Etude en champ proche optique de guides à cristaux photoniques

N° d’ordre : 06 ISAL0090
Année 2006
Thèse
Etude en champ proche optique
de guides à cristaux photoniques
sur SOI
Présentée devant
L’institut national des sciences appliquées de Lyon
Pour obtenir
Le grade de docteur
École doctorale: Electronique, Electrotechnique et Automatisme de Lyon
Spécialité : Dispositifs de l'Electronique Intégrée
Par
Delphine NEEL
Ingénieur de l'Ecole Centrale de Lyon
Soutenue le 21 Novembre 2006 devant la Commission d’examen
Jury
Mr.
Mr.
Mr.
Mme
Mr.
Mr.
Henry BENISTY
Gilles LERONDEL
Dries VAN THOURHOUT
Frédérique DE FORNEL
Gérard GUILLOT
Taha BENYATTOU
Professeur
Professeur
Professeur
Directrice de recherche
Professeur
Chargé de recherche
Rapporteur
Rapporteur
Examinateur
Examinatrice
Examinateur
Directeur de thèse
Table des matières
Table des matières
Table des matières ____________________________________________ 1
Introduction__________________________________________________ 5
Chapitre I - Les cristaux photoniques_____________________________ 9
1 - Les cristaux photoniques 3D ________________________________________ 10
2 - Les cristaux photoniques 2D idéaux __________________________________ 11
3 - Les cristaux photoniques 2D en géométrie guide d'onde _________________ 13
3 - 1 - La ligne de lumière ___________________________________________ 13
3 - 2 - Approche membrane ou substrat ________________________________ 15
3 - 3 - Modes de défauts ____________________________________________ 16
3 - 4 - Guides d'onde à cristaux photoniques ____________________________ 16
4 - Fabrication des cristaux photoniques _________________________________ 19
4 - 1 - Lithographie ________________________________________________ 19
4 - 2 - Gravure ____________________________________________________ 21
4 - 3 - Bilan: les différences étapes de fabrication d'un cristal photonique 2D___ 23
5 - Méthodes de simulation ____________________________________________ 24
5 - 1 - Rappels sur les équations de Maxwell ____________________________ 24
5 - 2 - Propagation dans un milieu périodique - Théorème de Bloch __________ 25
5 - 3 - La méthode des ondes planes ___________________________________ 26
5 - 4 - La méthode FDTD ___________________________________________ 27
6 - Conclusion _______________________________________________________ 28
Chapitre II - La microscopie en champ proche optique _____________ 31
1 - Les principes de la microscopie en champ proche optique ________________ 32
1 - 1 - Limite de résolution optique____________________________________ 32
1 - 2 - Notion de champ proche_______________________________________ 33
1 - 3 - Historique de la microscopie en champ proche optique_______________ 38
1 - 4 - Les différentes configurations __________________________________ 40
1 - 5 - L'asservissement _____________________________________________ 44
2 - Les pointes SNOM et leur fabrication_________________________________ 45
2 - 1 - Méthodes de fabrication _______________________________________ 45
2 - 2 - Métallisation ________________________________________________ 50
3 - Conclusion _______________________________________________________ 51
Chapitre III - Techniques expérimentales ________________________ 53
1 - Montage SNOM expérimental _______________________________________ 53
1 - 1 - Description générale __________________________________________ 53
1 - 2 - L'asservissement shear-force ___________________________________ 55
1
Table des matières
1 - 3 - Adaptation pour l'étude de guides d'onde _________________________ 58
1 - 4 - Vue d'ensemble du montage expérimental ________________________ 58
1 - 5 - Choix des paramètres d'acquisition______________________________ 60
2 - La fabrication des pointes SNOM ___________________________________
2 - 1 - Contexte __________________________________________________
2 - 2 - Attaque chimique avec et sans gaine_____________________________
2 - 3 - Etirage au centre Nanoptec ____________________________________
2 - 4 - Métallisation _______________________________________________
2 - 5 - Comparaison des différents types de pointes ______________________
61
61
62
64
65
65
3 - Conclusion ______________________________________________________ 68
Chapitre IV - Le guidage – Etude d'une structure simple: le guide W1 69
1 - Caractéristiques du guide W1 étudié _________________________________ 70
1 - 1 - Description de l'échantillon____________________________________ 70
1 - 2 - Etude numérique préliminaire__________________________________ 71
2 - Etude en champ proche optique _____________________________________
2 - 1 - Etude des ondes de Bloch _____________________________________
2 - 2 - Relation de dispersion expérimentale ____________________________
2 - 3 - Etude à hauteur constante _____________________________________
71
71
74
76
3 - Conclusion ______________________________________________________ 80
Chapitre V - Le couplage ______________________________________ 81
1 - Introduction _____________________________________________________ 81
2 - Couplage entre guide diélectrique et guide à cristal photonique __________
2 - 1 - Les tapers planaires __________________________________________
2 - 2 - Description des structures _____________________________________
2 - 3 - Spectres en transmission ______________________________________
2 - 4 - Etude champ proche _________________________________________
2 - 5 - Conclusion_________________________________________________
3 - Couplage entre guide à cristal photonique et guide à cavités couplées_____
3 - 1 - Principe de fonctionnement___________________________________
3 - 2 - Description des structures ____________________________________
3 - 3 - Spectres en transmission _____________________________________
3 - 4 - Mesure des pertes par propagation dans les cavités par SNOM _______
3 - 5 - Conclusion________________________________________________
82
83
84
86
88
99
100
100
102
103
105
112
4 - Conclusion générale sur les deux parties _____________________________ 113
Chapitre VI - Le démultiplexage_______________________________ 115
1 - Coupleurs directionnels et démultiplexage ___________________________ 116
1 - 1 - Les cristaux photoniques pour le démultiplexage __________________ 116
1 - 2 - Principe du coupleur directionnel ______________________________ 116
2 - Conception _____________________________________________________ 117
2 - 1 - Description des structures ____________________________________ 118
2 - 2 - Simulations _______________________________________________ 118
2
Table des matières
3 - Résultats expérimentaux __________________________________________ 122
3 - 1 - Observations MEB __________________________________________ 122
3 - 2 - Spectres en transmission______________________________________ 122
3 - 3 - Images SNOM sur échantillons non encapsulés____________________ 124
4 - Conclusion ______________________________________________________ 127
Conclusion _________________________________________________ 129
Annexe ____________________________________________________ 133
Bibliographie _______________________________________________ 135
3
Table des matières
4
Introduction
Introduction
Au cours des dernières années, l'accroissement du volume des données échangées dans
les télécommunications a entraîné le développement de réseaux de télécommunications à
très haut débit, basés sur les fibres optiques. Ces réseaux permettent de véhiculer la
lumière, et donc les informations, sur de longues distances. Cependant, au niveau local,
c'est-à-dire au niveau de la communication inter- et intra-puces, le transport de
l'information se fait toujours via des interconnexions métalliques. En raison de la demande
sans cesse croissante d'une plus grande bande passante en parallèle avec une plus grande
intégration des composants, l'utilisation de ce type d'interconnexions va devenir un
véritable goulet d'étranglement pour l'industrie de la microélectronique. En effet, à court
terme, les interconnexions métalliques vont atteindre une fréquence palier de
fonctionnement (environ 10 GHz) et vont souffrir de problèmes de dissipation et de
consommation de puissance électrique ainsi que de problèmes d'intégrité des signaux.
Dans un tel cadre, la solution pourrait résider dans le développement d'interconnexions
optiques comme alternative aux interconnexions métalliques. Les composants optiques
doivent pouvoir réaliser les mêmes fonctionnalités que les composants électroniques, en
étant les plus compacts possibles. Des circuits optiques basés sur des guides d'ondes
existent déjà mais ils demeurent de dimensions assez larges. Les cristaux photoniques
apparaissent alors comme des candidats prometteurs pour la réalisation d'interconnexions
optiques puisqu'ils permettent de manipuler la lumière à une échelle sub-micronique.
Toutefois, l'apparition de ces nouveaux types de dispositifs nécessite le développement
de nouveaux moyens de caractérisation. En effet, les composants étant de taille de plus en
plus réduite, les techniques de caractérisation classiques qui étaient applicables aux
composants traditionnels de l'optique intégrée, n'apportent que des informations limitées.
En particulier, en microscopie classique, la limitation de la résolution latérale par la
diffraction empêche la réalisation d'une cartographie précise du champ électromagnétique
dans les composants. L'utilisation de la microscopie en champ proche optique (SNOM) va
permettre de s'affranchir de cette restriction. En nous donnant accès au champ proche de
l'objet, la microscopie en champ proche optique permet de réaliser une cartographie du
champ électromagnétique dans les composants avec une résolution largement sub-longueur
5
Introduction
d'onde. Le comportement interne du composant est alors dévoilé et peut être analysé de
manière approfondie.
Ainsi, le but de ce travail de thèse est l'étude par microscopie en champ proche optique
de composants passifs à cristaux photoniques bidimensionnels sur SOI, dans le domaine du
proche infrarouge (longueurs d'onde télécom 1,2-1,6 µm).
Dans le premier chapitre, nous introduirons les notions de base concernant les cristaux
photoniques. Nous nous attarderons plus particulièrement sur les cristaux photoniques en
géométrie guide d'onde et leur intérêt pour l'optique intégrée. Enfin, nous évoquerons les
différentes techniques de fabrication des cristaux photoniques ainsi que les méthodes
numériques permettant de simuler leurs propriétés.
Le chapitre deux concerne la microscopie en champ proche optique. Nous montrerons
de quelle manière cette technique permet d'atteindre de très faibles résolutions spatiales en
accédant au champ évanescent de l'objet. Nous exposerons les différentes configurations
SNOM existantes, puis, nous détaillerons les méthodes de fabrication des sondes SNOM.
Le troisième chapitre traite du champ proche d'un point de vue expérimental. Dans une
première partie, nous présenterons le montage expérimental avec notamment son système
d'asservissement de type shear-force et son système d'adaptation pour l'étude de guides
d'onde. Dans une seconde partie, nous aborderons le problème de la fabrication des pointes
SNOM. Cet aspect est primordial pour la réalisation d'images SNOM de qualité. Nous
présenterons le procédé de fabrication par attaque chimique développé au cours de cette
thèse.
Dans le quatrième chapitre, nous commencerons par étudier le guidage dans les
cristaux photoniques via la structure la plus simple existante, à savoir un guide droit
composé d'une rangée de trous manquante dans un cristal photonique. Après une brève
étude théorique préliminaire, nous mettrons en évidence grâce au SNOM la propagation
d'ondes de Bloch dans ce guide. Nous verrons comment la présence d'ondes stationnaires
nous permet de calculer le diagramme de dispersion expérimental du mode guidé. Enfin,
nous observerons l'évolution du champ électromagnétique dans le composant en fonction
de la hauteur de la pointe SNOM.
Le cinquième chapitre s'intéresse au problème du couplage. Dans une première partie,
nous
6
étudierons
comment
l'utilisation
d'une
transition
comprenant
un
défaut
Introduction
judicieusement placé permet d'améliorer le couplage entre un guide diélectrique et un
guide à cristal photonique. Dans une seconde partie, nous analyserons le couplage entre un
guide à cristal photonique et un guide à cavités couplées. Là encore, l'utilisation d'une
transition adiabatique correctement conçue entraîne une amélioration du couplage.
Dans le sixième et dernier chapitre, nous exposerons comment nous avons conçu puis
caractérisé un démultiplexeur en longueur d'onde 1,3-1,5 µm. Ce démultiplexeur, très
compact, repose sur le couplage fort existant entre deux guides à cristaux photoniques
séparés par une faible distance. Ce couplage, très chromatique, est favorable à un
démultiplexage en longueur d'onde.
Enfin, nous conclurons sur l'ensemble de ces chapitres et exposerons les perspectives
de ce travail.
7
Introduction
8
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
Chapitre I - Les cristaux
photoniques
Chapitre d'équation (Suivant) Section 1
C'est en 1987 que E. Yablonovitch [Yablonovitch 1987] et S. John [John 1987]
introduisent pour la première fois l’idée de bandes interdites photoniques (BIP) dans les
cristaux photoniques. Ces cristaux, qui présentent une variation périodique d’indice de
réfraction de l'ordre de la longueur d'onde, interdisent la propagation des ondes lumineuses
dans certaines gammes de longueurs d’onde situées à l’intérieur de la bande interdite
photonique, et ceci quel que soit l’angle d’incidence. Pour ces longueurs d’onde, le cristal
réfléchit totalement la lumière, c’est un miroir parfait à trois dimensions.
Il existe différents types de cristaux photoniques, à classer selon leur dimensionnalité.
A une dimension, on retrouve les bien connus miroirs de Bragg (Figure I-1 a) formés d'une
alternance de couches de bas et haut indice. Le principe des miroirs de Bragg peut être
généralisé à 2 ou 3 dimensions, constituant des cristaux photoniques 2D ou 3D (Figure I-1
b et c).
Figure I-1: Schéma de cristaux photoniques 1D, 2D ou 3D.
Les différentes couleurs représentent des matériaux de constantes diélectriques différentes.
Dans ce chapitre, nous nous intéresserons tout d'abord aux cristaux photoniques 3D.
Puis, nous montrerons que les cristaux photoniques 2D sont une bonne alternative à
l'utilisation des cristaux 3D, difficiles à fabriquer. Nous verrons plus particulièrement le
cas des cristaux 2D en géométrie guide d'onde. Enfin, nous exposerons les différentes
méthodes de fabrication et de simulation des cristaux photoniques.
9
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
1 - Les cristaux photoniques 3D
Seuls les cristaux photoniques 3D permettent d'obtenir une bande interdite
omnidirectionnelle. Le premier cristal photonique 3D, appelé yablonovite, fut fabriqué en
1991 par E. Yablonovitch [Yablonovitch 1991] en perçant mécaniquement des trous selon
des angles bien choisis dans un bloc de plexiglas (indice 3,6), de façon à retrouver la
structure cristalline du diamant qui est aussi celle du silicium (Figure I-2 a). En effet, la
cristallisation cubique face centrée (et la cristallisation diamant) possède la zone de
Brillouin la plus sphérique possible, ce qui est propice à l'apparition de bandes interdites
omnidirectionnelles. En 1991, ce cristal présentait une bande interdite pour les microondes, les dimensions de la structure étant centimétriques. Au fil des années, les
scientifiques ont cherché à réduire la dimension des motifs, en utilisant des gravures par
FIB ou rayons X, pour aujourd’hui aboutir à des cristaux photoniques présentant une bande
interdite dans le proche infra-rouge et le visible (Figure I-2 b). D'autres structures
autorisent l'apparition d'une bande interdite totale, notamment la structure dite en "tas de
bois" qui consiste à empiler des réseaux 1D, en tournant de 90° et en décalant d'une demie
période deux réseaux consécutifs (Figure I-2 c).
a)
b)
c)
Figure I-2: a) Schéma de fabrication de la Yablonovite, b) Image MEB d'une structure Yablonovite
en PMMA [Cuisin 2000] et c) Image MEB d'une structure tas de bois en silicium [Sandia 2006]
Il existe aussi des cristaux photoniques 3D naturels. Par exemple, les ailes d'une
certaine race de papillons, les Lycaenidae, contiennent un réseau de trous périodiques qui
réfléchissent totalement la lumière bleue, quelque soit l'angle d'incidence (Figure I-3 a).
Les ailes ont alors la couleur bleue. Si la structure périodique est absente, les ailes seront
marrons. Citons aussi comme autre exemple les opales (Figure I-3 b) qui sont composées
d'empilements périodiques de billes de silice, de quelques centaines de nanomètres de
diamètre. On peut fabriquer des opales artificielles par auto-organisation colloïdale de
10
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
billes de silice. Cependant, le contraste d'indice de réfraction entre l’air et la silice est trop
faible (inférieur à 2) pour qu’apparaisse une bande interdite complète. Pour améliorer le
contraste, il est possible d’utiliser les opales comme moule afin de déposer des matériaux à
fort indice par infiltration, la silice étant éliminée par la suite. Ces structures artificielles,
appelées opales inversées, possèdent bien un gap omnidirectionnel (Figure I-3 c).
b)
c)
1 µm
Figure I-3: Images MEB a) d'une aile de papillon [Biró 2003], b) d'opales artificielles composées de
billes en silice de diamètre 480 nm [Miguez 1999] et c) d'opales inversées en ZnO (l'encart est une vue
d'ensemble de la structure) [Scharrer 2005]
Néanmoins, quel que soit le type de structure 3D choisi, l'élaboration de tels dispositifs
pour l'optique reste non-triviale et demande de nombreuses étapes de fabrication. De plus,
il est difficile de créer des défauts (cavités ou guides) dans les structures 3D et ces
structures sont difficilement intégrables dans les dispositifs à base de guides d'ondes déjà
existants. C'est pourquoi, pour l'instant, la majorité des travaux de recherche concerne les
cristaux photoniques bidimensionnels.
2 - Les cristaux photoniques 2D idéaux
A deux dimensions, les cristaux photoniques sont composés d'un réseau périodique de
piliers de diélectrique dans l'air ou de trous d'air percés dans un diélectrique. Les deux
réseaux les plus courants pour l'organisation des piliers (ou des trous) sont le réseau carré
et le réseau triangulaire (ou hexagonal). La Figure I-4 présente ces deux réseaux avec leurs
zones de Brillouin respectives. Pour un réseau carré de période a, la première zone de
Brillouin est un carré de côté 2π/a. Par des considérations de symétrie (le carré possédant 4
axes de symétrie principaux), on peut montrer que la zone de Brillouin irréductible est un
triangle rectangle isocèle de sommets Γ, X, M . Pour le réseau triangulaire, le réseau
réciproque est aussi un réseau triangulaire. Sa zone de Brillouin irréductible est un triangle
rectangle de sommets Γ, K, M. Dans les deux cas, il suffit de suivre l'évolution du vecteur
11
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
d'onde k sur les trois côté du triangle pour atteindre les extrema de ω(k). On peut alors
tracer le diagramme de bande ω = f(k) qui représente les variations des fréquences
permises dans le réseau en fonction de la projection du vecteur d'onde suivant les
directions de haute symétrie de celui-ci.
a)
z
b)
z
a1
a1
a2
a2
x
x
Figure I-4: a) Réseau carré et sa zone de Brillouin associée et
b) Réseau triangulaire et sa zone de Brillouin associée
A deux dimensions, il est nécessaire de considérer deux directions de propagation
différentes: TE (avec le champ E perpendiculaire à l'axe des trous) et TM (où E est
parallèle à l'axe des trous). Ces deux polarisations sont découplées et donnent lieu à deux
diagrammes de bande indépendants. Il n'existe donc pas forcément une bande interdite
dans les deux cas.
Il existe de nombreux degrés de liberté lors de la conception d'un cristal photonique
2D. En particulier, il est possible pour un type de réseau choisi d'ajuster le paramètre de
maille et le facteur de remplissage surfacique (rapport surface d'air/surface totale). Ces
paramètres influencent directement les propriétés et l'allure du diagramme de bandes
associé au cristal photonique réalisé, en particulier la largeur et la position de la bande
interdite. La configuration la plus propice à l'obtention d'une bande interdite complète
(c'est-à-dire en TE et en TM) est le réseau triangulaire de trous dans un diélectrique de haut
indice de réfraction. En effet, la bande interdite sera d'autant plus large que le contraste
d'indice est grand. Quant au réseau triangulaire, sa première zone de Brillouin est celle qui
a la forme la plus circulaire possible, donc la plus favorable à l'ouverture d'une bande
interdite. Un exemple de bande interdite complète est donné sur la Figure I-5 dans le cas
d'un réseau hexagonal de trous d'air dans du silicium.
12
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
Frequency (ωa/2πc=a/λ)
TE/TM Band Structure
0.9
TM
0.8
TE
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
Γ
M
K
Γ
Figure I-5: Diagramme de dispersion d'un réseau hexagonal de trous d'air dans du silicium
avec ε = 11,6 et r/a=0,43 pour les polarisations TE (en rouge) et TM (en bleu). Les zones hachurées
marquent les BIP de chacune des polarisations. Seules les fréquences comprises entre 0,385 et 0,406
permettent l'ouverture d'une bande interdite complète.
3 - Les cristaux photoniques 2D en géométrie guide
d'onde
3 - 1 - La ligne de lumière
En pratique, les cristaux photoniques 2D réels ont une dimension verticale finie et non
pas infinie comme considérée dans la partie précédente. Concrètement, le confinement
dans la troisième direction est assuré en travaillant en géométrie guide d'onde [Krauss
1996]. Les motifs sont gravés dans un guide d'onde classique constitué d'une couche
guidante de haut indice entourée de couches de bas indice. Ainsi, les pertes dans la
direction verticale sont minimisées. La lumière est alors confinée horizontalement par le
cristal photonique et verticalement par guidage réfractif. Cette solution est une bonne
alternative à l'utilisation de cristaux photoniques 3D difficiles à fabriquer.
L'exemple de diagramme de bandes présenté sur la Figure I-5 n'est maintenant plus
valable et est remplacé par celui de la figure Figure I-6. On définit alors la notion de ligne
de lumière [Johnson 1999] qui marque la limite entre les longueurs d’onde qui seront
réfléchies à l’interface couche guidante/couche de confinement (la lumière restera alors
dans la couche de guidante) et celles qui seront réfractées (la lumière sortira du cristal). Les
modes situés sous la ligne de lumière sont des modes parfaitement guidés qui restent
confinés dans le plan, alors que les modes situés au-dessus de la ligne de lumière peuvent
13
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
se coupler au continuum des modes rayonnés qui sont des modes totalement délocalisés.
Les modes situés au-dessus de la ligne de lumière perdent de l'énergie dans la troisième
direction au cours de leur propagation et sont donc des modes à pertes (ou quasi-guidés).
TE/TM Band Structure
0.7
TM
TE
Frequency (ωa/2πc=a/λ)
0.6
Light line
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0.0
Γ
M
K
Γ
Figure I-6: Diagramme de bandes d'un réseau hexagonal de trous en géométrie guide d'onde
avec ε = 11,6 et r/a=0,43, pour une épaisseur de guide de 220 nm.
La ligne de lumière est indiquée en traits noirs.
De par l'épaisseur finie de la couche guidante en géométrie guide d'onde, les
polarisations ne sont plus totalement découplées. On ne peut donc plus parler strictement
de polarisations TE ou TM [Johnson 1999]. On peut cependant classer les modes selon leur
symétrie par rapport au plan médian de la couche guidante. Si le guide planaire est
symétrique verticalement, les modes seront soit pairs (symétriques), soit impairs
(antisymétriques). Ces deux groupes de modes sont totalement indépendants et ne peuvent
pas se coupler entre eux. Il faut cependant noter que le mode pair fondamental a une
distribution verticale caractérisée par un champ E majoritairement dans le plan. Le mode
pair fondamental a donc un comportement très proche d'un mode purement TE. D'ailleurs
dans le plan médian de la couche, ce mode est purement TE. Pour désigner les modes
pairs, on parlera alors de modes quasi-TE. Suivant le même raisonnement, on parlera de
modes quasi-TM pour qualifier les modes impairs. Par abus de langage, on emploiera
souvent par la suite les termes TE et TM.
14
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
3 - 2 - Approche membrane ou substrat
Il existe deux approches différentes pour réaliser le confinement vertical, selon le
contraste d'indice ∆n des matériaux utilisés [Bogaerts 2001]. Les deux approches sont
illustrées sur la Figure I-7. En optique guidée, la lumière est guidée par réfraction
lorsqu'une couche de fort indice n1 est entourée de couches de faible indice n2.
•
Si la différence d'indice entre les deux milieux est faible (quelques
pourcents, comme dans le cas des III-V), on parle d'approche substrat. L'épaisseur
de la couche guidante doit être relativement importante (supérieure au micromètre)
pour conserver un guidage monomode. Dans cette configuration, le mode guidé a une
extension spatiale importante dans les couches de faible indice (en particulier vers le
substrat). De plus, pour de tels cristaux, la bande interdite photonique est toujours
située dans le cône de lumière et on ne peut s'affranchir des pertes intrinsèques par
couplage aux modes radiatifs. Il faut donc une gravure totale de la couche guidante et
d'une partie de la couche de confinement pour minimiser les pertes verticales, et ceci
pour des tailles de trous submicroniques. Ce type de gravure est difficilement
réalisable en pratique, c'est pourquoi il est préférable de se tourner vers une autre
approche, nécessitant un fort contraste d'indice.
•
Si la différence d'indice entre les deux milieux est grande (∆n = 1 à 2,
comme pour le SOI ou les membranes suspendues dans l'air), on parle d'approche
membrane. Dans ce cas, la lumière peut être parfaitement confinée dans la couche
guidante à condition d'utiliser des modes situés sous la ligne de lumière. Cependant,
si la périodicité est brisée, les pertes seront plus importantes que dans le cas d'un
faible contraste d'indice. Au niveau technologique, l'épaisseur de la membrane étant
assez faible (quelques centaines de nanomètres), il est aisé de graver les motifs sur
toute son épaisseur. Si la membrane est environnée d'un gap d'air, on parlera de
membrane suspendue. Si la membrane est reportée par collage moléculaire sur un
substrat d'indice peu élevé, on parlera de membrane reportée.
15
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
a)
n2
n1
b)
n2
n1
n2
n2
Figure I-7: Géométrie des deux approches avec a) l'approche substrat où n2=n1 - ε
et b) l'approche membrane avec n1>>n2
3 - 3 - Modes de défauts
Comme pour les semi-conducteurs, l’existence d’un défaut dans la périodicité du
cristal va entraîner l’apparition de niveaux permis, appelés modes de défauts, dans la bande
interdite. La création d'un défaut consiste à briser localement la périodicité du réseau en
ajoutant ou enlevant localement un peu de matière diélectrique. Dans le cas d'un réseau de
trous, le défaut consiste en l'omission d'un ou de plusieurs trous. On peut aussi créer des
défauts en modifiant le rayon des trous. Il existe deux types de défauts, les défauts
ponctuels (cavités) ou les défauts linéaires (guides d'ondes). Etant donné que notre travail
concerne exclusivement l'étude de guides à cristaux photoniques, nous passerons
volontairement sous silence le cas des cavités et nous nous focaliserons dans cette partie
sur les guides d'onde.
3 - 4 - Guides d'onde à cristaux photoniques
En introduisant un défaut linéaire (omission d’une ou de plusieurs rangées de trous)
dans le cristal photonique, il est possible de guider la lumière selon une direction choisie.
Un photon restera confiné dans le guide si son énergie est située à l’intérieur de la bande
interdite.
Des composants divers sont réalisables à partir de défauts linéaires (Figure I-8). La
transmission au travers de ces dispositifs peut être optimisée en modifiant la taille ou la
forme des trous au niveau du virage ou de la jonction, afin de minimiser le couplage entre
le mode guidé et les modes rayonnés au niveau des courbures.
16
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
a)
b)
c)
Figure I-8: Différents composants à base de défauts linéaires a) guide droit,
b) virage à 120° et c) jonction Y
Comme le confinement n’est pas lié à une réflexion directe sur les parois mais à une
réflexion progressive sur 2 à 3 rangées de trous, il est possible de courber les guides
presque sans pertes. Les calculs théoriques réalisés par A. Mekis [Mekis 1996] sur un
réseau carré de piliers de diélectrique dans l’air donnent une transmission de 98% du signal
après un virage à 90°. Les cristaux photoniques apparaissent donc comme un bon moyen
de réaliser des virages optiques compacts.
•
Les modes de bandes plates
En bord de bande, certains modes présentent une vitesse de groupe quasi-nulle. Ce
phénomène peut être exploité pour réaliser des délais optiques, augmenter le gain effectif
ou les effets non-linéaires. Les modes de ce type peuvent être utilisés pour réaliser un effet
laser basé sur une réflexion de Bragg distribuée (laser DFB) [Ryu 2002]. Enfin, signalons
que la propagation d'un mode lent de vitesse de groupe égale à c/1000 a été mise en
évidence par SNOM grâce aux travaux de l'université de Twente [Gersen 2005].
•
Les pertes dans les guides à cristaux photoniques
Les pertes sont un problème crucial pour les guides à cristaux photoniques. Cette
problématique mobilise d'ailleurs de nombreux groupes de recherche depuis plusieurs
années. Les pertes peuvent être évaluées expérimentalement en utilisant la méthode cutback, en étudiant les franges d'interférence de Fabry-Perot ou alors en observant l'intensité
de la lumière diffractée dans la direction verticale. Il convient de distinguer les deux types
d'approche: substrat ou membrane.
17
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
Dans le cas de l'approche substrat, nous avons vu que les guides fonctionnent
forcément au-dessus du cône de lumière, ce qui entraîne nécessairement des pertes par
rayonnement. Celles-ci peuvent néanmoins être minimisées et des valeurs allant jusqu'à 11
dB/mm pour un W3 pour une couche de GaInAsP sur InP [Talneau 2001] ont été obtenues
dans ces filières.
Dans le cas de l'approche membrane, il est possible de s'affranchir des pertes par
rayonnement en travaillant au-dessous du cône de lumière. Cependant, des pertes par
propagation causées par les imperfections de fabrication des structures (rugosité de surface
ou forme imparfaite des trous) subsistent tout de même. Au fil des années, les progrès de la
fabrication des cristaux photoniques ont permis de réduire de manière importante ces
pertes par propagation.
Concernant les III-V, nous sommes passés de 0.76 dB/mm pour un W1 sur une
membrane suspendue de GaAs [Sugimoto 2004] à 0.45 dB/mm, là aussi pour un W1 sur
une membrane suspendue de GaAs [Combrié 2006].
Concernant le SOI, les pertes sont plus faibles dans le cas d'une membrane suspendue
de silicium que dans le cas d'une membrane reportée sur silice. Les chiffres record de
pertes ont été obtenus sur des structures fabriquées par lithographie électronique. Par ordre
chronologique, citons les travaux d'Arentoft (4 dB/mm sur du SOI capé par de la silice)
[Arentoft 2002], d'IBM (2.4dB/mm pour une membrane suspendue) [McNab 2003], de
NTT (1.5 dB/mm pour du SOI capé par de la silice et 0.6 dB/mm pour une membrane
suspendue) [Notomi 2004], à nouveau d'IBM (0.8dB/mm±0.2dB/mm pour une membrane
suspendue) [Dulkeith 2005] et enfin NTT (0.5dB/mm pour une membrane suspendue)
[Kuramochi 2005]. Cependant, de nombreux groupes s'intéressent toujours beaucoup à la
lithographie deep-UV, en vue d'une production de masse. Citons l'IMEC avec des pertes de
7.5dB/mm obtenues en utilisant une lithographie deep-UV à 248 nm [Bogaerts 2005] ainsi
que l'université de St Andrews qui a réussi à atteindre des pertes de 1.42 ± 2.0 dB/mm par
lithographie 193 nm [Settle 2006]
18
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
4 - Fabrication des cristaux photoniques
La fabrication des cristaux photoniques requiert deux étapes: une étape de lithographie
(électronique ou optique), suivie d'une étape de gravure (gravure ionique réactive ou
gravure ICP). Nous allons exposer dans ce paragraphe ces différentes méthodes. Toutes les
structures étudiées pendant cette thèse ont été fabriquées à l'IMEC, à l'exception des
démultiplexeurs du chapitre VI fabriqués au CEA-LETI.
4 - 1 - Lithographie
4 - 1 - 1 - Lithographie optique
En lithographie optique, un faisceau laser illumine une résine photosensible à travers
un masque contenant les motifs à réaliser (Figure I-9). L'utilisation d'un système dioptrique
et de masques à des échelles pouvant aller de 4:1 à 10:1, permettent de réduire les
dimensions des motifs lithographiés. Cette résine est ensuite révélée chimiquement pour
définir les motifs que l'on veut réaliser. Comme tout système optique, la résolution de
l'appareil de lithographie est limitée par la diffraction selon la formule:
R=k
λ
Eq. (I.1)
NA
où λ et ON sont respectivement, la longueur d'onde et l'ouverture numérique du
faisceau et k une constante dépendant des conditions d'insolation, notamment la nature et
la structure du film photosensible.
La limitation des effets de la diffraction passe donc, entre autres, par une réduction de
la longueur d'onde. Pour la réalisation de cristaux photoniques, on utilise la lithographie
UV profonds (ou lithographie "deep UV") où l'insolation s'effectue à l'aide de lasers
excimères: KrF à 248nm, ArF à 193 nm et F2 à 157 nm. Cette technique permet une
insolation de masse et est donc couramment utilisée dans l'industrie de la
microélectronique.
19
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
Figure I-9 : La lithographie optique [BarrettResearch 2005]
Pour la fabrication de structures denses, telles que les cristaux photoniques,
l'expérimentateur doit prendre en compte les effets de proximité: la taille d'un trou est
modifiée par la présence ou l'absence d'autres trous dans le voisinage. Il en résulte
l'apparition de trous sous- ou sur-exposés. Ce phénomène est visible lorsque que la
périodicité de la structure est brisée, par exemple, en bordure d'une cavité ou d'un guide à
cristaux photoniques. La taille des motifs sur le masque doit être modifiée en conséquence
afin de contrebalancer cet effet.
Après l'insolation, la résine non-insolée est ensuite dissoute par un solvant (appelé
aussi développeur). On obtient un masque en résine représentant le négatif du motif désiré.
4 - 1 - 2 - Lithographie électronique
Grâce à une technique dérivée de la microscopie électronique à balayage, la
lithographie électronique, ou lithographie "e-beam", permet de dessiner directement le
motif souhaité sur une résine photosensible, à l'aide d'un microscope électronique à
balayage (MEB). Le MEB permet de piloter le faisceau d'électrons en contrôlant sa
position et sa vitesse (et donc la durée d'insolation de la résine). Il n'est en conséquence pas
nécessaire d'utiliser des masques comme en lithographie optique.
20
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
De plus, la longueur d'onde des électrons étant très courte, cette méthode n'est pas
limitée par la diffraction qui apparaît en lithographie classique lorsque les dimensions des
motifs deviennent du même ordre de grandeur que la longueur d'onde du rayonnement
incident. En contrôlant précisément la tension d'accélération des électrons, la lithographie
électronique permet d'atteindre une résolution théorique de l'ordre du nanomètre [Groves
2002].
En pratique, il existe un effet de rétrodiffusion (ou "effet de poire") des électrons dans
le silicium ainsi qu'une diffusion des électrons dans la résine (Figure I-10). La zone
sensibilisée est donc plus large que la taille du faisceau. Ce phénomène doit être pris en
considération lors du tracé des motifs. La résolution limite atteinte en pratique oscille entre
8 et 10 nm.
Spot du faisceau
Zone de résine exposée
e’
Résine
Electrons rétrodiffusés
par le substrat
Substrat
Electrons secondaires
émis par le substrat
Figure I-10 : Influence de la diffusion des électrons dans la résine et le substrat sur la résolution de la
lithographie par faisceau d’électrons
La lithographie électronique permet donc de réaliser des motifs avec une haute
précision. Cependant, cette technique n'autorise qu'une écriture en série et reste donc lente
et inadaptée dans le cadre d'une fabrication de masse.
4 - 2 - Gravure
4 - 2 - 1 - Gravure ionique réactive
La gravure ionique réactive (ou RIE: Reactive Ion Etching) est un procédé
anisotrope qui consiste à introduire un gaz à base d'espèces halogénées dans l'enceinte
contenant l'échantillon. L'échantillon est placé sur la cathode d'un condensateur plan
21
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
soumis à une polarisation continue. Le gaz situé dans l'entrefer du condensateur est ionisé
grâce à un fort champ électrique RF de façon à créer un plasma. Les ions de ce plasma sont
accélérés jusqu'à la surface où ils vont s'adsorber. Ils réagissent alors avec la surface de
manière sélective, selon la nature chimique des constituants de cette surface. Dans d'un
wafer de silicium, seul le silicium sera attaqué et la résine restera intacte. Les produits
volatiles de la réaction sont ensuite évacués vers l'extérieur par pompage (Figure I-11).
électrodes
wafers
plasma
RF
injection
de gaz
injection
de gaz
pompage
Figure I-11 : Principe de la gravure ionique réactive
La gravure s'effectue à l'aide de deux mécanismes différents: une attaque chimique
isotrope par les espèces réactives et un bombardement ionique réalisant une gravure
anisotrope verticale. Le taux de gravure dépend de la concentration en espèces réactives
ainsi que de l'énergie des ions. La concentration des ions contrôle le taux de réaction,
tandis que l'énergie des ions contrôle le degré d'anisotropie. Si la pression du gaz est
suffisamment faible, les ions vont heurter l'échantillon en incidence verticale. La gravure
sera anisotrope et verticale, ce qui permet de creuser le matériau sans altérer les motifs
initialement tracés. La pression typique utilisée en RIE est de l'ordre de 5 à 150 mtorr pour
une densité de plasma de 1 à 5 x 109 / cm2.
Il est aussi possible d'ajouter de l'O2 pour limiter les dépôts de résidus de gravure en
les rendant plus volatiles, ainsi que pour améliorer l'anisotropie par passivation des flans
des trous.
4 - 2 - 2 - Gravure ICP
La gravure ICP (Inductively Coupled Plasma) utilise le même principe de
fonctionnement que la RIE sauf que le plasma est créé par le champ magnétique résultant
22
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
d'un couplage inductif. L'induction permet d'atteindre une densité de plasma plus grande (5
x 1011 / cm2 au lieu de 1 - 5 x 109 / cm2) et d'avoir une pression de travail plus faible (de 1 à
100 mtorr au lieu de 5 à 150 mtorr). Une pression faible autorise un meilleur contrôle de
l'anisotropie de la gravure dans les structures à fort facteur d'aspect. De plus, la gravure
ICP permet d'avoir une vitesse de gravure plus rapide qu'avec une RIE classique, ainsi
qu'une rugosité de surface moindre.
A l'IMEC, la gravure du silicium utilise un gaz à basse pression et haute densité avec
une chimie à base de Cl2/HBr/He/O2. Pour la couche de silice, on utilise un gaz de pression
et densité moyennes avec une chimie à base de CF4/O2.
4 - 3 - Bilan: les différentes étapes de fabrication d'un cristal
photonique 2D
Le matériau de départ est un wafer de SOI (Silicon On Insulator ou silicium sur
isolant) qui est un matériau couramment employé en microélectronique. Il est composé
d'une couche de silicium monocristallin reportée par collage moléculaire sur une couche
enterrée de silice, le tout sur un substrat de silicium. Ce matériau est fabriqué selon le
procédé SMART-CUT®, exploité par la société SOITEC.
Comme la majorité des structures étudiées pendant cette thèse ont été fabriquées par
l'IMEC, nous donnerons comme exemple les différentes étapes de fabrication des cristaux
photoniques pratiquées à l'IMEC (Figure I-12). Dans le cas présenté ici, seule la couche de
silicium est gravée. Le point de départ est un wafer de SOI sur lequel ont été déposées une
couche de résine photosensible et une couche d'anti-reflet. La résine est alors insolée par
lithographie deep-UV. L'échantillon est ensuite recuit et la résine est développée
chimiquement. Il s'ensuit une étape de durcissement de la résine et la gravure du silicium
par gravure ICP. Au final, la résine est retirée grâce à un solvant.
23
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
Figure I-12 : Procédé de fabrication IMEC a) Wafer de SOI, b) Dépôt de la résine et recuit, c) Dépôt
d'une couche d'antireflet, d) Insolation, e) Recuit, f) Développement de la résine, g) Durcissement de
la résine, h) Gravure du silicium, i) Retrait de la résine [Bogaerts 2004]
5 - Méthodes de simulation
Dans cet ultime paragraphe nous présenterons les méthodes de simulation utiles pour
la conception de structures à cristaux photoniques. Il existe deux méthodes principales: la
méthode des ondes planes pour le calcul des diagrammes de bandes et la méthode FDTD,
utilisée le plus souvent pour calculer la réponse spectrale d'un dispositif. Avant de détailler
ces méthodes, nous commençerons par un bref rappel des équations de Maxwell et nous
énoncerons le théorème de Bloch.
5 - 1 - Rappels sur les équations de Maxwell
La propagation de la lumière dans un milieu diélectrique est gouvernée par les
équations de Maxwell. Leur forme générale est:
JG
JG JG
∂B
∇∧E = −
∂t
Eq. (I.2)
JG
JG JG
JG JJG JG ∂ D
∇.D = ρ
∇∧H = J +
∂t
JG
JG
JG
avec E le champ
électrique
, B la densité du flux magnétique, D la densité du déplacement
JJG
JG
électrique, H le champ magnétique, J la densité de courant et ρ la densité de charge
électrique.
JG JG
∇.B = 0
24
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
Dans un milieu linéaire, isotrope, homogène, non magnétique, qui ne comporte ni
charges libres, ni courants libres, ces équations deviennent:
JG
JG JG
JG JG
∂B
∇.B = 0
∇∧E = −
∂t
Eq. (I.3)
JG
JG JG
JG JJG ∂ D
∇.D = 0
∇∧H =
∂t
et on peut poser:
JG
G JG JG
JJG
D = ε r (r )ε 0 E et B = µ0 H
Eq. (I.4)
avec ε0 et µ0 la permittivité électrique et la perméabilité magnétique dans le vide et εr la
permittivité relative qui est fonction des coordonnées du point de l'espace où on se place.
JG
JJG
Les équations Eq. (I.3) étant linéaires, les champs E et H peuvent être vus chacun
comme une superposition de modes harmoniques.
JG G
JG G
E (r , t ) = E (r )eiω t
JJG G
JJG G
H (r , t ) = H (r )eiω t
Eq. (I.5)
En reportant ces expressions dans Eq. (I.3), on arrive à:
JG G
JG JJG G
1
G ∇ ∧ H (r )
E (r ) =
iω ε 0ε r (r )
Puis,
(
)
JG ⎛ 1 JG JJG G ⎞ ω 2 JJG G
∇ ∧ ⎜ G ∇ ∧ H (r ) ⎟ = 2 H (r )
⎝ ε r (r )
⎠ c
JG
1 JG
On peut introduire l'opérateur hermitique: Θ = ∇ ∧ G ∇
ε r (r )
Eq. (I.6)
Eq. (I.7)
On remarque alors que l' Eq. (I.7) est une équation aux valeurs propres du type:
JJG G ω 2 JJG G
Θ H (r ) = 2 H (r )
c
Eq. (I.8)
5 - 2 - Propagation dans un milieu périodique - Théorème
de Bloch
Dans un milieu périodique dans les trois directions de l'espace, la permittivité
G
G JG
JG
électrique est périodique telle que ε (r ) = ε (r + R) où R est un vecteur du réseau direct.
G
Cette fonction étant invariante par translation d'un vecteur du réseau direct, ε (r ) peut se
25
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
1
G
décomposer en séries de Fourier. Par conséquence, son inverse η (r ) = G peut aussi se
ε (r )
décomposer en séries de Fourier tel que:
G
JG iGJG.rG
η (r ) = ∑
η
(
G
)e
JG
Eq. (I.9)
G
JG
JG JG
où est G un vecteur du réseau réciproque défini tel que G i .R j = 2πδ ij .
Le théorème de Bloch nous indique que les champs E et H peuvent s'écrire par le
produit d'une onde plane avec une fonction périodique.
JJG G
G GG
G
G
H (r ) = ukG ( r ).eik .r avec ukG (r ) = ukG (r + R )
G G G
JG
G (G ).ei ( G + k ).r
=∑
u
G k
Eq. (I.10)
G
JJG
G
En reportant l'expression de H et de η (r ) dans l'équation aux valeurs propres
Eq. (I.8), on obtient l'égalité suivante:
G 2
G JG JJG JG
G G G JJG
ω
(
k
) JJGG JJG
G (G ) =
−
+
∧
+
∧
η
(
G
G
')
(
k
G
')
k
G
u
uk (G ')
Eq. (I.11)
∑G
k
c2
G
La résolution de cette équation permet d'obtenir une série de fréquences propres ωk
((
)
)
pour chaque valeur de k. L'équation Eq. (I.11) est à la base de la méthode des ondes planes.
5 - 3 - La méthode des ondes planes
La méthode des ondes planes (Plane Wave Expansion ou PWE) est une technique
numérique répandue pour résoudre des problèmes électromagnétiques périodiques. Cette
technique est basée sur la décomposition des champs électromagnétiques en une
superposition d'ondes planes. Les équations de Maxwell sont représentées dans le domaine
fréquentiel et transformées en un problème aux valeurs propres. En résolvant ce problème
aux valeurs propres, les champs électromagnétiques et les fréquences correspondant à
chaque onde plane sont obtenus. La méthode des ondes planes est la plus couramment
utilisée pour calculer les diagrammes de dispersion dans les cristaux photoniques.
Pour calculer le diagramme de bandes d'un cristal photonique par la méthode PWE, il
faut au préalablement définir une super-cellule. Dans le cas d'un défaut, on réintroduit
artificiellement la périodicité brisée par ce défaut en le plaçant au centre d'une cellule de
base qui comprend plusieurs rangées de motifs et on répète périodiquement cette super-
26
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
cellule suivant les directions de l'espace dans lequel s'organise le cristal photonique
d'origine (Figure I-13). L'utilisation de la super-cellule n'est valable que si la distance entre
les défauts périodiques ainsi introduits est suffisamment importante pour que les défauts ne
se couplent pas entre eux. Le couplage entre deux cavités optiques se traduit, en effet, par
un dédoublement des modes résonnants, de la même façon qu'une particule, dans un
système à deux puits de potentiel rapprochés, voit son niveau fondamental se dédoubler.
Typiquement, pour un cristal réalisé dans un matériau diélectrique de permittivité relative
voisine de 10, la méthode de la supercellule s'applique dans de bonnes conditions dès lors
que la distance entre défauts est supérieure ou égale à 4 périodes du cristal d'origine.
Figure I-13 : Exemple de définition d'une supercellule dans le cas d'un défaut linaire
5 - 4 - La méthode FDTD
La méthode FDTD (Finite Difference Time Domaine) [Taflove 1995] est l'une des
techniques les plus couramment utilisées pour simuler des circuits en optique intégrée.
Cette méthode, simple à mettre en œuvre, est basée sur la discrétisation temporelle et
spatiale des équations de Maxwell en remplaçant les dérivées partielles par leur
développement de Taylor à l'ordre 2, c'est-à-dire par des différences finies.
Afin d'utiliser cette méthode, un domaine de calcul est défini et discrétisé avec un
maillage spatial de pas (∆x, ∆y, ∆z). L'espace temporel est quant à lui discrétisé avec un
pas ∆t. L'algorithme de Yee [Yee 1966] utilise un maillage spatial où chaque composante
du champ E est entourée par 4 composantes du champ H, et inversement (Figure I-14).
Les différentes composantes des champs à l'instant t sont évaluées en fonction de ces
mêmes composantes à l'instant t-∆t et des composantes de champ voisines à l'instant t-∆t/2.
L'évolution du champ électromagnétique en fonction du temps est donc déterminée en
chaque point du réseau par un processus itératif.
27
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
Figure I-14 : Cellules de Yee à 2 et 3 dimensions
La FDTD permet d'analyser la propagation d'un pulse dans la structure. Le spectre en
transmission peut être donc obtenu en une seule simulation en appliquant une transformée
de Fourier.
Le principal inconvénient de la FDTD est qu'elle nécessite de longs temps de calculs et
un espace mémoire important, en particulier pour les calculs 3D. C'est pourquoi nous nous
limiterons souvent à des calculs 2D.
Etant donné que le domaine de calcul choisi est borné, il est nécessaire de choisir des
conditions aux limites adaptées. Il existe différentes conditions aux limites telles que les
conditions aux limites périodiques, les conditions aux limites absorbantes de MUR [Mur
1981] ou encore les couches absorbantes parfaitement adaptées (ou PML: Perfectely
Matched Layer) [Berenger 1994]. Ces dernières conditions sont basées sur le placement
d'un absorbant artificiel en bord de domaine de calcul qui permet d'obtenir une adaptation
d'impédance entre le matériau et le vide pour éviter toute réflexion. Dans cette thèse, ce
sont justement les conditions PML qui ont été utilisées pour les calculs en FDTD.
6 - Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons montré tout l'intérêt de l'utilisation des cristaux
photoniques pour l'optique guidée. Ces matériaux, dont la constante diélectrique varie
périodiquement à l'échelle de la longueur d'onde, ont la particularité de présenter des
bandes interdites photoniques qui interdisent la propagation de la lumière dans la structure.
L'utilisation de cet effet de bande interdite ouvre la voie à la réalisation de nombreuses
fonctions optiques telles que le guidage ou le filtrage de la lumière. Les cristaux
28
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
photoniques tridimensionnels sont les structures qui présentent les meilleures propriétés
optiques avec notamment la possibilité d'obtenir une bande interdite omnidirectionnelle.
Cependant, ils demeurent relativement difficiles à fabriquer, c'est pourquoi, les cristaux
photoniques les plus couramment utilisés sont les cristaux bidimensionnels, gravés dans un
guide plan. En choisissant correctement les paramètres géométriques du cristal, il est
possible de réaliser un guidage de lumière efficace en minimisant les pertes dans la
direction verticale. Ces cristaux utilisés en géométrie guide d'onde permettent une
intégration aisée avec les composants optiques classiques, en particulier les guides d'ondes
diélectriques. On peut ainsi fabriquer de véritables circuits photoniques. Dans un tel cadre,
les points d'étude les plus importants vont être l'évaluation des pertes dans les cristaux
photoniques ainsi que l'étude du couplage avec les guides diélectriques. Nous allons
maintenant voir comment le SNOM va nous être utile pour une caractérisation fine de ce
type de composants.
29
Chapitre I – Les Cristaux Photoniques
30
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
Chapitre II - La microscopie en
champ proche optique
Chapitre d'équation (Suivant) Section 1
L'essor de la nanophotonique a donné naissance à une nouvelle génération de
composants optiques (cristaux photoniques, micro-disques, nanoguides…) de dimensions
de plus en plus réduites. Pour l'étude de ce type de composants, les méthodes classiques de
caractérisation des structures guidantes restent incomplètes. La plus connue de ces
méthodes consiste à enregistrer le spectre en transmission du dispositif. On peut ainsi avoir
accès aux pertes de la structure et à sa réponse spectrale. Mais dans ce cas, l'échantillon
reste une "boîte noire" car il n'est pas possible de connaître exactement le comportement
interne du dispositif. Il est donc nécessaire de trouver une technique de caractérisation plus
fine permettant une analyse locale du composant.
Dans un tel contexte, la microscopie en champ proche optique (SNOM) apparaît donc
comme un moyen très intéressant de caractérisation. En effet, cette technique de
microscopie à sonde locale permet d'imager la carte du champ électromagnétique d'un
composant en fonctionnement et ceci avec une résolution sub-longueur d'onde. C'est une
technique non destructive qui peut être appliquée à tout type de composant. De plus, les
cartes de champs obtenues peuvent être comparées directement avec des simulations de
type FDTD.
Dans ce chapitre, nous allons exposer dans une première partie les grands principes de
la microscopie en champ proche. Puis, dans une seconde partie, nous verrons comment
fabriquer les sondes optiques utilisées en SNOM.
31
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
1 - Les principes de la microscopie en champ proche
optique
1 - 1 - Limite de résolution optique
Depuis la fin du XIXème siècle, toutes les améliorations techniques réalisées en
microscopie se sont heurtées à l'existence d'un véritable "mur" de résolution, exprimé par
le critère de Rayleigh. Le critère de Rayleigh traduit la capacité d'un appareil optique à
discerner distinctement deux points très proches. En effet, en microscopie classique,
l'image d'un point n'est pas ponctuelle à cause de la diffraction. Elle est constituée d'une
tache centrale entourée d'anneaux concentriques, appelés disque d'Airy. Autrement dit, si
nous essayons d'observer deux points lumineux trop proches l'un de l'autres, leurs disques
d'Airy vont se recouvrir et il ne sera pas possible de les séparer (Figure II-1). C'est de cette
observation qu'est né le critère de Rayleigh qui peut être énoncé tel que: "deux sources
ponctuelles A et A' distantes de d, éclairées par une lumière monochromatique et observées
à l'aide d'une lentille de rayon R peuvent être distinguées à condition que le maxima
principal du disque d'Airy de A corresponde au premier minima du disque d'Airy de A' ".
Figure II-1: Distribution d'intensité a) de l'image d'un point, b) de l'image de deux points en limite de
résolution et c) de l'image de deux points non résolus, à travers un microscope
La limite de résolution d'un microscope classique s'exprime telle que:
1, 22λ
1, 22λ
=
Eq. (II.1)
2n sin(u ) 2ON
avec λ la longueur d'onde dans le vide du faisceau utilisé pour éclairer l'échantillon, n
d min =
l'indice de réfraction du milieu situé entre l'objectif du microscope et l'échantillon, u le
demi-angle d'ouverture de l'objectif et ON l'ouverture numérique de l'objectif.
On voit donc qu'il n'existe que trois manières d'améliorer la résolution: diminuer la
longueur d'onde, augmenter l'indice de réfraction ou encore, augmenter l'ouverture
32
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
numérique. Concernant la longueur d'onde, il est possible de travailler dans l'UV ou avec
des rayons X mais ces approches se révèlent très coûteuses et le gain en résolution n'est
souvent pas à la hauteur de l'investissement. Concernant l'indice de réfraction, il est
possible d'utiliser des objectifs à immersion utilisant un liquide d'adaptation d'indice.
Cependant, ce milieu ne doit pas être destructeur vis-à-vis de l’échantillon à étudier et doit
transmettre la lumière sans induire de déformations importantes sur l’image observée
(aberrations). Les plus grandes valeurs d'indice atteignables sont de l’ordre de 1,51 (huile).
Concrètement, les plus grandes ouvertures numériques possibles sont d'environ 1,4. En
conséquence, aux longueurs d'onde qui nous intéressent, c'est-à-dire par exemple à 1,55
µm, la résolution maximale en microscope classique sera donc de 0,68 µm (soit environ
λ/2).
Nous allons voir dans le paragraphe suivant qu'il est possible de franchir cette limite
de résolution en s'intéressant au champ proche diffusé par l'objet.
1 - 2 - Notion de champ proche
Lorsqu'un objet est éclairé par un faisceau de longueur d'onde λ, la lumière diffusée
par cet objet est composée de deux catégories d'ondes: les ondes évanescentes (ou nonradiatives) dont l'amplitude décroît exponentiellement et qui demeurent confinées au
voisinage de la surface de l'objet et les ondes propagatives (ou radiatives) qui peuvent se
déplacer loin de la surface de l'objet (Figure II-2). On appelle champ proche la zone où
l'amplitude des ondes évanescentes n'est pas négligeable devant celle des ondes
propagatives. Cette zone est limitée aux distances inférieures à λ/2π. On définit le champ
lointain comme la zone correspondant aux distances supérieures à λ/2π. Dans cette zone,
on ne trouve que des ondes propagatives. C'est ce champ lointain qui est détecté en
microscopie classique.
33
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
d > λ/2π - Champ lointain
d < λ/2π - Champ proche
Echantillon
λ
Figure II-2: Champ proche et champ lointain
Il existe différentes manières de générer un champ évanescent. Citons entre autres, la
réflexion totale interne (par exemple à la surface d'un prisme) ou la diffraction par une
ouverture. Nous allons maintenant étudier plus en détail ces deux phénomènes, qui sont
des exemples simples, permettant de mieux comprendre le fonctionnement et l'intérêt des
ondes évanescentes.
1 - 2 - 1 - Réflexion totale interne
Considérons deux milieux diélectriques, linéaires, homogènes et isotropes d'indice de
réfraction n1 et n2. Une onde plane uniforme incidente d'amplitude Ei se propage dans le
G
milieu 1 et forme un angle d'incidence θi avec la normale s . A l'interface, l'onde incidente
se sépare en une onde réfléchie dans le milieu 1 et une onde transmise (ou réfractée) dans
le milieu 2. On note θr et θt les angles que forment l'onde réfléchie et l'onde transmise avec
la normale, et on note Er et Et leurs amplitudes respectives (
Figure II-3).
D'après la loi de Snell-Descartes,
n1 sin θi = n2 sin θt
Eq. (II.2)
Si sinθt = 1 et n1 > n2, on peut définir un angle d'incidence critique θc tel que:
n2
Eq. (II.3)
n1
Pour tous les angles d'incidence supérieurs à cet angle critique, l'angle θt prend des
sin θ c =
valeurs imaginaires puisque son sinus devient supérieur à 1. C'est cette situation que l'on
nomme réflexion totale interne.
34
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
Figure II-3: Réflexion et réfraction à une interface entre deux milieux d'indices n1 et n2 , pour une onde
JG
incidente polarisée telle que E soit normal au plan d'incidence
Dans la configuration présentée sur la figure précédente, on peut exprimer le champ
transmis sous la forme d'une onde plane telle que:
JJG JJJG − jk ( x sin θ − z cosθ )
t
t avec k = n k = n ω
Et = E0t e 2
2
2 0
2
c
En substituant l' Eq. (II.2) dans la relation précédente, on obtient:
JJG
Et =
⎛
⎞
2
⎛n ⎞
⎜ ⎛n ⎞
⎟
− j .k2 ⎜ x.⎜ 1 ⎟ sin θi + z . 1−⎜ 1 ⎟ sin ²θi ⎟
JJJG
⎝ n2 ⎠
⎜ ⎝ n2 ⎠
⎟
⎝
⎠
E0t e
Eq. (II.4)
Eq. (II.5)
Tant que θi < θc , il existe toujours une onde réfléchie et une onde transmise. Le champ
transmis se propage dans le milieu 2 avec une composante positive selon l’axe z et une
composante positive selon l’axe x.
Par contre, si on se place dans les conditions de réflexion totale interne, avec θi > θc,
2
⎛n ⎞
on a sin θ i > ⎜ 2 ⎟ . La racine carré de l'Eq. (II.5) devient donc une quantité imaginaire.
⎝ n1 ⎠
2
Le champ transmis s'écrit:
JJG
Et =
⎛
⎞
2
⎛ n1 ⎞
⎜
⎟
θ
k
−
sin
²
1
⎜ ⎟
i ⎟. z
JJJG ⎜⎜ 2 ⎝ n2 ⎠
⎟
⎠
E0t e⎝
⎛k n
⎞
− j ⎜ 2 1 sin θi ⎟. x
n
⎠
e ⎝ 2
JJG JJJG
équation de la forme Et = E0t eα . z e− j β . x
avec α =
ω
c
n12 sin ²θi − n2 2 et β = n1
ω
c
sin θi
Eq. (II.6)
Eq. (II.7)
35
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
On voit donc que cette onde transmise a un comportement particulier. Elle se déplace
parallèlement à l'interface avec une constante de propagation β et elle s'atténue
exponentiellement avec une constante d'atténuation α dans la direction perpendiculaire.
Cette onde est une onde évanescente et il est facile de remarquer qu'à cause de sa
décroissance exponentielle, elle n'est détectable qu'à distance très faible de l'interface entre
les deux milieux. On peut définir la profondeur de pénétration dp qui traduit la rapidité de
décroissance du champ évanescent lorsqu'on s'éloigne de l'interface. dp correspond à la
distance où l'amplitude du champ en z = 0 est divisée par e.
dp =
1
α
=
λ
2π
n12 sin 2 θi
Eq. (II.8)
− n22
Il est également important de noter qu'en situation de réflexion totale interne, le flux
moyen d’énergie dans le milieu 2 est nul. Cela signifie que malgré la présence de l’onde
évanescente, il n’y a pas de transfert d’énergie dans le milieu 2. Autrement dit, l’onde
évanescente est non-propagative.
1 - 2 - 2 - Diffraction par une ouverture
Considérons la diffraction d'une onde plane par une ouverture quelconque percée dans
un écran opaque, situé dans le plan Oxy. On suppose que la propagation a lieu dans le vide
et qu'on connaît exactement la valeur du champ électrique en z = 0. On cherche à
déterminer le champ électrique en tout point z > 0. L'équation de Helmholtz s'écrit:
∆E ( x, y, z ) + k ² E ( x, y, z ) = 0 avec k =
2π
λ
=
ω
c
Eq. (II.9)
Le champ peut être développé en séries de Fourier suivant x et y,
i (u , v, z )ei [ux +vy ]dudv
E ( x, y, z ) = ∫∫ E
Eq. (II.10)
avec u et v les fréquences spatiales associées respectivement à x et y.
En reportant l'Eq. (II.10) dans l'Eq. (II.9), on obtient:
i (u, v, z ) ω ²
∂2 E
i (u , v, z ) = 0
+ ( − u ² − v ²) E
Eq. (II.11)
c²
∂z 2
Si on considère un champ se propageant dans le sens des z positifs et si on considère
i (u , v, 0) , il y a deux types de solutions:
qu'en z = 0, le champ prend la valeur E
36
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
⎛ ω²
⎞
−u ² −v ² ⎟⎟ z
c²
⎠
i ⎜⎜
ω² i
i
, E (u , v, z ) = E (u , v, 0)e ⎝
• Cas 1, si u ² + v ² <
c²
• Cas 2, si u ² + v ² >
ω² i
, E (u, v, z ) =
c²
⎛
ω² ⎞
−⎜⎜ u ² + v ² − ⎟⎟ z
c² ⎠
i (u, v, 0)e ⎝
E
Eq. (II.12)
Dans le cas 1, nous considérons les basses fréquences spatiales (inférieures à 1/λ).
L'argument de l'exponentielle est imaginaire. Cela correspond à une onde se propageant
dans le sens des z positifs. L'onde est donc propagative.
Dans le cas 2, nous considérons les hautes fréquences spatiales (supérieures à 1/λ).
Le champ décroît exponentiellement selon z. L'onde est donc évanescente selon z. Au-delà
de quelques longueurs d'onde, la contribution de ces ondes au champ devient négligeable.
Le champ total peut s'écrire:
⎛ ω²
⎞
−u ² − v ² ⎟⎟ z
i ⎜⎜
⎠ dudv
i (u, v, 0)ei [ux +vy ]e ⎝ c ²
E
∫∫
E ( x, y, z > 0) =
⎛ 2π ⎞
u ² + v ² <⎜
⎟
⎝ λ ⎠
+
2
∫∫
⎛ 2π ⎞
u ² + v ² >⎜
⎟
⎝ λ ⎠
⎛
ω² ⎞
−⎜⎜ u ² + v ² − ⎟⎟ z
c² ⎠
i (u, v, 0)ei [ux +vy ]e ⎝
E
dudv
Eq. (II.13)
2
On peut donc voir ici que tous les détails fins, c'est-à-dire toutes les structures de
E(x,y,0) plus petites que la longueur d'onde, sont perdus lors de la propagation. La
propagation agit donc comme un filtre passe-bas vis-à-vis des fréquences spatiales. C'est
pourquoi en microscopie classique en champ lointain, on ne peut pas discerner les détails
les plus fins de l'objet, liés aux hautes fréquences spatiales.
On comprend donc mieux maintenant tout l'intérêt porté aux ondes évanescentes. En
effet, la connaissance de ces ondes permettrait d'obtenir des images optiques très résolues,
qui ne seraient pas limitées par la diffraction. Mais toute la difficulté de cette idée réside
dans le fait que ces ondes restent confinées au voisinage de la surface de l'objet et qu'il faut
donc trouver un moyen d'y accéder.
37
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
Nous allons voir dans les paragraphes suivants comment la microscopie en champ
proche optique permet d'accéder au champ évanescent d'un échantillon par l'utilisation
d'une sonde locale.
1 - 3 - Historique de la microscopie en champ proche
optique
C'est E. Synge qui, en 1928 [Synge 1928], expose le premier une idée permettant
d'outrepasser la limite de résolution de Rayleigh, en utilisant le champ proche. Synge
propose d'illuminer localement un échantillon à travers un trou sub-longueur d'onde percé
dans un écran parfaitement opaque. Si le trou est maintenu à une distance suffisamment
faible de l'échantillon, c'est-à-dire inférieure à la longueur d'onde, ce dernier ne recevra
puis ne diffractera que des ondes évanescentes. Le signal diffracté par l'échantillon sera
alors détecté en champ lointain par un photodétecteur. Le signal reçu sera donc affranchi
de la limite de diffraction (Figure II-4).
Ecran
Echantillon
Détecteur
Figure II-4: Schéma de l'expérience de Synge
Pour pouvoir accéder au champ proche d'un objet, il suffit d'appliquer le principe du
retour inverse de la lumière à l'expérience de Synge. Si un trou sub-longueur d'onde permet
de transformer une partie d'une onde progressive en ondes évanescentes, un trou sublongueur d'onde peut aussi transformer une partie d'une onde évanescente en ondes
progressives.
L'idée d'un dispositif à champ proche étant lancée, il fallu patienter quelques dizaines
d'années pour que les moyens technologiques atteignent une maturité suffisante permettant
une réalisation expérimentale. En 1972, E. A. Ash et G. Nicholls [Ash 1972] vérifient le
38
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
principe proposé par Synge en réalisant la première manipulation en utilisant des ondes
électromagnétiques centimétriquse.
Il faudra ensuite attendre les années 80 et le développement des microscopies à sondes
locales (notamment le STM en 1982 [Binnig 1982]), grâce aux progrès effectués
conjointement dans le domaine des microdéplacements piézoélectriques et des systèmes
d'asservissements, pour que la microscopie en champ proche optique voie véritablement le
jour.
Les premiers travaux expérimentaux aux longueurs d'ondes optiques furent présentés
par D. W. Pohl [Pohl 1984]. Ils furent suivis par de nombreux autres travaux, dont ceux de
U. Fischer [Fischer 1985] en Europe, de G. A. Massey [Massey 1984], R. C. Reddick
[Reddick 1989] et E. Betzig [Betzig 1986] aux Etats-Unis et enfin de D. Courjon [Courjon
1989] et F. de Fornel [Fornel 1989] en France. Mais le SNOM ne commença véritablement
à être un instrument utilisable scientifiquement qu'au début des années 90 et les travaux de
E. Betzig [Betzig 1992, Betzig 1991] et Toledo-Crow [Toledo-Crow 1992] avec
notamment le développement du système d'asservissement shear-force (voir paragraphe II1-5) et l'utilisation de fibres optiques effilées comme sondes.
vers le détecteur
Sonde
d>λ/2π - Champ
d <λ/2π - Champ proche
Echantillon
λ
Figure II-5: Principe du microscope en champ proche optique
En pratique, la microscopie en champ proche optique n'utilise pas de trou mais une
sonde locale (par exemple une fibre optique affinée) de taille très petite devant λ et qui
doit être maintenue à une distance faible de l'objet (très inférieure à λ). Cette sonde,
d'indice supérieur à celui de l'air, va convertir une partie du champ évanescent en champ
39
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
propagatif par frustration de la réflexion totale interne. Le champ peut ensuite être
enregistré à l'aide d'un photodétecteur (Figure II-5).
1 - 4 - Les différentes configurations
Les microscopes optiques en champ proche peuvent être séparées en deux grandes
catégories: les microscopes à sondes avec ouverture et les microscopes à sondes sans
ouverture (aSNOM 1 ou s-SNOM 2). La famille des microscopes à sondes avec ouverture
peut également se subdiviser en deux branches selon que la sonde sert d'émetteur (mode
illumination) ou de collecteur (mode collection) de lumière.
1 - 4 - 1 - Le SNOM à sonde avec ouverture
Les sondes à ouverture sont généralement des fibres optiques effilées, éventuellement
métallisées. La fabrication de ce type de sondes sera détaillée dans la partie 2 de ce
chapitre. La sonde peut aussi être une pointe pyramidale en nitrure de silicium percée d'un
trou en son extrémité.
•
Mode illumination
En mode illumination, la pointe sert de nano-source de lumière pour éclairer
l'échantillon. La lumière issue de l'échantillon peut alors être collectée en champ lointain
par transmission si l'échantillon est transparent, ou bien par réflexion (Figure II-6). Les
sondes utilisées pour ce mode sont obligatoirement métallisées de façon à créer une
ouverture circulaire d'environ 50 à 100 nm à l'extrémité de la fibre. La couche de métal est
généralement constituée d'une couche d'accroche en chrome, puis d'une couche
d'aluminium suffisamment épaisse pour éviter les fuites de lumière vers l'extérieur.
1
Aperturless Scanning Near-Field Optical Microscopy
2
Scattering-type Scanning Near-Field Optical Microscopy
40
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
Figure II-6: Schéma de fonctionnement d'un SNOM à ouverture en mode illumination
•
Mode collection
En mode collection, l'objet est illuminé en champ lointain par réflexion ou par
transmission et la pointe SNOM vient collecter le champ proche au voisinage de la surface
de l'objet (Figure II-7 a). Un détecteur relié à la pointe permet d'enregistrer le signal. Il
existe aussi un cas particulier du mode collection où l'échantillon est éclairé en réflexion
totale interne sur la surface inférieure de l’échantillon (Figure II-7 b). L'échantillon baigne
alors dans un champ presque entièrement composé d'ondes évanescentes. Ce mode de
fonctionnement porte le nom de Photon Scanning Tunneling Microscope (PSTM), par
analogie avec l’effet tunnel électronique. A noter qu'en mode collection, la pointe SNOM
n'est pas obligatoirement métallisée.
Figure II-7: Schéma de fonctionnement d'un SNOM à ouverture en mode collection, où l'illumination
de l'échantillon a lieu a) par transmission ou réflexion ou b) par réflexion totale interne
Pour l'étude de guides d'onde, c’est précisément le mode collection que nous utilisons.
La lumière est injectée dans le guide par la tranche et le signal détecté par la pointe vient
41
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
de la perturbation de la partie évanescente des modes propagés dans la structure. La figure
ci-dessous (Figure II-8) illustre le phénomène. Là encore, la lumière diffractée par la
pointe peut être récupérée soit par la pointe elle-même, soit en champ lointain.
Figure II-8: Schéma de fonctionnement d'un SNOM à ouverture en mode collection,
pour l'étude de guides d'ondes
A noter qu'il existe un mode hybride de fonctionnement où l'illumination et la
collection se font toutes deux par la pointe.
Un certain nombre de groupes de recherche travaillent sur l'étude de guides d'ondes et
de cristaux photoniques par SNOM. Mentionnons de manière non-exhaustive, au niveau
national, les groupes de Frédérique de Fornel à Dijon [Cluzel 2006] et de Daniel Courjon
et Claudine Bainier à Besançon [Bainier 2003]. Au niveau international, citons S. I.
Bozhevolnyi au Danemark [Volkov 2005], L. Kuipers et N. F. Van Hulst à Twente aux
Pays-Bas [Gersen 2005], et A. Nesci à Neuchâtel [Dändliker 2004].
1 - 4 - 2 - Le SNOM à sonde sans ouverture
Le SNOM à sonde sans ouverture utilise des sondes opaques (métalliques,
diélectriques ou semi-conductrices) diffusantes. Ces sondes dites "perturbatrices" jouent le
rôle d'un nano-objet diffusant permettant de convertir le champ évanescent d'un objet en
champ propagatif. Le champ propagatif diffusé par la pointe peut alors être collecté par un
système optique classique, en champ lointain. Comme dans le cas des sondes avec
ouverture, l'illumination et la collection en champ lointain peuvent se faire en réflexion ou
en transmission (Figure II-9).
42
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
Figure II-9 : Schéma de fonctionnement du SNOM sans ouverture
Concrètement, la sonde diffusante est située à l'extrémité d'un levier qui oscille
perpendiculairement à la surface de l'échantillon, à une fréquence donnée. L'utilisation
d'une détection synchrone réglée à la fréquence d'oscillation permet de conserver
uniquement le signal diffusé provenant de la sonde. Cette technique permet d'extraire le
faible signal SNOM du fond lumineux non modulé.
Le principal avantage de l'aSNOM est la possibilité d'utiliser des sondes AFM ou STM
commerciales (Figure II-10) dont la fabrication est parfaitement maîtrisée et qui sont donc
très reproductibles. Ces pointes, disponibles à faible coût, sont robustes et permettent
d'atteindre des résolutions supérieures à celles obtenues pour des pointes avec ouverture.
De plus, l'aSNOM est entièrement compatible avec les AFM existants. Il bénéficie donc
des différents modes offerts par ce microscope: contact, tapping, hauteur constante… Un
autre atout en faveur de l'aSNOM est qu'il autorise l’utilisation de sources lumineuses sur
une large gamme spectrale. En effet, il semble difficile d'étendre les performances des
sondes à ouverture jusque dans l'infrarouge moyen ou lointain, les fibres optiques
présentant une forte atténuation du signal transmis à ces longueurs d'ondes.
Mais l'inconvénient majeur de l'aSNOM demeure sa forte sensibilité au champ non
local, diffusé par la surface, ou relatif aux pertes de la structure étudiée. Malgré l'utilisation
d'une détection synchrone, il reste difficile de supprimer complètement ce bruit de fond
parasite.
43
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
Figure II-10 : Différents types de pointes utilisées en microscopie en champ proche optique sans
ouverture: a) pointe microlevier AFM semi-conductrice (silicium) et b) pointe STM (tungstène).
Actuellement, la majorité des travaux de recherche concernant l'aSNOM sont l'issus
du groupe de P. Royer du Laboratoire de Nanotechnologie et d’Instrumentation Optique de
l'université de Troyes [Bachelot 2004, Barchiesi 2005, Bruyant 2005, Hudlet 2004,
Stefanon 2005], ainsi que du Max-Planck-Institut für Biochemie de Martinsried
[Hillenbrand 2000, Taubner 2005].
1 - 5 - L'asservissement
L'utilisation d'un système de régulation est nécessaire pour contrôler la distance entre
la pointe et l'échantillon. Nous nous limiterons ici uniquement aux modes de régulation
applicables aux fibres optiques affinées puisque c'est ce type de fibres qui a été utilisé
pendant ce travail.
•
En mode hauteur constante, la pointe se déplace sur un plan parallèle à
l'inclinaison de l'échantillon, sans suivre la topographie.
•
Le mode intensité constante est utilisé en configuration PSTM (tunnel
optique). Ce procédé a été présenté en 1989 par Reddick [Reddick 1989] et De
Fornel [Fornel 1989]. Il utilise le fait que le signal champ proche décroît
exponentiellement en fonction de la distance pointe-surface. Cette technique
est appelée système de régulation à onde évanescente de Fresnel. La régulation
maintient constante l'intensité recueillie par la pointe. Mais ce mode n'est
utilisable que si les variations du champ lumineux suivent la topographie de la
surface balayée. Si tel n'est pas le cas, la pointe s'expose à un contact avec la
surface.
44
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
•
Le mode d'asservissement le plus utilisé est donc une régulation non-optique
appelée asservissement par détection des forces de cisaillement (ou "shearforce"). Ce mode fut présenté par Betzig [Betzig 1992] et Toledo-Crow
[Toledo-Crow 1992] en 1992. Ici, la sonde SNOM oscille parallèlement à la
surface à une fréquence proche de sa fréquence de résonance. Lorsque la
pointe est suffisamment proche de la surface, elle est soumise à des forces de
cisaillements qui provoquent un amortissement de l'oscillation et donc une
variation de l'amplitude et/ou de la phase de l'oscillation. La connaissance de
ces variations permet de contrôler la distance pointe-échantillon. On travaille
donc à distance constante. Le mode shear-force autorise l'acquisition
simultanée d'une image optique et d'une image topographique.
a)
b)
c)
courbe
d'iso-intensité
Figure II-11: Asservissement en mode a) hauteur constante, b) intensité constante
et c) distance constante (shear-force)
2 - Les pointes SNOM et leur fabrication
2 - 1 - Méthodes de fabrication
En microscopie en champ proche optique, comme dans toute microscopie à sonde
locale, la taille et la forme de la pointe sont déterminantes pour la réussite d'une
expérience. Dans le cas du microscope à ouverture, la sonde est constituée d'une fibre
optique qui a été effilée à l'une de ses extrémités. Cette sonde doit être la plus petite
possible à son extrémité, pour avoir une bonne résolution, et avoir un angle de cône
suffisamment important pour conserver le meilleur coefficient de transmission possible. Il
existe deux principales méthodes pour la fabrication des pointes SNOM: une méthode
mécanique, appelée étirage à chaud, et une méthode chimique. Nous détaillerons dans ce
45
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
paragraphe ces deux méthodes et nous mentionnerons aussi certaines méthodes moins
répandues.
2 - 1 - 1 - Etirage à chaud
L'étirage à chaud utilise une étireuse à micro-pipettes qui applique une force de sens
opposé à chacune des extrémités d'une fibre optique (Figure II-12). Un laser CO2 est
focalisé sur la fibre, préalablement démunie de sa gaine, créant un échauffement local du
matériau. La fibre est à la fois étirée et chauffée, jusqu'à son point de rupture. On obtient
alors deux pointes jumelles. Les paramètres du processus de fabrication tels que la
puissance du laser ainsi que la force et la vitesse de traction permettent d'obtenir des
formes de pointes différentes qui se caractérisent par la longueur de la partie étirée (taper),
son angle de cône et le rayon d'apex [Liu 1998], [Lazarev 2003b], [Hoffmann 1995].
Miroir
Force
Moteur
Fibre
Optique
Force
Moteur
Laser
CO2
Figure II-12 : Schéma de principe de l'étirage à chaud
Cette technique permet de réaliser des pointes qui présentent une surface très lisse et
avec une grande reproductibilité mais ces pointes ont un cône très long (environ 1mm) et
très fin, ce qui fait baisser de manière drastique le coefficient de transmission de la pointe
(T = 10-5 à 10 -6) [Sayah 1998].
2 - 1 - 2 - Attaque chimique
L'attaque chimique est un moyen efficace de fabriquer des pointes SNOM à moindre
coût puisqu'elle ne nécessite pas d'investissement matériel particulier. Une fibre optique
clivée est trempée dans un bain d'acide fluorhydrique (HF) recouvert d'une couche
protectrice d'un liquide hydrophobe (solvant ou huile) qui protége le reste de la fibre des
46
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
vapeurs de HF. Le choix du liquide hydrophobe va déterminer la forme et la hauteur du
ménisque qui va apparaître le long de la fibre. Les paramètres d'attaque jouant sur les
caractéristiques de la pointe obtenue sont: la concentration de HF, la nature de la couche
protectrice ainsi que la température et la durée d'attaque.
Les pointes fabriquées par attaque chimique ont une surface beaucoup plus rugueuse
que les pointes étirées, ce qui rend plus délicat une éventuelle métallisation. Mais elles ont
un angle de cône plus grand et un taper plus court (200 à 400 µm) que les pointes étirées.
Le coefficient de transmission des fibres attaquées est compris entre 5.10-3 et 2.10-4
[Stöckle 1999], soit une amélioration d'un facteur 1000 par rapport aux pointes étirées.
La fibre peut être attaquée avec ou sans sa gaine en acrylate.
•
Attaque chimique sans gaine [Hoffmann 1995] [Sayah 1998]
Temps
Figure II-13 : Schéma de principe de l'attaque chimique sans gaine [Wong 2002]
Le déroulement d'une attaque chimique sans gaine, proposée par Tuner en 1984
[Turner 1984] est décrite par le schéma ci-dessus (Figure II-13). La forme conique est
obtenue par diminution continue de la hauteur du ménisque en corrélation avec une
diminution régulière du diamètre de la pointe. L'attaque s'arrête lorsque la portion de la
fibre trempant dans le HF a complètement disparu [Lazarev 2003a] [Wolf 1999]. Après
l'attaque, les fibres sont rincées à l'eau distillée et à l'acétone.
47
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
•
Attaque chimique avec gaine (ou "tube etching")
Figure II-14 : Schéma de principe de l'attaque en tube etching avec (a) une gaine imperméable et
(b) une gaine perméable [Stöckle 1999]
Un des avantages de l'attaque tube etching sur l'attaque sans gaine est le fait que le
système reste relativement insensible aux perturbations extérieures en particulier les
vibrations, ces vibrations pouvant entraîner de fortes irrégularités sur la surface de la
pointe. L'état de surface d'une pointe tube etching est donc bien meilleur qu'une pointe
attaquée sans gaine. Pour décrire le mécanisme d'une attaque tube etching, il convient de
distinguer deux cas suivant la nature de la gaine de protection des fibres:
1. Si la gaine est imperméable au HF (Figure II-14 a), la formation de la pointe se
fait par l'extrémité inférieure de la fibre. La fibre prend initialement une forme
conique car le volume de HF susceptible de réagir avec la silice est plus important
sur les bords de la fibre qu'au centre. Quand la forme conique est bien définie,
l'attaque se poursuit par un phénomène de convection qui va faire monter du HF
"frais" vers le haut de la fibre et évacuer les résidus de réaction vers le bas (Figure
II-15).
Figure II-15 : Phénomènes intervenant lors de l'attaque avec une gaine imperméable (a) au début de la
réaction et (b) au cours de la réaction [Stöckle 1999]
48
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
2. Si la gaine est perméable au HF (Figure II-14 b), le HF va diffuser à travers la
gaine pour attaquer la fibre en silice qui s'amincit régulièrement. Une forme
conique préliminaire apparaît à l'interface entre le bain de HF et la couche
protectrice. En effet, le volume d'ions fluorés étant plus faible dans la partie haute
du ménisque que dans la partie basse, la vitesse d'attaque sera plus faible en haut.
Ceci explique pourquoi l'attaque peut avoir lieu alors que la hauteur du ménisque
reste constante au cours du temps [Lambelet 1998].
Dans les deux cas, après l'attaque, la gaine protectrice en acrylate est retirée en la
trempant dans du dichlorométhane.
2 - 1 - 3 - Méthodes alternatives
a)
b)
c)
d)
Figure II-16 : Pointes obtenues par a) polissage mécanique [Held 2000], b) attaque chimique sélective
[Saiki 1996], c) hybride [Noell 1997] et d) configuration inverse [Patanè 2006]
•
Polissage mécanique
Les pointes subissent tout d'abord une attaque chimique en tube etching avant d'être
polies mécaniquement sur une surface abrasive (Figure II-16 a). La modification de l'angle
de polissage permet d'obtenir des angles de cônes variables ainsi qu'une surface très lisse
[Held 2000].
49
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
•
Attaque chimique sélective
L'attaque chimique sélective comprend deux phases d'attaque différentes [Saiki 1996],
[Chuang 1998], [Saiki 1999], dans deux solutions de stœchiométries différentes. Les fibres
ainsi obtenues ont une extrémité qui présente 2 tapers d'angles différents (Figure II-16 b).
Ces fibres ont un coefficient de transmission plus élevé qu'une fibre à un seul taper car la
zone où le diamètre est très réduit est plus courte, ce qui diminue les pertes. Des fibres à 3
tapers [Yatsui 1998] ont aussi été développées.
•
Fibres hybrides
Ces fibres sont composées d'une fibre optique classique clivée sur laquelle est collée
une pointe micro-usinée (Figure II-16 c) [Noell 1997], [Drews 1999], [Genolet 2001].
•
Attaque en configuration inverse (ou "reverse etching")
Le reverse etching (Figure II-16 d) reprend le principe du tube etching avec une gaine
imperméable, sauf qu'ici, la couche protectrice utilisée (par exemple du chloroforme) a une
densité plus grande que l'acide fluorhydrique. Les fibres peuvent donc être attaquées en les
insérant par le bas du bécher, la couche protectrice se trouvant sous la couche de HF. Les
angles de cônes obtenus par cette méthode sont plus grands qu'en tube etching simple et la
surface des fibres est plus lisse [Sayah 1998], [Patanè 2006].
2 - 2 - Métallisation
Afin de gagner en résolution et d'éviter les pertes le long du taper, les pointes SNOM
sont souvent métallisées. Une nano-ouverture est créée à l'extrémité de la pointe pour
laisser passer la lumière. On dépose généralement une couche d'accroche d'environ 10 nm
de chrome servant d'ancrage sur le verre, suivi d'un dépôt d'une centaine de nanomètre
d'aluminium. Il faut noter que la métallisation des pointes est impérative pour travailler en
mode illumination mais n'est pas forcément systématique en mode collection.
50
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
a)
b)
c)
Figure II-17 : Nano-ouvertures produites par a) ombrage [Stöckle 1999], b) FIB [Veerman 1998], et c)
électrolyse [Haumann 2005] (longueur du trait blanc 321.6 nm)
Il existe différentes méthodes pour créer la nano-ouverture à l'extrémité de la pointe, la
plus répandue étant par ombrage (Figure II-17 a) [Hollars 1998, Stockle 1999]. La
métallisation a lieu par évaporation de métal sous vide secondaire. Un dispositif permet de
faire tourner plusieurs pointes autour de leur axe qui fait un angle variable par rapport à la
direction moyenne du flux de métal évaporé. Ceci permet de métalliser tout le périmètre
des pointes, tout en préservant l'extrémité de la fibre du dépôt.
Il est aussi possible de générer des nano-ouvertures par FIB (Figure II-17 b) [Veerman
1998]. Ce traitement fournit des nano-ouvertures parfaitement circulaires avec un diamètre
contrôlable pouvant descendre jusqu'à 20 nm. L'extrémité de la fibre présente un méplat
dont la surface a une rugosité inférieure à 10 nm. Cette méthode produit des nanoouvertures de bien meilleure qualité que les ouvertures créées par ombrage.
Soulignons aussi la possibilité de concevoir des nano-ouvertures par électrolyse solide
(Figure II-17 c), dans le cas de sondes métallisées par de l'argent [Mulin 1997], [Bouhelier
2001], [Haumann 2005].
3 - Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons mis en évidence tout l'intérêt du SNOM pour l'étude de
composants nanophotoniques. Le SNOM, en nous ouvrant l'accès au champ proche de
l'objet, permet d'outrepasser la limite de diffraction en atteignant des résolutions spatiales
bien inférieures à la longueur d'onde. Le champ proche contient les hautes fréquences
spatiales du signal et, pour en tirer parti, il est nécessaire d'asservir une sonde très fine à
une très faible distance de l'objet. En utilisant une rétroaction de type shear-force, il est
51
Chapitre II – La Microscopie en Champ Proche Optique
possible d'obtenir simultanément une image optique et une image topographique. Nous
avons aussi exposé les différentes techniques de fabrication des sondes en mettant en
évidence leurs avantages et leurs inconvénients.
52
Chapitre III – Techniques Expérimentales
Chapitre III - Techniques
expérimentales
Chapitre d'équation (Suivant) Section 1
Le chapitre précédent énonçait les grands principes de la microscopie en champ
proche optique, en mettant volontairement de côté ce qui se rapportait à l’instrumentation.
Ce chapitre III est donc consacré, dans une première partie, à la description du montage
SNOM expérimental où nous décrirons notamment le matériel utilisé. Nous expliquerons
aussi le fonctionnement du système d'asservissement shear-force, ainsi que la manière dont
le système a été modifié pour l'étude de guides d'onde. Dans une seconde partie, nous nous
intéresserons à la fabrication expérimentale des pointes SNOM par attaque chimique. Le
développement et l'optimisation du procédé de fabrication sont un point-clé pour la
réalisation de manipulations champ proche, les images SNOM étant fortement dépendantes
de la qualité des sondes. La fabrication des pointes est d'ailleurs un facteur bloquant qui
fait que les caractérisations SNOM ne sont pas aussi répandues qu'elles pourraient l'être.
1 - Montage SNOM expérimental
1 - 1 - Description générale
Mon travail en champ proche optique s’est déroulé dans le cadre du centre NanOpTec
(Centre Lyonnais de Nano-Opto-Technologies), créé en 1999 à Villeurbanne. Ce centre
regroupe les trois grands organismes que sont l’Institut National des Sciences Appliquées
(INSA) de Lyon, l’Université Claude Bernard Lyon 1 (UCBL) et l’Ecole Centrale de Lyon
(ECL). Il a permis de mutualiser les besoins en champ proche optique sur la région
Lyonnaise. Il a également permis la mise en place de moyens communs de caractérisation
ainsi qu’une infrastructure adaptée (locaux, sources, détecteurs, etc….).
Le microscope en champ proche optique grâce auquel a été réalisé ce travail de thèse
est un microscope commercial TwinSNOM de la société Omicron. Le TwinSNOM repose
sur la plateforme du microscope optique classique Zeiss Axiotech qui a été modifiée afin
53
Chapitre III – Techniques expérimentales
d'y intégrer un bras rotatif pour positionner les pointes SNOM, ainsi qu'une table
piézoélectrique qui assure le déplacement de l'échantillon sous la pointe lors d'une
acquisition. Cette platine de translation de la firme Physik Instrumente (série P500) permet
des déplacements de 100 x 100 x 10 µm3 avec une résolution de 1 x 1 x 0,1 nm3. Ce
système offre une linéarité de 0,3% et une répétitivité de 5 x 5 x 1 nm3 sur la gamme
complète de déplacement. Le positionnement grossier de l’échantillon se fait grâce à une
seconde platine à déplacements piézoélectriques inertiels. Cette platine offre une gamme
de déplacements de 30 x 30 mm². La Figure III-1 présente une photographie de
l'instrument utilisé au centre NanOpTec, avec ses différents éléments.
Figure III-1 : Le TwinSNOM Omicron
En complément des équipements visibles sur la photographie, le microscope dispose
d'une caméra CCD visible, ainsi que d'une caméra infrarouge. La caméra visible permet
l'observation de la pointe SNOM et de l'échantillon, vus de profil. On peut donc l'utiliser
pour approcher manuellement (dans un premier temps), la pointe de l'échantillon, sans
risque de collision. L'approche finale se faisant bien évidemment de manière automatique,
contrôlée par l'ordinateur. La caméra infrarouge, quant à elle, est placée au dessus de
l'échantillon et permet de visualiser les guides avec un fort grossissement à travers un
objectif de microscope classique. On peut ainsi contrôler la bonne injection les guides. Les
structures à cristaux photoniques étant très diffractives, une injection optimale dans la
structure se traduit par un halo lumineux le plus intense possible à la caméra. On vérifie
54
Chapitre III – Techniques Expérimentales
aussi l'injection en plaçant la caméra en sortie de plaquette où on doit également observer
un spot lumineux intense.
Le TwinSNOM est un appareillage polyvalent autorisant différents modes de
fonctionnement. On peut l'utiliser en mode "transmission" lorsque l'éclairage et la
détection se font de part et d'autre de l'échantillon, ou alors en mode "réflexion" lorsque
l'éclairage et la détection se font du même côté de l'échantillon (Figure III-2). Pour chacune
des deux configurations, il est possible de travailler en mode collection ou illumination par
la pointe. En outre, il est très aisé et rapide de passer d’une configuration à une autre.
Ainsi, de nombreuses applications différentes peuvent être envisagées à partir de ce seul
appareil.
Figure III-2 : Vue schématique du TwinSNOM et de ses différents modes de fonctionnement.
On connecte le spectromètre, la source ou le détecteur suivant le mode désiré.
1 - 2 - L'asservissement shear-force
La régulation de la distance pointe/échantillon est basée sur la détection des forces de
cisaillement (asservissement de type shear-force). La pointe SNOM est collée sur un
support piézoélectrique appelé bimorphe. L’extrémité du bimorphe est constituée d’un
diapason relié à des contacts électriques présents sur les deux faces du bimorphe qui
permettent l’excitation du système (Figure III-3). Sur la face arrière du bimorphe se situe
un aimant qui permet l’insertion et le maintien du système sur le bras rotatif.
55
Chapitre III – Techniques expérimentales
En asservissement shear-force, la pointe oscille parallèlement à la surface de
l'échantillon à une fréquence proche de sa fréquence de résonance. Plus la pointe est
proche de la surface, plus les forces de cisaillement augmentent, ce qui se traduit par une
modification de la phase d'oscillation de la pointe. Connaissant ces variations, le système
de régulation shear-force est capable de corriger le signal par rapport à une valeur de
référence, afin de maintenir constante la distance de travail pointe-échantillon. C'est le
mode "distance constante" qui présente comme intérêt majeur la possibilité d'enregistrer
simultanément l'image optique champ proche et la topographie de l'échantillon.
Typiquement, la distance de travail est d'environ 5 à 10 nm. La résolution latérale est
limitée par l'amplitude crête à crête d'oscillation, soit environ 10 nm. Les forces de
cisaillements sont de l'ordre de la centaine de picoNewton [Karrai 2001].
Figure III-3 : Pointe SNOM collée sur un bimorphe
Afin de bien choisir la fréquence de résonance de référence à laquelle le système doit
être excité, nous excitons tout d'abord le bimorphe seul dans une plage de fréquence
préalablement choisie. Nous repérons alors la position des pics de résonance correspondant
aux fréquences propres du bimorphe. Après collage de la pointe, la même manœuvre est
répétée avec le système bimorphe + pointe. Un nouveau pic de résonance apparaît qui
correspond à la fréquence propre de notre système. C’est à partir de ce pic que sera choisie
la fréquence d’excitation du système pour l’asservissement. Cette fréquence dépend
fortement des paramètres de collage de la fibre (notamment la longueur de fibre dépassant
du bimorphe) et des paramètres propres à la fibre (rigidité, forme…). Il est à noter qu’une
fréquence de résonance du système trop proche des fréquences propres du bimorphe est
inutilisable pour l'asservissement. Dans un tel cas, en effet, la fibre ne "verrait" pas la
surface de l’échantillon et s’écraserait contre cette dernière lors de l’approche.
56
Chapitre III – Techniques Expérimentales
Sur la Figure III-4 est représenté un spectre de résonance typique d'un ensemble
bimorphe + pointe. La courbe rouge représente la différence de phase entre la détection et
l'excitation et la courbe en bleu représente l'évolution de l'amplitude d'oscillation du
système, le tout en fonction de la fréquence du signal d'excitation. Nous choisissons
comme fréquence de résonance de référence la valeur marquant l'intersection entre ces
deux courbes. Ce choix est basé sur un compromis entre une différence de phase faible et
une amplitude d’oscillations élevée, pour une meilleure sensibilité de détection des forces
de cisaillement. Cette fréquence de résonance de référence est généralement comprise entre
52 et 60 kHz.
Fréquence de
résonance
Figure III-4 : Choix de la fréquence de résonance
Lors d'une manipulation SNOM, la pointe est tout d'abord positionnée au dessus de la
zone à étudier grâce au microscope optique. Puis, la pointe est approchée manuellement de
la surface par l'utilisateur, via un système de pilotage par télécommande. Lorsque la pointe
est suffisamment proche, l'utilisateur déclenche une approche automatique. L'échantillon se
déplace verticalement vers la pointe, par pas de 70 nm. Si aucune interaction n'est détectée
durant ce mouvement, l'échantillon reprend sa place et la pointe est déplacée de 50 nm vers
l'échantillon. L'opération se répète jusqu'à ce qu'une interaction soit détectée. Le bras de
rotation permet de déplacer la pointe dans la limite de 0,5 x 0,5 x 1 cm3.
57
Chapitre III – Techniques expérimentales
1 - 3 - Adaptation pour l'étude de guides d'onde
Rappelons que pendant les mesures SNOM, ce n'est pas la pointe SNOM qui se
déplace mais l'échantillon qui effectue un mouvement de balayage sous la pointe. Si on
veut injecter de la lumière par la tranche dans les guides d'onde, il est donc nécessaire que
le système d'injection soit solidaire du porte-échantillon. Ce système doit être léger et peu
encombrant pour ne pas gêner ou ralentir le déplacement de la platine piézoélectrique. Un
système de couplage par fibre optique conçu par Omicron a donc été adapté sur
l'appareillage existant. Il consiste en un système piézoélectrique permettant le déplacement
selon les trois directions de l'espace d'un support permettant de fixer une fibre optique à
l'aide d'un aimant (Figure III-5). Ce système autorise des déplacements jusqu'à 5 x 5 x 5
µm3 avec des pas allant de 40 à 400 nm. L'injection dans les guides peut donc être réalisée
avec une précision nanométrique et ces conditions d'injection seront conservées pendant
toute la durée de l'expérience.
Figure III-5 : A gauche, vue du système piézoélectrique d'injection dans les guides, à droite: vue d'un
des translateurs piézoélectriques utilisés pour le positionnement de la fibre d'injection
1 - 4 - Vue d'ensemble du montage expérimental
La figure suivante (Figure III-6) présente le dispositif expérimental utilisé pour l'étude
SNOM des structures à cristaux photoniques. La lumière issue d'un laser infrarouge est
injectée dans l'échantillon par la tranche, via une fibre lentillée monomode à 1550 nm.
Cette fibre lentillée permet d'atteindre un diamètre de faisceau de 2 µm, ce qui facilite le
couplage dans les guides d'ondes dont la largeur est généralement du même ordre de
grandeur. La lumière issue de la source infrarouge est polarisée linéairement. La
polarisation d'injection est contrôlée avant de réaliser l'injection dans le guide grâce à un
58
Chapitre III – Techniques Expérimentales
cube polariseur placé en sortie de fibre lentillée. Un système de rotation de polarisation
permet de modifier l'orientation de la polarisation pour se placer en polarisation TE ou TM.
Une fois l'injection optimisée, la lumière se propageant dans le guide est colletée au dessus
de la surface de l'échantillon à l'aide d'une pointe SNOM reliée à une photodiode
infrarouge. Les structures à cristaux photoniques étant très diffractives dans la direction
verticale, il est nécessaire d'ajouter un atténuateur de puissance en sortie de source pour
éviter une saturation du détecteur, trop sensible.
Figure III-6 : Schéma du montage SNOM expérimental
•
Les sources
Deux sources principales de lumière nous ont servi pour la caractérisation des
structures guidantes. Toutes deux concernent le domaine des longueurs d'onde des
télécommunications et sont des sources fibrées. La première de ces sources est une source
laser Tunics Plus 10 de la firme GN Nettest. Elle est accordable en longueur d’onde sur la
gamme 1500-1600 nm et peut délivrer jusqu’à 10 mW sur l’ensemble de cette gamme.
Cette source est en outre polarisée linéairement, ce qui nous permet d’exciter
préférentiellement les modes TE ou TM des structures étudiées. La deuxième source de
lumière est une diode laser DFB émettant autour de 1310 nm avec une puissance maximum
de 2 mW. Cette source (modèle S3FC1310 de Thorlabs) est régulée en température pour
plus de stabilité et est munie d’un isolateur optique qui interdit un retour éventuel du
59
Chapitre III – Techniques expérimentales
faisceau laser vers la source. Ces sources ont été choisies pour leur stabilité et leur
puissance.
•
Le détecteur
Pour la détection, nous avons utilisé une photodiode InGaAs de chez New Focus
(modèle 2153) avec amplificateur intégré. Ce détecteur couvre la gamme 900-1600 nm et a
un gain maximum de 2 x 1011 V/W pour un bruit équivalent puissance de 22fW/√Hz. Sa
bande passante est de 750 Hz. Outre sa grande sensibilité, ce détecteur est également très
compact et fonctionne à l’aide d’une pile 9V aisément remplaçable. De plus, il existe un
module s’insérant sur le photodétecteur qui permet d’y fixer une fibre connectorisée FCPC. Ceci nous offre la possibilité de nous affranchir des problèmes liés à l’alignement et la
focalisation du faisceau collecté sur la cellule détectrice dont le diamètre n’est que de 1
mm. Ainsi, en connectorisant l’extrémité libre de la fibre SNOM, nous pouvons mesurer
directement le signal issu du champ évanescent en limitant les pertes dues à un mauvais
couplage au détecteur.
1 - 5 - Choix des paramètres d'acquisition
Le TwinSNOM est entièrement piloté par le logiciel ScalaNT, fourni par Omicron. Ce
logiciel permet de régler un grand nombre de paramètres dont la taille et l'orientation de la
zone à étudier, le nombre de lignes et de points à enregistrer ainsi que la vitesse de
balayage. On peut aussi modifier les paramètres liés directement à l'asservissement (gain
intégrateur ou gain proportionnel linéaire), influant sur la vitesse de réaction du système.
Ces paramètres sont à adapter au type d'échantillons étudiés. Sauf mention contraire, les
paramètres d'acquisition utilisés pour les images de cette thèse prendront les valeurs
indiquées dans le paragraphe suivant.
Pour l'étude des cristaux photoniques qui sont des structures à forte topographie, il est
nécessaire de choisir une vitesse de balayage assez lente permettant d'obtenir un bon
compromis entre qualité de l'image et temps d'acquisition. En général, des images
topographiques de bonne qualité sont obtenues pour une vitesse de 1500 nm/s, ce qui
entraîne un temps d'acquisition d'une heure en moyenne, au vu de la taille des structures à
imager. A noter que pour des vitesses supérieures, l'image topographique sera fortement
dégradée mais l'image optique ne sera que peu modifiée. Toujours dans le cadre des
60
Chapitre III – Techniques Expérimentales
cristaux photoniques, le pas d'acquisition doit être assez petit pour que les trous soient
définis par un nombre suffisant de points. Pour toutes les images, nous avons choisi
d'enregistrer un point tous les 30 nm, dans les deux directions de balayage, horizontale et
verticale. Concernant les paramètres de la boucle de rétroaction, le gain intégrateur et le
gain proportionnel doivent être compris entre 1 et 4 % pour que le système puisse réagir
suffisamment rapidement aux changements de topographie, sans l'apparition d'oscillations
verticales parasites de la pointe.
2 - La fabrication des pointes SNOM
Dans cette partie, nous présenterons la méthode de fabrication des pointes SNOM
développée au cours de cette thèse. Cette méthode repose sur une attaque chimique dans de
l'acide fluorhydrique, avec une couche protectrice d'huile de silicone (Chapitre II - 2 - 1 - 2
- ). En comparant différentes méthodes de fabrication des pointes (attaque chimique avec
ou sans gaine ou étirage mécanique), nous verrons que les cartes de champ obtenues en
SNOM sont fortement liées à la nature de la pointe utilisée. L'élaboration des pointes de
qualité est donc une étape déterminante pour la réalisation d'expérimentations en champ
proche. Cette étape ne doit pas être négligée.
2-1-
Contexte
Au vu des difficultés rencontrées pour obtenir des pointes SNOM commerciales de
bonne qualité lors de la première thèse orientée champ proche effectuée au laboratoire par
Matthieu Martin [Martin 2003], le parti a été pris pour ma thèse de développer notre propre
procédé de fabrication de pointes SNOM au laboratoire.
Après une étude bibliographique sur le sujet, nous nous sommes tournés vers une
fabrication par attaque chimique plutôt que par étirage. En effet, ce type de pointes
présente le grand avantage d'avoir un coefficient de transmission considérable par rapport
aux pointes étirées. La quantité de signal champ proche susceptible d'être collecté est donc
beaucoup plus importante.
Un porte-fibre a été fabriqué à l'atelier du LPM, permettant de fabriquer 2 fibres en
même temps, dans le même bécher. Ce porte-fibre a évolué par la suite vers un porte-fibre
61
Chapitre III – Techniques expérimentales
à 6 fibres (Figure III-7), avec un support pour 6 béchers indépendants, ce qui permet
d'éviter une contamination des pointes par les résidus d'attaque.
Molette assurant le
déplacement vertical
des porte-fibres
Porte-fibres
Emplacement des béchers
(HF + huile de silicone)
Figure III-7 : Porte-fibres pour l'attaque chimique
2-2-
Attaque chimique avec et sans gaine
D'après la publication de P. K. Wong [Wong 2002], nous avons choisi d'utiliser une
couche protectrice composée d'huile de silicone. Etant donné la différence de densité entre
cette huile et l'eau, ainsi que les différentes tensions de surface, l'angle de cône attendu est
compris entre 20° et 30°. L'huile utilisée pour notre expérience est de référence 47V10 (ou
47V20), ce qui correspond à une densité de 0,93 (ou 0,95). Les fibres optiques utilisées
sont uniquement des fibres infrarouges, monomodes à 1550 nm.
Dans un premier temps, nous avons prouvé la viabilité de la méthode en réalisant
différentes attaques chimiques sans gaine, afin de rechercher le meilleur temps d'attaque.
A température ambiante, le temps d'attaque optimal est de 1h45 dans du HF à 40%.
Ces premiers résultats étant satisfaisants, nous nous sommes rapidement tournés vers
l'attaque par tube etching. En effet, lors d'une attaque avec gaine, le procédé est moins
sensible aux variations extérieures et les pointes vont donc être plus reproductibles. La
principale difficulté technique de cette méthode est de trouver un moyen de retirer la gaine
après l'attaque, sans casser la pointe. Pour cela, après l'attaque, les pointes sont plongées
dans une solution de dichlorométhane pendant quelques minutes, en ayant auparavant pris
le temps de réaliser une petite entaille sur la fibre (à environ 1 cm de l'extrémité) afin de
62
Chapitre III – Techniques Expérimentales
favoriser le décrochement de la gaine. Des meilleurs résultants ont été obtenus pour un
temps d'attaque de 1h45, à température ambiante, dans du HF à 40%.
Quelque soit la méthode choisie, après chaque attaque, une observation au microscope
optique est conseillée afin de faire un premier tri sélectif des pointes suivant l'aspect de
leur taper et l'état de surface. Il est aussi possible de faire des observations MEB, mais le
MEB étant destructif pour les pointes, il n'est pas possible de caractériser les pointes avant
leur utilisation sur le SNOM.
La Figure III-8 montre une observation au microscope optique, de fibres attaquées
avec ou sans gaine. A première vue, les deux types de fibres semblent de qualité à peu près
équivalente. Cependant, après avoir fabriqué plusieurs dizaines de fibres, nous avons
remarqué que les pointes conçues par tube etching sont bien plus reproductibles que les
pointes attaquées sans gaine.
Figure III-8 : A gauche: la première pointe attaquée sans gaine et à droite: la première pointe attaquée
en tube etching
Une vue MEB (Figure III-9) de pointes fabriquées par ces deux méthodes indique
toutefois que l'état de surface de la fibre est bien meilleur pour une fibre attaquée sans
gaine que pour une fibre tube etching. Cette observation va à l'encontre de tout ce qui a été
préalablement observé dans la littérature, la plupart des publications préconisant le tube
etching pour réduire les irrégularités de surface. Dans le cadre de notre travail, les pointes
tube etching sont donc à proscrire pour la production de pointes métallisées, leur surface
très rugueuse ne permettant pas une bonne adhérence de la couche métallique. Mais nous
verrons dans le paragraphe 2-5 que la présence de cette surface rugueuse n'empêche pas
l'obtention de bonnes images optiques et topographiques en SNOM.
63
Chapitre III – Techniques expérimentales
3 µm
3 µm
a)
b)
Figure III-9 : Vues MEB a) d'une fibre attaquée sans gaine et b) d'une fibre tube etching
Par la suite, la méthode de fabrication a encore été optimisée grâce à une régulation en
température. Ce procédé a été développé Delphine Constantin, ingénieur d'études au centre
Nanoptec puis à l'INSA. Ici, le porte-fibre est plongé dans un bain-marie qui va chauffer le
contenu des béchers. Le chauffage (à 40° ou 50°) permet d'augmenter la reproductibilité
des pointes en évitant les fluctuations de la température extérieure. De plus, l'attaque est
beaucoup plus rapide (35 min à 40° dans du HF à 50%), ce qui conduit à un gain de temps
considérable.
2 - 3 - Etirage au centre Nanoptec
En parallèle à mon étude sur les pointes attaquées chimiquement, une étude a été
menée par Delphine Constantin sur des pointes étirées avec l'étireuse du centre Nanoptec
(étireuse à micropipettes P-2000 de la société Sutter Instruments). Ces fibres ont la
particularité d'avoir un méplat à leur extrémité (Figure III-10), ce qui favorise une
métallisation par ombrage, d'autant plus que l'état de surface est très bon. J'ai pu à
l'occasion utiliser de telles pointes pour mes caractérisations, mais nous verrons dans le
paragraphe 2-5 que les pointes attaquées chimiquement sont de bien meilleure qualité au
niveau optique.
Figure III-10 : Vues MEB d'une pointe fabriquée par étirage à chaud au centre Nanoptec
64
Chapitre III – Techniques Expérimentales
2 - 4 - Métallisation
Pendant la dernière année de ma thèse, un bâti de métallisation dédié aux fibres a été
installé au laboratoire. Cet évaporateur à canon à électrons dispose de plusieurs creusets
pour évaporer différents types de métaux, en particulier le chrome et l'aluminum. Là
encore, c'est Delphine Constantin qui a été chargée de développer le procédé de
métallisation. Malheureusement, à la suite d'une série de problèmes techniques (panne de
la pompe primaire, fuites de la chambre d'évaporation…), le procédé n'est pas encore
optimisé actuellement. Un certain nombre de fibres ont tout de même été métallisées,
principalement des pointes étirées ou des pointes attaquées sans gaine puisque ce sont
celles qui possèdent le meilleur état de surface.
2 - 5 - Comparaison des différents types de pointes
2 - 5 - 1 - Qualité en optique et en topographie
Nous avons comparé en SNOM la qualité optique et topographique de pointes
fabriquées par différentes méthodes. Les images ont été réalisées sur un échantillon de
référence: un guide W1 à cristaux photoniques composé d'un réseau triangulaire de trous
dans du SOI (voir description détaillée de l'échantillon au chapitre IV). La topographie de
cet échantillon est très marquée ce qui en fait un bon test pour évaluer la qualité de la
pointe pour l'imagerie topographique. Pour chaque image, les conditions de balayage sont
identiques, c'est-à-dire une vitesse de déplacement de 1500 nm/s et un point enregistré tous
les 30 nm. Une telle vitesse de déplacement permet un bon rapport "temps d'acquisition"
sur "qualité de l'image topographique".
La Figure III-11 présente les images optiques et topographiques obtenues avec une
pointe attaquée en tube etching à température ambiante, une pointe attaquée sans gaine à
température ambiante et une pointe attaquée sans gaine à 40°C. Quant à la Figure III-12,
elle confronte les images obtenues avec une pointe étirée non métallisée et une pointe
étirée métallisée. Notons que si toutes les images ont bien été réalisées sur le même
échantillon, la zone observée n'est pas exactement la même car il est difficile de se repérer
avec précision sur l'échantillon. Les légères fluctuations observées sur les images optiques
ne sont donc pas forcément liées à la pointe.
65
Chapitre III – Techniques expérimentales
Image topographique
1.2µm
Image optique
1.2µm
Fibre tube etching (1h45, HF à 40%, T ambiante) (image: 6x6 µm)
1.2µm
1.2µm
Fibre attaquée sans gaine (1h30, HF à 40%, T ambiante) (image: 6x3.9 µm)
1.2µm
1.2µm
Fibre attaquée sans gaine (35 min, HF à 48%, T=40°C) (image: 6x6 µm)
Figure III-11: Images topographiques et optiques réalisées avec différents types de fibres attaquées
chimiquement (les échelles de couleurs sont en unités arbitraires)
66
Chapitre III – Techniques Expérimentales
Images topographiques
1.2µm
Images optiques
1.2µm
Fibre étirée non-métallisée (image: 6x3.6 µm)
1.8µm
1.8µm
Fibre étirée métallisée (15 nm de Cr et 130 nm d'Al) (image: 9x9 µm)
Figure III-12 : Images topographiques et optiques obtenues avec une pointe étirée non métallisée
ou métallisée (les échelles de couleurs sont en unités arbitraires)
2 - 5 - 2 - Bilan sur la fabrication des pointes SNOM
Toutes les pointes donnent un résultat correct en topographie. Cependant, des profils
(non présentés ici) réalisés sur les images topographiques montrent que la pointe pénètre
plus profondément dans les trous dans le cas des pointes étirées et des pointes tube etching.
En effet, ces pointes ont un angle au sommet plus réduit que les pointes attaquées sans
gaine ce qui leur permet de descendre plus facilement dans les trous.
Au niveau optique, les fibres attaquées en tube etching et les fibres attaquées sans
gaine donnent des images de qualité, avec un bon contraste entre les franges. Par contre,
les images obtenues avec les fibres étirées manquent cruellement de contraste. Quant à
l'image réalisée avec la fibre étirée métallisée, elle est totalement asymétrique et présente
un fort bruit de fond. Une image MEB (Figure III-13) de cette fibre, réalisée après la
manipulation SNOM, indique qu'une partie du métal semble s'être détaché de l'extrémité
67
Chapitre III – Techniques expérimentales
de la fibre ce qui expliquerait l'asymétrie de l'image optique. Le bruit de fond est sans
doute causé par le fait qu'il faut augmenter fortement la puissance du laser (15mW au lieu
de 0,5mW pour une fibre non-métallisée) pour capter du signal avec la fibre métallisée qui
a un très faible pouvoir de transmission. Une partie de la lumière injectée passe donc pardessus l'échantillon ce qui crée le bruit de fond.
100 µm
1 µm
1 µm
ouverture
a)
b)
c)
Figure III-13 : Vues MEB de la pointe métallisée a) Vue large, b) Vue de profil et c) Vue de 3/4 pour
visualiser l'ouverture
En conclusion, ce sont les pointes tube etching qui affichent les meilleures
performances, tant du point de vue topographique que du point de vue optique. Les fibres
attaquées sans gaine demeurent, quant à elles, tout à fait correctes au niveau optique mais
sont un peu en dessous des tube etching au niveau topographique. Les pointes utilisées
pendant cette thèse ont donc été en grande majorité des fibres attaquées en tube etching.
3 - Conclusion
Nous avons présenté dans ce chapitre le matériel dont nous disposons, à savoir un
SNOM en mode collection possédant une régulation de type shear-force et un dispositif
d'injection dans les guides solidaire de la platine de déplacement. Nous avons aussi testé
expérimentalement différentes méthodes de fabrication des pointes SNOM et nous sommes
arrivés à la conclusion que la méthode donnant les meilleurs résultats est le tube etching.
Nous sommes donc maintenant à même d'employer le SNOM pour la caractérisation de
composants optiques nanométriques, en particulier les cristaux photoniques.
68
Chapitre IV – Le Guidage
Chapitre IV - Le guidage – Etude
d'une structure simple: le guide
W1
Chapitre d'équation (Suivant) Section 1
Dans ce chapitre, nous allons nous concentrer sur l'étude d'une des structures les plus
simples réalisables à partir de cristaux photoniques: un guide droit constitué d'une rangée
de trous manquante (appelé guide W1). Une connaissance approfondie de la propagation
dans ce type de guide est essentielle car le guide W1 est la brique de base nécessaire à la
réalisation de structures plus complexes.
Le but de cette étude est d'obtenir une cartographie à haute résolution de la
propagation dans le guide W1. En effet, au début de cette thèse, peu d'études très résolues
concernant ce type de structures existaient dans la littérature [Bozhevolnyi 2002].
Nous verrons dans ce chapitre que le SNOM a permis de mettre en évidence la
présence d'ondes de Bloch et d'ondes stationnaires dans le guide W1. En suivant la
variation de la périodicité de l'onde stationnaire en fonction de la longueur d'onde
d'injection, la relation de dispersion expérimentale du mode guidé sera calculée. Enfin, une
série d'images à hauteur constante permettra d'observer l'évolution du signal champ proche
dans la troisième direction.
69
Chapitre IV – Le Guidage
1 - Caractéristiques du guide W1 étudié
1 - 1 - Description de l'échantillon
Les cristaux photoniques étudiés dans ce chapitre sont fabriqués par l'IMEC par
lithographie deep-UV et gravure ICP. Les motifs sont gravés sur du SOI composé d'une
couche de 220 nm de silicium sur une couche enterrée de 1 µm de silice, le tout sur
substrat silicium. Seule la couche de silicium est gravée (Figure IV-1). La couche de 1 µm
de silice est suffisamment épaisse pour réduire très fortement les pertes vers le substrat en
les ramenant à environ 10-4 dB/mm [Bogaerts 2002]. Le confinement vertical est assuré par
le fort contraste d'indice vertical qui existe entre la couche de silicium (n = 3,45) et la
couche de silice (n = 1,45).
0,22 µm
Si
SiO2
1 µm
Substrat Si
Figure IV-1 : Schéma en coupe des différentes couches de la structure
Le cristal photonique est composé d'un réseau triangulaire de trous de rayon R = 160
nm et de périodicité a = 500 nm. Ceci correspond à un facteur de remplissage de 37%. Un
défaut linéique de type W1 (une rangée de trous manquante) est défini selon la direction
ГK. La structure fait 40 rangées de long et 7 rangées de large de part et d'autre du défaut
(Figure IV-2). Pour faciliter l'injection, un guide diélectrique adiabatique dont la largeur se
rétrécit de 3 µm à 500 nm est utilisé pour coupler la lumière à l'entrée et à la sortie du
guide W1.
Figure IV-2 : Image MEB du guide W1 (longueur de l'échelle: 2µm)
70
Chapitre IV – Le Guidage
1 - 2 - Etude numérique préliminaire
Le diagramme de dispersion théorique du guide W1 est calculé par modélisation 2D
par la méthode des ondes planes, en utilisant un indice effectif de 2,83 (Figure IV-3). Le
diagramme de bandes montre l'existence d'une bande interdite s'étendant de la fréquence
réduite u = a/λ = 0,257 à 0,346, en polarisation quasi-TE. Deux modes de défaut existent à
l'intérieur du gap: l'un pair, l'autre impair. Dans la gamme de fonctionnement de notre laser
qui va de 1,2 à 1,62 µm, dans le cas d'une structure parfaite, seul le mode pair peut être
excité. En pratique, le mode impair peut être excité s'il existe des imperfections dans la
structure (défauts d'alignement entre guide diélectrique et guide W1, structure à cristaux
photoniques pas parfaitement symétrique…). Notons que pour cette gamme, les modes
pouvant excités sont situés au dessus de la ligne de lumière, ce qui est susceptible entraîner
des pertes radiatives dans la direction verticale.
air
Fréquence réduite = a/λ
0.40
SiO2
0.35
0.30
impair
pair
0.25
0.20
0.15
0.10
0.05
0.00
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Kx (π/a)
Figure IV-3 : Diagramme de dispersion 2D en polarisation TE
2 - Etude en champ proche optique
2 - 1 - Etude des ondes de Bloch
Dans un premier temps, nous avons débuté par une étude SNOM à 1,55 µm. La
lumière en polarisation TE est injectée dans le guide diélectrique d'entrée à l'aide d'une
fibre lentillée monomode de diamètre de faisceau égal à 2 µm. La bonne injection dans le
71
Chapitre IV – Le Guidage
guide est contrôlée par une caméra infra-rouge placée au dessus de la structure. La lumière
se propageant dans le guide W1 est ensuite imagée à l'aide du SNOM.
La figure suivante (Figure IV-4) montre l'image topographique du guide W1, ainsi que
son image optique associée à 1,55 µm. Le guidage de lumière est clairement mis en
évidence dans le guide W1. On remarque que l'onde guidée présente une modulation
périodique.
a)
c)
4.4µm
b)
4.4µm
Figure IV-4 : Images SNOM du guide W1 avec a) l'image topographique,
b) l'image optique à 1.55 µm en 2D et c) la même image en 3D (base de l'image 8x22 µm)
Un profil (Figure IV-5) réalisé le long de l'axe du guide W1 indique qu'une onde de
courte périodicité (a = 0,5 µm) est surmodulée par une onde de plus grande périodicité (Λ
I [u.a]
= 1,37 µm).
5
4
3
2
1
0
0
5
10
15
20
X[µm]
Figure IV-5 : Profil réalisé le long de l'axe du guide W1
Afin d'essayer de définir la nature de ces deux modulations, la transformée de Fourier
spatiale de l'image optique précédente est calculée (Figure IV-6). Sur cette image, nous
remarquons deux séries de traits horizontaux régulièrement espacés. Les traits les plus
72
Chapitre IV – Le Guidage
éloignés du centre de l'image sont espacés de 2π/a, tandis que les traits les plus proches du
centre sont espacés de 2π/Λ.
2π/a
2π/Λ
Figure IV-6 : Transformée de Fourier spatiale de l'image optique (échelle logarithmique)
L'onde de période 500 nm a la même périodicité que le réseau et est donc une onde de
Bloch se propageant dans le guide. Par conséquent, on peut en déduire que l'onde de
période Λ = 1,37 µm est une onde stationnaire qui apparaît lorsqu'une partie de l'onde de
Bloch est réfléchie dans le sens contra-propagatif à la jonction entre le guide à cristal
photonique et le guide diélectrique.
Nous pouvons utiliser cette transformée de Fourier pour discriminer les principales
composantes de l'image suivant qu'elles correspondent aux hautes ou aux basses
fréquences spatiales. En utilisant un filtre passe-bas (Figure IV-7 a), seules les
composantes correspondant à l'onde stationnaire, c'est-à-dire aux contours grossiers de
l'image, demeurent. Avec un filtre passe-haut (Figure IV-7 b), seuls les détails les plus fins,
donc les composantes correspondant à l'onde de Bloch, sont conservées.
Figure IV-7 : Images obtenues après un filtrage a) passe-bas et b) passe-haut
73
Chapitre IV – Le Guidage
Nous allons utiliser le filtrage pour enlever les composantes liées à l'onde de Bloch et
ne garder que les composantes liées à l'onde stationnaire. La figure suivante (Figure IV-8)
montre la décroissance du signal optique en fonction de la distance par rapport à l'entrée du
guide, à 1525 nm. Ce type de profil permet de calculer avec précision les pertes par
propagation dans le guide. Ici, la décroissance exponentielle du signal en fonction de la
distance indique un coefficient d'atténuation α = 0,022/µm (soit 0,19 dB/µm). Les pertes
sont très élevées ce qui était prévu puisque nous travaillons au dessus du cône de lumière.
Intensité (u.a.)
4
3
2
1
0
0
5
10
15
20
Distance (µm)
Figure IV-8 : Evolution du signal en fonction de la distance à 1525 nm
On voit ici tout l'intérêt du champ proche optique pour mesurer les pertes d'une
structure guidante. Il est en effet possible à l'aide d'une seule structure d'avoir une
évaluation précise des pertes, sans se soucier des questions de couplage qui ont une
influence importante lorsqu'on utilise les techniques classiques de mesures de pertes de
l'optique intégrée (cut-back, comparaison de structures de différentes longueurs…).
2 - 2 - Relation de dispersion expérimentale
Nous avons vu que grâce au filtrage de la transformée de Fourier, il est possible
d'étudier séparément l'onde stationnaire et l'onde de Bloch. Dans ce paragraphe, nous
allons donc nous intéresser uniquement à l'onde stationnaire en étudiant la variation de sa
période en fonction de la longueur d'onde d'injection. L'étude SNOM en fonction de la
longueur d'onde montre que lorsque la longueur d'onde augmente, la période de l'onde
stationnaire diminue (Figure IV-9), comme on pouvait s'y attendre au vu du diagramme de
bandes. En sachant que pour une onde stationnaire, l'interfrange est de période Λ = λ/2neff,
nous pouvons écrire que le vecteur d'onde k = π/Λ. En faisant varier la longueur d'onde
74
Chapitre IV – Le Guidage
d'injection dans toute la gamme d'utilisation de notre laser (1,2 à 1,62 µm), il est donc
possible de remonter à une partie de la relation de dispersion ω = f(k) du guide W1.
1.8 µm
a)
1.1 µm
b)
4.4µm
4.4µm
Figure IV-9 : Evolution de la période du signal optique en fonction de la longueur d'onde d'injection
avec a) λ= 1.5 µm et b) λ =1.6 µm (images filtrées avec un filtre passe-bas)
Les points expérimentaux obtenus pour les différentes longueurs d'onde d'injection
sont reportés sur le diagramme de dispersion théorique 2D, calculé avec un indice effectif
neff = 2,83 (Figure IV-10 à gauche). L'adéquation entre résultats expérimentaux et résultats
théoriques semble relativement bonne mais n'est toutefois pas parfaite. Les points
expérimentaux s'éloignent de la courbe théorique quand la longueur d'onde augmente. En
effet, il faut savoir que l'indice effectif utilisé pour la simulation 2D a été calculé pour une
seule valeur de la longueur d'onde, à savoir λ = 1,45 µm. L'approximation de l'indice
effectif n'est donc valable que pour cette valeur. En conséquence, pour une étude se
déroulant sur une large plage de longueurs d'onde comme ici, un calcul 2D utilisant la
méthode de l'indice effectif n'est pas adapté.
Pour essayer d'améliorer la concordance entre théorie et expérience, le meilleur moyen
est donc de calculer le diagramme de dispersion par simulations FDTD 3D. On remarque
0.40
2D
Fréquence réduite = a/λ
Fréquence réduite = a/λ
0.40
0.35
0.30
0.25
0.20
0.0
0.2
0.4
0.6
Kx (π/a)
0.8
1.0
3D
0.35
0.30
0.25
0.20
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.25
1.32
1.39
1.47
1.56
1.67
1.79
1.92
2.08
2.27
2.50
1.0
Longueur d'onde (µm)
alors que, dans ces conditions, l'accord est quasi-parfait (Figure IV-10 à droite).
Kx (π/a)
Figure IV-10 : A gauche, diagramme théorique 2D et à droite, diagramme théorique 3D. Les points
expérimentaux sont affichés sous forme d'étoiles. La ligne de lumière est en pointillés rouges.
75
Chapitre IV – Le Guidage
Il faut noter que ces résultats auraient pu être obtenus en microscopie classique
puisque nous travaillons au dessus du cône de lumière. Néanmoins, la précision apportée
par le SNOM est bien supérieure à une mesure classique. Par exemple, dans le cas de la
Figure IV-9, il aurait été difficile de discriminer avec précision une période de 1,1 µm
d'une période de 1,8 µm. De plus, notre technique est aussi valable pour étudier la
dispersion de guides dont les modes guidés sont situés sous le cône de lumière, ce qui
renforce son intérêt.
2 - 3 - Etude à hauteur constante
2 - 3 - 1 - Résultats
Les images présentées jusqu'ici ont toutes été réalisées en mode "distance constante",
c'est-à-dire que la pointe SNOM suit la topographie de l'échantillon à une distance environ
10 nm. Mais il est connu en champ proche optique que la topographie peut avoir une
influence sur l'image optique obtenue, avec l'apparition d'artefacts topographiques sur
l'image optique [Hecht 1997]. Ceci est particulièrement valable dans le cas d'échantillons à
topographie marquée comme les cristaux photoniques.
Nous avons donc effectué une série d'images en mode "hauteur constante" (Tableau
IV-1). Lorsque ce mode est activé, la pointe SNOM se déplace parallèlement à la surface
de l'échantillon, à une distance fixe h. Dans ce cas-là, la pointe ne pénètre plus dans les
trous comme en mode "distance constante". Ceci permet d'obtenir une image optique
totalement décorrélée de la topographie.
Dans le Tableau IV-1, nous pouvons tout d'abord voir l'image topographique de la
zone imagée réalisée en mode "distance constante", ainsi que l'image optique associée à
1,55 µm. Le reste du tableau présente les images optiques à hauteur constante obtenues
pour différentes hauteurs: 25, 100 et 400 nm, pour la même longueur d'onde d'injection que
précédemment. Pour chaque image optique, le profil enregistré le long de l'axe du guide
W1 est lui aussi présenté dans le tableau. Précisons bien que les conditions d'injection sont
les mêmes pour toutes les images et que toutes les images ont été enregistrées avec la
même pointe SNOM.
76
Chapitre IV – Le Guidage
En premier lieu, nous remarquons que l'image à distance constante et l'image à h = 25
nm sont quasiment identiques. Ceci prouve que les images à distance constante réalisées
précédemment ne sont pas influencées par la topographique et ne présentent pas d'artefacts.
Ensuite, en second lieu, il faut noter aussi qu'au fur et à mesure que la pointe s'éloigne de la
surface, les détails correspondant à l'onde de Bloch disparaissent alors que l'enveloppe de
l'onde stationnaire subsiste.
1.2µm
Topographie
1.2µm
1.2µm
Hauteur constante
h = 25 nm
Distance constante
6
4
4
I[u.a.]
I[u.a.]
5
3
3
2
2
1
1
0
0
1
2
3
4
X[µm]
Distance constante
5
6
0
1
2
3
4
5
6
X[µm]
Hauteur constante
h = 25 nm
77
Chapitre IV – Le Guidage
1.2µm
1.2µm
Hauteur constante
h = 100 nm
Hauteur constante
h = 400 nm
4
3
I[u.a.]
I[u.a.]
3
2
1
2
1
0
1
2
3
4
X[µm]
Hauteur constante
h = 100 nm
5
6
0
1
2
3
4
5
6
X[µm]
Hauteur constante
h = 400 nm
Tableau IV-1 : Images SNOM en fonction de la hauteur de la pointe, à 1,55 µm
2 - 3 - 2 - Analyse
Afin de faire ressortir les différentes fréquences spatiales présentes dans les profils, la
densité spectrale de puissance (~ |FFT|²) des profils est exposée sur la Figure IV-11, pour
différentes hauteurs. Trois pics correspondants à trois fréquences spatiales différentes
apparaissent. Le pic à 0,662 µm-1 est caractéristique de la fréquence spatiale β de l'onde
stationnaire, tandis que le pic à 2 µm-1 est spécifique de la fréquence spatiale K de l'onde
de Bloch. Le troisième pic correspond à la fréquence spatiale K-β. On trace sur la Figure
IV-12, l'évolution de l'intensité des différents pics en fonction de la hauteur de la pointe.
78
Densité spectrale de puissance (u. a.)
Chapitre IV – Le Guidage
d = cste
h = 25 nm
h = 40 nm
h = 100 nm
h = 300 nm
h = 400 nm
800
600
400
K
Κ−β
β
200
0
0,0
0,5
1,0
1,5
2,0
2,5
-1
k/2π (µm )
Figure IV-11 : Densité spectrale de puissance en fonction de la fréquence spatiale
On remarque sur cette figure que les courbes présentent deux pentes différentes: de 0 à
50 nm, puis de 50 à 400 nm. Lorsque la hauteur est inférieure à 50 nm, l'onde de Bloch est
prédominante sur l'onde stationnaire. Quand la hauteur est plus grande, c'est le signal lié à
l'onde stationnaire qui est prépondérant. Quand la pointe est proche de la surface, elle capte
à la fois le signal évanescent associé aux composantes totalement guidées et le signal
rayonné associé aux composantes à pertes. Mais dans cette zone, c'est le signal évanescent
qui est le plus important. Quand la pointe s'éloigne, le signal évanescent diminue
rapidement et la pointe capte essentiellement le signal rayonné. L'intensité du signal
rayonné varie très peu avec la hauteur de la pointe, c'est pourquoi, pour une hauteur
supérieure à 50 nm, les courbes I = f(h) de la Figure IV-12 ont une pente très faible.
79
Chapitre IV – Le Guidage
β (onde stationnaire)
K-β
Intensité du signal (u. a.)
750
K (onde de Bloch)
600
450
300
150
0
0
100
200
300
400
Hauteur pointe/échantillon (nm)
Figure IV-12 : Evolution des intensités des pics de la figure précédente
en fonction de la hauteur de la pointe
3 - Conclusion
Lors de cette étude, nous avons visualisé le mode de Bloch se propageant dans un
guide W1. La résolution spatiale obtenue est à l'état de l'art international. Une partie du
diagramme de dispersion a pu être calculée expérimentalement via l'étude de l'onde
stationnaire se formant dans le guide. Les résultats obtenus sont en très bon accord avec le
diagramme de dispersion théorique calculé par FDTD 3D. Nous avons aussi montré que le
SNOM est une méthode efficace pour la mesure des pertes par propagation dans les guides.
La mesure des pertes par SNOM permet d'atteindre une plus grande précision que lorsque
les pertes sont évaluées en champ lointain. De plus, toutes les mesures peuvent être
réalisées sur le même guide, il n'est pas nécessaire de comparer des guides de différentes
longueurs comme lors de mesures en transmission. Enfin, les observations à hauteur
constante ont éliminé l'éventuelle présence d'artefacts sur l'image optique et ont mis en
évidence la décroissance rapide de l'onde de Bloch lorsque la pointe s'éloigne de la surface
de l'échantillon. Ces expériences nous ouvrent la voie pour de nouvelles études plus
complexes. Ainsi, nous allons maintenant aborder la question du couplage entre guides de
différentes natures.
80
Chapitre V – Le Couplage
Chapitre V - Le couplage
Chapitre d'équation (Suivant) Section 1
1 - Introduction
Actuellement, les cristaux photoniques permettent de réaliser un grand nombre de
fonctions optiques, telles que guides d'onde, diviseurs de puissances, filtres, coupleurs,
démultiplexeurs… Cependant, certains points restent à améliorer avant un déploiement
industriel des technologies à cristaux photoniques. Parmi ces difficultés, on trouve le
couplage entre les cristaux photoniques et le monde extérieur (fibres optiques ou guides
diélectriques). En effet, un des intérêts des guides à cristaux photoniques est la mise à
profit des effets dispersifs pour obtenir des photons lents. Pour de telles structures, le
couplage est particulièrement difficile avec les guides diélectriques. C'est ce type de
problématique que nous allons aborder dans ce chapitre.
Il existe déjà depuis un certain nombre d'années des méthodes [Pavesi 2006]
permettant d'améliorer le couplage dans les guides diélectriques: les transitions (tapers) 2D
ou 3D, le couplage par réseau de diffraction, le couplage par prisme ou plus simplement
l'utilisation de fibres lentillées. Concernant les structures BIP, quelques techniques ont été
développées pour coupler directement la lumière de la fibre optique vers le guide à cristal
photonique par couplage évanescent [Kuang 2002], [Barclay 2003], [Barclay 2004]. Mais
dans cette étude, nous nous sommes attachés aux problèmes de couplage qui surviennent
au cœur même d'une puce optique, c'est-à-dire le couplage entre les guides diélectriques
conventionnels et les guides à cristaux photoniques, ainsi que le couplage dans les guides à
cavités couplées en ligne. Nous nous sommes limités aux techniques de couplage planaires
permettant une intégration plus grande au sein du composant.
Les techniques de couplages qui seront présentées dans la partie expérimentale de ce
chapitre ont été développées dans le cadre de la thèse de Pablo Sanchis de l'Université de
Valence en Espagne [Sanchis 2005a]. Cette thèse a donné lieu à un certain nombre de
publications et de communications sur le thème du couplage entre guide diélectrique et
guide à cristal photonique [Sanchis 2004], [Sanchis 2005b], [Sanchis 2005c], ainsi que sur
le thème du couplage dans les cavités couplées [Sanchis 2003], [Sanchis 2005b], [Sanchis
81
Chapitre V – Le Couplage
2005d], [Sanchis 2005f], [Sanchis 2005a]. L'idée de ces publications est d'utiliser des
tapers planaires pour améliorer le couplage. L'efficacité des dispositifs est d'abord
démontrée théoriquement par des études numériques, puis expérimentalement par des
mesures en transmission.
Le but de notre travail est d'apporter une caractérisation complémentaire aux mesures
en transmission. En effet, les mesures en transmission permettent de voir les effets du taper
mais sans savoir ce qui se déroule réellement à l'intérieur de la structure. On a accès au
"résultat" mais pas à la "cause". Le champ proche optique va nous révéler le comportement
interne du dispositif et donc nous permettre de comprendre les phénomènes physiques qui
se cachent derrière l'efficacité du taper.
Dans la première partie de ce chapitre, nous étudierons le couplage entre guide
diélectrique et guide à cristal photonique. Le couplage est assuré par un taper spécialement
conçu qui comporte un défaut localisé judicieusement placé de manière à diminuer les
effets de résonances se produisant dans le taper. L'introduction du défaut entraîne une
diminution du désaccord de modes qui existe entre les deux types de guides et, par
conséquent, une diminution des pertes hors du plan et une augmentation de la transmission
dans la structure.
Dans une deuxième partie, nous nous intéresserons au couplage entre guide à cristal
photonique et guide à cavités couplées. Ici, le taper consiste à faire varier progressivement
le rayon des trous situés entre les cavités de façon à avoir un accord entre les modes du
défaut linéaire et les modes de cavités.
2 - Couplage entre guide diélectrique et guide à cristal
photonique
Avant d'étudier plus précisément les techniques de couplages planaires qui nous
intéressent, citons certaines méthodes de couplage existantes entre guide diélectrique et
guide à cristal photonique. On peut, par exemple, utiliser des réseaux de diffraction pour
coupler un guide diélectrique et un guide à cristal photonique [Potter 2002]. Comme
solutions alternatives, citons aussi l'utilisation de guides diélectriques dont l'extrémité
82
Chapitre V – Le Couplage
effilée pénètre jusque dans le guide à cristal photonique [Mekis 2001], [Xu 2000a], ainsi
que l'utilisation du "J coupleur" qui est une version planaire du miroir parabolique et qui
permet de focaliser la lumière issue d'un guide diélectrique large sur l'entrée d'un guide à
cristal photonique [Prather 2002]. Enfin, il est aussi possible de coupler directement le
guide diélectrique au guide à cristal photonique, sans tapers, et d'améliorer de manière
considérable l'efficacité de couplage en choisissant correctement la position de l'interface
de découpe entre les deux guides [Chang 2004], [Sanchis 2005e], [Vlasov 2006].
Cependant cette méthode n'est pas adaptée dans le cas de guides diélectriques larges.
Dans notre cas, une des approches les plus prometteuses était l'utilisation de tapers à
cristaux photoniques qui présentent l'avantage d'avoir une longueur de couplage courte et
une grande efficacité de couplage sur une large plage de longueurs d'onde. Nous
cherchions aussi à trouver un taper planaire, adapté au cas des guides diélectriques larges.
2 - 1 - Les tapers planaires
a)
b)
c)
Figure V-1 : Différents types de tapers basés sur type a) la variation progressive du rayon des trous,
type b) l'inclinaison progression du réseau ou type c) l'omission de certains trous
Il existe trois principaux types de tapers planaires à cristaux photoniques (Figure V-1).
La première catégorie (type a) repose sur la variation progressive du rayon des trous à
l'entrée du guide à cristal photonique [Talneau 2002], [Talneau 2003], [Chietera 2004],
[Rosa 2005]. Avec ces tapers, une transmission maximale expérimentale de 70% a pu être
observée sur GaInAsP/InP [Talneau 2004]. La deuxième catégorie (type b) utilise
l'inclinaison progressive du réseau de trous du cristal photonique [Bienstman 2003], [Khoo
2005]. Expérimentalement, des efficacités de transmission allant jusqu'à 90% (65% en
moyenne) ont été obtenues sur AlGaAs/GaAs [Pottier 2003]. Mais ces tapers ont le
83
Chapitre V – Le Couplage
désavantage d'avoir une longueur de couplage particulièrement grande ce qui rend les
dispositifs peu compacts. Enfin, la dernière catégorie (type c) consiste à omettre
judicieusement certains trous pour réaliser une sorte "d'entonnoir à photons" [Happ 2001].
M. Dinu [Dinu 2003] atteint expérimentalement des efficacités de transmission de 76% sur
GaAs /AlGaAs.
Les travaux de A. Xing [Xing 2005] comparent les deux derniers types de tapers. Il en
ressort que les tapers de type b permettent une augmentation de la transmission de la
structure par rapport au type c mais la réponse spectrale obtenue est moins plate et présente
des creux de transmission.
Des résultats intéressants ont été obtenus sur les tapers de type a et b mais ces tapers
sont beaucoup plus sensibles aux imperfections technologiques et donc plus difficilement
réalisables que le type c. De plus, les tapers de type c ont la longueur de couplage la plus
faible et sont particulièrement bien adaptés pour le couplage de guides diélectriques larges.
C'est donc cette catégorie de tapers, de type "entonnoir", qui a été choisie pour nos études.
2 - 2 - Description des structures
Les motifs sont gravés dans une couche de 220 nm de silicium collée sur 1 µm de
silice, le tout sur substrat silicium. Les trous de rayon R = 0,264a = 115 nm sont répartis
selon un réseau triangulaire de période a = 435 nm, soit un facteur de remplissage de
25,4%. Un défaut linéaire de largeur réduite 0.6W est créé dans le cristal photonique, où W
est la largeur correspondant à un guide W1. Cette largeur réduite permet d'avoir un guide
monomode dans notre gamme d'utilisation (Figure V-2), pour les paramètres géométriques
choisis [Notomi 2001]. Comme pour le guide W1 du chapitre précédent, les structures ont
été fabriquées par l'IMEC.
84
Chapitre V – Le Couplage
air
air
0.36
Fréquence réduite = a/λ
silice
silice
0.32
0.28
0.24
0.20
0.16
0.12
0.08
0.04
0.00
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Kx(π/a)
Figure V-2: Diagramme de bandes 3D du guide 0.6W en polarisation TE
Un guide diélectrique de 3 µm est couplé en entrée et en sortie du guide à cristal
photonique par l'intermédiaire de tapers. Ces tapers permettent une adaptation progressive
de mode en passant progressivement d'un guide 6.6W de même largeur que le guide de 3
µm au guide 0.6W de largeur 452 nm. Deux types de tapers sont étudiés: avec (Figure V-3
a) ou sans défaut localisé (Figure V-3 b). Le défaut de rayon R est placé à la distance z =
3,9a, où z = 0 marque l'emplacement de la première rangée de trous qui forme le taper. Un
défaut est aussi placé de la même manière dans le taper de sortie.
Figure V-3 : Vue MEB de la structure à cristaux photoniques avec en écart a) le taper avec défaut
et b) le taper sans défaut
Concernant l'optimisation de la position et du rayon du défaut, je vous invite à
consulter la publication de Pablo Sanchis sur le sujet: [Sanchis 2005b], ainsi que sa thèse:
[Sanchis 2005a]. La conception a été réalisée dans le but d'obtenir une transmission
85
Chapitre V – Le Couplage
maximale à 1,55 µm. Notons qu'en réalité, la meilleure position pour le défaut est z = 4,6a.
Mais à cet emplacement, le défaut est très proche de l'entrée du guide 0.6W et il est donc
technologiquement difficile à fabriquer à cause des effets de proximité.
2 - 3 - Spectres en transmission
2 - 3 - 1 - Effet du taper
Les mesures en transmission ont été réalisées par l'équipe de l'Université de Valence.
La lumière issue d'un laser accordable 1,26-1,63 µm est couplée dans l'échantillon par la
tranche, par l'intermédiaire d'une fibre lentillée. A la sortie de l'échantillon, le signal est
collecté par un objectif possédant une grande ouverture numérique, relié à un détecteur de
puissance.
La Figure V-4 compare les spectres en transmission obtenus pour des structures avec
ou sans défaut dans le taper. Chaque spectre expérimental est normalisé par le spectre de
référence d'un guide ruban de la même longueur. Expérimentalement, l'introduction du
défaut permet d'atteindre une transmission t de 60% à 1,55 µm alors qu'elle n'est d'environ
que de 20% sans défaut. En moyenne, le taper avec défaut permet de transmettre 3 à 4 fois
plus de signal que sans défaut. De plus, la présence du défaut a tendance à réduire
l'amplitude des résonances Fabry-Perot visibles sur le spectre sans défaut, ce qui aplanit le
spectre. L'utilité du taper avec défaut est donc très convaincante.
Ces résultats expérimentaux sont comparés avec des simulations 3D. L'accord entre
expérience et simulation 3D est très bon. Le niveau de signal est légèrement plus haut en
simulation 3D qu'expérimentalement ce qui est normal étant donné que le modèle 3D ne
prend pas en compte les inévitables petits défauts de fabrication ainsi que les rugosités de
surface qui entraînent des pertes par diffraction hors du plan. La zone grisée de la figure
Figure V-4 indique la plage de longueur d'onde pour laquelle le mode guidé est situé sous
le cône de lumière. Cette plage correspond aux longueurs d'onde supérieures à 1,55 µm.
On remarque que la structure travaille majoritairement au-dessus le cône de lumière, ce qui
laisse présager des pertes importantes dans cette zone.
86
Chapitre V – Le Couplage
Une autre mesure, non présentée ici, compare les résultats obtenus pour une structure
utilisant des tapers sans défaut avec une structure sans aucun taper. Le spectre est quasi
identique pour les deux types de structures. Le taper sans défaut est donc peu efficace.
Figure V-4 : Spectres en transmission obtenus a) expérimentalement, b) par simulation 3D, pour un
taper sans défaut (courbes en pointillés) ou avec défaut (courbes en traits pleins). La zone grisée
indique les longueurs d'onde où le mode guidé est sous le cône de lumière.
[Sanchis 2005c]
2 - 3 - 2 - Pertes par propagation
Afin d'estimer les pertes par propagation dans le guide, le spectre en transmission
d'une structure utilisant des tapers avec défaut est calculé par simulation FDTD 3D, pour
différentes longueurs du guide à cristal photonique (Figure V-5).
Entre 1550 et 1600 nm, le mode guidé est situé sous la ligne de lumière (zone grisée
sur la figure). Le niveau de signal transmis reste le même quelle que soit la longueur du
guide. Les pertes peuvent donc être considérées comme négligeables. Cependant, il faut
observer que dans cette plage de longueurs d'onde, on travaille au-dessus de la ligne de
lumière de la silice. Il existe donc des pertes vers le substrat. Mais la différence de
longueur entre les structures considérées (quelques périodes) n'est pas suffisamment
importante pour pouvoir apprécier ces pertes vers le substrat.
Pour des longueurs d'onde situées en dessous de 1550 nm, le mode guidé est au dessus
de la ligne de lumière. On s'attend donc à un niveau de pertes plus important que
précédemment. Les pertes par propagation sont estimées à environ 0,35 dB/µm dans la
plage 1450-1520 nm.
87
Chapitre V – Le Couplage
Figure V-5 : Spectres en transmission obtenus par simulation 3D, pour une structure utilisant des
tapers avec défaut, en fonction de la longueur L du guide à cristaux photoniques [Sanchis 2005c]
2 - 4 - Etude champ proche
2 - 4 - 1 - Au dessus du cône de lumière
•
Résultats expérimentaux
Le taper ayant été optimisé pour un fonctionnement à 1,55 µm, nous avons donc
commencé par étudier la structure en SNOM à cette longueur d'onde. Mais à 1,55 µm, il
faut se souvenir que nous sommes juste en bordure du cône de lumière pour le guide 0.6W.
Nous nous attendons donc à la présence de pertes radiatives dans le guide.
La figure suivante présente les images SNOM obtenues pour une structure sans
défauts localisés (Figure V-6 a) et une structure avec défauts (Figure V-6 b). La position
des trous déduite de l'image topographique est reportée sur les images optiques. Pour les
deux types de structures, la lumière guidée est clairement observée dans le guide 0.6W.
Comme pour le guide W1 du chapitre IV, nous observons la formation d'une onde
stationnaire qui se superpose à la modulation de l'onde de Bloch se propageant dans le
guide. Dans les deux cas, un maximum de signal est relevé juste à l'entrée du guide 0.6W.
Ce grand pic traduit la présence de pertes hors du plan montrant qu'il subsiste toujours un
problème d'adaptation de mode entre le taper et le guide 0.6W, malgré l'existence du taper.
On remarque aussi dans les deux dispositifs la présence de lumière dans les tapers d'entrée
et de sortie. Le signal enregistré dans le taper d'entrée est plus important dans le taper sans
88
Chapitre V – Le Couplage
défaut que dans le taper avec défaut (Figure V-6 et Figure V-7). La lumière se couple donc
plus difficilement dans le guide 0.6W lorsque le défaut n'est pas utilisé.
Un profil réalisé le long de l'axe du guide (Figure V-7) indique qu'un peu plus de
lumière est relevée dans le guide 0.6W pour la structure avec défaut mais sans que la
différence entre les deux types de structures soit saisissante.
4305 (u. a.)
a)
6550 (u. a.)
b)
3.05 (u. a.)
3.97 (u. a.)
Figure V-6 : Images SNOM à 1.55 µm de la structure a) sans défaut et b) avec défaut
taper
d'entrée
Intensité normalisée (u. a.)
1.2
taper
de sortie
1.0
0.8
Sans défaut
Avec défaut
0.6
0.4
0.2
0.0
0
2
4
6
8
10
12
Distance (µm)
Figure V-7 : Profils enregistrés à 1.55 µm avec en traits pleins la structure avec défaut
et en pointillés la structure sans défaut
•
Interaction pointe/échantillon
Dans ce paragraphe, nous allons comparer les cartes de champs expérimentales avec
des cartes de champs théoriques calculées par simulations FDTD 2D. La position des trous
est reportée sur l'image optique expérimentale d'une portion du guide 0.6W (Figure V-8).
89
Chapitre V – Le Couplage
On remarque que les maxima du signal sont toujours situés au niveau des trous alors que
les minima sont localisés entre les trous. Les différentes composantes du champ
électromagnétique (Ex², Ez² et Hy² où le plan (x,z) est le plan des couches) sont calculées à
l'aide d'une modélisation 2D (indice effectif 2,83). En comparant simulation et expérience,
il est clair que le signal détecté par la pointe correspond au champ Ex. Sur la carte du
champ Ex, on retrouve bien la modulation due à l'onde de Bloch avec les maxima
positionnés au niveau des trous et les minima entre les trous. Pour la suite de notre étude, il
sera donc intéressant de comparer les images SNOM obtenues avec les cartes de champ
théoriques de la composante Ex.
a)
b)
c)
Figure V-8: En haut, image SNOM expérimentale à 1,55 µm sur laquelle la position des trous a été
reportée. En bas, simulations FDTD 2D du champ a) |Ex|², b) |Ez|² et c) |Hy|²
•
Etude du champ dans le taper
Concentrons nous maintenant sur le comportement de la lumière dans le taper d'entrée.
Sans défaut dans le taper (Tableau V-1, colonne de gauche), on note la présence d'un
spot lumineux localisé au niveau de l'entrée du guide 0.6W et dont la dimension latérale est
celle du guide 0.6W. Il existe aussi un deuxième spot lumineux moins intense, plus en
90
Chapitre V – Le Couplage
amont dans le taper, au niveau de la partie guide 2.6W. La mauvaise adaptation de mode
existant entre le guide 0.6W et le guide 2.6W semble entrainer l'apparition d'un fort
coefficient de réflexion entre les deux types de guides. La portion de guide 2.6W se
comporte alors comme une "barrière" (indiquée en pointillés jaunes sur la figure) vis-à-vis
de la lumière. La lumière va être bloquée une première fois à l'entrée de cette barrière,
entrainant l'apparition du spot lumineux peu intense situé à l'entrée du guide 2.6W. Une
fois la barrière franchie, le flux de lumière incident va être en parti réfléchi sur l'entrée du
guide 0.6W. La lumière se déplaçant en sens contra-propagatif va alors être bloquée une
seconde fois par la barrière, entrainant un phénomène de résonance, localisé à l'entrée du
guide 0.6W. On peut considérer qu'il existe dans le taper une cavité formée d'un coté d'une
barrière physique constituée par l'entrée du guide 0.6W et de l'autre d'une barrière virtuelle
provenant de la mauvaise adaptation d'impédance. Il apparaît donc un mode de cavité
localisé entre les guides 0.6W et 2.6W. Ce mode se couple au continuum radiatif, ce qui
entraîne un faible taux de transmission de la structure. La différence d'impédance entre
guides de différentes largeurs semble être la plus grande entre le guide 0.6W et le 2.6W
puisque ce phénomène de blocage de la lumière n'est pas visible dans le reste du taper.
Lorsqu'un défaut est inséré dans le taper (Tableau V-1, colonne de droite), l'effet de
résonance de cavité est brisé. Le défaut est localisé précisément à l'emplacement de cette
fameuse barrière d'impédance. Il subsiste alors juste un mode de Bloch bien localisé au
niveau de la première rangée de trous du guide 0.6W. La lumière diffractée dans la cavité a
disparu. La présence du défaut favorise donc le couplage entre guide 0.6W et guide 2.6W.
Ces images sont à confronter aux cartes de champ théoriques de la composante Ex
(Tableau V-1). Les simulations confirment que des modes résonants apparaissent dans le
taper sans défaut, lorsqu'une partie du signal qui ne peut pas se coupler dans le guide 0.6W
est renvoyé dans la direction contra-propagative. On remarque aussi des points de
surintensité à l'entrée du guide 0.6W, sans défaut. Ces points sont moins marqués avec le
défaut.
91
Chapitre V – Le Couplage
750nm
Zoom sur le taper d'entrée
sans défaut
Zoom sur le taper d'entrée
avec défaut
Champ Ex dans le taper d'entrée
sans défaut
Champ Ex dans le taper d'entrée
avec défaut
Tableau V-1 : Zoom sur les tapers d'entrée, avec ou sans défaut localisé, à 1,55 µm
•
Adaptation de modes
Pour mieux analyser l'origine du pic de signal diffracté qui apparaît dans la section
guide 2.6W juste à l'entrée du guide 0.6W, nous avons calculé le diagramme de dispersion
des deux types de guides. Le guide 0.6W est monomode et supporte un mode guidé pair
tandis que le guide 2.6W est multimode et supporte trois modes guidés: deux pairs et un
impair. Nous allons considérer que la structure est un cristal photonique parfait et que le
couplage n'est pas possible entre modes de différentes parités. L'ensemble des modes des
deux guides est reporté sur le diagramme de la Figure V-9, selon que le guide 2.6W
contient ou ne contient pas de défaut localisé.
Que ce soit avec ou sans défaut, nous observons un anti-croissement entre les deux
modes pairs du guide 2.6W, ce qui entraîne une levée de dégénérescence et l'apparition
d'une mini bande interdite. La lumière ne peut se propager dans cette mini bande interdite,
92
Chapitre V – Le Couplage
ce qui se traduira par un creux sur le spectre en transmission. Ce creux intervient aux
alentours de a/λ= 0,265 sans défaut localisé et a/λ = 0,274 avec le défaut (soit
respectivement λ = 1,64 µm et λ = 1,59 µm).
Sans défaut localisé, il n'existe que deux points favorisant le couplage entre le mode
réfractif du guide 2.6W et le mode fondamental du guide 0.6W. Ces points sont situés aux
fréquences réduites 0,286 et 0,27 (soit λ = 1,52 µm et λ = 1,61 µm). En dehors de ces deux
valeurs, les deux modes ont des valeurs de kx très différentes, ce qui est défavorable pour le
couplage. De plus, même pour ces deux points, la vitesse de groupe des deux modes (qui
correspond à la dérivée des relations de dispersion) est très différente, ce qui va donner lieu
à des réflexions importantes.
Avec l'introduction du défaut, les bandes relatives au guide 2.6W se déplacent vers
les hautes fréquences et se rapprochent ainsi de la bande du mode fondamental du guide
0.6W. Dans la plage de fréquences comprises entre 0,285 et 0,277 (1,53 à 1,57 µm), les
bandes correspondant au mode fondamental du guide 0.6W et au mode réfractif du guide
2.6W sont confondues, et leurs pentes sont très sont donc aussi très proches. La possibilité
de couplage est alors maximale.
0.36
0.36
Avec défaut
Fréquence réduite (a/λ)
Sans défaut
0.32
0.28
0.24
0.32
0.28
0.6W1
pair
impair
0.24
pair
0.20
0.16
0.0
pair
impair
0.6W1
pair
0.20
0.2
0.4
0.6
Kx(π/a)
0.8
1.0
0.16
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Kx(π/a)
Figure V-9 : Diagramme de dispersion 2D du guide 2.6W, sans ou avec défaut. Les modes pairs sont en
bleu et les modes impairs en vert. Le mode fondamental du guide 0.6W est reporté en rouge. Les
pointillés noirs indiquent le trajet du mode réfractif du guide 2.6W.
Le calcul des diagrammes de dispersion nous donne donc des indications pour
expliquer l'amélioration du couplage lors de l'introduction d'un défaut localisé dans le
taper. Pour une analyse complète, il faudrait aussi étudier le couplage entre le guide 4.6W
93
Chapitre V – Le Couplage
et le guide 2.6W avec ou sans défaut. Mais, dans ce cas, l'analyse du problème devient très
complexe car les deux guides sont multimodes.
2 - 4 - 2 - Sous le cône de lumière
•
Effet du défaut
Sous le cône de lumière, à 1,56 µm, l'effet du défaut est beaucoup plus visible que
précédemment. Sans défaut (Figure V-10 a), un maximum de lumière est détecté dans le
taper d'entrée, saturant même la photodiode. La lumière semble piégée dans le taper et ne
parvient pas à se coupler dans le guide 0.6W. Avec le défaut (Figure V-10 b), ce
phénomène disparaît. En traçant un profil (Figure V-11), on voit qu'entre le taper d'entrée
et le guide à cristaux photoniques, le signal est divisé par 2 ou 3 dans le cas où on n'utilise
pas de défaut. Avec le défaut, le signal reste du même ordre de grandeur dans le taper et
dans le guide. Comme précédemment, le défaut favorise donc bien le couplage dans le
guide 0.6W.
a)
8309 (u. a.)
0.31 (u. a.)
b)
3680 (u. a.)
0.1 (u. a.)
Figure V-10 : Images SNOM à 1.56 µm de la structure a) sans défaut et b) avec défaut
94
Chapitre V – Le Couplage
taper
d'entrée
Intensité normalisée (u. a.)
1.2
taper
de sortie
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
0
2
4
6
8
10
12
Distance (µm)
Figure V-11 : Profils enregistrés à 1.56 µm le long de l'axe du 0.6W, avec en pointillés le signal pour la
structure sans défaut et en traits pleins le signal pour la structure avec défaut
En zoomant sur le taper d'entrée (Tableau V-2), nous retrouvons là encore un pic de
surintensité dans le guide 2.6W sans défaut. Ce pic disparaît lors de l'introduction du
défaut car le défaut est positionné à l'endroit où devrait se situer le pic de surintensité et
donc la résonance de cavité. La simulation du champ Ex (Tableau V-2) dans le taper
confirme bien le résultat obtenu expérimentalement. Sans le défaut, le signal est beaucoup
plus intense dans le taper d'entrée qu'avec le défaut. L'accord entre simulation et
expérience est d'ailleurs meilleur qu'à 1,55 µm.
Zoom sur le taper d'entrée
sans défaut
Zoom sur le taper d'entrée
avec défaut
95
Chapitre V – Le Couplage
Champ Ex dans le taper d'entrée
sans défaut
Champ Ex dans le taper d'entrée
avec défaut
Tableau V-2 : Zoom sur les tapers d'entrée, avec ou sans défaut localisé, à 1,56 µm
•
Etude à hauteur constante – Calcul de l'indice effectif du mode guidé
Une série d'images à hauteur constante a été réalisée pour différentes hauteurs allant
de 50 à 400 nm, pour une longueur d'onde d'injection de 1,56 µm (sous le cône de
lumière), pour des structures avec ou sans défaut. Dans le tableau suivant (
Tableau V-3), nous présentons uniquement une image SNOM enregistrée à distance
constante et une image enregistrée à une hauteur de 400 nm, pour chacun des deux cas. Les
images à distance constante ne sont pas tout à fait similaires à celles du paragraphe
précédent car il est très difficile de reproduire d'une expérience sur l'autre les mêmes
conditions d'injection dans le guide multimode de 3 µm.
Dans les deux structures, à distance constante, on remarque la présence de maxima de
signal dans le taper d'entrée. On note aussi la présence d'une onde de Bloch se propageant
dans le guide 0.6W ainsi que quelques pics de surintensité dans le taper de sortie. A z =
400 nm, les maxima au niveau des tapers sont conservés mais par contre, le signal dans le
guide 0.6W a disparu. Au niveau des différences, on peut remarquer que pour le taper avec
défaut, des motifs très fins subsistent pour z = 400 nm dans le taper et dans le 0.6W. A 400
nm, on capte donc toujours un peu de champ évanescent. Sans défaut, à 400 nm, les motifs
ont une largeur importante car les modes existants dans le taper se couplent à des modes
radiés. Dans le 0.6W, on observe un motif de période supérieure à celle d'une onde de
Bloch. Cette structuration provient d'un bruit de fond continu radiatif.
96
Chapitre V – Le Couplage
Cette observation est confirmée par les profils réalisés le long de l'axe du 0.6W où on
remarque que dans les zones des tapers d'entrée et de sortie, le signal diminue assez peu
quand la pointe s'éloigne de la surface de l'échantillon. A l'inverse, dans la zone guide
0.6W, le signal diminue beaucoup pour z = 400 nm et la structuration sous forme de pics
s'atténue, voire même disparaît complètement dans le cas de la structure sans défaut.
2.4µm
2.4µm
Avec défaut – Distance constante
Sans défaut – Distance constante
2.4µm
2.4µm
d=cste
z=50 nm
z=100 nm
z=250 nm
z=400 nm
8
6
4
2
Sans défaut – A z = 400 nm
d=cste
z=50 nm
z=100 nm
z=250 nm
z=400 nm
8
7
Intensité du signal (u. a.)
Intensité du signal (u. a.)
Avec défaut – A z = 400 nm
6
5
4
3
2
1
0
0
0
2
4
6
8
10
12
14
0
2
4
6
8
10
Distance (µm)
Distance (µm)
Avec défaut – Profil
Sans défaut – Profil
12
14
Tableau V-3 : Images SNOM à distance constante et à une hauteur de 400 nm
et profils pour différentes hauteurs, avec ou sans défaut localisé, à 1.56 µm
97
Chapitre V – Le Couplage
Pour essayer d'analyser plus en détail l'évolution du signal en fonction de la hauteur,
25 images ont été réalisées à 1,56 µm sur le taper avec défaut, pour des hauteurs
différentes comprises entre 10 et 500 nm. La courbe de l'évolution de l'intensité du signal
en fonction de la hauteur est tracée sur la Figure V-12, pour un pic situé dans le guide
0.6W. Le pic choisi est situé assez loin de l'entrée de la structure pour que le résultat ne
soit pas altéré par la lumière diffusée par le taper d'entrée.
La décroissance du signal suit une exponentielle parfaite, ce qui prouve le caractère
évanescent du signal. A noter quand même la présence d'un bruit de fond continu puisque
l'exponentielle ne tend pas vers zéro. En utilisant l'équation Eq. I-9, appliquée au cas d'un
cristal photonique d'indice effectif neff dans de l'air, on peut modéliser la décroissance de
l'intensité du signal en fonction de la hauteur par la relation:
I = I (0) exp(− z / ∆) + I s avec ∆ =
λ
2
4π neff
−1
Eq. (V.1)
Cette relation nous permet de remonter à l'indice effectif du mode guidé. La courbe de
la Figure V-12 correspond à un indice effectif de 2,2. Cette valeur doit être comparée à
celle issue du diagramme de dispersion théorique de la Figure V-2. Pour 1,56 µm, le
diagramme de dispersion nous donne une valeur de kx = 0,68 π/a, ce qui correspond à n0 =
1,22. En prenant en compte le repliement de bandes du diagramme de dispersion en π/a,
nous obtenons neff = n1 = λ/a – n0 = 2,36. Ce résultat est tout à fait cohérent avec la valeur
expérimentale..
Intensité du signal (u. a.)
2.0
Points expérimentaux
Exponentielle théorique
1.6
1.2
0.8
0.4
0.0
0
100
200
300
400
500
Distance pointe/surface (nm)
Figure V-12 : Evolution de l'intensité en fonction de la distance pointe-échantillon
98
Chapitre V – Le Couplage
2 - 5 - Conclusion
Dans la première partie de ce chapitre, nous avons étudié le couplage entre un guide
diélectrique et un guide à cristal photonique. Des mesures en transmission ont montré que
l'utilisation d'un taper de type "entonnoir", combinée avec la présence d'un défaut localisé,
permet une amélioration d'un facteur 3 ou 4 de la transmission dans toute la plage de
longueurs d'onde étudiée. Une cartographie SNOM a établi qu'un effet de cavité se produit
à l'entrée du guide à cristaux photoniques, lorsque le défaut n'est pas utilisé. La cavité est
définie physiquement d'un coté par l'entrée du guide 0.6W, et virtuellement de l'autre par la
mauvaise adaptation d'impédance entre le guide 0.6W et le guide 2.6W. Cette
désadaptation de mode se comporte comme une véritable "barrière" pour la lumière et va
refermer la cavité. L'introduction du défaut rompt la résonance de cavité et favorise le
couplage vers le guide à cristaux photoniques. Enfin, des images SNOM à hauteur
constante ont confirmé la présence d'ondes radiatives dans les tapers et d'une onde guidée
évanescente dans le guide 0.6W. L'indice effectif du mode guidé a été mesuré
expérimentalement et est en bon accord avec la valeur prédite par la théorie.
99
Chapitre V – Le Couplage
3 - Couplage entre guide à cristal photonique et guide
à cavités couplées
3 - 1 - Principe de fonctionnement
Habituellement, le guidage dans les cristaux photoniques s'effectue en créant des
défauts linéaires dans la périodicité du réseau, générant ainsi des guides à cristaux
photoniques. Ici, nous allons étudier une autre possibilité de guidage: les guides à cavités
couplées (CC), appelés aussi guides CROW (Coupled-Resonator Optical Waveguide). Ces
guides sont composés d'une chaîne de cavités fortement couplées séparées par un ou
plusieurs trous [Yariv 1999], [Stefanou 1998].
Les cavités sont dessinées de façon à ce que leur fréquence propre tombe dans le gap
photonique du cristal photonique. Bien que les modes de cavité soient fortement confinés à
l'intérieur des cavités, le recouvrement évanescent entre deux modes de cavités voisines est
suffisant pour permettre le passage d'un photon d'une cavité à l'autre par saut de photon
(Figure V-13) [Bayindir 2000]. On considère que la physique derrière la propagation de la
lumière dans les guides à cavités couplées est analogue à l'approximation des liaisons
fortes en physique du solide.
Mode de défaut
Défaut localisé
Zone de
recouvrement de modes
Figure V-13 : Schéma de propagation par saut de photons
entre deux modes couplés
Une des principales caractéristiques des guides à cavités couplées est une très faible
vitesse de groupe, principalement en bord de bande, ce qui permet d'amplifier des
phénomènes tels que les retards de groupe, les effets non linéaires et l'émission stimulée.
Les guides à cavités couplées sont donc intéressants pour la réalisation de lignes à retard
optique [Lan 2001], de compensateurs de dispersion [Hosomi 2002], d'interféromètres de
100
Chapitre V – Le Couplage
Mach Zehnder [Martinez 2003], la compression de pulses [Mookherjea 2002] ou la
génération de seconde harmonique [Xu 2000b]. On peut aussi utiliser les cavités couplées
pour la fabrication de virages aigus à fort taux de transmission [Yariv 1999] ou de
fonctions de démultiplexage [Bayindir 2002].
Cependant, la faible vitesse de groupe en bord de bande s'accompagne d'une forte
dispersion, ce qui sera préjudiciable pour la transmission de pics ultracourts à travers la
structure [Lan 2001]. De plus, dans le cas de structures de dimensions finies dont la
longueur totale correspond à N cavités, on s'attend à l'apparition d'une bande guidée
présentant N pics de résonance. Ces pics de résonance sont liés à l'effet Fabry-Pérot induit
par les réflexions en bout de structure. Ces pics vont eux aussi perturber la transmission de
pics ultracourts, en déformant l'allure des pics.
La fréquence centrale de la bande guidée peut être ajustée en modifiant la forme des
cavités, tandis que la largeur de la bande dépend de l'espacement entre les cavités. Le ratio
crête à crête des pics de résonance non désirés dépend du coefficient de réflexion aux deux
extrémités du guide à cavités couplées. Un bon accord de mode peut être réalisé en
dessinant correctement les interfaces du guide à cavités couplées afin d'éviter un
changement brusque de la réflectivité à l'entrée ou à la sortie des cavités. Un bon couplage
élimine donc les pics de résonance de façon à avoir un spectre en transmission plat. Pour
pouvoir transmettre correctement des pulses ultracourts, il est donc nécessaire de disposer
d'une bande guidée suffisamment large et suffisamment plate. Il faut alors choisir
convenablement les paramètres géométriques du guide à cavités couplées et optimiser le
design de ses extrémités.
Dans cette partie, je présenterai tout d'abord les tapers conçus par Pablo Sanchis, ainsi
que les spectres en transmission qu'il a obtenus. Ces tapers permettent d'améliorer le
couplage dans les guides à cavités couplées et donc de diminuer le ratio crête à crête des
pics de résonance du signal transmis. Mon travail, concernant la caractérisation champ
proche, a été d'imager les guides à cavités couplées pour différentes longueurs d'onde afin
de mettre en évidence l'efficacité des tapers et de mesurer les pertes dans les cavités.
101
Chapitre V – Le Couplage
3 - 2 - Description des structures
Les structures phoniques étudiées, fabriquées par l'IMEC, consistent en un réseau
triangulaire de trous de période a = 445 nm et de rayon R = 0,26 a = 115 nm, soit un
facteur de remplissage de 24,2%. Comme précédemment, ces dispositifs sont gravés sur un
substrat SOI composé d'une couche de 220 nm de silicium sur 1 µm de silice. La lumière
est couplée dans les guides à cristaux photoniques par l'intermédiaire de guides
diélectriques adiabatiques dont la largeur diminue de 3 µm à 500 nm pour faciliter
l'injection.
Des guides à cavités couplées de différentes longueurs ont été fabriqués: 5, 10 ou 15
cavités couplées séparées par un seul trou de rayon R. Pour évaluer l'efficacité des tapers,
des guides à cavités couplées de 4, 9 ou 14 cavités avec tapers ont aussi été réalisées.
Chaque taper d'entrée ou de sortie est composé de deux trous intermédiaires dont le rayon
évolue linéairement (0,33 R puis 0,66 R). A titre d'exemple, la figure suivante montre une
image MEB d'un guide à 10 cavités couplées (Figure V-14 a) et d'un guide à 9 cavités
couplées avec tapers (Figure V-14 b). On constate qu'un guide diélectrique amène la
lumière jusqu'à un guide W1 (appelé SLWG sur la figure). Ce guide est ensuite couplé à un
guide à cavités couplées par l'intermédiaire ou non d'un taper. Le même dispositif est
reproduit pour le couplage en sortie.
Figure V-14 : Images MEB d'un guide composé a) de 10 cavités couplées sans tapers
et b) de 9 cavités couplées avec tapers
102
Chapitre V – Le Couplage
Le diagramme de bande d'un guide à cavités couplées composé de cavités séparées par
un seul trou de rayon R montre que deux modes (un pair et un impair) ont la possibilité
d'être excités dans le guide (Figure V-15 a). En théorie, seul le mode pair peut être excité
par le mode fondamental du guide diélectrique d'injection. La Figure V-15 b montre le
diagramme de dispersion calculé pour le mode pair d'un guide W1 et de différents guides à
cavités couplées, tels que les rayons des trous séparant les cavités soient 0,33R, 0,66R ou
R. En effet, on considère que le comportement du taper peut être approximé en calculant
les diagrammes de bande pour chacun des points intermédiaires du taper.
On peut voir que les modes se déplacent progressivement vers les hautes fréquences
quand R augmente. De plus, une levée de dégénérescence apparaît en bord de bande, aux
hautes fréquences, entraînant l'apparition d'une bande interdite. Il existe donc, aux
fréquences les plus hautes, des plages où la propagation n'est pas permise dans le taper. Par
exemple, pour r = 0,33R, il existe une bande interdite entre 0,293 et 0,296. La condition
d'adiabatisme qui veut que, pour chaque point intermédiaire du taper, il existe un mode
propagatif et guidé, n'est pas respectée [Johnson 2002] dans ces plages de longueurs
d'onde.
Figure V-15 : Diagrammes de bande calculés en 2D, a) d'un guide à cavités couplées et b) des modes
pairs d'un guide W1 et de guides à cavités couplées tels que les rayons des trous séparant les cavités
soient 0,33R, 0,66R et R [Sanchis 2005a]
3 - 3 - Spectres en transmission
La Figure V-16 présente les spectres en transmission calculés pour un guide à 5
cavités couplées pour différentes longueurs de taper. Sans taper, le spectre possède un
nombre de pics de résonance égal au nombre de cavités. L'espacement entre deux pics est
103
Chapitre V – Le Couplage
plus faible à hautes longueurs d'onde car la relation de dispersion est plus plate dans cette
région. Quand un taper est utilisé, l'amplitude crête à crête des pics de résonance diminue.
Dans le même temps, la plage de longueurs d'onde pour laquelle le spectre en transmission
est plat s'agrandit quand la longueur du taper augmente. On remarque que les pics
apparaissent principalement à basses longueurs d'onde car c'est pour ces valeurs que la
condition d'adiabatisme n'est pas respectée pour les points intermédiaires du taper.
Figure V-16 : Spectres en transmission théoriques calculés par FDTD 2D d'un guide à 5 cavités
couplées, pour différentes longueurs de taper: a) sans taper, b) L = 3, c) L = 6 et d) L = 9,
où L est le nombre de trous utilisés pour construire le taper [Sanchis 2005a]
L'efficacité expérimentale des tapers est vérifiée en effectuant des mesures en
transmission sur des guides à CC, avec ou sans taper. Sur une structure à 10 cavités
couplées (Figure V-17 a), on remarque que le taper permet d'augmenter la transmission du
dispositif aux hautes longueurs d'onde, au dessus de 1500 nm. Par contre, le taper n'est pas
efficace aux basses longueurs d'onde, entre 1450 et 1500 nm. Ceci est cohérent avec l'étude
théorique de la Figure V-16 où nous avons vu que le principe d'adiabatisme n'était pas
respecté aux basses longueurs d'onde.
Ces résultats en transmission correspondent aux spectres obtenus par simulation
FDTD 3D (Figure V-17 b). Remarquons aussi qu'expérimentalement, que ce soit avec ou
sans taper, le signal transmis est quasiment nul au dessus de 1540 nm. En simulation, cette
longueur d'onde de "coupure" est située vers 1570 nm.
104
Chapitre V – Le Couplage
9 CC avec taper
10 CC sans taper
9 CC avec taper
10 CC sans taper
Figure V-17 : Spectres en transmission obtenus a) expérimentalement et b) par simulation 3D,
pour un guide à cavités couplées composé de 10 cavités sans taper et de 9 cavités avec taper
[Sanchis 2005d]
Des études (non présentées ici) ont également été menées sur des dispositifs à 15
cavités couplées. L'efficacité du taper a été prouvée expérimentalement sur ces structures
pour la même plage de longueurs d'onde que précédemment, c'est-à-dire entre 1500 et
1540 nm.
En comparant les spectres en transmission des dispositifs à 15 cavités couplées à ceux
composés de 10 cavités couplées, on estime les pertes par propagation dans la partie guide
à cavités couplées à environ 0,67 dB/µm. Comme prévu, ces pertes sont assez élevées étant
donné que le guide à cavités couplées travaille au dessus de la ligne de lumière pour ces
longueurs d'onde.
3 - 4 - Mesure des pertes par propagation dans les cavités
par SNOM
3 - 4 - 1 - Images champ proche
Afin d'évaluer précisément les pertes dans les cavités et mettre en évidence l'efficacité
des tapers, nous avons réalisé une série d'images SNOM à différentes longueurs d'ondes,
comprises entre 1500 et 1600 nm. Intéressons nous tout d'abord à des guides à cavités
couplées composés de 10 cavités sans taper et 9 cavités avec taper. Seules les images
enregistrées à 1510, 1524, 1538 et 1570 nm sont présentées ici.
105
Chapitre V – Le Couplage
Concernant les structures à 10 cavités couplées sans taper (Tableau V-4), pour des
longueurs d'onde inférieures à 1540 nm, on voit bien la lumière guidée dans le guide à
cavités couplées. Le signal est visible sur toute la longueur du guide à cavités couplées et
des points de surintensité apparaissent au centre de chaque cavité. Ce signal diminue au fil
des cavités car les modes résonants qui existent dans les cavités se couplent à des modes
radiatifs, entraînant des pertes hors-du-plan. Chaque cavité est donc une source de pertes.
On peut aussi noter que le signal s'atténue de plus en plus rapidement au fur et à mesure
que la longueur d'onde augmente. On en déduit que les pertes par propagation augmentent
avec la longueur d'onde. La pointe SNOM paraît ne capter que très peu de signal émanant
du guide W1 situé en amont et en aval des cavités, comme si le guide W1 ne présentait pas
de pertes. En réalité, le guide W1 présente lui aussi des pertes puisqu'il travaille au dessus
de la ligne de lumière mais ces pertes sont très faibles par rapport à celles en provenance
des cavités couplées. Le signal issu du W1 est donc "écrasé" par celui venant des cavités.
Pour des longueurs d'onde supérieures à 1540 nm, on observe un maximum dans la
première cavité puis le signal chute brusquement. L'origine des pertes ne semble donc pas
être la même que précédemment. Pour cette plage de longueurs d'onde, nous avons vu lors
de l'étude en transmission que le signal transmis était quasiment nul.
10 cavités couplées sans taper
1.2µm
1.2µm
Topographie
1510 nm
1.2µm
1524 nm
1.2µm
1538 nm
1.2µm
1570 nm
Tableau V-4 : Images SNOM d'une structure composée de 10 cavités sans taper
106
Chapitre V – Le Couplage
Concernant le guide de 9 cavités avec taper (Tableau V-5), les images SNOM
obtenues sont sensiblement les mêmes que sans taper. La seule différence est que les pics
de surintensité n'apparaissent que dans une cavité sur deux. L'origine de cette différence
n'est pour l'instant pas encore bien définie. Notons que pour les longueurs d'onde
inférieures à 1540nm, le signal dans le taper est du même niveau que celui dans le guide
W1. Les pertes sont donc négligeables dans le taper par rapport à ce qu'elles sont dans les
cavités couplées. Par contre, quand la longueur d'onde est supérieure à 1540 nm, les pics
de surintensité apparaissent dans le taper d'entrée et non pas dans les cavités couplées.
9 cavités couplées avec taper
1.2µm
1.2µm
Topographie
1510 nm
1.2µm
1524 nm
1.2µm
1538 nm
1.2µm
1570 nm
Tableau V-5 : Images SNOM d'une structure composée de 9 cavités avec taper
Les mêmes phénomènes sont visibles dans la structure à 15 cavités couplées sans taper
et la structure à 14 cavités couplées avec taper (Tableau V-6). L'étude de composants de
plus grande longueur vont permettre d'améliorer la précision des mesures de pertes.
107
Chapitre V – Le Couplage
15 cavités couplées sans taper
1.2µm
1.2µm
Topographie
1.2µm
1510 nm
1524 nm
1.2µm
1537 nm
1.2µm
3.8µm
3.8µm
3.8µm
14 cavités couplées avec taper
1.2µm
Topographie
1510 nm
1.2µm
1.2µm
1.2µm
1524 nm
1538 nm
1570 nm
Tableau V-6 : Images SNOM d'une structure composée de 15 cavités sans taper
et 14 cavités avec taper
108
Chapitre V – Le Couplage
3 - 4 - 2 - Mise en évidence de l'effet du taper
Nous allons diviser la plage de fonctionnement de la structure en trois zones:
•
En dessous de 1500 nm: le taper n'est pas efficace puisque la condition
d'adiabatisme n'est pas respectée.
•
Entre 1500 et 1540 nm: le taper fonctionne.
•
Entre 1540 et 1570 nm: d'après le diagramme de dispersion de la Figure V-15
b, le taper devrait fonctionner. Pourtant le signal détecté en transmission est
proche de zéro.
Nous allons nous intéresser aux zones 1500-1540 nm et 1540-1570 nm. La différence
de fonctionnement du taper entre ces deux zones est mise en valeur sur les images 3D de la
Figure V-18. Ces images représentent l'évolution du signal dans un guide à 14 cavités
couplées avec taper, pour deux longueurs d'onde différentes. A 1537 nm (λ < 1540nm), le
signal commence à monter brusquement au niveau de la deuxième cavité du taper, pour
atteindre son maximum à l'entrée dans les cavités couplées. Il décroît ensuite
exponentiellement au fil des cavités. A 1570 nm (λ > 1540nm), le signal monte
brusquement à l'entrée du taper puis décroît ensuite tout aussi brusquement au bout de
seulement une ou deux cavités. Ensuite, seule une onde propagative de faible intensité
demeure dans le guide à cavités couplées. Il existe donc un signal transmis au dessus de
1540 nm, bien que ce signal ne soit pas détecté en transmission.
a)
b)
sortie
sortie
entrée
W1
+ taper
entrée
W1
+ taper
CC
W1
+ taper
CC
W1
+ taper
Figure V-18 : Vue 3D de l'image optique d'un guide à 14 cavités couplées avec taper, à a) 1537 nm
et b) 1570 nm – Echelle verticale arbitraire – Taille de l'image à la base : 6 x 19µm
109
Chapitre V – Le Couplage
Lorsqu'on calcule le ratio entre l'intensité du signal dans la dernière cavité et l'intensité
du signal dans la première cavité du guide (Figure V-19), nous observons que ce ratio
décroît lorsque la longueur d'onde augmente, pour tendre vers une valeur très faible au
Intensité de sortie/Intensité dentrée
dessus de 1540 nm.
0,4
0,3
0,2
0,1
0,0
1500
1520
1540
1560
Longueur d'onde (nm)
Figure V-19 : Ratio entre l'intensité dans la dernière cavité et l'intensité dans la première cavité,
pour la structure à 14 cavités couplées avec taper
Pour mieux comprendre ces résultats, nous avons calculé le diagramme de dispersion
du guide à cavités couplées par FDTD 3D (Figure V-20 à gauche). Les bandes sont
décalées vers les hautes fréquences par rapport au diagramme 2D de la Figure V-15. On
remarque que pour les basses fréquences (donc les hautes longueurs d'onde), la bande
correspondant au mode pair est très peu inclinée puisque nous sommes en bord de bande.
Ceci correspond à une faible vitesse de groupe. L'évolution de la vitesse de groupe du
mode guidé en fonction de la fréquence réduite est donnée sur la Figure V-20 à droite. Le
maximum de la vitesse de groupe est atteint pour 1500 nm. Pour les longueurs d'onde
supérieures à 1500 nm, la vitesse de groupe ne fera que diminuer jusqu'à tendre vers zéro.
En particulier, c'est pour les longueurs d'onde supérieures à 1540 nm que la vitesse de
groupe sera la plus faible. Ceci nous permet d'expliquer l'absence de signal transmis sur le
spectre en transmission pour cette plage de longueur d'onde alors que du signal guidé est
mis en évidence par SNOM. En effet, le couplage entre différents types de guides est rendu
très difficile lors de l'utilisation de modes de bande plate. Le signal transmis existe donc,
mais il est très faible et est confondu avec le niveau de bruit du système de détection du
banc de mesures en transmission.
110
Chapitre V – Le Couplage
0.340
pair
0.330
0.325
impair
0.320
Vitesse de groupe (c)
Fréquence réduite (a/λ)
0.335
0.12
3D
0.315
0.310
0.0
0.10
1500 nm
1540 nm
0.08
0.06
0.04
0.02
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
0.00
0.310
0.315
Kx(π/a)
0.320
0.325
0.330
0.335
0.340
Fréquence réduite = a/λ
Figure V-20 : A gauche: diagramme de bandes du guide à cavités couplées calculé par FDTD 3D
et à droite: évolution de la vitesse de groupe en fonction de la fréquence réduite
L'efficacité du taper pour des longueurs d'onde supérieures à 1540 nm est mis en
évidence sur la Figure V-21. Sur cette figure, nous avons comparé les images optiques
enregistrées à 1550 nm, sur un guide à 10 cavités couplées sans taper et un guide à 14
cavités couplées avec taper. Ainsi, dans ces deux structures, nous avons la même longueur
de guide à cavités couplées.
Sur le dispositif sans taper, on observe un signal large et peu résolu qui s'étend sur la
moitié de la longueur de la structure, et sur lequel se superpose une très faible contribution
liée au mode guidé de la structure. Ceci correspond à un signal rayonné important. Il est
donc nécessaire de réaliser l'adaptation de modes entre les deux guides via une transition
longue de plusieurs périodes. Tout ceci explique le faible niveau de transmission visible
dans le guide à cavités couplées dans ce cas-là.
1550 nm
Sans taper
1550 nm
Avec taper
Figure V-21: Vue 3D de l'image optique à 1550 nm, à gauche: d'un guide à 10 cavités couplées sans
taper (base de l'image: 6x15µm) et à droite: d'un guide à 14 cavités couplées avec taper (base de
l'image: 6x19 µm). L'échelle verticale est arbitraire.
111
Chapitre V – Le Couplage
Si on s'intéresse maintenant au dispositif avec taper, la zone où un niveau de signal
important est capté est considérablement réduite et se situe presque exclusivement dans le
taper. On peut constater une augmentation notable du coefficient de transmission de la
structure, ce qui se manifeste par la présence d'une onde guidée d'amplitude importante
dans la partie guide à cavités couplées. Le taper joue donc parfaitement son rôle et dans ce
cas, les pertes par radiation sont faibles.
3 - 4 - 3 - Calcul des pertes par propagation
Pour les longueurs d'ondes inférieures à 1540 nm, on peut calculer les pertes par
propagation dans les cavités. Les résultats sont présentés dans le tableau suivant (
Tableau V-7). Les pertes par propagation augmentent avec la longueur d'onde. Les
résultats obtenus sont en accord avec les pertes calculées par simulation 3D en comparant
des guides de différentes longueurs. Rappelons qu'en comparant des guides à 10 et à 15
cavités dans le paragraphe V-3-3 , on estimait les pertes à 0,67 dB/µm.
Longueur d'onde (nm)
1503
1510
1517
1524
1531
1538
Pertes par propagation (dB/µm)
0,68
0,72
0,6
1,02
1,09
1,26
Tableau V-7 : Pertes par propagation en fonction de la longueur d'onde
(pertes calculées sur le dispositif à 15 cavités couplées sans taper)
3 - 5 - Conclusion
Dans cette seconde partie, nous nous sommes intéressés au couplage entre guides à
cristaux photoniques et guides à cavités couplées. Le taper utilisé ici joue sur la variation
progressive du rayon des trous séparant les cavités du guide à cavités couplées. Ce rayon
varie linéairement entre 0,33R et R. Dans cette étude, nous nous sommes focalisés sur le
rôle du taper à 1,55 µm, au voisinage du bord de bande du guide à cavités couplées. Alors
que les mesures en transmission classique ne permettaient pas de détecter un signal
transmis, nous avons pu l'étudier sans difficultés en champ proche optique. Le rôle
112
Chapitre V – Le Couplage
bénéfique du taper a ainsi été mis en évidence, pour l'adaptation du mode du guide W1
avec le mode du guide à cavités couplées. Nous avons aussi montré que le champ proche
est un outil intéressant pour évaluer les pertes par propagation dans la structure. Nous
avons étudié l'évolution de ces pertes en fonction de la longueur d'onde. Une valeur
expérimentale de 0,68dB/µm a été mesurée à 1,5 µm ce qui est en accord avec la valeur de
0,67 dB/µm obtenue par simulation FDTD 3D.
4 - Conclusion générale sur les deux parties
La problématique de ce chapitre concernait l'étude du couplage dans les guides à
cristaux photoniques présentant une faible vitesse de groupe. Le but est d'améliorer ce
couplage grâce à l'utilisation de tapers planaires. Dans une première partie, nous avons
abordé le couplage entre guides diélectriques et guides à cristaux photoniques. Dans ce cas,
le taper est de type "entonnoir". Puis dans une seconde partie, nous nous sommes
concentrés sur le couplage entre guides à cristaux photoniques et guides à cavités couplées.
Ici, le taper est constitué de trous de rayon croissant.
Dans les deux cas, le champ proche optique nous a permis d'étudier directement le
champ se propageant dans les dispositifs à cristaux photoniques. Nous avons contribué à la
compréhension des processus optiques mis en jeu pour les deux types de tapers. En
particulier, dans le cas des tapers de type "entonnoir", nous avons vu comment
l'introduction d'un simple trou dans la structure permettait d'améliorer significativement la
transmission. Nous avons relié cette amélioration à la structure de bandes de la zone
modifiée. Nous avons aussi mis en évidence le rôle positif des tapers constitués de trous de
rayons modifiés et montré directement leur impact sur l'adaptation de modes pour une
longueur d'onde proche du bord de bande. Toutes ces études témoignent de l'intérêt du
champ proche en complément des autres moyens d'étude existants, en particulier les
mesures en transmission.
113
Chapitre V – Le Couplage
114
Chapitre VI – Le Démultiplexage
Chapitre VI - Le démultiplexage
Le multiplexage en longueur d'onde (désigné souvent par le sigle WDM pour
Wavelength Division Multiplexing) est une technique largement employée pour mettre à
profit la bande passante des fibres optiques. En effet, avant l'apparition du multiplexage en
longueur d’onde, l'accroissement de la capacité de transmission d’une liaison passait par la
multiplication des lignes de transmission. Mais le WDM a radicalement changé la donne.
Avec lui, une seule fibre optique suffit pour transmettre plusieurs signaux de longueurs
d'onde différentes (ou canaux) en même temps. Cette technologie permet d'obtenir de très
hauts débits de transmission d'information. On appelle multiplexeur le composant qui
permet d'injecter sur la même ligne plusieurs signaux de différentes longueurs d'onde. La
séparation des signaux est effectuée à l'autre extrémité de la ligne par un démultiplexeur.
Le WDM classique peut être réalisé par le biais de filtres sélectifs en longueur d'onde,
de réseaux de diffraction, de coupleurs guide à guide, de filtres passifs accordables ou alors
de réseaux de Bragg photo-inscrits dans des fibres optiques. Cependant, ces dispositifs
demeurent d'une taille relativement importante: plusieurs millimètres ou centimètres. Notre
approche est de chercher à réduire la taille de ces composants en les remplaçant par des
dispositifs à cristaux photoniques. Ce travail s'est déroulé dans le cadre de l'AC
Nanosciences LambdaConnect s'étalant sur la période 2001-2004. Les structures étudiées
ont été fabriquées par le CEA-LETI.
Dans la première partie de ce chapitre, nous allons présenter le principe du
démultiplexage via des structures à cristaux photoniques. Puis, dans une seconde partie,
nous exposerons les résultats expérimentaux obtenus sur des échantillons encapsulés par de
la silice et non-encapsulés.
115
Chapitre VI – Le Démultiplexage
1 - Coupleurs directionnels et démultiplexage
1 - 1 - Les cristaux photoniques pour le démultiplexage
Différentes techniques ont déjà été présentées dans la littérature pour démultiplexer un
signal grâce aux cristaux photoniques. Tout d'abord, il est possible d'utiliser le couplage
entre deux guides à cristaux photoniques séparés par une faible distance, ces guides
formant ce qu'on appelle un coupleur directionnel [Koshiba 2001], [Sharkawy 2002],
[Boscolo 2002], [Tanaka 2005]. On peut aussi se servir du couplage entre deux guides et
une cavité [Jin 2002], [Sugimoto 2003], [Drouard 2005], [Tekeste 2006]. Enfin, l'effet
superprisme permet également de réaliser un démultiplexage en longueur d'onde [Kosaka
1999], [Wu 2003], [Lupu 2004], [Matsumoto 2005]. L'approche retenue est celle du
coupleur directionnel. On compte ainsi utiliser les effets dispersifs très importants dans les
cristaux photoniques pour réaliser un démultiplexeur compact.
1 - 2 - Principe du coupleur directionnel
Deux guides monomodes séparés par une distance suffisamment faible l'un de l'autre
forment un coupleur directionnel. En effet, quand deux guides sont cote à cote, ils ne se
comportent plus comme deux guides monomodes indépendants mais ils agissent comme
un seul guide plus large multimode comprenant deux modes guidés (un pair et un impair,
la symétrie étant observée par rapport au plan médian du coupleur) (Figure VI-1). Ces
deux modes s'appellent des "supermodes". La lumière se propageant dans l'un des guides
est vue comme la superposition des supermodes pair et impair du coupleur. Les deux
supermodes ont des constantes de propagation différentes. Si la différence de phase entre
les deux supermodes est un multiple impair de π, la lumière va pouvoir être transmise d'un
guide vers l'autre au bout d'une longueur Lc appelée longueur de couplage. La lumière
reviendra ensuite dans le guide initial au bout de 2Lc, et ainsi de suite. On définit la
longueur de couplage nécessaire pour transférer 100% de la lumière d'un guide vers l'autre
par la relation suivante [Boscolo 2002]:
Lc =
π
Eq. (V.2)
| ke − ko |
avec ke la constante de propagation du supermode pair et ko celle du supermode impair.
116
Chapitre VI – Le Démultiplexage
D'après l'Eq. (V.2), si ke = ko (croissement de bandes ou modes dégénérés), la longueur
de couplage devient infinie. Aucun transfert de puissance n'est possible entre les deux
guides. Nous sommes en situation de découplage. Ce phénomène pourra être utile dans le
cadre de circuits photoniques très denses où les guides seront très proches les uns des
autres. En effet, dans ce cas, les guides sont totalement isolés. En revanche, si ke et ko sont
différents, le couplage est possible et la différence entre ces deux valeurs doit être la plus
grande possible pour minimiser Lc. C'est cette configuration qui nous intéresse ici pour
l'application au démultiplexage.
guide 1
guide 2
supermode pair
supermode impair
Figure VI-1 : Schéma de fonctionnement d'un coupleur directionnel
2 - Conception
L'idée qui a donné naissance à ce travail a été de constater que lorsque deux guides
W1 sont séparés par une seule rangée de trous, le couplage est très faible. Ainsi, nous
avons pensé qu'en modifiant le diamètre des trous entre ces guides, il serait possible
d'ajuster ce même couplage. On s'attend à ce que ce type de couplage soit très chromatique
et donc particulièrement bien adapté à une application de type démultiplexage. En effet, de
par la périodicité de la rangée de trous, le coupleur à cristaux photoniques apparaît comme
un réseau de diffraction naturel.
Nous avons voulu, dans une étude préliminaire, analyser le phénomène physique sur
lequel repose ce type de démultiplexeur, à savoir le couplage guide à guide dans les
structures à cristaux photoniques. Pour ce travail, nous sommes partis du guide le plus
simple qui soit: le guide W1. Nous avons voulu mettre en évidence dans des structures
simples les paramètres qui contrôlent le couplage et ensuite voir leur faisabilité
technologique.
117
Chapitre VI – Le Démultiplexage
2 - 1 - Description des structures
Le cristal photonique employé est composé d'un réseau hexagonal de trous de période
a = 0,495 µm. Les trous de rayon R = 0.4 a = 0.2 µm sont gravés sur du SOI composé
d'une couche de 300 nm de silicium, collée sur une couche de 1 µm de silice, le tout sur
substrat silicium. Les structures sont fabriquées au CEA-LETI par lithographie deep-UV
(193 nm) et par gravure RIE à base de HBr. Au final, les dispositifs sont encapsulés par
700 nm de silice.
10 µm
0.3 µm
taper
0.3 µm
trous modifiés
taper voie directe
taper voie extraite
0.3 µm
Figure VI-2 : Schéma du démultiplexeur à cristaux photoniques
Le démultiplexeur est formé d'un guide W1 de 40 rangées de long selon la direction
ГK et d'un deuxième W1 de 20 rangées de long, parallèle au premier. On appelle "voie
directe" la sortie située dans le prolongement du guide d'entrée et on nomme "voie
extraite" l'autre sortie. Les deux guides sont séparés par une seule rangée de trous. Le
rayon Rm de 10 de ces trous est réduit afin de faciliter le couplage. Les 10 trous suivants
ont une taille normale. Différentes tailles de trous modifiés ont été envisagées: 0, 0.3R,
0.5R, 0.8R et R. L'injection dans les guides à cristaux photoniques se fait par
l'intermédiaire de guides diélectriques munis de tapers adiabatiques dont la largeur varie de
2 µm en bord de puce à 300 nm à l'entrée du guide à cristaux photoniques (Figure VI-2).
2 - 2 - Simulations
Nous présentons tout d'abord le diagramme de bandes 2D d'un guide W1 seul, calculé
pour un indice effectif de 3,04. Ce guide est multimode et comporte trois modes: 2 impairs
et un pair. L'un des modes est situé juste en bordure du continuum des modes radiés, aux
hautes fréquences.
118
Chapitre VI – Le Démultiplexage
0.40
Fréquence réduite = a/λ
0.35
0.30
0.25
0.20
0.15
0.10
pair
impair
0.05
0.00
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Kx(π/a)
Figure VI-3: Diagramme de bandes 2D (TE) d'un guide W1 seul
Si Rm = R (Figure VI-4), chacun des modes du guide simple de la figure précédente
se divise en deux supermodes: un pair et un impair. Nous avons donc au total six
supermodes (trois pairs et trois impairs). Le couplage va être possible entre les deux
supermodes issus de la division du même mode du guide W1 seul. Mais entre 0.329 et
0.346 (zone indiquée par la flèche rouge), les supermodes pair et impair sont quasiment
confondus. La longueur de couplage est très importante, le couplage est donc faible.
Fréquence réduite = a/λ
0.40
0.35
0.30
0.25
0.20
0.15
0.10
pair
impair
0.05
0.00
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Kx(π/a)
Figure VI-4 : Diagramme de bandes 2D (TE) de deux guides W1
séparés par une rangée de trous de rayon R (la flèche rouge indique la zone de découplage)
Si Rm = 0.5 R (Figure VI-5), l'écart entre les modes pair et impair devient plus
important. Un couplage est maintenant possible dans cette zone (marquée par la flèche
rouge). Le couplage dépend de la longueur d'onde et nous obtenons des longueurs de
119
Chapitre VI – Le Démultiplexage
couplage variant entre 11 et 14 µm pour les longueurs d'onde comprises entre 1,47 et 1,65
µm. A 1,55 µm, Lc = 11 µm. Cette fois, un effet de démultiplexage est donc possible.
0.35
14
0.30
Longueur de couplage (µm)
Fréquence réduite = a/λ
0.40
0.25
0.20
0.15
0.10
13
12
11
pair
1.45
0.05
0.00
0.0
1.50
impair
0.2
0.4
0.6
0.8
1.55
1.60
1.65
Longueur d'onde (µm)
1.0
Kx(π/a)
Figure VI-5 : A gauche, diagramme de bandes 2D (TE) de deux guides W1 séparés par une rangée de
trous de rayon 0.5R (la flèche marque la zone de couplage)
et à droite: évolution de la longueur de couplage avec la longueur d'onde
Si Rm diminue encore jusqu'à Rm = 0.3 R (Figure VI-6), la longueur de couplage
diminue. A 1,55 µm, nous avons Lc = 6,8 µm.
7.6
0,35
Longueur de couplage (µm)
Fréquence réduite = a/λ
0,40
0,30
0,25
0,20
0,15
0,10
7.2
7.0
6.8
6.6
pair
0,05
0,00
0,0
7.4
1.48
impair
0,2
0,4
0,6
0,8
1.52
1.56
1.60
1.64
Longueur d'onde (µm)
1,0
Kx(π/a)
Figure VI-6 : A gauche, diagramme de bandes 2D (TE) de deux guides W1 séparés par une rangée de
trous de rayon 0.3R (la flèche marque la zone de couplage)
et à droite: évolution de la longueur de couplage avec la longueur d'onde
Enfin, quand Rm = 0 (diagramme de bande non présenté ici), la longueur de couplage
continue de diminuer jusqu'à atteindre 5,7 µm à 1,55 µm. On obtient alors le diagramme de
dispersion d'un guide W3.
120
Chapitre VI – Le Démultiplexage
Le fonctionnement du coupleur directionnel est illustré à 1550 nm sur la Figure VI-7.
Pour Rm = R, aucun couplage n'est possible à 1550 nm. La totalité du signal se dirige vers
la sortie directe. Pour Rm = 0.3 R, 100 % signal est transmis dans la voie extraite pour Lc
= 6,9 µm = 14 a. On remarque cependant qu'une grande partie du signal parvient à se
coupler dans la voie extraite au bout de seulement six périodes. En effet, dans la zone de
couplage, on peut voir sur le diagramme de bandes que la structure est multimode. Il se
produit un phénomène d'interférences complexe avec les modes d'ordres supérieurs à ce
niveau-là. Notre structure autorise donc un couplage vers la voie extraite à 1550 nm en
utilisant seulement 10 trous modifiés (Figure VI-8). Dans ce cas, environ 80% de la
puissance passe dans la voie extraite.
Maximum de
couplage
Figure VI-7 : Cartographie de la puissance à 1550 nm avec à gauche Rm = R et à droite Rm = 0.3R
(structure avec 20 trous modifiés de rayon Rm
Figure VI-8 : Cartographie de la puissance à 1550 nm pour Rm = 0.3R
(structure avec 10 trous modifiés de rayon Rm)
121
Chapitre VI – Le Démultiplexage
3 - Résultats expérimentaux
3 - 1 - Observations MEB
Des images MEB ont été réalisées sur les structures par le CEA-LETI. L'épaisseur de
silicium fait 260 nm au lieu des 300 nm prévus lors de la conception. Les guides
diélectriques d'injection font 170 nm de large sur 261 nm de haut au lieu de 300x300 nm.
Les trous n’ont pas les bords droits, ils ont une forme de cylindres convexes. Ils ont été
surexposés et font 230 nm de rayon en surface, un peu plus au milieu. Les structures ne
sont donc pas tout à fait celles attendues.
Figure VI-9 : Images MEB, à gauche: du guide diélectrique d'injection,
au milieu: vue en coupe des trous et à droite: vue des trous avant encapsulation (images CEA-LETI)
3 - 2 - Spectres en transmission
Les démultiplexeurs ont été caractérisés par des mesures en transmission réalisées au
sein du laboratoire, dans la gamme 1,2-1,6 µm. La description du banc de mesure en
transmission est disponible en annexe.
Nous avons étudié l'évolution du spectre transmis en fonction du rayon Rm des trous
modifiés (Figure VI-10). Pour chaque mesure, nous calculons le taux d'adressage dans
chaque voie, taux défini selon la formule suivante: T1 =
122
I1
I2
et T2 =
.
I1 + I 2
I1 + I 2
Chapitre VI – Le Démultiplexage
Pour Rm = 0.3 R et Rm = 0.5 R, les trous ne sont sans doute pas sortis puisque les
spectres en transmission sont identiques à ceux où Rm est nul. Les mesures indiquent que
pour Rm = 0, le signal est totalement extrait à 1,3 µm alors qu'il est totalement direct à
1,55 µm. A 1,43 µm, la puissance se répartit équitablement dans les deux voies. Quand Rm
= 0.8 R et Rm = R, la tendance est inverse. Le signal est orienté dans la voie directe à 1,3
µm et dans la voie extraite à 1,5 µm. Là encore, le signal est transmis équitablement dans
les deux voies à 1,43µm. Quel que soit le rayon, les structures se comportent donc toujours
Efficacité d'adressage Efficacité d'adressage Efficacité d'adressage
comme des démultiplexeurs entre 1,3 et 1,5 µm.
1.0
1.0
0.8
0.8
0.6
0.6
Rm = 0
0.4
0.4
0.2
0.2
0.0
0.0
1.2
1.3
1.4
1.5
1.6
1.2
1.0
1.0
0.8
0.8
0.6
0.4
Rm = 0,3 R
0.6
Rm = 0,5 R
0.4
1.3
1.4
1.5
1.6
1.4
1.5
1.6
Rm = 0,8 R
0.2
0.2
0.0
0.0
1.2
1.3
1.4
1.5
1.6
1.2
1.3
1.0
Longueur d'onde (µm)
0.8
0.6
- - - direct
___ extrait
Rm = R
0.4
0.2
0.0
1.2
1.3
1.4
1.5
Longueur d'onde (µm)
1.6
Figure VI-10 : Evolution de l'efficacité d'adressage en fonction du rayon des trous modifiés
Les résultats les plus intéressants sont pour Rm = 0 et Rm = 0.8 R (Figure VI-11)
puisque c'est pour ces deux configurations que les plages de longueurs d'onde
démultiplexées sont les plus larges et les plus plates.
0.8
0.8
Effiacité d'adressage
b) 1.0
Efficacité d'adressage
a) 1.0
0.6
0.4
0.2
0.0
1.2
1.3
1.4
1.5
Longueur d'onde (µm)
1.6
0.6
0.4
0.2
0.0
1.2
1.3
1.4
1.5
Longueur d'onde (µm)
1.6
Figure VI-11: Spectre en transmission expérimental pour a) Rm = 0 et b) Rm = 0.8 R avec le signal
extrait en traits pleins et le signal direct en pointillés
123
Chapitre VI – Le Démultiplexage
Des simulations ont été réalisées sur ces deux dispositifs, en utilisant la méthode
FDTD, avec un modèle bidimensionnel (Figure VI-12). Pour obtenir un bon accord avec
les résultats expérimentaux, nous avons dû modifier de manière importante l'indice effectif
de la structure. La valeur initiale de celle-ci étant de 2.8, nous avons dû la diminuer à 2.4.
Plusieurs points peuvent rendre compte de ce désaccord. Tout d'abord, le modèle de
l'indice effectif tend à décaler les réponses obtenues vers les hautes longueurs d'onde. La
modélisation complète de ce type de structures nécessite donc sans doute un calcul 3D.
Malheureusement, au moment de cette étude, les temps et la mémoire de calcul étaient
prohibitifs. Ensuite, les cotes initiales n'ont pas été rigoureusement observées. Il faut savoir
que l'espace entre les trous est inférieur à une centaine de nanomètres, ce qui est difficile à
1.0
Output intensity normalized
Output intensity normalized
réaliser technologiquement.
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
1.2
1.3
1.4
1.5
1.6
Wavelength (µm)
1.7
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
1.2
1.3
1.4
1.5
1.6
Wavelength (µm)
1.7
Figure VI-12: Spectre en transmission simulé pour a) Rm = 0 et b) Rm = 0.22 µm avec le signal extrait
en traits pleins et le signal direct en pointillés
3 - 3 - Images SNOM sur échantillons non encapsulés
Pour les observations SNOM, des échantillons non encapsulés par de la silice étaient
disponibles. Dans ce cas, le paramètre de maille choisi est a = 0,54 µm et le rayon des trous
est R = 0.4 a = 0,216 µm.
Les observations MEB réalisées au CEA-LETI (Figure VI-13) montrent que les guides
diélectriques d'injection font 205 nm de large sur 300 nm de haut. Ces guides étant bien
moins larges que prévu, il n'a pas été possible de réaliser des mesures en transmission sur
ces structures car la fréquence de coupure des guides est située vers 1,4-1,45µm.
Concernant les cristaux photoniques, les trous sont surexposés par endroits. Nous ne
disposons pas de vue en coupe pour savoir si les flans des trous sont bien rectilignes.
124
Chapitre VI – Le Démultiplexage
Figure VI-13 : Images MEB avec à gauche, le guide d'injection de largeur 205 nm et à droite, la
matrice de cristaux photoniques (images CEA-LETI)
Les images SNOM ont été enregistrées à 1,3 µm pour les démultiplexeurs avec Rm =
0 et Rm = 0.8 R. La pointe SNOM n'étant pas de très bonne qualité, l'image topographique
était plutôt mauvaise. Nous avons préféré afficher le signal d'erreur (c'est-à-dire la dérivée
du signal topographique) pour mieux faire ressortir les changements de pente. Seule la
sortie du démultiplexeur a été imagée.
Pour Rm = 0.8R (Figure VI-14), nous observons l'onde de Bloch de période a = 0.52
µm dans le guide d'entrée. On remarque que la lumière n'est pas parfaitement confinée
puisque du signal est détecté dans les 3 ou 4 premières rangées de trous. En effet, à 1,3 µm,
le mode excité est situé juste en limite du continuum des modes radiatifs, il est donc
faiblement confiné. Nous observons ensuite une surintensité au niveau des 10 trous de
rayon réduit, ce qui laisse supposer que la lumière est diffractée par les trous modifiés.
Cependant, le signal ne se couple pas avec la voie extraite puisque après la zone de
couplage, l'onde de Bloch n'est visible que dans la voie directe. On remarque d'ailleurs la
présence d'un point de surintensité à la jonction entre le guide direct et le guide diélectrique
résultant d'un problème d'adaptation de mode.
Dans le cas où Rm = 0 (Figure VI-15), l'onde de Bloch est visible dans le guide direct
ainsi que dans la voie extraite. Comme précédemment, il existe des points de surintensité
entre les guides à cristaux photoniques et les guides diélectriques. Par contre, aucun signal
n'est détecté dans la section multimode de la structure, à l'endroit où se produit le couplage.
Seule la lumière diffractée sur la première rangée de trous est visible. La pointe SNOM
semble donc manquer de résolution et est plutôt sensible aux ondes rayonnées.
125
Chapitre VI – Le Démultiplexage
4.0µm
guides de
sortie
guides de
sortie
zone de
couplage
zone de
couplage
guide
d'entrée
4.0µm
guide
d'entrée
Figure VI-14 : Images SNOM enregistrées à 1,3 µm sur un démultiplexeur tel que Rm = 0.8R,
avec à gauche: le signal d'erreur et à droite: l'image optique
4.0µm
guides de
sortie
guides de
sortie
zone de
couplage
zone de
couplage
guide
d'entrée
4.0µm
guide
d'entrée
Figure VI-15 : Images SNOM enregistrées à 1,3 µm sur un démultiplexeur tel que Rm = 0,
avec à gauche: le signal d'erreur et à droite: l'image optique
Les images optiques ont ensuite été filtrées avec un filtre passe-haut afin de faire
ressortir les hautes fréquences spatiales. Le filtrage vise à éliminer la composante radiative
de l'image optique. La Figure VI-17 montre la transformée de Fourier spatiale de l'image
optique enregistrée sur le démultiplexeur avec Rm = 0.8R. Comme dans le cas du guide
W1 du chapitre IV, on remarque une série de traits horizontaux dont la périodicité
confirme que nous sommes bien en présence d'une onde de Bloch. Le halo central traduit
la présence de lumière rayonnée. C'est cette lumière rayonnée qui va être filtrée.
126
Chapitre VI – Le Démultiplexage
Figure VI-16: Transformée de Fourier spatiale (échelle logarithmique) de l'image optique de la figure
VI-13. Le trait en pointillés indique la zone filtrée.
Les résultats obtenus sont synthétisés sur la figure suivante (Figure VI-17) qui
regroupe les images de signal d'erreur, les images optiques et des simulations 2D du champ
électrique (neff = 3.08). Cette fois-ci, nous avons un bon accord entre simulation et
expérience malgré l'utilisation de l'indice effectif.
Rm = 0
Rm = 0.8 R
a)
1µm
1µm
b)
1µm
1µm
1µm
1µm
c)
Figure VI-17 : Images SNOM à 1,3 µm pour deux démultiplexeurs différents avec à gauche Rm = 0 et
à droite Rm = 0.8R, a) Signal d'erreur, b) Image optique filtrée et c) Simulations FDTD (|E|²)
4 - Conclusion
L'idée de ce chapitre était d'explorer un nouveau type de démultiplexeur qui s'appuie
sur le couplage très chromatique existant entre deux guides à cristaux photoniques séparés
par une rangée de trous de rayon réduit. Bien que les structures réelles ne correspondaient
pas aux structures prévues lors de la conception, des mesures en transmission ont mis en
127
Chapitre VI – Le Démultiplexage
évidence un effet de démultiplexage entre 1,3 et 1,5 µm. L'effet de couplage entre les deux
guides a pu être imagé par SNOM, à 1,3 µm, sur des dispositifs non-encapsulés. A signaler
que depuis l'époque où ce travail a été réalisé (2003-2004), la technologie du LETI a
considérablement progressé. Cette étude a d'ailleurs contribué à sa mise au point.
Ce travail constitue le premier volet d'une étude qui devrait aboutir dans un second
temps à la réalisation de démultiplexeurs plus performants. Pour de futurs dispositifs, il
conviendra d'utiliser des solutions où les guides sont rendus symétriques dans la zone de
couplage pour éviter le couplage entre mode pair et impair du guide de base. Néanmoins, il
faut remarquer cet effet peut être mis à profit pour faire de la conversion de mode et
utiliser les propriétés particulières du mode impair (faible vitesse de groupe…) pour le
démultiplexage.
128
Conclusion
Conclusion
Selon les prévisions de l'ITRS, les interconnexions métalliques intra-puces ou interpuces constitueront un goulet d’étranglement dans la poursuite de l’augmentation des
performances des circuits intégrés. Des liaisons optiques semblent donc être une solution
intéressante pour augmenter le débit et/ou diminuer la consommation dans les puces. Dans
un tel cadre, les cristaux photoniques sont une des solutions les plus prometteuses pour la
réalisation de fonctionnalités optiques à l'échelle sub-micronique.
Au cours de ce travail de thèse, nous nous sommes attachés à l'étude de composants
optiques passifs à base de cristaux photoniques bidimensionnels sur SOI, dans le domaine
du proche infra-rouge. En particulier, nous avons cherché à réaliser une caractérisation de
ces composants en utilisant la microscopie en champ proche optique. En effet, le champ
proche optique est un outil unique pour l'étude des composants de l'optique intégrée. Les
cartes de champ obtenues par ce biais présentent une résolution bien inférieure à la
longueur d'onde, ce qui nous ouvre les portes de la compréhension du fonctionnement
intrinsèque des structures.
Avant d'entreprendre les expériences champ proche, mon travail a été de mettre au
point une méthode de fabrication des sondes utilisées en SNOM. Ces sondes sont
fabriquées par l'attaque chimique dans de l'acide fluorhydrique d'une fibre optique
monomode infrarouge. Le processus d'élaboration mis en place a permis de fabriquer des
fibres optiques affinées répondant à nos besoins pour la caractérisation des cristaux
photoniques.
Dans un premier temps, nous nous sommes intéressés au dispositif le plus simple
réalisable à partir de cristaux photoniques, c'est-à-dire un guide droit constitué d'une rangée
de trous manquante dans la direction ΓK. Nous avons pu observer grâce au champ proche
des ondes de Bloch se propageant dans le guide et dont la période n'est que de 500 nm. A
partir des résultats obtenus, on estime que la résolution latérale vaut environ 150 nm. Nous
avons ensuite calculé le diagramme de dispersion expérimental du mode guidé dans le
cristal photonique. Finalement, des études à hauteur constante ont prouvé le caractère
évanescent des ondes de Bloch et le caractère propagatif des ondes stationnaires.
129
Conclusion
Par la suite, nous avons étudié des dispositifs d'adaptation de mode (tapers) permettant
le couplage vers des guides à faible vitesse de groupe.
Tout d'abord, nous nous sommes concentrés sur le couplage entre guide diélectrique et
guide à cristal photonique. L'utilisation d'un taper de type "entonnoir" et comportant un
défaut localisé a permis de minimiser les pertes d'insertion entre les deux types de guide et
ainsi d'augmenter la transmission du dispositif d'un facteur 3 à 4. Grâce à l'étude en champ
proche, nous avons montré que l'origine de cette augmentation était liée à une résonance de
type cavité à l'entrée du guide 0.6W. Le mode résonant a été visualisé en champ proche
dans le cas où il n'y avait pas de défaut. Nous avons alors montré que le positionnement
optimal du défaut était justement situé au niveau de ce mode résonant. Avec le défaut, le
couplage aux modes rayonnés sera beaucoup plus faible.
Nous avons ensuite étudié le couplage entre guide à cristal photonique et guide à
cavités couplées. Un taper constitué de trous dont le rayon augmente progressivement est
inséré entre les deux types de guides pour minimiser les pertes par couplage en améliorant
l'accord entre modes. Le champ proche a mis en évidence l'efficacité du taper pour les
longueurs d'onde supérieures à 1540 nm, plus particulièrement au voisinage du bord de
bande du guide à cavités couplées. Les études en transmission correspondantes n'avaient
pas pu confirmer ce phénomène, le signal transmis étant sans doute masqué par de la
lumière diffusée. Nous avons aussi pu calculer avec précision les pertes par propagation
dans le guide à cavités couplées.
Enfin, nous avons présenté un démultiplexeur en longueur d'onde, basé sur des
cristaux photoniques. Ce démultiplexeur utilise le principe du coupleur guide à guide. Il est
composé de deux guides W1 séparés par une rangée de trous dont le rayon a été réduit afin
de favoriser le couplage. Un effet de couplage entre les deux guides a été observé. Les
mesures en transmission ont permis de démontrer un effet de démultiplexage entre 1,3 et
1,5 µm. Le démultiplexeur ainsi réalisé est très compact. L'effet de couplage a aussi pu être
observé en SNOM, sur des échantillons non encapsulés.
Concernant les perspectives de ce travail, il nous parait intéressant d'améliorer le
montage en champ proche optique. En effet, pour l'instant l'information recueillie par la
pointe SNOM se limite à l'intensité du signal optique, l'information sur la phase étant
perdue. Un banc interférométrique utilisant une détection hétérodyne devrait permettre de
130
Conclusion
remédier à ce problème et, de cette façon, d'avoir accès à toutes les caractéristiques du
mode guidé. Un montage de ce type est en cours développement au centre Nanoptec.
Concernant l'optimisation des démultiplexeurs, nous avons vu qu'il faudra chercher à
rendre les guides symétriques dans la zone de couplage pour éviter le couplage entre mode
pair et impair du guide de base. Cet effet pourra tout de même être mis à profit pour faire
de la conversion de mode et utiliser les propriétés particulières du mode impair (faible
vitesse de groupe…) pour le démultiplexage. Il faudra aussi utiliser des structures de plus
grandes longueurs pour une meilleure séparation des canaux.
131
Conclusion
132
Annexe
Annexe
Le banc d'optique intégrée permet la caractérisation en transmission des composants
sur une large gamme spectrale allant de 1,25 µm à 1,62 µm. Cette gamme spectrale
étendue est obtenue grâce à 4 sources super-luminescentes (SLED) fibrées, d'une largeur
de bande spectrale de 100 nm chacune, et raccordées à un coupleur 4 vers 1. La lumière
issue de ce coupleur est injectée dans l'échantillon par la tranche en utilisant une fibre
lentillée. Un polariseur en ligne est placé entre les sources SLED et la fibre d'injection de
manière à contrôler la polarisation d'injection. Une deuxième fibre lentillée collecte la
lumière en sortie du composant. Cette fibre est raccordée à un analyseur de spectre de type
HP Agilent 86140B. Les fibres lentillées permettent d'obtenir un faisceau circulaire de
diamètre 2 µm et ont une distance de travail de 7 µm.
Un zoom Navitar, sur lequel on peut adapter des objectifs de microscope, est relié à
une caméra infrarouge non linéaire de type Vidicon (Hamamatzu) ou linéaire de type
matrice de photodiodes (Hitachi). Ce dispositif de visualisation placé au dessus de
l'échantillon permet d'observer la lumière dans les composants et ainsi, de faire les réglages
d'alignement dans l'infrarouge. Une source de lumière dans le visible est aussi disponible
pour repérer les composants sur la plaquette.
Fig: Photographie du banc d'optique intégrée
133
Annexe
134
Bibliographie
Bibliographie
[Arentoft 2002] J. Arentoft, T. Serndergaard, M. Kristensen, A. Boltasseva, M. Thorhauge
et L. Frandsen, "Low-loss silicon-on-insulator photonic crystal waveguides", Electronics
Letters, 2002, vol. 38, n° 6, pp. 274-275
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146
FOLIO ADMINISTRATIF
THESE SOUTENUE DEVANT L'INSTITUT NATIONAL DES SCIENCES APPLIQUEES DE LYON
NOM : NEEL
DATE de SOUTENANCE : 21/11/2006
(avec précision du nom de jeune fille, le cas échéant)
Prénoms : Delphine
TITRE : Etude en champ proche optique de guides à cristaux photoniques sur SOI
NATURE : Doctorat
Numéro d'ordre : 06 ISAL
Ecole doctorale : Electronique, Electrotechnique et Automatique
Spécialité : Dispositifs de l'Electronique Intégrée
Cote B.I.U. - Lyon : T 50/210/19
/
et
bis
CLASSE :
RESUME :
Ce travail de thèse porte sur l'étude par microscopie en champ proche optique (SNOM) de composants à cristaux photoniques
bidimensionnels sur SOI, dans le domaine du proche infrarouge (longueurs d'onde télécom 1,2-1,6 µm). Le SNOM fournit une cartographie
locale du champ électromagnétique dans les composants, avec une résolution de l'ordre de 150 nm. Les cartes de champs ainsi obtenues
permettent une compréhension approfondie des phénomènes physiques qui ont lieu au sein de ces structures complexes. Trois
fonctionnalités optiques différentes ont été abordées. Tout d'abord, le guidage de lumière a été mis en évidence dans un défaut linéaire de
type W1. La présence d'ondes de Bloch et d'ondes stationnaires a été observée dans ce guide. Ensuite, concernant le couplage, nous avons
étudié différents types de transitions (tapers) permettant d'améliorer le couplage entre guides diélectriques et guides à cristaux photoniques,
ainsi qu'entre guides à cristaux photoniques et guides à cavités couplées. Nous montrons que l'utilisation de tapers correctement optimisés
améliore le coefficient de transmission des structures, en réduisant les pertes hors du plan. Nous avons également calculé les pertes par
propagation dans les cavités couplées. Enfin, un démultiplexeur en longueur d'onde a été conçu et caractérisé. Ce démultiplexeur utilise le
principe du coupleur directionnel. Un effet de démultiplexage a été observé entre 1.3 et 1.5 µm.
MOTS-CLES : cristaux photoniques, microscopie en champ proche optique (SNOM), silicium-sur-isolant (SOI), optique intégrée,
photonique, FDTD
Laboratoire (s) de recherche : Laboratoire de Physique de la Matière
Directeur de thèse: Taha BENYATTOU
Président de jury : Gérard GUILLOT
Composition du jury :
Henry BENISTY
Gilles LERONDEL
Dries VAN THOURHOUT
Frédérique DE FORNEL
Gérard GUILLOT
Taha BENYATTOU
Rapporteur
Rapporteur
Examinateur
Examinateur
Examinateur
Directeur de thèse