Conception, fabrication et réalisation de sources lasers

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N° d’ordre 2014-50
Année 2014
Thèse
Conception, fabrication et réalisation de
sources lasers hybrides III-V sur silicium
Présentée devant
L’Ecole Centrale de Lyon et l’Université de Lyon
Pour l’obtention du grade de
Docteur
Formation doctorale :
Electronique, Micro&Nano électonique, optique et laser
École doctorale : École doctorale Electronique, Electrotechnique et Automatique
Par
Antoine Descos
(Ingénieur)
Soutenue le devant la Commission d’examen
Jury MM.
Rapporteur
Invitée
Rapporteur
Directeur
B. BEN BAKIR
A. CHANTRE
H. DEBREGEAS
D. MORINI
C. SEASSAL
D. VANTHOURHOUT
P. VIKTOROVITCH
Encadrant de thèse (CEA/Léti)
Ingénieur, HDR (ST Microelectronics)
Ingénieure (Alcatel-Lucent)
Maitre de conférence, HDR (IEF, U. Paris Sud)
Directeur de recherche CNRS (INL)
Professeur, HDR (IMEC)
Directeur de recherche CNRS, HDR (INL)
Laboratoire de recherche : INL et CEA/Léti/Dopt/Laboratoire Composant pour la
Photonique CMOS
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Résumé
Avec le développement de l’usage d’internet et les nouveaux services tout en ligne, la
quantité de données traitée par les data-centers ne cessent de croître. Ainsi, si la mise en
parallèle de plusieurs serveurs permet de répondre à cette demande, un problème structurel
apparaît. Comme dans les supercalculateurs entre les nœuds de calculs, les données ne
circulent plus suffisamment rapidement entre les serveurs sur les câbles électriques classiques.
Pour pallier à ce goulot d’étranglement, l’utilisation de l’optique permet d’obtenir des débits
plus importants. Si les câbles actifs existants permettent une solution rapide, la photonique sur
silicium présente un avantage certain. L’intégration des composants optiques au plus près des
puces électroniques permet de réduire considérablement le chemin des interconnexions ainsi
que leurs coûts énergétiques.
Une chaine de communication optique complète nécessite différents composants. Si les
modulateurs, multiplexeurs, coupleurs fibres, démultiplexeurs et photodetecteurs ont déjà été
démontrés, les sources lasers utilisées sont toujours extérieures à la puce photonique. Il s’agit
en effet du chainon manquant dans l’intégration complète de l’optique grâce à la photonique
sur silicium. Plusieurs architectures ont déjà été proposées mais cette thèse s’appuie sur
l’intégration hybride d’un matériau III-V sur le silicium.
Le travail de cette thèse a consisté en la conception, la fabrication et la caractérisation de
sources laser hybrides III-V sur silicium et a été entièrement accompli aux CEA/LETI.
L’architecture du LETI d’un guide III-V couplé à un guide silicium a été améliorée grâce à un
critère adiabatique pour obtenir une zone active de laser efficace et robuste. Cette architecture
a été déclinée en différents types de lasers (Fabry-Pérot, DBR, racetrack et DFB). La
fabrication de ces lasers a nécessité des développements de procédés de structuration du
matériau III-V reporté sur du silicium dans les laboratoires du CEA/LETI.
Les premiers résultats ont permis la validation de l’architecture utilisée. Les lasers DBR
présentent des seuils inférieurs à 20mA et des puissances optiques maximales supérieures à
20mW dans le guide silicium. Ces lasers ont également un fonctionnement monomode avec
un SMSR de plus de 50dB. Les lasers DFB possèdent quant à eux des seuils de 30mA et des
puissances optiques maximales supérieurs à 40mW dans le guide silicium. Ils sont
monomodes avec un SMSR de 40dB. Ces résultats sont à l’état de l’art mondial sur les
sources lasers hybrides en photonique sur silicium.
Abstract
With the development of the Internet and the new cloud services, the amount of data
processed by data-centers is increasing. Though, if the paralleling of multiple server answer to
this growing quantity, a structural problem arises. As in super calculators between nodes
calculations, data are not transmitted quickly enough between servers on classical electric
cables. This bottleneck can be overcome thanks to the optic which can access greater data
rates. If existing active cables allow a quick resolution, silicon photonic has a clear benefit.
The integration of the optical components closer to the electronic chips reduces substantially
the path of interconnections and their energetic costs.
An optical transmitter and receptor need different components. If modulators,
multiplexers, fiber coupler, multiplexer and photo-detectors are already achieved, laser
sources used are still outside the photonic chip. This is the missing link for a complete optical
integration thanks to the silicon photonic. Several architectures have been proposed but this
thesis relies on hybrid integration of III-V material on silicon.
The work of this thesis consisted on the conception, the fabrication and the
characterization of hybrid III-V on Silicon laser sources and was completely done at the
CEA/LETI. The LETI architecture composed by a III-V waveguide coupled to a silicon
waveguide was improved thanks to a adiabatic criterion to obtain an efficient and robust
active area of the laser. This architecture was declined in different kinds of lasers (FabryPérot, DBR, Racetrack and DFB). The fabrication required technological development for the
structuration of the reported III-V material on silicon at the laboratories of the CEA/LETI.
The first results validates the proposed architectures. The DBR lasers have threshold of
less than 20mA and maximal optical power of more than 20mW inside the silicon waveguide.
Those lasers are monomode with a SMSR of more than 50dB. The DFB Lasers have
threshold of 30mA and maximal optical power of more than 40mW inside the silicon
waveguide. They are monomode with SMSR more than 40dB. Those results are world stateof-the-art for hybrids laser sources in silicon photonic.
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Abréviations
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AWG : Array Waveguide Grating
BCB ou DVS-BCB : divinylsiloxane benzocyclobutene : polymère utilisé pour le collage
ou l’encapsulation
BER : Bit-Error-Rate
BOX : Buried Oxide : Dans un SOI, couche d’oxyde entre le silicium apparent et le
substrat
BPM : Beam Propagation Method
CMOS : Complementary Metal Oxide Semiconductor : Technologie de fabrication de la
majorité des composants électroniques actuels.
CMP : Polissage Mechano-Chimique
DFB : Distributed Feed-Back laser
DBR : Distributed Bragg Resonator
EAM : Electro-Absorption Modulator : Modulateur à électro-absorption
FDTD : Finite Difference Time Domain
FEM : Finite Element Method
FIB : Focus Ion Beam
FTTH : Fiber To The Home : Fibre jusqu’à la maison
HF : Haute Fréquence
ICP : Inductively Couple Plasma
InP : Indium Phosphore : alliage des deux composants.
MEB : Microscopie Electronique à Balayage
OFDM : Orthogonal Frequency Division Multiplexing : Multiplexage par repartition en
fréquences orthogonales
OOK : On-Off-Keying : Codage « tout-ou-rien »
QAM 16 : Quadrature Amplitude Modulation for 16 bits : Modulation d’amplitude en
quadrature
QPSK : Quadrature Phase-shift Keying : Modulation par changement de phase en
quadrature
RIE : Reactive Ion Etching
SiN : Nitrure de silicium du type Si xNy, généralement, Si3N4
SOI : Silicon-On-Insulator : Plaquette dont le substrat est en silicium superposé à un
oxyde et recouvert d’une dernière couche de silicium apparente
WDM : Wavelength Division Multiplexing : Multiplexage en longueur d’onde
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Sommaire
Résumé................................................................................................................................ 3
Abréviations ........................................................................................................................ 4
Chapitre I.
Introduction et état de l’art ............................................................................ 9
1. Augmentation du volume d’informations ................................................................ 9
2. L’évolution des transferts d’information ................................................................. 9
a)
De l’électron au photon .................................................................................. 10
b)
Augmentation du débit optique ...................................................................... 10
c)
Explosion de la demande en bande passante .................................................. 11
d)
Transmissions courte et moyenne distance : un nouvel enjeu........................ 11
3. Intérêt de la photonique sur silicium ...................................................................... 12
a)
Utilisation du silicium .................................................................................... 12
b)
Ligne de transmission optique et composants de la photonique sur silicium 12
4. Sources lasers en photonique sur silicium ............................................................. 14
a)
Description de l’architecture générale d’un laser ........................................... 14
b)
Le silicium : un semi-conducteur non émetteur de lumière ........................... 15
5. Le choix du III-V sur la puce photonique .............................................................. 17
a)
Le flip-chip ..................................................................................................... 17
b)
L’hétéro-épitaxie III-V sur silicium ............................................................... 18
c)
Le collage de III-V sur silicium ..................................................................... 18
6. Etat de l’art des lasers hybrides III-V sur silicium................................................. 19
a)
Micro-disque et micro-anneau........................................................................ 19
b)
Lasers Fabry-Pérot ......................................................................................... 21
c)
Laser DBR ...................................................................................................... 24
d)
Lasers DFB ..................................................................................................... 24
e)
Racetrack ........................................................................................................ 25
f)
Laser AWG .................................................................................................... 26
7. Orientation générale de cette thèse ........................................................................ 27
8. Bibliographie.......................................................................................................... 27
Chapitre II. Conception d’une architecture de laser hétéro-intégrée technologiquement
et optiquement originale ........................................................................................................... 32
1. Description de la zone hybride du laser ................................................................. 32
a)
Structure générale ........................................................................................... 32
b)
Configurations possibles ................................................................................ 34
2. Couplage entre deux guides d’onde ....................................................................... 36
a)
Couplage directionnel .................................................................................... 36
b)
Transitions structurées : tapers ....................................................................... 39
6
0
c)
Méthode interférentielle pour système couplé ............................................... 39
d)
Critère d’adiabadicité pour transformateur de mode ...................................... 41
3. Conception de transformateurs de mode pour un système III-V sur silicium ....... 42
a)
Conception du taper utilisant le critère d’adadiabadicité ............................... 42
b)
Vérifications numériques de la propagation. .................................................. 51
c)
Autres tapers utilisés ...................................................................................... 54
d)
Robustesse de l’efficacité de couplage par rapport à différents paramètres
technologiques .................................................................................................................. 55
4. Proposition d’utilisation de tapers utilisant le critère d’adiabadicité pour des
modulateurs à électro-absorption et des photodiodes hybrides III-V sur silicium ............... 59
a)
Photodiode hybride III-V sur silicium ........................................................... 59
b)
Modulateur à électro-absorption hybride III-V sur silicium .......................... 60
5. Conclusion ............................................................................................................. 61
6. Bibliographie.......................................................................................................... 61
Chapitre III. Cavités résonnantes proposées pour laser hybride III-V sur silicium ....... 63
1. Définition de la cavité laser ................................................................................... 63
2. Principe de fonctionnement d’un réseau de Bragg ................................................ 65
3. Cavité Fabry-Pérot ................................................................................................. 66
4. Laser à miroir de Bragg distribué .......................................................................... 68
5. Cavité en stadium ................................................................................................... 72
6. Lasers à retro-action répartie.................................................................................. 73
7. Conclusion ............................................................................................................. 76
8. Bibliographie.......................................................................................................... 77
Chapitre IV. Fabrication d’une architecture de laser hybride ........................................ 79
1. Description des étapes réalisées sur un wafer de 200mm ...................................... 80
a)
Structuration du silicium ................................................................................ 80
b)
Définition des réseaux pour différentes fonctions optiques ........................... 81
c)
Définition des guides d’onde .......................................................................... 85
d)
Encapsulation et planarisation ........................................................................ 90
e)
Collage de l’épitaxie laser III-V ..................................................................... 92
f)
Implantation du III-V ..................................................................................... 96
g)
Définition du guide III-V ............................................................................... 98
2. Structuration du III-V et métallisation pour une taille de plaque de 100mm ........ 99
a)
Découpe des plaques ...................................................................................... 99
b)
Gravure du guide III-V ................................................................................. 100
c)
Dépôt des contacts ........................................................................................ 107
d)
Définition du mesa III-V .............................................................................. 111
e)
Encapsulation ............................................................................................... 112
0
7
f)
Reprise de contact ........................................................................................ 112
g)
Dépôt de chaufferettes pour l’accordabilité ................................................. 115
3. Conclusion ........................................................................................................... 115
4. Bibliographie........................................................................................................ 116
Chapitre V. Résultats expérimentaux........................................................................... 117
1. Configurations des caractérisations ..................................................................... 117
a)
Design des électrodes ................................................................................... 118
b)
Caractérisation de coupleurs fibre ................................................................ 120
2. Lasers hybrides III-V sur silicium Fabry-Pérot ................................................... 121
3. Lasers DBR hybrides III-V sur silicium .............................................................. 126
a)
Caractérisation d’un laser DBR III-V sur SOI ............................................. 127
b)
Caractérisation d’un laser DBR ayant une zone active de 950µm ............... 130
c)
Comparaison des caractéristiques des lasers en fonction des technologies de
fabrication ...................................................................................................................... 131
d)
Accordabilité ................................................................................................ 134
e)
Comparaison à l’état de l’art des lasers de type DBR .................................. 138
4. Lasers DFB hybrides III-V sur silicium............................................................... 140
5. Lasers hybrides III-V sur silicium Racetrack ...................................................... 143
6. Modulateur à électro-absorption hybride III-V sur silicium ................................ 147
7. Photodiodes hybrides III-V sur silicium .............................................................. 150
8. Conclusion ........................................................................................................... 151
9. Bibliographie........................................................................................................ 152
Chapitre VI. Bilan et perspectives ............................................................................... 153
Chapitre I
9
Chapitre I. Introduction et état de l’art
Envoyer un mail à un ami à l’autre bout du monde, acheter un livre ou une application
sur internet, faire une vidéoconférence avec un collègue ou profiter de serveurs de calcul sont
devenus des tâches relativement courantes lors de l’utilisation d’un ordinateur. Malgré leur
simplicité, toutes ces activités demandent des transferts d’information importants sur
différentes distances. Il a donc fallu concevoir des moyens de communication efficaces et
efficients pour transférer des données informatiques rapidement.
Ce chapitre présente le contexte de la thèse. En partant de la place de plus importante de
l’informatique puis en présentant l’évolution des transferts d’information entre ordinateurs,
l’intérêt de la photonique sur silicium est démontré. Une rapide description des sources lasers
est faite suivi des différentes pistes étudiées pour la réalisation d’une source laser intégrée en
photonique sur silicium. La partie suivante analyse les avantages du choix du matériau III-V
pour de telles sources. Un état de l’art sur les sources lasers hybrides III-V sur silicium au
début des travaux de cette thèse est ensuite réalisé. Enfin, la solution adoptée dans cette thèse
ainsi que l’articulation de ce manuscrit sont précisées.
1. Augmentation du volume d’informations
Depuis la création du premier ordinateur, l’informatique a fortement évolué. Alors que le
premier ordinateur remplissait entièrement une pièce, les téléphones actuels, 20 000 fois plus
puissants, tiennent dans la main. En 1972, M. Moore prédisait le doublement du nombre de
transistors par puces électroniques tous les 18 mois [1]. Ceci a eu pour conséquence de
favoriser la recherche dans la micro-électronique et la vente de nouveaux matériels
informatiques plus compétitifs régulièrement.
Avec l’augmentation des puissances de calcul des ordinateurs, il est apparu une plus
grande diversité de logiciels. Si les premiers calculateurs étaient généralement construits pour
répondre à une tâche en particulier, la capacité des ordinateurs s’est diversifiée avec le temps.
De plus, l’évolution de la première couche logicielle, le système d’exploitation, a apporté une
plus grande flexibilité de création logicielle. Les ordinateurs ont donc créé de plus en plus de
données séparément. L’échange de données entre ordinateurs s’est donc rapidement révélé un
sujet intéressant.
2. L’évolution des transferts d’information
Les premières communications à distance entre humains ont été faites par transport de
données physiques (lettres, documents). Ce transport s’est rapidement avéré lent. La
découverte du transport d’information possible par le courant électrique a permis de diminuer
le temps de transfert de messages simples. Il s’est développé grâce au télégraphe. Celui-ci
utilisait un système de codage On-Off-Keying (OOK) associé au codage morse. Les
communications se sont ensuite faites sur des câbles électriques de manière analogique. C’est
le principe du téléphone.
Avec l’évolution du marché des ordinateurs, les communications entre deux machines se
sont rapidement développées. Les premiers réseaux longue distance utilisaient les lignes
téléphoniques par le biais de modem et de signaux analogiques. Ce système de
communication s’est rapidement révélé limité par le débit proposé. Les échanges de données
étant de plus en plus conséquents, il a fallu trouver d’autres moyens de communication. Deux
axes d’étude ont permis d’augmenter les débits proposés. Il s’agit du moyen physique de
transporter le signal et du codage de l’information.
10
Chapitre I
a) De l’électron au photon
Malgré les évolutions apportées au transport électrique de donnée (câbles coaxiaux,
codage et multiplexage), les câbles électriques se sont révélés trop consommateurs d’énergie
sur les longues distances. Les derniers câbles électriques développés ont des pertes linéiques
de 10dB/km à 1MHz[2]. Le développement des systèmes de transmission optique a permis
d’atteindre rapidement des débits bien supérieurs. La Figure I-1 présente l’évolution des
débits des systèmes électriques depuis les premières lignes téléphoniques jusqu’aux derniers
câbles coaxiaux. Le retard pris par les connexions électriques par rapport aux connexions
optiques sera difficilement rattrapé.
Figure I-1 : Evolution du débits des systèmes de télécommunication en fonction du temps [3]
L’idée d’utiliser la lumière pour transporter de l’information est très ancienne.
Cependant, il a fallu attendre le développement de deux technologies avant de pouvoir utiliser
les communications optiques : la fibre optique et le laser semi-conducteur.
Le développement des diodes lasers semi-conducteur a permis la génération d’un signal
monochromatique, directionnel et accordable. En parallèle, l’évolution des fibres optiques a
diminué les pertes linéiques ainsi que la dispersion chromatique. L’étude du système de
télécommunication optique complet a également permis d’établir la technologie la plus
intéressante pour cette application. Ainsi, la plupart des systèmes de télécommunication
optiques fonctionnent avec des lasers utilisant des semi-conducteurs de type III-V pour une
transmission de lumière dans la plage de longueur d’onde 1300nm-1550nm. Cette plage
correspond au minimum de dispersion et d’absorption de la silice utilisée dans les fibres
optiques (pertes de seulement 0,22dB/km).
Même si le transport d’information par câbles électriques ou par fibres optiques utilise
des ondes électromagnétiques, la différence de fréquence de ces ondes permet différentes
techniques de codage. Ainsi, le codage de la lumière a été optimisé pour augmenter le débit.
b) Augmentation du débit optique
Plusieurs méthodes ont été développées pour augmenter le débit des fibres optiques.
La première solution consiste à coder l’information sur plusieurs longueurs d’onde. Le
débit est ainsi multiplié par autant de longueurs d’onde utilisées. Cette méthode s’appelle le
multiplexage en longueur d’onde (WDM pour Wavelength Division Multiplexing). Les
systèmes actuels utilisent plus de 40 longueurs d’onde différentes et imposent la stabilité et la
pureté spectrale des transmetteurs.
La deuxième solution adoptée consiste à modifier le codage de l’information sur une
longueur d’onde. Les premiers systèmes optiques utilisaient un système de type OOK comme
Chapitre I
11
le morse. L’utilisation de la phase et de l’amplitude de l’onde permet de coder plusieurs bits
sur la même fréquence (longueur d’onde). Ces systèmes s’appellent QPSK (Quadrature
Phase-shift Keying), QAM 16 (Quadrature Amplitude Modulation pour 16 bits) et OFDM
(Orthogonal Frequency Division Multiplexing).
c) Explosion de la demande en bande passante
Cependant, malgré des débits importants, les communications optiques coûtent cher par
rapport aux communications électriques et ne sont pas facilement intégrables. Ainsi, les
transmissions optiques ont d’abord été utilisées pour les grandes distances sur lesquelles de
grands transferts d’information ont rapidement été nécessaires. Cependant, avec le
développement d’internet et des services de cloud computing, la demande en bande passante a
augmenté de manière exponentielle. Les communications entre les serveurs des datacenters
ont également augmenté et l’utilisation de câble optique a commencé à apparaître. La Figure
I-2 présente les différentes familles d’interconnexions ainsi que leurs besoins actuels en bande
passante.
Figure I-2 : Familles d'interconnexions classées en fonction de la longueur du lien et de la bande passante
actuellement nécessaire
Les utilisateurs souhaitant également des débits de plus en plus importants, des réseaux
de fibres optiques jusqu’à l’utilisateur de type FTTH (Fiber To The Home) ont été déployés.
Ainsi, le marché des transmetteurs optiques, qui était cantonné aux longues distances est en
train de devenir un marché de masse nécessitant des produits peu couteux.
De plus, le marché des transmetteurs optiques est amené a fortement évolué du fait des
nouvelles architectures des serveurs et des supercalculateurs.
d) Transmissions courte et moyenne distance : un nouvel enjeu
Les datacenters des grandes entreprises d’internet contiennent de plus en plus de
serveurs. Ces serveurs communicant entre eux, leurs liaisons sont également de plus en plus
rapides. Les câbles actifs (câbles optiques contenant le transmetteur et le photorécepteur, mais
ayant une connectique électrique) sont déjà utilisés mais l’intégration au plus près de la puce
des transmetteurs permettra de gagner encore du débit.
De plus, l’évolution des puces électroniques consistant à rajouter toujours plus de
fonctionnalités sur la puce (mémoire, puce graphique intégrée, MEMS) augmentent
également la quantité de donnée qui transite sur celle-ci.
La Figure I-3 présente la répartition des marchés entre le domaine électrique et optique
en fonction de la distance et de la bande passante.
12
Chapitre I
Figure I-3 : Répartition du marché entre le domaine électrique et optique en fonction de la distance et de la
bande passante
Toutes ces considérations amènent à développer des solutions de transmetteur optique au
plus près des puces électroniques. De plus, une intégration complète permettrait de remplacer
les interconnexions électriques d’une puce par des guides d’onde optiques et ainsi réduire la
consommation et la température d’une puce.
3. Intérêt de la photonique sur silicium
a) Utilisation du silicium
Le matériau privilégié pour la fabrication des puces CMOS est le silicium. Ce semiconducteur de choix pour la micro-électronique devrait donc être au cœur de l’intégration de
l’optique sur les puces CMOS.
Un des gros avantages du silicium pour l’optique est son fort contraste d’indice avec son
oxyde naturel (3,5 pour le silicium contre 1,45 pour la silice dans les longueurs d’onde
utilisées dans les télécoms). Un autre avantage, et non des moindres, d’utiliser du silicium
pour implémenter l’optique sur les puces CMOS est l’utilisation des procédés de fabrication
déjà développés par la micro-électronique. C’est grâce à ces deux points que de nombreuses
fonctions optiques ont déjà été développées et montrent le grand intérêt d’utiliser le silicium.
De plus, la création des plaquettes Silicon-On-Insulator (SOI) par SOITEC permet de
commencer les étapes technologiques avec directement une couche de silicium sur une
couche de silice (BOX).
Ainsi, toutes les fonctions passives optiques telles que le guidage de la lumière, le
traitement spectral de la lumière et le couplage à une fibre optique extérieure ont déjà été
réalisées. De plus, certaines fonctions actives sont également étudiées depuis longtemps.
Ainsi, la détection d’un signal optique par une photodiode et la modulation pour la génération
de signaux transférables ont déjà été démontrées en utilisant le silicium comme matériau de
base.
b) Ligne de transmission optique et composants de la photonique sur
silicium
La transmission d’information par la lumière nécessite différents composants. La lumière
doit être générée, codée, guidée et décodée. La Figure I-4 présente une ligne de transmission
optique. Les composants nécessaires sont des lasers, des modulateurs, un multiplexeur, des
guides d’onde, une fibre optique, un démultiplexeur et des photodiodes. Les lasers permettent
la génération d’un signal lumineux pouvant être codé. Plusieurs lasers émettant à différentes
longueurs d’onde proches permettent l’utilisation du multiplexage. Les modulateurs
permettent de coder l’information sur le signal lumineux. Le multiplexeur superpose les
Chapitre I
13
signaux des différentes longueurs d’onde dans un seul guide d’onde. Les guides d’onde sont
ensuite couplés à des fibres optiques pour transmettre l’information sur la distance voulue.
Ensuite, le signal est recouplé dans un guide d’onde avant d’être démultiplexé pour permettre
la détection des différentes longueurs d’onde par des photodiodes séparées.
Figure I-4, Schéma d'une ligne de transmission optique. Les lasers émettent la lumière à différentes longueurs
d'onde. Le signal est généré par les modulateurs sur chaque canal. Le multiplexage superpose les signaux avant la
transmission par la fibre optique. Les signaux sont ensuite démultiplexés pour être détectés grâce à des photodiodes.
Une brève description des éléments de la ligne de transmission optique est présentée dans
les paragraphes qui suivent.
Génération de la lumière : la diode laser
Pour la génération de la lumière, le composant maitre reste la diode laser pour obtenir des
signaux monochromatiques, directionnels et longitudinaux. Suivant les applications visées, les
caractéristiques du laser (seuil, puissance optique, longueur d’onde) seront différentes.
Pour utiliser le multiplexage en longueur d’onde, les lasers doivent être monomodes
(émettant une seule longueur d’onde). De plus, pour permettre l’interopérabilité des signaux
d’une puce à l’autre, la longueur d’onde des lasers doit pouvoir être précisément choisie. Les
lasers seront donc préférés accordables.
L’état de l’art des lasers en photonique sur silicium est fait dans la section 4.
Génération du signal : modulation directe ou externe
Le codage de l’information demande de moduler le signal optique. Cette modulation peut
se faire soit directement sur le laser soit par un composant externe au laser. La modulation
directe du courant d’injection est la solution la plus simple et permet d’atteindre des débits de
10Gb/s [4]. Cependant, la variation de concentration de porteur dans la diode fait varier la
longueur d’onde d’émission du laser et amène une distorsion du signal modulé (phénomène
de chirp). L’utilisation d’une modulation externe par un composant dédié permet de faire
fonctionner le laser de manière continue et diminue la distorsion du signal. Elle permet
également d’atteindre des débits plus importants.
Plusieurs types de modulateurs ont été développés en photonique sur silicium. La
variation d’amplitude du signal peut-être obtenue par électro-absorption ou par interférence.
Dans ce deuxième cas, le signal est séparé en deux branches dont l’une permet de changer la
phase du signal. Des modulateurs en silicium ont atteint des débit de plus de 40Gb/s [5].
Plusieurs configurations de modulateurs ont été proposées, par exemple en anneau [6], et dans
divers matériaux, par exemple SiGe [7] et III-V sur silicium [8].
Augmentation du débit par multiplexage
Comme décrit précédemment, pour augmenter le débit, plusieurs signaux optiques à
différentes longueurs d’onde peuvent être superposés. Ces signaux optiques incohérents car
générés par différents lasers n’interférent pas ensemble. Suivant l’application visée, le
multiplexage impose des valeurs critiques pour la longueur d’onde, la largeur de raie du laser
et l’espacement entre les longueurs d’onde.
Les multiplexeurs permettent le couplage de n guides d’onde à un seul. Plusieurs types
ont été développés en photonique sur silicium. Traditionnellement, des AWG (Array
Waveguide Grating) sont utilisés. Deux coupleurs en étoile reliés par un réseau de guides de
différentes longueurs permettent de séparer les longueurs d’onde par les interférences créées.
14
Chapitre I
Il est possible de séparer jusqu’à 32 canaux distants de 200GHz avec des pertes de 1dB [9].
Cependant ces multiplexeurs étant généralement de très grande taille, il a été proposé des
designs à partir d’interféromètres de Mach-Zender [10], de réseaux échelles [11] et d’anneaux
résonnants [12].
Transmission du signal : guide d’onde et fibre optique
La génération du signal au niveau de la puce se fait à travers des guides optiques en
silicium encapsulés dans de la silice. Pour des communications par fibre optique, il est
nécessaire de coupler ces guides d’onde à des fibres. Pour cela, plusieurs types de coupleur
fibre ont été développés. Le plus simplement réalisé et qui ne nécessite pas de cliver la plaque
est le coupleur par réseau. Un réseau gravé au niveau du guide réfracte la lumière vers le haut
de la plaque. Ces coupleurs sont très utiles dans le cas de test à réaliser sur puce. Les pertes
peuvent être inférieures à 2dB [13]. Ces coupleurs ne permettent de coupler qu’une seule
polarisation. Une solution est d’utiliser des réseaux 2D [14].
D’autres coupleurs par la tranche ont été développés pour réduire les pertes et pour
s’affranchir du problème de la polarisation. Des pertes inférieures à 1dB ont été obtenues pour
des coupleurs utilisant des taper 3D [15], deux réseaux superposés [16] et des tapers inverses
[17].
Décodage du signal : photodétecteur
A la fin de la transmission, le signal doit être interprété. Pour cela, un démultiplexeur
permet tout d’abord de séparer les différents canaux en longueur d’onde. Chaque guide
d’onde est ensuite couplé à un photodétecteur.
Comme pour les autres composants actifs, il existe plusieurs types de photodétecteurs.
Des photodiodes en germanium épitaxiées sur silicium permettent d’obtenir des bandes
passantes de plus de 50GHz et des courants d’obscurité inférieurs à 50nA ([18], [19]). Des
photodiodes à avalanche en germanium ont également été développées ([20], [21]).
L’utilisation de l’avalanche permet de diminuer la consommation électrique. Enfin, des
photodiodes hybrides III-V sur silicium ont permis d’atteindre des vitesses de 40Gb/s [22].
Chaque composant est largement étudié et présente des performances satisfaisantes.
L’intégration de démultiplexeurs avec des photodétecteurs a déjà été effectuée. Cette thèse
s’intéressant au développement de source laser hybride III-V sur silicium, la partie suivante
s’attarde sur la présentation de l’état de l’art des lasers en photonique sur silicium.
4. Sources lasers en photonique sur silicium
La brique manquante dans l’intégration complète de la photonique sur silicium est la
source de photon. Réaliser une source laser s’avère plus compliqué que pour les autres
composants actifs. Dans cette partie, une présentation de l’architecture générale d’un laser est
faite pour mieux comprendre la problématique qui est de réaliser un laser en silicium.
a) Description de l’architecture générale d’un laser
Les premiers lasers (de l’anglais Ligth Amplification by Stimulated Emission of
Radiation) ont été conçus et réalisés dans les années 60. La théorie s’est depuis affinée et le
fonctionnement général d’un laser est largement connu.
Tout d’abord, le laser utilise un matériau actif. Il s’agit d’un matériau semi-conducteur
dont les électrons dans la bande de conduction peuvent être recombinés à l’aide d’un photon
incident tout en générant également un photon. Ainsi, pour un photon au départ, deux photons
sont récupérés après désexcitation (Figure I-5). Ces deux photons sont identiques (même
longueur d’onde, même phase et même direction de propagation). C’est le principe de
l’émission stimulée.
Chapitre I
15
Figure I-5, Différentes transitions électroniques entre bande de valence et bande de conduction dans un semiconducteur. L’émission spontanée correspond à la désexcitation d’un électron vers la bande de valence par l’émission
d’un photon. L’absorption correspond à l’excitation d’un électron vers la bande de conduction grâce à un photon.
L’émission stimulée correspond à la désexcitation d’un électron vers la bande de valence à l’aide d’un photon et de la
génération d’un photon.
Deux mécanismes sont alors utilisés pour provoquer l’amplification : une résonnance
optique et une pompe du matériau actif.
En plaçant le matériau actif dans une cavité résonnante, les photons passent de
nombreuses fois dans le matériau et ont plus de chance de provoquer une émission stimulée
avant d’être absorbés. Plusieurs paramètres peuvent définir une cavité résonnante : le facteur
de qualité de la cavité ou le temps de vie des photons dans la cavité, par exemple.
Afin d’avoir un maximum de paires électron-trou pouvant être recombinées, le matériau
actif est pompé. La pompe augmentant la densité de paires électron-trou, des photons vont
être générés par émission spontanée. L’effet laser est obtenu lorsque l’émission stimulée suffit
à surpasser les pertes dans la cavité (pertes par absorption ou sur les bords du laser). Pour
cela, la pompe est accentuée afin d’augmenter le nombre de paires électron-trou dans le
matériau actif.
Le rayonnement laser est récupéré par couplage de la cavité résonnante à un guide
d’onde extérieur. Ce couplage rajoute des pertes dans la cavité laser et sont à prendre en
compte dans les pertes à surpasser pour obtenir l’effet laser. Les photons étant générés par
l’émission stimulée, le rayonnement obtenu est fortement cohérent, monochromatique et
directionnel.
Les différentes caractéristiques du laser telles que la longueur d’onde, le spectre
d’émission, le seuil et la puissance maximale, ainsi le diagramme de rayonnement dépendent
fortement de la cavité et du matériau utilisés. Ainsi, la minimisation des pertes intra-cavité est
un des points les plus importants pour améliorer le fonctionnement d’un laser afin
d’augmenter le temps de vie des photons dans le milieu amplificateur.
b) Le silicium : un semi-conducteur non émetteur de lumière
Une source laser totalement en silicium réalisée grâce aux techniques CMOS permettrait
un avènement rapide de la photonique sur silicium. Cependant, le silicium n’est pas un bon
émetteur de lumière. Il présente un band-gap indirect (Figure I-6) ce qui implique que les
recombinaisons radiatives doivent être assistées par un phonon. De ce fait, les paires électrontrou ont un temps de vie radiatif très long comparé aux autres recombinaisons non radiatives.
Ainsi, les combinaisons non radiatives telles que les recombinaisons Auger, de même que
l’absorption de porteurs libres ont plus de chance de se produire lorsque l’injection augmente.
C’est autant de pertes d’injection perdues pour l’émission de photons.
16
Chapitre I
Figure I-6, Schéma de bandes du silicium simplifié. Seules les principales transitions sont représentées : en noir,
l’absorption indirect ; en rouge, la recombinaison indirecte radiative à l’aide d’un phonon ; en vert, la recombinaison
Auger et en orange, l’absorption de porteurs libres. [23]
Cependant, plusieurs approches ont permis d’obtenir du gain optique et même des effets
laser. L’utilisation d’une jonction P-N fine en silicium [24], l’utilisation de silicium
extrêmement pur [25], de silicium contraint [26] ou de puits quantiques en silicium [27] ont
été utilisés pour réaliser de l’émission stimulée et même des diodes efficaces. Cependant ces
approches ne permettent pas une émission aux longueurs d’onde télécom entre 1,3 et 1,55µm.
De plus, le gain apporté est faible et l’injection n’est pas encore électrique.
Deux approches plus prometteuses méritent d’être signalées. L’implantation d’impureté
de métaux rares (Erbium) a permis d’atteindre des gains optiques de 1dB/cm et permet une
émission à 1,55µm ([28], [29]).
La dernière approche très prometteuse car compatible avec toutes les technologies de
fabrication CMOS est l’épitaxie de germanium sur le silicium. Une ingénierie de bande par
contrainte et dopage permet d’équilibrer son band-gap indirect et obtenir des recombinaisons
radiatives dans les longueurs d’onde télécom [30]. Un effet laser sous pompage optique a été
obtenu à température ambiante [31] et le pompage électrique a permis d’obtenir une
électroluminescence prometteuse [32].
Ces recherches pour la réalisation d’une source laser intégrée en silicium en sont encore à
de recherches fondamentales pour trouver un matériau ayant suffisamment de gain optique.
Même si elles sont prometteuses dans l’optique d’une compatibilité avec les technologies
CMOS, elles nécessiteront encore de nombreuses années de recherche pour obtenir un effet
laser conséquent et utilisable en télécom.
Ainsi, l’approche utilisée a été de trouver un matériau à fort gain dans la gamme
envisagée. Les matériaux III-V sont les matériaux de choix pour réaliser actuellement les
lasers utilisés dans les télécommunications. La photonique sur silicium s’est donc tournée vers
ces matériaux.
Chapitre I
17
5. Le choix du III-V sur la puce photonique
Les épitaxies à base d’InP et d’AsGa sont utilisées pour réaliser des lasers à injection
électrique utilisés en télécommunication. Les matériaux III-V ayant un band-gap direct, se
sont révélés très efficaces dans la génération de lumière. De plus, leur faible différence de
maille avec leurs alliages quaternaires à permis de créer des épitaxies lasers très efficaces. La
Figure I-7 présente une telle épitaxie à base de puits quantiques. La lumière est émise par les
puits quantiques. Afin d’augmenter le facteur de confinement du mode optique dans les puits
quantiques, ceux-ci sont encadrés par deux couches de barrière. Un côté de l’épitaxie est dopé
P et l’autre dopé N afin d’alimenter la structure. Sur certaines épitaxies, une jonction tunnel
est superposée à l’InP dopé P afin d’injecter le courant électrique sur une zone dopée N. En
effet, les contacts métalliques sur InP dopé N ont des résistances de couche plus faibles [33].
Figure I-7, Schéma d'une épitaxie laser basée sur de l'InP. Le diagramme des bandes de valences et de
conduction est superposé au profil de champ électrique. Les puits quantiques permettent de confiner les porteurs
tandis que les barrières confinent le champ électrique.
Malgré un fort intérêt optique, l’intégration des III-V sur le silicium est un problème
majeur. Plusieurs solutions ont été envisagées : le flip-chip, l’épitaxie de III-V sur silicium et
le collage moléculaire. Chaque solution est détaillée dans la suite.
a) Le flip-chip
Le flip-chip consiste à fabriquer le laser à part du silicium sur une épitaxie III-V puis à le
reporter sur le silicium généralement par collage métallique. Le laser doit être déposé en
alignement des guides silicium. Pour cela, des tranchées sont formées dans la puce silicium
pour venir y déposer le laser. L’alignement nécessaire lors du dépôt du laser est de l’ordre du
micron et rend cette étape extrêmement coûteuse. La Figure I-8 présente le schéma d’un tel
laser réalisé par Kotura. De tels lasers [34] ont un seuil de 15mA et une puissance optique
maximale de 10mW dans le guide silicium à température ambiante et avec un alignement
extérieur du laser.
Figure I-8, Schéma du principe du flip-chip de Kotura. Le laser III-V est déposé dans une tranchée à gauche
puis relié aux contacts par des fils. Le réseau du guide silicium permet une sélection en longueur d’onde du laser. [35]
Malgré de bon résultat en alimentation électrique continue, cette technique n’a pas été
retenue pour cette thèse car elle ne présente pas des perspectives de forte intégration avec les
autres composants de la photonique sur silicium et est très coûteuse.
18
Chapitre I
b) L’hétéro-épitaxie III-V sur silicium
Une manière d’obtenir du matériau III-V sur du silicium est l’épitaxie directe sur
silicium. Cette méthode permet d’obtenir des lasers émettant plusieurs dizaines de milliwatts
en alimentation électrique pulsée [36]. Plusieurs problèmes apparaissent cependant. Tout
d’abord, les mailles cristallines du silicium et des matériaux III-V sont très différentes (écart
de 8% entre le silicium et l'InP et de 4% avec le GaAs). Cela provoque l’apparition de
dislocations dans le III-V à la frontière avec le silicium. Ces dislocations diminuent les
qualités optiques de l’épitaxie. Ce problème oblige à rajouter de zones épaisses de buffer
(2µm) ainsi que des alternances de puits quantiques entre le silicium et la zone active pour
faire office de couches d’arrêt des dislocations. Toute cette épaisseur sépare d’autant plus
l’émission de lumière des guides silicium.
Cette méthode promettant une intégration très poussée n’a donc pas été adoptée car elle
nécessite encore une amélioration de l’épitaxie III-V sur silicium.
c) Le collage de III-V sur silicium
La solution adoptée dans cette thèse et qui a montré les meilleurs résultats est la méthode
d’hybridation de plaquette III-V sur le SOI.
Cette méthode consiste à créer une épitaxie laser inversée sur un substrat de III-V (InP ou
GaAs) puis de reporter cet empilement sur la puce photonique. La description de l’étape de
collage est présentée dans le chapitre 3. Après collage, le substrat est retiré pour ne laisser que
l’empilement laser de quelques microns. Celui-ci est ensuite structuré puis les contacts sont
ensuite déposés.
Ce report peut se faire par plaquettes complètes ou par vignettes clivées. L’avantage du
collage de vignette est évidemment l’économie de matériau III-V et la possibilité d’hybrider
le matériau actif que là où il est nécessaire sur la puce. De plus, ce collage par vignette ne
nécessite pas de tolérance d’alignement particulier car celui-ci est fait lors de la structuration
du III-V grâce aux techniques de lithographies qui permettent de s’aligner sur les repères des
guides silicium.
Cette méthode promet donc une intégration très poussée. Plusieurs techniques
d’hybridation ont été démontrées.
1. Le collage métallique
2. Le collage polymère
3. Le collage direct
Ces différentes approches dénotent de fortes différences d’intégration. Elles permettent
également d’obtenir différentes épaisseurs de collage. Un collage inférieur au micron entre les
deux plaques permet de coupler la lumière entre les guides silicium et les guides III-V formés.
Le collage nécessite également une attention au niveau de l’état de surface des plaques pour
éviter la formation de zone de décollement.
Le collage métallique
Le collage métallique consiste à placer une couche de métal (comme de l’or) entre le
silicium et l’épitaxie III-V à coller. Cette couche de métal peut alors être utilisée comme
électrode pour le contact situé contre le silicium. Elle permet de s’affranchir des défauts
présents sur les deux surfaces de collage (silicium et épitaxie III-V) et constitue une très
bonne couche d’évacuation thermique. Le collage se fait à faible température.
Cependant, cette couche de métal absorbe la lumière et rend donc le couplage optique du
III-V au silicium difficile.
Le collage polymère
Le collage polymère consiste à utiliser le divinylsiloxane benzocyclobutene (DSV-BCB
ou BCB) comme agent de liaison entre les plaques. Ce polymère permet de s’affranchir de la
rugosité des plaques avant collage. Les épaisseurs de collage sont difficilement inférieures à
100nm [37]. De plus, le collage nécessite un recuit à 250°C ainsi qu’une pression
Chapitre I
19
uniformément répartie [38]. Ces contraintes ont incitées le LETI à choisir le dernier procédé
de collage.
Le collage direct
Le collage direct est un collage moléculaire utilisant les forces de Van der Waals entre
deux surfaces hydrophiles. Le collage s’effectue entre deux oxydes. L’épitaxie III-V est
oxydée sous un plasma oxygène sur une très faible épaisseur. Le wafer comportant le circuit
photonique en silicium peut être préparé de la même façon ou bien encapsulé avec de la silice.
Cette couche est alors planarisée par un polissage mécano-chimique (CMP). Cette étape
permet d’obtenir différentes épaisseurs de collage (de quelques nanomètres à plusieurs
centaines de nanomètres). Après activation des surfaces, les deux plaques sont mises en
contact à température ambiante. Un recuit basse température est effectué afin de transformer
les liaisons faibles en liaisons covalentes et d’évacuer les gaz (H2 et H2O) et éviter la
formation de bulles à l’interface de collage [39].
Ce type de collage est dépendant de la qualité de surface des plaques. Cependant, la silice
ayant une conductivité thermique plus élevée que le BCB (1,2W/K.m pour la silice contre
0,3W/K.m pour le BCB), ce type de collage permettra une meilleure évacuation de la chaleur
créée par le laser et donc une meilleure tenue en température.
Des lasers hybrides ont été réalisés en utilisant ces trois méthodes de collage. Cependant,
les plus utilisés restent le collage moléculaire et le collage polymère. Le collage moléculaire
est de plus obligatoire pour obtenir de faibles épaisseurs de collage. La section suivantes
présente les différents lasers par les différents laboratoires de recherche.
6. Etat de l’art des lasers hybrides III-V sur silicium
Le premier laser hybride III-V sur silicium à été réalisé en 1996 par l’équipe de Wada et
Kamijoh [40]. Il s’agissait d’un laser Fabry-Pérot en InP réalisé sur une épitaxie collée sur du
silicium par collage moléculaire. Le laser fonctionnait en régime continu, le seuil était de
50mA et la puissance optique maximale émise de 7mW. Il a fallu attendre 10 ans pour que
d’autres démonstrations soient faites grâce aux maturations des technologies de photonique
sur silicium et grâce aux efforts des équipes de recherche européennes (LETI, IMEC,INL, IIIV Lab) et américaines (UCSB, Intel, Caltech). Plusieurs types de laser ont ainsi été réalisés et
sont présentés par la suite : micro-disque, Fabry-Pérot, DBR (distributed bragg resonator),
DFB (distributed feed-back laser), racetrack et laser AWG. Les différents fonctionnements
des cavités lasers sont détaillés dans le chapitre III.
Grâce aux différentes technologies de collage, plusieurs architectures de couplage sont
possibles. Dans le cas d’une faible épaisseur de collage, lorsque la zone active est
suffisamment proche des guides silicium, le mode sera confiné dans un des deux guides. Il
faut alors choisir alors entre un fort confinement dans le silicium et donc un bon couplage au
circuit photonique dans le cas ou un fort confinement dans la zone active et donc un gain
optique plus important. Lorsque le collage oblige à éloigner les guides, une stratégie de
couplage par taper permet de transférer la lumière d’un guide à l’autre. Ces différentes
méthodes sont exposées dans le chapitre II présentant la méthode de couplage originale
adoptée dans cette thèse.
Pour chaque type de laser, un tableau présente les résultats des lasers référencés en
détaillant le type de collage et s’il s’agit de vignettage, le schéma de couplage, les
caractéristiques, quelques remarques et l’année de publication. Tous les lasers fonctionnent en
alimentation électrique continue sauf si une précision contraire est donnée (pour les DFB).
a) Micro-disque et micro-anneau
Les micro-disques présentent un fort potentiel pour les connexions intra-puces grâce à
leur faible consommation et leur faible empreinte sur une puce. La cavité résonnante utilisée
20
Chapitre I
dans ces lasers est le périmètre du disque ou de l’anneau. Un mode de galerie existe le long de
ce bord et le couplage au guide silicium s’effectue généralement par couplage évanescent par
un guide situé sous le bord de la zone active (voir Figure I-9 a).
Des micro-disques lasers à injection électrique ont été réalisés [41], [42]). Comme la
longueur d’onde est imposée par le périmètre du disque, une source multi-longueur d’onde a
été réalisée en couplant quatre micro-disques de tailles différentes au même guide silicium
[43]
Figure I-9, a) Schéma d’un seul micro-disque hybride intégré sur SOI [43], b) Schéma d’un micro-anneau
hybride avec photodiode III-V intégrée [44]. Le champ électrique du mode de l’anneau calculé par BPM est visible en
insert.
Des micro-anneaux ont également été réalisés [44]. La Figure I-9 (b) présente un schéma
de la structure. L’anneau actif en InP est situé au-dessus d’un micro-disque de diamètre
identique permettant un confinement plus important du mode de galerie que dans un microdisque simple. Le champ électrique calculé en BPM est également visible. Le guide silicium
est ensuite couplé à des photodétecteurs III-V pour caractériser le laser.
Le Tableau I-1 présente les résultats des publications citées. Si les seuils obtenus sont
inférieurs au milliampère grâce à la petite taille de tels lasers, les puissances émises sont trop
faibles pour être utilisées pour des applications télécom. De plus, le couplage évanescent de
ces lasers oblige à réduire l’épaisseur de collage pour obtenir de forte puissance optique dans
le guide silicium.
Tableau I-1, Etat de l'art des lasers micro-disque et micro-anneau.
Type de collage
Schéma de
couplage
Caractéristiques
Remarques
Année
Réf.
Vignette
Collage moléculaire
Evanescent
λ = 1580 nm + 2nm
Ith = 0.3 mA
Pmax=36µW
Accordable
2010
[41]
Evanescent
λ = 1600 nm (à 1.4 mA)
Ith = 0.5 mA
Jth = 1,13 kA/cm²
Pmax = 10 μW
Emission multimode
2007
[42]
Vignette
Collage moléculaire
(épaisseur : 180 nm)
Evanescent
λ = 1585 nm (à 2.8mA)
Ith = 0.9 mA
Pmax = 12 μW
Quatre microdisques
couplés à un seul guide
silicium pour obtenir un
transmetteur multilongueur d’onde
2007
[43]
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur : quelques
nanomètres)
Evanescent
λ = 1530 nm (à 16 mA)
Ith = 5.97 mA
Pmax = 250 μW
Avec photodétecteurs
intégrés
2009
[44]
Vignette
Collage moléculaire
(épaisseur : 130 nm)
Chapitre I
21
Les sources lasers présentées dans le paragraphe suivant consistent en la superposition
d’un guide III-V sur un guide silicium dans le but d’obtenir une émission laser directement
dans le guide silicium. Les approches de couplage sont détaillées dans le chapitre II. De plus,
les cavités résonnantes correspondantes sont également détaillées dans le chapitre III.
b) Lasers Fabry-Pérot
Les lasers Fabry-Pérot sont une étape importante pour valider une architecture de laser. Il
s’agit de lasers ayant pour cavité résonnante deux miroirs large bande et qui sont
généralement multimodes. Les caractéristiques des lasers sont détaillées dans le Tableau I-2.
Le laser hybride pionnier en photonique sur silicium est le laser évanescent d’Intel [45].
Le matériau III-V est collé par collage moléculaire le plus proche des guides silicium
possible pour maximiser le taux du couplage évanescent. La Figure I-10 présente le schéma
de la coupe transversale du laser. Le mode optique est principalement confiné et guidé dans le
silicium. Une implantation d’ion H+ permet d’optimiser l’injection électrique en favorisant le
courant électrique au centre de la structure. De tels lasers ont été réalisés pour émettre à
1310nm [46] et l’ajout d’une zone d’absorption a permis de réaliser des lasers en mode
locking [47]. Cependant, comme le confinement dans les puits quantiques étant faible, ces
lasers présentent des seuils élevés et des consommations électriques importantes. De plus, la
faible épaisseur de collage rend la technologie très sensible aux contaminations et à l’état de
surface du collage.
Figure I-10. Schéma de la coupe longitudinale d’un laser Fabry-Pérot d’Intel avec superposition du mode
optique [45].
Les lasers suivants, développés en parallèle par le Léti, l’IMEC et III-V Lab, utilisent une
approche différente. L’épaisseur de collage est plus importante (entre 50nm et 300nm), le
mode optique est confiné dans le III-V et à chaque extrémité, un couplage de la lumière est
effectué vers le guide silicium par différentes techniques. La cavité résonnante peut ainsi être
conçue dans le silicium, à l’aide d’une facette ou d’un réseau. Il est possible d’utiliser un
collage moléculaire ou polymère. Le confinement dans les puits quantiques est plus
important. Ces architectures sont cependant dépendantes de la réussite du couplage du guide
III-V au guide silicium. Différentes approches sont utilisées.
L’IMEC utilise, dans le prolongement du guide III-V, un guide polymère sous lequel est
situé un taper en silicium permettant le transfert du mode optique. Le schéma d’une telle
configuration est présenté en Figure I-11.
22
[48].
Chapitre I
Figure I-11 Schéma de la structure de couplage de l’IMEC utilisant un taper inverse dans un guide polymère
L’approche utilisée par le Léti et III-V lab consiste à transférer le mode optique du guide
III-V au guide silicium avant la fin du guide III-V. La Figure I-12 (a) présente le mécanisme.
En utilisant une faible largeur du guide silicium au centre de la zone de III-V, le mode optique
sera confiné dans le III-V. Au niveau du bord du III-V, le guide en silicium est élargi pour
transférer le mode optique dans le guide silicium. L’optimisation d’un tel transformateur de
mode est présenté en chapitre 2. Une structure proposée dans [49] utilise un taper dans le
guide silicium et dans le guide III-V simultanément.
Figure I-12 a) Schéma de la vue du dessus et de la vue de côté d’un transformateur de mode par taper montrant
le transfert du mode optique d’un guide à l’autre [50], b) Schéma de la vue du dessus d’une structure en double taper
[49].
La plupart des résultats ont été obtenus avec des contacts en or déposés par lift-off.
Comme l’or est un dopant pour le silicium, cette technologie n’est pas compatible avec une
fabrication CMOS. Si le développement de contacts compatibles CMOS peut se faire en
parallèle de l’évolution des lasers, un laser Fabry-Pérot avec des contacts sans or a déjà été
obtenu [51].
Les lasers Fabry-Pérot se séparent donc en deux catégories : les lasers utilisant un
couplage évanescent déjà mature et les lasers à transformateur de mode. Les résultats obtenus
en matière de tenue en température sont cependant loin de ceux des lasers de la plateforme
III-V. Cette différence s’explique par le moins bon transfert thermique autour des structures
dû à l’interface de collage et à la présence d’une couche de silice enterrée (2µm de BOX sur
les SOI) [52].
Chapitre I
23
Tableau I-2, Etat de l'art des lasers Fabry-Pérot.
Schéma de
couplage
Charactéristiques
Remarques
Année
Réf.
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur : quelques
nanomètres)
Aucun
λ ~ 1300 nm
Ith = 50 mA
Jth = 2 kA/cm²
Pmax = 7 mW
Collage à 400°C avec
pression. L’épitaxie
III-V est reportée sur
un support polymère
avant le collage sur le
silicium
1996
[40]
Vignette
Collage polymère
(épaisseur : 300 nm)
Taper inverse du
guide silicium sous
un guide polymère
couplé à la tranche
de la zone active
Photodétecteurs
intégrés
Facettes par gravure
sèche
2006
[38],
[48]
Evanescent
λ = 1577 nm (à 70 mA)
Ith = 65 mA
Tmax = 40°C
Pmax = 1,8 mW
Implantation d’ion H+
sur les bords du guide
III-V pour éviter les
pertes électriques
latérales
2006
[45]
Evanescent
λ = 1326 nm (à 100 mA)
Ith = 30 mA
Tmax = 105°C
Pmax = 5,5 mW
Identique à [45] mais
Conçu pour émettre à
1,3µm. Le deuxième
mode transverse lase
2007
[46]
Evanescent
Pulsation de 4ps à
10GHz et 40GHz
Identique à [45] avec
une zone d’absorbtion
intégrée pour le mode
locking
2007
[47]
Evanescent
λ = 1490 nm
Ith = 60 mA
Tmax = 45°C
Pmax = 12.5 mW
Mode hybride en sortie
2009
[53]
Vignette
Collage moléculaire
(épaisseur : 400 nm)
Aucun
λ = 1565 nm (à 240mA
en régime pulsé)
Ith = 200 mA
Pmax = 1.5 mW
Contacts sans or
2009
[51]
Vignette
Collage moléculaire
(épaisseur : 100 nm)
Taper du guide
silicium
λ = 1570 nm
Ith = 100 mA
Pmax = 7.5 mW
Miroir DBR large
bande
2010
[50]
Vignette
Collage moléculaire
(épaisseur : 100 nm)
Double taper :
guide silicium et
guide III-V
λ = 1565 nm
Ith = 60 mA
Pmax = 3 mW (à 200mA)
Emission monomode
par réflexions parasites
2010
[49]
Type de collage
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur <5nm)
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur <5nm)
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur <5nm)
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur <5nm)
λ ~ 1555 nm
Pmax = 1,9 mW (à 5°C)
24
Chapitre I
c) Laser DBR
Les lasers DBR comportent une cavité résonnante dont au moins un miroir est un réseau
de Bragg. Le miroir de Bragg est conçu pour filtrer une seule longueur d’onde et obtenir des
lasers monomodes. Ces lasers peuvent être accordés en modulant la température du miroir de
Bragg.
Le premier DBR hybride, présenté en Figure I-13, a été réalisé par l’UCSB et Intel [54].
Il s’agit d’un laser évanescent dont le guide silicium a été structuré de chaque côté de la zone
de gain pour obtenir un réseau de Bragg. Le couplage évanescent est assisté au bord de la
zone de gain par deux tapers formés dans le guide III-V. La modulation directe permet
d’atteindre des taux d’extinction de 8,7dB et 6dB pour des vitesses de transfert respectives de
2,5Gb/s et 4Gb/s.
Figure I-13. Schéma des la coupe longitudinale d’un laser DBR [54].
Une architecture similaire avec une épitaxie III-V ayant différentes zones de puits
quantiques (quantum well intermixing) a permis d’obtenir un laser DBR accordable sur plus
de 13nm [55].
Les lasers présentés sont prometteurs mais le fort écart d’indice entre le silicium et la
silice impose de graver très faiblement les réseaux pour obtenir des largeurs spectrales
étroites. De plus, l’accordage des lasers par le chauffage augmente la consommation
électrique et le quantum well intermixing précédent le collage rend la fabrication beaucoup
plus complexe.
Le Tableau I-3 présente les caractéristiques des lasers présentés.
Tableau I-3, Etat de l’art des lasers DBR.
Type de collage
Schéma de
couplage
Wafer complet
Evanescent
Collage moléculaire Réseau DBR
(épaisseur <5nm) dans le silicium
Charactéristiques
Remarques
Ith = 65 mA
λ=1597.6nm
Tmax = 45°C
Pmax = 11mW
κ = 80 cm-1
Modulation directe du laser :
diagrammes de l’œil ouverts
avec des taux d’extinction de
8,7dB et 6dB pour des
vitesses de transfert de
2,5Gb/s et 4Gb/s
2008
[54]
Adaptation des puits
quantiques avant collage.
L’injection dans les
différentes régions III-V
accorde sur plus de 13nm
2008
[55]
λ = 1506.5nm,
1501 nm, 1514 nm
Wafer complet
Evanescent
Ith = 40 mA
Collage moléculaire Réseau DBR
Tmax = 40°C
(épaisseur <5nm) dans le silicium
Pmax > 2.5 mW
κ = 165 cm-1
d) Lasers DFB
Année Réf.
Le laser DFB présente un réseau distribué tout le long de la zone active. Son
fonctionnement est précisé dans le chapitre III.
En technologie III-V, le réseau est réalisé au niveau des puits quantiques. En photonique
sur silicium, il est possible de réaliser ce réseau dans le guide silicium situé sous la zone
active. C’est l’approche choisie par l’UCSB avec leur architecture hybride présentée en
Chapitre I
25
Figure I-14 (a) [56]. Cependant, le réseau étant gravé dans le silicium et le mode confiné dans
le silicium, la constante de couplage du réseau κ est très élevée, conduisant à une extraction
de la lumière de la cavité limitée.
Une autre architecture est proposée dans [57] et [58]. Le réseau est réalisé dans
l’épitaxie III-V. L’épitaxie est ensuite reportée par collage moléculaire ou collage métallique.
Le schéma est présenté en Figure I-14 (b). Si une telle technique permet de profiter de la
maîtrise des technologies III-V, elle complique la fabrication en rajoutant une étape
d’alignement lors du collage.
Figure I-14. a) Schéma du DFB hybride évanescent avec réseau dans le silicium [56], b) Schéma du DFB hybride
dont le réseau est dans l’épitaxie III-V [57].
Une architecture récemment proposée dans [59] consiste à utiliser un réseau gravé dans
le silicium en utilisant le système couplé des deux guides en III-V et en silicium. Aucune
réalisation n’a été faite à ce jour.
Le Tableau I-4 présente les caractéristiques des différents lasers cités.
Tableau I-4, Etat de l’art des lasers DFB.
Type de collage
Wafer complet
Collage métallique
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur quelques
nanomètres)
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur <5nm)
e) Racetrack
Schéma de
couplage
Charactéristiques
Remarques
Année
Réf.
Evanescent
Régime pulsé
λ = 1542 nm (à 200 mA)
Ith = 70 mA
Jth = 2.9 kA/cm²
Le réseau DFB
est dans
l’épitaxie III-V
2009
[58]
Le réseau DFB
est dans
l’épitaxie III-V
2008
[57]
Le réseau DFB
est dans le
guide silicium.
Photodétecteur
s intégrés
2008
[56]
Aucun
Evanescent
Régime pulsé
λ = 1542 nm (à 135 mA)
Ith = 104 mA
Jth = 400 A/cm²
κ = 350 cm-1
λ = 1599.3 nm (à 90 mA)
Ith = 25 mA
Jth = 1.4 kA/cm²
Tmax = 50°C
Pmax = 5.4 mW
κ = 247 cm-1
Les lasers racetrack consistent à former une boucle avec le guide pour réaliser une cavité
optique. La Figure I-15 présente le schéma de la vue du dessus d’un tel laser. Cela permet de
n’utiliser aucun miroir pour la cavité résonnante. La lumière est extraite de la cavité à partir
d’un coupleur directionnel situé sur l’un des côtés du racetrack.
L’UCSB a réalisé un tel laser couplé à deux photodétecteurs [60]. De plus, l’ajout d’une
zone d’absorption a permis de réaliser des lasers en mode locking[61].
26
Chapitre I
Figure I-15, Schéma de la vue du dessus d’un laser racetrack hybride avec photodétecteurs integrés [60].
Le Tableau I-5 récapitule les caractéristiques des lasers racetrack à l’état de l’art. Ces
lasers présentent cependant plusieurs inconvénients. Ils ont une plus grande empreinte sur la
puce que les autres types de lasers. De plus, deux sorties sont disponibles pour le mode
horaire et le mode anti-horaire. Une compétition entre ces deux modes fait apparaître des
sauts de modes aux deux sorties.
Tableau I-5, Etat de l’art des lasers racetrack.
Type de collage
Schéma de
couplage
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur <5nm)
Evanescent
Wafer complet
Collage moléculaire
(épaisseur <5nm)
Evanescent
f) Laser AWG
Charactéristiques
Remarques
La puissance
optique est mesurée
par deux
photodétecteurs
intégrés.
Identique à [60]
avec une zone
Pulsation de 7ps à 30GHz
d’absorbtion
intégrée pour le
mode locking
λ = 1592 nm (à 240 mA)
Ith = 175 mA
Tmax = 60°C
Pmax = 29 mW
Année Réf.
2007
[60]
2008
[61]
Un dernier type de laser existe en technologie III-V [62]. Il s’agit d’un laser dont la
cavité est formée d’un AWG, d’une zone de gain pour chaque branche du côté comportant
plusieurs entrées. Chaque côté est clivé pour obtenir la réflexion nécessaire pour former une
cavité. L’avantage de la plateforme photonique sur silicium est de former l’AWG dans le
circuit photonique en silicium et ainsi de réduire la taille de l’AWG.
Un laser AWG hybride est présenté en Figure I-16 ([63]). Le laser est composé de quatre
amplificateurs optiques hybrides évanescents (Semiconductor Optical Amplificator ou SOA)
agissant comme gain optique couplés aux quatre entrées d’un AWG. Il a été réalisé sur la
plateforme de fabrication de l’UCSB présentée dans [64]. La plaque est clivée pour former
quatre cavités entre un côté d’un SOA et la sortie unique de l’AWG. L’AWG fait office de
filtre pour déterminer la longueur d’onde d’émission. La puissance optique en sortie est très
faible (moins de 50µW par canal), avec un courant de seuil autour de 115mA. Le SMSR
(Side-Mode Suppression Ratio) de chaque canal oscille entre 25dB et 35dB.
Chapitre I
27
Figure I-16, a) Schéma de la cavité laser d’un laser AWG, b) Photographie au microscope optique de deux
lasers réalisés, c) Photographie au microscope optique de l’AWG avant collage du III-V [63].
La faible empreinte sur la puce pour une émission de plusieurs longueurs d’onde
simultanée est très prometteuse. Cependant, les performances sont encore loin d’être
suffisantes pour une utilisation en télécommunication.
Après avoir présenté les lasers hybrides III-V sur silicium à l’état de l’art au
commencement de cette thèse, une présentation de la solution adoptée dans cette thèse est
faite.
7. Orientation générale de cette thèse
Au début de cette thèse, le Léti avait déjà publié un résultat de laser Fabry-Pérot hybride
avec couplage par taper [50]. Ce laser présentait un seuil de 100mA, une puissance optique
maximale dans le guide de 7,5mW et une longueur d’onde d’émission de 1570nm. Ce laser
était multimode. L’analyse dynamique de ce laser ayant été faite au début de cette thèse, ce
dispositif est présenté dans le chapitre V.
L’architecture générale choisie par le Léti ayant été validée par la réalisation du laser
Fabry-Pérot, cette thèse a consisté à optimiser le couplage par taper du guide III-V au guide
silicium et à réaliser d’autres types de laser. Ainsi, des DBR, DFB et des racetracks ont été
réalisés. De plus, des améliorations ont également été apportées aux étapes de fabrication telle
que la gravure du III-V.
La suite de ce mémoire s’articule ensuite en quatre chapitres. Le chapitre suivant
présente la solution choisie concernant le couplage de la lumière du guide III-V au guide en
silicium. Le chapitre III s’attardera sur les différentes cavités lasers utilisées dans cette thèse.
La réalisation complète d’un laser hybride III-V sur silicium est ensuite décrite dans le
chapitre IV. Le dernier chapitre est une description des résultats obtenus sur les différents
lasers réalisés durant cette thèse.
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[61] A. W. Fang, B. R. Koch, K.-G. Gan, H. Park, R. Jones, O. Cohen, M. J. Paniccia, D. J.
Blumenthal, and J. E. Bowers, “A racetrack mode-locked silicon evanescent laser,” Opt.
Express, vol. 16, no. 2, pp. 1393–1398, Jan. 2008.
[62] Y. Tachikawa and K. Okamoto, “32 WAVELENGTH TUNABLE ARRAYEDWAVEGUIDE GRATING LASER BASED ON SPECIAL INPUT/OUTPUT
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[63] G. Kurczveil, M. J. R. Heck, J. D. Peters, J. Garcia, and J. E. Bowers, “A fully integrated
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[64] H. Park, A. W. Fang, D. Liang, Y.-H. Kuo, H.-H. Chang, B. R. Koch, H.-W. Chen, M.
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Evanescent Device Platform,” Adv. Opt. Technol., vol. 2008, p. e682978, Jun. 2008.
32
Chapitre II
Chapitre II. Conception d’une architecture de laser
hétéro-intégrée technologiquement et optiquement
originale
Le chapitre 1 justifiant l’hybridation de matériau III-V sur silicium pour la fabrication de
sources lasers en photonique sur silicium, le chapitre 2 décrit l’architecture de l’intégration du
matériau actif dans le circuit photonique. Le simple fait de coller une épitaxie laser sur des
guides en silicium suffit à créer un laser. Le matériau III-V peut servir plusieurs
fonctionnalités du laser. Tout d’abord, il fait office de matériau amplificateur. Il peut
également servir à guider la lumière et à former la cavité résonnante du laser. La portion du
circuit photonique sur laquelle le matériau III-V est collé est appelée zone active.
Dans la section 1, la zone active est décrite. Différentes configurations ont été proposées
par les différents groupes de recherche travaillant sur les sources lasers hybrides III-V sur
silicium. Celles-ci sont comparées et l’utilisation d’un système couplé composé par le guide
d’onde silicium et un guide d’onde III-V est justifiée.
La section 2 détaille le couplage entre deux guides d’onde. Le couplage directionnel,
c’est-à-dire le transfert de puissance optique entre deux guides de caractéristiques invariantes
dans la direction de propagation de la lumière, est exposé grâce à la théorie des modes
couplés. Une rapide revue des transitions favorisant le couplage est ensuite faite avant de
présenter la méthode interférentielle permettant la description d’un système couplé. A partir
du formalisme d’un système couplé, un critère d’adiabadicité permettant le couplage optimal
du mode optique d’un guide à l’autre est présenté.
L’application du critère décrit précédemment au système III-V sur silicium est expliquée
dans la section 3. La conception de différentes transitions est décrite avant de vérifier à partir
de calcul numérique le transfert de lumière d’un guide à l’autre. Une comparaison des
efficacités de couplage des différentes transitions justifiant l’utilisation du critère
d’adiabadicité est ensuite présentée.
A la suite de la mise au point d’un couplage efficace entre l’épitaxie III-V et les guides
en silicium du circuit photonique, des architectures originales de modulateur à électroabsorption et de photodiode hybrides III-V sur silicium sont proposées dans la section 4.
La description complète ainsi que le fonctionnement de la zone active du laser sont ainsi
présentés dans ce chapitre.
1. Description de la zone hybride du laser
Les différentes méthodes d’hybridation du III-V sur le silicium permettent d’obtenir des
architectures assez variées. Cette section présente la structure générale de la zone active du
laser, permettant l’amplification de la lumière et les différentes architectures ayant été
utilisées par les équipes de recherche.
a) Structure générale
Le choix d’utiliser le III-V comme matériau émetteur pour la photonique sur silicium
étant justifié dans le chapitre 1, il faut étudier les différentes architectures envisageables. Le
but est d’obtenir un rayonnement laser dans le guide en silicium fabriqué dans sur un substrat
dit Silicon-On-Insulator (SOI) relié à un circuit photonique planaire.
Superposer une épitaxie laser à base d’InP sur un guide silicium ne suffit pas à créer une
zone d’amplification optique d’un laser. La Figure II-1 présente les schémas simplifiés des
coupes d’une superposition d’une épitaxie III-V sur des guides en silicium. Les guides
silicium sont constitués de silicium encapsulé dans de la silice. L’épitaxie III-V, comme vu
dans le chapitre 1, est une superposition d’une couche d’InP dopé N, d’une zone de puits
Chapitre II
33
quantiques entourée de barrières et d’une zone d’InP dopé P. L’épitaxie III-V et les guides
silicium sont décrits dans la partie 3. A la suite du collage, l’épitaxie III-V est structurée pour
former un ruban et ne laisser le III-V qu’au niveau du circuit photonique où il est nécessaire.
Dans la suite, la zone du circuit photonique recouverte par l’épitaxie laser est appelée zone
active.
Figure II-1, Schéma et description de la zone active : superposition d’une épitaxie III-V et d’un guide silicium :
a) coupe longitudinale, b) coupe transversale.
L’injection électrique de la structure se fait directement depuis l’épitaxie III-V. La Figure
II-2 présente le schéma général de l’injection électrique. Le ruban III-V n’est gravé que
partiellement de manière à déposer des contacts métalliques sur la couche d’InP dopé N de
chaque côté. Le contact P est déposé sur le dessus du ruban. Les lignes de courant peuvent
être favorisées au centre du ruban par une implantation H+ sur ses bords. Cette implantation
permet également d’éviter les recombinaisons de porteurs sur les liaisons pendantes des bords
du III-V.
Figure II-2, Schéma de l'épitaxie laser avec les contacts électriques et des lignes de courant.
La génération de lumière se faisant au niveau des puits quantiques, deux architectures de
cavité résonnantes sont envisageables. La Figure II-3 présente les deux types de cavité
possibles. Les réflexions engendrant la cavité peuvent se faire au niveau de la zone active ou
en dehors de celle-ci grâce au guide silicium. Dans le premier cas, la réflexion se fait à
l’interface III-V/air au bord de la zone active. Cette configuration ne permet aucune
spécification de la cavité à partir du réflecteur. De plus, la cavité n’étant définie qu’à partir de
l’épitaxie III-V, le rayonnement laser est principalement émis sur les bords de la zone active,
c'est-à-dire dans l’air. Ainsi, il est privilégié des cavités résonnantes définies à l’extérieur de
la zone active. Cela permet d’utiliser les guides silicium/silice à fort contraste d’indice pour
réaliser des fonctions optiques passives complexes (voir Chapitre III).
Figure II-3, Schéma des différentes cavités résonnantes possibles : a) intra-zone active, b) extra-zone active.
34
Chapitre II
Cependant, pour émettre le rayonnement laser dans le guide silicium, une cavité optique
extra-zone active ne suffit pas. Le mode optique de la zone active doit être confiné dans le
guide silicium. Un compromis est alors à trouver entre confinement dans les puits quantiques
ou dans le guide silicium.
La section suivante présente les différentes configurations de la zone active adoptées
dans la littérature et le choix de cette thèse.
b) Configurations possibles
La première approche, utilisée par l’UCSB et Intel [1], consiste à coller le III-V
directement sur le silicium sans encapsuler les guides silicium avec de la silice (Figure II-4 (a)
et (b)). Cette configuration permet de guider la lumière grâce au silicium sur toute la longueur
de la zone active. Le mode optique est confiné dans le silicium et le fait de n’avoir aucune
interface entre le III-V et le silicium permet de rapprocher les puits quantiques du mode
optique. De plus, la barrière de confinement inférieure des puits quantiques est n’est pas
présente.
Le ruban III-V ne guidant pas la lumière, celui-ci peut-être de n’importe quelle largeur à
condition que la structure soit implantée pour confiner les lignes de champs électriques au
niveau du guide silicium.
Figure II-4, Schémas d'une architecture sans gap, a) coupe transversale avec mode optique superposé [1], b)
coupe longitudinale.
Cette configuration présente cependant des inconvénients. Seule la partie évanescente du
mode optique est localisée sur les puits quantiques. Le confinement dans les puits quantiques
est faible (inférieur à 3%). De plus, une partie non négligeable du champ du mode optique
reste dans le III-V au niveau du bord de la zone active et est réfléchie à l’interface III-V/air.
Le fait d’utiliser un collage direct sans interface entre le silicium et le III-V rend cette étape
très dépendante des états de surface des matériaux. De plus, cette configuration contraint
l’intégration du laser aux autres composants du circuit photonique qui ne peuvent être
encapsulés avant le collage du III-V.
L’approche utilisée par le III-V Lab [2], le LETI [3] et choisie pour cette thèse consiste à
modifier la localisation du mode optique tout le long de la zone active (Figure II-5 a). Cela
permet d’obtenir un champ électrique fortement confiné dans les puits quantiques
(confinement supérieur à 11%) dans la partie centrale de la zone active (Figure II-5 b) et un
champ électrique fortement confiné dans le guide silicium au niveau du bord de la zone active
(Figure II-5 c) permettant un couplage optimal de la puissance optique au guide silicium.
Cette ingénierie de mode se fait grâce à des zones de transition situées au niveau du bord du
Chapitre II
35
III-V en modifiant un paramètre du système (en général la largeur du guide silicium). Elle est
présentée dans la suite du chapitre.
Cette configuration nécessite un système de deux guides couplés. Ainsi, le ruban III-V
doit avoir une largeur finie pour permettre de guider un mode optique (6µm dans l’exemple
de la Figure II-5). L’obtention du système couplé se fait en séparant les deux guides par une
couche plus ou moins épaisse appelée gap. Le matériau du gap peut être du BCB dans le cas
d’un collage moléculaire ou de la silice dans le cas d’un collage direct.
Figure II-5, a) Schéma de principe d'une architecture hybride avec couplage et découplage au-dessous des bords
du III-V, b) Mode optique au centre de la zone active, c) Mode optique au niveau des bords de la zone active.
Si le III-V Lab et le LETI ont choisi tous les deux cette approche, une grosse différence
réside au niveau des zones de transition du mode optique et la structuration du III-V. La
Figure II-6 rappelle les transitions utilisées. Dans le cas du LETI [3], le guide silicium est
réduit au bord de la zone active et reste présent au centre de la structure tandis que le guide
III-V ne varie pas en largeur. Pour le III-V Lab [2], le guide silicium est réduit en pointe et
disparait au centre de la structure et le guide III-V est également gravé en pointe inversée. Il
faut savoir que la structuration du III-V n’est pas une étape technologique aisée (voir
Chapitre IV). De plus, un désalignement dans une structure à double taper est beaucoup plus
dommageable au couplage d’un guide à l’autre.
Figure II-6, a) Schéma de la vue du dessus et de la vue de côté d’un transformateur de mode par taper montrant
le transfert du mode optique d’un guide à l’autre [3], b) Schéma de la vue du dessus d’une structure en double taper
[2].
36
Chapitre II
Toutes les remarques précédentes justifient le choix d’une architecture à système couplé
de deux guides superposés, en utilisant seulement une variation du guide silicium. Celle-ci
permet en effet une meilleure intégration du laser avec d’autres composants grâce à
l’encapsulation des guides silicium et une fabrication plus aisée réduisant la structuration du
guide III-V à un ruban rectangulaire.
Une partie importante du travail de cette thèse a été de concevoir et d’optimiser la zone
de transition pour transformer le mode optique guidé dans le III-V à un mode optique guidé
dans le silicium. Pour cela, plusieurs modèles ont été étudiés et vont être présentés dans la
section suivante. Ceux-ci seront ensuite appliqués au système d’un guide d’onde silicium
superposé d’un guide d’onde III-V dans la section 3.
2. Couplage entre deux guides d’onde
La zone active se compose donc d’un guide d’onde III-V dans une épitaxie laser
superposé à un guide silicium. L’architecture générale de la zone active repose sur deux zones
de transition situées de chaque côté permettant de transférer la lumière d’un guide à l’autre.
Cette section décrit deux modèles de couplage entre deux guides d’onde. Le couplage
directionnel, c'est-à-dire entre deux guides invariants en translation, est détaillé. La théorie
permet d’appréhender la physique du couplage de la lumière. Une rapide présentation de
transition dite en taper est ensuite faite. Enfin, la méthode interférentielle de description d’un
système de deux guides d’onde couplés est exposée afin d’expliquer l’utilisation d’un critère
d’adiabadicité proposé par Sun et Yariv dans [4] et permettant la conception de transitions les
plus courtes et efficaces possibles.
a) Couplage directionnel
Lorsque deux guides d’onde ne variant pas dans le sens de la propagation sont placés
suffisamment proches l’un de l’autre, la partie évanescente du mode optique fondamental
d’un guide se situe dans l’autre guide. Le mode fondamental du deuxième guide peut alors
être excité et un transfert de puissance d’un guide à l’autre à lieu (Figure II-7). Ce couplage
est appelé couplage directionnel.
Figure II-7, Schéma du couplage directionnel entre deux guides planaire et superposition du champ électrique
transverse des modes optiques fondamentaux des guides. L’excitation évanescente du mode optique fondamental d’un
guide sur l’autre est mise en valeur.
La théorie des modes couplés permet d’analyser de manière simple le couplage faible
entre deux guides d’onde [5]. Le champ électrique est représenté comme la combinaison
linéaire des modes optiques de chaque guide pris séparément :
(1.1)
(1.2)
(p=1,2) représentent les modes propres de chaque guide individuel (appelés
et
où
modes locaux), et
et
représentent le mode du système couplé. En utilisant la
simplification des champs transverses, la forme intégrale des équations de Maxwell et les
Chapitre II
37
transformations usuelles, le système d’équations différentielles suivant est obtenu pour A et
B:
(1.3)
(1.4)
où
(1.5)
(1.6)
(1.7)
représente la constante de propagation d’un guide d’onde simple,
représente
la distribution de l’indice optique pour le système couplé et
représente la distribution
de l’indice optique pour chaque guide d’onde séparé.
Chaque composante
représente le coefficient de couplage de mode.
représente
l’efficacité de l’excitation du mode propre
par le champ
.
représente le
confinement du champ dans le guide 2.
Dans le cas de guide à fort confinement et d’un couplage faible, les coefficients
et
vont être quasiment nuls. Le système étant supposé sans perte le long de la propagation
(matériau à indice réél), la conservation de la puissance amène la relation
. Les
équations différentielles se simplifient également en :
(1.8)
(1.9)
où
(1.10)
et
peuvent s’exprimer avec les expressions suivantes en fonction des
conditions initiales :
(1.11)
(1.12)
avec
Dans le cas où l’injection se fait d’un guide vers l’autre (Figure II-7), les conditions
et
. La puissance optique dans chaque guide s’exprime de
initiales sont :
manière simple :
(1.13)
(1.14)
où
va correspondre à l’efficacité de couplage définie par :
(1.15)
38
Chapitre II
Ainsi, pour un couplage directionnel, la puissance optique est transférée d’un guide à
l’autre puis se recouple au premier guide. La longueur de couplage dépendante des paramètres
du système est alors utilisée :
(1.16)
Dans le cas de deux guides infinis, un système de battements entre les deux guides avec
pour période
serait observé. La Figure II-8 présente les courbes de deux systèmes avec
différentes efficacités de couplage (F=1 et 0,3).
Figure II-8, Puissances optiques dans chaque guide pour deux systèmes couplés : a) deux guides identiques, b)
deux guides avec une efficacité de couplage de 0,3.
Pour transférer totalement la puissance optique d’un guide à l’autre, il faut que
ou,
plus simplement,
. Cela correspond à avoir deux guides dont les constantes de
propagation sont égales (
).
Ce type de couplage n’est pas adapté à l’architecture de la zone active choisie. La Figure
II-9 présente le champ électrique Ex d’un guide III-V superposé à un guide silicium séparés de
100nm calculé grâce à la méthode de propagation des faisceaux (BPM). Les deux guides ont
la même constante de propagation et le mode fondamental du guide III-V est injecté. La
longueur de couplage obtenue est de 40µm. Le battement entre les deux guides est visible.
Ce battement représente un problème. Pour permettre un couplage du guide silicium au
guide III-V au début de la zone active puis un découplage du III-V au guide silicium en fin de
zone active, la zone active doit avoir une longueur multiple du double de la longueur de
couplage. Ceci limite le choix de la longueur de la zone active. De plus, pour une longueur de
zone active supérieure à deux fois la longueur de couplage, le mode optique ne recouvrerait
pas les puits quantiques dans toute la zone active et le gain ne serait donc pas utilisé de façon
optimum.
Chapitre II
39
Figure II-9, Champs Ex d’un couplage directionnel entre un guide III-V et un guide silicium séparé d’un gap de
100nm ayant une constante de propagation identique (efficacité de couplage de 1) : a) Coupe transversale, le
battement de mode est visible, b et c) Mode optique correspondant à une forte concentration dans le guide silicium ou
dans le guide III-V.
Le couplage directionnel permet d’appréhender le concept de couplage entre deux guides
mais n’est pas une solution pleinement satisfaisante pour notre architecture. Il faut donc
trouver une solution permettant de coupler la lumière d’un guide à l’autre de manière
définitive sans recouplage inverse possible.
b) Transitions structurées : tapers
Au lieu d’utiliser deux guides identiques invariants en translationpour effectuer le
couplage, il est possible de faire varier les constantes de propagation pour transférer la totalité
de la puissance optique d’un guide à l’autre [6]. Une telle variation de paramètre en fonction
de la distance de propagation forme un taper.
Pour ce faire, une manière simple est d’augmenter la taille du guide vers lequel la
lumière doit être couplée afin d’en augmenter la constante de propagation. Si cette variation
est suffisamment lente dans la direction de propagation, seul le mode fondamental sera excité
et le transfert sera total, sans possibilité de recouplage inverse en raison du désaccord de
phase entre les deux guides résultant de la variation de taille du guide d’arrivée.
La transition peut être de plusieurs formes. La plus intuitive est de faire varier la largeur
du guide de façon linéaire. Une autre méthode plus sophistiquée consiste à faire varier la taille
du guide de manière à obtenir une variation linéaire de la constante de propagation du mode
fondamental. Ces formes de tapers seront discutées à la fin du chapitre dans le cas du système
III-V sur silicium.
Ces techniques ne sont cependant pas optimales pour la longueur de couplage. C’est la
raison pour laquelle une méthode permettant de coupler la lumière d’un guide à l’autre de
manière stricte sans recouplage inverse indésirable est décrite dans la partie suivante.
c) Méthode interférentielle pour système couplé
Une manière d’analyser un système de deux guides couplés est d’utiliser le formalisme
des supermodes proposé par Yariv [7]. Le formalisme développé dans ses travaux est
partiellement repris ici. Celui-ci permettra l’introduction d’un critère permettant la conception
de tapers permettant un couplage optimal.
40
Chapitre II
Dans un système couplé, un supermode est, par définition, une solution du champ
électrique
dont la dépendance en z (direction de propagation) est exprimée par un facteur
. Soit :
et donc,
de phase :
(1.17)
En reprenant les équations différentielles exprimées sur la base des modes propres des
guides séparés, le champ électrique s’exprime :
(1.18)
(1.19)
A partir des deux équations différentielles pour le champ électrique
suivante est obtenue :
soit,
, l’équation
(1.20)
(1.21)
de
Pour ne pas avoir de solutions triviales, il faut que le déterminant soit nul. L’expression
en fonction des autres paramètres du système est ainsi déduite :
(1.22)
Les expressions suivantes pour les supermodes que l’on note o et e (pour odd/impair et
even/pair) sont obtenues.
est renoté en
:
(1.23)
(1.24)
Où :
,
,
et
soit
Dans le cas d’un couplage fort ou d’un fort confinement modal des guides, et donc d’un
faible κ, l’allure générale de la Figure II-10 est obtenue pour les champs électriques
transverses des supermodes. Les différentes possibilités de champ sont étudiées en fonction de
la valeur de δ.
Chapitre II
41
Figure II-10, Champs électriques transverses des supermodes pair et impair pour les 3 configurations possibles
suivant la valeur de δ
Comme défini dans le cas du couplage directionnel, δ correspond à la différence des
constantes de propagation des deux guides divisées par deux. Dans le cas où δ est nul, les
deux guides ont la même constante de propagation et le champ est équiréparti dans les deux
guides. C’est le cas de deux guides identiques détaillé dans le couplage directionnel. Dans ce
cas, les deux supermodes sont excités.
Dans le cas où δ est non nul, le mode pair est alors confiné dans le guide dont la
constante de propagation est la plus forte. De plus, lorsque δ est négatif, le supermode pair se
superpose avec le mode fondamental du premier guide et lorsque δ est positif, le supermode
pair se superpose avec le mode fondamental du deuxième guide. Ainsi, une transition
optimisée consiste à exciter le supermode pair et à le privilégier tout au long de la transition.
d) Critère d’adiabadicité pour transformateur de mode
Le coupleur optimal devrait permettre d’injecter le mode fondamental d’un guide et
d’obtenir en fin de coupleur le mode fondamental d’un autre guide. Il peut donc être appelé
transformateur de mode. La section précédente démontre que le mode fondamental d’un
système couplé peut être équivalent à celui d’un guide ou de l’autre suivant la valeur du
paramètre δ. Ainsi, un transformateur de mode permettra de passer d’une valeur positive à une
valeur négative de δ. Sun et Yariv dans [4] ont proposé un critère pour obtenir le
transformateur de mode le plus court et le plus efficace possible. Le principe est de minimiser
l’excitation du mode impair tout au long de la propagation pour favoriser le mode pair.
Pour cela, le champ dans le transformateur de mode est exprimé comme la combinaison
linéaire des deux premiers supermodes :
(1.25)
Au début du transformateur de mode, seul le mode pair est excité soit :
et
. Grâce aux équations de Fresnel, la relation suivante pour le coefficient du mode
est obtenue :
impair avec
(1.26)
. Comme la parenthèse de gauche varie très peu par rapport à
où
l’exponentielle, l’intégration suivant z amène l’expression suivante pour
:
(1.27)
Une condition sur la puissance couplée dans le mode impair est alors déduite :
(1.28)
Le but de cette relation n’est plus de privilégier la transition pour le mode pair mais
d’imposer une condition sur l’excitation du mode impair. Une limite
est imposé à la
puissance dans le mode impair, ce qui s’exprime sous la forme
. Soit, la condition
sur γ, qui dépend des caractéristiques physiques du système :
(1.29)
En intégrant l’équation pour le cas de l’égalité (distance la plus courte pour la variation
de γ la plus grande) et en considérant que κ ne varie pas suivant la distance (cas de guides
fortement confinés), la relation suivante donne la loi que devra suivre γ pour obtenir le
meilleur transformateur de mode :
42
Chapitre II
(1.30)
avec
et
le point dans le transformateur de mode où l’accord de
phase est effectué (
. Cette formule est le critère d’adiabadicité pouvant être exprimé en
fonction des paramètres physiques du système.
Pour que γ couvre l'intervalle
, il suffit que z soit dans l'intervalle –
. Donc, un transformateur de mode utilisant la relation (1.30) sur γ
permet de transférer la puissance d’un guide à l’autre dans une longueur de
.
D’après cette formule, plus κ est grand, plus la longueur L sera faible. En d'autres termes plus
le couplage est fort, plus la distance de couplage sera courte.
Le critère d’adiabadicité permet de concevoir des transitions les plus courtes et efficaces
possibles. La théorie ayant été présentée, la section suivante expose l’application de ce critère
dans le cas du système couplé d’un guide d’onde III-V superposé à un guide d’onde silicium
pour créer des transformateurs de mode qui seront placés de sous chaque bord de la zone
active.
3. Conception de transformateurs de mode pour un système III-V
sur silicium
Les transformateurs de mode utilisant le critère d’adiabadicité présenté ci-dessus sont
donc les meilleures transitions pouvant être utilisées dans l’architecture choisie dans la
section 1. Cette section présente l’application du critère d’adiabadicité dans un système III-V
sur silicium. A la suite de cette conception, des calculs numériques sont présentés afin de
vérifier l’efficacité de couplage des transformateurs de mode conçus. Enfin, une comparaison
avec des tapers plus simples est faite afin de justifier l’utilisation de tels transformateurs de
mode.
a) Conception du taper utilisant le critère d’adadiabadicité
Dans cette partie, nous allons décrire l’application du critère d’adiabadicité au système
III-V sur silicium. Pour cela, l’étude du système couplé est faite grâce à des outils de
simulation numérique et permettra l’application de la formule (1.30) à des cas concrets.
Le système III-V sur silicium est formé par deux guides. Le premier en silicium est un
guide arête ou guide droit encapsulé de silice ; le deuxième est le guide formé par les puits
quantiques de la zone active (voir Figure II-11). Selon la théorie précédente, le paramètre δ
varie le long de la propagation. Cela équivaut à faire varier la constante de propagation. Une
étude de chaque guide est effectuée séparément pour trouver la meilleure façon de faire varier
les constantes de propagation grâce aux paramètres physiques des guides (largeurs, hauteurs,
propriétés de matériaux), et faire correspondre les guides les mieux adaptés. Nous nous
intéresserons particulièrement aux constantes de couplages qui sont très dépendantes de
l'espacement entre les deux guides (gap).
Figure II-11, Schéma de la coupe transversale du système couplé III-V sur silicium et des principaux
paramètres physiques
Chapitre II
43
On peut définir pour un guide d’onde, une relation entre la constante de propagation, la
longueur d’onde et l’indice effectif de ce mode pour chaque mode propre :
(1.31)
Le formalisme de l’indice effectif a été choisi car la méthode des éléments finis permet
de calculer numériquement les indices effectifs de chaque mode optique pour une structure
donnée. Cette méthode a été utilisée pour tous les calculs d’indice effectif présentés dans la
suite. De plus, tous les calculs ont été effectués pour une longueur d’onde de 1,55µm,
longueur d’onde centrale en télécom.
Plusieurs facteurs influent sur l’indice effectif d’un mode. Celui-ci dépend de la
géométrie du guide d’onde mais également de l’indice optique des matériaux utilisés. Le but
est d’utiliser le paramètre physique le plus simple à faire varier pour pouvoir balayer une
plage la plus large possible pour le paramètre δ.
En revanche, plusieurs paramètres sont fixés par les moyens de fabrications. En effet, le
guide silicium est un guide fabriqué dans un SOI : du silicium encapsulé dans de la silice. Les
matériaux du guide III-V sont épitaxiés sur une plaque complète et ne varient donc pas
suivant la direction de propagation.
Seule la géométrie des guides reste relativement libre pour faire varier l’indice effectif.
Les deux guides sont fabriqués en suivant une approche Top-Down de gravures successives.
Les techniques de fabrication sont abordées plus en détail dans le chapitre 4. Ainsi, la
réalisation de variation verticale suivant une direction n’est pas possible technologiquement.
Les hauteurs des guides sont donc fixes. Il ne reste plus que la largeur des guides pour faire
varier l’indice effectif dans le sens de propagation. Ce paramètre est intéressant car les
variations peuvent être dessinées simplement sur les niveaux de masque correspondant au
niveau de gravure des guides. Une étude de l’indice effectif de chaque guide en fonction de la
largeur du guide est ainsi effectuée dans la suite de cette section.
Tout d’abord le guide silicium est examiné. Celui-ci est fabriqué à partir d’un SOI ayant
une épaisseur de silicium de 500nm et un oxyde enterré de 1µm. Le choix de cette épaisseur
est fait en fonction de la technologie utilisée au CEA-LETI. Plusieurs types de guides peuvent
être utilisés (Figure II-12) : des guides arêtes (a) et des guides droits (b)
Figure II-12, Schémas des guides silicium : a) arête, b) droit, Cartographies du champ électrique transverse
associé au mode fondamental du guide : c) arête, d) droit, pour une largeur de silicium de 700nm
Pour le meilleur fonctionnement possible du laser, il faut un minimum de pertes optiques
au niveau de la zone active. Les guides arêtes sont choisis car ceux-ci présentent moins de
pertes pour des tailles petites. Les pertes optiques sont principalement dues à la rugosité des
flancs. Dans un guide arête, le mode optique recouvrant moins les flancs, les pertes optiques
sont plus faibles. Cette cartographie de champ (Figure II-12 c) permet également de vérifier
que le mode optique est bien confiné et que les formules calculées précédemment peuvent être
appliquées.
44
Chapitre II
Les guides arêtes utilisés ont une hauteur totale de 500nm pour une arête de 250nm
(Figure II-13)
Figure II-13, Schéma du guide arête silicium/silicum utilisé.
Le calcul de l’indice effectif en fonction de la largeur de l’arête (Figure II-14) indique
qu’une grande plage de valeur peut être obtenue (de 3 à 3,27). Cela laisse une grande liberté
de choix au niveau de l’indice effectif du guide III-V.
Figure II-14, Indice effectif du premier mode propre du guide silicium en fonction de sa largeur.
L’étude pour le guide III-V dont la morphologie est légèrement plus complexe est
maintenant menée. Celui-ci est conçu à partir d’une épitaxie laser. Une fois collé, il est
constitué d’un contact P supérieur, d’une couche d’InP séparant le contact de la zone des puits
quantiques (en quaternaire à base d’InP), de zones de confinement de part et d’autre des puits
quantiques séparés par des barrières (également en quaternaire à base d’InP) et enfin d’un
contact N qui sera la couche contre la silice (Figure II-15).
Figure II-15, Schéma d'une épitaxie laser III-V et des différentes parties
La structuration du III-V est une étape technologiquement critique. Il existe plusieurs
manières de graver une épitaxie laser et la qualité de celles-ci varie énormément, si bien que
des développements spécifique pour ces gravures ont été nécessaires (voir chapitre 4)
Plusieurs types de guides peuvent être formés en utilisant un ou plusieurs masques de
gravure. La Figure II-16 présente différents types de guides ainsi que le champ électrique
transverse du mode fondamental. La largeur du ruban est de 6µm. Dans le cas d’un guide sans
couches de confinement de part et d’autre des puits quantiques (Figure II-16 a), le champ
n’est pas fortement confiné dans la zone de gain. Ainsi, suivant les calculs, seulement 6% du
champ électrique recouvre les puits quantiques. Les deux cas suivants ont des zones de
confinement mais diffèrent au niveau de la gravure. Dans le premier cas (Figure II-16 b), les
Chapitre II
45
puits quantiques et les couches de confinement sont gravés sur une plus grande largeur que le
guide InP (architecture de type shallow-ridge) contrairement au cas utilisé dans cette thèse
(Figure II-16 c). L’architecture shallow-ridge permet au mode optique d’avoir moins de
contact avec les bords comme dans le cas d’un guide arête en silicium. Cependant, elle
nécessite deux masques différents pour la gravure du ruban III-V dont l’alignement peut
s’avérer difficile. De plus, le confinement au niveau des puits quantiques dans ces deux
derniers cas est le même. Celui-ci est situé aux alentours de 12%, ce qui montre bien l’intérêt
des couches de confinement.
Figure II-16, Schémas et champ électrique transverse du premier mode associé pour 3 types de guides : a) guide
simple sans couche de confinement, b) guide type Shallow-Ridge, c) guide utilisé dans cette thèse.
Pour limiter les aléas technologiques possibles, un guide droit a été choisi. De plus,
l’utilisation d’un seul masque de gravure tout le long de la zone active, contrairement à une
architecture « shallow-ridge », permet également de limiter les étapes de structuration du IIIV et d’alignement critique entre les différents niveaux. La Figure II-17 expose enfin un
dernier argument pour ne pas faire varier la largeur du guide III-V : la variation d’indice
effectif en fonction de sa largeur est beaucoup plus faible que celle du guide silicium
(l’échelle de l’indice effectif est la même). Les valeurs de largeur choisies correspondent à des
valeurs réalistes de structuration du guide III-V par rapport aux tolérances d’alignement et de
dépôt du contact P supérieur. Le choix s’est porté sur une largeur du guide III-V de 6µm.
Cette largeur permet de s’affranchir des problèmes technologiques.
46
Chapitre II
Figure II-17, Indice effectif du premier mode propre du guide III-V en fonction de sa largeur (même échelle
d’indice effectif que la Figure II-14).
Le choix de ne faire varier qu’un seul paramètre géométrique dans le sens de propagation
pour concevoir le transformateur de mode permet de simplifier la conception et l’architecture
du taper. Le paramètre choisi est la largeur de silicium, paramètre physique le plus facilement
structurable.
Il faut tout de même noter qu’il est possible de modifier l’indice effectif du guide III-V
grâce à d’autres paramètres pour le faire coïncider au mieux avec le guide silicium choisi.
C’est donc le choix de l’indice effectif du III-V qui déterminera la largeur du guide silicium à
l’accord de phase. Les principaux paramètres pouvant être modifiés sont l’épaisseur des
couches de confinement, l’épaisseur du contact N et le nombre de puits quantiques. L’épitaxie
utilisée pour les lasers de cette thèse est présentée dans le Tableau 6. Les indices des
matériaux sont extraits de la littérature [8].
Tableau 6, Epitaxie laser utilisée pour réaliser les lasers hybrides III-V sur silicium. Les indices sont pour une
longueur d’onde de 1,55µm
Rôle
Matériau
Type de
dopage
Indice
Epaisseur (nm)
utilisé
Substrat
InP
Retiré
Contact P
In0,530GaAs
P (Zn)
3,35
250
In0,710GaAs0,620P P (Zn)
3,35
50
InP
P (Zn)
3,17
100
InP
P (Zn)
3,17
1800
InP
P (Zn)
3,17
50
Couche de confinement In0,785GaAs0,439P
3,35
120
Puits quantiques
In0,633GaAs0,943P
3,53
8
Barrières
In0,785GaAs0,439P
3,35
10 (x5)
Puits quantiques
In0,633GaAs0,943P
3,53
8 (x5)
Couche de confinement In0,785GaAs0,439P
3,35
120
Contact N
InP
N (Si)
3,17
140
In0,851GaAs0,327P N (Si)
3,35
7,5 (x2)
InP
N (Si)
3,17
7,5 (x2)
InP
N (Si)
3,17
20
Couche collage
InP
3,17
10
Le nombre de puits quantiques a été fixé à 6, ce qui correspond au nombre moyen utilisé
pour des lasers télécom InGaAsP/InP.
Une étude faisant varier l’épaisseur des couches de confinement et du contact a été
menée. Quelques calculs d’indices effectifs en ne faisant varier que l’épaisseur du contact N
Chapitre II
47
ou seulement l’épaisseur des couches de confinement sont présentés en Figure II-18. Un point
important est que plus ces épaisseurs sont courtes, plus les deux guides d’onde seront proches
par construction. Réduire ces hauteurs est donc une manière d’augmenter le κ du système et
donc de réduire la distance de couplage. Cependant, la couche de contact N ne doit pas être
trop fine car cela augmenterait la résistance totale. Le mode fondamental du guide choisi a un
indice effectif de 3,235.
Figure II-18, Indice effectif d'un guide III-V sur silicium correspondant à l'épitaxie utilisée pour différentes
hauteurs de contact N et de couches de confinement.
Le guide III-V étant fixe, le δ est calculable en fonction de la largeur du guide silicium
(Figure II-19). L’accord de phase est obtenu pour une largeur de 1,17µm.
Figure II-19, Superposition des indices effectifs des guides séparés et du paramètre δ en fonction de la largeur
du silicium.
Il s’agit maintenant d’étudier le système couplé. Le calcul des supermodes est nécessaire
pour obtenir la valeur du paramètre κ. Il permet également de vérifier le confinement du
champ électrique dans les puits quantiques, ainsi que la distribution de champ électrique des
différents supermodes. A partir des indices effectifs des deux premiers supermodes (Figure
II-20), le calcul de κ est déduit grâce à la relation
au niveau de l’accord de
phase. La simplification du critère d’adiabadicité suppose que κ est constant tout le long du
taper. Une conception de transformateur de mode sans cette simplification est en annexe. Sur
la Figure II-20, l’indice effectif du guide silicium ne rejoint pas l’indice effectif du système
couplé dans le cas d’une largeur du guide silicium élevé. Cela s’explique par le fait que le
système a un couplage fort et que le guide III-V influe sur le guide silicium.
48
Chapitre II
Figure II-20, Indice effectif des deux premiers supermodes en fonction de la largeur du guide silicium.
La valeur de κ calculée est de 264,8cm-1. Grâce à la formule
, la longueur de
(1% de la
couplage définie par le critère d’adiabadicité est d’environ 377µm pour
puissance couplée au supermode impair). Cette longueur est relativement grande mais c’est la
longueur permettant au paramètre γ de balayer l’intervalle
. Les indices effectifs du
supermode impair font apparaître une interaction avec un mode TE d’ordre supérieur
(expliqué dans le paragraphe suivant).
Les calculs numériques d’indice effectif permettent aussi d’obtenir la répartition du
champ électrique des supermodes. La Figure II-21 est une présentation des champs électriques
des supermodes pour trois cas du paramètre δ. Lorsque celui-ci est positif (la largeur du guide
silicium est de 2µm), le champ électrique du mode fondamental est fortement confiné dans le
silicium. Lorsque δ est nul, le champ est équiréparti entre les deux guides. Dans le cas où δ est
négatif, le champ électrique est fortement confiné dans le III-V. Dans le système étudié, le
guide III-V n’est pas monomode et cela influe la répartition du champ électrique. Ainsi,
lorsque le guide silicium est petit, le deuxième supermode se rapproche du mode TE02 du
guide III-V (pas de « nœud » dans la hauteur, deux « nœuds » dans la largeur).
Figure II-21, Champs électriques des supermodes pair (dessus) et impair (dessous) pour différentes largeurs du
guide silicium (0,5µm, 1µm et 2µm) correspondants respectivement au trois cas δ<0, δ=0 et δ>0
Chapitre II
49
A partir des champs électriques des supermodes, une mesure du facteur de confinement
du champ électrique du supermode pair est effectuée (Figure II-22). Ainsi, pour de faibles
largeurs du guide silicium, le facteur de confinement dans les puits quantiques est proche de
la valeur d’un guide III-V seul. Ce facteur de confinement est fortement influencé par la
largeur du guide silicium et dès que l’accord de phase est dépassé (δ>0), celui-ci diminue
fortement.
Figure II-22, Facteur de confinement dans les puits quantiques pour le supermode pair en fonction de la largeur
du guide silicium.
A partir de l’équation reliant γ aux constantes de propagation des deux guides, la
courbe représentant les valeurs du paramètre γ en fonction de la largeur de silicium est
obtenue (Figure II-23). Ainsi, la valeur de γ ne variera qu’entre -1 et 5 pour les largeurs du
guide silicium envisagée. A partir de l’équation 1.30 donnant γ en fonction de z, ces valeurs
permettent d’obtenir des transformateurs de mode d’une longueur de 318µm, ce qui n’est pas
trop éloigné des 377µm minimum pour un taper théorique calculé au-dessus.
Figure II-23, Paramètre γ en fonction de la largeur du guide silicium.
Ces données permettent l’application de la formule du critère d’adiabadicité :
(1.32)
où est la coordonnée du point dans le transformateur de mode où l’accord de phase est
effectué (
. est choisi comme valant 0.
Le but des calculs est d’obtenir la largeur du guide silicium en fonction de la distance de
propagation, soit une relation du type :
(1.33)
Pour cela, les calculs précédents sont utilisés pour obtenir la fonction
puis la
formule (1.32) permet d’obtenir la fonction souhaitée.
50
Chapitre II
Pour des raisons technologiques, il est difficile d’obtenir des lignes de silicium
inférieures à 200nm. Les largeurs de guides sont choisies supérieures à 300nm pour diminuer
les contraintes technologiques lors de la réalisation des guides silicium. La largeur maximale
n’est quant à elle pas contrainte. A partir de ce choix, le paramètre γ ne pourra balayer qu’un
domaine restreint (
). Cela n’est pas dommageable à la qualité des transformateurs de
mode car celui-ci ne peut être inférieur à -1. En effet, le paramètre γ ne varie que très peu
pour une grande largeur du guide silicium. La plus grande plage possible est choisie malgré le
fait que l’intervalle n’est pas symétrique pour γ.
Grâce aux calculs d’indice effectif, la relation
obtenue est inversée pour
obtenir une courbe de la forme
(Figure II-24). La courbe est approchée par un
ajustement exponentiel décroissant pour obtenir la formule suivante :
(1.34)
Avec
, pour un coefficient de corrélation de
. L’ajustement exponentiel n’est
effectué que jusqu’à des valeurs de γ de 4 car la courbe s’éloigne de l’exponentielle
décroissante pour des valeurs plus élevées. Cette limite correspond à une largeur du guide
silicium de 0,4µm, ce qui n’est pas limitant pour notre système.
Figure II-24, Largeur du guide silicium en fonction du paramètre γ et ajustement exponentiel utilisé.
Dans la théorie du critère d’adiabadicité [4], la condition sur la puissance couplée dans le
deuxième supermode (
donne une condition sur la variation du paramètre γ en fonction de
z(
). Le raisonnement utilisé est de faire varier le paramètre γ entre deux bornes avec un
pas suffisamment faible puis de calculer la largeur de silicium et la longueur de chaque pas à
partir des formules présentées.
Il reste donc à obtenir une relation avec les paramètres du système du type :
(1.35)
Cela se fait facilement à partir du critère d’adiabadicité :
(1.36)
En choissisant les bornes de l’intervalle que le paramètre γ balaie, les valeurs de largeur
du guide silicium et de distance de propagation sont obtenues. Une interpolation est faite pour
obtenir une courbe du type
avec un nombre de points suffisants. Un exemple est
présenté en Figure II-25. Plusieurs tapers ont été générés à partir de différents intervalles pour
le paramètre γ.
Chapitre II
51
Figure II-25, Largeur de silicium normalisée en fonction de la distance de propagation calculée pour différents
intervalles du paramètre γ.
Ainsi, les transformateurs de mode conçus présentent plusieurs formes et font varier les
largeurs du guide silicium de 0,3µm à 2,5µm. La longueur sera définie dans la suite. Grâce
aux formes de transitions obtenues, une vérification à partir d’outils de calcul numérique est
effectuée pour valider le protocole de conception des transformateurs de mode.
b) Vérifications numériques de la propagation.
Afin de valider le protocole numérique utilisé pour le dimensionnement des zones de
transitions par le critère adiabatique, une vérification est effectuée grâce à des calculs
numériques utilisant la méthode de propagation des faisceaux 3D (Beam Propagation Method,
BPM). Cette méthode permet de modéliser un système optique, d’utiliser une répartition de
champ électrique en donnée d’entrée et d’étudier la variation du champ électrique dans un
sens de propagation défini. Elle permet des calculs plus rapides que la FDTD (Finite
Difference Time Domain) et est suffisamment précise dans le système étudié ici. Un schéma
de la forme obtenue sur le guide silicium à partir du logiciel de simulation est présenté en
Figure II-26 (b).
Figure II-26, Schémas du système utilisé pour les simulations de propagation (a) et schéma du taper de l’arête
du guide silicium utilisé dans le logiciel de simulation (RSOFT)
Entre autres, les calculs numériques permettent d’obtenir le champ électrique dans les
guides lors de la propagation. L’utilisation de moniteurs permet d’obtenir la puissance optique
dans chaque guide. La Figure II-27 présente une cartographie avec la puissance optique dans
52
Chapitre II
chaque guide. Le transfert de puissance est clairement visible et l’efficacité pour un tel taper
de 100µm est supérieure à 97%.
Figure II-27, a ) Cartographie du champ électrique transverse lors de la propagation dans un taper adiabatique,
b) Puissance optique dans chaque guide.
Pour arriver à un tel résultat, il faut vérifier les paramètres choisis. Ainsi, si les calculs
analytiques à partir des indices effectifs permettent d’obtenir la forme du taper, les
approximations effectuées (κ constant, régression du paramètre γ en fonction de la largeur de
silicium), induisent quelques variations par rapport au système réel. Les simulations de
propagation permettent de faire varier les paramètres tels que les largeurs d’entrée et de sortie
du taper ainsi que la longueur du taper pour obtenir les meilleurs efficacités de couplage. Le
but étant d’obtenir un taper le plus court possible, les optimisations des paramètres ont été
effectuées pour une longueur de 100µm. Ce choix est fait arbitrairement en sachant que le
couplage directionnel s’effectue en 40µm. De plus, une telle longueur est suffisamment courte
pour s’adapter aux longueurs de zone active utilisée par la suite (400µm et 950µm). La Figure
II-28 présente les efficacités de couplage calculées pour le taper conçu en utilisant le critère
d’adiabadicité. Alors que la conception prévoie une largeur d’entrée de 0,3µm et une largeur
de sortie de 2µm, la simulation BPM prévoie un meilleur couplage pour le couple (0,42µm,
1,94µm). Les différences s’expliquent en partie par l’ajustement exponentiel qui devient faux
pour les faibles largeurs de silicium (voir Figure II-24 lorsque gamma est grand). Malgré une
conception pour obtenir des efficacités de couplage théoriques de 99% (
), ces tapers
ne permettent pas de dépasser 98%. Cela s’explique par les différentes approximations
effectuées lors de la conception (ajustement exponentiel, balayage de γ restreint).
Chapitre II
53
Figure II-28, Cartographie d'efficacité de couplage en fonction des largeurs d'entrée et de sortie du taper de
100µm de longueur.
Dans la Figure II-29, le premier maximum de couplage par rapport à la longueur du taper
semble être autour de 70µm. Cette longueur est moins grande que la valeur prévue par la
théorie (377µm). Cette différence est due à plusieurs facteurs. Tout d’abord, dans la longueur
théorique calculée
, le choix de
avait été fait pour essayer de coupler un
maximum de lumière. Sur le taper effectif, l’efficacité à 70µm est plus proche de
(la
longueur théorique est alors de 120µm). De plus, le paramètre correspond à la part du
champ électrique se couplant au supermode impair. Dans les simulations, l’efficacité de
couplage est mesurée à partir de l’intégrale de recouvrement du champ électrique dans le
guide silicium. Or le supermode impair a également une petite partie dans le guide silicium.
Un des avantages du critère d’adiabadicité est de pouvoir concevoir des tapers tel qu’une fois
la longueur de couplage atteinte, le champ électrique ne peut pas se découpler. Ainsi, pour des
longueurs de couplage supérieures à 70µm, l’efficacité de couplage reste supérieure à 90%.
Figure II-29, Efficacité de couplage normalisée en fonction de la longueur du taper pour le meilleur couple de
largeurs
Le choix d’optimiser les transformateurs de mode pour des longueurs de 100µm a été fait
de façon à obtenir des tapers plus stables par rapport aux différents paramètres du système. De
plus, la longueur de 100µm est suffisamment courte pour être utilisée pour des longueurs de
zone active les plus faibles possible. Les transformateurs de mode conçus sont comparés à
différents tapers dans la suite.
54
Chapitre II
c) Autres tapers utilisés
Puisque de telles transitions n’ont jamais été implémentées auparavant, et afin de pouvoir
comparer les résultats avec des tapers « classiques », d’autres formes ont été conçues. Le but
général est conservé : réaliser le couplage de la puissance optique du guide III-V au guide
silicium en partant d’une faible largeur de silicium en aboutissant à une grande largeur de
silicium.
Comme expliqué au début de cette partie, la manière la plus directe est d’utiliser un taper
linéaire.
Les deux autres formes utilisées consistent à linéariser la variation de largeur du guide
silicium par rapport à un paramètre associé du système. La linéarisation permet de faire varier
de manière continue le paramètre choisi sur toute la longueur du taper. Comme le but d’un
taper est de favoriser le couplage d’un mode optique, le paramètre choisi est l’indice effectif
du mode optique. Les modes optiques choisis sont le mode fondamental du guide silicium
seul et le supermode pair (Figure II-30).
Figure II-30, Indice effectif du mode fondamental du guide silicium et du supermode pair.
Pour le premier taper, c’est le mode fondamental du guide silicium qui est considéré car
le but est de se coupler à ce mode optique. Les largeurs de début et de fin du taper choisies
pour la linéarisation sont 0,5µm et 2,5µm.
Pour le deuxième taper, le choix du supermode pair consiste à favoriser le mode le plus
intéressant dans le système couplé. Théoriquement, il est moins fort que le critère
d’adiabadicité qui consiste à limiter le couplage au second supermode. Les largeurs de début
et de fin du taper choisies pour la linéarisation sont 0,5µm et 3,2µm.
Les largeurs de début et de fin sont choisies par rapport à l’accord de phase des deux
guides et au confinement dans les puits quantiques pour la plus faible largeur.
Tous ces tapers sont normalisés pour permettre une comparaison (Figure II-31). Ainsi, la
linéarisation par rapport au supermode pair donne une forme assez proche du taper utilisant le
critère d’adiabadicité.
Chapitre II
55
Figure II-31, Largeur de silicium normalisée en fonction de la longueur normalisée pour les quatre types de
tapers utilisés.
Après avoir conçu ces divers tapers, il convient de les comparer en termes d’efficacité de
couplage et de robustesse par rapport aux paramètres du système pouvant varier lors de la
fabrication.
d) Robustesse de l’efficacité de couplage par rapport à différents
paramètres technologiques
Lors de la fabrication, plusieurs paramètres varient à cause des aléas et des tolérances des
techniques utilisées. Ainsi, les simulations de propagation permettent de vérifier la tolérance
des différents tapers conçus par rapport à ces variations technologiques. La Figure II-32
présente les différents paramètres étudiés sur des schémas du système couplé. Les premiers
paramètres vérifiés et qui sont également étudiés lors de la conception des tapers sont les
largeurs d’entrée et de sortie du guide silicium définissant le taper. L’étude classique ensuite
réalisée et définissant la stabilité du taper consiste à vérifier l’efficacité du taper pour
différentes longueurs. Un des paramètres les plus difficiles à contrôler lors de la fabrication
est le gap entre les deux guides qui va dépendre de la planarisation et de la technique de
collage (voir Chapitre IV). Les lasers conçus sont optimisés pour une longueur d’onde de
1,55µm correspondant à un standard télécom. Cependant, la finalité est de pouvoir émettre sur
une plage large autour de 1,55µm pour utiliser le multiplexage de signal. Les tapers doivent
donc être efficaces sur une gamme spectrale autour de 1,55µm. Une vérification est également
effectuée quand au décalage possible entre les deux guides (Figure II-32 b) même si les
techniques d’alignement utilisées sont fiables à 200nm près. Le dernier paramètre pouvant
varier est la largeur du guide III-V (Figure II-32 a). Même si celui-ci est droit tout le long du
taper, la fabrication peut conduire à un guide plus étroit ou plus large (généralement une
différence inférieure à 1µm).
Figure II-32, Schéma du système couplé montrant les différents paramètres technologiques étudiés : a) vue du
dessus, b) coupe transversale.
56
Chapitre II
Pour chaque taper choisi, les calculs numériques permettent d’obtenir le meilleur couple
de largeur d’entrée et de sortie du guide silicium pour une longueur de couplage de 100µm.
Ces simulations permettent également de vérifier si le taper est tolérant par rapport aux écarts
de fabrication. Une figure de mérite est de tracer l’efficacité de couplage en fonction de la
largeur d’entrée et de sortie sous forme de surface avec différentes couleurs pour l’efficacité
de couplage (Figure II-33). Sur ces graphiques, le taper utilisant le critère d’adiabadicité est
bien celui ayant la plus grande efficacité. La ligne noire correspond à une efficacité de
couplage égale à 90%. Pour chaque taper, un couplage de plus de 90% est accessible pour de
grandes variations de largeurs d’entrée et de sorties. Ainsi, une variation de plus ou moins
50nm par rapport aux largeurs optimales est tolérable. Il faut savoir que la fabrication des
guides silicium est précise à au moins de 50nm. L’avantage du taper utilisant le critère
d’adiabadicité est d’obtenir des efficacités de couplage supérieures à 94% pour une variation
de plus ou moins 50nm des largeurs du guide silicium. Il est donc plus robuste que les autres.
Figure II-33, Cartographie de l'efficacité de couplage des quatre tapers en fonction des largeurs d'entrée et de
sortie du guide silicium.
A la suite du choix des couples de largeurs d’entrée et de sortie des tapers pour 100µm,
une vérification de la stabilité est effectuée en calculant l’efficacité de couplage à longueur de
taper variable (Figure II-34). Dans le cas du couplage directionnel, la lumière se couple et se
découple d’un guide à l’autre. Le but d’utiliser un taper est d’empêcher ce phénomène de
découplage. Les tapers ayant été optimisés pour une longueur de 100µm, un maximum y est
bien apparent pour chaque taper. Un premier maximum apparait également autour de 70µm
comme vu pour le taper utilisant le critère d’adiabadicité. L’optimisation pour une longueur
de 100µm permet d’obtenir une plus grande stabilité. A partir de ces courbes, seul le taper
utilisant le critère d’adiabadicité est suffisamment stable pour éviter un découplage de plus de
10%. Tous les autres tapers ont un découplage supérieur à 20%. L’utilisation du critère
d’adiabadicité est donc encore justifiée.
Chapitre II
57
Figure II-34, Efficacité de couplage normalisée en fonction de la longueur du taper pour les quatre tapers
choisis
Le gap entre les deux guides est un autre paramètre important dont il convient de tester
l’impact des variations sur l’efficacité de couplage. Lors de la fabrication, ce paramètre
dépend de l’encapsulation, de la planarisation et de la préparation des deux surfaces de
collage. Autant d’étapes qui ne permettent pas de contrôler parfaitement cette épaisseur.
L’épaisseur est atteinte à plus ou moins 20nm dans le meilleur des cas. La Figure II-35
présente les efficacités de couplage pour les différents tapers utilisés. Le taper linéaire est
ainsi très peu tolérant. Un couplage inférieur à 90% est atteint pour une variation de
seulement 10nm. Le taper adiabatique reste proche des 90% de couplage sur une plage un peu
plus grande et surtout sans décrochage. Ainsi, un couplage de plus de 85% est possible même
pour un gap de seulement 50nm. Les deux tapers utilisant une linéarisation comportent un
plateau d’efficacité entre 70nm et 100nm de gap. Cela s’explique par le fait que les modes
optiques du système couplé restent assez proches du système étudié pour un gap de 100nm.
Cependant, dès que le gap diminue trop et donc que le couplage est plus fort, l’efficacité de
couplage de ces tapers diminue fortement car le mode fondamental devient confiné dans le
silicium.
Figure II-35, Efficacité de couplage normalisée en fonction du gap entre les deux guides d'onde pour les quatres
tapers utilisés.
Les lasers fabriqués, tant du point de vue de l’épitaxie que des miroirs utilisés, sont
optimisés pour obtenir un spectre d’émission à 1,55µm. Cependant, pour utiliser de tels lasers
dans des systèmes multiplexés, ces derniers doivent pouvoir émettre sur une bande large
autour de 1,55µm. Les tapers doivent donc être efficaces sur cette bande. Pour cette
58
Chapitre II
vérification, l’indice optique des matériaux a été considéré constant. L’approximation est
justifiée car la largeur spectrale étudiée n’excède pas 0,1µm (Figure II-36). Les tapers conçus
permettent des couplages supérieurs à 90% sur une gamme de 50nm autour de 1,55µm pour le
taper linéaire et à 100nm pour le taper linéaire pour le mode silicium. Des couplages
supérieurs à 80% sont atteints pour toute la gamme [1,5µm ; 1,6µm] ce qui est suffisant pour
les démonstrateurs de cette thèse.
Figure II-36, Efficacité de couplage normalisée en fonction de la longueur d'onde pour les quatre tapers utilisés.
Enfin cette étude de robustesse se termine en se focalisant sur la largeur du guide III-V
et le décalage entres les guides. Malgré l’utilisation de technologies de fabrication de pointe,
il est possible d’avoir un décalage latéral entre les deux guides. Ce décalage est cependant
faible (inférieur à 100nm). De plus, lors de la fabrication, le ruban III-V peut varier en largeur
d’un maximum d’un micron suivant le masque dur et la gravure utilisée. Les efficacités de
couplage en fonction de ces deux paramètres sont présentées en Figure II-37. Le taper
utilisant le critère adiabatique permet un couplage de plus 94% de la lumière dans les cas les
plus favorables pouvant être atteints lors de la fabrication. De plus, il est plus fréquent
d’obtenir un guide moins large que la valeur visée (voir chapitre IV). Sur la Figure II-37, une
diminution de la largeur du guide III-V par rapport aux 6µm prévus a plutôt tendance à
augmenter l’efficacité de couplage.
Figure II-37, Efficacité de couplage du taper utilisant le critère d'adiabadicité en fonction du décalage latéral
entre les deux guides et de la largeur du guide III-V.
La Figure II-38 présente les efficacités de couplage en fonction de la longueur du
transformateur de mode pour plusieurs valeurs des paramètres étudiés. Le décalage entre les
Chapitre II
59
guides n’influe que très peu la stabilité du taper par rapport à la longueur de couplage tandis
que la largeur de silicium est plus critique. Cependant, l’efficacité de couplage autour de la
longueur choisie (100µm) reste suffisamment stable. De plus, même pour des écarts de 1µm
par rapport à la largeur optimale, les transformateurs de mode utilisant le critère d’adiabicité
couplent plus de 80% de la lumière d’un guide à l’autre ce qui est meilleur que tous les autres
tapers étudiés.
Figure II-38, Efficacité de couplage du taper utilisant le critère d'adiabadicité en fonction de la longueur du
taper pour différents décalages entre les deux guides et pour différentes largeurs du guide III-V.
Grâce à toutes ces études, le choix d’utiliser le critère d’adiabadicité est bien justifié. En
effet, celui-ci permet d’obtenir des efficacités de couplage supérieures à tous les autres tapers
envisagés et également une grande stabilité par rapport à tous les paramètres du système
pouvant varier lors de la fabrication.
De plus, les tapers conçus pendant cette thèse et présentés ici ont été optimisés pour un
fonctionnement à 1,55µm. D’autres tapers ayant des propriétés de stabilité similaires ont été
également conçus pour des architectures laser similaires mais pour une émission laser à
1,3µm et 1,27µm.
La conception et la validation de fonctionnement par les simulations numériques de
transformateurs de mode utilisant le critère d’adiabadicité justifie donc pleinement le choix de
l’architecture présentée dans la section 32. De plus, ces transformateurs de mode peuvent être
utilisés pour la conception d’autres composants actifs présentés dans la section suivante.
4. Proposition d’utilisation de tapers utilisant le critère
d’adiabadicité pour des modulateurs à électro-absorption et
des photodiodes hybrides III-V sur silicium
Les transformateurs de mode conçus permettant le transfert total de la lumière du guide
III-V au guide silicium et inversement, le matériau III-V peut alors être utilisé pour d’autres
fonctions que l’émission de lumière. En utilisant la même structure, ou une structure adaptée,
polarisée en inverse, le signal transféré dans le guide III-V sera alors absorbé. Une description
rapide de photodiode et de modulateur à électro-absorption utilisant des transformateurs de
mode est présentée ci-après.
a) Photodiode hybride III-V sur silicium
Les semi-conducteurs III-V peuvent être utilisés pour fabriquer des photodiodes.
L’alimentation inverse de la structure en inverse permet aux électrons créés par absorption des
photons de s’échapper de la bande de conduction. La détection se fait par mesure du courant
généré directement relié à la puissance optique reçue.
60
Chapitre II
La photodiode proposée ici permet de détecter théoriquement la totalité du signal reçu
moyennant l’efficacité de la structure en absorption. En effet, les transformateurs de mode
permettent de coupler la totalité de la puissance lumineuse dans le guide III-V. La Figure
II-39 présente l’architecture proposée. Afin d’augmenter le couplage et puisqu’aucune
puissance optique n’est alors nécessaire dans le silicium, le guide silicium est fini en pointe.
Le photo-courant est récupéré grâce à une métallisation similaire à la structure laser.
Figure II-39, Schéma d'une photodiode hybride III-V sur silicium : a) Coupe longitudinale, b) Vue du dessus
avec arête du guide silicium.
Ces photodiodes présentent plusieurs avantages. Tout d’abord, elles sont totalement
intégrées au circuit photonique. De plus, aucune étape de dopage ou de métallisation du
silicium n’est nécessaire. Enfin, elles peuvent utiliser les mêmes épitaxies que les lasers
présents sur la puce et ne nécessitent donc pas d’étape de collage supplémentaires.
b) Modulateur à électro-absorption hybride III-V sur silicium
Plusieurs techniques de modulation du signal optique sont possibles. Les systèmes de
type Mach-Zender obligent à séparer le signal en deux branches puis à les recoupler pour
utiliser une interférence suivant le déphasage appliqué.
Il est possible de moduler directement l’amplitude du signal en absorbant une partie de ce
dernier. La Figure II-40 présente l’architecture de modulateur à électro-absorption proposée.
En mettant bout à bout deux transformateurs de mode, la lumière est couplée puis découplée
dans le guide III-V. En n’appliquant aucune tension, seule une petite fraction de la lumière est
absorbée. En effet, le couplage s’effectuant tout le long du transformateur de mode, le mode
optique n’est confiné complètement dans les puits quantiques qu’au centre de la structure.
Cela assure des faibles pertes optiques du composant non activé.
De la même manière qu’une photodiode présentée ci-dessus, l’application d’une tension
inverse dans la structure permet d’amplifier l’absorption du matériau III-V. Ainsi, cette
absorption de puissance optique jouera le rôle de génération de signal.
Chapitre II
61
Figure II-40, Schémas d'un modulateur à électro absorption hybride III-V sur silicium : a) Coupe longitudinale,
b) Vue du dessus avec arête du guide silicium.
L’avantage de ces modulateurs est leur intégration complète dans le circuit photonique.
De plus, ils représentent une empreinte plus petite sur la puce que des modulateurs MachZender.
5. Conclusion
Ce chapitre a permis de décrire l’utilisation du III-V comme matériau amplificateur pour
créer des sources de lasers hybrides III-V sur silicium.
La conception de transformateurs de mode utilisant le critère d’adiabadicité a permis de
concevoir des coupleurs optiques du guide III-V au guide silicium ayant des efficacités de
couplage supérieures à 97%. De plus, il a été prouvé que ces transformateurs de mode sont
très robustes par rapport aux différents paramètres pouvant varier lors de la fabrication.
Les transformateurs de mode permettent l’utilisation d’une architecture de zone active de
laser hybride originale. Cette architecture permet de s’affranchir de la plupart des problèmes
rencontrés en fabrication qui sont détaillés dans le chapitre IV, tels que la gravure du matériau
III-V ou un désalignement entre les guides.
Après avoir défini la zone amplificatrice choisie pour les lasers hybrides, il reste à définir
différentes cavités optiques pour obtenir le rayonnement laser. Les différentes cavités utilisées
dans cette thèse sont exposées dans le chapitre suivant.
6. Bibliographie
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pumped hybrid AlGaInAs-silicon evanescent laser,” Opt. Express, vol. 14, no. 20, pp.
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[2] M. Lamponi, S. Keyvaninia, F. Pommereau, R. Brenot, G. de Valicourt, F. Lelarge, G.
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62
Chapitre II
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Chapitre III
63
Chapitre III. Cavités résonnantes proposées pour laser
hybride III-V sur silicium
Dans le chapitre I, la description du laser précise que celui-ci doit être composé d’un
milieu amplificateur pompé compris dans une cavité résonnante. Le chapitre précédent a
présenté l’architecture choisie pour apporter un milieu amplificateur pompé sur un circuit
photonique en silicium. Ce chapitre présente rapidement les différentes cavités résonnantes
utilisées lors de cette thèse afin de finir de décrire complètement les lasers réalisés.
Les caractéristiques opto-géométriques de ces cavités représentent un point critique pour
l’optimisation des performances finales des lasers. Si les longueurs d’onde d’émission
atteignables par le laser sont principalement définies par la zone de gain du matériau
amplificateur, les caractéristiques d’émission du laser sont fortement dépendantes de la cavité
résonnante.
Un rappel de l’architecture de la zone active et des guides en silicium présents en sortie
de zone active est fait afin de préciser comment peuvent être formées les cavités résonnantes.
Trois des quatre cavités utilisées lors de cette thèse se basent sur des réseaux de Bragg. Une
présentation rapide du fonctionnement et des différentes caractéristiques de tels réseaux est
faite.
Pour chaque cavité, le principe de fonctionnement ainsi que son application au guide
silicium ou au système hybride sont expliqués. Les différentes figures de mérite des cavités
ainsi que leurs avantages et inconvénients sont discutés grâce à diverses méthodes de
simulations précisées.
La cavité Fabry-Pérot et les lasers à miroir de Bragg distribués (DBR pour Distributed
Bragg Reflector) sont les premières cavités présentées utilisant des réseaux de Bragg
fabriqués dans les guides silicium à l’extérieur de la zone active. Deux autres types de laser
sont ensuite abordés : les lasers à rétro-action répartie (DFB pour Distributed Feed-Back) et
les lasers en stadium (racetrack). Pour les DFB, le réseau se situe au niveau de la zone active.
Dans le cas du racetrack, la cavité résonnante est définie sans aucun miroir.
A la fin de ce chapitre, l’architecture compléte des lasers fabriqués pendant cette thèse
aura été faite.
1. Définition de la cavité laser
Le travail d’optimisation des transformateurs de mode du chapitre précédent, permet
d’obtenir une zone active composée d’une zone de gain à plein centrale et de deux zones de
couplage sous chaque bord (Figure III-1a). Pour rappel, au centre du guide III-V, le mode
optique principal est fortement confiné dans le guide III-V pour obtenir des facteurs de
confinement dans les puits quantiques relativement élevés (de l’ordre de 12%). Les
transformateurs de mode, situés sous chaque bord du guide sur une longueur de 100µm,
permettent de transférer plus de 90% de la puissance optique dans le guide silicium quelles
que soientt les conditions de fabrication. Cela permet de s’affranchir des réflexions possibles
au niveau de l’interface III-V/air en fin de guide III-V. Le guide silicium à l’éxtrémité du
guide III-V consiste en un guide arête (Figure III-1b).
Ainsi, la longueur de la zone active peut-être choisie en fonction de l’application visée et
des autres paramètres du système tels que la longueur de la cavité. Deux longueurs de guide
III-V ont été retenues pour cette thèse : 950µm et 400µm en accord avec les dimensions des
transformateurs de modes optimum et la littérature.
Le fait de transférer toute la puissance optique dans le guide silicium permet d’envisager
le retour de la lumière pour former la cavité dans le silicium (Figure III-1 a).
64
Chapitre III
Figure III-1, a) Schéma de la coupe longitudinale de l'architecture de la zone active d’un laser hybride proposée
dans cette thèse, b) Schéma de la coupe transversale du guide arête silicium en sortie de zone active.
L’utilisation des guides d’onde silicium encapsulés en silice pour former la cavité du
laser est justifiée par le fort contraste d’indice entre les deux matériaux. Celui-ci permet
d’obtenir des fonctions optiques passives très efficaces sur des distances très courtes dans le
cas des réseaux. Aux longueurs d’onde télécom autour de 1,55µm, l’indice optique du
silicium est d’environ 3,5, celui de l’InP de 3,17, celui des puits quantiques de 3,58, et celui
de la silice de 1,45. L’épaisseur totale de silicium est de 500nm et la hauteur de l’arête est de
250nm. Ces paramètres sont fixés par les standards de fabrication détaillés dans le chapitre 3.
De plus, la structuration du silicium tire profit de la maturité des technologies issues de la
micro-électronique par rapport aux matériaux III-V. Ainsi il est préféré attribuer au silicium
les fonctionnalités optiques les plus complexes et au III-V la fonction optique passive de
guidage de la lumière et la fonction de gain.
Néanmoins, un guide arête ne suffit pas à concevoir les différentes fonctions passives de
rétro-action utiles aux cavités. Une transition en sortie de zone active a donc été conçue afin
de passer d’un guide arête large d’environ 2µm à un guide droit large de 10µm (Figure III-2).
Il a été choisi d’utiliser une transition linéaire de 100µm pour ne pas exciter les modes
supérieurs. Ce taper n’a pas fait l’objet d’optimisation durant cette thèse car il ne présentait
pas des perspectives d’amélioration suffisante.
Figure III-2, Schéma de la transition guide arête guide droit : a) vue du dessus du taper linéaire, l’arête est en
pointillée, b) coupe transversale d'un guide arête et champ électrique transverse du mode principal, c) coupe
transversale d'un guide droit et champ électrique transverse du mode principal.
A partir de ce système de zone active apportant le gain optique relié à des guides silicium
droit ou en arête, plusieurs types de cavités optiques ont été utilisés.
La partie suivante expose le principe de fonctionnement d’un réseau de Bragg ainsi que
les principaux paramètres le définissant. Ces réseaux permettent de concevoir des miroirs de
manière simple dans des guides d’ondes. La manière la plus simple de concevoir une cavité
résonnante étant de placer deux miroirs face à face, les réseaux de Bragg ont été utilisés dans
une majorité des cavités de cette thèse.
Chapitre III
65
2. Principe de fonctionnement d’un réseau de Bragg
Le principe d’un réseau de Bragg est d’alterner périodiquement deux zones d’indices de
réfraction différents dans le but d’obtenir un phénomène d’interférences constructives entre
les ondes réfléchies à chaque interface (Figure III-3). A chaque interface entre un milieu
d’indice n1 et un milieu d’indice n2, la fraction
est réfléchie. Cette
formule est également vraie dans le cas de zones ayant des indices effectifs différents.
Figure III-3, Schéma de principe d'un miroir de Bragg.
L’accord de phase entre chaque réflexion s’exprime à partir des paramètres du système :
pour entier et où est la constante de propagation dans le milieu
d’indice . A partir de cette formule et en choisissant le plus simplement
, la
longueur d’onde de résonnance, appelée longueur d’onde de Bragg est obtenue :
(1.37)
où
et
correspond à la période du réseau.
La différence d’indice effectif étant généralement fixée, la longueur d’onde de Bragg va
pouvoir être choisie grâce à la période du réseau. La réflectivité totale à cette longueur d’onde
s’écrit
pour périodes dans une première approximation. La réflectivité totale
est ainsi directement liée à la longueur du réseau et à la réflectivité d’une période.
Une méthode de calcul matriciel basée sur cette analyse interférentielle permet
l’obtention des réflectivités de manière rapide et très précise [1]. Elle permet de s’affranchir
de lourds calculs en FDTD. Cette méthode a été utilisée ici pour calculer les réflectivités des
miroirs conçus.
Un des avantages des miroirs de Bragg est que la réflectivité varie en fonction de la
longueur d’onde. Ainsi, pour des longueurs d’onde proches de la longueur d’onde de Bragg,
la réflectivité sera proche de la réflectivité maximale. La Figure III-4 présente la réflectivité
spectrale typique d’un miroir de Bragg.
66
Chapitre III
Figure III-4, Réflectivité normalisée typique d’un miroir de Bragg obtenue par la méthode de calcul matriciel.
Chaque miroir est ainsi caractérisé par sa longueur d’onde de Bragg, sa réflectivité à cette
longueur d’onde et sa bande passante, cette dernière étant défini comme la largeur spectrale
ayant une réflectivité supérieure à la moitié de la réflectivité maximale. Cette bande passante
est modulable suivant les paramètres du système, principalement la différence d’indice entre
les couches suivant la formule :
(1.38)
Le but est donc de créer des réseaux dans les guides en silicium de deux zones ayant des
indices effectifs différents. Le plus simple est de graver complètement ces guides afin
d’obtenir une alternance de silicium et de silice et donc une grande différence d’indice
effectif. Il est cependant possible d’obtenir de plus faible différence d’indice effectif entre les
alternances en ne gravant que partiellement le guide en silicium. Ces deux méthodes ont été
utilisées pour fabriquer des lasers Fabry-Pérot et des lasers DBR respectivement. Elles sont
présentées dans les deux prochaines parties. Pour former ces réseaux de Bragg dans les guides
silicium, les guides droits (Fig. 2 (b)) ont été préférés aux guides arêtes (Fig. 2 (a)). En effet,
la plus grande largeur des guides droits permet d’obtenir une plage de différence d’indice plus
grande lors d’une gravure partielle que pour des guides arêtes.
3. Cavité Fabry-Pérot
En plaçant deux miroirs face à face, la lumière entre les deux est piégée. Il s’agit de la
cavité résonnante la plus simple à imaginer : la cavité Fabry-Pérot. En plaçant un matériau
amplificateur entre les deux miroirs et en le pompant, tous les composants d’un laser sont
alors présents (Figure III-5 a). Si les deux miroirs sont parfaits (100% de réflectivité), aucun
rayonnement laser ne pourra être extrait de la cavité. Ainsi, pour collecter un rayonnement
laser, il est préféré de placer un miroir de forte réflectivité et un miroir de plus faible
réfléctivité (typiquement 50%).
L’analyse d’une cavité Fabry-Pérot se fait de la même manière que l’interférence dans
une couche mince : l’onde réfléchie va interférer avec l’onde incidente à chaque réflexion de
chaque côté de la cavité. Ce système d’interférence ne va exciter qu’un nombre limité de
longueur d’onde. La formule de transmission d’une cavité Fabry-Pérot est la suivante :
(1.39)
où
correspondent aux transmissions de chaque miroir,
aux réflectivités de
chaque miroir, à la longueur de la cavité et la constante de propagation. La Figure III-5 b)
Chapitre III
67
présente une courbe typique de transmission d’une cavité Fabry-Pérot pour deux miroirs ayant
des réflectivités de 80%.
Figure III-5, a) Schéma d’une cavité Fabry-Pérot, b) Transmission de la cavité associée obtenue par méthode de
calcul matriciel.
Les modes de cette cavité forment donc un peigne (Figure III-5 (b)). L’intervalle spectral
libre, différence entre deux pics du peigne s’obtient grâce à la formule :
, où
, L la longueur de la cavité du miroir, n l’indice de groupe et la longueur d’onde.
Ainsi, plus la cavité est longue, moins l’écart entre deux longueurs d’onde sera grand. Dans le
cas des lasers hybrides III-V sur silicium, le gain spectral des puits quantiques est centré
autour de 1,55µm. Les longueurs de cavité étant de l’ordre du millimètre et en prenant un
indice de groupe de l’ordre de l’indice du silicium de 3,5, l’intervalle spectral libre est alors
de 0,343nm.
Comme vu dans la partie précédente, il a été choisi d’utiliser des miroirs de Bragg dans
les guides silicium afin de réaliser la cavité Fabry-Pérot. Les miroirs ont été réalisés en
gravant totalement le guide silicium droit (Figure III-6 a), de manière périodique (Figure III-6
b). Les réseaux sont alors formés de silicium et de silice présentant un fort contraste d’indice
(3,5 pour le silicium, 1,45 pour la silice à 1,55µm).
Figure III-6, Schéma du miroir de Bragg des cavités Fabry-Pérot, a) coupe transverse du guide droit, b) coupe
longitudinale du réseau.
Un tel système à fort contraste d’indice permet d’obtenir des réflectivités très élevées
pour des longueurs de miroir faibles (voir partie 2). Les résultats des simulations par FDTD
sont présentés en Figure III-7 (a) et (b). Une période de 650nm est utilisée. Une dizaine de
périodes suffit pour qu’il ne subsiste plus aucun champ transmis tandis qu’une seule période
permet d’obtenir une faible réflexion.
Pour le miroir à forte réflectivité, il a été choisi d’utiliser 10 périodes pour obtenir une
réflectivité de plus de 85% (Figure III-7 c). Pour le miroir faible réflectivité, une période
permet d’obtenir une réflectivité de 45%. La Figure III-7 permet également d’obtenir les
largeurs spectrales de ces miroirs. Ceux-ci sont très large bande. Ainsi, si le miroir faible
réflectivité refléchit 45% de la lumière autour de 1,55µm, le miroir forte réflectivité présente
une largeur spectrale de 0,4µm centré sur 1,55µm.
68
Chapitre III
En comparant cette largeur spectrale à l’intervalle spectral libre de la cavité Fabry-Pérot
(0,343nm), il apparait clairement que plusieurs modes vont être excités et vont pouvoir laser.
Le fait que les lasers Fabry-Pérot soient multimodes constitue un de leurs inconvénients.
Figure III-7, a, b) Simulations FDTD 2D des miroirs de Bragg pour 13 périodes et 1 période, c) Réflectivités
simulées.
Si les lasers Fabry-Pérot ont l’inconvénient d’être multimodes pour l’application de
transmission de donnée visée, ils représentent néanmoins une preuve de concept de
l’architecture hybride proposée. En effet, leur réalisation est simple car elle ne nécessite
qu’une gravure complète des guides silicium. De plus, la grande largeur spectrale des miroirs
permet de ne pas se soucier de centrer la zone de gain de l’épitaxie III-V sur celle-ci.
La cavité décrite par la suite permet de s’affranchir du problème de multimodalité du
laser Fabry-Pérot en améliorant la fonctionnalité des miroirs.
4. Laser à miroir de Bragg distribué
Les lasers à miroir de Bragg distribué (Distributed Bragg Reflector, ou DBR) sont des
lasers à cavités Fabry-Pérot dont au moins l’un des miroirs permet un filtrage en longueur
d’onde grâce à leur réflectivité spectrale étroite. Le but est de couper tout ou une partie des
modes de la cavité Fabry-Pérot pour n’exciter qu’un seul mode et obtenir une émission laser
sur une seule longueur d’onde (Figure III-8 (b)).
Ce filtrage en longueur d’onde amène un autre problème. Lors de l’augmentation du
courant dans le laser, un déphasage de la fréquence de résonnance va s’effectuer. Le peigne
Fabry-Pérot se décale vers le rouge progressivement et il apparait des sauts de mode lorsque
le filtrage passe d’un mode à l’autre. Afin d’adapter la cavité et de ne pas sauter d’un mode à
l’autre, une zone de phase est ajoutée dans la cavité (Figure III-8 (a)). Elle permet également
l’accordage fin du laser. Dans cette thèse, aucune section de phase n’a été placée dans la
cavité laser pour réduire la longueur de la cavité.
Chapitre III
69
Figure III-8, a) Schéma de principe d'une cavité DBR, b) Exemple de filtrage spectrale obtenu par méthode de
calcul matriciel.
Dans les DBR proposés dans cette thèse, le filtrage est obtenu grâce aux deux miroirs de
Bragg situés de chaque côté de la zone active. A partir de la formule (3.2) et afin de diminuer
la bande passante des miroirs de Bragg utilisés, la différence d’indice entre les deux milieux
doit être diminuer. Ainsi, au lieu de graver complètement le guide silicium pour obtenir un
système silicium/silice, le guide va être partiellement gravé pour obtenir une alternance de
deux guides d’onde dont les indices effectifs sont différents (Figure III-9). Pour obtenir des
bandes passantes de 5nm autour de 1,55µm pour un indice effectif autour de 3,5, il est
nécessaire d’avoir une différence d’indice effectif d’environ 2.10-2. A partir de calculs
numériques utilisant la méthode des éléments finis pour calculer les indices effectifs des
guides d’onde, des différences d’indice effectif aussi faibles sont obtenues pour des hauteurs
de gravure de l’ordre de 10nm.
Cette hauteur de gravure a donc été choisie pour concevoir les miroirs de Bragg
nécessaires à la réalisation de lasers DBR.
Figure III-9, Schéma des miroirs de Bragg utilisés pour les lasers DBR, a) Coupe transverse du guide droit
partiellement gravé, b) Coupe longitudinale du réseau.
Les faibles différences d’indice entrainant des faibles réflectivités, les miroirs deviennent
nécessairement plus long pour conserver leurs efficacités. La Figure III-10 a) présente les
réflectivités de réseaux gravés à 10nm pour différentes longueurs de réseau. Pour obtenir des
réflectivités de l’ordre de l’unité, des longueurs de plus de 300µm (environ 1300 périodes)
sont alors nécessaires. Ces miroirs augmentent alors l’empreinte du laser sur la puce. De plus,
de longs miroirs augmentent la cavité du laser, donc réduisent l’espace entre les longueurs
d’onde du peigne Fabry-Pérot et augmentent les pertes optiques dans la cavité.
La largeur à mi-hauteur varie en fonction de la longueur des miroirs (Figure III-10 b)..
Les miroirs choisis pour réaliser les lasers DBR sont de 100µm pour le laser faible réflectivité
(46%) et de 300µm pour le miroir forte réflectivité (97%). Cela permet d’obtenir des bandes
passantes de 3,99nm et 2,54nm respectivement.
70
Chapitre III
Figure III-10, a) Réflectivité normalisée d'un miroir de Bragg à faible différence d'indice en fonction de la
longueur, b) Largeur spectrale du même miroir en fonction de la longueur.
Pour s’accorder avec la zone de gain et sélectionner la longueur d’onde d’émission, un
ajustage de la période des miroirs est suffisant. La Figure III-11 présente la longueur d’onde
de Bragg en fonction de la période pour un réseau faiblement gravé de 10nm ainsi que la
réflectivité de tels réseaux de 100µm pour différentes périodes. Une différence de 2nm de
période induit une différence de 11nm dans la longueur d’onde d’émission. Même si la
différence de longueur d’onde d’émission est élevée, il est difficile d’obtenir des différences
de périodes plus petites avec l’utilisation de technologies CMOS standards.
L’intervalle spectral balayé par les six périodes choisies (de 235nm à 245nm) est de
60nm. Cela est suffisant pour obtenir au moins une longueur d’onde de Bragg centrée sur le
maximum de gain de l’épitaxie laser.
Figure III-11, a) Longueur d’onde de Bragg d’un réseau partiellement gravé de 10nm en fonction de la période,
b) Réflectivités de tels réseaux de 100µm de long pour différentes périodes en fonction de la longueur d’onde.
La période changeant de plus de 10nm, il faut s’assurer que certaines propriétés des
miroirs ne varient que modérément. La Figure III-12 représente la réflectivité en fonction de
la longueur du miroir ainsi que la bande passante des miroirs en fonction de la période. La
période n’influe que très peu sur la réflectivité en fonction de la longueur en induisant une
différence de seulement 4% du nombre de période. La bande passante des miroirs varie
également très peu avec la période des miroirs (0,3nm pour une différence de période de
10nm).
Chapitre III
71
Figure III-12, a) Réflectivité des miroirs de Bragg faiblement gravé en fonction de la longueur pour deux
périodes différentes, b) Largeur à mi-hauteur en fonction de la période du réseau pour les deux longueurs choisies.
Le paragraphe suivant présente les dispersions de certains paramètres par rapport aux
tolérances de fabrication de la profondeur de gravure. Une gravure peu profonde de 10nm est
le minimum atteignable et n’est généralement contrôlable qu’à 1 ou 2 nm (voir Chapitre IV).
La Figure III-13 représente les dispersions de la longueur d’onde de Bragg et de la réflectivité
des miroirs en fonction de la hauteur de gravure. La longueur d’onde de Bragg n’est que très
peu impactée par la gravure des miroirs (0,7nm pour 5nm de gravure supplémentaire).
Cependant, la gravure impacte plus fortement la réflectivité des miroirs et plus
particulièrement celui de faible réflectivité. Pour une augmentation de gravure de 2nm, la
réflectivité passe de 45% à 58%. La gravure étant la même sur une même puce, les lasers
seront comparables. Cependant, une dispersion d’un nanomètre est possible sur une même
plaque ou d’une plaque à l’autre. Cela induit seulement une différence de plus ou moins 6%
de réflectivité.
Figure III-13, Longueur d'onde de Bragg (a) et réflectivité (b) des miroirs en fonction de la hauteur de gravure
du guide.
L’utilisation de miroirs de Bragg faiblement gravés permet donc l’obtention de lasers
monomodes. Le choix de la longueur de cavité se fait principalement à partir de la longueur
de la zone active. Afin de pouvoir comparer les caractéristiques de ces lasers avec les lasers
Fabry-Pérot détaillés précédemment, une longueur de zone active de 950µm a été choisie.
Une deuxième longueur de zone active a également été choisie : 400µm. Cela permet de
réduire l’empreinte globale des lasers sur la puce.
Ces lasers peuvent être accordés par effet joule grâce à des chaufferettes placées audessus des miroirs (voir Chapitre IV). En effet le silicium possède une sensibilité naturelle
aux changements de température qui modifie l’indice optique des matériaux. En chauffant le
72
Chapitre III
réseau, les indices optiques des matériaux sont modifiés et par conséquent la longueur de
d’onde de Bragg est modifiée également. Cependant, seule une augmentation de la
température est possible. La longueur d’onde d’émission ne peut donc varier que dans un
sens.
Les DBR présentent de nombreux avantages tels que la monomodicité. Le plus gros
inconvénient de ces lasers reste l’empreinte totale sur la puce car ils requièrent des miroirs
relativement longs.
D’autres cavités sont donc envisagées afin de résoudre le problème de taille.
5. Cavité en stadium
Le type suivant de laser conçu et fabriqué dans cette thèse utilise une cavité en stadium.
Cela consiste à boucler un côté de la zone active à l’autre ce qui permet d’obtenir une grande
cavité résonante composée de guides courbes (Figure III-14). A la différence des lasers
intégrant un anneau dans leur cavité, ce type de laser ne nécessite pas de miroir. Cette cavité
permet d’éviter la gravure de réseau qui nécessite une attention particulière lors de la
fabrication (voir Chapitre IV).
La méthode utilisée ici pour récupérer le rayonnement laser consiste en un coupleur
directionnel dans la boucle. Suivant la longueur de ce coupleur (voir Chapitre II) seule une
fraction de la puissance optique est récupérée. Ces lasers émettent des deux côtés du coupleur
(Figure III-14). En effet, un mode horaire et un mode antihoraire vont coexister. Ces deux
modes sont en compétition dans la cavité du laser. Même si les deux guides peuvent être reliés
pour n’obtenir qu’une seule sortie, il a été préféré de raccorder une sortie à un coupleur fibre
et l’autre à une photodiode en III-V pour caractériser chaque sortie.
Figure III-14, Schéma du laser en racetrack vu du dessus.
S’abstenir de réseau est un avantage technologique certain, mais les guides courbes qui
constituent le stadium peuvent amener des pertes optiques plus importantes. Pour limiter ces
pertes radiatives, il a été choisi d’utiliser des guides arêtes.
Les résonnances d’une cavité en racetrack sont comparables à celles d’une cavité FabryPérot de longueur de moitié de la longueur totale du racetrack. Ainsi, un peigne fin de mode
est excité. Le coupleur directionnel ne permettant pas de sélection de mode, ce type de laser
est multimode. Ce problème peut-être résolu en ajoutant une deuxième boucle avant le
couplage au circuit photonique (Figure III-15 (b)). Les peignes des deux boucles ayant un
intervalle spectral libre différent, seule une longueur d’onde pourra résonner (Figure III-15
Chapitre III
73
(a)). Cette configuration permet également d’accorder de la longueur d’onde grâce à
l’utilisation de chaufferettes pouvant être situées au-dessus des guides silicium.
Figure III-15, a) Courbes de transmission des deux boucles d'un racetrack double, b) Schéma d'un double
racetrack.
Même si ce type de laser ne présente pas un grand intérêt pour une application télécom
car multimode dans le cas d’un seul racetrack, il est intéressant car il n’utilise pas de réseaux
de Bragg et peut permettre une émission dans deux guides séparés.
Le dernier type de laser est différent des autres, la cavité étant totalement définie dans la
zone active.
6. Lasers à retro-action répartie
Les lasers à retro-action répartie (Distributed Feed-Back ou DFB) consistent à intégrer un
réseau au niveau de la zone active du laser (Figure III-16). Ils ont été théorisés en 1971 [2] et
les premiers DFB à semi-conducteurs ont été fabriqués quatre ans plus tard [3].
Historiquement dans les lasers à semi-conducteur, ils ont précédé les lasers DBR à cause de
leur simplicité et de leur facilité de réalisation dans la filière III-V, les réseaux étant
généralement rajoutés par-dessus le guide optique.
Comme dans le cas d’un miroir DBR, chaque période provoque une réflexion qui va
interférer avec les réflexions des périodes précédentes et suivantes. Ainsi, les ondes
propagatives et contra-propagatives vont se coupler sur toute la longueur de la cavité. La
condition de Bragg permet d’obtenir alors les longueurs d’onde d’émission du laser. De ce
fait, un DFB va émettre des deux côtés du réseau. Les réflexions sur chaque facette de la fin
du réseau vont alors dégrader le fonctionnement du laser.
Dans le cas d’un réseau continu, une dégénérescence des modes se traduit par
l’apparition d’une bande photonique interdite et de deux modes excités de part et d’autre sur
la longueur d’onde de Bragg. Afin de briser la symétrie de la cavité, un défaut d’une longueur
d’une demi-période peut être ajouté dans la cavité [4]–[6]. Ce défaut est également appelé
lame quart d’onde car il correspond à un décalage de phase équivalent.
Figure III-16, Schéma de principe d'un laser DFB.
74
Chapitre III
Dans le cas de notre architecture hybride, le choix de l’emplacement du réseau se pose.
Dans les lasers en technologie III-V, les réseaux sont formés sur l’épitaxie. Ce choix se révèle
délicat dans l’architecture hybride pour des questions technologiques. Actuellement, il
n’existe pas actuellement de possibilité de reprise d’épitaxie ou de méthode de gravure de
structure hybride suffisamment précise pour obtenir des réseaux bien définis.
Cependant, l’architecture hybride choisie présente à nouveau l’avantage de pouvoir
structurer le guide silicium sous le guide III-V. Ainsi, le réseau sera formé en gravant le guide
arête en silicium (Figure III-17 b). Grâce aux technologies CMOS utilisées (voir Chapitre IV),
la définition de réseau précis ne pose pas de problème. La cavité laser étant définie par le
réseau, l’émission laser se fera dans le système couplé III-V sur silicium. Le rayonnement
laser est ensuite récupéré dans le guide silicium grâce à l’utilisation de transformateurs de
mode (voir Figure III-17 b). Le fait que les transformateurs de mode se situent en dehors de la
cavité laser permet également de réduire les pertes optiques intra-cavité. Afin d’obtenir des
lasers monomodes, une lame quart-d’onde est ajoutée au centre du réseau.
Figure III-17, a) Schéma de la coupe transversale de la cavité laser DFB, b) Schéma de la coupe longitudinale
des lasers DFB hybrides III-V sur silicium.
Il est à noter que historiquement pour les DFB, une autre constante adimensionnelle des
réseaux de Bragg est utilisée à la place de
pour caractériser la réflectivité totale. Elle est
définit comme étant
ce qui fait apparaître la reflectivité par unité de longueur et la
longueur du réseau . Elle est utilisée la relation :
. Il est
déduit
(1.40)
où
représente la période du réseau,
et
. Cette
expression permet une analyse du système à travers les indices effectifs des deux modes du
réseau. En effet, en utilisant la simplification des faibles différences d’indice, le paramètre
peut s’exprimer à partir des indices effectifs du système par :
.
Une analyse poussée du système [7] permet d’obtenir une condition sur la constante
en fonction des caractéristiques du laser souhaitées. Une constante trop élevée, signifiant un
confinement trop important de la lumière dans la cavité, induira un seuil faible mais
également une pente d’émission après le seuil (slope efficiency) faible. Une constante faible
induira l’effet inverse. Les technologies III-V standards utilisent des constantes allant de 1 à
3 pour un bon compromis entre seuil et slope efficiency.
Une analyse des modes optiques du système est alors nécessaire pour choisir la constante
κ du système hybride. Comme dans le cadre de la conception des transformateurs de mode, la
méthode des élements finis (FEM) a été utilisée pour calculer de manière rapide les indices
effectifs des modes optiques pour une structure avec un guide en silicium plus ou moins
gravé. La Figure III-18 présente les indices effectifs des différents modes optiques du système
couplé pour une gravure du guide silicium de 100nm. Une telle gravure suffit à confiner le
mode optique dans le guide III-V quelque soit la largeur du guide en silicium. Ainsi, pour la
Chapitre III
75
structure gravée, les indices effectifs des modes ne varient que très peu en fonction de la
largeur de silicium.
Figure III-18, Indice effectif des modes optiques du système gravé et du système non gravé.
A partir de la formule (3.4) et de ces indices effectifs calculés, la valeur de
va
augmenter avec lorsque la différence d’indice effectif du guide non gravé par rapport à celui
du guide gravé augmente et donc avec la largeur du guide silicium. Ainsi, il existe un nouveau
compromis à trouver entre longueur de réseau et largeur du guide silicium. En effet, plus la
largeur de guide silicium est élevée, moindre sera le confinement dans les puits quantiques et
donc le gain optique sera plus faible. Mais cela permet d’obtenir des valeurs de plus grandes
et donc des longueurs de réseau plus faibles. Le raisonnement inverse étant vrai : plus le
réseau sera long, moins la largeur du guide silicium nécessitera d’être grande et donc, le
confinement dans les puits quantiques du mode principal sera plus élevé.
Afin de comparer les performances de ces lasers aux lasers DBR et Fabry-Pérot
fabriqués, une longueur de guide III-V de 950µm a été choisie. En retranchant les
transformateurs de mode et en prenant des gardes, une taille de réseau d’environ 700µm est
choisie, nécessitant un de l’ordre de 14cm-1. Des abaques (Figure III-19) ont été tracées en
fonction de la profondeur de gravure, de la largeur du guide silicium et en fonction du gap
entre les guides (paramètre le plus difficilement contrôlable détaillé dans le Chapitre IV). La
gravure du guide silicium n’influant que très peu le paramètre , une attention particulière
sera prise sur le choix de la largeur de silicium. Afin de balayer une large étendue de valeur
du paramètre et de prendre en compte la dispersion du gap lors de la fabrication, des
largeurs du guide silicium allant de 0,69µm à 0,85µm ont été choisies. Ces paramètres
permettent théoriquement de balayer des valeurs de
allant de 0,35 à 2,8 en considérant
une dispersion de gap de ±20nm.
Figure III-19, a) en fonction de la profondeur de gravure pour un gap de 100nm b)
du guide silicium et du gap entre les guides pour une gravure de 100nm.
en fonction de la largeur
76
Chapitre III
Les largeurs du guide silicium n’étant plus les plus petites possibles, une adaptation des
transformateurs de mode a été nécessaire. Pour cela, une troncature aux largeurs choisies des
transformateurs de mode précédemment conçus suffit à obtenir des efficacités de couplage de
plus de 90% ainsi que des tolérances égalant les performances des transformateurs de mode
de base présentés dans le chapitre précédent.
L’analyse poussée des supermodes de la Figure III-18 montre que le supermode impair
peut se coupler avec le troisième supermode et donc se retrouver confiné dans le guide III-V.
La Figure III-20 présente les valeurs de des deux supermodes et leurs confinements dans les
puits quantiques en fonction de la largeur du guide silicium. Les valeurs de étant proches, le
supermode impair est probablement excité par la cavité. De plus, pour des largeurs de guide
silicium faible, le confinement dans les puits quantiques est comparable à celui du supermode
pair. Il est donc possible que ce mode rentre en compétition avec le supermode pair dans
quelques cavités conçues. Cette compétition est néanmoins balancée par les transformateurs
de mode. En effet, ceux-ci permettent de coupler seulement le supermode pair au guide
silicium.
Figure III-20, Valeur du paramètre k pour les deux supermodes et facteur de confinement associé à ces
supermodes. Les traits verticaux représentent les largeurs de guide silicium des différentes cavités réalisées.
Si les lasers DFB en technologie III-V sont assez maitrisés, la technologie hybride III-V
sur silicium apporte un nouveau degré de liberté qui permet de nouvelles conceptions de
réseau. L’architecture DFB proposée ici est originale et permet de s’affranchir d’une
structuration complexe du matériau III-V. De plus, les lasers DFB étant monomodes, ils sont
très adaptés aux applications visées tout en étant beaucoup plus compacts que les lasers DBR.
Cependant, leur faiblesse réside dans le manque d’accordabilité.
Si les lasers précédents sont tous fondés sur l’utilisation de réseau, la dernière cavité
proposée propose une autre approche.
7. Conclusion
Ce chapitre a présenté rapidement les quatre types de laser qui ont été réalisés durant
cette thèse.
Le laser Fabry-Pérot a tout d’abord était réalisé afin de valider l’architecture générale du
laser hybride III-V sur silicium. A la suite de la réalisation de ces lasers, il a été envisagé des
cavités plus complexes. Les lasers DBR et DFB ont permis d’envisager de réaliser des lasers
monomodes. De plus, les lasers DBR ont pu être accordés en longueur d’onde. Enfin, les
lasers racetrack ont permis d’appréhender un autre type de laser original.
Couplé au chapitre précédent, ce chapitre permet d’avoir l’architecture complète des
différents lasers conçus et réalisés durant cette thèse. Une partie importante du travail a
Chapitre III
77
consisté à fabriquer ces lasers. Le chapitre suivant va ainsi décrire les étapes de réalisation
d’une source laser hybride III-V sur silicium. Le dernier chapitre présentera les résultats
obtenus des différents lasers décrits ici.
8. Bibliographie
[1] L. A. Coldren, S. W. Corzine, and M. L. Mashanovitch, Diode lasers and photonic
integrated circuits, vol. 218. John Wiley & Sons, 2012.
[2] H. Kogelnik and C. V. Shank, “Stimulated emission in a periodic structure,” Appl. Phys.
Lett., vol. 18, no. 4, pp. 152–154, 1971.
[3] W. Streifer, R. Burnham, and D. R. Scifres, “Effect of external reflectors on longitudinal
modes of distributed feedback lasers,” Quantum Electron. IEEE J. Of, vol. 11, no. 4, pp.
154–161, 1975.
[4] S. R. Chinn, “Effects of mirror reflectivity in a distributed-feedback laser,” Quantum
Electron. IEEE J. Of, vol. 9, no. 6, pp. 574–580, 1973.
[5] W. Streifer, D. R. Scifres, and R. Burnham, “Analysis of grating-coupled radiation in
GaAs: GaAlAs lasers and waveguides-I,” Quantum Electron. IEEE J. Of, vol. 12, no. 7,
pp. 422–428, 1976.
[6] R. Burnham, D. R. Scifres, and W. Streifer, “Single-heterostructure distributed-feedback
GaAs-diode lasers,” Quantum Electron. IEEE J. Of, vol. 11, no. 7, pp. 439–449, 1975.
[7] S. Akiba, M. Usami, and K. Utaka, “1.5-μm λ/4-shifted InGaAsP/InP DFB lasers,”
Light. Technol. J. Of, vol. 5, no. 11, pp. 1564–1573, 1987.
Chapitre IV
Chapitre IV.
hybride
79
Fabrication d’une architecture de laser
Dans les chapitres précédents, la totalité des briques nécessaires à la fabrication d’un
laser hybride III-V sur silicium ont été décrites théoriquement. Ainsi, l’architecture adoptée
consiste en un guide d’onde III-V superposé sur un circuit photonique formé par un guide
d’onde en silicium.
La fabrication d’un laser hybride III-V sur silicium se décompose en plusieurs étapes
distinctes : structuration du silicium, collage du matériau III-V puis structuration du matériau
III-V et enfin métallisation. Les structurations du silicium et du matériau III-V suivent une
approche descendante (dite top-down) consistant à graver le matériau à plusieurs profondeurs
successives à partir de différents masques de fabrication. Durant cette thèse, la majorité des
étapes a été réalisée sur une plate-forme de fabrication de wafer de 200mm de diamètre. Pour
les lasers présentés dans le chapitre V, le wafer 200mm a été conservé jusqu’à la structuration
du III-V. Les étapes de gravure du III-V, de métallisation et d’encapsulation ont été réalisées
sur une plate-forme de traitement de plaque 100mm.
Tout commence par la réalisation du circuit photonique sur un wafer Silicon-OnInsulator (SOI). La structuration du silicium se fait grâce à des procédés développés par la
micro-électronique. Dans un premier temps, une description des différentes méthodes de
gravure de silicium avec ou sans masque dur est faite. Ensuite, la définition des réseaux
nécessaires aux fonctions passives est présentée. Enfin, la structuration du silicium est
finalisée par la définition des guides d’ondes en silicium. A la suite de la structuration du
circuit photonique dans le silicium, la plaque est recouverte de silice pour former le circuit
photonique en silicium entouré de silice. Dans l’enchainement de l’encapsulation, la
planarisation de la silice sur laquelle va être collé le matériau III-V est présenté. Le collage de
l’épitaxie III-V, étape cruciale, est ensuite réalisé. L’épitaxie laser reportée est alors implantée
par des ions H+.
La structuration du guide III-V peut alors commencer à la suite de la découpe des wafers
de silicium. Un travail conséquent a été fait sur le développement de la gravure du III-V, la
gravure d’une épitaxie reportée sur silicium étant légèrement différente qu’une gravure
d’épitaxie simple. Plusieurs méthodes de gravure ont été utilisées pendant cette thèse et sont
présentées. Les étapes de métallisation ont nécessité l’utilisation de la technique de lift-off
(présentée dans la suite). A la suite du dépôt des contacts P et N permettant l’injection de
courant dans la structure laser, une dernière gravure du III-V est réalisée. La totalité de la
plaque est ensuite recouverte de nitrure de silicium ou de polymère pour permettre une
encapsulation de la structure laser afin de la protéger et faciliter les dégagements thermiques.
Une reprise de contact est alors nécessaire pour injecter le courant jusqu’au contact.
Une dernière étape est décrite mais n’ayant pas été réalisée sur toutes les plaques : le
dépôt de chaufferettes sur les réseaux définissant les miroirs des lasers (voir chapitre III). Ces
chaufferettes permettent de dégager de la chaleur sur les réseaux afin de modifier leurs
propriétés optiques.
Quelques lasers ont été entièrement fabriqués sur un wafer de 200mm sans découpe. La
structuration du III-V reprend les mêmes recettes développées sur la plate-forme 100mm. Les
étapes de métallisation diffèrent grandement mais ne seront pas présentées dans cette thèse.
Seuls les résultats associés sont présentés dans le chapitre V.
La première partie concerne donc les étapes réalisées sur la plate-forme 200mm du Léti.
80
Chapitre IV
1. Description des étapes réalisées sur un wafer de 200mm
Profiter de fonderies ayant des qualités de gravure développés par la micro-électronique
permet de limiter le développement d’étapes spécifiques et couteuses nécessaires pour nos
lasers (voir Chap. 2bis). Ainsi, une majorité des étapes de fabrication de cette thèse a été
réalisée sur la plate-forme 200mm du Léti à Grenoble.
La fabrication des lasers commence sur un SOI (Silicon-On-Insulator) de l’entreprise
SOITEC consistant en un niveau de silicium connu recouvrant un oxyde enterré (BOX pour
Buried OXide) d’une épaisseur connue sur un substrat épais de silicium. Pour les lasers de
cette thèse, les SOI utilisés ont une épaisseur de silicium de 500nm et un oxyde enterré de
1µm (Figure IV-1)
Figure IV-1, Schéma de la coupe d’un SOI utilisé pour la réalisation des lasers de cette thèse.
a) Structuration du silicium
Afin de définir des guides d’onde et obtenir différentes fonctions passives, une approche
top-down est utilisée. A partir de l’épaisseur de 500nm de silicium sur le SOI et en gravant
successivement à l’aide de différents masques, les guides d’onde sont formés ainsi que les
différentes fonctions optiques. Ces différentes gravures peuvent nécessiter ou non un dépôt de
masque dur suivant l’épaisseur de silicium à graver ou la complexité des motifs. Le masque
dur utilisé est de la silice, suffisamment dur et résistant pour obtenir des bons flancs de
gravure. Toutes les gravures du silicium sont effectuées avec une gravure physique permettant
d’obtenir des flancs de gravure avec des pentes comprises entre 85° et 90° [1].
Le déroulement d’une étape de gravure de silicium avec masque dur est décrit dans la
Figure IV-2. Le silicium est recouvert par l’épaisseur souhaitée de masque dur (Figure IV-2
b). Celle-ci peut aller de 100nm à 250nm suivant la gravure à effectuer et la topographie à
recouvrir si le silicium est déjà structuré. Une résine photosensible aux ultraviolet est ensuite
déposée par-dessus le masque dur (Figure IV-2 c). Une épaisseur de 500nm à 1µm de résine,
dépendant de l’épaisseur de masque dur à graver, suffit généralement. La résine est insolée en
utilisant un masque préalablement dessiné (Figure IV-2 i). Après développement (procédé
chimique), la résine restante définit la zone protégée (Figure IV-2 d). Le masque dur est alors
gravé par une gravure sèche (Figure IV-2 e), la résine est retirée (Figure IV-2 f), et le silicium
est gravé (Figure IV-2 g). A la fin, le masque dur peut être retiré (Figure IV-2 h) suivant les
étapes suivantes. La plaque est généralement nettoyée dans un bain HF dilué pour retirer les
polymères restants.
Chapitre IV
81
Figure IV-2, Schémas des coupes transversales des différentes étapes de structuration du silicium sans masque
dur : a) SOI 500nm, b) Dépôt du masque dur (100nm de silice), c) Dépôt de la résine (248nm), d) Lithographie DeepUV sur la résine, e) Gravure du masque dur, f) Retrait de la résine, g) Gravure du silicium (250nm), h) Retrait du
masque dur, i) Exemple du masque utilisé pour une telle gravure (ruban de 4µm de large).
Pour une gravure sans masque dur, le nombre d’étape est moins important (Figure IV-3).
La résine est étalée sur le silicium (Figure IV-3 b), insolée puis développée (Figure IV-3 c).
Enfin le silicium est gravé en utilisant la résine comme masque dur (Figure IV-3 d). Celle-ci
est ensuite retirée (Figure IV-3 e). Cette méthode est utilisée dans le cas de gravure peu
profonde ou lorsque le report des motifs de la résine au masque dur est délicat comme dans le
cas des réseaux.
Figure IV-3, Schémas des coupes transversales des différentes étapes de structuration du silicium sans masque
dur : a) SOI 500nm, b) Dépôt de la résine (248nm), c) Lithographie Deep-UV sur la résine, d) Gravure du silicium
(250nm), e) Retrait de la résine, f) Exemple du masque utilisé pour une telle gravure (ruban de 4µm de large).
Le choix des différents paramètres se fait suivant la complexité du masque, la
topographie et la profondeur de gravure souhaitée. Ainsi, pour une gravure faible telle que
celle des réseaux, l’utilisation d’un masque dur n’est pas nécessaire. Le retrait du masque dur
n’est pas non plus nécessaire dans le cas où le niveau suivant recouvre totalement le niveau
précédant. Par exemple, dans le cas des guides arêtes, le deuxième niveau définissant le
plateau inférieur recouvre totalement le niveau précédant définissant l’arête.
b) Définition des réseaux pour différentes fonctions optiques
Une des meilleures manières d’obtenir des fonctions optiques passives souhaitées est
d’utiliser des réseaux (voir Chapitre III). Ceux-ci peuvent être utilisés de manière diffractive
(coupleur fibre) ou interférentielle (miroir). En utilisant le pouvoir diffractif des réseaux, il est
possible d’obtenir des coupleurs fibres couplant plus de 70% de la lumière d’un guide d’onde
planaire à une fibre optique. Les réseaux peuvent aussi être utilisés pour concevoir des miroirs
82
Chapitre IV
de Bragg et former des cavités. En utilisant des gravures partielles, il est également possible
de rajouter une fonction de filtre en longueur d’onde à ces miroirs.
Ce type de fonction étant indispensable à nos lasers, une des étapes importantes de
fabrication est donc la réalisation de ces différents réseaux. Tous n’ont pas les mêmes
dimensions ni les mêmes profondeurs de gravure mais répondent aux mêmes critères de
réalisation pour la lithographie : une période et un facteur de remplissage. Le facteur de
remplissage est généralement choisi égal à 50% pour des raisons de faisabilité. La période va
varier suivant la fonction optique recherchée. Suivant la période, différentes conditions
d’insolation de la résine seront nécessaires pour obtenir les réseaux les plus parfaits possibles.
La réalisation des réseaux est la première étape réalisée sur les plaques silicium car il est
plus aisé d’obtenir des bonnes lithographies de réseaux lorsque la couche sur laquelle est
déposée la résine est plane.
La gravure des réseaux se fait sans masque dur. En effet, la taille des périodes est critique
(235nm ce qui donne des motifs de 118nm) et il n’est pas facile de transférer de si petits
motifs dans le masque dur.
La Figure IV-4 illustre l’exemple de réseaux dans un guide d’onde droit pour plusieurs
profondeurs de gravure pour une même période (b). Le masque associé est représenté en
superposition (a).
Figure IV-4, Exemple de différents niveaux de gravure de réseaux : a) Masques associés à plusieurs réseaux le
long d’un guide (violet), b) Coupe longitudinale.
Chaque profondeur de gravure nécessite un masque différent utilisé successivement pour
graver pour les différentes épaisseurs de gravure souhaitées aux différents endroits de la
plaque. Les réseaux sont dessinés plus large que les guides droits pour relâcher la contrainte
au niveau de l’alignement. Dans le cas des guides droits, le silicium à l’extérieur des guides
est complètement gravée, une légère sur-gravure de la silice du BOX est effectuée. Cela n’est
pas un inconvénient car la silice est gravée moins rapidement que le silicium (procédé
sélectif). De plus, à la fin de la gravure totale, une encapsulation en silice est effectuée avant
une planarisation (nécessaire au report du III-V).
Dans le cas de sources lasers DFB présentées dans le chapitre III, le réseau est défini au
niveau de l’arête du guide d’onde. Il y a donc un alignement critique horizontalement.
Cependant, le choix de prendre un masque des réseaux plus large que l’arête du guide est fait
pour s’affranchir de cet alignement critique. Cela va modifier la forme du guide arête. Cette
modification mineure ne dérange pas le fonctionnement du réseau et ne modifie que très
légèrement l’indice effectif du guide. La Figure IV-5 représente le masque utilisé pour
fabriquer ces réseaux (a) et le résultat théoriquement obtenu (b, c et d).
Chapitre IV
83
Figure IV-5, a) Masque utilisé pour la fabrication des réseaux DFB (Rose : niveau Réseau, Rouge : niveau RIB,
Violet : niveau SLAB), b, c, d) Schémas des coupes transversales d’un guide arête non gravé (b), d’un guide arête
gravé théorique (c), et d’un guide arête gravé obtenu avec le masque utilisé.
La Figure IV-6 représente l’indice effectif en fonction de la largeur du guide silicium
pour le cas théorique (réseau sans marge) et le cas réel (réseau avec marge). La différence
d’indice effectif est minime (<10-4) et n’influe donc pas sur le paramètre du réseau DFB
(voir Chapitre III).
Figure IV-6, Indice effectif du système couplé (guide InP sur guide silicium) pour la gravure théorique et la
gravure réelle en fonction de la largeur de l’arête du guide silicium. La largeur de l’arête au centre des DFB ne
dépasse pas 0,9µm. La différence est donc négligeable.
Un contrôle après fabrication a été systématiquement effectué lors de la fabrication afin
d’anticiper les dérives de performance des lasers, trois exemples de réseaux sont illustrés dans
la suite. L’épaisseur de résine utilisée pour ces gravures de réseau est de 300nm ce qui est
suffisant car un maximum 150nm de silicium est gravé.
La Figure IV-7 correspond aux photographies par Microscopie Electronique à Balayage
(MEB) des réseaux gravés le moins profondément (10nm), larges de 11µm qui servent à
réaliser les miroirs des lasers DBR. Ceux-ci ont été réalisés avec plusieurs périodes (de
235nm à 245nm par pas de 2nm) pour permettre d’obtenir des lasers avec différentes
longueurs d’onde d’émission comme expliqué dans le chapitre précédent. La lithographie est
très régulière (Figure IV-7 a) et les flancs de la résine très verticaux (Figure IV-7 b). A la suite
de la gravure, les réseaux sont bien définis (Figure IV-7 c). Une coupe FIB (Focus Ion Beam),
permettant de graver à un endroit donné de la structure pour prendre des photographies MEB
a été effectuée sur ces réseaux (Figure IV-7d) et permet de visualiser la faible profondeur de
gravure des réseaux.
84
Chapitre IV
Figure IV-7, Photographies au MEB de : a,b) la vue du dessus de la lithographie des réseaux associés aux lasers
DBR, c) la vue de dessus de la gravure de 10nm après retrait des polymères, d) la coupe FIB des réseaux vus en
tranche gravés de 10nm.
La Figure IV-8 représente les photographies MEB des réseaux des lasers DFB. Ces
réseaux sont moins larges (1µm) et ont été réalisés avec les mêmes périodes (de 235nm à
245nm par pas de 2nm). La lithographie de la partie centrale des réseaux est visible (Figure
IV-8 a). A cet endroit, un défaut est ajouté pour former une cavité λ/2. Les réseaux gravés
après retrait des polymères pour différentes profondeurs (50nm, 100nm et 150nm) sont
représentés en Figure IV-8 (b, c, d) respectivement.
Figure IV-8, Photographies MEB des vues du dessus de : a) la lithographie du défaut central des DFB, b,c,d) la
gravure finale des réseaux DFB pour trois profondeurs différentes (50nm, 100nm et 150nm respectivement).
Le dernier type de réseau est celui permettant le couplage à une fibre optique. Ces
réseaux ont une période de 590nm et une profondeur de gravure de 125nm. Ils sont réalisés au
Chapitre IV
85
niveau du guide droit et ont donc une largeur de 11µm. La Figure IV-9 représente différentes
photographies MEB de ces réseaux. La lithographie des réseaux est présentée en Figure IV-9
a. Les photographies Figure IV-9 (b, c, d) représentent la gravure finale obtenue.
Figure IV-9, Photographies MEB des vues du dessus de : a) la lithographie des réseaux du coupleur fibre avec
un exemple de mesure d'espace, b,c,d) la gravure finale obtenue après retrait des polymères à différents zooms et avec
l'exemple d'une mesure d'une ligne (d).
Tous les réseaux sont extrêmement bien définis dans le silicium, il ne reste plus qu’à
graver les guides d’onde qui complèteront le circuit photonique.
c) Définition des guides d’onde
Différents guides d’onde sont utilisés dans les structures lasers conçues dans ce travail.
Ainsi, des guides arêtes sont utilisés au centre du laser pour obtenir une maîtrise plus efficace
des propriétés optiques dans les transformateurs de mode (voir Chapitre II) et minimiser les
pertes optiques. Cependant, l’utilisation de guides droits s’est révélée plus judicieuse pour la
définition des miroirs et coupleur fibre. La Figure IV-10 illustre la section transversale des
deux types de guides d’onde utilisés : droit (250nm/10µm (Figure IV-10 a) et 500nm/10µm
(Figure IV-10 b)) et arête (250nm/500nm sur 10µm de largeur (Figure IV-10 c)).
Figure IV-10, Différents guides d'onde en silicium utilisés pour les structures lasers : a) guide droit
250nmx10µm, b) guide droit 500nmx10µm, c) guide arête 250/500nm, d) Exemple de jeu de masque avec deux
niveaux de gravure différents (Vert : niveau RIB ; Bleu : niveau SLAB).
Il a fallu concevoir des transitions pour obtenir des guides de différents niveaux. Ces
différents niveaux sont obtenus par gravure successives du silicium. La Figure IV-10 (d)
illustre l’exemple d’un masque avec deux niveaux de gravure. Le silicium est d’abord gravé
86
Chapitre IV
de 250nm avec le niveau RIB (vert) grâce à un masque dur de 160nm et 300nm de résine.
Sans retirer le masque dur, le niveau SLAB (bleu) est défini et gravé de 250nm grâce à un
masque dur de 160nm et 300nm de résine.
La Figure IV-11 présente les photographies au microscope optique de la lithographie du
niveau RIB. Ces photos ont été prises sur une plaque où les réseaux sont fortement gravés
pour pouvoir les distinguer (fort contraste visible Figure IV-11 (a) et (b)).
Figure IV-11, Photographies au microscope optique de la lithographie du niveau RIB. a) Réseau DBR et
coupleur fibre, b) Transformateur de mode, transition rib/strip et réseau DBR, c) Pointe de 200nm des
photodetecteurs, d) Réseau DFB et transformateur de mode.
Quelques photographies au MEB de cette lithographie sont présentées en Figure IV-12.
La Figure IV-12 a) représente l'extrémité du RIB au niveau du coupleur fibre d'une largeur de
10µm. La Figure IV-12 b) représente l’arête de 500nm de large au centre du laser, là où elle
est la plus fine pour concentrer le champ dans le III-V. La Figure IV-12 c) représente la pointe
de 200nm de largeur située au niveau de la photodiode pour transférer totalement le mode
optique dans le III-V et maximiser l’absorption. Lorsque celle-ci est trop fine, il peut y avoir
un décollement indésirable de la résine. La dernière (Figure IV-12 d) représente le début du
transformateur de mode. Le décroché au centre correspond à l’utilisation du critère
d’adiabadicité et rappelle les formes conçues au Chapitre II.
Chapitre IV
87
Figure IV-12, Photographie MEB de la lithographie du niveau RIB au niveau de : a) Extrémité du RIB de 10µm
de large, b) Centre du laser de 0,5µm de large, c) Pointe au niveau de la photodiode de 0,2µm de large, d) Début du
transformateur de mode.
La gravure finale du silicium pour l’arête du guide silicium est présentée en Figure
IV-13. A cette étape, le masque dur n’est pas retiré. Une transition rib/strip est visible (Figure
IV-13 a) avec à gauche le début d’un transformateur de mode utilisant le critère d’adiabadicité
et à droite un réseau DBR (fortement gravé pour pouvoir l’observer). Le résultat de la gravure
au niveau d’un réseau de couplage fibre est également représenté (Figure IV-13 b). La marge
prise au niveau du bord du guide est visible ; les réseaux sont dessinés légèrement plus large
que le guide.
Figure IV-13, Photographies au microscope optique du résultat de la gravure du niveau RIB : a) Transition
rib/strip, b) Au niveau d’un réseau de couplage fibre.
A la suite de la gravure du silicium, une oxydation de 5nm est réalisée. Cette étape
permet de transformer une partie du silicium en silice sur 5nm. Lors de la gravure du silicium,
Les rugosités de la lithographie et du masque dur sont reportées sur les flancs de gravure. Ces
flancs définissant les bords du guide d’onde, toute rugosité va apporter des pertes optiques. Le
fait d’oxyder après la gravure permet de réduire ces rugosités et ainsi obtenir des guides
d’onde avec moins de pertes. La Figure IV-14 représente les schémas d’un guide arête de
88
Chapitre IV
1µm de large avant et après oxydation. Le trait vert sur la Figure IV-14 b) correspond à
l’oxydation. Il a été légèrement grossi pour pouvoir apparaître. Ainsi, même si le dessus du
slab est oxydé, l’épaisseur est trop faible pour modifier le fonctionnement du guide d’onde.
Figure IV-14, Schéma d'un guide arête de 1µm de large avant oxydation (a) et après oxydation de 5nm (b). Le
trait vert correspond à l’oxydation de 5nm et a été légèrement grossi.
La Figure IV-15 représente les photographies MEB après oxydation. Sur toutes les
photographies, la bande noire correspond au masque dur qui n’est pas enlevé. La pente peut
donc être mesurée à partir de la photographie MEB (Figure IV-15 a). Elle a été mesurée de
seulement 90nm sur une arête droite de 500nm de large. La surgravure due aux réseaux plus
large dans la partie centrale d’un DFB (Figure IV-15 b) ainsi que le défaut central (Figure
IV-15 c) sont visibles. La Figure IV-15 d) représente le bout du réseau d’un coupleur fibre.
Figure IV-15, Photographies MEB après oxydation de : a) Arête de 500nm au centre d’un laser, b) Réseau DFB
gravé de 150nm, c) Défaut central dans un réseau de DFB gravé de 50nm et d) Bord du niveau RIB au niveau d’un
coupleur fibre.
Après avoir gravé l’arête des guides arêtes et la section haute des guides droits de 250nm,
il faut graver les 250nm restant correspondant au plateau (slab en anglais) des guides arêtes et
au bas des guides droits. Pour cette étape, le masque dur du niveau RIB n’est pas retiré car le
niveau SLAB recouvre totalement ce niveau. Un masque dur de 160nm de SiO2 est ajouté
et 300nm de résine sont déposé. Il est à noter que le niveau SLAB ne contient aucun motif
critique et que son alignement de n’est pas contraignant.
La Figure IV-16 représente les photographies au microscope optique de la lithographie
du niveau SLAB. La totalité du circuit photonique d’un laser DBR est visible sur la Figure
IV-16 a). S’agissant d’une plaque ayant eu une gravure faible pour les réseaux, ceux-ci ne
sont pas visibles. Quelques zooms ont été effectués sur les zones du coupleur fibre et d’un
Chapitre IV
89
transformateur de mode (Figure IV-16 b et c). Enfin, les motifs les plus fins sont présentés en
(Figure IV-16 d) ; il s’agit des mires d’alignement.
Figure IV-16, Photographies au microscope optique de la lithographie du niveau SLAB pour : a) Un laser DBR
complet (à gauche miroir forte réflectivité et à droite coupleur fibre), b) Un zoom au niveau d’un coupleur fibre, c) un
zoom au niveau d’un transformateur de mode, d) Un motif d’alignement pour les étapes réalisées en 100mm.
Les photographies au microscope optique après la gravure du niveau SLAB sont
présentées en Figure IV-17. Une légère bande rose le long du guide d’onde est visible aux
bords du coupleur fibre (Figure IV-17 a). Il s’agit d’une marche due à un effet de bord. En
effet, à cet endroit, lors de l’étalement du masque dur et de la résine, il y a une marche de
250nm de silicium plus 160nm de masque dur à passer. Ainsi, il est possible que lors du
développement de la résine, se forme un pied en bas de cette marche, ce qui produit alors cette
petite décote. Ce résultat n’est pas grave car dans les guides droits, le champ est fortement
confiné dans le centre du guide et cette marche n’a pas d’effet sur le mode optique.
Figure IV-17, Photographies au microscope optique de la gravure du niveau SLAB : a) Au niveau d’un coupleur
fibre, b) Au niveau d’une transition rib-strip, c) Au niveau d’un transformateur de mode d’un laser DFB.
On peut voir sur la Figure IV-18 que la marche précédemment discutée n’est que de
500nm de chaque côté sur un guide de 10µm de large.
90
Chapitre IV
Figure IV-18, Photographies MEB de la gravure du niveau SLAB : a) Au niveau d’un miroir DBR faiblement
gravé, b) Au niveau d’une transition rib/strip.
Enfin, comme pour l’arête des guides, une oxydation de 5nm est réalisée pour réduire la
rugosité des bords des guides d’onde.
A la fin de cette étape de gravure des guides d’onde silicium, toute la structuration du
silicium est finie. Il ne reste plus qu’à encapsuler les guides pour obtenir le système
silicium/silice voulu.
d) Encapsulation et planarisation
La définition des guides et des réseaux étant maintenant terminée, il faut finir la
réalisation des guides en encapsulant la totalité du silicium nu par de la silice. Cela permettra
de recouvrir la totalité du silicium pour assurer un guidage dans un système Si/SiO2 et
protégera les guides silicium de la suite des étapes technologiques. Cette encapsulation va
également permettre de préparer la planarisation de la silice avant collage du III-V.
Afin de préparer la planarisation méchano-chimique (CMP), il faut encapsuler avec
suffisamment de silice pour recouvrir totalement le silicium mais également amoindrir les
reliefs. En effet, l’encapsulation utilise un dépôt planarisant. L’étape de CMP est également
importante car elle déterminera l’épaisseur de silice au-dessus des guides silicium. Cette
épaisseur est critique pour le couplage entre le guide d’onde silicium et le guide d’onde III-V
car elle correspond exactement à l’espacement entre les deux guides d’onde (voir chapitre II).
La Figure IV-19 représente ces deux étapes d’encapsulation (Figure IV-19 b) puis
planarisation (Figure IV-19 c). Il faut généralement déposer environ 1,5 fois l’épaisseur
maximale à recouvrir pour encapsuler suffisamment et obtenir une bonne planarisation soit
dans notre cas 1,1µm de silice.
Figure IV-19, Schémas de la coupe transversale des guides silicium avant encapsulation (a), après encapsulation
(b) et après planarisation (c).
L'étape de CMP demande de préparer les masques à l’avance. Ainsi, pour obtenir une
couche la plus homogène possible après CMP, il vaut mieux devoir enlever des petites bosses
que de devoir planariser des trous. La Figure IV-20 représente la problématique de mettre ou
non des demises sur les niveaux silicium entre les lasers. Les demises servent à remplir les
espaces entre les dispositifs sur les masques pour garder un niveau de silicium de 500nm entre
les dispositifs. Ainsi, en utilisant des demises (Figure IV-20 a et b), il faut planariser pour
réduire des trous alors que sans demises (Figure IV-20 c et d), il faut raboter des bosses.
Chapitre IV
91
Figure IV-20, Schéma des masques avec demises correspondant à la superposition des niveaux RIB et SLAB (a)
et sans demises (c) et les résultats obtenus sur la plaque (b et d respectivement). Soit des creux (b), soit des bosses (d) à
réduire sont obtenus suivant le type de masque.
Deux lots ont été réalisés avec les deux cas de figure. La différence de topographie sur
les deux types nécessite d’utiliser deux techniques de CMP différentes. Ainsi, lorsqu’il n’y a
que des bosses, une CMP de type self stopping est utilisée. L’ajout de surfactant permet de
rogner plus rapidement ces bosses et obtenir une meilleure homogénéité de surface.
A la suite de la planarisation, une cartographie de l’épaisseur de silice restant au-dessus
des guides est effectuée pour choisir l’endroit où la plaque de III-V sera collée. En effet, il y a
toujours un effet de bord et dans le cas d’une étude comme celle effectuée dans cette thèse, il
vaut mieux privilégier les endroits idéaux pour obtenir le gap souhaité entre les deux guides
d’onde.
Deux cartographies de topographie de surface sont présentées en Figure IV-21. La
première (Figure IV-21 a) correspond à une plaque avec demises. L’épaisseur moyenne de
cette plaque est supérieure à la spécification demandée (123nm pour 100nm) et les écarts
entre minimum et maximum sont élevés (plus de 150nm). La deuxième (Figure IV-21 b)
correspond à une plaque sans demises. L’épaisseur moyenne est de 83nm pour 100nm et
l’écart entre maximum est minimum est très restreint (8nm).
Figure IV-21, Cartographie de mesure de l'épaisseur de silice restante au-dessus du silicium après CMP pour
deux plaques entières différentes. La surface bleue indique le niveau moyen : a) Avec demises : Moyenne : 123nm,
minimum : 65nm, maximum : 202nm, b) Sans demises : Moyenne : 82nm, minimum : 79nm, maximum : 87nm.
Avec cette première technique, la CMP peut être complétée par une gravure de la silice
pleine plaque pour obtenir l’épaisseur souhaitée. C’est ce qui a été effectué sur certaines
plaques. Cela ne réduit pas les écarts mais permet de se rapprocher des 100nm voulus à un
endroit de la plaque. Cependant cette gravure dégrade l’état de surface après CMP.
Les résultats obtenus avec la deuxième technique sont meilleurs. Les écarts obtenus sont
très inférieurs ce qui permet alors de se rapprocher plus facilement de la spécification
souhaitée. C’est cette méthode de CMP sans demises qui a été préférée par la suite.
A la suite de la planarisation et des mesures, le III-V va être collé sur la silice aux
endroits souhaités.
92
Chapitre IV
e) Collage de l’épitaxie laser III-V
Le collage est une des étapes les plus critiques. Plusieurs techniques de collage ont été
présentées dans le chapitre I. Dans le cadre de cette thèse, l’intégration laser nécessitant une
faible épaisseur d’oxyde entre les deux guides (une centaine de nanomètres), le collage
moléculaire a été préféré.
L’épitaxie laser III-V se présente sous la forme de wafer de 2 ou 3 pouces. Un nutch
permet de repérer l’orientation des plans cristallins. Cette orientation est importante dans le
cas d’une gravure chimique car celle-ci se fait suivant les plans cristallins de l’épitaxie. Une
photographie d’épitaxie III-V est présentée dans la Figure IV-22.
Figure IV-22, Photographie d'un wafer 2 pouces d'InP. Le nutch est visible à gauche et permet l’orientation par
rapport aux plans cristallins.
Les épitaxies utilisées lors de cette thèse ont été fabriquées par IQE, III-V lab ou l’INL.
L’ordre de l’empilement de l’épitaxie est important, et Il faut bien penser à inverser l’épitaxie
voulue car lors du collage, le wafer est retourné sur le SOI structuré.
Le Tableau 7 est un exemple d’épitaxie commandée. Le contact P qui sera tout au-dessus
de l’architecture laser est bien placé contre le substrat. Entre le substrat et la première couche
utile (le contact P), des couches d’arrêt d’InGaAs et d’InP sont insérées. La première couche
d’InGaAsP sert à retirer le substrat par gravure chimique pour continuer les étapes de
fabrication. Une couche d’InP protectrice est ajoutée pour les étapes d’implantation pour
éviter d’abimer le contact P avec le dépôt puis retrait du masque dur. Cette dernière couche de
protection sera retirée chimiquement avant dépôt du masque dur utilisé pour la gravure du
ruban.
Chapitre IV
93
Tableau 7, Epitaxie utilisée pour les structures lasers
Rôle
Substrat
Couche d’arrêt
Couche d’arrêt
Contact P
Couche de
confinement
Puits quantiques
Barrières
Puits quantiques
Couche de
confinement
Contact N
Couche collage
Matériau
InP
InP
InGaAs
InP
In0,530GaAs
In0,710GaAs0,620P
InP
InP
InP
Type de
dopage
P (Zn)
P (Zn)
P (Zn)
P (Zn)
P (Zn)
In0,785GaAs0,439P
In0,633GaAs0,943P
In0,785GaAs0,439P
In0,633GaAs0,943P
1300
1170
Dopage (cm-3)
2,00E+19
1,00E+19
5E+181E+18
1E+185E+17
5E+17
N (Si)
N (Si)
N (Si)
N (Si)
1100
Epaisseur (nm)
250
250
250
250
50
100
1800
50
120
1480
1170
1480
1170
In0,785GaAs0,439P
InP
In0,851GaAs0,327P
InP
InP
InP
PL (nm)
±10nm
8
10 (x5)
8 (x6)
120
3,00E+18
5,00E+18
1,00E+18
1E+185E+17
140
7,5 (x2)
7,5 (x2)
20
10
Entre le contact N et le haut du wafer, deux couches d’InGaAsP sont placées pour
permettre d’absorber les dislocations générées à l’interface de collage (les paramètres de
maille du silicium et de l’InP étant différents). Ces couches permettent ainsi d’éviter des
décollements du wafer.
Avant le collage, le wafer d’InP doit être préparé (Figure IV-23). Un nettoyage de la
surface est effectué avec un chiffon imbibé d’éthanol puis le wafer est soufflé a l’azote
(Figure IV-23 a). La couche de collage est enfin traitée par un plasma O2 ce qui crée un oxyde
natif et active la surface (Figure IV-23 b).
Figure IV-23, Préparation du wafer d'InP avant collage : a) Epitaxie nettoyée et soufflée, b) Dépôt de 10nm de
silice, c) Traitement au plasma O2 pour activation de la surface.
Le wafer est alors prêt à être collé sur le SOI planarisé. Le collage s’effectue en plusieurs
étapes (Figure IV-24). Les deux wafers sont préparés comme décrit précédemment (Figure
IV-24 a et b). Le wafer d’InP est retourné pour être placer à l’endroit où il est collé sur le SOI
à température ambiante sans pression particulière (Figure IV-24 c). Un recuit à 200°C est
réalisé pendant 2 heures (Figure IV-24 d) qui va permettre de faire dégazer la couche de
94
Chapitre IV
collage. Enfin, le substrat est retiré par gravure chimique à l’HCl:H20 (3:1) qui permet de
s’arrêter sur la couche d’arrêt d’InGaAsP. Cette couche est ensuite retirée dans un bain de
H2SO4:H2O2:H2O (1:1:10) (Figure IV-24 e). Cette étape mérite une attention particulière car
la gravure chimique de l’InP émet de la phosphine, gaz dangereux même en très faible
quantité. Cette gravure est donc effectuée sous hotte aspirante. Le dégagement gazeux permet
de suivre la gravure et d’identifier la fin du retrait du substrat. Le SOI est ensuite rincé et
séché.
Figure IV-24, Schémas de principe du collage et du retrait substrat : a) SOI structuré, encapsulé et planarisé, b)
Epitaxie III-V préparée à être collée, c) Retournement de l’épitaxie III-V pour le collage, d) Collage et recuit
thermique, e) Structure après retrait substrat par gravure chimique.
Des photographies de SOI après collage et retrait substrat utilisés pour les dispositifs de
cette thèse sont présentée en Figure IV-25. Avant le retrait substrat, des mesures ultrason
permettent de mesurer le pourcentage de décollement (Figure IV-25 c et d). Lors du retrait
substrat, quelques décollements ont encore lieu (Figure IV-25b, wafer InP de gauche par
rapport à la mesure en Figure IV-25 d).
Figure IV-25, Photographies de deux plaques SOI avec wafers InP collés (a et b) et images ultrasons effectuées
avant retrait substrat (c et d respectivement).
La suite des étapes se fait donc avec des SOI avec une topographie particulière : des
épitaxies III-V d’environ 3µm sont présentes à différents endroits des plaques. Ces épaisseurs
Chapitre IV
95
sont à prendre en compte pour la majorité des étapes suivantes tant du point de vue de la
lithographie, de l’encapsulation que des différentes gravures. De plus, le collage est sensible à
des températures trop élevées. Des tests thermiques ont été effectués et ont montré un
décollement complet systématique à 500°C et des décollements très importants à 400°C. Ce
phénomène est du à la grande différence de coefficient de dilatation thermique entre la silice
et l’InP. Les couches d’absorption des dislocations d’InGaAsP ne sont plus suffisantes pour
des températures trop élevées. Il faudra donc faire attention à ne pas utiliser de procédé de
dépôt ou de recuit à des températures supérieures à 300°C.
Discussion autour du vignettage :
Le collage peut s’effectuer en collant directement un wafer complet ou alors en clivant
préalablement le wafer pour coller uniquement des vignettes d’une taille prédéfinie.
L’avantage du vignettage est de pouvoir coller du matériau III-V seulement aux endroits où il
est nécessaire. Dans le cadre de cette thèse, cela n’avait pas d’importance car les puces étaient
entièrement dédiées aux lasers. Quelques plaques ont cependant été processées avec du
vignettage pour vérifier le bon déroulement des étapes technologiques. Le principe du
vignettage est exposé dans la Figure IV-26 (a). Des photographies d’un SOI structuré avant et
après retrait substrat sont présentées dans la Figure IV-26 (b et c).
Figure IV-26, a) Schéma de principe du vignettage et du retrait substrat, b) Photographie d'un SOI structuré
avec vignettes après collage, c) Même SOI après retrait substrat
Le vignettage représenterait ainsi une solution pour une industrialisation car il permet
d’économiser du matériau III-V qui est assez onéreux. De plus, des solutions de pick and
place peuvent être envisagées pour améliorer le positionnement des vignettes.
Cependant, le vignettage soulève d’autres problèmes. Ainsi, pour la gravure du matériau
III-V, la gravure humide a été choisie (voir section 2-b). Seulement, pour utiliser une telle
gravure chimique, l’orientation du III-V collé doit être maitrisée convenablement par rapport
à l’orientation des guides d’onde silicium. Si dans le cas d’un wafer, le méplat est visible et
permet une identification rapide de l’orientation du III-V, la manipulation de plusieurs
vignettes issues du clivage ou de la découpe d’un wafer d’InP risque de perdre l’orientation
des vignettes. Un autre désavantage provient du retrait substrat. Lors du retrait substrat de
l’InP par gravure chimique sur des vignettes, il apparait des collerettes sur les bords du III-V
(Figure IV-27). Ces collerettes peuvent mesurer plusieurs centaines de micromètres et
représentent donc une gêne pour la suite des étapes. Une solution existe : elle consiste à
gratter ces collerettes au scalpel. Cette méthode n’est cependant pas utilisable à échelle
industrielle.
96
Chapitre IV
Figure IV-27, Photographie MEB des collerettes apparaissant après retrait substrat sur des vignettes
A la suite du collage, seules deux étapes sont traitées en 200mm sur la plate-forme
CMOS du LETI : l’implantation de la structure laser et la définition du guide III-V.
f) Implantation du III-V
La première étape après collage est l’implantation du III-V. Cette étape va permettre
d’implanter avec des ions H+ au niveau de ce qui sera les bords du guide d’onde d’InP. Cette
étape est réalisée avant la gravure du III-V pour profiter encore une fois des machines
utilisées dans la salle blanche CMOS du LETI (la gravure étant faite en 100mm). Un schéma
de l’implantation finale souhaitée sur un guide d’onde III-V gravé est présenté en Figure
IV-28.
Figure IV-28, Schéma de la zone du guide III-V à implanter.
Cette implantation confine les lignes de courant au centre du guide pour deux raisons
principales. Tout d’abord, les pertes électriques par recombinaison aves les liaisons pendantes
sur le bord du guide diminuent. Ensuite, les lignes de courants sont regroupées au centre du
guide, là où le mode fondamental est le plus confiné et profite le plus du gain optique.
Lors de cette étape, il ne faut pas implanter avec une trop grande puissance au risque
d’implanter la zone active des puits quantiques. De plus, il faut implanter suffisamment
profondément pour ne pas implanter le contact P supérieur. Un bon compromis est donc à
trouver. L’implantation est réalisée avec des énergies de 220keV, 230keV et 240keV pour des
doses de 8E13.
Pour cette implantation, seule une bande de 4µm au centre de chaque ruban III-V de
6µm est protégée. Une partie du masque est représenté en Figure IV-29. Les zones entre les
lasers ne sont pas protégées et seront implantées. Cela n’est pas un inconvénient car toutes ces
parties seront gravées lors de la définition des guides III-V. Le fait d’implanter avant la
gravure du III-V est même un avantage : l’InP entre les rubans laser protège efficacement les
guides silicium inférieurs de l’implantation, ce qui n’aurait pas été le cas si l’implantation
avait été effectuée après la gravure du III-V.
Chapitre IV
97
Figure IV-29, Masque du niveau d’implantation en superposition avec le niveau définissant le guide III-V.
Cette étape nécessite un masque dur en Si3N4 pour cacher efficacement de l’implantation
les zones à protéger. Le dépôt de ce masque dur est isotrope et nécessite de passer la marche
formée par la vignette (3µm). Ainsi, un dépôt de 500nm suffira à passer cette marche. Le
nitrure déposé est une couche faible stress (low-stress) déposée à 300°C. Un dépôt à une
température plus élevée n’est pas possible à cause du risque de décollement de l’InP.
Le fait d’avoir une vignette va également poser problème au niveau de la lithographie.
Même si les motifs ne sont pas contraignants en taille (ruban de 4µm de large), il faut qu’ils
soient bien définis au niveau de la vignette, les marques d’alignement étant sur les niveaux
silicium du dessous. Ainsi, une adaptation du focus de la lentille et de la dose insolée permet
d’obtenir la taille souhaitée et la pente la plus faible possible. Cette étape ne nécessite
cependant pas autant d’attention que la définition du masque dur pour la gravure du ruban.
Ainsi, une tolérance au niveau de la pente est possible tant que le bas de lithographie est à la
bonne taille. Les photographies de la Figure IV-30 illustrent la lithographie et masque dur
réalisés.
A la suite de l’implantation, le masque dur est retiré par le même procédé de gravure
RIE. Comme dit précédemment, la dernière couche de protection d’InP au-dessus du contact
P est alors retirée par gravure chimique (HCl:H2O (3:1)). Cette couche permet de protéger le
contact P des éventuels défauts lors du retrait du masque dur (Figure IV-30 c) avant retrait de
la dernière couche et Figure IV-30 d) après retrait de la dernière couche).
Figure IV-30, a) Photographie MEB de la lithographie du niveau IMP. La mesure est de 4,06µm, Photographies
au microscope optique des étapes technologiques de l’implantation : b) après retrait de la résine : masque dur et état
de surface normaux, c) après retrait du masque dur, état de surface dégradée là où il y avait du masque dur, d) après
retrait de la couche de protection d’InP, état de surface propre et normal.
Une fois l’implantation effectuée, la dernière étape réalisée en 200mm est la définition du
masque dur servant à graver le ruban III-V.
98
Chapitre IV
g) Définition du guide III-V
L’étape de structuration du III-V a été réalisée dans un premier temps en 100mm puis
entièrement en 200mm. La lithographie définissant le ruban actif du laser profite de la qualité
de lithographie des machines 200mm. Pour graver le III-V, l’utilisation d’un masque dur est
obligatoire. Ainsi, un masque dur en nitrure similaire à celui de l’implantation est encore une
fois utilisé. L’épaisseur de la couche de nitrure est de 500nm. Cette épaisseur est suffisante
pour résister dans le cas d’une gravure physique RIE qui consomme légèrement le masque
dur.
Pour la lithographie, le même problème de focus que pour l’étape précédente apparaît.
De plus, il faut cette fois-ci faire attention à ce que la résine soit la plus droite possible. En
effet, lors de gravure physique du masque dur, cette pente est reportée sur le masque dur puis
pendant la gravure du III-V dans le cas d’une gravure physique RIE. Une attention toute
particulière est ainsi apportée à cette étape. La Figure IV-31 représente des photographies
MEB d’une lithographie du ruban et des résultats après la gravure du masque dur et le
stripping de la résine. La pente est inférieure à 400nm sur la lithographie sur l’ensemble de la
plaque (Figure IV-31 a) : le ruban mesure 6,2µm pour une pente de 389nm. Des mesures
similaires sur le masque dur sont obtenues pour des pentes inférieures à 500nm (Figure IV-31
b) : le ruban mesure 6,2µm pour une pente de 468nm. La définition du masque dur est ainsi
satisfaisante (Figure IV-31 d). Sur la Figure IV-31 c), des zones de bullage de l’InP sont
apparues en bord de puce. Ces zones correspondent aux croix d’alignement sur les niveaux
inférieurs. Le bullage serait donc dû à la topographie particulière (croix, carrés, Figure IV-16
c) de ces marques mais n’est pas critique pour la suite des étapes car toutes ces parties du IIIV sont ensuite gravées.
Figure IV-31, Photographies MEB du niveau GAIN de : a) La lithographie d’un ruban (6,2µm de large pour
389nm de pente), b) Du masque dur après stripping résine (6,2µm de large pour 468nm de pente), Photographies au
microscope optique après gravure du masque dur de : c) Bord de puce sur InP, d) Ruban sur InP.
La Figure IV-32 rappelle la structure de la plaque à ce moment des étapes
technologiques. Elle consiste en un SOI structuré et encapsulé, une épitaxie d’InP collé pardessus et un masque dur en nitrure qui servira à définir le guide III-V.
Chapitre IV
99
Figure IV-32, schéma de la structure SOI+InP collé avant les étapes réalisées en 100mm.
A la suite de la gravure du masque dur, les plaques ont été ensuite traitées en 100mm.
Les étapes suivantes consistent à structurer les III-V puis à déposer les métallisations.
2. Structuration du III-V et métallisation pour une taille de plaque
de 100mm
Dans un premier temps, les étapes suivantes ont été réalisées dans une salle blanche
100mm en clivant ou détourant les plaques autour de la zone de collage. Le développement de
ces étapes en 200mm demande des adaptations vis-à-vis des étapes technologiques
disponibles. En effet, toutes les métallisations en 100mm ont été faites avec un lift-off,
technique peu adaptée au 200mm.
A la suite de la découpe des wafers 200mm permettant de les traiter dans des
équipements 100mm, le guide III-V est gravé jusqu’à atteindre le contact N. Les contacts P et
N sont ensuite déposés respectivement sur le haut du guide et de chaque côté du guide. Le IIIV restant entre chaque guide est ensuite retiré. Les structures sont ensuite encapsulées puis,
après ouverture de l’encapsulation au-dessus des contacts, les reprises de contact sont
déposées. Chaque étape est décrite dans la suite.
a) Découpe des plaques
La découpe des SOI en des tailles adaptées aux équipements 100mm ne nécessite pas
d’attention particulière. Au contraire des épitaxies InP qui sont très fragiles, les substrats de
silicium sont assez solides. Plusieurs techniques peuvent être envisagées pour détourer les
SOI. Deux ont été utilisées pendant cette thèse.
Avant toute découpe, le wafer est préparé en étalant une couche épaisse de résine (4µm)
pour protéger la face avant (les puces) des éjections de particules possibles lors de la découpe.
Il suffit d’enlever ensuite cette résine pour obtenir une surface propre. Il faut noter également
que les croix d’alignement ne sont visibles qu’à l’extérieur du III-V. Il faudra donc maximiser
la surface découpée, les équipements étant conçus pour accueillir des wafers de 4 pouces.
La première méthode de détourage, la plus facile à mettre en œuvre est le clivage (Figure
IV-33 a). Cette technique consiste à utiliser les plans cristallins du wafer pour découper plus
facilement.
La deuxième méthode consiste à faire une découpe au laser (Figure IV-33 b). Cette
méthode permet de découper suivant n’importe quelle forme. Ainsi, des ronds exactement de
la taille limite des équipements vont pouvoir être découpés autour des épitaxies collées pour
maximiser la surface conservée. Cependant, après découpe laser, il faut nettoyer les bords de
gravure qui gardent des sortes de collerettes. Un amincissement du substrat peut-être envisagé
mais il faudra faire attention à garder la planéité du wafer découpé.
100
Chapitre IV
Figure IV-33, a) Photographie d'une plaque SOI avec vignettage découpé par clivage. Toutes les étapes
technologiques ont été réalisées, b) Photographie d'un wafer SOI avec épitaxie de 2 pouces collée découpé par découpe
laser en un wafer de 3 pouces.
Une autre méthode consiste à utiliser un poli-sciage. Une scie circulaire peut être utilisée
de deux manières. Premièrement, le poli-sciage à proprement parler, consiste à scier et polir
en même temps la surface sciée. Cette méthode permet de découper exactement à l’endroit
souhaité tout en gardant une surface lisse sur le côté. Elle est utilisée dans le cas de couplage
par la tranche ou lorsque les coupleurs fibre ont été détériorés lors de la fabrication.
Deuxièmement, une partie du wafer est prédécoupée à l’endroit souhaité puis de cliver la
plaque. Le trait de clivage va alors suivre l’entaille déjà faite tout le long de la plaque ce qui
permet de se prémunir des défauts de clivage.
A la suite de la découpe, les plaques sont alors utilisables dans les équipements de
fabrication en 100mm.
b) Gravure du guide III-V
La première étape effectuée en 100mm est la gravure du guide III-V. Le but est d’obtenir
un guide d’onde droit et pouvoir s’arrêter sur la couche de contact N. La rugosité des flancs
du guide doit être la plus faible possible pour éviter les pertes optiques.
Le masque dur étant déjà défini, il faut graver un empilement type laser avec un contact P
en InGaAs (environ 300nm), un zone d’InP séparant la zone active du contact P (environ
2µm), la zone active composée de puits quantiques en quaternaire type InGaAsP ou
AlGaInAs (environ 350nm) (Figure IV-34). La gravure du guide s’arrête sur le contact N qui
constituera le mesa III-V et permettra l’injection de courant dans le guide.
Figure IV-34, Schéma de l'épitaxie laser collée à graver.
Plusieurs types de gravure ont été étudiés. En effet, l’InP et les différents ternaires et
quaternaires qui composent l’épitaxie peuvent être gravés par gravure sèche de type Reactive
Ions Etching (RIE) ou par gravure humide. Chacune des techniques comporte des avantages
et des inconvénients.
Gravure sèche de l’InP
Le principe d’une gravure RIE est de former un plasma au-dessus de la plaque à graver.
Ce plasma est situé entre deux électrodes. Lors de la mise en tension des deux électrodes, les
ions vont se déplacer vers la cathode sur laquelle est placée de la plaque à graver et procéder à
Chapitre IV
101
la gravure (Figure IV-35). Une gravure RIE peut être soit complètement physique, soit
physique et chimique suivant les éléments présents dans le plasma.
Une amélioration de la technique RIE est le rajout d’une torche à plasma (Inductively
Coupled Plasma, ICP). Une bobine dans laquelle un courant RF est injecté entoure la
chambre. Un champ magnétique est créé dans la chambre. Les électrons du plasma vont se
coupler au champ magnétique et ainsi éviter les recombinaisons de charge. Ceci permet
d’augmenter la densité d’ions du plasma. La technique ICP permet des gravures plus rapides
et améliore les qualités des surfaces gravées.
Figure IV-35, Schéma de principe d'une machine RIE (a)et ICP (b)
Les techniques RIE sur l’InP et de ces composés ternaires et quaternaires utilisent
principalement du méthane (CH4) et du dihydrogène (H2). Cependant, lors d’une telle gravure,
des polymères peuvent se former et se redéposer sur la plaque créant ainsi du micromasquage. Pour éviter cela, du dioxygène (O2) est introduit de manière cyclique. L’oxygène
permet le retrait des polymères lors du procédé. L’ajout d’argon (Ar) peut permettre
d’accentuer la phénomène physique et ainsi augmenter la vitesse tout en améliorant la qualité
des flancs de gravure. Pour accentuer le caractère chimique du procédé, des composés chlorés
(Cl2) peuvent être également utilisés. La vitesse de gravure augmente tandis que le caractère
anisotrope diminue.
Comme dit précédemment, la gravure RIE utilise donc un courant RF qui passe par
l’échantillon. Les lignes de champs vont donc dépendre de la nature de l’échantillon. Dans le
cas d’une épitaxie III-V collée sur un substrat silicium une différence de vitesse de gravure a
été remarquée entre le bord de l’épitaxie et le centre. Le bord se grave plus rapidement que le
centre. La Figure IV-36 présente une image d’une telle différence sur une vignette gravée
uniquement en RIE. Les différences de gravure obtenues sont de l’ordre de la centaine de
nanomètres pour les plus longues gravures et les plus grandes surfaces. Ces différences vont
varier également en fonction des matériaux à graver et de leurs vitesses de gravure.
Figure IV-36, Image au microscope optique d'un bord d'épitaxie après gravure RIE.
La procédure complète est présentée en Figure IV-37. Un nettoyage de la chambre à vide
est effectué grâce à un plasma d’O2 (Figure IV-37 a). Ce plasma permet de retirer les dépôts
de polymères sur les surfaces de la chambre qui ont pu avoir lieu lors des utilisations
antérieures. Toujours avec la chambre vide, un plasma similaire à celui utilisé pour la gravure
est lancé pendant 15 minutes pour préparer la chambre (Figure IV-37 b). Cela permet de
recouvrir les parois et de diminuer les effets d’inertie lors du début de la gravure. Ensuite,
l’échantillon est placé dans la chambre et la gravure est réalisée (Figure IV-37 c). A la fin de
102
Chapitre IV
la gravure, l’échantillon est nettoyé par un plasma O2 (Figure IV-37 d) permettant d’enlever
les polymères déposés pendant la gravure.
Figure IV-37, Schéma de la procédure utilisée pour la gravure RIE d'un échantillon : a) Nettoyage de la
chambre par un plasma O2, b) Craquage d’un plasma CH4/H2, c) Gravure de l’échantillon, d) Nettoyage de
l’échantillon.
Lors d’une telle gravure, plusieurs techniques de suivi peuvent être utilisées. Celle
utilisée pendant cette thèse est l’interférométrie laser. Celle-ci consiste à suivre les
interférences d’un rayon monochromatique sur la surface à graver. Suivant l’épaisseur de la
première couche, il y aura des interférences constructives ou destructives. La Figure IV-38
présente un schéma de la mesure effectuée (Figure IV-38 a) ainsi que deux courbes de suivi
du signal. La première (Figure IV-38 b) est théorique, calculée à partir de l’empilement et des
indices effectifs de chaque couche à partir d’un modèle simple. La deuxième est le signal
réellement obtenu pour une gravure complète (Figure IV-38 c). Le modèle est très proche de
la courbe expérimentalle et permet ainsi de déterminer la couche sur laquelle la gravure
s’arrête. Cette possibilité est importante car un arrêt précis sur la couche de contact N est
nécessaire.
Chapitre IV
103
Figure IV-38, a) Principe de mesure par interférométrie laser, b) Indice des couches à graver et signal théorique
obtenu, c) Signal réel obtenu lors d’une gravure complète.
Quelques photographies MEB de gravure d’épitaxies collées avec différents procédés
sont présentées en Figure IV-39. Celles-ci correspondent à des gravures avec des cycles
d’ajout d’O2 de 2 minutes pendant la gravure. Suivant les différents paramètres utilisés, la
rugosité du fond de gravure va varier ainsi que la rugosité de flancs. Par exemple, avec des
pressions plus élevées dans la chambre (100mTorr, Figure IV-39 c), de fortes rugosités vont
apparaître. Les principaux cycles utilisés sont ceux des (Figure IV-39 a) et (Figure IV-39 d).
Ils permettent d’obtenir des flancs verticaux (Figure IV-39 a) avec un fond de gravure correct
et d’obtenir un fond de gravure très satisfaisant (Figure IV-39 d) avec des flancs très peu
rugueux mais pas tout à fait verticaux.
104
Chapitre IV
Figure IV-39, Photographies MEB de différentes gravures RIE. Les valeurs sont en sccm. a) CH4/H2/Ar/O2
8/32/30/1, P=50mTorr, PRF=200W, Cycle avec/sans O2 : 2 minutes, b) CH4/H2/Ar/O2 10/30/4/2, P=35mTorr,
PRF=200W, Cycle avec/sans O2 : 2 minutes, c) CH4/H2/Ar/O2 10/30/10/1, P=100mTorr, PRF=200W, Cycle avec/sans
O2 : 2 minutes, d) CH4/H2/Ar/O2 10/30/10/0,5, P=50mTorr, PRF=200W, Cycle avec/sans O2 : 2 minutes.
Les deux photographies suivantes (Figure IV-40) présentent le problème du micromasquage lors d’une gravure sans cycle O2. Les dépôts polymères sur les flancs (Figure IV-40
a) qui amènent la formation de piliers qui se révèlent lors du nettoyage final (Figure IV-40 b)
sont visibles.
Figure IV-40, Photographies MEB d’une gravure RIE sans cycle O2 : CH4/H2/He 8/32/7, P=100mTorr,
PRF=200W, e) gravure avec arrêt sur contact N, f) gravure complète plus lissage chimique.
Le bâti d’ICP utilisé permettait l’utilisation du gaz dichlore Cl2. Des tests de gravure ont
été effectués en ICP mais les vitesses de gravure se sont révélées trop grandes pour pouvoir
maîtriser la fin de gravure (environ 700nm/min soit 3 minutes pour une gravure). La Figure
IV-41 représente deux photographies MEB de gravure en mode ICP avec un composé chloré
pour deux pressions différentes dans la chambre différentes (Figure IV-41 a, 10mTorr, Figure
IV-41 b, 50mTorr). Le procédé ayant la pression la plus faible (Figure IV-41 a) présente des
caractéristiques similaires à une gravure en mode RIE. Seule l’apparition de trenching (légère
sur-gravure en bas des flancs de gravure) peut poser problème. Le deuxième procédé
(pression plus élevée), ne présente aucun avantage comparé à une gravure RIE.
Chapitre IV
105
Figure IV-41, Photographies MEB de gravure en mode ICP. CH4/H2/Ar/Cl2 8/5,5/100/7, PRF=200W,
PLF=800W, a) P=10mTorr, b) P=50mTorr.
Le choix entre l’utilisation d’une gravure RIE ou une gravure ICP pour la gravure sèche
s’est donc fait principalement par rapport à la vitesse de gravure. En effet, lors d’une gravure
ICP, la cinétique est beaucoup trop rapide pour pouvoir s’arrêter précisément sur une couche
voulue sans sur-gravure profonde. Cette maitrise est importante car la couche de contact N sur
laquelle il faut s’arrêter n’est épaisse que de 140nm voir dans la zone active épaisse de
350nm.
Gravure humide des épitaxies
Les gravures chimiques ne fonctionnent pas de la même manière qu’une gravure
physique. L’attaque chimique va se faire suivant certains plans cristallins du matériau en
fonction des composés chimiques et du matériau gravé. De plus, la gravure humide est en
général isotrope. L’avantage d’une gravure chimique est d’être beaucoup plus sélective
qu’une gravure sèche. Il sera ainsi possible de s’arrêter directement sur une couche bien
précise sans que celle-ci ne soit attaquée.
Une seule composition de plasma était utilisée pour graver indifféremment l’InP dopé p,
l’InGaAs (contact P) et l’InGaAsP (zone active). Les différentes solutions utilisées pour
graver chaque matériau sont détaillées ici.
L’InP se grave à partir d’une solution d’acide chlorhydrique (HCl). Celui-ci est rarement
utilisé pur mais souvent dilué. La solution utilisée dans cette thèse est HCl:H3PO4 (1:3). Cette
solution permet de ne graver ni l’InGaAsP et ni l’InGaAs. Cependant, elle révèle des plans
cristallins entrainant une gravure avec des flancs rentrants. De plus, l’utilisation de cette
gravure pour définir les guides d’onde demande d’orienter l’épitaxie laser au moment du
collage. En effet, si le ruban III-V n’est pas aligné avec les bons plans cristallins, des plans
cristallins non désirés apparaîtront.
L’InGaAsP et l’InGaAs ont été gravés avec H2SO4/H2O2/H2O (1:1:10) et l’AlGaInAs
avec H3PO4/H2O2/H2O (5:1:40) respectivement. Ces deux solutions ne révèlent pas de plans
cristallins lors de la gravure. Cependant, ne gravant pas l’InP, elles amèneront de la sousgravure au niveau des puits quantiques et du contact P.
Procédé utilisé
Pour obtenir les meilleurs guides III-V possibles, un enchainement des deux types de
gravure est utilisé afin de combiner leurs avantages. Deux enchainements différents ont été
utilisés pour réaliser les lasers de cette thèse.
Pour les premières réalisations, une gravure sèche est utilisée pour structurer jusqu’à la
zone active puis le reste est gravée par gravure humide (Figure IV-42). Cette méthode à
l’avantage de ne pas demander d’arrêt précis lors du procédé RIE car il suffit d’avoir entamé
la zone active pour pouvoir arrêter. Le signal DFA est suffisamment précis pour cela. La
gravure humide permet ainsi de structurer l’InGaAsP et de s’arrêter très précisément sur le
contact N sans l’abimer. Elle permet également de rattraper les différences d’épaisseurs entre
le bord et le centre de la plaque apparus lors de la gravure sèche de l’InP. Ce procédé humide
a également l’avantage de lisser légèrement les flancs de l’InP gravé en RIE. Une légère sousgravure de la zone active est visible sur les photographies MEB (Figure IV-42 c et Figure
106
Chapitre IV
IV-42 d). Les puits quantiques apparaissent sur la photographie (Figure IV-42 d). Cette sousgravure n’étant pas importante et le mode suffisamment confiné, les qualités optiques ne
seront pas atteintes. La solution utilisée pour graver l’InGaAsP attaque également l’InGaAs
du contact P et une légère sous-gravure apparait également sous le masque dur (Figure IV-42
c). Cette sous-gravure étant peu importante (moins de 50nm), elle n’influencera pas
l’injection de courant car des marges sont prises pour le dépôt du contact P.
Figure IV-42, Schéma de principe d'une gravure utilisée : a) gravure RIE jusqu'à la zone active, b) gravure
chimique du reste de la zone active. Photographies MEB du résultat obtenu : c) vue de côté, d) zoom sur la zone
active, les puits quantiques sont visibles.
Un autre enchainement de gravure a été utilisé pour les dernières réalisations (Figure
IV-43). Celui-ci consiste à graver le contact P en RIE (Figure IV-43 a) et de rentrer
légèrement dans l’InP. La structuration de l’InP se fait ensuite par procédé humide (Figure
IV-43 b). Puis la zone active est structurée en RIE (Figure IV-43 c). Le fait de graver l’InP
par voie humide va permettre d’obtenir des bords de guide optique suivant un plan cristallin.
Ceux-ci seront donc quasiment lisses. La photographie MEB (Figure IV-43 d) permet
d’observer que les flancs d’InP ne sont pas verticaux mais légèrement rentrants (d’environ
200nm). Cela n’influence que peu le mode optique, celui-ci étant guidé par les puits
quantiques. La gravure humide de l’InP provoque également un effet de pointe au bout du
ruban. Cet effet n’est pas gênant car cette pointe se situe au bout du transformateur de mode.
A cet endroit, la quasi-totalité du mode optique est déjà transférée dans le guide silicium et cet
effet de pointe va accentuer le couplage de la partie restante. De plus, une telle pointe va
limiter les réflexions sur le bord du ruban. Un désavantage de cet enchainement de gravure est
le dernière procédé RIE de la zone active. Même si la vitesse de gravure est assez bien
maitrisée, il y aura toujours une sur-gravure du contact N pour être sûr d’avoir bien atteint
cette couche. La différence d’épaisseur entre le bord de la plaque et le centre n’est pas assez
prononcée lors de cette gravure de seulement 350nm.
Chapitre IV
107
Figure IV-43, Schéma de principe d'une gravure utilisée : a) gravure RIE du contact P, b) gravure chimique de
l'InP, c) gravure RIE de la zone active. d) Photographie MEB de la coupe FIB du résultat obtenu.
Ainsi, deux techniques ont été utilisées pour graver le ruban III-V du laser. Ces deux
techniques présentent toutes les deux des avantages et des inconvénients. Cependant, de
meilleurs résultats sur les lasers ont été obtenus avec le deuxième type de gravure. Cette
différence s’expliquerait principalement par la gravure RIE de l’InP. En effet, celle-ci n’est
jamais totalement parfaite et amène toujours de la rugosité sur les flancs dont la gravure
chimique permet de s’affranchir. Cette rugosité augmente les pertes optiques à l’intérieur de
la cavité du laser au niveau de la zone active.
A la suite de la gravure, le retrait du masque dur en nitrure est effectué par une gravure
RIE à base de hexafluorure de soufre (SF6). Cette gravure a l’avantage de ne pas attaquer
l’InP et d’être suffisamment sélective pour la silice. Ainsi, aucune dégradation n’est faite lors
de ce retrait.
La Figure IV-44 présente le schéma simplifié de l’empilement après gravure du guide IIIV.
Figure IV-44, Schéma simplifié de la structure laser à la suite de la gravure du ruban.
Il ne reste donc plus qu’à déposer les contacts, graver la fin de l’épitaxie laser, encapsuler
la structure et faire la reprise des contacts.
c) Dépôt des contacts
Tous les dépôts métalliques réalisés pendant cette thèse ont utilisé la technique du lift-off.
Cette méthode est expliquée ci-dessous. La suite de la partie décrit les contacts utilisés pour
les contacts N et P.
Procédé de lift-off
En 100mm, le dépôt des contacts utilise la technique du lift-off. Cette méthode simple
permet le dépôt de tout type d’empilement métallique. Elle est décrite pour le dépôt du
contact P en Figure IV-45. Tout d’abord, la résine est étalée pleine plaque (Figure IV-45 a). Il
faut bien choisir l’épaisseur en fonction de la topographie de la plaque. Dans le cas d’une
108
Chapitre IV
épitaxie laser collée et avec les rubans de 2,5µm de hauteur, une épaisseur de 2,8µm de résine
est suffisante. La résine est ensuite insolée et développée avec le masque en contact pour
ouvrir aux endroits où le métal doit être déposé (Figure IV-45 b). Les flancs de la résine
doivent être en « casquette ». Le dépôt est ensuite effectué pleine plaque (Figure IV-45 c).
Puis la résine est retirée dans un bain d’acétone (Figure IV-45 d), ce qui enlève également les
dépôts qui ont été fait sur la résine. Le fait d’avoir des flancs de résine en « casquette » permet
à l’acétone de diluer la résine partout et de ne pas créer de lien entre le métal en haut de la
résine et en bas sur la plaque.
Figure IV-45, Schéma de principe du lift-off appliqué au contact P. a) Étalement de la résine, b) Ouverture de la
résine avec profile en casquette, c) Dépôt pleine plaque de la métallisation, d) Retrait de la résine dans un bain
d’acétone (lift-off).
Le procédé de lift-off est utilisable avec la majorité des techniques de dépôts métalliques.
Deux techniques ont été utilisées lors de cette thèse en fonction de leurs disponibilités :
l’évaporation par faisceau d’électron et la pulvérisation cathodique. L’évaporation par
faisceau d’électron consiste à chauffer une cible du matériau à déposer avec un faisceau
d’électron. Le matériau s’évapore alors dans la chambre et vient se déposer sur la plaque qui
est placée face à la cible. La pulvérisation consiste à bombarder une cible à partir d’un plasma
qui va arracher les atomes à déposer, qui seront envoyés vers la plaque.
Les contacts utilisés sont des empilements de couches minces. L’épaisseur de chaque
couche est importante mais également son homogénéité. Ainsi, les dépôts devront se faire à
des très faibles vitesses (de l’ordre de l’angström/seconde). Cela permettra à l’eutectique de
bien se former lors du recuit.
Lorsque c’était possible (en fonction de la machine utilisée), une préparation de surface a
été effectuée. Ainsi, en plus de nettoyer la plaque juste avant de la placer dans l’enceinte sous
vide, certaines machines permettent d’envoyer un faisceau d’électrons sur la surface de
l’échantillon, permettant d’activer les zones des contacts.
A la suite de chaque dépôt, il faut recuire le contact pour créer l’eutectique. Cependant,
une température trop élevée peut faire apparaître des décollements (comme vu
précédemment). Les recuits pour les contacts atteignent des températures de l’ordre de 400°C.
Même si ces températures sont légèrement trop élevées pour le collage, le fait d’avoir gravé la
majorité de l’épitaxie réduit les contraintes. Il ne reste en effet que 200nm d’InP.
Contacts déposés
Suivant le dopage du matériau (N ou P), certains contacts seront plus efficaces que
d’autres. Un contact est généralement composé d’une couche d’accroche, de différents
métaux qui formeront l’eutectique puis d’une couche d’or sur laquelle sera faite la reprise de
contact. Une couche de barrière peut également être présente pour empêcher la diffusion
d’espèces vers l’épitaxie.
Chapitre IV
109
Tableau 8, Différents contacts utilisés pendant cette thèse
Contact Empilement
Epaisseur (nm)
CTP1
Pd
10
Ti
30
Pt
80
Au
200
CTP2
Pt
100
CTN1
CTN2
Ni
Ge
Au
Ni
Au
Ti
Pt
Au
5
10
20
5
200
50
50
100
Recuit
150°C pendant 40s
250°C pendant 40s
380°C pendant 10s
150°C pendant 40s
250°C pendant 40s
350°C pendant 40s
420°C pendant 10s
150°C pendant 40s
250°C pendant 40s
350°C pendant 10s
Pas de recuit
Réalisation
A la suite de la gravure du ruban III-V, le dépôt des contacts est réalisé dans un ordre
précis. En effet, le contact P demandant des températures de recuit plus importantes que le
contact N, il est réalisé en premier. Les réalisations de chaque contact sont enchainées. A la
suite du recuit du contact P, la résine pour la réalisation du contact N est étalée. Une
présentation des masques utilisés est faite à la Figure IV-46. Le ruban III-V est représenté par
le niveau Gain. C’est par rapport à ce niveau, qui est le dernier à être réalisé en 200mm, que
les autres vont être agencés. Le contact P fait seulement 4µm de large. Cette taille est
déterminée par la largeur du ruban III-V (donc le système optique choisi) et les marges dues
aux techniques d’alignement par contact (1µm de marge de chaque côté). Une marge plus
grande (4µm) est également prise entre le ruban et le contact N. De par construction, le
contact N peut s’étendre grandement et le choix de relâcher les marges a été fait pour réduire
la difficulté de l’alignement. Le contact N fait ainsi 20µm de large et dépasse
longitudinalement du ruban III-V de 50µm pour permettre de connecter les deux côtés avec la
métallisation finale.
Figure IV-46, Exemple des niveaux de masque des contacts P et N par rapport au gain.
Quelques images de contacts P réalisés sont présentées en Figure IV-47. Le contact est
bien centré. Des marges un peu plus grandes sont prises aux bouts du ruban. Cela permet
110
Chapitre IV
d’augmenter la tolérance d’alignement mais également de ne pas injecter de courant au niveau
des pointes formées par la gravure chimique de l’InP.
Figure IV-47, a,b) Photographies au microscope optique du contact P réalisé sur une photodiode pour deux
grossissements différents, c) Photographies MEB du contact P réalisé.
Quelques images de contacts N sont présentées en Figure IV-48. Les lasers sont
largement espacés de 500µm (Figure IV-48 a).
Figure IV-48, a,b) Photographies au microscope optique du contact N réalisé sur une série de DFB avec
photodiode à gauche et modulateur à droite pour deux grossissements différents, c) Photographies MEB du contact N
réalisé.
A la suite du recuit du contact N, la structure est telle que présentée en Figure IV-49. Les
contacts déposés permettent de tester une première fois les lasers et il arrive que quelques
tests électriques soient réalisés à ce moment de la fabrication.
Figure IV-49, Schéma de la structure après dépôt des contacts.
Chapitre IV
111
Cette structure ne permet pas d’effectuer des tests complets. Les contacts P sont trop
petits pour permettre une prise de contact efficace avec des pointes électriques et la structure
laser ne bénéficie d’aucune amélioration thermique pour diffuser la chaleur créée. Il s’agit
donc maintenant de retirer le reste du III-V entre les structures lasers pour ensuite les
encapsuler.
d) Définition du mesa III-V
Avant d’encapsuler la structure et de déposer l’élargissement de la métallisation, la
gravure de l’InP restant est effectuée tout autour des contacts N et du guide optique III-V.
Cette étape permet de séparer électriquement les lasers mais également de libérer les
coupleurs fibre et le circuit photonique silicium. L’épaisseur d’InP restante au-dessus des
coupleurs fibre en silicium est suffisante pour absorber le rayonnement diffracté.
La gravure est effectuée grâce à un masque dur en nitrure (Figure IV-50). Celui-ci fait
300nm d’épaisseur. Une photographie MEB après dépôt du masque dur est présentée en
Figure IV-50 c). Le masque utilisé pour la gravure du mesa est présenté en Figure IV-50 b).
La gravure de l’InP ca se faire le plus prêt possible des contacts N et du ruban III-V en
gardant une marge suffisante pour ne pas contraindre l’alignement optique du masque.
Figure IV-50, a) schéma du masque dur, b) schéma du masque de fabrication utilisé, c) Photographie MEB de
l'encapsulation
La gravure du masque dur est réalisée en RIE à partir d’un plasma de SF6. Celle de l’InP
utilise une gravure RIE simplement. Il n’y a ici aucune contrainte de qualité sur les flancs de
gravure ou sur la fin de la gravure. Le procédé utilisé est suffisamment sélectif pour la silice
et le silicium, une légère sur-gravure ne détériorera pas le circuit photonique.
Des photographies MEB de la gravure du MESA sont présentées en Figure IV-51. La
gravure présente quelques rugosités sur les flancs de gravure mais cela ne présente aucun
désavantage pour le laser fini (Figure IV-51 a). Une photographie MEB au niveau d’un
coupleur fibre est présentée en (Figure IV-51 b). Celui-ci n’est pas attaqué au moment de la
gravure du MESA.
112
Chapitre IV
Figure IV-51, Photographies MEB de la gravure du Mesa (a) et des coupleurs fibres après la gravure (b)
La plaque est maintenant prête pour l’encapsulation.
e) Encapsulation
L’encapsulation de la structure va principalement influer sur la thermique du laser. Lors
de l’injection de courant dans la structure laser, celle-ci va chauffer à cause de l’effet Joule et
les caractéristiques du laser vont être modifiées (recombinaisons non radiatives moins
importantes et augmentation de la consommation). Pour palier à ce problème thermique, il
faut évacuer la chaleur créée le plus efficacement possible. Ainsi, plus le matériau
d’encapsulation aura un facteur de diffusion thermique important, plus la dissipation de
chaleur sera importante.
Les masses thermiques du système laser sont principalement l’air environnant et le
substrat en silicium. Aucune étude analytique des phénomènes thermiques n’a été faite.
Cependant, il a été choisi deux types d’encapsulation (Figure IV-52). La première consiste à
encapsuler avec un nitrure d’environ 1,5µm (a). La deuxième utilise un polymère, le BCB
comme matériau d’encapsulation (b). Même si le nitrure est plus conducteur de chaleur que le
BCB, l’encapsulation en BCB peut se révéler utile car elle est beaucoup plus planarisante et
permet d’atteindre des épaisseurs plus importantes. Dans les deux cas, le nitrure du masque
dur servant à graver le mesa n’est pas retiré.
Figure IV-52, a) Schéma de l'encapsulation en nitrure, b) Schéma de l'encapsulation en BCB
f) Reprise de contact
A la suite de l’encapsulation, il faut ouvrir le matériau pour pouvoir poser les
élargissements des contacts qui serviront à injecter le courant. La structure souhaitée après
ouverture est présentée en Figure IV-53. L’ouverture se passe toujours en deux temps. Une
ouverture est d’abord réalisée au-dessus du contact P puis au-dessus du contact N. La
topographie entre les deux ouvertures est trop importante pour n’utiliser qu’un seul niveau de
masque et une seule gravure.
Chapitre IV
113
Figure IV-53, a) Schéma de l'ouverture d'une encapsulation en nitrure, b) Photographie MEB des ouvertures
réalisées d’une encapsulation en BCB, b) Photographie au microscope optique des ouvertures réalisées d’une
encapsulation en BCB.
L’élargissement des contacts utilise la technique du lift-off. Il s’agit simplement d’une
couche d’accroche en titane (Ti) de 10nm et d’une couche d’or la plus épaisse possible (de
l’ordre du micron). Le schéma de la structure réalisée est présenté en Figure IV-54. Le
schéma présente également le problème de collerettes pouvant apparaître dans le cas où la
résine ne présente pas des profils en casquette. Ces collerettes peuvent poser problème dans le
cas où elles s’affaissent et créent des courts-circuits entre les contacts. La reprise du contact P
doit franchir une forte topographie. Il est important de déposer suffisamment d’or pour
permettre ce franchissement.
Figure IV-54, Schéma de l'élargissement fini. Les collerettes ont été mises en évidence.
Une photographie d’un laser DBR fini est présentée en Figure IV-55. Les contacts
permettant l’injection de courant dans la structure y sont visibles. Chaque laser est identifié
par la taille du gain, le type de laser, la période de ses réseaux et le type de taper utilisé. Tous
les miroirs de faible réflectivité sont placés à droite de la zone de gain. A la suite de ces
miroirs, les coupleurs fibres sont positionnés de telle façon qu’ils soient toujours à la même
distance des contacts électriques. Cette disposition a permis l’utilisation d’un banc de test
automatique.
114
Chapitre IV
Figure IV-55, Photographie au microscope optique d’un laser DBR fini.
Des coupes FIB ont été effectuées sur des structures finies. Les photographies MEB sont
présentées en Figure IV-56. Tous les éléments du laser y sont visibles. Le lift-off de
l’élargissement des contacts ne s’est pas bien déroulé car il y a eu une apparition de collerettes
de métal. Ces collerettes ont créé un phénomène de masquage lors de la gravure du premier
échantillon (Figure IV-56 b). Ce masquage a été diminué en remplissant les tranchées par un
dépôt de cuivre et en gravant avec un faisceau de biais (Figure IV-56 a).
Les deux structures correspondent aux différentes encapsulations. L’ouverture et
l’élargissement des contacts sont légèrement décalés sur la deuxième structure (Figure IV-56
b). Cependant, ceci n’est pas gênant pour l’injection de courant ou pour le fonctionnement du
laser. Sur les deux structures, la gravure chimique de l’InP est bien visible (bords rentrants).
Figure IV-56, Photographies MEB de deux structures laser au niveau de la zone de gain pour une encapsulation
en nitrure (a) et pour une encapsulation en BCB (b).
Les plaques sont prêtes pour les différents tests sous pointes permettant les
caractérisations complètes des lasers présentées dans le chapitre V. Cependant, une dernière
étape a été réalisée sur quelques plaques pour permettre le chauffage des réseaux.
Chapitre IV
115
g) Dépôt de chaufferettes pour l’accordabilité
Si les lasers sont utilisables sans cette dernière étape, celle-ci va permettre l’accordabilité
des lasers DBR. En effet, le but est de déposer de grosses zones de métal au-dessus des
réseaux afin de les chauffer en faisant passer du courant dans ce métal (voir chapitre III). Le
métal utilisé est un alliage de Nickel et de Chrome et est déposé en utilisant la technique du
lift-off.
Chaque encapsulation demande des étapes différentes. La Figure I-57 présente le schéma
des réseaux pour les deux encapsulations effectuées. Dans le cas de l’encapsulation en SiN
simple, le métal est simplement déposé sur le SiN (Figure I-57 c). Pour l’encapsulation en
BCB, celui-ci étant épais et conduisant moins la chaleur, il a été nécessaire d’ouvrir le BCB
au-dessus des réseaux afin de déposer le métal sur le SiN présent au-dessous (Figure I-57 d).
Cette encapsulation nécessite ainsi une étape en plus pour le dépôt de chaufferettes.
Figure IV-57, Schémas des réseaux avant et après dépôt des chaufferettes pour l’encapsulation en SiN (a et c) et
l’encapsulation en BCB (b et d).
La Figure IV-58 présente une photographie d’un laser DBR encapsulé en BCB avec des
chaufferettes sur chaque miroir. La gravure du BCB est visible tout autour des dépôts des
métaux.
Figure IV-58, Photographie au microscope optique d’un laser fini avec chaufferette.
A la suite du dépôt des chaufferettes, les lasers peuvent être alors testés complètement et
sont alors accordables.
3. Conclusion
Ce chapitre présente toutes les étapes de fabrication nécessaires à la réalisation d’un laser
hybride III-V sur silicium.
Les premières étapes étant réalisées sur la plate-forme 200mm du Léti, elles ont nécessité
un travail de suivi de fabrication et de validation des différentes lithographies et gravure. Le
collage a également été réalisé par une équipe spécialisée du Léti.
116
Chapitre IV
Les étapes suivantes de structuration du matériau III-V et de métallisation ont quant à
elles demandé un travail de développement effectué pendant cette thèse. Ainsi, la gravure du
guide III-V a été optimisé afin d’obtenir des flancs de gravure ayant le moins de pertes
optiques possibles et réduisant les marges d’erreur lors des arrêts de gravure. Plusieurs types
de contact ont également été testés lors de cette thèse.
Le travail fourni permet de dégager un enchainement d’étapes technologiques abouti et
maitrisé réduisant les dérives et erreurs possibles lors de la fabrication. De plus, l’utilisation
de transformateur de mode utilisant le critère d’adiabadicité a permis de relacher des
contraintes lors de la fabrication (voir chapitre II).
La description complète des lasers et l’explication de leur fabrication étant maintenant
faites, le chapitre V va présenter les résultats obtenus sur les différents types de lasers réalisés.
4. Bibliographie
[1] G. T. Reed and A. P. Knights, Silicon Photonics: An Introduction. John Wiley & Sons,
2004.
Chapitre V
117
Chapitre V. Résultats expérimentaux
Dans les précédents chapitres, les structures laser hybrides III-V sur silicium ont été
totalement décrites. Ainsi, le chapitre II présente l’architecture originale développée grâce à la
conception de transformateurs de mode permettant un couplage optimal entre le guide III-V et
le circuit photonique en silicium. Le chapitre III développe les différentes cavités lasers
utilisées pour réaliser les lasers hybrides. Enfin, la fabrication complète de ces structures est
détaillée dans le chapitre IV. A la suite de ces réalisations, les différents lasers fabriqués ont
été caractérisés pour extraire les différentes propriétés. Ce chapitre présente les résultats
obtenus.
La première partie de ce chapitre décrit les configurations des caractérisations effectuées.
Celles-ci ayant été réalisées sur testeurs automatiques, quelques adaptations au niveau des
reprises de contact ont été nécessaires. Les efficacités de couplage des coupleurs fibre sont
également présentées dans cette partie.
Les parties suivantes présentent les différentes caractéristiques obtenues pour les
différents types de lasers décrits dans le chapitre III : laser Fabry-Pérot, DBR, DFB et
racetrack. Pour chacun des types de lasers, un maximum de données est présenté en fonction
des tests ayant pu être réalisés pendant cette thèse. Tous les lasers ont été caractérisés pour
une utilisation en alimentation électrique continue et pour différentes températures. Les
spécificités spectrales de la lumière émise ont également été mesurées. Quelques tests
spécifiques à chaque type de laser sont également présents.
Les réponses dynamiques des lasers Fabry-Pérot et DBR sont également présentées.
Dans le cas d’un circuit photonique complet, il est généralement envisagé une modulation du
signal externe au laser. Cependant, si la modulation directe du laser permet la génération d’un
signal suffisamment rapide, il peut-être envisagé de supprimer le composant modulateur.
Deux autres composants ont été présentés dans le chapitre II. Il s’agit d’un modulateur à
électro-absorption et d’une photodiode hybrides III-V sur silicium utilisant le couplage
efficient des transformateurs de mode. Ceux-ci ont également été réalisés durant cette thèse et
les caractéristiques obtenues sont présentées en fin de chapitre.
Ce chapitre débute donc par une présentation générale des tests effectués.
1. Configurations des caractérisations
Lors des caractérisations des différents lasers, plusieurs problématiques sont identiques.
Cette section décrit tout d’abord les différentes configurations qui ont été utilisées pour
caractériser les lasers. Les solutions adoptées concernant le design des électrodes permettant
l’injection du courant dans l’épitaxie laser sont ensuite abordées. Enfin, la mesure des pertes
optiques engendrées par les réseaux des coupleurs fibre est présentée.
Durant cette thèse, les caractérisations des composants électro-optiques se sont faites au
Laboratoire Composant Photonique CMOS au CEA-LETI. Ce laboratoire dispose des outils
de pointe permettant des caractérisations à la chaine grâce à des testeurs automatiques
(probers). Un prober consiste en un support mobile sur lequel sont posés la plaque à tester et
des porte-instruments sur chaque bord qui sont fixes les uns par rapport aux autres. Le support
a un moyen d’aspiration pour assurer la stabilité de la plaque et peut être contrôlé en
température.
Différentes configurations sont possibles selon les besoins des tests effectués. La Figure
V-1 présente les trois principales configurations utilisées pour tester les composants de cette
thèse. Les composants optiques passifs sont généralement caractérisés grâce à deux fibres
optiques (Figure V-1 a). Une fibre, mono-mode permet l’injection du signal lumineux grâce à
un coupleur fibre tandis que la deuxième, mono-mode ou multi-mode, permet l’analyse du
118
Chapitre V
signal. Les caractérisations simples des lasers nécessitent deux pointes pour l’injection
électrique et une fibre optique pour récupérer le signal généré (Figure V-1 b). L’analyse des
performances dynamiques des lasers requièrent des pointes hautes fréquences (HF,
généralement P-N ou N-P-N, correspondant aux contacts du laser) est une fibre optique
(Figure V-1 c). Chacune de ces configurations est adaptée selon le composant. Ainsi, pour
caractériser dynamiquement un modulateur, deux fibres optiques et deux pointes HF peuvent
être nécessaires.
Figure V-1, Photographies au microscope optique de différentes configurations possibles : a) Caractérisation
optique-optique, b) Caractérisation électro-optique sous pointe statique, c) Caractérisation optique-électrique sous
pointe HF.
Plusieurs outils sont disponibles pour les caractérisations électro-optiques. Des sources
électriques continues ou pulsées mais également des générateurs de signaux électriques haute
fréquence permettent la génération et l’analyse des courants électriques. Au niveau optique,
des fibres multi-mode et mono-mode permettent de connecter des sources lasers accordables,
des photodétecteurs et des contrôleurs de polarité. De plus, une caméra infrarouge permet de
prendre des photos des composants en fonctionnement.
Tous les outils, prober compris, sont contrôlables depuis un ordinateur central grâce au
logiciel LabView utilisé pour créer des macros pour tests automatiques. Ainsi, tous les
composants d’une même plaque peuvent être testés à la volée pour ensuite sélectionner les
plus intéressants. Cela nécessite une adaptation du design aux tests automatiques.
a) Design des électrodes
Le design des électrodes a été conçu afin de faciliter la sélection des meilleurs
composants d’une puce par test automatique et améliorer les performances dynamiques.
Le critère permettant l’utilisation simplifiée d’un prober est de garder la même distance
entre les contacts électriques et le coupleur fibre. En effet, sur le banc de test d’un prober,
seule la plaque bouge d’un composant à un autre, les outils restant fixes. Dans le cas des
puces comportant des lasers DFB et DBR, les deux types de lasers ne sont pas testés en même
temps.
Plusieurs types de contact ont été utilisés dans cette thèse. Un des problèmes à contourner
lors du design des électrodes est la taille du contact P supérieur. En effet, 4µm de large n’est
pas assez pour poser une pointe électrique dessus. Un élargissement en or est donc nécessaire
pour faciliter la caractérisation. Un simple élargissement après encapsulation n’est cependant
pas aussi simple car le contact N est déposé au plus proche du guide InP sur le mesa III-V. La
Figure V-2 présente l’injection électrique idéale en coupe transversale. Il est important de
remarquer que l’injection au niveau du contact N doit se faire des deux côtés de la structure
afin de s’assurer d’obtenir des lignes de courant au centre de la structure, là où le mode
optique est le plus confiné.
Chapitre V
119
Figure V-2, Schéma de la coupe transversale de l'injection électrique idéale.
Après l’encapsulation, l’ouverture sur les contacts n’est pas obligatoire partout. Ainsi, le
premier design d’électrodes (Figure V-3) consiste à ouvrir le contact N seulement d’un côté
du guide pour pouvoir déposer l’élargissement du contact P de l’autre côté, comme cela a été
présenté dans le chapitre de fabrication (Figure V-3 a). Cependant, pour obtenir une injection
des deux côtés de la structure, les deux côtés du contact N sont reliés par une boucle, visible
sur le masque en Figure V-3 (b). Cette configuration oblige à augmenter la taille du mesa IIIV pour faire passer la boucle. Il faut savoir que recouvrir les guides silicium et les réseaux
avec du III-V doit être évité car le mode optique du guide silicium peut-être absorbé par le
matériau III-V restant. Cela induit ainsi des pertes et modifie le fonctionnement des réseaux.
Un trou est visible sur le masque à gauche de la zone active, correspondant au réseau d’un
laser Fabry-Pérot. Un gros avantage de cette configuration est la taille des électrodes. Cellesci sont en effet très grandes et ne contraignent que très peu la position des pointes électriques.
Figure V-3, a) Schéma de la coupe transversale des électrodes finies, b) Masque associé pour la fabrication des
différents niveaux.
Cette méthode d’injection est donc possible dans le cas de lasers ne présentant pas de
grand réseau. Il a donc fallu améliorer le design pour les DBR ayant des miroirs de plus de
100µm de long afin de ne pas recouvrir le guide silicium de III-V mais de permettre
l’injection électrique des deux côtés du guide.
La méthode adoptée consiste à fabriquer des ponts métalliques grâce au dépôt de
l’élargissement des électrodes (Figure V-4). Ce dépôt étant fait après l’encapsulation, le métal
déposé à cette étape est situé suffisamment loin des guides silicium et n’engendrera pas de
pertes optiques. Cette configuration permet ainsi d’alimenter les deux côtés du guide III-V en
ne posant une pointe électrique que d’un côté.
120
Chapitre V
Figure V-4, a) Masque de fabrication de l'injection avec ponts métalliques, b) Schéma de la coupe transversale
d'un pont métallique.
Sur ce masque, le contact P a également été conçu de façon à constituer une ligne
électrique le long du gain. Ce design est inspiré des travelling wave [1] et permet d’adapter
l’impédance du composant pour les tests dynamiques. En effet, lors des tests dynamiques, les
câbles hautes fréquences et les signaux utilisés sont adaptés pour tester des composants ayant
une impédance de 50Ω. Les lasers testés ont une résistance équivalente beaucoup plus faible
(inférieur à 10Ω). Cette différence d’impédance crée donc une réflexion dans le signal
électrique et l’amplitude de modulation du signal diminue au niveau du composant.
L’utilisation des électrodes de type travelling wave permet de poser une pointe HF de
chaque côté du composant et de fermer une des pointes par une résistance qui permettra de
considérer la fin de ligne composant/pointe/résistance comme ayant une impédance de 50Ω.
L’utilité de cette adaptation d’impédance a été prouvée sur la caractérisation des modulateurs
à électro-absorption hybride sur silicium présentée en page 147.
Le premier design d’électrode a été utilisé sur les lasers Fabry-Pérot, tandis que le
deuxième design a été utilisé sur tous les autres composants.
b) Caractérisation de coupleurs fibre
La caractérisation grâce aux fibres optiques couplées à des coupleurs fibres permet
d’obtenir quelques caractéristiques des lasers mais ne donne pas exactement la puissance
optique réellement émise par le laser dans le guide silicium. En effet, les coupleurs fibres
induisent des pertes optiques. Cette partie présente le protocole de tests de coupleur fibre ainsi
que les résultats obtenus pendant cette thèse.
Pour obtenir la puissance optique réelle du laser, plusieurs solutions existent. La première
consiste à cliver ou poli-scier la plaque au niveau du guide optique de sortie du laser et de
coller le bord de plaque à une sphère intégrante. Le bord de plaque étant traité pour éviter les
réflexions, la sphère intégrante permet la récupération de toute la puissance optique du laser.
La deuxième méthode consiste à caractériser les pertes induites par les coupleurs fibres.
Elle permet ainsi de ne pas découper la plaque. Pour cela, il faut préalablement introduire sur
le masque trois guides de différentes longueurs avec un coupleur fibre à chaque extrémité
(Figure V-5). Un tel système permet d’obtenir les pertes de propagation des guides, les pertes
d’injection (fibre mono-mode) et les pertes de récupération par une fibre (mono-mode et
multi-mode).
Figure V-5, Photographie au microscope optique des motifs de tests des coupleurs fibres.
En testant les trois longueurs pour une récupération avec une fibre mono-mode puis une
fibre multi-mode, le système d’équation suivant est obtenu :
Chapitre V
121
Grâce aux trois longueurs de guide, les pertes linéaires des guides sont calculées. De
plus, les pertes d’injection d’une fibre mono-mode sont supposées égales aux pertes de
récupération par une fibre monomode. Cette hypothèse se justifie par le fait que le cœur d’une
fibre monomode mesure 9µm, ce qui est très proche de la largeur des réseaux. Le mode
optique étant rayonné sur les premières périodes du réseau, il a une taille très proche du cœur
de la fibre monomode.
Les pertes par coupleur sur les plaques des lasers DFB et DBR ont été mesurées à -8,3dB
pour les fibres monomodes et -5,69dB pour les fibres multi-modes.
Avant de mesurer les pertes des coupleurs fibres, un étalonnage de l’angle d’émission est
nécessaire. Les coupleurs fibres ont été conçus pour émettre avec un angle de 40° par rapport
à la verticale pour les longueurs d’onde télécom (autour de 1550µm). Afin de vérifier cet
angle d’émission, une méthode très simple est établie (Figure V-6). La fibre optique de
réception est placée au maximum de puissance optique le plus proche du coupleur fibre
possible sans qu’elle ne touche la plaque. Elle est ensuite remontée d’une hauteur connue
(typiquement 1000µm) puis le maximum à cette nouvelle hauteur est mesuré par déplacement
automatique de la fibre grâce au contrôleur. Le rayonnement du coupleur fibre étant assez
focalisé et la distance de détection n’étant pas trop grande, l’angle mesuré est suffisamment
précis pour régler correctement la fibre optique.
Figure V-6, a) Schéma de principe de mesure de l'angle d'émission d'un coupleur fibre, b) Mesures associées
d'un coupleur fibre utilisé.
Les coupleurs fibres utilisées ont un angle d’émission de 37° par rapport à la verticale, ce
qui est très proche de l’angle calculé par les simulations numériques (40°). Cette mesure
permet de confirmer également les techniques de conception des coupleurs fibres.
Les points communs entre les caractérisations des lasers ayant été présentés, les sections
suivantes détaillent les résultats obtenus pour chaque type de laser. La section suivante
commence par les lasers Fabry-Pérot.
2. Lasers hybrides III-V sur silicium Fabry-Pérot
Les lasers Fabry-Pérot utilisent des miroirs large bande pour former la cavité du laser
(voir chapitre III). De ce fait, ils sont multimodes mais ne nécessitent pas d’attention
particulière pour l’alignement entre la bande spectrale des miroirs et le gain spectral de la
zone active. La longueur de la zone active de ces lasers est de 950µm.
122
Chapitre V
Figure V-7, a) Schéma d'un laser Fabry-Pérot, b, c) Photographies au microscope optique des lasers réalisés.
Ces lasers ont été les premiers à être réalisés. Etant plus robustes du point de vue de la
cavité, ils ont servi à valider l’utilisation des transformateurs de mode. L’encapsulation est
faite en SiN et le design des contacts électriques ne permet pas l’adaptation d’impédance.
Deux épitaxies différentes ont été utilisées pour ces lasers. La première a été présentée
dans le chapitre II lors de la conception des transformateurs de mode. La deuxième est
différente au niveau du contact supérieur. Le contact métallique déposé sur l’InP dopé P étant
le moins efficace, il a été choisi d’utiliser une jonction tunnel à la suite de la couche de
confinement dopée P pour le transformer en contact N. L’empilement utilisé est donné dans le
Tableau V-1. De cette manière, les dépôts métalliques sur le guide et le mesa III-V sont de
même nature et sont plus efficaces qu’un contact métallique déposé sur de l’InP dopé P.
L’injection électrique est ainsi plus efficace dans une épitaxie à jonction tunnel et les
résistances série des lasers sont ainsi moins élevées. Malheureusement, de telles épitaxies
n’ont pu être utilisées que pour les premiers lasers Fabry-Pérot.
Chapitre V
123
Tableau V-1, Epitaxie laser à jonction tunnel utilisée pour réaliser les lasers hybrides III-V sur silicium.
Rôle
Substrat
Contact N
Matériau
Type de
dopage
Dopage (cm-3)
Epaisseur
(nm)
InP
Retiré
InP
N+
5.1018
300
InP
N+
2.1018 1.1018 1060
Jonction tunnel
InGaAsP N++
1.1019
20
InGaAsP P++
2.1019
20
19
18
Zone P
InP
P++
1.10 1.10
100
18
17
InP
P+
1.10 5.10
300
InP
P5.1017
500
Couche de confinement InGaAsP
140
Barrières
InGaAsP
15 (x3)
Puits quantiques
InGaAsP
6 (x4)
Couche de confinement InGaAsP
140
18
Contact N
InP
N+
2.10
100
18
InGaAsP N+
5.10
10
InP
N+
2.1018
70
18
InGaAsP N+
1.10
7,5 (x2)
InP
N+
1.1018
7,5 (x2)
Couche collage
InP
10
Les deux épitaxies présentant des indices effectifs différents, des transformateurs de
mode ont été conçus pour chaque épitaxie et placés sur les puces.
Les premiers résultats présentés ici correspondent à une épitaxie à jonction tunnel. Il
s’agit des premiers lasers fabriqués, réalisés à partir d’une gravure totalement physique de
l’InP (voir chapitre IV). Lors de la fabrication de ces plaques, les coupleurs fibres ont été
partiellement gravés ce qui les rendait inutilisables. La plaque a été clivée entre le miroir de
faible réflectivité et le réseau de sortie de façon à récupérer le rayonnement dans le guide par
la tranche grâce à une sphère intégrante. De plus, le rayonnement a été observé grâce à une
caméra infrarouge par dessus mais également par la tranche.
Sur les photographies infrarouges (Figure V-8), le guide d’onde III-V est bien visible
grâce à l’émission spontanée lorsque l’injection électrique est inférieure au seuil laser. Une
partie de la lumière est également guidée dans le guide silicium qui est visible au niveau de la
tranche. Lorsque l’injection électrique dépasse le seuil, l’image devient saturée et seul le
guide silicium est visible. Le point blanc saturé au niveau de la tranche est révélateur de
l’effet laser. Afin de s’assurer que la puissance optique est bien extraite du guide silicium, des
photographies infrarouges de la tranche ont été effectuées en focalisant au niveau du guide
silicium et du guide III-V. Si un faible rayonnement est visible au niveau du guide InP, il est
très inférieur à celui émis par le guide silicium. Ce résultat valide ainsi le principe des
transformateurs de mode pour coupler la lumière du guide III-V au guide silicium.
124
Chapitre V
Figure V-8, Photographie infrarouge du laser Fabry-Pérot sous le seuil et au-dessus du seuil pour différentes
vues : vue du dessus, vues par la tranche focalisées sur le guide silicium puis sur le guide InP.
La Figure V-9 présente les principales caractéristiques électro-optiques du laser en
alimentation électrique continue. Le seuil de ce laser est de 50mA à température ambiante et
la puissance optique maximale dans le guide est supérieure à 16mW. Le laser fonctionne
jusqu’à une température de 60°C. La résistance série au-dessus du seuil est de 5,63Ω.
Figure V-9, a) Puissance optique dans le guide en fonction du courant d’injection pour différentes températures,
b) Puissance optique dans le guide et tension dans le laser en fonction du courant d’injection.
Un paramètre permettant de déterminer la réponse thermique du laser est la température
caractéristique T0. Celle-ci est mesurée à partir d’une alimentation pulsée pour s’affranchir
des effets thermiques électriques et décrit l’évolution du seuil en fonction de la température
grâce à la formule issu de [2] :
Le seuil est mesuré pour les différentes températures grâce à une régression linéaire de la
puissance optique au-dessus du seuil puis une dernière régression linéaire sur le logarithme
des seuils en fonction de la température permet d’obtenir la valeur du T 0 (Figure V-10). Le
laser Fabry-Pérot présente une valeur de T0 de 80°C, ce qui est inférieur au laser bulk mais
supérieur aux lasers hybrides III-V sur silicium de la littérature. Cette efficacité thermique
peut s’expliquer grâce à l’utilisation de l’encapsulation en SiN et de la jonction tunnel.
Chapitre V
125
Figure V-10, Logarithme du seuil en fonction de la température afin d’obtenir la mesure du T0 du laser FabryPérot.
Un couplage à une fibre optique est également possible par la tranche. Le laser est mis en
fonctionnement et la fibre est alignée grâce à la puissance optique récoltée. Même si cette
méthode apporte des pertes (supérieure à 3dB), elle permet de caractériser le rayonnement du
laser et de faire des mesures dynamiques.
Une mesure importante du rayonnement laser est l’analyse spectrale. Elle permet de
déterminer les caractéristiques modales du dispositif. La Figure V-11 (a) présente le spectre
du laser Fabry-Pérot. La longueur d’onde d’émission est de 1587nm environ. Le laser est
fortement multimode. Le SMSR (Side Mode Suppression Ratio) correspondant au rapport de
la puissance du pic principal sur la puissance du pic secondaire permet de caractériser la
monomodicité d’un laser. Un SMSR de seulement 12dB est obtenu et l’intervalle spectral
libre est de 0,343nm. Une étude spectrale en température est également présentée en Figure
V-11 (b). Le laser présente une dépendance à la température (
) de 0,045nm/°C.
Figure V-11, spectre d'un laser Fabry-Pérot émettant à 1586,9nm et dépendance en température.
Le laser a ensuite été testé dynamiquement grâce à des pointes hautes fréquences. Une
modulation directe de la tension d’injection dans l’architecture laser permet de générer un
signal optique. Le laser est alimenté par un courant de polarisation situé au-dessus du seuil
laser et le signal modulé est additionné. L’analyse du signal se fait soit directement par la
fibre optique connectée sur l’analyseur, soit à l’aide d’une photodiode rapide permettant des
détections de signal faible connectée à l’analyseur. Le laser Fabry-Pérot a été caractérisé
grâce à la photodiode rapide.
La première caractérisation consiste à moduler faiblement l’injection afin de vérifier que
le signal optique est bien modulé. Lorsque la fréquence augmente, l’émission de photon n’est
plus assez rapidement et la modulation du signal optique n’est plus détectable. La bande
passante du laser Fabry-Pérot est de 6GHz pour un courant d’injection de 120mA (Figure
126
Chapitre V
V-12 a). La deuxième caractérisation dynamique est un diagramme de l’œil (Figure V-12 b).
Elle consiste à moduler le signal d’injection aléatoirement avec des 0 et des 1 à une fréquence
donnée et de vérifier que la séparation entre les niveaux logiques reste suffisamment ouverte.
Le diagramme présenté correspond à une fréquence de 5Gb/s pour un courant d’injection
moyen de 150mA. L’œil est bien ouvert ce qui est caractéristique d’un signal bien transmis.
Le taux d’extinction, correspondant au ratio des puissances des deux niveaux logiques, est de
4dB.
Figure V-12, a) Mesures petits signaux du laser Fabry-Pérot, b) Diagramme de l'oeil obtenu pour un signal de
5Gb/s pour un courant d'injection de 150mA
V-2.
Un rappel de toutes les caractéristiques des lasers Fabry-Pérot est fait dans le Tableau
Tableau V-2, Rappel des caractéristiques des lasers Fabry-Pérot.
Longueur de la zone active
Puissance max dans le guide
Température max de fonctionnement
Seuil à température ambiante
Résistance série
T0
I0
Longueur d’onde d’émission
SMSR
Dépendance de la longueur d’onde/T
Bande passante à -3dB
Taux d’extinction (diagramme de l’œil)
950µm
16mW
60°C
50mA
5,63Ω
80°C
9,92mA
1586,896nm
12dB
0,045nm/°C
6GHz
4dB@5Gb/s
Ces premiers lasers Fabry-Pérot présentent de très bonnes caractéristiques. Ils permettent
également de valider l’architecture générale avec un guide III-V, des transformateurs de mode
et la cavité optique réalisée grâce aux guides silicium. Suite à la réalisation de ces lasers, le
deuxième jeu de masques dessiné dans cette thèse a permis de fabriquer des lasers DBR.
Leurs caractéristiques sont présentées dans la section suivante.
3. Lasers DBR hybrides III-V sur silicium
Les lasers DBR ont été réalisés par la suite et ont permis d’utiliser l’ensemble des
améliorations de fabrication réalisées. Ainsi, ils ont été réalisés en utilisant une gravure III-V
du type Physique/Chimique/Physique (voir chapitre IV).
Chapitre V
127
La Figure V-13 rappelle le schéma des lasers DBR : ceux-ci sont constitués de deux
miroirs faiblement gravés de longueurs différentes, d’une zone active et d’un coupleur fibre.
Les deux miroirs permettent d’effectuer le filtrage en longueur d’onde. Une photographie au
microscope optique est également présentée en Figure V-13. Des électrodes en travelling
wave ont été utilisées pour ces lasers.
Figure V-13, a) Schéma des lasers DBR réalisé, b) Photographie au microscope optique d’un laser fini.
Comme expliqué dans le chapitre III, plusieurs périodes de réseaux (de 235nm à 245nm
par pas de 2nm) ont été gravées sur les plaques afin de réaliser des matrices de lasers ayant
différentes longueurs d’onde d’émission. De plus, des chaufferettes ont été rajoutées sur les
miroirs pour permettre l’accordabilité des lasers qui est présentée par la suite.
Plusieurs méthodes d’encapsulation ont été utilisées pour fabriquer ces lasers. Une
comparaison des résultats obtenus pour chaque technique est présentée par la suite.
Une première présentation d’une caractérisation d’un laser DBR est d’abord faite.
c) Caractérisation d’un laser DBR III-V sur SOI
Les résultats obtenus entre les différentes plaques réalisées sont assez proches les uns des
autres. Le laser présenté ici correspond à un des meilleurs obtenus présentant des
caractéristiques particulières des DBR. Il a été encapsulé en BCB et ses miroirs ont une
période de 237nm. Le taper de ce laser est un transformateur de mode utilisant le critère
d’adibadicité.
La Figure V-14 (a) présente la puissance optique collectée en fonction du courant
d’alimentation du laser. Une puissance maximale supérieure à 5mW a été obtenue dans la
fibre multi-mode. Les pertes du coupleur fibre ayant été caractérisées à 5,69dB, le laser émet
plus de 17,5mW dans le guide silicium. De plus, le laser présente un fonctionnement jusqu’à
65°C.
Un des buts de fabriquer des lasers DBR est d’obtenir des lasers monomodes. Un spectre
est présenté en Figure V-14 (b). La longueur d’onde d’émission du laser est de 1546,9nm. Le
laser est bien monomode et présente un SMSR de plus de 50dB. Un tel SMSR n’a pu être
obtenu que grâce à la conception des miroirs faiblement gravés présentés dans le chapitre III.
L’intervalle spectral libre de la cavité mesuré sur le spectre est de 0,392nm.
128
Chapitre V
Figure V-14, a) Puissance optique en fonction du courant d'injection pour différentes températures pour un
laser DBR, b) Spectre d'émission du laser à température ambiante pour le même laser DBR avec des miroirs ayant
une période de 237nm.
Sur les courbes de la puissance optique émise en fonction du courant d’injection, des
décrochés sont visibles. Ces décrochés sont dus à des sauts de mode de cavité. A mesure que
le courant augmente, la température dans l’épitaxie laser augmente et le maximum de gain se
décale vers le rouge. Cela a pour effet de décaler l’ensemble des modes du peigne Fabry-Pérot
vers le rouge. Le filtrage effectué par les miroirs étant constant spectralement, le mode excité
va sauter d’un mode à l’autre. La Figure V-15 (a) présente le spectre du laser DBR tout le
long de sa plage de fonctionnement. Ainsi, la longueur d’onde d’émission du laser a tendance
à augmenter lorsque le courant d’injection augmente, ce qui correspond à l’effet thermooptique ci-dessus. Puis lorsque le mode optique n’est plus dans la bande passante des miroirs,
un saut de mode provoque le décalage de la longueur d’onde d’émission et une augmentation
rapide de la puissance optique. Ces sauts de mode font varier la longueur d’onde d’émission
du laser d’au maximum 0,6nm. Ce problème connu des lasers DBR peut être résolu en
ajoutant une zone d’adaptation de phase dans la cavité du laser. Cette zone augmentant la
longueur de la cavité, elle n’a pas été réalisée dans le cadre de cette thèse.
L’analyse spectrale a également été effectuée en fonction de la température. La Figure
V-15 (b) présente la longueur d’onde d’émission du laser pour différentes températures à un
courant d’injection de 100mA. Une dépendance de 0,1nm par degré a été mesurée. Cette
mesure supérieure au laser Fabry-Pérot peut s’expliquer par l’encapsulation en BCB qui est
caractérisée par une conductivité thermique inférieure par rapport au SiN.
La courbe de la tension en fonction du courant est présentée en Figure V-15 (a). Une
résistance série de 8Ω a été mesurée sur ces structures.
Figure V-15, a) Spectre du laser en correspondance avec la caractéristique LIV, b) Longueur d’onde d’émission
du laser DBR en fonction de la température.
Chapitre V
129
A la suite des caractérisations statiques des lasers, l’analyse des capacités dynamiques est
faite. Les puissances optiques collectées dans la fibre optique étant suffisamment élevées,
l’utilisation de la photodiode rapide ne s’est pas révélée nécessaire.
Les mesures de modulation petits signaux sont présentées en Figure V-16. Une bande
passante à -3dB de 7,22GHz a été mesurée. L’amélioration des étapes de technologie ainsi
que l’utilisation d’électrode en travelling wave permet d’expliquer une partie de
l’amélioration des performances comparées aux lasers Fabry-Pérot. La bande passante
augmente en même temps que le courant d’injection est augmenté. Un maximum situé à un
courant d’injection de 131mA est atteint. Lorsque le courant dans la structure augmente trop,
le laser passe en régime de roll-over (relocalisation de porteur dûe à l’augmentation de
température) et la bande-passante diminue.
Figure V-16, a) Mesures petits signaux du laser DBR pour différents courants d'injection, b) Bande passante à 3dB en fonction du courant d’injection.
Les diagrammes de l’œil obtenus pour différentes fréquences de modulation sont
présentés en Figure V-17. Pour chacune des fréquences, un courant d’injection optimal est
choisi. Ces diagrammes restent très ouverts pour des fréquences de 5Gbps et 7Gbps. A
13,5Gbps, fréquence maximale du générateur de signal utilisé, l’œil reste encore ouvert. Cette
fréquence étant la limite du générateur de signaux utilisé, aucune mesure à plus haute
fréquence n’a été faite.
Figure V-17, Diagrammes de l'oeil du laser DBR pour une fréquence de modulation de : a) 5Gbps, b) 7Gbps, c)
13,5Gbps.
Les mesures de taux d’extinction ont également été effectuées. Des taux d’extinction de
plus de 11dB ont été obtenus. De plus, le Bit-Error-Rate, qui renseigne le nombre d’erreurs
générée lors d’une transmission optique, a été mesuré à 1,24.10-10 pour une fréquence
d’excitation de 8Gbps. Pour des vitesses de transfert inférieures, celui-ci est nul.
130
Chapitre V
Figure V-18, Taux d'extinction du laser en fonction du courant d'injection pour différentes fréquences de
modulation.
Un rappel des caractéristiques de ce laser est fait dans le Tableau V-3.
Tableau V-3, Rappel des caractéristiques du laser DBR.
Longueur de la zone active
Puissance max dans le guide
Température max de fonctionnement
Seuil à température ambiante
Résistance série
Longueur d’onde d’émission
SMSR
Dépendance de la longueur d’onde/T
Bande passante à -3dB
400µm
17,5mW
65°C
20mA
8Ω
1546 ,964nm
>50dB
0,1nm/°C
7,22GHz
10dB@7Gb/s
Taux d’extinction (diagramme de l’œil)
5dB@12,5Gb/s
Bit-Error-Rate@8Gbps 1,24.10-10@8Gbps
Le laser DBR réalisé présente donc des caractéristiques tout à fait intéressantes
comparées au laser Fabry-Pérot. Un seuil plus faible, de puissance optique accrue pour une
longueur de zone active plus faible ainsi qu’un SMSR plus important sont autant de points qui
rendent ces lasers attractifs.
d) Caractérisation d’un laser DBR ayant une zone active de 950µm
Afin de comparer les résultats obtenus sur ces plaques aux lasers Fabry-Pérot déjà
réalisés, il a été choisi de placer également sur les puces des lasers DBR ayant une longueur
de zone active de 950µm. Ceux-ci reprennent exactement l’architecture des lasers DBR
présentés précédemment avec une longueur de gain supérieure. Ces lasers n’ont été testés
qu’à température ambiante. Les caractéristiques d’un laser dont la période de réseau est de
235nm sont présentées en Figure V-19.
Le laser a un seuil de 46mA et une puissance optique récoltée dans la fibre supérieure à
5mW soit 17,5mW dans le guide. La résistance série de ces lasers est de 6,37Ω. Le laser n’est
malheureusement pas monomode. En effet, la cavité étant plus grande, l’intervalle spectral
libre est plus petit. Celui-ci a été mesuré à 0,325nm. Ainsi, le filtre des miroirs n’est plus
assez fin pour différencier suffisamment les modes.
Des sauts de mode sont visibles avant le roll-over. Sur les zones où la puissance optique
augmente, le laser est monomode. Par exemple, le SMSR mesuré dépasse les 40dB pour une
longueur d’onde d’émission de 1537,01nm avec un courant d’injection de 184mA.
Chapitre V
131
Figure V-19, a) Puissance optique collectée dans la fibre et tension en fonction du courant d'injection avec
superposition du spectre pour un DBR ayant une zone active de 950µm, b) Spectres du laser pour deux courant
d’injection différents.
Les caractéristiques sont récapitulées dans le Tableau V-4.
Tableau V-4, Rappel des caractéristiques du laser DBR ayant une zone active de 950µm
Longueur de la zone active 950µm
Puissance max dans le guide 17,5mW
Seuil à température ambiante 46mA
Résistance série 6,37Ω
Longueur d’onde d’émission 1537,01nm
SMSR (par section) 40dB
Ces lasers présentent donc des améliorations par rapport au laser Fabry-Pérot. La
puissance optique dans les guides est légèrement supérieure et le seuil est légèrement
diminué.
e) Comparaison des caractéristiques des lasers en fonction des
technologies de fabrication
Plusieurs plaques ont été réalisées durant cette thèse. Cela a permis d’utiliser différentes
techniques de fabrication comme vu dans le chapitre précédent. Les caractéristiques des lasers
réalisés suivant les plaques sont très similaires.
Tout d’abord, différentes techniques d’encapsulation ont été utilisées : en BCB ou en SiN
(voir chapitre IV). Le SiN présente un facteur de conductivité thermique plus important
(18,5W.K-1.m-1 contre 0,29W.K-1.m-1 pour le BCB). Cela lui permet de mieux évacuer la
chaleur générée par le laser. Cependant, les dépôts en SiN sont plus contraignants que les
dépôts de BCB. Le BCB étant un polymère, il est déposé à l’aide d’une tournette et recuit. Le
SiN utilisé dans cette thèse pour l’encapsulation nécessite un dépôt faible contrainte à faible
température (300°C). De plus, l’encapsulation en BCB présente l’avantage d’aplanir la
surface. Cependant, l’utilisation d’un polymère peut être plus contraignante, cela rajoutant des
étapes dans le cas d’une intégration complète du laser à un circuit photonique.
Plusieurs contacts différents ont été également utilisés. Ceux-ci sont rappelés dans le
Tableau V-5.
132
Chapitre V
Tableau V-5, Différents contacts utilisés pendant cette thèse
Contact Empilement
Epaisseur (nm)
CTP1
Pd
10
Ti
30
Pt
80
Au
200
CTP2
Pt
100
CTN1
Recuit
150°C pendant 40s
250°C pendant 40s
380°C pendant 10s
150°C pendant 40s
250°C pendant 40s
350°C pendant 40s
420°C pendant 10s
150°C pendant 40s
250°C pendant 40s
350°C pendant 10s
Ni
5
Ge
10
Au
20
Ni
5
Au
200
CTN2
Ti
50
Pas de recuit
Pt
50
Au
100
Sur chaque plaque réalisée, une épitaxie complète a été collée. Ainsi, chaque plaque
comporte une épitaxie différente. Même si les épitaxies sont fabriquées dans le même bâti,
elles présentent des caractéristiques différentes. Si la taille et la densité des défauts est
importante à prendre en compte lors du collage, c’est surtout le maximum de
photoluminescence qui est intéressant lors des caractérisations. En effet, celui-ci donne une
bonne indication de la zone de maximum de gain fourni par l’épitaxie (décalage d’environ
20nm par rapport à la photoluminescence). La Figure V-21 présente la photoluminescence
d’une épitaxie utilisée pour ces lasers.
V-20, Caractérisation de la photoluminescence de l'épitaxie 63817-20 envoyée par le fabricant
Chaque plaque réalisée est ensuite identifiée à partir du numéro d’épitaxie utilisée. Le
Tableau V-6 présente les différentes configurations utilisées.
Chapitre V
133
Tableau V-6, Présentation des différentes configurations réalisées sur les plaques.
Epitaxie Photoluminescence
Encapsulation
Contacts
63859-10
1519,3nm/46505
BCB
CTP1/CTN1
63848-10
1500,8nm/29192
BCB
CTP2/CTN2
63817-20
1533,5nm/27550
SiN
CTP2/CTN2
63859-20
1521,1nm/38770
SiN
CTP1/CTP1
Pour chaque épitaxie, le Tableau V-7 présente les meilleurs résultats obtenus lors des
caractérisations statiques des lasers. Les puissances optiques maximales dans la fibre, les
seuils les plus bas, les températures maximales de fonctionnement et les résistances série
minimum sont présentés. L’analyse est faite ci-dessous.
Tableau V-7, Meilleures performances obtenues sur les différentes plaques réalisées.
Puissance optique
Température max Résistance min
max dans la fibre
63859-10
16mA
6mW
70°C
7,61Ω
63848-10
17mA
6mW
65°C
7Ω
63817-20
10mA
11,5mW
60°C
7,32Ω
63859-20
19mA
7,5mW
X
6,67Ω
Aucune information particulière sur la meilleure technologie d’encapsulation ou les
meilleurs contacts à utiliser ne peut être déduite de ces valeurs. Les performances en
température sont très proches pour les deux types d’encapsulation. Les performances
électriques sont également très proches. Seule la plaque avec l’épitaxie 63817-20 semble se
démarquer grâce à ces performances optiques (seuil diminué de moitié et puissance optique
doublée). Cette différence s’explique par des pertes plus faibles dans la cavité laser. Cela
provient probablement d’étapes technologiques mieux réalisées : la gravure des réseaux dans
le silicium ainsi que la gravure de l’InP. Cependant, ces résultats montrent bien qu’avec des
épitaxies très proches et des technologies de gravure maitrisées, les valeurs obtenues sont très
proches.
La Figure V-21 présente les courbes de puissances optiques en fonction du courant
d’injection du laser de la plaque 63817-20 présentant le meilleur seuil et la meilleure
puissance optique de sortie. En prenant en compte les pertes du coupleur fibre, la puissance
obtenue dans le guide est supérieure à 20mW. Le spectre présenté montre bien que ce laser est
également monomode. Les pas des réseaux des miroirs étant de 235nm, la longueur d’onde
d’émission est de 1535,81nm.
Epitaxie Seuil min
Figure V-21, a) Puissance optique récoltée dans la fibre pour différentes températures du laser DBR ayant le
plus de puissance. b) Spectre associé à ce laser.
134
Chapitre V
C’est sur cette plaque qu’un test de rendement de fabrication a été effectué. Il consiste à
tester tous les lasers à la volée grâce au prober automatique et distinguer les lasers qui
fonctionnent et ceux qui ne fonctionnent pas. Le critère-seuil utilisé pour la selection est une
puissance optique récoltée dans la fibre supérieure à 0,1mW à température ambiante.
La Figure V-22 présente ces tests. Les lasers testés sur la puce sont rangés en 4 colonnes
de 36 lasers (Figure V-22 b). Les deux colonnes de gauche correspondent aux lasers dont les
transformateurs de mode ont été conçus pour une épitaxie dont les puits quantiques sont en
InGaAsP. Les deux colonnes de gauche sont adaptées à une épitaxie en AlGaInAs. Les tapers
des deux colonnes de droite ne sont pas donc pas forcement adaptés à l’épitaxie collée mais
les tapers permettent de transmettre une bonne partie de la lumière d’un guide à l’autre.
Ensuite, deux longueurs de zone active ont été testées : 950µm et 400µm respectivement à
gauche et à droite pour chaque groupe de taper.
Enfin, chaque colonne comporte 6 tapers et 6 périodes de réseau des miroirs. Les 6
périodes de réseau vont de 235nm à 245nm par pas de 2nm. Les plus petites périodes sont en
haut et les plus grandes en bas. Les 6 tapers ont été présentés dans le chapitre II : un taper à
géométrie linéaire, un taper linéaire en terme de l’evolution de l’indice effectif du guide
silicium, un taper linéaire pour l’indice effectif du supermode pair et 3 tapers utilisant le
critère d’adiabadicité.
Figure V-22, a) Photographie de la plaque testée pour le test unitaire, b) Schéma des lasers testés sur une puce,
DBR longs de 950µm et 400µm pour les deux types de tapers conçus, c) Résultat du test à la volée : 62% de laser DBR
avec taper adapté à l’épitaxie collée.
Le rendement de la plaque est bon. Tous les lasers longs fonctionnent à quelques
exceptions près dues à un problème de lift-off lors de l’étape de recharge. L’épitaxie collée
sur cette plaque présente un gain décalé dans le bleu par rapport aux longueurs d’onde
d’émission prévues pour les lasers. Ainsi, cela explique que les lasers ayant des périodes
petites fonctionnent alors que les lasers à plus grande période ne lasent pas. En ne prenant en
compte que les lasers ayant des tapers adaptés à l’épitaxie d’InGaAsP, le taux de
fonctionnement atteint 62%. De plus, d’une puce à l’autre, les mêmes lasers fonctionnent.
Il s’agit également d’un résultat fort et d’une tendance récurrente d’une plaque à l’autre.
Les lasers ayant les meilleures performances sont les lasers ayant des transformateurs de
mode utilisant le critère d’adiabadicité.
f) Accordabilité
Comme expliqué dans le chapitre sur les cavités optiques, la période des réseaux définit
la longueur d’onde filtrée par les miroirs. Sur chaque plaque, 6 périodes de réseaux différentes
ont été placées. Ainsi, il est possible d’obtenir sur une même plaque plusieurs lasers
identiques ayant des longueurs d’onde d’émission décalées.
Chapitre V
135
Les périodes de réseaux présentes sur les plaques sont 235nm, 237nm, 239nm, 241nm,
243nm et 245nm. Les lasers précédemment présentés avaient une période de miroir de 237nm
pour une longueur d’onde d’émission de 1546nm. La plaque 63848-10 ayant un gain spectral
centré sur les longueurs d’onde visées par les réseaux, 6 lasers à 6 longueurs d’onde
différentes fonctionnent. La Figure V-23 présente les 6 spectres de ces lasers ainsi que la
puissance optique en fonction du courant d’injection. Ces lasers ont tous un transformateur de
mode utilisant le critère d’adiabadicité mais présentent quelques caractéristiques différentes.
Les seuils oscillent de 20mA à 78mA et les puissances optiques maximales récoltées
dans la fibre de 4,5mW à 2mW. Les longueurs d’onde d’émission sont de 1535,54nm,
1547,26nm, 1558,75nm, 1569,98nm, 1581,20nm et 1592,9nm pour un écart entre deux
longueurs d’onde de 11,5nm en moyenne. Ainsi, un changement de 2nm de période permet de
décaler la longueur d’onde d’émission du laser de 11,5nm. Ces différences s’expliquent par
l’alignement du gain spectral de l’épitaxie par rapport à la réflectivité des miroirs. Ainsi, sur
cette plaque, les lasers les plus efficaces sont ceux émettant avec les longueurs d’onde les plus
faibles. En reprenant le Tableau V-6, cette épitaxie 63848-10 possède un gain spectral centré
autour de 1500nm. Ainsi, en choisissant des épitaxies ayant un maximum de gain au niveau
des longueurs d’onde de réflectivité des miroirs, les lasers auront des résultats plus proches les
uns des autres.
Un changement de période plus petit est envisageable mais nécessite l’utilisation de
technologies avancées tel que la lithographie e-beam qui nécessite plus de temps de
réalisation et est difficilement applicable dans une production de fort volume.
Figure V-23, a) Spectres d'émission de 6 lasers ayant 6 périodes de réseaux différents sur la même plaque, b)
Puissances optiques dans la fibre en fonction du courant d’injection de ces lasers.
Même si un tel décalage entre les lasers permet leur mise en place de ces lasers dans un
système de multiplexage en longueur d’onde, cette méthode ne permet pas l’accordage fin du
laser permettant de choisir sa longueur d’onde d’émission du laser. Ainsi, à la suite des
caractérisations complètes et de la validation du fonctionnement monomode des DBR, l’étape
d’ajout des chaufferettes à été effectuée. Ces chaufferettes, en augmentant la température des
miroirs permettent d’accorder la longueur d’onde d’émission des lasers. La Figure V-25
présente un laser DBR avec des chaufferettes sur les miroirs.
136
Chapitre V
V-24, Photographie au microscope optique d'un laser DBR avec chaufferettes.
Lors des caractérisations, il est possible de chauffer les deux miroirs indépendamment.
L’alimentation des miroirs est faite grâce à un générateur de tension sur lequel est relevée la
puissance fournie dans la chaufferette. Ainsi, l’effet de chaque miroir peut être étudié. Pour
rappel, le rayonnement laser est collecté du côté du miroir faible réfléctivité.
Dans un premier temps, le miroir grande réflectivité est chauffé. La Figure V-25 présente
le spectre en fonction de la tension d’alimentation du miroir grande réflectivité sans chauffer
le miroir faible réflectivité ainsi que plusieurs spectres séparés. La puissance est notée sur
l’axe supérieur. L’augmentation de température du miroir grande réflectivité ne permet pas
d’accorder le laser facilement. Le laser effectue quelques sauts de mode mais la longueur
d’onde d’émission reste calée sur la longueur d’onde initiale. Cependant, la signature du
miroir grande réflectivité est visible sur les spectres séparés. Pour chaque puissance
électrique, le rectangle noir entoure une zone ayant des pics plus élevés. Cette signature
correspond au maximum de réflectivité du miroir grande réflectivité qui excite ces modes. La
longueur d’onde d’émission ne change pas du fait que l’émission laser est collectée du côté du
miroir faible réflectivité. Ainsi, l’émission laser correspondant aux pertes du miroir, celle-ci
est plus proches des caractéristiques du miroir faible réflectivité.
Figure V-25, a) Spectre du laser DBR en fonction de la tension d'alimentation de la chaufferette du grand
miroir, b) Spectres du laser pour différentes tensions d'alimentation.
La Figure V-26 présente les spectres d’émission en fonction de la tension d’alimentation
du miroir faible réflectivité sans chauffer le miroir grande réflectivité et quelques spectres
séparés. La longueur d’onde d’émission du laser varie fortement lorsque le miroir faible
réflectivité est chauffé. Un décalage de plus de 15nm est atteignable. Le laser effectue
également des sauts de modes mais ne se recale pas sur la longueur d’onde initiale. Le miroir
faible réflectivité est donc prépondérant dans la longueur d’onde d’émission. Sur les spectres
séparés, le rectangle noir entoure la même zone que précédemment correspondant au
Chapitre V
137
maximum de réflectivité du miroir grande réflectivité. Celle-ci ne varie pas alors même que la
longueur d’onde d’émission se décale fortement.
Figure V-26, a) Spectre du laser DBR en fonction de la tension d'alimentation de la chaufferette du petit miroir.
b) Spectres du laser pour différentes puissances électriques dans le miroir.
A la suite de ces deux caractérisations, l’augmentation de température simultanée des
deux miroirs a permis un accordage fin et précis de la longueur d’onde d’émission du laser.
En effet, si en chauffant un seul miroir, l’accordage se fait par saut de mode, en chauffant les
deux, il va être possible de rester sur le même mode. De plus, la chauffe des deux miroirs
permet également d’obtenir des lasers plus stables et d’obtenir des décalages plus importants.
La Figure V-27 (a) présente les longueurs d’onde d’émission du laser pour différentes
tensions d’alimentation des chaufferettes ayant un SMSR de plus de 30dB. Un intervalle de
plus 20nm est balayé. De plus, l’intégralité de cet intervalle est atteinte de manière continue.
La Figure V-27 (b) présente différents spectres du même laser accordé pour obtenir un
décalage de 1nm entre chaque longueur d’onde d’émission. Elle prouve la faisabilité de
l’accordage fin.
Figure V-27, a) Longueurs d'onde d'émission du laser DBR ayant un SMSR de plus de 30dB pour différentes
tensions d'alimentation des deux chaufferettes, b) Exemple de spectres d'émission normalisés du laser DBR séparés de
1nm sur une plus de 20nm.
L’accordage fin est ainsi obtenu grâce à l’utilisation de chaufferettes. Ces résultats de
décalage de plus de 20nm ont été atteints sur une plaque encapsulée en SiN. Cependant, un
décalage de plus de 18nm a été obtenu sur une plaque encapsulée en BCB. Les puissances
injectées dans les chaufferettes dépassent le milliwatt. Ces grandes puissances s’expliquent
par la non-optimisation du design et de la technologie utilisée pour ces chaufferettes.
138
Chapitre V
Couplé à l’accordage grossier des périodes des réseaux, les lasers fabriqués peuvent
émettre sur une largeur spectrale de plus de 70nm.
Toutes les caractéristiques des lasers ayant été extraites, une comparaison avec différents
lasers de type DBR utilisant des intégrations du III-V sur le silicium différentes est présentée.
g) Comparaison à l’état de l’art des lasers de type DBR
Dans le chapitre I, il a été expliqué pourquoi l’intégration du matériau III-V sur le
silicium était la manière la plus simple et aboutie pour réaliser des sources lasers intégrées
pour la photonique sur silicium pour la filière télécom. Cependant, plusieurs techniques
d’intégration du matériau III-V ont été décrites. Cette section présente donc une comparaison
des résultats obtenus dans cette thèse avec l’architecture originale proposée aux résultats
publiés par trois groupes de recherche utilisant d’autres techniques d’intégration. Les
différentes intégrations sont présentées rapidement, de la plus proche de la technologie
utilisée dans cette thèse à la plus éloignée ; les comparaisons sont présentées par la suite.
La première intégration a été choisie par le groupe III-V Lab en collaboration avec
l’IMEC [3] (Figure V-28 a). Il s’agit d’une architecture assez proche de celle de cette thèse
mais qui diffère par deux points. Le collage de l’épitaxie laser est effectué par collage
moléculaire avec une épaisseur d’oxyde comparable à celle utilisée dans cette thèse (une
centaine de nanomètre). Cependant, le couplage de la lumière du guide III-V au guide
silicium n’est plus effectué simplement par un élargissement du guide silicium mais
également par une diminution de la largeur du guide III-V. Il s’agit d’un double taper. Cette
méthode présente un désavantage quant aux tolérances d’alignement du guide III-V par
rapport au guide silicium mais également quant à la structuration du III-V. En effet, le fait de
devoir graver le guide III-V en forme de pointe contraint fortement la gravure du III-V. La
deuxième différence provient de la cavité optique utilisée. Il s’agit d’une cavité formée par
deux miroirs de Bragg large bande dans laquelle est inséré un anneau. C’est cet anneau qui va
faire office de filtre pour la sélection de la longueur d’onde.
La deuxième intégration utilisée par le groupe de l’UCSB et Intel utilise aussi un collage
moléculaire entre le III-V et le silicium (Figure V-28 c) [4]. La différence provient de
l’absence d’épaisseur de collage. Seuls quelques nanomètres séparent le guide III-V du guide
silicium. Ainsi, il n’y a plus de couplage de la lumière d’un guide à l’autre mais un couplage
evanescent. Le mode optique reste fortement confiné dans le silicium. Cela diminue donc le
confinement du champ électrique dans les puits quantiques et donc l’efficacité de la zone
active. La cavité du laser est assez similaire à celle utilisée dans cette thèse, avec des réseaux
de Bragg partiellement gravés dans le silicium faisant office de miroir et de filtre.
Le groupe Kotura soutient une approche assez différente (Figure V-28 b) [5], [6]. Le
matériau III-V n’est plus collé au-dessus des guides silicium mais intégré dans un trou formé
sur la plaque. Le couplage de la lumière de l’épitaxie laser au guide silicium se fait par la
tranche. Cette intégration demande l’utilisation d’une technique d’alignement extrêmement
précise lors du collage du matériau III-V dans la cavité. Le résultat présenté ici a été obtenu
en clivant la plaque de silicium et en alignant l’épitaxie laser grâce à un support piezoélectrique. La cavité laser est formé par une facette du III-V et un réseau de Bragg gravé dans
le guide silicium.
Chapitre V
[4].
139
V-28, Schéma des différents lasers comparés : a) Laser III-V Lab [3], b) Laser Kotura [5], c) Laser Intel/UCSB
Les résultats des différentes architectures présentés sont résumés dans le Tableau V-8 cidessous. Les différentes longueurs de III-V sont assez proches les unes des autres pour
permettre la comparaison. Les lasers de cette thèse présentent les meilleures puissances
émises dans le guide silicium allant jusqu’à 17,5mW. Ils ont également une meilleure tenue
en température avec un fonctionnement effectif jusqu’à 65°C. Les seuils de chacun des lasers
sont assez similaires. Les SMSR obtenus dans cette thèse sont parmi les meilleurs obtenus.
Tableau V-8, Tableau comparatif des caractéristiques des lasers de type DBR utilisant différentes techniques
d'intégration du III-V sur le silicium.
Groupe
LETI/DBR
LETI/DBR
Kotura
Intel/UCSB
III-V
Lab/IMEC
[3]
Publication Cette thèse
Cette thèce
[6]
[4]
Longueur de la zone
600µm
950µm
400µm
600µm
500µm
active
440µm gain
Puissance max dans le
17,5mW
17,5mW
10mW
15mW
10mW
guide
Température max de
65°C
45°C
60°C
fonctionnement
Seuil à température
46mA
20mA
15mA
50mA
40mA
ambiante
Résistance série
6,37Ω
8Ω
Longueur d’onde
1553nm
1535nm→1600nm
1556,7nm 1597,5nm
d’émission
+8nm
SMSR
40dB
50dB
43dB
50dB
50dB
Les lasers DBR réalisés durant cette thèse sont donc comparables aux résultats de l’état
de l’art mondial. Ils présentent de plus l’avantage d’avoir une large bande spectrale de
fonctionnement grâce à l’accordabilité obtenue. De plus, il a été prouvé que la fabrication
permet d’obtenir des résultats répétitifs sur une même plaque et d’une plaque à l’autre.
La section suivante présente maintenant les résultats obtenus sur les lasers de type DFB.
140
Chapitre V
4. Lasers DFB hybrides III-V sur silicium
Les lasers DFB hybrides III-V sur silicium utilisent une cavité le long de la zone active
(voir Chapitre III). Les réseaux sont situés sous le guide III-V. La Figure V-29 rappelle
l’architecture générale d’un tel laser.
Figure V-29, Schéma d'un laser DFB hybride III-V sur silicium.
Les lasers DFB présentent des signatures très particulières qui sont présentées par la suite
dans les caractérisations.
La Figure V-30 présente la puissance optique récoltée dans la fibre, la tension et le
spectre en fonction du courant d’injection ; quelques spectres sont extraits pour plus de clarté.
Le laser présente un seuil à 65mA. Les spectres associés sous le seuil et au-dessus du seuil
prouvent que le fonctionnement en DFB est possible. Un stop-band est visible, celui-ci est
présenté par la suite. De plus, de 65mA à 170mA, le fonctionnement du laser est le même. Un
SMSR supérieur à 46dB est atteint pour 170mA d’injection et une longueur d’onde
d’émission de 1559,97nm. La puissance maximale récoltée dans la fibre est de 9mW. Le
rayonnement du laser est collecté d’un seul côté du DFB, l’autre côté étant connecté à une
photodiode de monitoring. En prenant en compte les deux côtés du laser et les pertes du
coupleur fibre, le laser émet plus de 40mW dans le guide silicium.
Un saut de mode est visible à partir de 175mA. Celui-ci est du à la compétition avec
l’excitation d’une cavité Fabry-Pérot dans le système. L’analyse spectrale fine est faite grâce
aux figures suivantes.
Le saut dans la puissance optique au niveau du seuil est également caractéristique des
DFB. Lorsque l’injection de courant devient suffisante pour surpasser les pertes optiques, tout
le gain profite au seul mode excité. Une manière de ne plus voir apparaître ce saut est de
diminuer le seuil en diminuant les pertes optiques. Il est alors trop faible pour être significatif.
Chapitre V
141
Figure V-30, a) Puissance optique récoltée dans la fibre et tension du laser en fonction du courant d'injection
superposés sur le spectre, b) Spectres pour différents courants d'alimentation.
La Figure V-31 présente le spectre d’un autre laser DFB ne fonctionnant pas en mode
DFB mais en mode Fabry-Pérot. Ce laser a été choisi car il permet l’explication de la
compétition entre les deux modes de fonctionnement. Sur la Figure V-31 (a), la totalité du
spectre est visible. Le laser fonctionne en mode Fabry-Pérot avec une longueur d’onde
d’émission de 1560nm. Le gain est en effet centré autour de cette longueur d’onde.
Cependant, un pic est visible à 1524nm.
La Figure V-31 (a) présente un zoom au niveau de ce pic. Deux pics sont en fait présents.
Chacun des pics présente un stop-band, zone de faible puissance optique de chaque côté du
pic. Ce stop-band est typique des spectres DFB. Il est dû à la bande photonique interdite créée
par la dégénérescence des modes du réseau. Dans le cas d’un DFB classique, un seul pic est
visible. Dans le cas de notre laser, un pic secondaire, décalé dans le bleu est présent. Ce pic
secondaire correspond au second supermode du système III-V sur silicium. Le chapitre II
présente l’analyse modale du système et montre que le supermode impair du système peut
entrer en compétition avec le supermode pair. Cependant, ce dernier présente des valeurs de κ
inférieures ainsi que des facteurs de confinement dans les puits quantiques supérieurs et lase
donc avant le supermode impaie (voir chapitre III). De plus, les transformateurs de mode
permettent de ne coupler que le supermode pair au guide silicium.
Figure V-31, Spectres d'un laser DFB présentant une signature caractéristique et un spectre Fabry-Pérot : a)
centré sur la signature DFB, b) spectre large.
142
Chapitre V
Comme dans le cas des lasers DBR, plusieurs périodes de réseaux ont été réalisées sur la
même plaque. Ce changement de période permet également de modifier la longueur d’onde
d’émission du laser.
La Figure V-32 présente les spectres des lasers ayant des périodes différentes. Pour
chaque période, le pic DFB principal est bien visible. Malheureusement, seules les périodes
les plus grandes ont leur longueur d’onde d’excitation suffisamment proche du gain pour
permettre au mode DFB de laser. Les longueurs d’onde d’émission sont de 1523,79nm,
1535,04nm, 1546,31nm, 1558,11nm et 1570,08nm pour des périodes respectives de 237nm,
239nm, 241nm, 243nm et 245nm. Le décalage entre deux périodes est en moyenne de
11,5nm, ce qui est équivalent au décalage obtenu pour les lasers DBR.
Figure V-32, Spectres de lasers DFB pour différentes périodes de réseaux.
Dans le schéma précédent (Figure V-29), une photodiode de monitoring est présente sur
la sortie gauche du DFB. Celle-ci va permettre de contrôler la puissance optique mais
également d’absorber le rayonnement et éviter les réflexions.
La Figure V-33 présente la puissance optique récoltée du côté droit et le photocourant de
la photodiode du côté gauche avec et sans la photodiode polarisée en inverse ainsi que les
spectres associés pour un courant d’injection de 140mA. Lorsque la photodiode absorbe le
rayonnement, les pics de la cavité Fabry-Pérot disparaissent. Le schéma suivant tente
d’expliquer la formation cavité Fabry-Pérot.
Figure V-33, Puissance optique (a) et spectre en fonction (b) du courant d'injection pour un laser DFB avec et
sans photodiode de monitoring.
Ainsi, la cavité Fabry-Pérot ne semble pas intrinsèque au laser mais semble être formée à
l’extérieur de la zone active et est fortement influencée par l’absorption dans la photodiode.
La Figure Figure V-34 présente le schéma du circuit photonique comprenant un laser DFB,
une photodiode et un coupleur fibre. Il est sûr que le coupleur fibre apporte des réflexions. La
Chapitre V
143
deuxième réflexion fermant la cavité se situe donc au niveau de la photodiode. Celle-ci étant
constituée d’un transformateur de mode, la lumière se situe totalement dans le III-V. La
réflexion doit donc avoir lieu au niveau de l’extrémité du guide III-V de la photodiode. Ainsi,
lorsque celle-ci est polarisée en inverse et que la lumière est totalement absorbée, la réflexion
n’a plus lieu et la cavité Fabry-Pérot disparait.
Figure V-34, Schéma de coupe d’un circuit complet avec un laser DFB et de chaque côté la photodiode et le
coupleur fibre. Les ondes rouges indiquent le cheminement de la lumière. Les flèches indiquent les lieux supposés de
réflexion aboutissant à la formation d’une cavité Fabry-Pérot.
Ce résultat fort prouve que la lumière est bien transférée dans le guide III-V de la
photodiode grâce au transformateur de mode. De plus, le fait que la cavité Fabry-Pérot
disparaisse prouve qu’aucune autre cavité Fabry-Pérot ne se forme au niveau des extrémités
du guide III-V du laser DFB. Ainsi, les transformateurs de mode situés de chaque côté du
réseau du DFB sont bien utiles et transfèrent également bien la lumière dans le guide silicium.
Le Tableau V-9 présente les caractéristiques des lasers DFB réalisés lors de cette thèse.
Tableau V-9, Rappel des caractéristiques des lasers DFB.
Longueur de la zone active 950µm
Puissance max dans le guide (d’un seul côté) 20mW
Seuil à température ambiante 65mA
Résistance série 5,56Ω
Longueur d’onde d’émission 1559,97nm
SMSR 46,336dB
Les lasers DFB réalisés sont donc efficaces et prouvent le fonctionnement DFB de
l’architecture proposée.
5. Lasers hybrides III-V sur silicium Racetrack
Les lasers en racetrack utilisent comme cavité une boucle réalisée à partir du guide
silicium et reliée au circuit photonique grâce à un coupleur directionnel (Figure V-35). La
longueur de la zone active est de 550µm
144
Chapitre V
Figure V-35, Schéma d'un racetrack hybride III-V sur silicium.
Le laser réalisé est présenté en Figure V-36. Les pointes électriques permettant
l’alimentation, la fibre optique de récupération du signal ainsi que la photodiode de
monitoring sont visibles. Les photographies en lumière infrarouge présentent le laser avec une
alimentation sous le seuil et une alimentation au-dessus du seuil. Des pertes optiques sont
apparentes sur les guides courbes. Ils proviennent de la rugosité des flancs des guides courbes.
Lorsque l’alimentation est juste sous le seuil (b), le guide III-V est bien visible grâce à
l’émission spontanée mais la lumière est également bien guidée jusqu’au coupleur fibre qui
est bien visible. Un rayonnement est également visible au niveau de la photodiode de
monitoring mais il est plus faible du fait que le matériau III-V est présent.
Figure V-36, a) Photographie au microscope optique du racetrack réalisé, b,c,) Photographie en infrarouge du
laser avec alimentation : b) Sous le seuil, c) Au-dessus du seuil.
La fibre optique permettant de récupérer une partie du rayonnement laser du sens
antihoraire et la photodiode le rayonnement laser du sens horaire, la superposition des deux
courbes est alors intéressante (Figure V-37 a). Le laser présente un seuil de 30mA pour les
Chapitre V
145
deux côtés. Les deux rayonnements sont bien en compétition dans le laser. En effet, plusieurs
maxima sont présents pour chacun des rayonnements et correspondent aux minima de l’autre
rayonnement. En détail, lorsque le rayonnement dans la fibre est maximum, le rayonnement
dans la photodiode est alors minimum. La Figure V-37 b présente le spectre du laser pour un
courant d’alimentation de 153mA. Le racetrack est bien multimode avec un SMSR de 9dB.
De plus, l’intervalle spectral libre de la cavité est mesurable ; il vaut 2,11nm. Celui-ci est
moins important que dans le cas d’une cavité Fabry-Pérot. Cela s’explique par le fait que la
cavité créée est plus grande. La résistance série est mesurée à 5,32Ω.
Figure V-37 a) Puissance optique récupérée dans la fibre et photocourant dans la photodiode pour une tension
inverse de 5V en fonction du courant d’injection dans le laser. b) Spectre du laser pour un courant d’alimentation de
153mA.
Si le problème des maxima d’un côté ou de l’autre peut-être résolu en raccordant les deux
sorties du laser sur un même guide à l’aide d’un MMI, ces sauts ne correspondent pas
simplement à une compétition entre le sens horaire et le sens antihoraire. La Figure V-38
présente le spectre d’émission dans la fibre optique pour différents courant d’alimentation du
laser. Pour chaque saut dans la puissance émise, la longueur d’émission fait également un saut
d’environ 2,25nm. Ainsi, les différents sauts dans l’émission correspondent à un saut de mode
de la cavité. Lorsque le courant d’alimentation augmente, les températures dans la structure et
la cavité laser vont augmenter. Le spectre de la cavité va se décaler par rapport au gain de la
structure laser et lorsque le maximum de gain va se réaligner avec le mode suivant de la
cavité, la longueur d’onde d’émission va alors sauter. Pour de petites variations de courant, le
décalage spectral thermo-optique est également visible sur la figure.
Figure V-38, a) Puissance optique dans la fibre en fonction du courant d'alimentation et repères des différents
spectres, b) spectres pour différents courant d'alimentation correspondant à des maxiuma et minima de la puissance
optique dans la fibre.
Ainsi, la compétition entre les modes horaires et antihoraires du laser est fortement
influencée par les sauts de mode de la cavité. Une solution au saut de mode de cavité peut être
d’ajouter une zone de phase dans la boucle. Pour obtenir un seul rayonnement, le raccord des
146
Chapitre V
deux sorties peut être une bonne solution. Une autre solution utilisée dans Source spécifiée
non valide. est d’envoyer un rayonnement laser d’un côté pour forcer la résonnance dans un
sens. L’alimentation de la photodiode de monitoring est une assez bonne solution. Cependant,
dans ces lasers réalisés, la photodiode de monitoring n’est pas conçue à partir d’un
transformateur de mode pouvant réinjecter de la lumière dans le circuit mais consiste en un
pavé de III-V situé au-dessus d’un coupleur fibre. L’alimentation directe de la photodiode n’a
ainsi pas donné de résultats concluants dans cette configuration.
La température caractéristique T 0 de ces lasers a également été mesurée et est égale à
60°C. Cette valeur est inférieure à celle obtenue pour les lasers Fabry-Pérot.
Les lasers racetrack ont également été caractérisés en dynamique. A cause des nombreux
sauts de mode, seuls les tests petits signaux ont été réalisés. Une réponse optique est récupérée
dans la fibre optique et une réponse électrique est également récupérée dans la photodiode
alimentée avec une tension inverse de 3V. Comme ces photodiodes n’ont pu être caractérisées
séparément des lasers, les résultats sont présents à titre indicatif. La bande passante du
racetrack est de 4,35GHz
Figure V-39, Réponse optique collectée grâce à la fibre et réponse électrique de la photodiode de monitoring
pour une excitation petit signaux du laser racetrack alimenté avec un courant de 190mA
Sur les images infrarouges, de nombreuses pertes optiques sont identifiables dans la
cavité au niveau des guides silicium. D’autres plaques ont été réalisées sur lesquelles les
guides silicium ont été fabriqués avec une plus grande attention. Une gravure améliorée du
guide III-V a également permis de réduire les pertes optiques au niveau de la zone active.
La Figure V-40 présente deux caractéristiques de puissance optique en fonction du
courant d’injection de deux de ces racetracks. Grâce à la diminution des pertes optiques dans
la cavité, le courant de seuil a été diminué. Il est de 10mA sur les dernières plaques réalisées.
Les puissances optiques maximales récoltées dans la fibre sont assez similaires au laser
précédent. Elles sont de l’ordre de 3mW. Le phénomène de compétition entre les modes
horaire et antihoraire est également présent. Cependant, l’amélioration de la technologie a fait
apparaître un phénomène particulier présenté dans la Figure V-40 b : le phénomène de flipflop. Juste au-dessus du seuil laser, les modes sont fortement en compétition et lorsque le
mode antihoraire est excité (à 30mA d’injection), le mode horaire dans la photodiode s’éteint
complètement. Puis l’effet inverse réapparait à 55mA. Un tel phénomène peut amener
l’apparition d’une hystérésis utile pour la fabrication de mémoire. Cependant, aucun effet de
ce type n’a pu être observé. Le changement de mode se situe au même courant d’injection
lorsque celui-ci est augmenté ou diminué faiblement.
Chapitre V
147
Figure V-40, Puissance optique dans la fibre et récoltée par la photodiode en fonction du courant d’injection de
deux racetracks sur des plaques avec technologie améliorée.
Un rappel des caractéristiques des lasers racetrack est fait dans le Tableau V-10
Tableau V-10, Rappel des caractéristiques des lasers racetrack.
Longueur de la zone active 550µm
Puissance max dans le guide (un seul coté) 6mW
Température max de fonctionnement 55°C
Seuil à température ambiante 10mA
Résistance série 5,32Ω
T0 60°C
Longueur d’onde d’émission ~1588m
SMSR 9dB
Bande passante à -3dB 4,35GHz
Ces racetracks hybrides III-V sur silicium originaux présentent donc des caractéristiques
intéressantes pour un encombrement moins important que les DBR
6. Modulateur à électro-absorption hybride III-V sur silicium
Les modulateurs à électro-absorption (EAM) consistent en deux transformateurs de mode
identiques mis bout à bout avec un guide d’onde III-V par-dessus. Ainsi, le guide III-V
mesure 200µm de long pour une empreinte totale du modulateur sur la puce d’environ 300µm
par 100µm. Ceci en fait un modulateur compact. Un autre avantage est que ces modulateurs
utilisent la même épitaxie et les mêmes étapes technologiques que les lasers fabriqués sur la
même plaque. Cela réduit le nombre total d’étapes par rapport à des plaques utilisant des
modulateurs fabriqués séparément dans le silicium.
Le principe est de coupler une partie de la lumière dans le guide III-V puis de la recoupler dans le guide silicium grâce à deux tapers. La mise en tension inverse de la structure
fournira l’électro-absorption de la partie du mode transférée dans le guide actif. Les Figure
V-41a et 1b représentent les schémas de la vue du dessus et de la coupe longitudinale du
modulateur La Figure V-41c est une photographie du dispositif réalisé avec deux fibres
monomode pour l’injection et la réception de la lumière ainsi que deux pointes RF.
L’utilisation de deux pointes RF permet l’adaptation d’impédance de la ligne électrique grâce
aux contacts en travelling wave. Une pointe permet d’apporter l’alimentation électrique et le
signal RF alors que la deuxième est reliée à une charge d’adaptation 40Ω fermant le circuit.
148
Chapitre V
Figure V-41, a) Schéma de la vue du dessus d'un modulateur à électro-absorption, b) Schéma de la coupe
longitudinale d'un EAM, c) Photographie au microscope optique d'un EAM avec deux pointes RF et deux fibres
mono-mode.
Lors de ces mesures, un laser accordable d’une puissance de 1mW servait à injecter le
signal optique grâce à une fibre mono-mode. Ainsi, à la puissance collectée, il faut retrancher
les pertes des coupleurs fibres et du rotateur de polarisation pour obtenir la puissance perdue
dans le modulateur. Pour les mesures petits signaux et les diagrammes de l’œil, la puissance
d’injection a été augmentée à 4mW (le maximum du laser accordable) afin d’obtenir un
maximum de puissance en sortie de fibre pour le photodétecteur utilisé.
Le point de fonctionnement optimal d’un EAM varie selon la longueur d’onde.
L’absorption de l’épitaxie dépend de la longueur d’onde. Cependant, l’absorption peut être
décalée vers le rouge en augmentant la tension inverse. Pour déterminer les meilleurs points
de fonctionnement, les courbes de transmission pour différentes longueurs d’onde en fonction
de la tension d’alimentation du dispositif sont présentées en Figure V-42. Le point de
fonctionnement correspond à la tension pour laquelle la transmission commence à baisser.
Cela permet d’avoir un maximum de transmission pour un maximum de modulation possible.
Il faut ainsi optimiser la tension inverse d’alimentation pour trouver le point de
fonctionnement optimal. On peut remarquer que plus la longueur d’onde est élevée, plus il
faut une tension inverse élevée. En effet, plus la longueur d’onde est élevée, moins l’énergie
apportée aux électrons excités est importante. Il faut ainsi plus d’énergie pour permettre aux
électrons excités de se libérer de la bande de conduction au matériau.
Figure V-42, Transmission à travers le modulateur à électro-absorption pour différentes longueurs d'onde en
fonction de la tension appliquée.
La Figure V-43 représente la réponse à une modulation petit signaux pour une longueur
d’onde d’injection de 1560nm et une tension inverse de -2V. Le paramètre déterminant est la
bande passante à -3db. Ici, cette bande passante est égale à 14,24GHz.
Chapitre V
149
Figure V-43, Réponse optique à une modulation petit signaux pour une longueur d'onde d'injection de 1560nm
et une tension inverse de -2V. La bande passante à -3dB est égale à 14,24GHz.
Nous avons fait cette mesure de bande passante pour différentes longueurs d’onde et
différentes tensions inverses d’alimentation afin d’essayer d’obtenir les meilleures
performances. La Figure V-44 représente ces mesures.
Figure V-44, Bande passante à -3dB de l'EAM testé en fonction de la tension inverse pour différentes longueurs
d'onde.
Aucune dépendance des performances en fonction de la longueur d’onde ou de la tension
inverse ne ressort vraiment. Cependant, les bandes passantes sont toutes supérieures à
10,5GHz et avec une majorité supérieures à 12GHz. Il est à noter que le dépôt d’or de la
recharge des contacts (dernière étape) n’a pas été aussi important que sur les autres plaques.
Ainsi, les contacts sont a priori limitants dans ces mesures.
L’avantage d’utiliser des contacts avec travelling wave pour l’adaptation d’impédance a
été vérifié. La Figure V-45 représente les mesures avec ou sans adaptation d’impédance pour
une longueur d’onde d’injection de 1560nm et une tension inverse de -1,4V, le relevage de la
pointe en bout de ligne enlevant l’adaptation. L’adaptation d’impédance permet ainsi de
doubler la bande passante à -3dB. La différence de niveau de modulation s’explique car
lorsque le système n’est pas adapté à 50Ω, les niveaux de tension de modulation au niveau du
modulateur sont plus élevés.
150
Chapitre V
Figure V-45, Réponse optique à une modulation petit signaux pour une longueur d'onde d'injection de 1560nm
et une tension inverse de -1,4V avec ou sans adaptation d'impédance au bout du contact en travelling wave.
Ces résultats préliminaires sur les modulateurs à électro-absorption hybrides III-V sur
silicium sont très encourageants. Les bandes passantes obtenues sont très bonnes et l’avantage
technologique pour l’intégration de ces modulateurs à électro-absorption est indéniable.
7. Photodiodes hybrides III-V sur silicium
Les photodiodes hybrides III-V sur silicium utilisent aussi les transformateurs de mode
conçus dans cette thèse pour coupler le maximum de puissance dans le III-V (Figure V-46).
En appliquant une tension négative à la structure, les photons présents dans la zone active sont
absorbés et un courant de photodétection permet la mesure du signal optique. Le même
avantage technologique que les modulateurs précédemment présentés est également présent.
Figure V-46, a) schéma de la photodiode hybride III-V sur silicium, b) Coupe longitudinale de la photodiode
avec représentation du signal optique.
Plusieurs paramètres sont importants pour caractériser une photodiode. Tout d’abord, le
courant d’obscurité, courant présent lorsque la photodiode n’est pas éclairée, doit être le plus
faible possible. Ensuite, une tension optimale de fonctionnement est mesurée permettant la
plus grande amplitude de courant.
La Figure V-47 présente deux courbes du photocourant en fonction de la tension
d’alimentation pour différentes puissances optiques injectées dans la fibre. Un courant
d’obscurité inférieur à 1nA et une sensitivité de 4mA/W ont été obtenus pour de telles
photodiodes (Figure V-47 a).
Chapitre V
151
Figure V-47, Caractéristiques courant/tension d'une photodiode à transformateur de mode pour deux
transformateurs de mode différents.
Ces photodiodes sont ainsi assez performantes et compétitives au point de vue du courant
d’obscurité ([7], [8]). Elles n’ont pas pu être testées dynamiquement mais lors de la
caractérisation dynamique des racetracks, les bandes passantes obtenues en utilisant les
photodiodes présentes sur la puce étaient assez proches des résultats obtenus avec une
photodiode rapide couplée à la fibre optique.
Ainsi, des études complémentaires sont nécessaires pour prouver que ces photodiodes
sont suffisamment performantes, mais les résultats préliminaires sont très encourageants.
8. Conclusion
Les caractérisations effectuées sur les lasers réalisés pendant cette thèse ont permis de
montrer plusieurs résultats. Tous ces résultats sont rappelés dans le Tableau V-10.
Tout d’abord, ils ont permis de valider la conception des transformateurs de mode
présentée dans le chapitre II. Les lasers Fabry-Pérot ont permis d’obtenir des résultats corrects
grâce à cette architecture innovante. Ces performances satisfaisantes ont amené à améliorer
l’architecture de la cavité laser. Ainsi, plusieurs types de laser ont pu être réalisés et ont pu
valider chacune des conceptions de cavité proposées dans le chapitre III.
Les lasers DBR ont montré des résultats à l’état de l’art mondial. Ces lasers sont très
prometteurs pour une application dans le domaine des télécoms grâce à leur accordabilité et
répétabilité. Plusieurs améliorations peuvent être apportées comme l’utilisation de miroir de
Bragg à pas variable ou samplé (apodized et sampled gratting DBR).
L’architecture DFB proposée à été validée grâce aux résultats mais nécessite cependant
une étude approfondie concernant les modes en compétition n’ayant pas pu être effectué dans
cette thèse.
Les lasers en stadium ont montré de bons résultats également. Le phénomène de flip-flop
obtenu sur les plaques ayant reçues la fabrication la plus soignée mérite un
approfondissement.
De plus, l’utilisation des transformateurs de mode pour réaliser d’autres composants
actifs s’est révélée fructueuse. Les résultats préliminaires obtenus sur les modulateurs à
électro-absorption ainsi que les photodiodes sont encourageants. Une étude approfondie
permettrait d’obtenir des résultats plus avancés justifiant l’utilisation de tels composants face
à des composants tout silicium qui peuvent s’avérer compliqué d’intégrer avec une
technologie hybride III-V sur silicum.
152
9. Bibliographie
Chapitre V
[1] S. Z. Zhang, Y.-J. Chiu, P. Abraham, and J. E. Bowers, “25 GHz polarization-insensitive
electroabsorption modulators with traveling-wave electrodes,” IEEE Photonics Technol.
Lett., vol. 11, no. 2, pp. 191–193, 1999.
[2] M. N. Sysak, H. Park, A. W. Fang, J. E. Bowers, R. Jones, O. Cohen, O. Raday, and M.
J. Paniccia, “Experimental and theoretical thermal analysis ofa Hybrid Silicon
Evanescent Laser,” Opt. Express, vol. 15, no. 23, pp. 15041–15046, Nov. 2007.
[3] S. Keyvaninia, G. Roelkens, D. Van Thourhout, C. Jany, M. Lamponi, A. Le Liepvre, F.
Lelarge, D. Make, G.-H. Duan, D. Bordel, and others, “Demonstration of a
heterogeneously integrated III-V/SOI single wavelength tunable laser,” Opt. Express,
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[4] A. W. Fang, B. R. Koch, R. Jones, E. Lively, D. Liang, Y. Kuo, and J. E. Bowers, “A
Distributed Bragg Reflector Silicon Evanescent Laser,” IEEE Photonics Technol. Lett.,
vol. 20, no. 20, pp. 1667–1669, Oct. 2008.
[5] A. J. Zilkie, P. Seddighian, B. J. Bijlani, W. Qian, D. C. Lee, S. Fathololoumi, J. Fong,
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cavity DBR lasers,” Opt. Express, vol. 20, no. 21, pp. 23456–23462, 2012.
[6] A. J. Zilkie, B. J. Bijlani, P. Seddighian, D. C. Lee, W. Qian, J. Fong, R. Shafiiha, D.
Feng, B. J. Luff, and X. Zheng, “High-efficiency hybrid III–V/Si external cavity DBR
laser for 3-μm SOI waveguides,” in Group IV Photonics (GFP), 2012 IEEE 9th
International Conference on, 2012, pp. 317–319.
[7] L. Vivien, J. Osmond, D. Marris-Morini, P. Crozat, E. Cassan, J. M. Fédéli, S. Brision, J.
F. Damlencourt, V. Mazzochi, and D. Van Thourhout, “European HELIOS project:
Silicon photonic photodetector integration,” in Proc. IEEE Int. Conf. Group IV Photon,
2009, pp. 10–12.
[8] M. Jutzi, M. Berroth, G. Wohl, M. Oehme, and E. Kasper, “Ge-on-Si vertical incidence
photodiodes with 39-GHz bandwidth,” Photonics Technol. Lett. IEEE, vol. 17, no. 7, pp.
1510–1512, 2005.
Chapitre VI
Chapitre VI.
153
Bilan et perspectives
Lors de cette thèse, plusieurs objectifs ont été atteints. Tout d’abord, le concept
d’architecture hybride utilisant le couplage adiabatique a été validé ainsi que la fabrication de
complète de sources lasers utilisant cette architecture. Les lasers réalisés ont montré des
caractéristiques à l’état de l’art mondial des sources lasers hybrides en photonique sur
silicium. Les différents types de lasers ont de plus prouvé l’utilité d’une telle architecture ainsi
que sa grande adaptabilité.
Plusieurs axes d’étude persistent encore et méritent un approfondissement. Ainsi,
d’autres types de lasers peuvent être envisagés. Une complexification des miroirs des DBR
permettrait d’apporter de nouveaux filtres. L’utilisation de l’ordre 3 des miroirs ou de miroirs
échantillonnés pour les DBR peut être envisagée. De même, les DFB peuvent être amélioré en
utilisant des réseaux horizontaux (largeurs plus grandes) à la place des réseaux verticaux
(gravure du guide). Les autres fonctions optiques actives telles que la photodétection et la
modulation n’ont été également qu’effleurer et mérite d’être approfondies. Enfin, les
techniques de fabrication ont été améliorées mais peuvent mériter une plus grande
reproductibilité. Une étude peut être menée sur les contacts afin de trouver des contacts
compatibles avec les technologies CMOS
Tableau VI-1, Récapitulatif des caractéristiques des différents lasers réalisés pendant cette thèse.
Type de laser Fabry-Pérot
Longueur de la zone
950µm
active
Puissance max dans le
16mW
guide (un seul côté)
Température max de
60°C
fonctionnement
Seuil à température
50mA
ambiante
Résistance série
5,63Ω
T0
80°C
I0
9,92mA
Longueur d’onde
1586,896nm
d’émission
SMSR
12dB
Dépendance de la
0,045nm/°C
longueur d’onde/T
Bande passante à -3dB
6GHz
Taux d’extinction
4dB@5Gb/s
(diagramme de l’œil)
Bit-Error-Rate@8Gbps
DBR
DBR
DFB
Racetrack
950µm
400µm
950µm
550µm
17,5mW
17,5mW
20mW
6mW
65°C
55°C
46mA
20mA
65mA
10mA
6,37Ω
8Ω
5,56 Ω
5,32Ω
60°C
~1560nm
~1588nm
46dB
9dB
1535nm→1600nm
40dB
50dB
0,1nm/°C
7,22GHz
10dB@7Gb/s
1,24.10-10
4,35GHz
Chapitre VII
Chapitre VII.
154
Publications
1. Publiées
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Heterogeneously integrated III-V/Si distributed Bragg reflector laser with adiabatic
coupling., A. Descos, C Jany, D Bordel, H Duprez, G Beninca de Farias, P Brianceau, S
Menezo, B Ben Bakir, Proc. ECOC. 2013
Integrated Si/III-V racetrack lasers, photodetectors, and waveguide-to-fiber surface
grating couplers, A. Descos, B. Ben Bakir, N. Olivier, J.-M. Fedeli, B. André, Photonics
West 2012
Hybrid silicon/III-V laser sources based on adiabatic mode transformers, B. Ben Bakir,
A. Descos, N. Olivier, D. Bordel, P. Grosse, J. M. Fedeli, Proc. SPIE 8264, Integrated Optics:
Devices, Materials, and Technologies XVI, 82640C (February 9, 2012)
Hybrid Si/III-V Lasers with adiabatic mode transformers, B. Ben Bakir, A. Descos, N.
Olivier, D. Bordel, JM. Fedeli, Papier invité, Asia Communications and Photonics Conference
2011
Electrically driven hybrid Si/III-V Fabry-Pérot lasers based on adiabatic mode
transformers, B. Ben Bakir, A. Descos, N. Olivier, D. Bordel, P. Grosse, E. Augendre, L.
Fulbert, and J. M. Fedeli, Optics Express, Vol. 19, Issue 11, pp. 10317-10325 (2011)
Hybrid Si/III-V Lasers with Adiabatic Coupling, B. Ben Bakir, A. Descos, N. Olivier, D.
Bordel, P. Grosse, J.L. Gentner, F. Lelarge and J-M. Fédéli, Papier invité, Group IV Photonics
2011
Hybrid III-V/silicon lasers, P. Kaspar, C. Jany, A. Le Liepvre, A. Accard, M. Lamponi, D.
Make, G. Levaufre, J.-M. Fedeli, S. Olivier, A. Descos, B. Ben Bakir, C. Kopp, S.
Menezo Proc. SPIE 9133, Silicon Photonics and Photonic Integrated Circuits IV, 913302
(May 1, 2014)
High-contrast gratings for long-wavelength laser integration on silicon, Corrado
Sciancalepore ; Antoine Descos ; Damien Bordel ; Hélène Duprez ; Xavier Letartre, et al.Proc.
SPIE 8995, High Contrast Metastructures III, 89950D (February 19, 2014)
Evaluation of optical interconnects built up from a complete CMOS-photonics-deviceslibrary, Menezo, S.; Crellier, E.; Beninca de Farias, G.; Descos, A.,Ben Bakir, B.; Thomson,
D.; Fedeli, Jean-Marc; Chauveau, C.; Kopp, C.; Crosse, P.; Fowler, D., Optical Interconnects
Conference, 2013 IEEE , vol., no., pp.21,22, 5-8 May 2013
12.4-Gb/s Adaptive OFDM Modulation of a Hybrid III/V-on-Silicon Laser Over 50-km
SMF-Link, de Farias, G.B.; Menezo, S.; Bakir, B.B.; Descos, A.; Grellier, Photonics
Technology Letters, IEEE , vol.25, no.19, pp.1871,1874, Oct.1, 2013
Up to 21.5Gbps Direct Adaptive OFDM Modulation of a Hybrid III/V-on-Silicon Laser,
G. Beninca de Farias, S. Menezo, B. Ben Bakir, A. Descos, and E. Grellier, in CLEO: 2013,
OSA Technical Digest (online) (Optical Society of America, 2013), paper CTu2J.1.
2. Chapitre de livre accepté

Group III-V on Silicon: a brand-new optoelectronics” to be published in the book
entitled “Nanodevices for photonics and electronics: advances and applications,” Pan
Stanford Publishing, 2015, B. Ben Bakir, C. Sciancalepore, A. Descos, D. Bordel, H.
Duprez, and S. Menezo
3. Brevets

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WO 2013007896 (A1) : Laser device having a looped cavity capable of being functionalized.
EP 2664949 A2 : Optical coupling and polarization separator