Pistes d’amélioration de l’efficacité de conversion

pourrait être un accord de phase imparfait. En effet, s’il a été possible de trouver une valeur de l’indice de l’AlOx dans la plage d’erreur communément admise permettant d’obtenir un accord de phase parfait dans un guide de 15 µm, rien ne garantit que cette valeur soit la valeur réelle de l’indice optique dans nos guides. Comme la largeur des guides nous permettant d’ajuster la longueur d’onde d’accord de phase pour la SHG varie de manière discrète, et que nous avons détecté la génération de SH seulement dans les guides les plus étroits de notre échantillon, l’hypothèse d’un désaccord de phase est réaliste.

Cependant, la courbe donnant l’efficacité du processus de SHG en fonction de la longueur d’onde de pompe possède une grande acceptance spectrale dans nos

guides : sur la figure 4.18, on a tracé l’efficacité ηSHG en fonction de la longueur

d’onde de pompe pour l’hétérostructure décrite dans le tableau 4.2, en ne tenant compte que du confinement vertical. La faible dispersion du GaAs entre 2,25 et 10. La règle de Miller établit que, dans les conditions de la symétrie de Kleinman, le rapport

d_ijk(−ω₃;ω₁,ω₂)

(n_i(ω₃)2−1)(n_j(ω₁)2−1)(n_j(ω₂)2−1) est constant.

11. En faisant le même calcul à partir du coefficient de susceptibilité quadratique mesuré dans

la référence [39] pour l’interaction 1,064 µm ↔ 0,532 µm, on obtient d14'87 pm/V, ce qui est

4 . 2 4 . 3 4 . 4 4 . 5 4 . 6 0 . 0 0 . 2 0 . 4 0 . 6 0 . 8 1 . 0 Ef fic ac ité S H G (n or m al isé e à 1 )

Longueur d'onde de pompe (µm) 4.33857 4.39847

Figure 4.18 – Efficacité du processus de SHG dans des guides d’ondes de longueur 1,5 mm fabriqués à partir de la structure décrite dans le tableau 4.2 en fonction de la longueur d’onde de pompe. Cette courbe a été obtenue par simulation FDFD 1D du profil du mode (en négligeant le confinement dans la direction latérale), ce qui explique le décalage de la longueur d’onde d’accord de phase.

4,5 µm conduit alors à une largeur à mi-hauteur de la courbe d’efficacité de 59 nm.

Par ailleurs, en reprenant l’équation (1.60), avec des pertes de l’ordre de 1 cm−1 à

la FF et au SH, une perte de deux ordres de grandeur sur l’efficacité correspond

alors à un désaccord de phase de 38 cm−1, soit 3, 8.10−3 µm−1.

Or, si on conserve la valeur « générique » de l’indice optique de l’AlOx, le désaccord de phase obtenu dans un guide d’ondes de 15 µm de largeur pour le

processus de SHG à partir d’un QCL émettant à 4469 nm vaut 2, 5.10−3 µm−1, ce

qui correspond « seulement » à une réduction d’un facteur 3,86 de l’efficacité de conversion. Une première piste d’amélioration serait alors de jouer finement sur la taille du guide d’ondes, mais ce paramètre n’est apparemment pas suffisant pour expliquer la faible efficacité de conversion mesurée.

Une deuxième explication possible pour cette faible efficacité de conversion se cacherait dans l’évaluation de la puissance de pompe injectée dans le mode

fonda-mental TE00. En effet, nos guides larges permettent la propagation de nombreux

modes guidés, et la résolution de la caméra QWIP ne permet pas de discerner le profil spatial du mode se propageant dans le guide. L’hypothèse effectuée lors du traitement des données, selon laquelle toute la puissance pouvant être couplée dans le mode fondamental y est effectivement injectée, est sans doute discutable. La puissance de pompe à l’intérieur du guide est donc vraisemblablement surestimée dans la figure 4.14.

Doublage en fréquence d’un QCL au III-V Lab 163

Matériau Epaisseur 1 Épaisseur 2

Protection GaAs 30 nm 30 nm Gaine supérieure Al0.8Ga0.2As 3000 nm 3000 nm Coeur guidant GaAs 285 nm 182 nm AlOx 33 nm 33 nm GaAs 665 nm 618 nm AlOx 33 nm 33 nm GaAs 665 nm 618 nm AlOx 33 nm 33 nm GaAs 285 nm 182 nm ? Gaine inférieure Al0.8Ga0.2As 5000 nm 5000 nm Substrat GaAs

Table 4.3 – Dessin de nouvelles hétérostructures verticales optimisées pour la SHG à partir d’un QCL émettant à 4,469 µm dans des guides de 5 µm de largeur.

Pour remédier à ce problème, on peut d’abord envisager une mise en forme du faisceau laser à l’aide d’un télescope cylindrique, afin d’ajuster la forme de

celui-ci au plus proche du profil du mode TE00 : le recouvrement spatial sera

alors excellent (on peut atteindre un recouvrement supérieur à 98%), au détriment du recouvrement du faisceau laser avec les modes d’ordre supérieur. Cependant, un tel telescope doit être construit avec des optiques fonctionnant dans le MIR,

typiquement fabriquées en ZnSe ou CaF2, et les lentilles commerciales disponibles

« sur catalogue » dans ces matériaux ne permettent pas d’obtenir la compacité exigée par notre montage expérimental.

Une autre solution consiste à dessiner une nouvelle hétérostructure permettant d’obtenir l’accord de phase pour la génération de second harmonique à partir du QCL utilisé au III-V Lab dans des guides plus étroits. Dans ce cas, on peux se limiter à des guides monomodes, ce qui exclut l’injection de puissance lumineuse dans

des modes d’ordres supérieurs12. On cherche donc à dessiner une hétérostructure

permettant d’obtenir l’accord de phase à 4,469 µm dans des guides de 5 µm de large.

Il s’avère alors que si l’on se limite à 2 couches d’AlOx, la dispersion introduite par le guide d’ondes est trop importante pour être compensée par la modulation de l’indice optique. On introduit donc une troisième couche d’AlOx, et l’on converge vers les deux structures décrites dans le tableau 4.3. La structure 2 permet d’obtenir une intégrale de recouvrement non linéaire Γ légèrement supérieure à la structure 1,

12. Comme précédemment, on autorisera en fait la propagation du mode TE01 car il est

mais au prix d’une plus grande sensibilité à une erreur systématique sur les épaisseurs épitaxiées. Les courbes d’accordabilité en fonction de la largeur du guide d’ondes sont en revanche très similaires. Par ailleurs, en plus d’un dispositif plus adapté à notre montage expérimental, une hétérostructure optimisée permet d’améliorer l’efficacité de conversion théorique d’un facteur ∼ 3, grâce à un meilleur confinement des ondes.