
Nous avons donc mesur´e les r´eponses temporelles des photoconducteurs irradi´es avec le banc d’´echantillonnage ´electro-optique ainsi r´ealis´e. Nous pouvons voir sur la figure 2.13 la r´eponse temporelle d’un photoconducteur interdigit´e irradi´e `a une dose de 1011
Au+/cm2.
La puissance optique du faisceau incident est de l’ordre du miliwatt. Le faisceau de sonde est focalis´e sur le photoconducteur avec une taille de spot de 10 µm. L’impulsion ´
electrique g´en´er´ee a une largeur `a mi-hauteur de 2,2 ps avec une amplitude de 0,65 V pour une polarisation de 3 Volts. L’impulsion est l´eg`erement asym´etrique avec un temps de descente l´eg`erement plus long que le temps de mont´ee. Le temps de mont´ee mesur´e entre 10 et 90 % du maximum de l’impulsion est de 1,5 ps alors que le temps de descente est estim´e `a 2,1 ps. Les temps de mont´ee et de descente incluent la r´eponse de l’ensemble
Fig. 2.13 : Impulsion ´electrique g´en´er´ee par un photoconducteur interdigit´e irradi´e par des ions Au+ `a une dose de 1011 cm−2 et polaris´e `a 3 V.
de mesure ´electro-optique. Le front de mont´ee de l’impulsion ´electrique est normalement principalement imit´e par le temps de mont´ee RC du composant. Comme nous l’avons vu
Chapitre 2. REALISATION D’UN PHOTOCONDUCTEUR ULTRA-RAPIDE A BASE D’UNE COUCHE D’InGaAs IRRADIEE
pr´ec´edemment, ce temps est calcul´e pour ˆetre toujours tr`es inf´erieur `a la picoseconde. Or le temps de mont´ee apparent est limit´e `a 1,5 ps. Ceci est dˆu `a une limitation du temps de mont´ee par notre ensemble de mesure. A partir du front de mont´ee de l’impul-sion ´electrique, nous pouvons estim´e la r´eponse de l’ensemble de mesure en ajustant un profil gaussien au temps de mont´ee. Le meilleur ajustement est trouv´e pour une gaus-sienne de 0,84 ps de largeur `a mi-hauteur. La contribution non-n´egligeable de l’ensemble ´
electro-optique est due `a la p´en´etration du champ ´electrique `a l’int´erieur du cristal de LiTaO3. Le temps de transit total de l’impulsion optique de sonde dans la r´egion o`u le champs ´electrique est non nul est alors de 0,84 ps ce qui correspond `a une longueur de p´en´etration du champ ´electrique de 58 µm `a l’int´erieur du cristal. La d´ecroissance de l’impulsion ´electrique peut ˆetre consid´er´ee comme une convolution du profil gaussien li´e `
a la partie exp´erimentale et `a une exponentielle d´ecroissante e−t/τ du temps de vie des porteurs libres d´ecrit dans le chapitre pr´ec´edent. Le meilleur ajustement de la convolu-tion avec la courbe exp´erimentale donne une valeur de temps de vie des porteurs libres de 0,5 ps. Au-del`a de 7 ps, la courbe exp´erimentale s’´eloigne significativement du fit. Cette diff´erence est attribu´ee `a une r´eflexion ´electrique au niveau de la sonde coplanaire donnant lieu `a l’´elargissement de la forme de l’impulsion. Le meilleur ajsutement donne donc une estimation du temps de vie des porteurs libres de 0,5 ps. Cette valeur est inf´erieure `a la va-leur de 0,9 ps mesur´ee `a l’aide du banc pompe-sonde pr´esent´e dans le chapitre pr´ec´edent. Cette diff´erence peut ˆetre expliqu´ee par une fluctuation de la dose d’irradiation sur les deux diff´erents ´echantillons et aussi car la vitesse des porteurs libres est modifi´ee lors-qu’un champ ´electrique est appliqu´e dans la couche semiconductrice. Le temps de vie des porteurs libres est alors sˆurement diff´erent lorsque l’´echantillon est polaris´e ou pas car l’efficacit´e de capture d´epend de la vitesse des porteurs libres. Il est important de noter qu’aucune train´ee de l’impulsion ´electrique n’est visible dans la r´eponse du pho-toconducteur en InGaAs. Cette caract´eristique est tr`es prometteuse pour l’utilisation du photoconducteur dans les op´erations `a haut d´ebit. Les petits rebonds localis´es 5 ps apr`es le pic principal sont aussi attribu´es `a des r´eflexions ´electriques sur les sondes. Une trans-form´ee de Fourier rapide indique une bande passante `a -3 dB de 120 GHz comme on peut le voir dans l’ins`ere de la figure 2.13.
La r´eponse du photoconducteur a ´et´e ´etudi´ee en mesurant la d´ependance du signal ´
electro-optique avec la puissance du laser `a 1,55 µm sous une polarisation continue de 3 Volts. La figure 2.14 montre le photocourant du pic de l’impulsion, Ipic = VpicZ0 mesur´e
Fig. 2.14 : Amplitude de l’impulsion de courant d´elivr´ee par le photoconducteur interdigit´e irradi´e par des ions Au+`a une dose de 1011cm−2 et polaris´e `a 3 V en fonction de l’´energie de l’impulsion optique incidente.
comme une fonction de l’´energie de l’impulsion optique incidente : Vpic est l’amplitude de la tension de l’impulsion ´electrique et Z0= 50 Ohms est l’imp´edance caract´eristique de la ligne coplanaire. Le signal mesur´e est la somme du courant d’obscurit´e et du photocourant. Comme on peut le voir, l’amplitude du signal augmente avec l’´energie de l’impulsion optique incidente. Aux basses ´energies, on observe un comportement super-lin´eaire alors qu’une saturation apparaˆıt aux hautes ´energies. Par contre, les temps de mont´ee et de descente de l’impulsion ´electrique restent ind´ependants de l’´energie de l’impulsion optique incidente.
La r´eponse peut ˆetre d´etermin´ee dans le r´egime lin´eaire. Pour une ´energie d’impulsion Epulse=4 pJ, la composante li´ee au photocourant de Ipic est ´egale `a 20,2 mA. Les charges photo-induites par l’impulsion optique sont calcul´ees en utilisant la largeur `a mi-hauteur du signal de 2,2 ps. La r´eponse est finalement obtenue en divisant le r´esultat par l’´energie totale de l’impulsion laser. Cela donne une responsivit´e <=1,1 mA/W, cette valeur est li-mit´ee par l’´epaisseur de 0,3 µm de la couche d’InGaAs et l’absence de traitement antireflet.
Chapitre 2. REALISATION D’UN PHOTOCONDUCTEUR ULTRA-RAPIDE A BASE D’UNE COUCHE D’InGaAs IRRADIEE
L’efficacit´e quantique interne du photoconducteur, η, est estim´ee depuis la responsivit´e par l’´equation 2.9.
< = η q hνµτ
Vb
l2 (2.9)
o`u hν est l’´energie du photon, µ la mobilit´e des ´electrons libres, τ le temps de relaxation des ´electrons, Vb la tension de polarisation et l l’espace inter-´electrode. En utilisant les param`etres d´etermin´es exp´erimentalement, Vb=3 V, τ =0,5 s, µ=1350 cm2V−1s−1, l=3 µm, on obtient une efficacit´e quantique de 0,013. Cette valeur doit ˆetre compar´ee au nombre de paires ´electrons-trous photo-g´en´er´es par photons incidents dans la couche d’InGaAs. En utilisant un indice de r´efraction de 3,43 pour calculer les pertes de r´eflexion et un coefficient d’absorption de 0,68×104 cm−1, l’efficacit´e quantique devient η=0,05. Le d´esaccord entre l’´evaluation exp´erimentale et la pr´ediction th´eorique est expliqu´e par la sur-estimation de la mobilit´e des ´electrons. En effet, les mesures d’effet Hall sont r´ealis´ees dans des conditions d’obscurit´e alors que les exp´eriences de photoconduction sont bien sˆur effectu´ees sous des conditions de forte illumination.
La saturation de la r´eponse observ´ee pour les impulsions optiques de hautes ´energies est attribu´ee `a une saturation de l’absorption de la couche d’InGaAs. Comme on peut le voir sur la figure 2.14, la saturation apparaˆıt pour une puissance optique moyenne de 2,3 mW. Cela correspond approximativement `a une densit´e totale de porteurs photo-excit´es de 0,7×1018cm−3, cette valeur est proche de celle report´ee dans la litt´erature pour la condition de transparence de l’InGaAs [10]. En revanche, des ´etudes suppl´ementaires sont n´ecessaires pour d´eterminer la cause de l’´evolution super-lin´eaire pour les impulsions optiques de faibles ´energies.