Obtention d’un mode Métal-Isolant-Semiconducteur

a.

u(

|

Distance (µm)

200 nm SiN 500 nm SiN 1 µm SiN 6.7 cm-1

FIG. 4.16 – Profil du champ électrique du mode guidé et pertes correspondantes quand une couche de SiN d’épaisseur 200, 500 et 1000 nm est insérée entre le métal et la structure fine étudiée. La région active est représentée à l’aide d’un rectangle bleu.

4.3.2 Obtention d’un mode Métal-Isolant-Semiconducteur

Bien que le mode MIS présente un facteur de mérite plus élevé que le mode plasmonique, l’injection électrique, quant à elle, est plus efficace pour le mode plasmonique puisque dans ce cas, le mode est situé sous le contact métallique. L’expérience va permettre de savoir quel mode sera privilégié.

Fabrication

La fabrication est identique à celle présentée dans le chapitre 3. La largeur des rubans vaut : 7-9-11 et 13 µm, l’ouverture du SiN est fixe et vaut 2 µm et le contact métallique est un contact Ti/Au.

Caractéristiques J-V etl-Jth

Comme l’injection électrique permet de pomper toute la région active du ruban gravé, les densités de courant sont calculées en divisant le courant par la surface du ruban. La figure 4.17.a montre les caractéristiques J-V pour les quatre tailles de ruban. Elles se superposent, ce qui valide l’hypothèse selon laquelle toute la région active du ruban est pompée électriquement.

0 1 2 3 4 5 0 5 10 15 ) V( n oi s n eT

Densité de courant (kA.cm-2)

7 µm 9 µm 11 µm 13 µm 6 8 10 12 14 2 4 6 Jth m -2) c. Ak ( Largeur ruban (µm) 300 K 260 K 200 K 140 K 78 K a) b)

FIG. 4.17 – a) Courbes J-V à 78 K pour les quatre tailles de ruban pour une impulsion de fréquence 1 kHz et de largeur 150 ns. L’échantillon est issu de la fabrication InP238_H (épitaxie effectuée par le groupe d’Isabelle Sagnes au LPN) et la longueur des rubans est 1500 µm. b) Densités de courant de seuil Jth correspondantes en fonction de la largeur du ruban pour les températures 78, 140, 200, 260 et 300 K. L’impulsion pompe a une fréquence de 84 kHz et une largeur de 50 ns. Le détecteur utilisé est un MCT refroidi à 78 K.

Pour chaque température, la densité de courant de seuil Jth diminue lorsque la largeur du ruban augmente (cf. Fig. 4.17.b), ce qui est en accord avec les simulations. A 78 K, elle varie de 1.7 kA.cm−2 à 2.8 kA.cm−2. De plus les lasers fonctionnent à température ambiante en régime pulsé. A titre de comparaison, les densités de courant de seuil obtenues pour des lasers CQ à plasmons de surface Au issus de la même plaque varient autour de 3 kA.cm−2 et leur température maximale de fonctionnement se trouve autour de 280 K. L’amélioration de près de 30 % sur les densités de courant de seuil ainsi que le fonctionnement à température ambiante peut s’expliquer soit par l’éloignement du mode plasmonique des régions de pertes soit par l’existence d’un mode MIS.

Détermination du mode

Afin de confirmer la nature du mode optique dans la cavité, des mesures de champ lointain ont été effectuées. Nous avons développé au laboratoire un programme simple utilisant les trans-formées de Fourier qui permet de calculer le champ lointain à partir du champ proche simulé

4.4. CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES 93

avec la méthode 2D des éléments finis (cf. chapitre 5). La figure 4.18 montre le champ lointain calculé pour les trois premiers modes susceptibles d’exister dans la cavité. Les champs lointains sont sensiblement différents, ce qui devrait permettre de discriminer aisément les modes.

1 3 5 7 x 10-6 θx (degrés) −50 0 50 −50 0 50 1 2 3 4 x 10-6 θz (de gré s) 1 2 3 4 5 x 10-6 θx (degrés) −50 0 50 −50 0 50 θz (de gré s) θx (degrés) −50 0 50 −50 0 50 θz (de gré s) θx θz

a. Mode PS b. Mode MIS ^{c. Mode MIS&PS}

FIG. 4.18 –Mode optique calculé avec la méthode des éléments finis et champ lointain associé pour a) le mode à plasmons de surface, b) le mode MIS et c) le mode hybride. Définition de θx (a) et de θ_z(b).

Le champ lointain d’un laser ruban de longueur 1500 µm et de largeur 11 µm a été mesuré par Adel Bousseksou en collaboration avec le laboratoire MPQ (cf. Fig. 4.19). La présence de deux lobes dans la direction θx prouve que le mode qui lase dans la cavité est le mode MIS.

-60 -40 -20 0 20 40 60 ). a. u( eit r os e d ec na ssi u P θx (degrés) -40 -20 0 20 40 60 ). a. u( eit r os e d ec na ssi u P θz (degrés) a) b)

FIG. 4.19 –Champ lointain mesuré pour un laser ruban de 11 µm de large et de 1500 µm de longueur. a) Puissance de sortie en fonction de θ_x. b) Puissance de sortie en fonction de θ_z.

4.4 Conclusions et perspectives

L’étude des dispositifs planaires a montré que la conductivité latérale de la région active est responsable de la non-uniformité du champ dans la structure. Pour cette raison, le processus d’alignement des niveaux électroniques de la région active est modifié comparé à celui observé dans les dispositifs rubans. Nous avons montré que l’alignement était progressif, les niveaux

Région active

Métal

SiN ou isolant avec un indice optique n < n(semiconducteur) InGaAs

InP 1

0 énergie normalisée

FIG. 4.20 –Variante du mode MIS où l’essentiel du mode optique est concentré dans un seul lobe central.

électroniques des couches de la région active s’alignant lorsque V augmente. A tension éle-vée, le dispositif planaire avec un contact de largeur l se comporte électriquement comme un dispositif ruban de largeur efficace leq avec l < leq. De ce fait, le mode supporté par le résona-teur Fabry-Perot est un mode principalement Métal-Isolant-Semiconducrésona-teur plutôt qu’un mode plasmonique. Bien que ce mode présente des pertes de propagation plus faibles que celles des modes plasmoniques, la densité de courant de seuil pour les dispositifs planaires reste élevée du fait de l’absorption des régions non pompées et de la diminution du gain modal si l’injection du courant n’est pas parfaitement uniforme.

Sans isolation électrique de la région active, il paraît difficile de réaliser des dispositifs pla-naires à plasmons de surface. Une solution serait de mettre en œuvre une reprise d’épitaxie d’InP isolant sur un dispositif ruban. Seulement ce procédé est lourd d’un point de vue techno-logique. La configuration optimale pour l’obtention de lasers CQ à plasmons de surface dans le moyen infrarouge reste à ce jour la géométrie ruban où le contact métallique couvre entièrement la surface. Il serait également possible d’utiliser une technique de double tranche pour mesurer ces lasers epilayer down.

Avec les structures fines (sans couche de confinement supérieure), nous avons montré qu’une configuration possible pour l’obtention de lasers CQ où le mode guidé est un mode MIS est un ruban avec une bande de métal étroite au centre qui permet l’injection électrique. Ces modes MIS, qui présentent moins de pertes que les modes plasmoniques, pourraient être utili-sés par exemple avec les lasers CQ utilisant le système InAs/AlSb. En effet bien que le système InAs/AlSb présente une masse effective très faible, donc des gains très élevés, ils ne sont pas compatibles avec les guides à base d’InP, pourtant très performants en termes de contraste d’in-dice optique et d’évacuation de la chaleur. L’adaptation des modes MIS à ces systèmes pourrait donc être envisagée.

Cependant, pour les dispositifs que nous avons présentés dans la section 4.3, la présence de deux lobes est gênante si ces lasers doivent être utilisés par exemple dans des mesures de spectroscopie ou de pompage optique où la focalisation de la lumière doit être optimale. Pour s’affranchir de ces deux lobes, il suffit d’assurer l’injection électrique par des contacts métal-liques latéraux (cf. Fig. 4.20).

Ce travail a permis de déboucher sur plusieurs études qui visent à bénéficier du fait que les structures fines peuvent supporter plusieurs modes optiques (cf. Fig. 4.21) et/ou à utiliser le

4.4. CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES 95 -2 0 2 4 6 8

|E

^z

| (u.a

.)

Distance (µm)

air_SC_2.61 cm-1 air_SiN_SC_4.84 cm-1 MIS_10.30 cm-1 SP_47.3 cm-1

FIG. 4.21 –Différents modes possibles pour des structures fines émettant à 7.5 µm et leur pertes respectives. Le calcul des modes a été effectués avec la méthode de la matrice de transfert 1D pour quatre guides : le guide air-semiconcducteur (air-SC), le guide air-isolant-semiconducteur (air-SiN-SC), le guide métal-isolant-semiconducteur (MIS) et le guide métal-semiconducteur (MIS). La région active est réprésentée avec le rectangle bleu.

métal uniquement pour l’injection électrique.

L’une d’entre elles concerne la réalisation de lasers CQ à confinement par air, c’est-à-dire avec un mode guidé à l’interface air-semiconducteur et ce principalement pour deux raisons : les pertes du guide devraient être réduites et la présence d’un champ évanescent à la surface pourrait être utile pour la détection de liquides. L’étude de ces lasers fait l’objet du chapitre suivant.

Chapitre 5

Les lasers à cascade quantique à

confinement par air

Les mesures du chapitre 4 prédisent que, sur des distances de l’ordre de 20 µm, la disper-sion du courant dans les structures étudiées est suffisante pour pouvoir découpler l’injection électrique du confinement optique. Quand le contact électrique ne recouvre pas entièrement la surface supérieure du ruban d’un laser CQ à plasmons de surface, le mode dans la cavité la-ser n’est plus un mode plasmonique mais un mode métal-isolant-semiconducteur (MIS) ou un mode hybride. Ce résultat suggère que les structures épitaxiées pour les lasers CQ à plasmons de surface (sans cladding supérieur sur la région active) peuvent également être utilisées avec un confinement par air. Dans ce cas, l’injection électrique est assurée par des contacts métal-liques latéraux et la partie centrale du ruban est libérée du métal. Ces dispositifs utilisent la géométrie déjà employée pour les lasers CQs à contre réaction distribuée (DFB) sans reprise d’épitaxie d’InP par le groupe de Faist et de Strasser [Hof00, Sch00]. Néanmoins ils ne néces-sitent pas de couche épaisse d’injection (∼2 µm). Leur épaisseur est donc plus fine et le facteur de confinement du mode dans l’air plus élevé.

L’intérêt porté aux lasers CQ à confinement par air s’explique par les possibilités offertes par la présence d’un champ évanescent à la surface. Ceci peut être exploité en particulier pour la réalisation de lasers DFBs performants. Le premier laser CQ DFB a été réalisé en 1997 par Faist et al. [Fai97] sur un laser CQ avec un guide diélectrique. La couche de confinement supérieure était structurée et le métal recouvrait toute la largeur du ruban. Le fonctionnement en régime continu a été obtenu en 1998 par Gmachl et al. [Gma98]. Dans ce cas, la couche de confine-ment supérieure était épitaxiée après structuration de la région active. Pour réduire les pertes de propagation ou obtenir une émission par la surface, une partie du métal a été retirée, l’injection électrique étant obtenue par des contacts métalliques latéraux [Hof00, Sch00]. L’accordabilité en longueur d’onde s’obtient soit par le réglage du courant [Mül99], soit par l’ajustement de la température, soit par le dépôt sur la surface de matériaux [Son06] ou de liquides [Die06] qui imposent une variation de l’indice effectif du mode.

L’objectif de ce chapitre est d’étudier des lasers CQ à confinement par air afin de vérifier plusieurs points :

– La dispersion latérale du courant est-elle suffisante pour obtenir l’excitation du mode guidé par l’air ?

– Les pertes du guide sont-elles diminuées par rapport à celles d’un guide plasmonique ? – L’onde évanescente à la surface est-elle suffisamment intense pour être détectée puis

ca-ractérisée par des techniques de champ proche ?

Après avoir détaillé les avantages des lasers CQ à confinement par air utilisant une structure fine, nous présenterons les résultats expérimentaux obtenus avec ce type de lasers. Enfin nous montrerons que l’étude par microscopie en champ proche du champ évanescent permet d’accé-der à des paramètres fondamentaux tels que la dispersion de l’indice effectif dans le guide et la distance caractéristique de pénétration dans l’air de l’onde évanescente.

5.1 Double intérêt des lasers à cascade quantique à

confine-ment par air

Les lasers CQ à confinement par air présentent un double intérêt : les pertes du guide sont réduites (comparées à celles des lasers CQ à plasmons de surface) et la présence d’un champ évanescent à la surface du ruban peut être exploitée pour de nombreuses applications, comme la détection de fluides. Par contre, l’injection électrique n’est pas optimale et l’évacuation de la chaleur est limitée.

Dans le document Etude du confinement optique dans les lasers à cascade quantique et applications à la détection (Page 93-100)