Propriétés optiques des matériaux utilisés

La connaissance des indices des matériaux utilisés dans la cavité est primordiale. En effet, les épaisseurs des matériaux utilisés dans la cavité VCSEL sont strictement dépendantes des indices de ces mêmes matériaux. Ainsi, afin de réaliser le dispositif VCSEL, il est nécessaire de passer par une étape de modélisation numérique. Le calcul des indices de réfraction et de l’absorption des matériaux constituant un VCSEL avait déjà été effectué au laboratoire auparavant[17], en utilisant le modèle d’Adachi[19] et les relations de Kramers-Kroning. Ces modèles ont ensuite été affinés aux mesures expérimentales réalisées par ellipsométrie pour l’InP, le Q1.18 et l’InGaAs, créant ainsi une base de données fiable pour la modélisation des structures VCSELs. La figure II.15 représente les variations d’indice pour ces matériaux, calculés à partir de ces modèles. A noter que dans le cas des FQs où le matériau à gain étant l’InAs, son indice considéré est le même que celui d’InAs massif, ce dernier ayant relativement le même indice que celui du matériau InGaAs massif utilisé pour les PQCs.

Figure II.15: Spectres simulés de l’indice réel de l’InP , du Q1,18 et de l’InGaAs en accord de maille sur InP.

Figure II.16: Spectres simulés de l’absorption de l’InP, du Q1,18 et de l’InGaAs en accord de maille sur

InP.

Quant à l’absorption (cf. Figure II.16), une correction a été apportée sur le modèle d’Adachi en utilisant une exponentielle décroissante. Cela a pour objectif de simuler l’absorption résiduelle et de tendre au mieux aux valeurs réelles, pour chaque matériau considéré. L’insert de la figure II.16 illustre cette correction dans le cas du matériau Q 1.18.

55

4.2.1

Puits quantiques contraints

4.2.1.1

Croissance des PQC

Les nanostructures sont épitaxiées sur un substrat d’InP orienté (001). La longueur d’onde d’émission des PQCs est imposée par deux paramètres clés dans la croissance des matériaux. Le premier est la composition des éléments III et V qui va donner l’énergie de gap du matériau notée Eg, le deuxième est l’épaisseur des PQCs qui va nous définir une énergie de confinement des électrons et trous. Cette dernière s’additionne à l’énergie de gap, pour déterminer la longueur d’onde réelle d’émission de nos PQCs. Pour une émission à 1,55 µm par exemple, nous avons choisi des PQCs en In0.78Ga0.22As0.81P0.19 de gap égal à 0,775 eV en accord de maille sur InP insérés entre des barrières en In0.8Ga0.2As0.435P0.565 avec un gap de 1,05 eV correspondant à une longueur d’onde de 1,18 µm. Par convention ce quaternaire sera noté Q1,18 dans la suite de ce manuscrit. L’ensemble des PQCs et barrières participant à l’absorption de la puissance de pompe à λ = 980 nm, est entouré par des couches en InP transparentes à la longueur d’onde de la pompe. La figure II.17 représente un schéma de bandes d’un système composé de multi-PQCs, utilisé dans la zone active de nos VCSELs.

Figure II.17: Schéma d’alignement de bandes à température ambiante, d’une zone active contenant 7 puits quantiques contraints en InGaAsP et des barrières en Q1,18.

Par ailleurs, il existe deux types de contraintes: une contrainte en tension et une contrainte en compression, dans les deux cas elle est induite par la différence entre le paramètre de maille des PQs et celui du substrat. Ce type de PQ notamment des PQs ayant une contrainte en compression, s’avère avantageux par rapport à un PQ en accord de maille. En effet, lié à la levée de dégénérescence des trous lourds et des trous légers, le recours à des PQs contraints en compression permet de réduire la densité de courant de transparence et de réduire de plus

56 de 30% les courants de seuil des lasers intégrant ces PQCs élaborés sur InP[20]. Du point de vue épitaxiale, le désaccord de maille est obtenu en faisant varier la composition des éléments constituant le matériau des PQs. Cela a pour effet de désaligner le paramètre de maille des PQs (a) à celui du substrat d’InP (aabs). Nous définissons alors un taux de contrainte en

compression ou en tension biaxiale donné par la relation ci-dessous :

abs a abs a a a a − = ∆ (II.2)

Toutefois, la modification de la composition du matériau affecte non seulement le paramètre de maille, mais également la valeur du gap. L’énergie de transition du PQC est alors dépendante à la fois de la composition du matériau du PQ et de ses barrières, de la largeur et du taux de contrainte du PQ. La réalisation de dispositifs à PQCs implique donc le recours à une simulation numérique des transitions, ou encore à des abaques tels que représentés sur la figure II.18.

Pour nos structures VCSELs, nous nous sommes limités à 1% de taux de contrainte en compression pour éviter l’apparition des défauts structuraux majeurs, pouvant être rédhibitoires au fonctionnement du laser. Typiquement pour une émission à 1,55 µm, une épaisseur des PQs de 8 nm est choisie pour une composition en arsenic avoisinant les 80%, comme l’indique le point rouge sur la figure II.18.

Figure II.18: Variation de l’épaisseur du PQC In1-xGaxAsyP1-y en fonction du taux de contrainte en

57

4.2.1.2

Propriétés optiques des PQC

La caractérisation se fait à travers une mesure de photoluminescence, la figure II.19 montre un exemple d’une région active composée de 6 PQCs dont l’émission est à 1536 nm (0,807 eV). L’excitation de l’échantillon a été réalisée par un laser de pompe émettant à 532 nm. La mesure a été conduite avec une densité de puissance de 500 W/cm². La qualité des PQC est caractérisée par la demi-largeur à mi-hauteur, dans notre cas elle est de 15 meV témoignant du bon état d’interface pour ce type de milieu à gain.

Figure II.19: Spectre de Photoluminescence à 300 K de 6 PQC (In0.78Ga0.22As0.81P0.19) entouré de barrières en

Q1.18

4.2.2

Fils quantiques

4.2.2.1

Bref historique

Dans le but de répondre à la problématique bien connue du contrôle de la polarisation optique des VCSELs, une approche originale a été proposée durant la thèse de C.Levallois. Cette approche consiste à insérer des nanostructures quantiques, présentant une anisotropie de gain, comme zone active d’un VCSEL. Ces nanostructures quantiques se caractérisent par une forme très allongés, et à ce titre sont connus sous le nom de fils quantiques. Le choix de cette approche s’est fait naturellement, dans la mesure où le laboratoire détient déjà une grande expertise sur la croissance des FQs. Il s’en suit la thèse de J.M. Lamy où il fut démontré pour la première fois une émission VCSEL à 1,61 µm, présentant une polarisation optique contrôlée, et un taux de polarisation supérieur à 30 dB[14]. Les performances optiques reportées n’étaient pas significatives, on parle d’une puissance optique émise de quelques dizaines de microwatts et d’une densité de seuil de l’ordre de 13 kW/cm². Cela était essentiellement due aux design du VCSEL, mais également au faible gain modal des FQs.

800 1000 1200 1400 1600 1800 2000 2200 0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 14000 16000 18000 P h o to lu m in e s c e n c e ( c o u p s /s ) Longueur d'onde (µm) demi-largeur à mi-hauteur côté basses energies=15 meV

58 Afin d’améliorer les performances optiques des VCSELs, des optimisations ont été réalisées sur la croissance des FQs et qui ont fait l’objet d’une étude approfondie durant la thèse de J.P Gauthier[22].

4.2.2.2

Croissance des FQs

Afin d’atteindre des longueurs d’ondes d’émission comprises entre 1,55 et 1,6 µm, le matériau InAs est alors choisi. Ce matériau étant contraint sur InP, et le taux de contrainte est estimé à 3,2%. La nucléation des FQs est basé sur la relaxation élastique de la couche d’InAs fortement contrainte. Pendant la phase de relaxation, les FQs vont préférentiellement se former le long d’un axe cristallographique préférentiel qui est le [1-10] correspondant à un des axes de clivage du substrat de l’InP, donnant naissance à cette forme filaire caractéristique des FQs. Un des points clés développés dans la thèse de J. P. Gauthier a été d’assurer une formation des FQs reproductible dès lors que des empilements de plans de FQs devenaient nécessaires, entre autres pour accroitre le gain de ces structures. En particulier la quantité nominale d’InAs déposée et la pression en Arsenic avant la formation des FQs sont des facteurs essentiels pour contrôler la formation des FQs. La figure II.20 représente une image prise au microscope à force atomique (AFM) sur le dernier plan de FQs (à partir d’un set qui contient six plans de FQs). La hauteur, largeur et longueur moyenne de ces FQs sont respectivement de l’ordre de 2,5, 25 et 500 nm. On notera également que la densité linéique des FQs est très importante, avoisinant les 30 µm-1.

.

Figure II.20: Image AFM de 1*1 µm² prise sur un set de 6 plans de FQs

Comme nous l’avons indiqué un peu avant, les FQs vont s’étaler selon une direction de prédilection qui est la [1-10], La figure II.21 montre le spectre de PL des FQs enregistré à température ambiante. Le laser de pompe émettant à 532 nm a été utilisé pour l’excitation des FQs en régime de faibles densités de puissances. La longueur d’onde d’émission des FQs est

59 de 1520 nm avec une largeur du pic estimée à 148 nm (79 meV). Cette valeur est tout à fait conforme au phénomène de dispersion en taille des FQs. Du fait de l’anisotropie spatiale des FQs, le spectre de PL présente des caractéristiques en polarisation unique. La figure II.22 montre les spectres de PL des FQs résolues en polarisation optique, par l’insertion d’un polariseur entre l’échantillon et le détecteur Ainsi, lorsque le polariseur est colinéaire à la direction [1-10] (orientation 90° sur la figure) le signal de PL est très intense, et beaucoup plus faible lorsque le polariseur est perpendiculaire à la direction [1-10] (orientation 0°). Le spectre de PL des FQs montre donc une polarisation optique très importante.

Figure II.21: Spectre de photoluminescence des FQs pris à 300 K

Figure II.22: Spectre de photoluminescence à 300 K résolue en polarisation selon deux directions du

polariseur