Optique intégrée pour sources largement accordables moyen-infrarouge

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Clement Gilles

To cite this version:

Clement Gilles. Optique intégrée pour sources largement accordables moyen-infrarouge. Optique [physics.optics]. Université Paris Saclay (COmUE), 2017. Français. �NNT : 2017SACLS009�. �tel-01481328�

Remerciements

Ce travail s’est déroulé au sein de III-V Lab dans le groupe sources optroniques. Je remercie les responsables, François Luc, Dominique Pons, Philippe Bois et Bruno Gérard de m’avoir confié ces travaux de thèse. J’adresse mes remerciements aux membres du jury. Je remercie Carlo Sirtori et Xavier Letartre d’avoir accepté de rapporter mes travaux, Isabelle Sagnes d’avoir accepté de présider et Gunther Roel-kens d’avoir accepté de faire partie de mon jury.

Je souhaite remercier les personnes m’ayant encadré pendant cette thèse. Je re-mercie tout d’abord Mathieu Carras de m’avoir fait confiance et de m’avoir enseigné les compétences essentielles à acquérir pendant le doctorat, aussi bien sur la dé-marche de recherche que sur la présentation des résultats. Un grand merci à Alfredo de Rossi pour sa disponibilité, sa gentillesse et sa grande rigueur scientifique. Je remercie également Grégory Maisons pour son suivi au quotidien de mes travaux, sa bonne humeur et sa motivation. Je te remercie pour le temps que tu as pris pour me former à la fabrication et à la caractérisation des lasers. Merci pour ta patience, ta disponibilité et tes nombreuses relectures.

Je remercie les personnes avec qui j’ai eu la chance de collaborer. Merci à Céline Caillaud, Laurent Brilland et Johann Troles de SelenOptics, Delphine Marris-Morini, Joan Manel Ramirez et Carlos Alonso-Ramos de l’équipe du C2N, Pascal Masselin de ULCO, Luis Jorge Orbe et Guillermo Carpintero de l’UC3M, Frédéric Grillot de l’institut Mines-Télécom.

Je tiens à remercier l’ensemble des personnes du site de TRT Palaiseau ayant contribué de près ou de loin aux résultats obtenus lors de ma thèse : Maryline Beguet, Sylvain Combrié, Alexandre Delga, Corrine Dernazaretian, Estelle Derouin, Oli-vier Drisse, Michel Garcia, Alexandre Garreau, Raphael Guillemet, François Gutty, Alexandre Larrue, Gaëlle Lehoucq, Nathalie Martin, Nicolas Michel, Myriam Ou-dart, Olivier Parillaud, Frédéric Pommereau, Jean-Luc Reverchon, Yannick Robert, Olivier Touche, Virginie Trinité, Eric Vinet. Je voudrais remercier particulièrement Bouzid Simozrag et Johan Abautret pour leurs nombreux conseils et la patience dont ils ont fait preuve en salle blanche. Merci également à Ali Fortas pour la ri-gueur scientifique et les nombreuses améliorations que tu as apporté au laboratoire de caractérisation.

Je remercie également toutes les personnes que j’ai côtoyées à mirSense : Guillaume Aoust, Nicolas Baroan, Fahem Boulila, Mickael Brun et Zheng Han. Un grand merci à Françoise le Doze pour les démarches administratives.

Je voudrais remercier mes deux compagnons de thèse. Nous avons par chance commencé en même temps, ce qui a permis de surmonter ensemble les étapes im-portantes de la thèse. Merci à Louise Jumpertz pour les jeux, les crêpes, les livres

et le séjour à Belle-Île. Merci à Simon Ferré (et Céline) de m’avoir fait découvrir de nombreux écrivains, auteurs de BD, groupes de musique et d’avoir su éveiller ma curiosité intellectuelle.

Pour finir je remercie ma famille, mes parents et mes grands-parents de m’avoir soutenu tout au long de mes études. Un grand merci à Hoang Thi Anh, devenue au cours de cette thèse Gilles Thi Anh, pour son soutien sans faille lors des étapes difficiles de rédaction et de préparation à la soutenance.

Table des matières

Remerciements . . . iii

Table des matières . . . vi

Introduction 1 1 Guides d’onde pour la photonique MIR 13 1.1 Théorie et méthodes de caractérisation des guides d’onde . . . 14

1.1.1 Approche géométrique . . . 14

1.1.2 Résolution des équations de Maxwell . . . 15

1.1.3 Méthodes optiques de caractérisation des guides . . . 18

1.2 Filières silicium et germanium pour la photonique MIR . . . 24

1.2.1 Éléments cristallogènes pour le moyen infrarouge . . . 24

1.2.2 Réalisations de guides dans le moyen-infrarouge . . . 25

1.2.3 SiGe-sur-SiGe de composition graduée . . . 28

1.3 Les verres de chalcogénure . . . 32

1.3.1 Propriétés des matériaux . . . 32

1.3.2 Guides sulfures . . . 34

1.3.3 Fibre micro-structurée à maintien de polarisation . . . 36

1.4 Développement d’une filière III-V pour guide passif . . . 42

1.4.1 Propriétés optiques de l’InP et de l’InGaAs . . . 43

1.4.2 Géométrie des guides passifs . . . 45

1.4.3 Fabrication de guides à faibles pertes . . . 48

1.4.4 Validation des choix technologiques . . . 54

1.4.5 Composants passifs pour la filière InP . . . 57

Conclusion du premier chapitre . . . 63

2 Multiplexeurs dans le MIR 67 2.1 Multiplexeurs en longueur d’onde . . . 68

2.1.1 Présentation des multiplexeurs . . . 68

2.1.2 Réseau de diffraction . . . 69

2.1.3 Multiplexeur PCG à réseau échelle intégré . . . 73

2.1.4 Multiplexeur AWG . . . 76

2.2 Solutions de multiplexage spectral dans le MIR . . . 77

2.2.1 Etat de l’art du multiplexage dans le MIR . . . 77

2.2.2 Adaptation aux barrettes de LCQ . . . 81

2.3 Multiplexage spectral sur filière InP . . . 82

2.3.1 Dimensionnement du multiplexeur . . . 82

2.3.3 Multiplexeur large bande à faibles pertes d’insertion . . . 93

2.3.4 Multiplexeur ultra-large sur la bande 3 - 8,5 µm . . . 102

2.4 Multiplexage spectral sur filière SiGe gradué . . . 104

2.4.1 Multiplexeur AWG à bande spectrale étroite . . . 105

Conclusion du deuxième chapitre . . . 108

3 Coupleurs actif-passif 111 3.1 Ensemble de sources LCQ DFB . . . 113

3.1.1 Lasers à cascade quantique . . . 113

3.1.2 Laser à contre réaction répartie . . . 115

3.1.3 Barrettes de LCQ DFB . . . 117

3.2 Intégration hétérogène d’une barrette de LCQ DFB sur silicium . . . 124

3.2.1 Méthodes d’intégration . . . 125

3.2.2 Collage moléculaire . . . 126

3.2.3 Fabrication des lasers . . . 131

3.3 Intégration homogène d’un LCQ sur filière passive InP . . . 132

3.3.1 Principe du couplage homogène de la lumière . . . 132

3.3.2 Coupleur adiabatique . . . 137

3.3.3 Fabrication des guides couplés . . . 142

3.3.4 Evaluation des performances . . . 145

3.4 Barrettes de lasers DFB multiplexées monolithiques . . . 148

3.4.1 Dessin de barrettes multiplexées . . . 148

3.4.2 Fabrication . . . 149

3.4.3 Performances des lasers . . . 152

3.5 Intégration hybride d’un LCQ et d’un PCG . . . 154

3.5.1 Préparation avant assemblage . . . 154

3.5.2 Procédure d’assemblage . . . 155

3.5.3 Résultats expérimentaux . . . 157

Conclusion du troisième chapitre . . . 159

Conclusion et perspectives 161 Bibliographie 167 Annexes 179 A Procédés de fabrication . . . 179

A.1 Désignation des matériaux . . . 179

A.2 LCQ double tranchées sur substrat InP dopé n . . . 179

A.3 Barrette de lasers multiplexés sur substrat InP dopé fer . . . . 181

Introduction

Ce manuscrit, intitulé "Optique intégrée pour sources largement accordables moyen infrarouge", se construit autour d’une source large bande basée sur la tech-nologie des lasers à cascade quantique. L’intérêt pour le développement d’une telle source est présenté dans cette introduction. Les enjeux de la bande spectrale moyen infrarouge du rayonnement électromagnétique ainsi que de l’optique intégrée sont introduits. L’organisation du manuscrit est finalement détaillée.

Spectroscopie moyen-infrarouge

La spectroscopie correspond à l’étude des interactions d’une onde électromagné-tique avec un milieu. A chaque partie du spectre électromagnéélectromagné-tique correspond une excitation particulière, mettant en jeu des changements sur le spin de nucléons et d’électrons, sur l’orientation et la configuration de molécules et d’atomes, sur la distribution d’électrons ou encore la configuration nucléaire [1]. Les techniques de spectroscopie associées, ainsi que les correspondances entre nombre d’onde, longueur d’onde, fréquence et énergie sont représentées sur la figure 1.

RMN RSE Micro-onde Infrarouge Visible

UV Rayons X Rayons Gamma 10-2 ₁₀4 ₁₀6 ₁₀8 10-3 ₁₀-1 _{10 10}3 ₁₀5 ₁₀7 ₁₀9 3x106 _3x108 _3x1010 _3x1012 _3x1014 _3x1016 _3x1018 10m 100cm 1cm 1 100µm 1µm 100 10nm 100pm Nombre d'onde [cm-1_] Longueur d'onde Fréquence [Hz] Energie [joules/mol] Spin Orientation Configuration Distribution

électronique Configurationnucléaire

Figure 1 – Spectre électromagnétique en énergie, fréquence, longueur et nombre d’onde. Les modes d’excitation, les méthodes de spectroscopie et les représentations graphiques des résonances sont également représentés en fonc-tion des plages de fréquences associées [1].

Les ondes infrarouges sont particulièrement intéressantes en spectroscopie pour l’étude des rotations et vibrations fondamentales de molécules associées à leurs struc-tures atomiques. Les vibrations des molécules sous l’effet d’une excitation entrainent des fluctuations sur le champ électrique incident. Ces changements constituent la si-gnature unique d’une molécule pour former le spectre d’absorption.

L’infrarouge (IR) est lui-même décomposé en trois régions : proche (0,8-3 µm), moyen (3-20 µm) et lointain (20-100 µm). Le moyen infrarouge (MIR) est d’un intérêt particulier car de nombreux gaz et liquides possèdent des signatures nettes dans cette gamme de longueurs d’onde. La figure 2 regroupe les spectres de transmission des gaz les plus présents dans l’atmosphère et l’industrie. L’absorption de ces molécules augmente pour des longueurs d’onde supérieures à 2 µm. Les régions de l’ultraviolet (UV) et du visible portent également des raies d’absorption mais leur utilisation constitue un risque plus important de nuisance à la santé.

UV Visible Proche IR Moyen IR Lointain IR Longueur d'onde (µm) 0.4 0.8 3 20 50 1 1 1 1 1 1 1 1 CO N2O CH4 O2 O3 CO2 H2O Total

Figure 2 – Spectres de transmission de molécules présentes dans l’atmo-sphère. Les bandes de transmission de l’atmosphère sont présentées de 0,3 à 50 µm [2].

Ces nombreuses raies d’absorption peuvent être utilisées pour la détection et la reconnaissance d’espèces dans un environnement gazeux ou liquide. Entre les espèces à détecter, les bandes d’absorption sont espacées de plusieurs micromètres, tandis que les absorptions fines sont distantes de un à plusieurs dizaines de nanomètres. La spectroscopie moyen-infrarouge est capable de détecter la présence d’espèces spécifiques, mais aussi de distinguer les isotopes, de différencier une liaison chimique associée à un groupe particulier et d’être également quantitative.

Le tableau 1 regroupe les bandes d’absorption de quelques groupes fonctionnels d’hydrocarbures. La même liaison peut montrer une signature différente en fonction

Optique intégrée pour sources largement accordables moyen infrarouge

du groupe qui lui est associé. Par exemple, le mode propre d’élongation de la liaison C-H possède une absorption étroite à 3300 cm−1 pour les alcynes, et des bandes d’absorptions plus larges entre 2850-3000 cm−1 pour les alcanes et 3020-3140 cm−1 pour les alcènes. Il est ainsi possible de les différencier en fonction de la longueur d’onde d’une sonde envoyée sur ces composés.

Bande [cm−1] Intensité Formule Mode propre

Alcynes 3300 forte = C-H élongation 2100-2260 variable -C ≡ C- élongation Alcanes 2850-3000 forte C-H élongation 1350-1480 variable -C-H déformation Alcènes 3020-3140 moyenne = C-H élongation 1620-1680 forte C = C élongation

Tableau 1 – Caractéristiques d’absorption de quelques groupes fonctionnels parmi les hydrocarbures alcanes, alcènes et alcynes [3].

La spectroscopie d’absorption consiste à envoyer dans le milieu à étudier un rayonnement électromagnétique dont la longueur d’onde et la puissance sont connues. L’analyse du signal transmis permet d’identifier le composé (atome, mo-lécule, liaison) et la différence d’intensité avant et après le passage dans le milieu permet de remonter à sa concentration. La longueur d’onde est choisie selon deux critères : le recouvrement avec un pic d’absorption du composé ciblé et l’absence d’autres espèces pouvant entraîner une détection inexacte. Si la présence de conta-minants ne peut être évitée, une source fine spectralement (finesse spectrale de l’ordre du nanomètre) permet de résoudre des détails fins du spectre d’absorption rendant la détection univoque. De la même façon, la détection multi-espèces ou de molécules plus complexes peut nécessiter l’utilisation de longueurs d’onde distantes de plusieurs microns en ciblant plusieurs régions du spectre d’absorption.

Sources moyen-infrarouge

La spectroscopie MIR a fait l’objet de progrès significatifs au cours des dernières décennies en bénéficiant des avancées considérables en termes de sources et de détec-teurs optiques. La puissance optique, la qualité du faisceau, le choix de la longueur d’onde se sont grandement améliorés permettant leur intégration dans des systèmes. Son avènement est notamment attribué au développement de nouveaux matériaux et aux grandes avancées dans les procédés de fabrication de ces derniers [4]. Ces sources MIR sont composées notamment de lasers à état solide, fibrés, à semi-conducteurs ou exploitant des effets non-linéaires [5]. La figure 3 les regroupe par catégorie en faisant apparaître les longueurs d’onde accessibles par technologie. Le mode d’opé-ration peut être continu ou pulsé, en régime nano-, pico- ou femto-seconde.

Les lasers à état solide émettant dans le MIR ont été réalisés peu après la première réalisation du premier laser dans un cristal de rubis en 1960. Aujourd’hui, ils utilisent

Longueur d'onde (µm)

2 3 4 5 10 15 20

Etat solide et fibres dopés terres rares

Etat solide Semi-conducteurs Paramétriques Fibres MIR non-linéaire Tm3+ Ho3+ Er3+ LCQ Antimoines Sel de plomb ICL Cr2+_:ZnS(e) Fe2+_:ZnS(e) PPLN ZGP GaSe OP-GaAs/Ge AgGaS2 AgGaSe2 Chalcogénures Fluorures Tellurures

Figure 3 – Sources moyen-infrarouge en fonction de leurs longueurs d’onde d’émission, démontrées (couleurs opaques) et non-démontrées (couleurs trans-parentes) [6].

principalement les transitions électroniques dans des ions terres rares (Tm3+_{, Ho}3+_et

Er3+_{) ou des transitions vibroniques, issues du couplage entre les états électroniques}

et phononiques dans des métaux de transition (Cr2+ et Fr2+).

La génération paramétrique couvre la totalité du MIR, de façon accordable ou large bande. Les longueurs d’onde accessibles sont déterminées par la longueur d’onde de pompe et par le cristal non-linéaire utilisé. Les cristaux incorporant du gallium (Ga), de l’arsenic (As), du zinc (Zn), du germanium (Ge), du phosphore (P), du sélénium (Se) ou encore du sulfure (S) sont généralement utilisés.

La génération de super-continuum est souvent obtenu dans des milieux non-linéaires tels que les fibres à base de verres de chalcogénure, fluorure et tellurure. Cette génération de fréquences résulte de l’élargissement spectral par mélange à quatre ondes et diffusion Raman par propagation d’un laser intense dans le milieu. La dernière catégorie regroupe les lasers à semi-conducteurs. Leur coût, leur taille, leur capacité d’intégration et leur facilité d’utilisation en font une technologie de choix. Malgré une similitude en terme de longueurs d’onde adressées, la faculté de choix et la stabilité sont appréciées par rapport aux autres méthodes nécessitant des dispositifs complexes de contrôle mécanique ou la présence de pompes optiques.

Lasers à semi-conducteurs

Un laser est un émetteur de rayonnement amplifié, temporellement et spatiale-ment cohérent. Pour obtenir l’effet laser, il est nécessaire que sous l’effet d’un pro-cessus de pompage, des photons interagissent avec un amplificateur optique nommé zone de gain placé au sein d’une cavité optique. Dans les semi-conducteurs, les pho-tons sont générés par passage de porteurs, électrons issus de la bande de conduction ou trous issus de la bande de valence, au niveau de la zone de gain. Ces porteurs perdent leur énergie sous la forme d’un photon par passage entre des niveaux loca-lisés dans les bandes. On parle alors de recombinaison radiative. L’écart d’énergie entre ces niveaux fixe l’énergie des photons produits.

Optique intégrée pour sources largement accordables moyen infrarouge

Dans un laser à semi-conducteurs, la lumière se propage dans un guide d’onde défini horizontalement par gravure des matériaux et verticalement par le choix des matériaux constituants les couches de confinement optique (figure 4). La lumière guidée se réfléchit partiellement sur les facettes d’entrée et de sortie formant la cavité optique. Elles sont définies le plus souvent par clivage des matériaux suivant les plans cristallins du substrat semi-conducteur. Le milieu piégeant la lumière appelé cavité Fabry-Pérot amplifie l’émission stimulée.

Courant Métallisation Couche de contact Couches de confinement Substrat Zone active Facette

Figure 4 – Schéma générique d’une diode laser à cavité Fabry-Pérot [7].

Dans une diode laser, la zone de gain qui est aussi appelée zone active est consti-tuée d’une jonction p-n. Dans la première génération, elle est formée dans un ma-tériau semi-conducteur massif. Sous l’effet d’un pompage électrique en polarisation directe, les électrons de la bande conduction perdent leur énergie en passant vers un état inoccupé de la bande de valence. Le photon possède une énergie déterminée par l’écart d’énergie entre la bande de conduction et la bande de valence, correspondant au gap du matériau massif, également appelé largeur de la bande interdite.

Dans le moyen-infrarouge, les premieres diodes lasers à semi-conducteurs à base de sels de plomb ont fait leur apparition dans les années 60. [8]. Notamment le PbS, semi-conducteur trouvable à l’état naturel, fut le premier utilisé dans le monde de l’opto-électronique. Ils couvrent continûment la bande allant de 3 à 30 µm par ajustement en concentration des binaires PbS, PbTe et PbSe et ternaires PbSnTe, PbSnSe PbCdSe et PbSSe. Ils ont longtemps fait consensus mais néanmoins, leur fonctionnement nécessitant une température proche de celle de l’azote liquide (77 K) ont empêché leur intégration dans des systèmes portables.

Pour se défaire de la contrainte imposée par le gap du matériau, les générations suivantes de diodes lasers comprennent une zone active composée de puits quan-tiques, agencement de couches fines de semi-conducteurs. L’hétérojonction ainsi for-mée se comporte comme un matériau artificiel dont on contrôle la bande interdite. Ils permettent notamment de contrôler la longueur d’onde dans une limite fixée par le matériau, de confiner les porteurs et les photons dans différentes couches et de façonner le faisceau de sortie. L’hétérojonction est composée de multi-couches d’alliages d’éléments des colonnes III (Al, Ga, In) et V (N, P, As, Sb) de la classifi-cation périodique. Les filières technologiques (classificlassifi-cation donnée par le matériau du substrat utilisé pour la croissance de ces hétérostructures) les plus établies sont notamment la filière GaAs émettant dans le visible et la filière InP pour les

télécom-munications à 1,3 et 1,55 µm. La filière GaSb a permis de réaliser des diodes lasers émettant dans la gamme 2-3 µm. Au-delà de 3 µm de longueur d’onde, de nouvelles structures à base de puits quantiques sur filière antimoniure de type-II, constituées d’une série de double-puits InAs/GaInSb/InAs, également appelées lasers à puits quantiques W ont vu le jour [9].

A plus hautes longueurs d’onde, une nouvelle classe de lasers à semi-conducteurs est apparue sur filière InP puis GaAs. Les Lasers à Cascade Quantique (LCQ) sont capables de couvrir des longueurs d’onde s’étalant de 2,8 à plus de 100 µm. Ces dispositifs uni-polaire sont basés sur des transitions optiques entre différents niveaux électroniques de la bande de conduction, appelées transitions inter-sous-bandes. Le diagramme de bande simplifié est représenté sur la figure 5.

Couches de confinement optique et contact Couches de confinement optique et contact

Figure 5 – Schéma d’une zone active d’un LCQ, constituée d’une alternance de zones de transport et de zones d’émission. La transition laser a lieu entre les niveaux 3 et 2.

Lorsque qu’une tension est appliquée entre les deux couches de contact situées aux extrémités de la zone active, la différence d’énergie de bande de conduction entre les matériaux de la zone active induit dans la direction perpendiculaire au plan des couches un potentiel artificiel en créneau. Le choix des épaisseurs des puits quan-tiques et des barrières permet de modeler les états quanquan-tiques d’énergie déterminées et localisés dans des régions précises. Il est possible de créer un système à trois ni-veaux, dont la transition radiative se produit entre le niveau 3 et le niveau 2. L’écart d’énergie entre les niveaux 2 et 1 est proche de l’énergie du phonon optique pour obtenir une durée de vie courte de l’électron sur le niveau 2, favorable à l’inversion de population. L’électron est issu de la période précédente, par injection depuis les états quantiques délocalisés de la mini-bande présente dans la zone de transport. Il est ainsi possible de multiplier les étages réalisant ainsi l’effet de cascade permettant à un électron injecté de produire plus d’un photon lors de son passage [10].

La première proposition de génération de lumière par utilisation des transitions inter-sous-bandes est formulée par Kazarinov et Suris dès 1971 [11]. La première réalisation rendue possible par l’évolution de la technique de croissance de couches minces, en épitaxie par jets moléculaires (EJM) [12], date seulement de 1994 [13]. Les avancées théoriques et technologiques ont permis de montrer rapidement un fonctionnement spectralement mono-mode [14], à température ambiante [15], en continu [16] et couvrant une gamme spectrale large [17].

Optique intégrée pour sources largement accordables moyen infrarouge

La dernière approche dans la catégorie des sources à semi-conducteurs repose sur une approche hybride, utilisant les transitions entre des états électroniques de la bande de conduction et des états à trous de la bande de valence dans un puits quan-tique de type-II sur filière antimoniure. Le Laser Interbande à Cascade (LIC) génère les électrons et les trous de façon interne, à l’interface semi-métallique présente entre chaque étage de la zone active. Les transitions sont optimisées pour atteindre une longueur d’onde précise à la manière des LCQ et les électrons sont réinjectés dans l’étage suivant pour l’émission de plusieurs photons. La première proposition date de 1995 [18] pour une réalisation expérimentale dès 1997 [19].

Les processus de génération de photons entre les diodes conventionnelles, les LIC et les LCQ diffèrent significativement. Dans une diode conventionnelle, les électrons sont injectés dans la bande conduction à partir d’un contact et les trous sont injectés dans la bande de valence sur le contact opposé (figure 6(a)). Le courant injecté se divise entre tous les puits quantiques actifs. La tension de seuil est proportionnelle à l’énergie du photon ~ω/q avec ~ω l’énergie de photon et q la charge de l’électron. La zone active est en générale non-dopée.

Dans un LCQ, le courant généré est entièrement issu des électrons et passe à travers tous les puits quantiques (figure 6(b)). La densité de courant de seuil est réduite au détriment d’une tension de seuil plus élevée, supérieure à N ~ω/q, où N correspond au nombre d’étage composant la zone active. Bien qu’ayant une densité de porteurs moindre de deux ordres de grandeur, le temps de vie de l’état haut est trois ordres de grandeur plus court (1 ps contre 1 ns), résultant en un courant de seuil élevé dans les LCQ. L’ICL bénéficie de la connexion en série des différents étages pour obtenir un courant de seuil faible, combiné à un seuil en tension plus haut nécessaire à l’alignement des bandes de conduction et de valence des étages adjacents (figure 6(c)).

(a) (b) (c)

Figure 6 – Représentation schématique de l’injection des porteurs pour (a) une diode laser conventionnelle, (b) un LCQ et (c) un LIC. Les flèches bleues et rouges indiquent l’injection des électrons (noté n) et des trous (noté p). L’émission d’un photon est représentée par une flèche verte [20].

Sources accordables dans le MIR

Comme montré précédemment, la génération de lumière MIR peut être réalisée à partir de LCQ et de LIC de 3 à 12 µm de façon compacte sur des filières convention-nelles. Pour réaliser une source exploitable en spectroscopie, il est nécessaire que la largeur de raie de ces sources soient étroites et accordables pour adresser différents composés.

Pour adresser la finesse spectrale, la réalisation d’un filtre spectral directement sur le laser permet d’atteindre une émission spectralement mono-mode. En place de la cavité formée par les facettes d’entrée et de sortie, un réseau périodique dit de Bragg est placé à proximité du milieu actif et produit une rétroaction répartie sur l’ensemble du milieu. On parle alors de laser DFB (Distributed Feedback). La limitation principale dans l’utilisation de sources DFB se trouve dans leur accordabi-lité. Chaque émetteur parcourt quelques nanomètres autour de sa longueur d’onde d’émission par utilisation de l’effet Joule, que ce soit par chauffage du boitier ou par passage d’une composante continue additionnelle. La détection de plusieurs es-pèces dont les raies d’absorption sont espacées de plus de dix nanomètres n’est pas réalisable.

L’approche complémentaire pour addresser l’accordabilité et montrée sur la fi-gure 7 consiste à utiliser plusieurs émetteurs DFB mis à proximité pour parcourir une plage plus grande de longueur d’onde [21]. La qualité spectrale de chaque émet-teur est conservée (mono-mode, finesse, accordabilité limitée) tandis que l’ensemble couvre artificiellement une plage plus grande. L’écart spectral entre les émetteurs est inférieur à l’accordabilité de chacun afin de balayer continûment par alimenta-tion successive des lasers de la barrette. Une source pour la détecalimenta-tion multi-espèce est alors réalisée, ayant la capacité d’adresser toutes les absorptions de molécules présentes dans sa plage d’accord.

100µm 400µm

(a) (b)

Figure 7 – (a) Images MEB d’une barrette de 34 lasers DFB LCQ reportée sur une embase. (b) Zoom sur quatre rubans lasers avec les facettes de sortie visibles.

Des techniques permettant une accordabilité supérieure ont également vu le jour. Le montage d’un milieu à gain en cavité externe comme schématisé sur la figure 8(a) permet de sélectionner une longueur d’onde à partir d’un réseau de diffraction externe [22]. Le pas du réseau impose une relation de phase avec l’onde présente dans la cavité. Une variation de l’angle du réseau induit un changement sur la longueur d’onde d’émission. Dans cette configuration, la longueur d’onde d’émission peut être accordée sur l’ensemble de la largeur du gain spectral. Un accord continu sur plus de 400 cm−1 est atteint en utilisant une zone active de LCQ composée de 5 dessins différents [23]. L’inconvénient de ce système repose sur son instabilité mécanique provenant du réseau de diffraction non-intégré au laser (figure 8(b)), produisant une incertitude sur sa longueur d’onde en fonction des conditions extérieures et des balayages successifs. De plus, il nécessite des réglages de précision pour le contrôle fins des modes afin d’obtenir un balayage continu, occasionnant un prix élevé et peu compressible.

Optique intégrée pour sources largement accordables moyen infrarouge Réseau de diffraction Lentilles de collimation (b) (a) Milieu à gain

Figure 8 – (a) Schéma représentant les principaux éléments d’une cavité ex-terne en configuration Littrow. (b) Cavité exex-terne compacte utilisant un réseau de diffraction basé sur un micro-système opto-électro-mécanique MOEMS [24].

La configuration barrette est plus compacte que la cavité externe. L’intégration monolithique dans un circuit photonique est également possible. L’accordabilité est limitée par le nombre d’émetteurs, par leur accordabilité individuelle et par la lar-geur du gain. Afin de faciliter l’utilisation d’une barrette d’émetteurs comme source largement accordable dans le MIR, un travail important est nécessaire pour ras-sembler l’ensemble des faisceaux sur une sortie unique, en adaptant notamment les outils développés dans le proche infrarouge pour l’utilisation de circuits intégrés photoniques.

Intégration photonique dans le moyen-infrarouge

Un capteur pour la détection de gaz dans le MIR comprend trois composants de base : une source de rayonnement infrarouge, un volume d’interaction dans lequel ce rayonnement interagit avec le composé, et un détecteur. Des spectromètres existent déjà dans le MIR, mais restent volumineux (≈ 1 m2_{), chers (≈ 40000 euros) et}

difficiles à mettre en place (≈ 50 kg). L’intégration photonique offre la possibilité de construire des systèmes compactes et peu coûteux pour une utilisation sur site rapide et précise. Deux approches d’intégration s’offrent à nous : l’intégration monolithique et l’approche hybride.

L’intégration photonique permet de réaliser de façon monolithique des fonctions complexes d’optique sur des puces millimétriques. Cette approche est maintenant très utilisée dans le proche infrarouge aux longueurs d’onde de 1,3 et 1,5 µm. De nombreux acteurs et fonderies sur les filières SOI (IHP, Imec, LETI, VTT), III-V (Smart Photonics, Oclaro, HHI), Si3N4/SiO2 (LioniX) sont présents pour la mise

en commun de substrats entre utilisateurs et la réalisation de circuits photoniques intégrés (CPI) de façon partagée (tableau 2).

Les coûts de fonctionnement sont ainsi répartis entre tous les utilisateurs pour fournir un service à un nombre plus grands d’utilisateurs. Les composants sont normalisés pour répondre aux contraintes technologiques données par les fonderies. Cette approche émergente a pour vocation de réduire considérablement les coûts de R&D et de prototypage, ainsi que les temps de fabrication de plusieurs ordres de grandeur, pour permettre l’accès à un plus grand nombre d’utilisateurs [26]. Comme montré sur la figure 9, il est possible de réaliser des composants photoniques monolithiques et de compléxité élevée sur substrat d’InP. Cette puce comprend à la fois des éléments actifs (lasers, amplificateurs) et passifs (multiplexeur optique, déphaseur), pour un total de plus de 200 éléments fonctionnels [27].

Fonderie Dispositif [mm2_] Prix [euro] Prix/mm2 [euro] Puces par lot Matériau Smart TxRx 10 2 × 4,6 4600 500 8 InP HHI Rx 40 3 × 6 5400 300 8 InP Oclaro TxRx 10 2 × 6 12000 1000 8 InP Triplex 16 × 16 16000 63 4 Si3N4/SiO2 Imec PSV 3 × 6 5000 278 >25 Si LETI Si3100-PH 1,7 × 3,7 6610 1050 15 Si VTT 3µm SOI 5 × 10 8000 160 8 Si

Tableau 2 – Acteurs du domaine de la photonique intégrée mettant en place des substrats partagés entre les utilisateurs. La taille des puces, le prix au mm2 ainsi que le nombre de puces par lot sont repris pour chaque fonderie [25].

Convertisseur de longueurs d'onde Routeur de longueurs d'onde

Entrée s Sorties Pré-amplificateurs optique Amplificateurs optique Interféromètre amplifier Contrôleur de phase Ligne à retard

Atténuateurs Absorbeur Commutateurs Moniteurs de puissance Moniteurs de puissance Moniteurs de puissance 4.25 m m 14.5 mm

Figure 9 – (a) Image au microscope optique d’un CPI intégrant des com-posants actifs et passifs. Un zoom est réalisé sur un des 8 convertisseurs de longueur d’onde composant le routeur 8 × 8 de longueurs d’onde [27].

A un stade avancé dans le proche IR, le premier projet européen de développe-ment d’une ligne pilote de fabrication de composants MIR vient de débuter en 2016. Les résultats escomptés à la fin de ce projet dénommé Mirphab comprennent la stan-dardisation des procédés de fabrication et la démonstration d’une chaîne logistique complète, permettant la fabrication, le montage et le test de composants. Elle sera accessible dès 2020 pour un prototypage rapide de circuits photoniques dans le MIR, destinés aux PME, aux industriels et aussi aux partenaires académiques [28].

Récemment, des systèmes intégrés de combinaison de faisceaux optiques ont déjà été utilisés pour la fabrication d’interféromètres et de spectromètres de Fourier entre 2 et 4 µm. Un multiplexeur en longueur d’onde à 2 µm en matériaux III-V sur silicium intégré de manière hétérogène avec des photo-détecteurs de type-II en InP [29], un spéctromètre de Fourier fonctionnant autour de 3,75 µm sur filière silicium-sur-isolant [30], et une série de photo-diodes en InAs0.91Sb0.09 intégrée de façon

hétérogène sur filière silicium-sur-isolant pour la réalisation d’un spectromètre sur la bande 3 - 4 µm [31] constituent l’état de l’art de l’intégration composé d’éléments actifs et passifs dans le MIR.

Optique intégrée pour sources largement accordables moyen infrarouge

Des travaux sont à mener sur les matériaux passifs, devant être optiquement transparents dans le MIR de 3 à 12 µm et compatibles avec une intégration mo-nolithique ou hybride avec des sources MIR. Les composants passifs peu présents jusqu’au début des années 2010 dans le MIR sont également à démontrer. La mise en forme de matériaux comme les chalcogènes peut également permettre de réaliser de nouvelles fonctions, telle que la modulation rapide ou de la transmission fibrée, pour la réalisation de circuits photoniques plus complets et adaptés au domaine du MIR.

L’approche hybride a quant à elle la capacité d’intégrer des composants issus de filières différentes, bien que peu compatibles entre eux. Une possibilité est d’utiliser des guides intégrés à la puce principale et des éléments de détection et de géné-ration de lumière rattachés à elle. Les entrées et sorties entre les composants sont alors reliées par un coupleur et des guides d’onde. Cette approche permet lorsque le nombre de composants reste inférieur à quelques unités de tester séparément les briques élémentaires afin d’augmenter les chances de réussite.

Comme démontré dans la section précédente, les sources largement accordables dans le MIR nécessitent aujourd’hui l’utilisation de réseaux externes massifs ou de plusieurs émetteurs placés en parallèle, nécessitant une mise en forme du faisceau volumineuse et dépendante de l’environnement et des conditions d’utilisation. Il est envisageable de mettre en forme le signal de façon intégrée à partir d’une puce réalisant la fonction de multiplexage. Il est cependant nécessaire de développer une filière passive compatible avec les sources, et un moyen de les coupler efficacement. La figure 10 propose une représentation schématique d’un CPI regroupant une barrette de LCQ DFB, un coupleur actif/passif et un multiplexeur optique intégré de façon homogène sur un substrat cristallin. L’optimisation d’un tel dispositif porte sur la réalisation d’une zone active performante et large bande, la minimisation des pertes de la partie passive au niveau des coupleurs et du multiplexeur.

Laser à semi-conducteurs MIR

Coupleur actif/passif Multiplexeur

Figure 10 – Représention schématique d’un CPI intégrant des composants actifs et passifs pour la réalisation d’une source MIR largement accordable.

Organisation du manuscrit

L’objectif principal de cette thèse est la démonstration d’une source monolithique et largement accordable dans le moyen infrarouge pour la spectroscopie optique basée sur la technologie des lasers à cascade quantique. La technique choisie repose sur la combinaison en optique intégrée de faisceaux issus d’une série d’émetteurs LCQ mono-modes. Cette thèse relate des différents choix technologiques réalisés lors de la construction de cette source monolithique. Ce manuscrit suit l’organisation suivante. Dans le chapitre 1, nous discutons des différentes filières d’optique intégrée pas-sives et compatibles avec les sources MIR large bande. En particulier, la troisième bande de transparence de l’atmosphère, s’étalant de 8 à 14 µm de longueur d’onde, n’est aujourd’hui pas couverte par les filières silicium standards. De nouvelles ap-proches à base de silicium-germanium, de matériaux III-V et de verres de chalcogé-nure sont testées expérimentalement. Une comparaison est réalisée pour choisir de façon éclairée une filière par rapport à une application. Le développement de la filière InP constitue un exemple complet de modélisation, fabrication et caractérisation de guides et composants de base.

Au chapitre 2, nous considérons les solutions de multiplexage déjà réalisées dans le MIR à travers la littérature. Nous faisons part de la fabrication et des mesures réalisées sur nos multiplexeurs optiques dans le MIR. Deux multiplexeurs basés sur des réseaux de diffraction intégrés et spécialement adaptés au multiplexage de barrette sont présentés. Une méthode innovante est suggérée et démontrée pour la réalisation de multiplexeurs ultra-larges.

Au chapitre 3, la solution tout intégrée est réalisée de façon monolithique et hybride. Nous présenterons en premier les travaux réalisés pour l’obtention de bar-rettes de LCQ DFB, ainsi que la fabrication d’un LCQ sur un substrat silicium démontrant la faisabilité d’intégrer une source couvrant l’ensemble du MIR sur des lignes de production CMOS. La solution monolithique reposant sur une unique épi-taxie sur substrat d’InP est présentée et fabriquée. L’intégration de LCQ, de guides d’onde passifs, de coupleurs évanescents et de multiplexeurs en fait un objet com-plexe et précieux pour la spectroscopie infrarouge. La solution hybride composée d’une barrette de LCQ DFB couplée à un multiplexeur sur silicium est réalisée pour la première fois.

Finalement, le chapitre de conclusion permet de réaliser le bilan des résultats obtenus lors de cette thèse. Nous discutons des points importants à satisfaire pour la réalisation d’une source large bande. Nous proposons également quelques pistes concernant l’utilisation d’une telle source. Des voies d’amélioration sont également discutées pour obtenir une puissance supérieure de sortie. Les intégrations monoli-thique et hybride avec un capteur de gaz sont présentées.

Chapitre 1

Guides d’onde pour la photonique

MIR

Nous nous intéressons dans ce chapitre au guidage de la lumière dans des filières pouvant couvrir une large gamme spectrale. Pour cela, nous décrivons brièvement dans la section 1 les approches géométrique et électromagnétique de la propagation d’un rayon lumineux, ainsi que les avantages et les limites de validité de ces trai-tements. Trois méthodes de mesure des pertes de propagation sont présentées et comparées afin de choisir la méthode de mesure la plus adaptée au matériau et à l’échantillon. Dans la section 2, nous décrivons les plateformes existantes à base des éléments cristallogènes de la colonne IV de la classification périodique, ainsi qu’une nouvelle filière de guidage basée sur un corps en Si0.2Ge0.8. L’apport de celle-ci réside

dans l’utilisation d’une forte concentration en germanium par adaptation des para-mètres de maille sur un substrat virtuel de concentration graduée, afin de repousser la limite haute de l’absorption au dessus de 8 µm. La section 3 relate de la filière à base de verres de chalcogénure, comprenant des guides à base de souffre fabri-qués par inscription directe au laser et des guides réalisés par micro-structuration d’une fibre en sélénium. Dans la section 4, nous mettons en évidence l’intérêt de la filière III-V pour l’intégration monolithique avec une source de lumière. Le choix des matériaux ainsi que les démonstrations expérimentales sont présentés et de mul-tiples fonctions photoniques de base sont démontrées pour la réalisation prochaine de circuits photoniques plus complexes.

1.1

Théorie et méthodes de caractérisation des

guides d’onde

Les guides d’onde sont aux photons ce que les connexions électriques sont aux électrons. Ils permettent d’acheminer de l’information d’un point A vers un point B, de transmettre un signal d’une fonction logique à une autre en garantissant l’in-tégrité du signal transmis. Cette technique a été historiquement développée pour le guidage des ondes basses fréquences à l’aide de guides conducteurs métalliques à la fin du XIXème siècle. La fréquence diminuant, les guides métalliques ont été remplacés par des guides en diélectrique où le mode est désormais confiné dans un milieu soit linéaire (telle une fibre optique), soit planaire (guide d’onde photo-nique) [32]. L’étude d’un guide d’onde consiste à déterminer la façon dont se propage l’énergie. En fixant des contraintes géométriques, il est possible d’imposer la façon dont se propage l’énergie sur une bande de longueurs d’onde. On parle alors de modes de propagation et chaque mode est caractérisé par une configuration géomé-trique de propagation du champ électromagnétique, associé à un couple (pulsation

ω, constante de propagation β) [33]. Dans cette section, seront discutées les

descrip-tions géométrique et électromagnétique de la propagation des modes dans les guides et les méthodes de caractérisation employées pour l’évaluation des pertes de propa-gation, caractérisant l’affaiblissement que subit l’onde électromagnétique lorsqu’elle parcourt une distance dans un milieu.

1.1.1

Approche géométrique

Le concept de guidage de la lumière peut être appréhendé de façon intuitive à partir d’une approche géométrique faisant intervenir les rayons lumineux. Considé-rons un guide d’onde composé d’un matériau diélectrique de cœur d’indice n1 et

d’épaisseur d. Il est situé entre deux couches d’indice n2 avec n1 > n2 et de grandes

dimensions par rapport à d. Un rayon lumineux est présent à l’intérieur du guide d’indice n1 selon les conventions de la figure 1.1. A l’interface entre les deux milieux,

la loi de Snell-Descartes lie les indices de réfraction et les angles incident et réfracté par la relation (1.1).

n1sin(θi) = n2sin(θr) (1.1)

Puisque n1 > n2, il existe une valeur limite θc pour laquelle l’onde incidente est

totalement réfléchie. L’onde est alors guidée par réflexions successives entre les deux interfaces pour un angle d’incidence θi > θc à partir duquel une réflexion totale

interne se produit.

θc= arcsin( n2 n1

) (1.2)

Une onde avec un angle d’incidence supérieur à l’angle critique θc est alors présente

dans la couche d’indice n1. Les ondes incidentes satisfaisant cette condition ne sont

pas toutes propagées suivant l’axe de propagation. Un contraste d’indice plus fort entraîne une diminution de l’angle critique et la condition de réflexion totale in-terne est réalisée pour de plus en plus de rayons à l’intérieur de la couche guidante. Les rayons lumineux issus des réflexions successives doivent aussi interférer de fa-çon constructive. Par calcul de la différence de marche [I2M ] entre les deux rayons

1.1. Théorie et méthodes de caractérisation des guides d’onde

totalement réfléchis issus de I0 et de I1 et contribuant au même front d’onde, le

dé-phasage total s’exprime par construction géométrique comme k2d sin(θi) − 2Φr où k

est le vecteur d’onde de l’onde guidée défini par k2 _{= ω}2_/c2 _{et Φ}

r le déphasage acquis

lors d’une réflexion compris entre 0 et π. Ces rayons interfèrent constructivement pour une valeur de déphasage multiple de 2π.

2π

λ0

2d sin(θi) − 2Φr = 2πm (1.3)

Pour une polarisation du champ électrique parallèle aux plans des couches, le dé-phasage Φr de l’onde réfléchie par rapport à l’onde incidente s’écrit

tan(Φr 2 ) =

(sin2θi− sin2θc)1/2

cos θi

(1.4)

L’injection de l’équation (1.3) dans l’équation (1.4) permet de calculer les angles conduisant aux ondes se propageant dans le guide pour une polarisation transverse électrique (TE). n₂ n1 n2 d θi θ_r I0 I2 I1 M

Figure 1.1 – Représentation en termes de rayons des conditions de guidage de la lumière dans un guide d’onde.

A chaque mode guidé correspond un vecteur d’onde appelé constante de propa-gation et noté β telle que

β = k0n1sin(θi) =

2π

λ n1sin(θi) =

2π

λ neff (1.5) neff est l’indice effectif pour un mode guidé donné et correspond à l’indice perçu

par l’onde de façon macroscopique dans le guide sans évoquer les détails de chaque couche.

1.1.2

Résolution des équations de Maxwell

L’approche géométrique abordée dans la section précédente n’est valable que dans une certaine mesure. Elle se base sur le confinement des rayons par réflexion totale à l’interface entre deux milieux d’indices différents. La limite entre l’approche géométrique par le tracé des rayons lumineux et l’approche électromagnétique cor-respond au passage entre des dimensions transversales grandes par rapport à la longueur d’onde à des dimensions proches ou inférieures à la longueur d’onde. A

partir de guides d’onde supportant une multitude de solutions, la diminution de d entraîne une diminution du nombre de modes guidés. Pour un guide ne supportant plus que quelques modes, l’optique géométrique devient impuissante pour décrire le confinement de la lumière d’où la nécessité de passer vers une résolution mathéma-tique des équations constitutives du milieu.

L’équation de propagation d’une onde électromagnétique se trouve à partir de la résolution des équations de Maxwell [34]. L’onde électromagnétique monochroma-tique de pulsation ω et de vecteur d’onde k satisfait l’équation

(∇2+ k2)Φ(r, t) = 0 (1.6)

Les solutions stationnaires de cette équation appelées modes propres satisfont à l’équation de Helmholtz pour le champ électrique E(r) [35]

∇2_{E(r) + k}2_n2_{(r)E(r) = 0 (1.7)}

Considérons une onde progressive suivant l’axe z dont le front d’onde reste per-pendiculaire à l’axe du guide. Le champ peut s’écrire sous la forme E(r) = E(x, y) et l’équation de propagation devient

∂2 ∂x2 + ∂2 ∂y2 ! E(x, y) + [k2n2(r) − β2]E(x, y) = 0 (1.8)

où β = k0neff est la constante de propagation dans le milieu et neff est l’indice

effectif d’un mode, par analogie à la définition donnée dans la section 1.1.1.

Le fonctionnement d’un guide d’onde peut être expliqué simplement à partir du guide plan montré sur la figure 1.2. Le guide d’onde en ruban, dont les dimensions suivant x et y sont finies, s’approche du guide d’onde plan lorsqu’une dimension est considérablement plus large que les autres [36].

y

z

n

n

n

x

d

Figure 1.2 – Géométrie du guide planaire comportant trois couches. L’indice du cœur n2 est supérieur à l’indice de gaine n1. L’onde se propage selon l’axe z et la guide est invariant suivant x.

D’un point de vue de la résolution de l’équation (1.7), la majorité des phénomènes n’est que très faiblement modifiée en passant d’un guide plan à un guide ruban. La résolution en est drastiquement simplifiée mais nous permet de comprendre les fondamentaux de l’optique guidé. Dans notre cas, ∂/∂y = 0 et l’équation (1.8) s’écrit de façon scalaire dans les régions d’indice n1 et n2

1.1. Théorie et méthodes de caractérisation des guides d’onde Région d’indice n1 : ∂2 ∂x2E(x, y) + [k 2_n2 1− β2]E(x, y) = 0 (1.9) Région d’indice n2 : ∂2 ∂x2E(x, y) + [k 2 n2₂− β2]E(x, y) = 0 (1.10) Considérons la nature des solutions des équations (1.9) et (1.10) en fonction de la constante de propagation dans les trois différentes régions de l’espace, en prenant pour hypothèse n1 > n2 Les solutions de l’équation (1.8) se séparent en trois cas :

β > kn1 : Les solutions de l’équation (1.8) sont de forme exponentielle dans les

deux régions. Les relations de continuité sur E(x) et sa dérivée aux deux interfaces entrainent une distribution du champ divergente exponentiellement en tout point de l’espace, ne correspondant pas à une onde solution physique.

kn1 > β > kn2 : L’amplitude du champ E(y) est sinusoïdale dans le guide et

ex-ponentiellement décroissante à l’extérieur. L’énergie est confinée dans la couche d’indice fort et le mode est dit guidé. La constante de propagation et l’indice effectif doivent satisfaire aux deux conditions suivantes pour que les modes soient guidés à l’intérieur de la couche d’indice fort et évanescent en dehors :

kn2 < β < kn1 et n2 < neff < n1.

β < kn2 : Les solutions pour le champ E(y) sont sinusoïdales partout. Ces modes

sont dits de rayonnement. Géométriquement, ce sont des rayons lumineux pré-sent dans le guide au delà de l’angle de réflexion totale interne.

La lumière émise par un laser à cascade quantique possède une polarisation transverse-magnétique (TM). Nous nous intéressons donc qu’aux solutions vérifiées par les modes TM. Les équations différentielles vérifiées par les trois composantes des champs électrique et magnétique (Hy, Ex et Ez ) donnent le système d’équations

∂2 ∂x2Hy(x, z) + (k 2_{n(x) − β}2_)H y(x, z) = 0 Ex(x, z) = i ω ∂Hy ∂z = β ωHy(x)e i(ωt−iβz) Ez(x, z, t) = − i ω ∂Hy ∂x (1.11) La fonction Hy s’écrit Hy(x) =          −Chh pcos(hd) + sin(hd) i ep(x+d) pour x<-d Ch−h pcos(hx) + sin(hx) i pour -d < x < 0 −h pe −px _{pour x>0} (1.12)

avec C la constante de normalisation correspondant au transport par le champ élec-tromagnétique d’un watt par unité de longueur dans la direction y [36]. Les coeffi-cients h et p sont définis par

h =qn2 1k2− β2 p = n 2 1 n2 2 q β2_{− n}2 2k2 (1.13)

Les relations de continuité de Hy et de Ez aux deux interfaces imposent aux

constantes de propagation d’obéir à la relation

tan(ht) = h(p + q)

h2 _{− pq} (1.14)

Les trois cas vus précédemment et la relation de dispersion définie par l’équation (1.14) peuvent être visualiser dans le diagramme de dispersion de la figure 1.3. C’est une représentation graphique proposant d’indiquer la dépendance de la constante de propagation β en fonction de la fréquence ω. Ce diagramme permet d’exprimer la vitesse de phase (vφ = ω/k) ainsi que la vitesse de propagation des divers modes

(vg = dω/dk|β). Les ondes situées entre l’axe vertical et la droite de pente _nβ₁ sont en

réflexion totale et fuient hors du guide. Elles constituent un continuum de solutions appelées les modes de rayonnement. Dans le cas opposé, les ondes situées entre l’axe horizontal et la droite de pente _nβ

2 sont les solutions de l’équation (1.8) présentant

une divergence exponentielle.

ω=β/n2 ω=β/n1 modes non guidés

Fréqu

ence

ω

d/2

π

c

Vecteur d'onde parallèle kd/2π

1.5 1 0.5 0 _{0 1 2 3 4} n=1 n=3 n=5 vϕ=ω/k _v g=dω/dk|β

Figure 1.3 – Diagramme de dispersion dans un guide d’onde plan d’indice de gaine n1 et de cœur n2. Les courbes bleues correspondent aux modes guidés

dans le plan. La région au dessus de la droite β/n₁ représente un continuum de modes non-guidés, c’est le cône de lumière [33].

Les lignes en traits pleins de couleurs bleues entre ces deux cas limites corres-pondent aux solutions de la relation de dispersion. A chaque mode correspond une pulsation de coupure différente, en deçà de laquelle il n’y a pas de propagation du mode considéré. Le mode fondamental n = 1 est celui présentant la fréquence de coupure la plus basse. La conception d’un circuit photonique consiste à étudier le confinement et le nombre de modes guidés sur une géométrie donnée pour minimiser la perte de signal, contrôler l’échange d’énergie entre tous ces modes ou exalter un effet particulier par la mise en forme des modes.

1.1.3

Méthodes optiques de caractérisation des guides

Nous venons de voir la possibilité de contrôler la manière dont se propage l’éner-gie sur une bande de fréquence par le choix des matériaux et des épaisseurs des

1.1. Théorie et méthodes de caractérisation des guides d’onde

couches. L’interaction du mode avec les matériaux composant le guide et sa géomé-trie entraine des pertes d’origines multiples : diffusion Rayleigh, diffusion de Mie, absorption inter-bande, absorption par porteurs libres, absorption par les phonons du réseau, absorption extrinsèque, ... Les modes guidés sont alors transmis sur des distances caractéristiques de plusieurs centimètres pour un guide sur puce et sur plu-sieurs mètres ou kilomètres pour les guides réalisés dans les fibres. Il est nécessaire de quantifier le niveau des pertes totales pour préjuger de la puissance présente dans le guide en tout endroit. Trois méthodes de mesure adaptées au MIR en fonction des instruments disponibles et permettant d’évaluer les performances des guides d’onde vont être développées dans cette section.

Mesure des franges Fabry-Pérot

Cette méthode d’analyse optique permet d’évaluer les pertes de propagation d’un guide mono-mode pour une polarisation TE ou TM. Le principe consiste à exciter les modes de la cavité Fabry-Pérot formée par les miroirs d’entrée et de sortie d’un guide droit [37–40]. L’oscillation dans la cavité implique une condition sur la phase, correspondant à des modes propres de la cavité comme abordé dans la section 1.1.2. Considérons le système de la figure 1.4(a) avec un matériau d’indice n de coefficient d’atténuation linéique α dans la cavité et tachons de trouver la transmittance de cette cavité. n,α θ E0 I0 L I2 I1 I4 E2 E1 t12 t21 Longueur d'onde (µm) 7.42 7.422 7.424 7.426 7.428 7.43 T/Tmax 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 R = 0.7 R = 0.5 R = 0.3 (a) (b)

Figure 1.4 – (a) Cavité Fabry-Pérot de longueur L, formée dans un matériau d’indice n et présentant des pertes α. (b) Transmission d’une cavité Fabry-Pérot pour un coefficient de réflectivité des facettes R de 0,3, 0,5 et 0,7.

Le champ électrique incident possède une amplitude E0. L’amplitude du champ

électrique E1 après traversée du milieu s’écrit

E1 = E0t12t21e−αL (1.15)

avec t12 et t21 les coefficients de transmission à la facette. Avec r le coefficient de

réflexion à la facette, le champ électrique E2 s’écrit

E2 = E1r2e−2αLe−jφ = E1u (1.16)

avec u = r2_e−2αL_e−jφ_{. De manière similaire, le champ électrique de la réflexion ayant}

sortie de la cavité Fabry-Pérot peut s’écrire comme une série géométrique conver-gente obtenue par la somme des amplitudes des réflexions successives.

Et = E0t12t21e−αL

1

1 − r2_e−2αL_e−jφ (1.17)

Le rapport des intensités lumineuses transmise sur incidente s’écrit

TFP = Re _E t E0  2_{= t}2 12t 2 21e −2αL 1 (1 − r2_e−2αL₎2_{+ 4r}2_e−2αL_sin2₍φ 2) TFP = (1 − R)2e−αL (1 −R)e 2+ 4R sine 2(φ 2) (1.18)

où R est le coefficient de réflexion à la facette. φ la phase accumulée pendant un aller-retour dans la cavité en considérant le déphasage φ0 apporté par la réflexion,

est donnée par

φ = 2πngL

λ0

− φ0 (1.19)

e

R = Re−αL est un coefficient combinant les pertes à la facette et les pertes

de propagation. La transmission Fabry-Pérot varie périodiquement avec la phase φ. Lorsque que la phase fluctue, la transmittance oscille entre deux valeurs minimale et maximale. L’intervalle entre deux maxima de transmission appelé intervalle spectral libre (ISL) est donné par

∆ν = c 2 · ng· L

(1.20)

La mesure du contraste K = (Tmax−Tmin)/(Tmax+ Tmin) à partir des coefficients

de transmission min et max permet d’obtenir la valeur de R par la relatione

e

R = 1

K(1 −

√

1 − K2_{) (1.21)}

En connaissant le coefficient de réflectivité des facettes R, les pertes de propagation sont données par

α = ln(R

e

R)/L (1.22)

Expérimentalement, il existe deux solutions pour changer la phase φ de l’équation (1.18) et ainsi balayer plusieurs pics de transmission de l’échantillon afin d’accéder au contraste. La première consiste à changer la température du guide pour que son indice de groupe ng et sa longueur L changent et entraînent un décalage des pics.

Il faut pour cela placer l’échantillon dans une étuve ou sur un régulateur de tempé-rature. La deuxième solution consiste à exciter la cavité avec une source cohérente accordable en longueur d’onde sur plusieurs ∆ν afin de décrire plusieurs oscillations consécutives de la transmission. Pour cela, un LCQ DFB peut être utilisé pour pro-fiter de sa faible largeur de raie inférieure à la largeur d’une résonance de la cavité Fabry-Pérot. Le décalage en longueur d’onde se fera par contrôle de la durée d’ali-mentation du laser. En mode impulsionnel avec une durée d’impulsion de plusieurs microsecondes, l’effet joule ayant lieu dans le laser par passage d’un courant intense sur une petite surface entraine un décalage en longueur d’onde de la raie d’émission. La variation de longueur d’onde est typiquement de l’ordre de quelques dizaines de nanomètre.

1.1. Théorie et méthodes de caractérisation des guides d’onde

Sur la figure 1.4(b) est tracée la transmission d’une cavité Fabry-Pérot d’une longueur L de 1 cm supportant des modes d’indice de groupe ng de 3,5 pour

plu-sieurs coefficients de réflectivité des facettes. La variation en longueur d’onde liée à l’échauffement du laser au sein de l’impulsion est suffisamment grande pour parcou-rir plusieurs oscillations et ainsi estimer le contraste sur le guide. Une diminution de la réflectivité des facettes diminue le contraste. Au contraire, à partir de l’équation (1.18), des pertes plus faibles et une cavité plus courte augmentent le contraste. Cette méthode est donc particulièrement adaptée à des guides à fort contraste d’in-dice (∆n > 2), de courtes longueurs (L ≈ 1 cm) et possédants des pertes faibles (α < 2 dB/cm). Le schéma du montage est présenté dans la figure 1.5(a). L’injection et la collection dans le guide sont réalisées à partir d’objectifs de microscope, et contrôlées à l’aide d’une caméra moyen-infrarouge QWIP (figure 1.5(b)). Les oscillations ra-pides de la transmission à la sortie du guide sont mesurées par l’intermédiaire d’un détecteur rapide de type MCT possédant une constante de temps courte devant l’échauffement du laser par l’impulsion, de l’ordre de la nano-seconde (figure 1.5(c)). Au préalable, une mesure permet de caractériser la variation de la longueur d’onde du laser pendant la durée de l’impulsion, à travers un barreau étalon de germanium, d’indice 4,01 et d’une longueur de 2,54 cm.

Temps (µs) -1 0 1 2 3 4 Tension (V) -0.3 -0.25 -0.2 -0.15 -0.1 -0.05 0 Camera QWIP Guides d'onde Détecteur rapide MCT LA OM OM LS LCQ-DFB (a) (b) (c)

Figure 1.5 – (a) Dispositif expérimental pour la mesure des franges Fabry-Pérot. (LA : Lentille Asphérique ; OM : Objectif de Microscope ; LS : Lame Séparatrice). (b) Image en champ proche de la sortie d’un guide injecté. (c) Signal négatif de sortie du détecteur, lié aux oscillations de la transmission en sortie d’un échantillon pendant l’impulsion appliquée au LCQ DFB.

Mesure d’atténuation

La deuxième procédure est une mesure d’atténuation consistant à dire que la puissance d’un signal le long d’un guide d’onde subit une décroissance exponentielle selon la longueur de l’échantillon, suivant l’équation (1.23) [41]. Bien que destruc-tive, cette méthode est particulièrement adaptée lorsqu’il est difficile d’évaluer la réflectivité des facettes, pour des échantillons courts (< 1 cm) présentant des pertes guides supérieures à 1 dB/cm ou des échantillons longs (> 10 cm) présentant des pertes faibles (< 0,1 dB/cm). Il est également possible d’estimer les pertes de cou-plage par l’intermédiaire de cette méthode. L’injection de la lumière est réalisée sur le même banc que pour la mesure de finesse des franges Fabry-Pérot.

Ptransmise = Pincidentee−αL (1.23)

Mesure de pertes par réflexion

Cette méthode consiste à mesurer deux puissances optiques : la première

Ptransmise sortant du guide et la deuxième Préf léchie réfléchie à la facette de

sor-tie et transmise par la facette d’entrée [42]. Ces deux puissances sont reliées à la puissance couplée dans le guide arrivant à la facette de sortie P par les relations

Ptransmise = P · Tf acette

Préf léchie= P · (1 − Tf acette) · e−αL· Tf acette

(1.24)

avec Tf acette le coefficient de transmission à la facette. En prenant le rapport de ces

deux équations, il est possible d’évaluer les pertes linéiques dans un guide à partir de la mesure des puissances définies précédemment

α = 1

Llog

Ptransmise· (1 − Tf acette)

Préf léchie

(1.25)

Pour cela, le montage de la figure 1.6 constitué de deux voies de mesure est envisagé. La voie 1 constituée d’un objectif, d’une lame séparatrice et d’un détecteur mesure la puissance réfléchie. La voie 2 constituée d’un objectif et d’un détecteur mesure la puissance transmise. La mesure de P1 sur la voie 1 et la mesure de P2 sur

la voie 2 sont reliées aux puissances dans le guide par

P1 = Préf léchie· TOM · TLS

P2 = Ptransmise· TOM

(1.26)

avec TOM et TLS les transmittances des objectifs de microscope et de la lame

séparatrice. En prenant les mêmes détecteurs et les mêmes objectifs sur les deux voies, les pertes de propagation sont exprimées par la relation

α = 1

Llog

P2· (1 − Tf acette) · TLS P1

(1.27)

Afin de discriminer le rayon réfléchi sur la facette de sortie du rayon réfléchi sur la facette d’entrée, le guide d’onde est légèrement incliné pour séparer physiquement

1.1. Théorie et méthodes de caractérisation des guides d’onde

les deux rayons. Le détecteur 1 est alors placé de façon à ne mesurer que Préf léchie.

Cette méthode est adaptée aux guides à fort contraste d’indice (∆n > 2) afin de maximiser le signal réfléchi. Cette mesure nécessite également la connaissance de la réflectivité des facettes.

Détecteur PbSe P2 Guides d'onde Détecteur PbSe P1 LA OM OM LS LCQ-FP MM

Figure 1.6 – Dispositif expérimental pour la mesure de pertes par réflexion. (LA : Lentille Asphérique ; OM : Objectif de Microscope ; LS : Lame Sépara-trice, MM : Modulateur Mécanique).

Dans cette section, les trois méthodes d’évaluation des pertes de propagation ont été présentées. Les avantages et les inconvénients de chaque méthode sont ré-pertoriés dans la tableau 1.1. Afin de répondre à tous les besoins, les trois méthodes ont été mises en place. La méthode sera choisie en fonction de la disponibilité des échantillons, du niveau de pertes attendues et de la connaissance de la réflectivité des facettes.

Méthode Avantages Inconvénients Echantillons

Franges Fabry-Perot [37, 38] Non-destructive Insensible à la puissance d’entrée Connaître la réflecti-vité des facettes Approvisionnement d’un détecteur rapide

Pertes faibles (<2dB/cm) Echantillons courts (≈ 1 cm) Mesure d’atté-nuation (cut-back) [41] Affranchie de la ré-flectivité des fa-cettes

Destructive

Régularité sur le clivage

Guides selon une orientation cristal-line Polyvalent, adapta-tion de la longueur en fonction du ni-veau de pertes Réflexion [42]

Une seule longueur de guide

Non destructive Insensible à la puissance d’entrée

Connaître la réflecti-vité des facettes Complexité du mon-tage

Pertes faibles à mo-dérées (<5dB/cm)

Tableau 1.1 – Caractéristiques des méthodes de caractérisation des pertes guides utilisées dans ce chapitre.

1.2

Filières silicium et germanium pour la

photo-nique MIR

Dans cette section, les filières à base de silicium et germanium ainsi que les pertes de propagation de modes guidés atteintes dans le MIR sont passées en revue. Les pertes de guides en Si0.2Ge0.8 sont mesurées par mesure d’atténuation. Ces

échan-tillons ont été conçus et fabriqués à l’Institut d’Electronique Fondamentale (IEF) de l’Université Paris-Saclay à Orsay. Des courtes descriptions de la croissance et de la fabrication sont données. La mesure des pertes ainsi que la mesure des profils des modes en sortie des guides ont été réalisées dans le cadre d’une collaboration entre l’IEF et mirSense.

1.2.1

Éléments cristallogènes pour le moyen infrarouge

Le silicium est un candidat de choix pour la réalisation de circuits intégrés pho-toniques dans le MIR. La filière bénéficie de la compatibilité avec les technologies de fabrication CMOS pour la réalisation de composants bon marché. L’intégration de puces réalisant à la fois des opérations électroniques et optiques ouvre la voie à de nouveaux marchés de capteurs intelligents capables de traîter de façon autonome les signaux électriques et optiques sans avoir à passer par des interfaçages complexes. Nous pouvons citer par exemple la détection d’hydrocarbures, le monitorage d’ef-fluents industriels ou le retrait par ablation par ciblage de pics d’absorption des tissus biologiques [43].

Le silicium et le germanium sont aussi des matériaux possédant de forts coef-ficients de non-linéarités. Dans le régime de prédilection du silicium, autour de la longueur d’onde de 1,55µm, ces matériaux sont optiquement transparents. Pour de fortes puissances optiques d’entrée, un phénomène d’absorption non-linéaire faisant intervenir l’absorption de deux photons vient inhiber l’efficacité des phénomènes non-linéaires. Une population d’électrons libres avec des temps de vie très longs est créée et engendre de l’absorption par porteurs libres. Néanmoins, les absorptions à deux photons pour le germanium et le silicium deviennent moins efficaces à par-tir d’une énergie de photon inférieure à deux fois l’énergie du gap (à parpar-tir de 2,0

µm et 3,2 µm respectivement). Il est alors possible d’utiliser dans le MIR les effets

non-linéaires du matériau pour la génération de super-continuum, la génération de fréquences, ... Par conséquent, une gamme de composants actifs incluant des lasers, des amplificateurs, des modulateurs et autres systèmes de conversion de fréquence sont en train d’émerger [44].

D’un point de vue de la fabrication, le facteur d’échelle présent entre le proche et le moyen infrarouge relaxe fortement les contraintes sur la photolithographie. Les fonctions de filtrage, combinaison, couplage directionnel et couplage vertical ayant été démontrées à 1,55 µm devraient être transposables ou ont déjà été démontrés dans le MIR. Nous avons fait l’inventaire non-exhaustif des matériaux comportant du silicium et ayant déjà été utilisés pour la fabrication de guides MIR. Les résultats sont représentés schématiquement sur la figure 1.7. La fenêtre de transmission est limitée pour de petites longueurs d’onde par l’énergie du gap indirect du silicium (1,12 eV - 1,1 µm) et du germanium (0,66 eV - 1,9 µm). Les absorptions multipho-nons dans le silicium et dans le germanium détériorent les performances aux hautes