InP/Air - Les Thèses de l`INSA de Lyon
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N° d’ordre 04ISAL0039 Année 2004 Thèse Conception et caractérisation de Filtres optiques et de VCSELs accordables à base de micro système sur substrat InP pour les Réseaux optiques multiplexés en longueur d’onde Présentée devant L’institut national des sciences appliquées de Lyon Pour obtenir Le grade de docteur Formation doctorale Dispositifs de l’électronique integrée École doctorale École doctorale Electronique Electrotechnique et Automatique Par Aldrice G. Bakouboula Soutenue le 07 juillet 2004 devant la Commission d’examen Jury MM. & Mme C. Gorecki Directeur de Recherche (LOPMD), Rapporteur S. Loualiche Professeur (INSA Rennes) (LENS), Rapportreur T. Benyattou Chargé de recherche (CNRS) (LPM), Directeur de thèse G. Guillot Professeur (INSA Lyon) (LPM), Examinateur J-L. Leclercq Chargé de recherche (CNRS) (LEOM), Examinateur I. Sagnes Chargée de recherche (CNRS) (LPN), Examinatrice J. Jacquet (Alcatel Opto+ ), Invité Conception et caractérisation de Filtres optiques et de VCSELs accordables à base de micro système sur substrat InP pour les Réseaux optiques multiplexés en longueur d’onde Résumé L’engorgement des réseaux de transmissions optiques et la nécessaire réduction des coûts de déploiement de nouveaux services incitent les opérateurs de télécommunication à proposer des solutions peu onéreuses capables de supporter les hauts débits et d’apporter une flexibilité accrue pour adapter dynamiquement les architectures réseaux aux trafics. Pour répondre à ces besoins, ce travail se propose d’étudier la compatibilité avec les canaux ITU espacés de 100 GHz et l’intégration des micro systèmes actuables par voie électromécanique aux composants optiques fonctionnant à 1,55 µm et fabriqués à l’échelle du micron par des procédés issus de la microélectronique pour le multiplexage en longueur d’onde. Les objets étudiés sont des filtres et des diodes lasers à cavité verticale à base de miroirs de Bragg à fort contraste d’indice InP/Air fabriqués par micro usinage de surface. Ce travail présente les études expérimentales menées pour surmonter les verrous technologiques inhérents à la réalisation de filtres InP/Air accordables et VCSELs MOEMS pompés électriquement. Dans la première partie, nous étudions les filtres accordables et leurs propriétés modales. Cette étude a permis d’obtenir des filtres optimisés avec une sélectivité de 32,5 GHz (0,26 nm) et un taux de rejection compatible avec le WDM. Dans la seconde partie, les études sur les VCSELs pompés optiquement et électriquement ont conduit au premier effet laser à température ambiante d’une structure mixte MOEMS en pompage électrique avec un seuil à 2,8 kA/cm2 . Mots-Clés: Micro systéme – miroir de Bragg InP/Air – modes de cavité – résonateur Fabry-Pérot accordable – VCSEL – WDM – micro caractérisation optique – micro usinage de surface – jonction p-i-n – jonction tunnel enterrée Design and characterization of tunable optical filters and tunable VCSELs based on micro electromechanical systems on InP substrate for wavelength division multiplexed network Backbone network bottleneck and the cost killing of future service deployments enforce the telecommunication market operators to envisage low cost high bit rate solutions providing both reconfigurable and scalable dynamic capability to the optical network architectures. This work propose to investigate the 100 GHz ITU grid channel spacing compatibility and microelectromechanical system implementation to the microelectronic batch process fabrication of WDM 1.55 µm tunable optical devices. Filters and vertical cavity laser diodes based on high refractive index contrast InP/Air Bragg mirors are performed by surface micro machining. Experimental investigations which are carried out to overcome inherent technological breakthoughs of InP/Air tunable filters and electrically pumped MOEMS VCSEL fabrication are presented. In the first instance, we have studied the tunable filters and their modal properties. This studies have permitted to obtain an optimized filter structure which exhibit a 32.5 GHz (0.26 nm) selectivity and a WDM fitted side mode suppresion ratio. In the second instance, optically and electrically pumped VCSEL investigations have carried out our first room temperature electrical pumping lasing effect of an hybrid MOEMS VCSEL structure with a 2.8 kA/cm2 current threshold. keywords: Micro system – InP/Air Bragg mirrors – cavity modes – tunable Fabry-Pérot resonator – VCSEL – WDM – optical micro characterization – surface micromachining – p-i-n junction – buried tunnel junction Modèle élaboré par Trafik – 33 (0)4 78 29 16 19 – www.lavitrinedetrafik.com Abstract À mon père, Georges To my mother, Rachel À mes frères À ma sœur i REMERCIEMENTS C’est au sein du Laboratoire de Physique de la matière de l’Institut National des Sciences Appliquées, dirigé par le Professeur Gerard Guillot et sous la direction du Docteur Taha Benyattou que ce travail a été effectué. Qu’il me soit permis au terme de celui-ci, d’exprimer ma reconnaissance à tous ceux qui, de près ou de loin et de quelque manière que ce soit ont contribué à sa réalisation. Je souhaiterai tout d’abord remercier les membres du jury : Merci à Monsieur Gérard Guillot, Professeur de l’Institut National des Sciences Appliquées de Lyon et Directeur de l’unité CNRS-UMR 5511, pour m’avoir accueillie dans son équipe, pour avoir présidé ce jury de thèse et accéléré la soutenance de ce travail, et pour m’avoir donner les moyens, malgré la conjoncture dans l’industrie des télécommunications et la réduction des budgets dans la recherche, de mener à bien ce travail. Merci à Monsieur Taha Benyattou, Chargé de Recherche CNRS au Laboratoire de Physique de la Matière à l’Institut National des sciences appliquées de Lyon. Vous m’avez laissé toute la latitude et fait bénéficier de votre expérience sur les composants optiques accordables en longueur d’onde à base de microsystèmes. Merci à Monsieur Jean-Louis Leclercq Chargé de Recherche CNRS au Laboratoire d’Electronique, Optoélectronique et Microsystème à l’Ecole Centrale de Lyon et à Madame Isabelle Sagnes Chargé de Recherche au Laboratoire de photonique et de Nanostructures, sans qui ce travail n’aurait pas abouti. Je vous exprime personnellement ma plus grande gratitude pour les nombreux échanges, votre investissement, et d’avoir su jusqu’au bout défendre ces projets. Ce travail fait écho au votre. Merci à Monsieur Christophe Gorecki, Directeur de Cherche au laboratoire d’optique P.M. Duffieux à l’Université de Franche-Comté et à Monsieur Slimane Loualiche, Professeur de l’Institut National des sciences appliquées de Rennes. Vous me faites l’honneur et le plaisir de juger ce travail comme rapporteur et de participer au jury. Je vous suis très reconnaissant pour tout le temps que vous avez consacré à la lecture de ce manuscrit. Vos critiques et suggestions m’ont beaucoup aidé dans l’amélioration de ce manuscrit. Merci à Monsieur Joël Jacquet, Docteur-Ingénieur à Alcatel Research and Innovation. Vous m’avez su voir plus qu’aucun autre la qualité de ce travail et vivement encourage à valoriser ce travail par des publications. Vos critiques et vos suggestions m’ont permis d’améliorer ce manuscrit. Merci à tous les membres du laboratoire, en particulier de l’équipe Matériaux et Composants pour la Micro- et Opto-électronique (MCMO) qui m’ont soutenu et accompagné tout au long de mon séjour parmi vous. Je remercie au delà de cette exercice de style, mes compagnons de route, Doctorants, qui à divers périodes ont partagé mes doutes. Je remercie, sincèrement, Matthieu Martin, Jorge De la Torre, Bassem Salem, Ilham El Harrouni, Stephane Burignat, Vincent Celibert, Nicolas Schnell, Sebastien Berger, Philippe Ferrandis, Edern Tranvouez, Meriem Laboune, et Armel Descamps, avec eux, nous nous sommes retrouvés et su créer des amitiés qui, i je l’espère, ne souffriront ni de la distance, ni du temps. Un grand merci aux personnels administratifs. Aux thésards d’aujourd’hui, je leur souhaite bon courage. A Fatmé, Elisa, Delphine, Houssam, Jed, Nicolas, Jean-François, Pierre, croyez en la réussite de votre projet… Un merci tout particulier à Philippe Regreny Ingénieur de Recherche, Michel Garrigues Directeur de Cherche au Laboratoire d’Electronique, d’Optoélectronique et Microsystèmes, ainsi qu’à JeanJacques Marchand (‘Jimmy’), Robert Perrin, Philippe Girard, Emmanuel Berenguer du Laboratoire de Physique de la Matière pour le temps qui m’ont consacré au cours de ce travail. De plus, je souhaiterai remercier les personnes qui ont très étroitement participé à différents égards à ce travail sans qui le cahier des charges n’aurait jamais été atteint : Olivier Parillaud, Alain Turm, Chantal Moronvalle de Thalès Research and Technologies FRANCE, Christophe Pautet, Arnaud Crastes, Jean-Pierre Moy d’Atmel Opto, David Drihole d’ATI optique, Sophie Bouchoule du Laboratoire de Photonique et de Nanostructures. A tous mes amis, je n’ai pas besoin de tous vous citer, vous saurez vous reconnaître, merci pour votre présence chaleureuse et vos encouragements. Enfin, Je terminerai par une pensée particulière au Plouf, à sa présidente Evelyne Thomas, son Bureau, et Claire Leschi. ii Index des abréviations et symboles A ADSL AFM ATM b BHT BW20dB, BP20dB BW3dB, BP3dB CCD CW CWDM D da Da DEL DBR DFB DLTS DWDM E e E1H1 EFc EFv Eg EJM en Ep EPVOM f0 FDTD FWHM, LMH h ICP IL IP Is ISL(λ) ITU Jseuil Jtr k k0 L L(hν) Constante modale Asynchronous digital subscriber line Atomique force microcroscopy ou microscopie à force atomique Asynchronous transfert mode Largeur des bras d’ancrage Buried heterojunction transistor Bandwidth at -20 dB, bande passante à -20 dB Bandwidth at -3 dB, bande passante à -3 dB Charge coupled device Continuous wavelength Coarse wavelength division multiplexing Coefficient de diffusion thermique Epaisseur de la couche active Diamètre de confinement latéral par mesa ou implantation Diode électroluminescente Distributed Bragg reflector Distributed Feedback Deep levels transient microscopy Dense wavelength division multiplexing Module d’Young Epaisseur de la cavité résonante Transition en premier niveau excite et niveau des trous lourds Energie de Fermi équivalente d’un matériau dopé n Energie de Fermi équivalente d’un matériau dopé p Energie de bande interdite électronique Epitaxie par jet moléculaire Energie d’états excités de la bande de conduction Energie de Kane Epitaxie en phase aux organo métalliques Fréquence de résonance mécanique des membranes suspendues Finite difference time domain Full Width at an half maximum, largeur à mi hauteur Epaisseur des bras d’ancrage Inductively coupled plasma Insertion loss, ou pertes d’insertion Internet Protocol Courant de saturation Intervalle spectral libre en longueur d’onde International telecommunication union Densité de courant seuil Densité de courant de transparence Constante de Boltzmann, Vecteur d’onde Epaisseur Fonction de Lorentz iii LAN LB LCAi Lcavité LD1 LD2 LED Leff LH LL LOp LQw LQws Lth Lτ M Ma MAN MEB MEMS MOEMS mwc mwv n0 na nB nc Nc nca ncavité neff nH nL nQw nS ns ntr Nv OADM P PL PQ PR q R1 R2 Rc Rcv Re RIE Local area network Epaisseur de la couche barrière Epaisseur des matériaux i constituant la cavité semiconductrice Epaisseur de la cavité résonante Longueur de diffusion thermique en amont des puits quantiques Longueur de diffusion thermique en avale des puits quantiques Light emitting diode Epaisseur effective de la cavité Epaisseur du milieu de haute indice Epaisseur du milieu de bas indice Epaisseur physique de la cavité Epaisseur du puit quantique Position des puits quantiques Epaisseur thermique Longueur de pénétration Masse d’une lame suspendue Nombre de puits quantiques Metropolitan area network Microscopie électronique à balayage Micro electro mechanical systems Micro opto electro mechanical systems Masse effective des électrons de la bande de conduction dans le PQ Masse effective des trous de la bande de valence dans le puit quantique Indice de réfraction du milieu ambiant ou extérieur Indice de réfraction à la périphérie de la zone confinée latéralement. Indice de réfraction du matériau barrière Indice de réfraction au centre de la zone confinée latéralement. Densité effective d’états permis dans la bande de conduction Indice de réfraction des matériaux formant la cavité semiconductrice Indice de réfraction de la cavité résonante Indice de réfraction effectif Indice de réfraction du milieu de haute indice Indice de réfraction du milieu de bas indice Indice de réfraction du puits quantique Indice de réfraction du substrat Densité de porteur injecté dans le puit quantique Densité de porteur à la transparence Densité effective d’états permis dans la bande de valence Optical add drop multiplexing Puissance optique en régime laser Photoluminescence Puit quantique Photoréfractance ou photoréflectivité Charge de l’électron, 1,602.10-19 Coulomb Rayon de courbure du miroir 1 Rayon de courbure du miroir 2 Résistance spécifique Rapport des masses effectives des trous et des électrons Réflectivité du miroir d’entrée Reactive ion etching iv RMS Rs Rspon(hν) RTA S SDH SLED SMSR SONET SRIM/TRIM T T(λ) TEM TEMm,n TMax Ts U VCSEL WDM YAG z0 αa αp β1 β2 γ(hν) γseuil ∆/δLcavité ∆e ∆λ0,995 ∆λ1/2 ∆λq,m+n η(z) Γrφ Rough mean square Réflectivité du miroir de sorti Répartition spectrale de l’émission spontanée Rapid thermal annealing Surface de la structure suspendue Synchronous digital hierarchy Super light emitting diode Side mode suppression ratio Synchronous optical network Stoping and range of ions in matter/Transport of ions in matter Température Transmission en intensité de la cavité Fabry-Pérot Transmission electron microscopy Transvers electromagnetic Transmission du résonateur Fabry-Pérot à la résonance Transmission du miroir de sortie Tension d’actuation Vertical cavity surface emitting laser Wavelength division multiplexing Yttrium aluminum garnet crystal Longueur de Rayleigth absorption de la couche active Pertes parasite dans la cavité résonante Constante de propagation longitudinale Constante de propagation transversale Gain optique de la couche active Gain optique seuil de la cavité Fabry-Pérot Variation de l’épaisseur de la cavité résonante Variation d’épaisseur de la cavité résonante Largeur de bande interdite de photon à 99,5 % du maximum Largeur à mi hauteur du pic Fabry-Pérot Distance intermodale en longueur d’onde Facteur de phase Phase à la réflexion vue depuis le miroir i Phase sur un aller-retour Masse volumique de l’InP, 4787 kg/m3 Facteur de recouvrement transversal α PL α bulk (hν pump ) Absorption par porteur libre Absorption dans les matériaux massifs (3D) φi φ ρ InP α PQ (hν pump ) f ji (E ) η0 ηd ηH ηi ηL ηm, n ηS Absorption dans un puit quantique (2D) Fonction statistique de Fermi-Dirac Impédance optique du milieu ambiant ou extérieur Rendement différentiel externe Impédance optique du milieu de haute indice Rendement interne de la couche active Impédance optique du milieu de bas indice Efficacité du couplage entre les modes de cavité et le faisceau d’injection Impédance optique du substrat v κ λ λq, m, n λR µ-PL µ-PR µ-Refl ρ2D τc φ Φsat ω(z) ω0 Гr ћ Conductivité thermique Longueur d’onde Longueur d’onde des modes de cavité Longueur d’onde de résonance Technique de micro photoluminescence Technique de photoréfractance ou photoréflectivité Technique de micro réflectivité Densité d’états critique du puit quantique Durée de vie des photons dans la cavité angle d’incidence Flux de photon en régime de saturation rayon du faisceau Gaussien rayon du faisceau Gaussien dans le plan d’étranglement Facteur de recouvrement réduit Constante de Planck réduite, 1,054.10-34 J.s-1 vi PLAN remerciement............................................................................................................................... i Index des abréviations et symboles ...........................................................................................iii Liste des Figures......................................................................................................................... x Liste des Tableaux................................................................................................................... xvi Introduction .............................................................................................................................. 1 Chapitre I MOEMS POUR LES TELECOMs ................................................................ 3 I-1 Introduction .................................................................................................................... 5 I-2 Contexte de l’étude......................................................................................................... 5 I-2.1 Le besoin en canaux ITU ........................................................................................... 5 I-2.2 Désengorgement par le multiplexage en longueur d’onde......................................... 6 I-2.3 Positionnement de l’étude .......................................................................................... 7 I-3 Composants MOEMS .................................................................................................... 8 I-3.1 Généralité: principe, intérêt........................................................................................ 8 I-3.2 L’intérêt de l’actuation ............................................................................................... 9 I-3.3 Adéquation des MOEMS avec le marché .................................................................. 9 I-3.4 Défis technologiques ................................................................................................ 10 I-4 Filtres............................................................................................................................ 11 I-4.1 Résonateur Fabry-Pérot............................................................................................ 11 I-4.2 Etat de l’art sur les filtres accordables ..................................................................... 11 I-5 Laser à cavité Verticale émettant par la surface pour les transmissions longues distances ....................................................................................................................... 14 I-5.1 Structures VCSELs solides ...................................................................................... 15 I-5.2 Etat de l’art des VCSELs accordables émettant à 1,55 µm...................................... 17 I-6 Microtechnologies utilisées pour les composants accordables .................................... 21 I-6.1 La gravure Verticale................................................................................................. 21 I-6.2 La gravure latérale.................................................................................................... 22 I-6.3 Séchage des microstructures : séchage supercritique............................................... 23 I-7 Conclusion.................................................................................................................... 25 I-8 Bibliographie du chapitre MOEMS pour les Télécoms ............................................... 26 Chapitre II MOYENS EXPÉRIMENTAUX DE MICRO CARACTERISATION ..... 33 II-1 Introduction .................................................................................................................. 35 II-2 Techniques de micro caractérisation : microphotoluminescence, microréflectivité .... 36 II-2.1 Principes ............................................................................................................... 36 II-2.1.1 Micro réflectivité........................................................................................ 36 II-2.1.2 Micro Photoluminescence/Electroluminescence ................................. 38 II-2.2 Résolution spatiale ............................................................................................... 40 II-2.4 Amélioration......................................................................................................... 40 II-2.4.1 Résolution................................................................................................... 40 II-2.5 Etalonnage............................................................................................................ 42 II-2.5.1 Fonction de transfert du banc de micro caractérisation ...................... 42 II-3 La micro photoréflectance............................................................................................ 42 vii II-3.1 Principe et paramètres extraites............................................................................ 42 II-3.2 Paramètres expérimentaux ................................................................................... 43 II-3.2.1 Banc de micro photoréflectance .............................................................. 43 II-3.2.2 Alignement des sources d’excitation...................................................... 44 II-3.2.3 Equilibre en puissance entre la source large bande et le laser de pompage.......................................................................................................... 45 II-4 Imagerie des modes de cavité....................................................................................... 45 II-4.1 Principe................................................................................................................. 45 II-4.2 Profil d’intensité................................................................................................... 46 II-5 Conclusion.................................................................................................................... 47 II-6 Références bibliographiques du chapitre moyens expérimentaux de micro caractérisation............................................................................................................... 48 Chapitre III FILTRE MOEMS ACCORDABLE POUR LES APPLICATIONS WDM................................................................................................................ 52 III-1 Introduction .................................................................................................................. 54 III-2 Conception fine des filtres MOEMS............................................................................ 54 III-2.1 Rappels sur les filtres MOEMS à 6 alternances InP/Air ...................................... 55 III-2.2 Objectifs de l’étude/spécifications WDM ............................................................ 56 III-2.3 Accordabilité électromécanique........................................................................... 56 III-2.4 Conception des filtres........................................................................................... 58 III-2.4.1 Miroir de Bragg micro usiné InP/Air ...................................................... 58 III-2.4.2 Résonateur Fabry-Pérot ............................................................................ 62 III-3 Première génération de filtres ...................................................................................... 65 III-3.1 structure à 6 alternances d’InP/Air....................................................................... 65 III-3.1.1 Conception des filtres MOEMS à 6 alternances .................................... 66 III-3.1.2 Caractérisation optique ............................................................................ 68 III-3.1.3 Problématique d’Arsenic résiduel .......................................................... 70 III-3.1.4 Génération de défauts par RIE ................................................................ 72 III-3.2 Structure à 7 alternances d’InP/Air ...................................................................... 75 III-3.2.1 Conception du filtre à 7 alternances ....................................................... 75 III-3.2.2 Spectre de transmission............................................................................ 76 III-3.2.3 Actuation .................................................................................................... 76 III-3.2.4 L’influence du couplage de la fibre avec le filtre, des rugosités sur les performances optiques.................................................................................. 77 III-4 Deuxième génération de filtres .................................................................................... 80 III-4.1 Description des structures .................................................................................... 80 III-4.2 Caractérisation des filtres ..................................................................................... 82 III-4.2.1 Filtres de diamètre 50 µm......................................................................... 83 III-4.2.2 Filtres de diamètre 100 µm....................................................................... 85 III-5 Propriétés modales ....................................................................................................... 88 III-5.1 Structure Spatiale des modes en cavité stable ...................................................... 89 III-5.1.2 Modes Gaussiens....................................................................................... 89 III-5.1.3 Modes propres en cavité stable ............................................................... 90 III-5.2 Couplage mode de cavité avec une fibre.............................................................. 93 III-5.3 Résultats expérimentaux ...................................................................................... 94 III-5.3.1 cas d’une cavité stable .............................................................................. 94 III-5.3.2 cas d’une cavité instable ........................................................................... 96 viii III-7 III-8 Conclusion.................................................................................................................... 99 Références Bibliographiques du chapitre Filtre MOEMS accordable pour les applications WDM...................................................................................................... 101 Chapitre IV VCSEL MOEMS MONOLITHIQUE ACCORDABLE EN LONGUEUR D’ONDE : CONCEPTION ET CARACTERISATION ........................... 106 IV-1 Introduction ................................................................................................................ 108 IV-2 Conception de la cavité VCSEL Accordable ............................................................. 108 IV-2.1 Résonateur laser Accordable.............................................................................. 109 IV-2.1.1 Etudes des deux miroirs de Bragg ........................................................ 110 IV-2.1.2 Optimisation du miroir Bragg InP/Air 2,5 alternances pour le pompage optique à 1,06 µm......................................................................................... 113 IV-2.2 Cavité mixte ....................................................................................................... 114 IV-2.2.1 Distribution du Profil de champ ........................................................... 115 IV-2.2.2 Etude de l’accordabilité .......................................................................... 116 IV-2.3 Optimisation de la puissance du VCSEL ........................................................... 118 IV-2.3.1 Rappel sur le gain de la couche active.................................................. 118 IV-2.3.2 Optimisation de la puissance de sortie ................................................ 119 IV-3 Fabrication du VCSEL monolithique MOEMS accordable....................................... 121 IV-3.1 Croissance épitaxiale de la structure VCSEL accordable .................................. 121 IV-3.2 Structuration du VCSEL par les procédés de microtechnologie........................ 122 IV-4 VCSEL pompé optiquement ...................................................................................... 123 IV-4.1 Structures réalisées pour le pompage optique .................................................... 123 IV-4.2 Positionnement du gain et de la résonance......................................................... 124 IV-4.2.1 Absorption du faisceau de pompe........................................................ 124 IV-4.2.2 Absorption résonant d’un demi VCSEL .............................................. 124 IV-4.3 Effet laser sous pompage optique....................................................................... 125 IV-4.3.1 Position du gain et de la photoluminescence...................................... 126 IV-4.3.2 Alignement optimal du gain et du mode résonant ............................ 127 IV-5 Vers le pompage électrique ........................................................................................ 129 IV-5.1 Propriété électrique du miroir de Bragg Inférieur .............................................. 129 IV-5.2 Injection électrique par jonction tunnel et confinement électrique .................... 131 IV-5.2.1 Jonction tunnel......................................................................................... 132 IV-5.2.2 Confinement électrique .......................................................................... 134 IV-6 Première émission laser en pompage électrique ........................................................ 140 IV-6.1 Structure Laser ................................................................................................... 141 IV-6.2 Caractéristique laser en pompage continu.......................................................... 141 IV-6.3 Spectre d’émission laser à 10 mA ...................................................................... 142 IV-7 Conclusion.................................................................................................................. 143 IV-8 Références Bibliographies du chapitre VCSEL MOEMS monolithique accordable en longueur d’onde.......................................................................................................... 145 CONCLUSION ET PERSPECTIVES ............................................................................... 150 Conclusion générale ............................................................................................................... 151 Vers un transfert industriel et une étude de la compétition des modes lasers ........................ 152 ANNEXES............................................................................................................................. 153 ix x Liste des Figures Figure I-1 : Figure I-2 : Figure I-3 : Figure I-4 : Figure I-5 : Figure I-6 : Figure I-7 : Figure I-8 : Figure I-9 : Figure I-10 : Figure I-11 : Figure I-12 : Figure I-13 : Exemple d’intégration multiservice sur une plateforme WDM.___________6 Principe d’une liaison WDM/DWDM.______________________________6 Distribution des canaux WDM des bandes L et C dans la grille ITU._____10 Approche monolithique InP/Air et SiO2/TiO2, Flip-Chip avec SiO2/Si et GaAs/AlGaAs.________________________________________________12 Schéma de principe d’un laser à cavité verticale émettant par la surface. Extraite de la référence.________________________________________14 Schéma de principe des VCSELs accordables à base de MEMS (a) présenté par l’équipe d’Harris de Stanford, (b) par l’équipe de Chang-Hasnain de Berkley. ____________________________________________________18 Image obtenue par un microscope électronique à balayage MEMS VCSEL : (a) VCSEL accordable Bandwith9, (b) VCSEL accordable Coretek.______19 VCSEL accordable à base de MEMS émettant à 1,55 µm : (a) Coretek™ à pompage optique, (b) « Flip-Chip » à pompage électrique. ____________19 VCSEL Agilent™ micro usiné tout InP/Air fonctionnant à 1,56 µm en régime d’injection électrique continu à température ambiante : (a) Image MEB des Miroirs InP/Air, (b) Structure VCSEL tout InP/Air. __________________20 Schéma du procédé de micro usinage de surface des structures. ________23 Comparaison des forces opérant entre deux membranes selon leur distance de séparation, extraite de [Zhou].________________________________23 Diagramme de phase du CO2.____________________________________24 Schéma de principe du VCSEL et du filtre optique accordables à base de MEMS : (a) VCSEL accordable, (b) Filtre optique accordable__________24 Figure II-1 : Schéma de principe du banc de micro réflectivité source gaussien. Li=1..2 lentilles, Ph diaphragme, LS1 Lampe Tungstène, F1 filtre passe haut 850 nm, C cube séparateur, O objectif de microscope x50, D1 Barrette photodétecteur InGaAs refroidie, S Porte Echantillon, BS coupleur 1x4, PA pointes de polarisation. _________________________________________________37 Figure II-2 : Banc de micro Photoluminescence/Electroluminescence avec F1 filtre silicium, F2 Lame dichroïque, O objectif de microscope x50, S Porte Echantillon et système de refroidissement Peltier. __________________________________________39 Figure II-3 : Micrographe MEB d’un micro composant : -Puce 500 µm x 500 µm -Zone visible par objectifs pour 3mm d’ouverture de fentes : x20 carré noir (~170 µm x 170 µm), x50 carré bleu (~70 µm x 70 µm).____________________40 spectre de réflectivité large bande. _______________________________41 Spectre du pic Fabry-Pérot mesuré par une lampe tungstène et diode luminescente associées respectivement résolution de 0,4 nm et 0,25 nm. __41 Fonction de transfert du banc micro caractérisation. _________________42 Schéma de principe de la photoréflectance. ________________________43 Banc de micro photoréflectance avec F1 filtre silicium, F3 lame dichroïque 1,06µm, D2 photodétecteur InGaAs, H hacheur. ____________________44 Spectre de photoréflectance d’une couche active (Min1743) constitué de multipuits quantiques InGaAs dans une barrière InGaAsP (1,2 µm)._____45 Banc d’imagerie infrarouge des modes de cavité. ___________________46 Figure II-4 : Figure II-5 : Figure II-6 : Figure II-7 : Figure II-8 : Figure II-9 : Figure II-10 : x Figure II-11 : Imagerie du mode fondamental TEM00 d’un Filtre 6 gap d’air– (a) image 2D du mode TEM00 et du filtre 6gaps d’air de 40µm – (b) profil 3D de l’intensité du mode fondamental- (c) profil 1D d’intensité. _____________________47 Figure III-1 : Schéma de principe d’un résonateur Fabry-Pérot à base de miroir de Bragg InP/Air doublement accordable. En cavité stable si V>0 et instable si V<0.________________________________________________________55 Figure III-2 : Principe d’actuation d’une membrane suspendue.____________________57 Figure III-3 : Principe du miroir de Bragg micro usiné InP/Air accordable. nH, nL les indices de réfractions respectives de l’InP et l’Air. ___________________59 Figure III-4 : Spectre de réflectivité d’un miroir InP/Air à 5 alternances. Les épaisseurs d’InP sont de 3, 7, 11λ/4 et les épaisseurs d’Air sont maintenues à λ/4. __62 Figure III-5 : Transmission (a), bande passante à 3 dB (b), en fonction de la variation de l’épaisseur de la cavité résonnante. _______________________________64 Figure III-6 : Courbe représentant la transmission maximale et le taux de réjection en fonction du rapport r1/r2 pour un résonateur Fabry-Pérot pour différentes valeurs de réflectivité. _________________________________________65 Figure III-7 : Structures Filtres Fabry-Pérot MOEMS à 6 alternances InP/Air : TGB349D d’épaisseurs 7λ/4 et 9λ/4, EP656 d’épaisseurs 3λ/4 et 5λ/4.___________66 Figure III-8 : Rééquilibrage de la couche quart d’onde additionnelle du filtre CWDM à 6 alternances d’épaisseurs 3λ/4 et 5λ/4. ____________________________67 Figure III-9 : Spectres de réflectivité et de transmission du filtre MOEMS à 6 alternances d’InP/Air et d’épaisseur 7λ/4 et 9λ/4. _____________________________67 Figure III-10 : Spectre de réflectivité large bande des structures filtres 6 alternances InP/Air mesuré et simulé, (a) d’épaisseur 7λ/4 et 9λ/4 (TGB 349D). _____68 Figure III-11 : Déplacement du pic de résonance Fabry-Pérot en fonction de l’erreur relative de calibration du battis de croissance. ______________________69 Figure III-12 : Spectre de transmission de structures filtre à 6 alternances InP/Air, d’épaisseur 7λ/4 et 9λ/4 (TGB349D). _____________________________70 Figure III-13 : Image MEB de poutre mono encastrée, (a) Répartition homogène de l’arsenic, (b) forte concentration d’arsenic à l’interface. Source LEOM.__71 Figure III-14 : Mesure MEB des poutres mono encastrées de la couche d’InP de faible résiduel d’arsenic et inférieure à 2 1019 atomes/cm3. Source LEOM. _____72 Figure III-15 : Caractéristique tension-courant de la jonction d’accordabilité des structures en polarisation inverse (a) TGB 349D et EP 656-4 non actuables gravée par RIE, (b) Structures actuables gravée par RIE et ICP._________________73 Figure III-16 : Facteur d’idéalité d’une jonction p-i-n en fonction de la tension de polarisation des structures EP 656-4 et TGB 349D (non accordables) et B890 et 13B (accordables). _____________________________________74 Figure III-17 : Spectre de transmission simulé de la structure filtre à 7 alternances d’épaisseur homogène 5λ/4. ____________________________________75 Figure III-18 : Spectre de transmission de la structure filtre B1D20 de l’épitaxie B890 à 7 alternances InP/Air. ___________________________________________76 Figure III-19 : (a) Spectre et (b) caractéristique d’actuation du filtre B9D35b à 7 alternances InP/Air, masque fermé et plateforme circulaire de 40 µm, bras d’ancrage de 5 µm x 40 µm. ____________________________________77 Figure III-20.a : Evolution des pertes d’insertion d’une cavité Fabry-Pérot dont le diamètre du faisceau au plan d’étranglement est de 3,71 µm en fonction du diamètre du faisceau d’excitation ωin. ____________________________________78 xi Figure III-20.b : Topographie de la surface par AFM de la première lame d’InP de la structure filtre et Micrographe MEB d’un filtre de l’épitaxie B890 (Source LEOM). ____________________________________________________79 Figure III-20.c : Dégradation de la FWHM et accroissement des pertes d’insertion calculées pour une structure de filtre MOEMS à 7 alternances InP/Air en fonction de la RMS. _____________________________________________________79 Figure III-21 : Structure et spectre de transmission du Filtre optimal MOEMS à 7 alternances InP/Air de 16 Ghz de bande passante et 93 Ghz et de 168 GHz de taux de réjection respectivement à 15 dB et à 20 dB. _______________81 Figure III-22 : Spectre de réflectivité, évolution des pertes d’insertion et de la bande passante à 3 dB en accordabilité. ________________________________81 Figure III-23 : Spectre de transmission de la structure filtre TGB 1550 fabriquée en technologie simplifiée, en trait discontinu spectre calculé à partir des mesures MEB et une erreur homogène de 2,5%. _____________________83 Figure III-24 : Spectre de transmission à la résonance de la structure filtre TGB 1550 de 50 µm de diamètre fabriquée par technologie simplifiée, (a) Spectromètre, (b) Analyseur de spectre (TRT-France). ______________________________84 Figure III-25 : (a) Spectre de transmission en actuation, (b) Caractéristique d’actuation d’un filtre à 7 alternances InP/Air de 50 µm de diamètre suspendu par 4 Bras d’ancrage de dimension respective 10x40 µm² et 10x50 µm² en double actuation (Source LEOM). ______________________________________84 Figure III-26 : Caracteristique longueur de bras/raideur pour les plateformes 100 µm de diamètre et des bras trapézoidaux avec différentes hypothèses de tension des couches. Source LEOM. ________________________________________86 Figure III-27 : Filtre à bras rectangulaires courts suivants les direction de forte cinétique d’attaque. Sans trous d’accès. Source LEOM. ______________________86 Figure III-28 : Spectre de transmission à la résonance de la structure filtre TGB 1425-5 de 100 µm de diamètre fabriqué par technologie simplifiée. ______________87 Figure III-29 : Filtre à bras trapézoïdaux longs suivants les directions de forte cinétique d’attaque et trous d’accès. Source LEOM. _________________________87 Figure III-30 : Caractéristique spectrale et actuation des structures à membranes de 100 µm réalisées sur l’épitaxie TGB 1620, d’un filtre à bras trapézoïdaux de 30 µm de longueur. Source LEOM. _________________________________88 Figure III-31 : Configuration de résonateur en cavité stable et instable. -A, concaveconvexe (g1<1, g2>1 et (g1, g2)>0). -B, biconcave (g1<1, g2<1 et (g1, g2)>0). -C, plan-concave (g1=1, g2<1 et (g1, g2)>0). -D, biconvexe (g1>1, g2>1 et (g1, g2)>0). -E, concave-convexe (g1<0, g2>0). -F, biconcave (g1>0, g2<0).______________________________________________________91 Figure III-32 : Evolution du diamètre au plan d’étranglement du mode de la cavité FabryPérot en fonction de la courbure des miroirs pour différents longueur de cavité dans l’approximation des miroirs quasi plans. _________________92 Figure III-33 : Imagerie 2D, 3D et profil d’intensité des Modes Hermito gaussien TEMmn, d’un filtre Fabry-Pérot à 7 alternances InP/Air de 40 µm de diamètre suspendu par 4 bras de dimensions 5x40 µm², structure A1G20/B890. ___94 Figure III-34 : Spectre de transmission du filtre A1G20 à 7 alternances InP/Air de diamètre 40 µm suspendue par 4 Bras de dimension 5x20 µm² excité par des fibres Gradissimo de diamètre respectives de 3,5 µm, 7 µm, 12 µm, 30 µm. ____95 Figure III-35 : Structure filtre Atmel 13B à 6 alternances InP/Air et sa transmission à actuation nulle._______________________________________________96 xii Figure III-36 : Spectre de transmission en actuation et caractéristique d’actuation du filtre Atmel 13B à 6 alternances de plateforme 40 µm et de Bras 40x10 µm2. __97 Figure III-37 : Evolution du diamètre du faisceau gaussien au plan d’étranglement et du rayon de courbure en actuation dans l’approximation des courbures quasi planes. _____________________________________________________97 Figure III-38 : (a) Pertes d’insertion sous actuation, (b) Distance intermodale des modes de cavité, distance entre le mode fondamental et le premier mode d’ordre supérieur (Mode 1-2), distance entre les modes d’ordre supérieur consécutifs (Mode 2-3, Mode 3-4). _________________________________________98 Figure III-39 : Spectres de transmission calculés par FDTD pour une courbure de 0 et de 100 nm. _____________________________________________________98 Figure III-40 : Carte de champ des pics de résonances 1 et 2 pour une courbure de -100 nm. ____________________________________________________________99 Figure IV-1.a : Figure IV-1.b : Figure IV-2 : Figure IV-3 : Figure IV-4 : Figure IV-5 : Figure IV-6 : Figure IV-7 : Figure IV-8 : Figure IV-9 : Figure IV-10 : Figure IV-11 : Figure IV-12 : Figure IV-13 : Structure à pompage optique. __________________________________108 Structure à pompage électrique. ________________________________108 Mécanisme d’oscillation laser. _________________________________110 Coupe TEM et spectres de réflectivité expérimentales et calculées. Source LPN. ______________________________________________________112 Image MEB (source LEOM) et spectre de réflectivité mesuré et calculé du miroir InP/Air 3,5 périodes réalisé par EJM. ______________________113 Schéma de la structure et spécification du miroir de Bragg InP/Air. ____113 Transmission du miroir de Bragg InP/Air 2,5 alternances (2, 1, 3, 1, 1) nominale, pour une variation homothétique des épaisseurs d’InP/Air de 1%, et une variation des épaisseurs nominales d’Air de 3%.______________114 Profil de Champ dans un VCSEL où le résonateur Fabry-Pérot est formé par un Miroir de 3,5 alternances InP/Air et d’un miroir tout semiconducteur QAl/TAl. ____________________________________________________115 Distribution de l’intensité du champ stationnaire à la résonance et la position des puits quantiques et de la jonction tunnel dans la cavité mixte et couplé d’InP (3λ) et d’Air (λ/2) d’un VCSEL MOEMS formé d’un miroir de Bragg InP/Air à 3,5 alternances et tout semiconducteur. _____________115 Caractéristique d’actuation, position relative des maxima du champ électrique et variation de l’intensité du champ électrique dans les différentes configurations de la cavité mixte. _______________________________117 Mécanisme d’émission spontané et d’absorption dans la couche amplificatrice de la cavité mixte. ________________________________119 Puissance optique en fonction de la transmission du miroir de Bragg supérieur pour un gain total de 1000 cm-1, une cavité résonante 3λ ayant des pertes totales de 7 cm-1, et un flux de photon en saturation de 6,17.10+19 cm2 .s. A gauche sans confinement latéral pour un faisceau de pompe de 5 µm de diamètre, et à droite avec un confinement latéral sur un diamètre de 20 µm. _______________________________________________________120 (a)-Morphologie d’une surface d’InP EPVOM avant reprise par épitaxie EJM. (b)-Morphologie d’une surface d’InP après reprise par épitaxie EJM. Source LEOM. ______________________________________________121 Enchaînement des procédés de Fabrication de la structure VCSEL à injection électrique. Source LEOM. ______________________________122 xiii Figure IV-14 : Spectre de PL d’un miroir de Bragg QAl/ TAl et d’un demi VCSEL formé d’un miroir de Bragg QAl/TAl et d’une cavité semiconductrice contenant un gain périodique InGaAs/ QP(1,2 µm). ________________________________124 Figure IV-15 : Image MEB d’un VCSEL MOEMS avec en pointillé la zone où le demi VCSEL est accessible à la mesure-Source LEOM. Spectre de réflectivité du demi VCSEL mesuré en trait discontinu et l’ajustement de l’épaisseur de la cavité semiconductrice de la structure EP868 en considérant l’absorption des puits quantiques constantes et égales à ~600 cm-1. _______________125 Figure IV-16 : Spectre de µ-photoréflectivité du VCSEL et du demi VCSEL de la structure Min1772 et son image MEB-Source LEOM. _______________________126 Figure IV-17 : Spectres de PL et PR de la couche active (Min1743). Photo TEM des PQs InGaAs/QP (1,2 µm)-Source LPN.________________________________127 Figure IV-18 : Mesures réalisées sur une même structure VCSEL de la série Min1772/EP93 : A-Spectres de PL réalisés sur le VCSEL et le demi VCSEL en excitation continue 6, B-Spectres de réflectivité mesuré et simulé du demi VCSEL, et la PL correspondante. _______________________________127 Figure IV-19 : Spectre de µ-PR du VCSEL totale et du demi VCSEL d’une même structure Min1772/EP936 où le gain et la résonance Fabry-Pérot sont quasi alignés à 300°K.____________________________________________________128 Figure IV-20 : Spectre de µ-PL et de µ-réflectivité d’une même structure Min1772/EP936 où le gain et la résonance Fabry-Pérot sont quasi alignés à 300°K._____128 Figure IV-21 : Schéma de bande d’énergie d’une jonction tunnel à l’équilibre thermodynamique et sous polarisation inverse (régime ohmique).______132 Figure IV-22 : Diagramme de bande d’énergie d’un structure n/n++/p+/p-i-n d’une cavité semiconductrice d’épaisseur totale 3λ contenant une jonction tunnel n++/p+ à base de quaternaire phosphore dopée à p=n=1.10+18 et 1.10+19 atomes/cm3. Source LPN.________________________________________________133 Figure IV-23 : Photo TEM d’un demi VCSEL avec une jonction tunnel pour le pompage électrique. Source LPN. _______________________________________133 Figure IV-24 : Calibration de la position du front d’implantation à travers la structure complète en fonction de la dose de proton en keV. Source LPN.________135 Figure IV-25 : Structure VCSEL (EP976-J2520A) pompée électriquement par une jonction tunnel et confinée électriquement par implantation H+._______________136 Figure IV-26 : Imagerie infrarouge de l’électroluminescence de structures EP976-J2520A de diamètre de confinement latéral 12 µm et 55 µm polarisées en courant inverse respectivement sous 2mA et 3 mA. Résistance série en fonction du diamètre d’implantation du VCSEL.______________________________136 Figure IV-27 : Spectres d’émission du VCSEL EP976-J2520A de 12 µm de diamètre obtenues à 300°K en injection électrique continue (4 mA) et impulsionnel (1,6 mA).___________________________________________________137 Figure IV-28 : Image MEB et de microscopie optique à contraste de phase d’une structure à confinement mesa. Source LEOM._______________________________138 Figure IV-29 : Coupe TEM d’un demi VCSEL, schéma de la structure VCSEL à confinement par gravure mesa (EP1279)-Source LPN, et spectre d’émission en pompage optique continu d’un VCSEL à confinement mesa de 20 µm de diamètre à 300°K._____________________________________________________139 Figure IV-30 : Spectre d’émission de la structure VCSEL confinée latéralement par un mesa de 20 µm de diamètre et le spectre d’émission du demi VCSEL en injection optique continue (30 mW). Evolution de la distance intermodale les modes de confinement latéral pour différents diamètres mesa._________________140 xiv Figure IV-31 : Structure VCSEL pompé électriquement. Photo MEB de la structure VCSEL (Source LEOM)._____________________________________________141 Figure IV-32 : Caractéristiques puissance-courant d’un VCSEL MOEMS de 20 µm de diamètre mesuré à 20˚C et 17˚C en régime d’injection électrique continu. Source LPN.________________________________________________142 Figure IV-33 : Spectre d’émission laser à 10 mA et 20˚C en régime d’injection électrique continu d’un VCSEL MOEMS formé d’un miroir de Bragg InP/Air de 3,5 alternances d’une cavité résonante mixte 6λ, d’un miroir de Bragg inférieur InP/QP et des puits quantiques QP/QP. Source LPN._________________142 xv xvi Liste des Tableaux Tableau I-1 : Tableau I-2 : Tableau I-3 : Tableau I-4 : Différence entre les normes CWDM et DWDM______________________10 Réflectivité des différents miroirs de Bragg, calculé sur un substrat InP selon l’équation III-2 pour θ=0. ______________________________________12 Enchaînement des étapes technologiques des MOEMS._______________21 tension de surface à température ambiante. ________________________24 Tableau II-1 : Equilibre de puissance entre source de pompage et lampe tungstène. ____45 Tableau III-1 : Spécification du filtre MOEMS compatible avec le standard ITU-T G.692 100 Ghz. ____________________________________________________56 Tableau III-2 : Performances d’un filtre 6 alternances InP/Air pour différentes longueurs de cavité résonnante mλR/2. _______________________________________63 Tableau III-3 : Performances optiques des filtres 7 alternances d’InP/Air. ____________76 Tableau III-4 : Description des structures filtres formées de lames épaisses d’épaisseurs quart d’onde 7λ/4 et 9λ/4. ______________________________________82 Tableau IV-1 : Propriétés optique et thermique des miroirs de Bragg pour les VCSELs 1,55 µm.________________________________________________________111 Tableau IV-2 : Récapitulatif des différents Structures VCSEL réalisées pour le pompage optique au cours de cette thèse._________________________________123 Tableau IV-3 : Propriétés électrique et thermique des miroirs de Bragg dopés. _______131 Tableau IV-4 : Résistance de la couche de contacte (A-B) des structures VCSELs, à pompage optique (Min1773/EP976-1) sans jonction tunnel et implantation, à pompage électrique fabriquée par implantation et avec une jonction tunnel (EP976-1 J252A). Une structure témoin de la reprise de EJM (EP976-1) constituant un miroir de Bragg InP/Air sur substrat InP et la couche de contact de la jonction laser.____________________________________137 xvi Introduction générale 1 Introduction Avec l’avènement de l’Internet et sa démocratisation, le trafic d’information dans les transmissions optiques terrestres a aujourd’hui explosé. De nombreux équipementiers en télécommunication cherchent à développer des solutions peu onéreuses pour améliorer le débit d’information. La solution retenue par l’industrie des télécommunications optiques est le multiplexage en longueur d’onde (en anglais, WDM) qui combine des capacités de transmission haut débit et un faible niveau d’investissement. La croissance exponentielle du trafic et la multiplicité des media poussent vers le développement de composants monolithiques et agiles capables d’être dynamiquement reconfigurés. L’intégration des technologies à base de micro systèmes dans les composants tels que les filtres optiques et les émetteurs de lumière peut être envisagée pour apporter aux réseaux déjà déployés la flexibilité nécessaire aux opérateurs pour adapter les architectures au trafic. Des études antérieures ont montré la compatibilité des technologies à base de micro systèmes avec les composants optiques de type filtre, pour les transmissions métropolitaines où l’espacement entre canaux de transmission est supérieur à 200 GHz (1,6 nm) (en anglais, CWDM). C’est pourquoi, au cours de mon travail de thèse, nous avons développé et étudié dans le cadre de programmes national MOUSTIC et européen TUNVIC des solutions intégrant sur des structures à base de cavité Fabry-Pérot des miroirs de Bragg InP/Air micro usinés en vue de réaliser des filtres optiques (MOUSTIC) et des émetteurs de lumière (TUNVIC) accordables et compatibles avec les spécifications les plus sévères des standards ITU (de l’anglais International telecommunication union), celle du dense WDM. Il s’agit de développer des composants pour lesquels l’espacement entre canaux est de 100 GHz (0,8 nm). Les questions auxquelles nous allons tenter de répondre sont : Les potentialités des miroirs de Bragg InP/Air à répondre aux standards ITU les plus sévères. Dégager des voies technologiques permettant d’améliorer la stabilité des performances statiques et en actuation. La gestion des effets thermiques dans les composants lasers. L’adaptation des procédés de fabrication laser aux miroirs de Bragg InP/Air. Au long de ce manuscrit, nous présenterons tout d’abord dans le chapitre I, le contexte de l’étude et les objectifs de ce travail de thèse. Puis nous montrerons en quoi les objectifs de cette étude sont en rupture avec les travaux réalisés jusqu’ici en s’appuyant sur la littérature. Nous énumérerons brièvement les procédés de microtechnologies entrant dans la fabrication des miroirs de Bragg micro-usinés. Cela nous amènera à introduire les premiers verrous technologiques à lever pour la fabrication des dispositifs accordables en longueur d’onde. Dans le chapitre II, nous détaillerons les moyens expérimentaux mis en place au cours de ce travail de thèse pour la caractérisation de nos dispositifs accordables en longueur d’onde. Il s’agit tout d’abord de techniques de micro-caractérisation par réflectivité, photoluminescence, et photoréflectance adaptée aux composants de taille micronique. Enfin, nous présenterons la technique utilisée pour la caractérisation des modes de micro-cavité Fabry-Pérot. ©Aldrice G. Bakouboula Introduction générale 2 Dans le chapitre III, nous allons présenter les propriétés de base, de la cavité FabryPérot, des miroirs de Bragg distribués, des micro-cavités Fabry-Pérot à base de miroirs de Bragg distribués. Ces bases nous amèneront à établir le potentiel des miroirs de Bragg micro usinés InP/Air pour les dispositifs résonants accordables en longueur d’onde. L’ensemble des règles présentées ici régira la conception des filtres optiques Fabry-Pérot accordables en longueur d’onde sur lequel nous nous appuierons tout au long de ce manuscrit. Et enfin, nous étudierons les propriétés modales en statique et en actuation des micro-cavités Fabry-Pérot afin d’optimiser leur couplage avec la fibre dans la perspective d’une mise en module. Finalement, dans le chapitre IV, nous exposerons pour les composants actifs dans quelle mesure les règles de conception des résonateurs Fabry-Pérot différent de celles associées aux composants passifs. Ceci nous amènera à présenter plusieurs schémas de couplage en cavité mixte et à tenir compte des propriétés thermiques de matériaux constituant le laser à cavité verticale émettant par la surface (en anglais, VCSEL) opérant à 1,55 µm sur la filière InP et accordable en longueur d’onde. L’accordabilité est réalisée par l’intégration d’un miroir de Bragg supérieur micro-usiné InP/Air. La conception sera validée par le pompage optique. Puis nous mettrons en place une méthodologie d’alignement du maximum de la courbe de gain et du mode Fabry-Pérot et présenterons deux approches de localisation de l’injection du courant dans la couche active afin d’abaisser la densité de courant de seuil. Nous détaillerons l’optimisation du confinement latéral par une étape d’implantation ionique et de gravure mesa de la jonction tunnel. Toutes ces considérations prises en compte, nous ont permis d’obtenir une première émission laser en régime d’injection électrique continu d’une puissance maximale d’environ 0,1 mW à 20°C sur une structure VCSEL. ©Aldrice G. Bakouboula Chapitre I MOEMS POUR LES TELECOMs Depuis quelques années, il est généralement admis que le silicium continuera de dominer le marché des matériaux semiconducteurs en confinant les matériaux tels que le GaAs, l’InP et leurs alliages ternaires et quaternaires à des niches bien spécifiques. Malgré leurs potentiels, les matériaux III-V ont été longtemps limités par la mauvaise qualité des procédés de synthèse et purification. Au début des années 1970, le développement rapide des techniques de croissance épitaxiale, micro et nano technologies, et leur association, ont ouvert une nouvelle ère où les hétérostructures semiconductrices et les objets de faible dimension sont épitaxiés avec un contrôle atomique de la composition et du dopage. La fonctionnalisation des propriétés électroniques et optiques par la croissance de matériaux multicouches a permis non seulement d’améliorer les composants électroniques et optoélectroniques, mais aussi d’envisager l’intégration des systèmes micro optoélectromécanique (MOEMS) pour la fabrication de composants innovants. Chap. I MOEMS pour les Télécoms 4 Chapitre I MOEMS POUR LES TELECOMs .................................................................... 3 I-1 Introduction .................................................................................................................... 5 I-2 Contexte de l’étude......................................................................................................... 5 I-2.1 Le besoin en canaux ITU ........................................................................................... 5 I-2.2 Désengorgement par le multiplexage en longueur d’onde......................................... 6 I-2.3 Positionnement de l’étude .......................................................................................... 7 I-3 Composants MOEMS .................................................................................................... 8 I-3.1 Généralité: principe, intérêt........................................................................................ 8 I-3.2 L’intérêt de l’actuation ............................................................................................... 9 I-3.3 Adéquation des MOEMS avec le marché .................................................................. 9 I-3.4 Défis technologiques ................................................................................................ 10 I-4 Filtres............................................................................................................................ 11 I-4.1 Résonateur Fabry-Pérot............................................................................................ 11 I-4.2 Etat de l’art sur les filtres accordables ..................................................................... 11 I-5 Laser à cavité Verticale émettant par la surface pour les transmissions longues distances ....................................................................................................................... 14 I-5.1 Structures VCSELs solides ...................................................................................... 15 I-5.2 Etat de l’art des VCSELs accordables émettant à 1,55 µm...................................... 17 I-6 Microtechnologies utilisées pour les composants accordables .................................... 21 I-6.1 La gravure Verticale................................................................................................. 21 I-6.2 La gravure latérale.................................................................................................... 22 I-6.3 Séchage des microstructures : séchage supercritique............................................... 23 I-7 Conclusion.................................................................................................................... 25 I-8 Bibliographie du chapitre MOEMS pour les Télécoms ............................................... 26 ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms I-1 Introduction 5 Les besoins de futurs systèmes de télécommunication en bande passante, et en particulier des réseaux de transmissions optiques, requièrent l’adoption de solutions innovantes et originales qui tirent avantage des récentes avancées dans les technologies optiques. La croissance rapide des systèmes multiplexés en longueur d’onde (de l’anglais WDM, wavelength division multiplexing) et la forte demande en terme de taux de transmission rendent nécessaire le développement de composants monolithiques à haut taux d’intégration et de reconfiguration, capable d’émettre, d’aiguiller et d’insérer un signal d’un canal vers un autre, d’accorder et d’ajuster le signal de sortie. Les technologies des systèmes micro opto électromécaniques (de l’anglais MOEMS, micro opto electro mechanical systems) sont potentiellement susceptibles d’améliorer la flexibilité et les performances de l’architecture de réseaux « tout optique » [1]. I-2 Contexte de l’étude I-2.1 Le besoin en canaux ITU Aujourd’hui, l’accroissement en volume des données échangées contraint les équipementiers et les opérateurs de télécommunications à chercher des solutions pour abaisser le coût des services et des équipements déjà déployés, tout en améliorant leur capacité en bande passante et la flexibilité des architectures réseaux. L’objectif visé est d’intégrer à moindre coût de nouvelles applications et services pour ainsi anticiper leur future évolution. L’explosion du trafic aux nœuds des réseaux métropolitains qui, sur des distances de l’ordre de la centaine de kilomètres, connectant les utilisateurs vers d’immenses réseaux publics rapproche le goulot d’étranglement de l’abonné. Les difficultés soulevées pour la gestion de tels trafics se concentrent essentiellement sur la variété des services et la diversité des clients. Avec l’amélioration de la vitesse de transmission et la complexité accrue des réseaux, les opérateurs sont appelés non seulement à améliorer la qualité de l’offre de service, mais aussi, à délivrer de nouveaux types de services à haut débit vers les sites clients. L’enjeu est de trouver des solutions à moindre coût aux demandes sans cesse croissantes et variées de divers clients à travers des points d’accès localisés dans les entreprises, les universités, et les foyers. La solution réseau choisie est l’intégration multiservice où les données, la voix, et les images sont transmises par fibre optique respectivement grâce aux les protocoles IP/SONET (de l’anglais, Internet Protocol/Synchronous Optical Network), ADSL (de l’anglais, Asynchronous Digital Subscriber Line), ATM (de l’anglais, Asynchronous Transfer Mode), et SDH (de l’anglais, Synchronous Digital Hierarchy). L’une des technologies au cœur de cette explosion de la bande passante est le multiplexage en longueur d’onde, le WDM. La solution multiservice met en œuvre des techniques de multiplexage en longueur d’onde [2], WDM (cf. Figure I-1). Compte tenu de la demande client, les composants pour le multiplexage en ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 6 longueur d’onde employant des technologies de fabrication collective à bas coûts sont extrêmement attractifs pour la réduction des coûts d’installation des réseaux d’accès et d’investissement dans les réseaux optiques métropolitains MAN (en anglais Metropolitan Area Network), LAN (en anglais Local Area Network), et longues distances (en anglais Long Haul). Figure I-1 : Exemple d’intégration multiservice sur une plateforme WDM1. I-2.2 Désengorgement par le multiplexage en longueur d’onde La technologie WDM permet d’absorber la croissance du trafic et de déployer rapidement et aisément de nouveaux services en utilisant la capacité des infrastructures réseaux déjà en place. Cette technologie propose d’injecter plusieurs longueurs d’onde dans une même fibre chacune étant la porteuse d’un signal modulé (cf. Figure I-2). Figure I-2 : Principe d’une liaison WDM/DWDM. De plus, la flexibilité des systèmes d’insertion, de prélèvement, et d’émission, peut adresser un canal donné vers une ligne optique. Un système d’architecture ouverte ou 1 http://www.cisco.fr symposium cisco 2003 “Infrastructures Metro Optiques’’ ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 7 multiservice permet ainsi à une variété de composants tels que les terminaux SONETs, les aiguilleurs ATMs, et les routeurs IPs d’être connectés. I-2.3 Positionnement de l’étude Le besoin d’accroître le débit des autoroutes de l’information est devenu un enjeu stratégique avec l’explosion du trafic de données multimédias par le biais de l’Internet. Ainsi, la pénétration de l’Internet dans l’activité économique et l’arrivée massive du tout numérique dans les foyers ont placé ce besoin en bande passante au cœur des politiques d’expansion. La solution offrant le meilleur compromis entre la minimisation des coûts d’investissement et l’interopérabilité des systèmes est le multiplexage. L’enjeu d’importance consiste à produire et mettre sur le marché des composants agiles et fonctionnant autour de 1,55 µm capables d’émettre, de détecter, d’aiguiller, de régénérer, d’insérer ou de prélever le signal à des débits de plus en plus élevés sur un espacement entre canal de plus en plus réduit, 100 GHz (0,8 nm), 50 GHz (0,4 nm) et dans un avenir plus lointain 25 GHz (0,2 nm). L’intégration des microsystèmes sur ces composants apporte l’agilité recherchée qui, par un processus électromécanique, permet de moduler en 1 µs et sur une large gamme, la fonction optique. Ce type de composants est bel et bien en train de transformer les réseaux optiques. Dans ce cadre, il s’agit de remplacer, sur les composants à base de résonateur FabryPérot, les miroirs de Bragg massifs par des miroirs micro-usinés composés d’Air et de semiconducteur. L’intérêt est double : une réduction du nombre de couches empilés nécessaires à l’obtention d’un miroir hautement réflecteur, et une intégration d’éléments déformables et mobiles en mesure de faire varier la longueur de la cavité résonante. Placée aux extrémités ou aux nœuds des liaisons optiques, l’intégration des technologies MEMS aux filtres et lasers verticaux à émission par la surface (VCSEL) répond à ces critères de flexibilité et d’agilité. Dans cette perceptive, mes travaux de thèse s’inscrivent dans le cadre de deux projets de recherches. Le premier est un projet national RNRT-MOUSTIC (Microsystème Optique poUr la SélecTIon de Canaux) et le second est un projet européen IST-TUNVIC (Micromechanical Widely Tunable VCSEL for WDM Telecommunication systems). Tous les deux visent à développer des composants optiques accordables par effet électromécanique pour le multiplexage en longueur d’onde à base de micro systèmes développés dans les filières InP. Pour le projet TUNVIC, il s’agit de développer un laser à cavité verticale émettant par la surface (en anglais VCSEL, Vertical Cavity Surface Emitting Laser) opérant à 1,55 µm et accordable en longueur d’onde. Le projet MOUSTIC concerne le développement de filtres optiques Fabry-Pérot capables d’accorder de façon électromécanique la longueur d’onde entre 1,5 µm et 1,7 µm dans la fenêtre de transmission optique longues distances. Dans le projet MOUSTIC, les partenaires impliqués dans la réalisation des filtres optiques sont le LEOM de l’Ecole Centrale de Lyon pour sa maîtrise des procédés de microtechnologies sur InP, Thales recherche et technologie (TRT) France pour la croissance d’hétérostructure InP/InGaAs pour les microsystèmes et les aspects intégration système et ATI optique pour la mise sur embase puis en module du filtre, et enfin le LPM à l’INSA de Lyon pour les aspects de caractérisation. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 8 Ces partenaires nationaux impliqués dans le projet RNRT-MOUSTIC, le sont aussi dans le projet IST-TUNVIC. Il s’agit du LEOM qui en plus de son savoir-faire en microtechnologie apporte au projet TUNVIC sa maîtrise de la reprise de croissance par la technique épitaxie par jet moléculaire sur des matériaux déposés par épitaxie en phase vapeur aux organo-métalliques (EPVOM). Le département de recherche et développement de Thalès, TRT-France, est chargé des aspect de mise en module de composants actifs. Quant au laboratoire de photonique et de nanostructures (LPN) dont l’expérience dans la fabrication de matériaux lasers est reconnue, il réalise le miroir de Bragg tout semiconducteur, la couche active, la jonction tunnel par EPVOM (le demi VCSEL), et la localisation de l’injection électrique par implantation ionique. I-3 Composants MOEMS Initialement destinés à la microélectronique, les procédés développés dans la filière silicium sont transférés vers les filières III-V, matériaux clés pour l’optoélectronique. De plus, la fabrication des microsystèmes électromécaniques (en anglais MEMS, micro electro mechanical systems) bénéficie pleinement de la maturité des procédés de fabrication collective de la microélectronique, ce qui réduit considérablement les coûts de fabrication. La maîtrise des procédés de gravure tels que la RIE (de l’anglais, Reactive Ion Etching) ou l’ICP (de l’anglais, Inductively Coupled Plasma) et de micro-usinage de surface ont permis d’augmenter respectivement le rapport d’aspect et la sélectivité des procédés. Ces progrès ont considérablement amélioré l’efficacité d’accordabilité électromécanique des membranes sous l’action d’une force électrostatique, les propriétés optiques, ainsi que les tensions de fonctionnement des composants mettant en œuvre la technologie des microsystèmes [3]. I-3.1 Généralité: principe, intérêt Le principal objectif des MEMS optiques/MOEMS est de développer des technologies pour les capteurs et des dispositifs accordables en vue de réaliser de nouveaux composants pour lesquels le niveau de contrôle, de réception, des performances, et de la flexibilité est accru. Les MOEMS apportent ainsi, aux composants classiques, la capacité de modifier ou de moduler le chemin de la lumière. La plupart des composants MOEMS agissent sur les grandeurs physiques telles que la réflexion, la diffraction ou la réfraction de la lumière. L’optique est aujourd’hui fortement utilisée dans le traitement de l’information, pour la génération, la manipulation, le guidage et la détection de lumière [4]. Dans cette perspective, les fonctions MOEMS sont mises à profit pour la manipulation de la lumière dans une, deux, ou trois dimensions [5]. La caractéristique, la plus attractive des MOEMS, est la possibilité offerte aux éléments optiques de se déplacer avec une grande précision et un temps de réponse inférieur à la milliseconde [6]. Les mouvements des MOEMS permettent une manipulation dynamique des faisceaux lumineux. Cette manipulation dynamique peut par ailleurs être mise à profit dans la modulation de l’amplitude ou de la longueur d’onde, l’introduction de retard temporel, la diffraction, la réflexion, la réfraction ou le réalignement spatial des faisceaux. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms I-3.2 L’intérêt de l’actuation 9 Les MOEMS permettent d’intégrer les fonctions d’accordabilité. L’actuation offre la possibilité à un composant unique de pouvoir opérer à volonté sur différents canaux de la grille ITU (de l’anglais, International Telecommunication Union). Un composant accordable unique peut ainsi seul remplacer plusieurs composants de la grille ITU. L’accordabilité peut être réalisée de plusieurs façons : elle peut être thermique, électro optique, et mécanique. Chacune de ces techniques d’accordabilité couvre une gamme croissante 3 nm par effet thermique, d’environ 10 nm par effet électro-optique, et potentiellement plusieurs centaines de nanomètre par effet mécanique. Les processus mis en œuvre pour obtenir l’accordabilité ont des temps de réponse compatibles avec les applications à hauts débits, puisqu’en effet leur durée de commutation est inférieure à la milliseconde [7]. Le temps de commutation entre deux canaux adjacents est typiquement de l’ordre de la microseconde pour les processus mécaniques, de l’ordre de la milliseconde pour les processus thermiques. L’accordabilité par voie thermique [8] est elle aussi basée sur la modification de l’indice de réfraction du matériau : en effet la température agit sur l’indice à travers l’énergie du gap et selon la statistique de Fermi-Dirac. L’accordabilité mécanique sera au cœur de ce travail. Le chemin optique est modulé en variant la géométrie du dispositif à travers le déplacement mécanique d’une membrane. Cette voie est privilégiée, puisque le domaine d’accordabilité est potentiellement susceptible de couvrir continûment les bandes spectrales L (1,570 µm-1,625 µm) et C (1,525 µm-1,570 µm) réservées aux transmissions longues distances par fibre optique. I-3.3 Adéquation des MOEMS avec le marché Les technologies MOEMS à base de cavité Fabry-Pérot développées au LEOM que nous comptons étudier s’insèrent dans cette perspective. Ces composants MOEMS accordables en longueur d’onde et monolithiques apportent aux réseaux optiques la flexibilité nécessaire à la réduction des coûts et à l’augmentation de débits [9]. Le remplacement d’une série de composants WDM par un composant MOEMS unique, capable de couvrir les bandes C et L, simplifie à la fois la gestion des protocoles et la maintenance, en réduisant les temps d’accès et de reconfiguration [10], tout en améliorant l’interopérabilité entre les plateformes optiques. Ces composants s’insèrent dans les systèmes OADMs (de l’anglais, Optical Add/Drop Multiplexing) pour prélever ou insérer sélectivement un canal d’une liaison WDM dans des architectures métropolitaines où le composant MOEMS est placé en série ou en cascade [11, 12]. Le flux d’information transmis vers la fibre optique est ainsi multiplié par le nombre de canaux multiplexés. Ainsi, si chaque canal du réseau DWDM 50 GHz est modulé à 10 Gbps (bps=bits par seconde) et que la ligne comporte sur les bandes L et C de la fenêtre de transmission de la fibre de silice 2x80 canaux, le débit des données multimédia (donnée, voix, image) atteint 1,6 Tbps (cf. Figure I-3). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms Figure I-3 : I-3.4 10 Distribution des canaux WDM des bandes L et C dans la grille ITU. Défis technologiques Les difficultés particulières à l’intégration des technologies MOEMS, aux filtres et aux VCSELs accordables, sont la maîtrise de l’ingénierie des contraintes, des étapes de micro usinages et de séchages. Ces points critiques quant à la réalisation de filtres et VCSELs accordables proviennent de la difficulté de réaliser des résonateurs combinant un grand facteur de qualité, et pour les VCSELs une faible résistance thermique, et de maîtriser les procédés de microtechnologie ainsi que les contraintes dans les couches minces afin de maintenir les spécifications WDM (cf. Tableau I-1) lors de l’actuation. Ceux-ci demandent dans le cas des VCSELs d’adapter au mieux la position du mode de la cavité Fabry-Pérot et celle du maximum de la courbe de gain pour réduire le seuil de l’effet laser. Tableau I-1 : Différence entre les normes CWDM et DWDM2. CWDM DWDM MAN MAN LAN Espacement entre canaux >200 GHz (1,6 nm)≤2500 GHz ≤ 200 GHz ≤ 100 GHz Distance de transmission ~ 50 kms > 100 kms ≥ 160 kms Pertes d’insertion/ canal 2 dB < 1dB Taux de réjection > 30 dB > 25 dB > 25 dB 3 nm 0,01 nm 0,01 nm Stabilité en λ Applications ou topologie Anneaux, point à point (PoP), Anneaux, Anneaux réseaux réseaux passifs optiques, Hub PoP Amplificateur Non Non Oui Taux de transmission 10-100 Mbps 0,1-2,5 Gbps 10-40 Gbps Nombre de canaux 1-8ou16 4-64 32-160 2 Données des normes ITU-T G.692 et ITU-T G.694.2 ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms I-4 Filtres 11 La technologie de micro usinage est une étape clé pour la fabrication des MEMS. Les premiers dispositifs ont été développés dans les années 1970 sur la filière silicium. Le micro usinage a rapidement atteint, autour des années 1990, le degré de maturité nécessaire pour la réalisation de démonstrateurs[13]. Les premiers filtres accordables à base de micro cavité opto mécanique ont été fabriqués par AT&T Bell Labs en 1994 sur la filière Silicium [14]. En raison de l’intérêt de ces systèmes pour la manipulation des systèmes optiques, les technologies de micro-usinage ont été transférées vers les matériaux III-V dont les caractéristiques et les propriétés optiques sont sans équivalent par rapport au silicium. En effet, sur cette filière, des composants passifs et actifs peuvent être intégrés sur une même plaque. Ce travail de transfert vers les matériaux III-V, en particulier sur le GaAs, est récapitulé dans les travaux de Hjort [15]. Dans ce contexte, les premiers dispositifs MEMS sur matériaux III-V apparaissent sur GaAs en 1995 avec Déhé et al [16]. I-4.1 Résonateur Fabry-Pérot Un filtre optique est avant tout un résonateur Fabry-Pérot composé de deux miroirs de Bragg séparés par une cavité résonante d’Air. Le miroir de Bragg est un empilement multicouche constitué d’une succession périodique de couches de haut et bas indice de réfraction. Les épaisseurs optiques de ces couches sont un multiple de λ/4. Sa réflectivité et la largeur de bande interdite de photon sont respectivement fonction du nombre de périodes et de la différence d’indice de réfraction. L’épaisseur de la cavité résonante est un multiple de λ/2. Les performances du filtre sont définies par la largeur de bande passante à -3 dB, l’espacement entre canaux et la gamme d’accordabilité. Toutefois, pour atteindre une largeur de bande passante à -3 dB inférieure à 100 GHz (0,8 nm), il est indispensable d’avoir des miroirs de réflectivité supérieure à 99%. Les miroirs de Bragg à forte différence d’indice permettent d’atteindre de telles réflectivités et d’obtenir de grande gamme d’actuation tout en limitant le nombre de période, ce qui réduit considérablement les temps d’épitaxie. L’accordabilité est réalisée en déplaçant, au moyen d’un champ électrostatique, la lame du miroir de Bragg supérieur adjacente à la cavité. Notons néanmoins que la réalisation de filtres compatibles avec les spécifications du WDM demande une maîtrise des procédés de micro usinage et d’ingénierie des contraintes (cf. Paragraphe I-6). I-4.2 Etat de l’art sur les filtres accordables Les groupes travaillant à la mise aux points de filtres accordables à base de micro cavité Fabry-Pérot sont disséminés pour la plupart en Europe (Suède-KTH, AllemagneTUD/Kassel, France-LEOM/LPM), en Amérique du Nord (USA-University of Stanford, Berkeley, cornell) et tout récemment en Asie (Japon-TITech). Deux approches sont identifiables : l’une consiste à tirer profit des matériaux à forte différence d’indice de réfraction sur les filières silicium ou GaAs pour la fabrication de miroir de Bragg de haute réflectivité et l’autre, que nous avons privilégiée, utilise des miroirs de Bragg MOEMS formés par un empilement multicouche de semiconducteur (InP) et d’Air (cf. Figure I-4). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms Figure I-4 : Approche monolithique InP/Air[28] et SiO2/TiO2 avec SiO2/Si et GaAs/AlGaAs[21]. 12 [18] , Technologie de report Contrairement aux autres approches, celle que nous étudions est monolithique, et tire avantage des techniques de fabrication collective pour réduire les coûts de fabrication inhérents à l’utilisation des technologies de report (en anglais, Flip-Chip). Les coûts de production sont ainsi reportés, dans le cas des technologies monolithiques, en grande partie au niveau de la mise en boîtier (en anglais, packaging). Les matériaux identifiant chacune des filières permettent de diminuer le nombre de couches nécessaires à la réalisation de miroirs de Bragg de haute réflectivité. Une grande différence d’indice permet de réduire substantiellement le nombre d’empilement pour une même réflectivité (cf. Tableau I-2). Tableau I-2 : Réflectivité des différents miroirs de Bragg, calculé sur un substrat InP selon l’équation III-2 pour θ=0. Matériaux Indice ∆n Réflectivité Nombres d’alternances InGaAsP(1,4µm)/InP 3,43/3,167 0,263 99,9% 52 InGaAlAs/InP 3,5/3,167 0,333 99,9% 41,5 InGaAlAs/InAlAs 3,5/3,2 0,3 99,9% 46,5 GaAs/AlAs 3,37/2,9 0,47 99,9% 27,5 GaAlAs/AlOx 3,1/1,55 1,55 99,9% 5,5 GaAlAs/GaAs 3,1/3,37 0,27 99,9% 49,5 InGaAs/AlAs 3,58/2,9 0,68 99,9% 19,5 InGaAs/InP 3,58/3,167 0,413 99,9% 34 InP/Air 3,167/1 2,167 99,9% 3 Si/SiO2 3,42/2,01 1,41 99,9% 7,5 SiO2/Si3N4 2,01/2,54 0,54 99,9% 17 TiO2/SiO2 2,71/2,01 0,7 99,9% 13 Bien que les miroirs de Bragg MOEMS InP/Air présentent la meilleure différence d’indice, la réalisation de dispositifs reste extrêmement sensible à la qualité des technologies et exige une excellente maîtrise des procédés de fabrication. C’est pourquoi, les premiers filtres ont été fabriqués à base de miroirs de Bragg diélectriques (TiO2/SiO2 et Si/SiO2) au moyen de technique de dépôt chimique assisté par plasma (CVD) [17, 18]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 13 Les filtres développés jusqu’à récemment relèvent de deux logiques, l’une consistant à minimiser le temps de développement en séparant l’optimisation du miroir actuable et du miroir fixe. Il s’agit de l’approche « Flip-chip » privilégié par Aziz et al du TUD de Darmstadt, Allemagne, où deux composants passifs sont assemblés pour réaliser la fonction de filtrage après avoir été fabriqués sur deux substrats distincts [19]. La réalisation d’une cavité stable est ainsi facilitée puisque la courbure du miroir déformable peut être optimisée indépendamment du miroir fixe. Très rapidement, cette équipe du TUD s’est orientée vers une actuation électrothermique. Selon Peerlings et al, les tensions de polarisation appliquées restent faibles comparativement à la puissance thermique dissipée (26 mW à 2,7 Volts). L’efficacité d’actuation atteinte pour les membranes (bras de 150 x120 µm²) est de 150 nm/mW contre 3 nm/V pour l’actuation électrostatique (103 nm à 35 Volts) [20]. L’optimisation des techniques de micro-usinage en volume, des techniques d’assemblage passif, et de l’actuation thermique leur ont permis de réaliser des filtres DWDM accordables grâce à une technologie de report à base de miroir de Bragg InAlGaAs/InAlAs sur substrat d’InP[21] et AlGaAs/GaAs(14,5 périodes)-InGaAs/AlGaAs(5 périodes) sur substrat de GaAs [22]. Les performances respectives en actuation sont de 30 GHz (0,24 nm) de largeur de bande passante à -3 dB accordable sur 40 nm et de 15 GHz (0,12 nm) de largeur de bande passante à -3 dB accordable sur 54 nm. L’autre solution est une approche monolithique dont l’objet essentiel est la réduction des coûts de production qui passe par automatisation des procédés de fabrication et la réduction des tailles. Dans l’approche monolithique, l’actuation électrostatique est privilégiée par rapport à la voie électrothermique. En effet la faiblesse des coefficients de dilatation thermique des matériaux III-V demande la fabrication de puces de grandes tailles permettant d’intégrer aisément les éléments chauffant. Par ailleurs, cette solution ne présente pas de grande efficacité d’actuation lorsque le taux d’intégration est fort. La forte différence d’indice de la filière GaAs est exploité pour la fabrication de miroirs de Bragg solide de haute réflectivité par des techniques de dépôts de couches minces par épitaxie par jet moléculaire (EJM) ou épitaxie en phase vapeur d’organo métalliques (EPVOM). Tayebati et al ont très largement exploré cette filière par la réalisation de filtre à base de miroirs de Bragg solide AlGaAs/AlAs [23] ou AlOx/AlGaAs [24]. Le filtre de Tayebati est constitué de deux miroirs de Bragg solide et d’une cavité résonante d’Air accordée électromécaniquement. Le miroir supérieur est suspendu par 4 ou 2 bras au dessus de la cavité d’Air réalisée par micro usinage de surface de résine. Ces premiers composants WDM monolithiques ont une bande passante à -3 dB de 59 GHz (0,47 nm) accordable sur une plage de 70 nm pour 50 V appliqués. Dans la même filière matériaux, Mateus et al de Berkeley proposent un nouveau concept de filtre accordable pour lequel l’actuation électrostatique est basée sur un mouvement en torsion d’un bras de levier. Cette approche permet de s’affranchir de la limite d’actuation d’un tiers de la cavité. L’actuation est réalisée par le déplacement en torsion d’un bras de levier, elle est de 100 nm lorsque la tension évolue entre 18 Volts à 22 Volts [25]. Par ailleurs, Koyama et al du « Tokyo Institute of Technology » proposent d’utiliser la différence entre les coefficients de dilatation thermique du GaAs et du AlGaAs pour réaliser une actuation électrothermique. Ce filtre monolithique est actué sur 22 nm pour une variation de température de 50 K[26, 27]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 14 Ce n’est que récemment que les filtres accordables à base de micro cavité sont apparus dans filière InP. Le LEOM à l’ Ecole Centrale de Lyon a développé, en étroite collaboration avec le LPM, des filtres monolithiques à base de miroirs de Bragg InP/Air sur substrat InP [28, 29] . Dans cette même filière, Chitica et al ont réalisé au KTH, Suède, un filtre InP hybride formé, pour le miroir de Bragg inférieur, d’alternance InP/InGaAsP et d’un miroir de Bragg supérieur diélectrique composé d’alternances Si/SiO2. La couche sacrificielle d’InGaAs est éliminée par micro usinage de surface. Les performances obtenues sont une largeur de bande passante à -3 dB de 1250 GHz (10 nm) et une plage d’actuation de 45 nm pour 40 Volts. L’approche tout InP/Air qui exploite la meilleure différence d’indice de réfraction (2,17) et une sélectivité totale de la solution de gravure entre l’InGaAs et l’InP [30] est suivie par une équipe de l’IMA à Kassel, Allemagne en collaboration avec le KTH en Suède. Cette équipe a développé des procédés pour rendre plus robustes les filtres InP/Air aux étapes de microtechnologies, et a ainsi considérablement augmenté l’efficacité d’actuation [31]. Néanmoins, il reste difficile de réaliser des filtres atteignant des performances compatibles avec la conception optique. Cela est du à la forte sensibilité des miroirs InP/Air au micro usinage, à la croissance épitaxiale, à la gravure verticale, et à la gestion des contraintes dans les couches minces [32]. I-5 Laser à cavité Verticale émettant par la surface pour les transmissions longues distances En 1977, Iga du « Tokyo Institute of Technology » propose pour la première fois de réaliser un laser à cavité verticale émettant par la surface (VCSEL). L’originalité du dispositif laser proposé consiste à faire croître dans la même direction de croissance en une seule étape épitaxiale, le résonateur et le milieu amplificateur. Cette approche met à profit les techniques de croissance épitaxiale pour réaliser une cavité monomode dont l’épaisseur est de l’ordre de la longueur d’onde (cf. Figure I-5). Figure I-5 : Schéma de principe d’un laser à cavité verticale émettant par la surface. Extraite de la référence [33] ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 15 Pour ce faire, le résonateur est réalisé grâce à des miroirs de Bragg distribués. Les longueurs de cavité résonante étant de l’ordre de la longueur d’onde de l’émission laser, il est alors impératif de disposer de miroirs à très haute réflectivité (>99,8%) pour atteindre le seuil d’oscillation laser comparable à celui des lasers émettant par la tranche. Toute la difficulté de ce type de dispositif consiste donc à réaliser des miroirs distribués de très haute réflectivité et faiblement absorbant. L’obtention de ces critères de qualité demande une maîtrise de la croissance en accord de maille, en particulier, une maîtrise des interfaces et un excellent contrôle des épaisseurs des couches quart d’onde. De plus, il faut disposer de matériaux à forte différence d’indice dans la même filière que celle du substrat afin d’abaisser le nombre d’empilement nécessaire pour atteindre un pouvoir réflecteur supérieur à 99,8%. Les avantages de ce type de laser par rapport aux lasers émettant par la tranche sont de plusieurs ordres [33]. Parmi les plus importants, on trouve : (i) (ii) (iii) (iv) (v) (vi) Bas niveau du seuil laser induit par le faible volume de la couche active. Relative insensibilité de la longueur d’onde de l’émission laser et du seuil à la température. Grande fréquence de modulation et grand rendement quantique. Fabrication monolithique compatible avec les technologies de micro usinage. Réalisation des tests sur plaque directement sur les composants discrets avant séparation et montage ce qui permet de réduire considérablement les coûts de mise en module. Grande efficacité de couplage à une fibre optique due à un excellent recouvrement entre les modes de la fibre et du laser [34]. Ces avantages font de ce type d’émetteur des composants extrêmement attractifs pour l’industrie. Les coûts liés à leur production sont réduits comparativement aux lasers émettant par la tranche pour lesquels le couplage à une fibre optique et la mise en module sont délicats. I-5.1 Structures VCSELs solides Ce n’est qu’en 1979 que le premier démonstrateur est publié [35]. Ce VCSEL dont le milieu amplificateur est formé d’InGaAsP en accord de maille sur l’InP présente à 1,3 µm une émission laser à la température de 77 K en régime d’injection impulsionnel avec un courant seuil de 900 mA, soit un courant seuil de 44 kA/cm². Cette valeur élevée du courant seuil est due à deux facteurs, d’une part l’utilisation de miroirs métalliques fortement absorbants dans l’infrarouge et d’autre part à l’absence de localisation du courant injecté. Dés 1987 le premier VCSEL émettant aux petites longueurs d’onde (0,98 µm) et fonctionnant en régime d’injection électrique continu à température ambiante est fabriqué sur substrat GaAs par Koyama à base de miroirs diélectriques [36, 37]. A contrario, la réalisation de VCSELs pour les grandes longueurs d’onde fonctionnant en régime d’injection continue reste difficile à obtenir du fait des pertes électriques par effet Auger. Celles-ci sont plus importantes à de forte densité de courant pour les couches actives émettant à 1,3 µm ou 1,5 µm. Les pertes électriques par effet Auger augmentent fortement la densité de courant seuil. De plus, pour les lasers destinés aux transmissions longues distances émettant à 1,3 µm ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 16 ou 1,55 µm, il existe peu de matériaux à forte différence d’indice permettant la fabrication de miroirs distribués de très haute réflectivité et faiblement absorbant. Ces deux aspects expliquent le retard pris pour la fabrication des VCSELs à grande longueur d’onde. Le premier résultat significatif a été obtenu à 1,3 µm en 1991 par Wada et al en régime d’injection électrique impulsionnel à température ambiante[38] puis en 1993 par Baba et al en régime d’injection continu à une température quasi ambiante (-57°C) [39] en associant à une couche active InGaAsP/InP deux miroirs diélectriques. De plus, en 1992, Tadokoro et al [40] enregistrent les premiers une émission laser à 1,5 µm en régime d’injection électrique impulsionnel à température ambiante avec un courant seuil de 21 kA/cm² sur un dispositif formé de miroirs distribués InGaAsP/InP (1,4 µm) et diélectriques. Bien que les progrès enregistrés dans la fabrication ont permis dés 1993 d’abaisser le courant seuil de l’émission laser à 3,0 kA/cm² à 77 K et 47 kA/cm² à 297 K pour les VCSELs formés de miroirs diélectriques, une approche alternative consiste à coller autour d’une couche active d’InGaAsP en accord de maille sur l’InP de deux miroirs semiconducteurs GaAs/AlGaAs fabriqués sur substrat GaAs. Cette approche a permis en 1995 à Babic et al de réaliser le premier VCSEL émettant à 1,55 µm en régime d’injection électrique continu[41] et d’atteindre un courant seuil record de 2,5 kA/cm². La réduction de l’absorption optique par porteur libre dans le miroir semiconducteur, le confinement des porteurs dans la couche active ainsi que l’uniformisation de l’injection électrique par oxydation latérale ont permis d’améliorer cette technique de collage et d’obtenir une émission laser jusqu’à 85°C [42]. L’utilisation du collage hétéroépitaxial reste une technique coûteuse car la fabrication du VCSEL nécessite l’emploi de deux substrats et ne s’applique qu’à de faible surface. De plus, la complexité des procédés de fabrication et la chute importante de tension à l’interface de la soudure font que cette technique de collage est inadaptée pour les applications bas coûts. Dès lors de nombreuses équipes se sont orientées vers le développement de solution monolithique utilisant d’une part des miroirs formés de couple de matériaux accordés en maille sur l’InP et d’autre part une combinaison de miroirs de Bragg diélectriques et semiconducteurs. La plupart des équipes ont privilégié la deuxième approche [43] pour les VCSELs à grande longueur d’onde afin de bénéficier de la grande conductibilité thermique des matériaux diélectriques. Utilisant des miroirs InGaAs/InAlAs et diélectriques (MgF2/a-Si), la société Vertilas3, issue de l’essaimage du « Walter Schottky Institute », Munich, Allemagne, réalise un VCSEL émettant à 1,55 µm en régime d’injection électrique à travers une jonction tunnel enterrée à température ambiante [44]. Pour ce qui est de l’approche totalement monolithique, communément utilisé pour les VCSELs à courte longueur d’onde, ce n’est que récemment qu’elle est appliquée aux VCSELs à grande longueur d’onde. En effet, Kazmierski et al ont réalisé en 1998 un VCSEL entièrement monolithique, employant des miroirs de Bragg InGaAlAs/InAlAs accordés sur InP, opérant à 1,56 µm en régime d’injection électrique impulsionnel à température ambiante jusqu’à 55°C [45]. Très rapidement, en 1999, en utilisant un miroir constitué d’InP/InGaAsP et un miroir métamorphique GaAs/AlAs, Boucart et al réalisent un VCSEL monomode émettant à 1,55 µm opérant via une jonction tunnel en régime d’injection électrique continue à température ambiante à jusqu’à 45°C avec un courant seuil de 1,7 kA/cm² [46]. De même, un VCSEL émettant à 1,55 µm en régime d’injection électrique continu a été obtenu en employant des miroirs semiconducteurs en accord d’AlGaAsSb/AlAsSb [47]. L’intérêt d’utiliser une approche monolithique par rapport à celle exploitant le collage hétéroépitaxial [48] est 3 http://www.vertilas.com/ ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 17 double : elle permet de réduire d’une part les pertes optiques dans la cavité et d’autre part la tension de fonctionnement du laser par l’intégration d’un contact électrique enterré, une jonction tunnel, ce qui diminue considérablement la résistance série de l’ensemble de la structure laser. C’est en 2001 que Chitica et al réalisent un VCSEL à grande longueur d’onde constitué intégralement de miroir de Bragg tout InP/Air. L’effet laser est obtenu en régime d’injection optique continu à température ambiante avec une puissance de pompe de 370 W/cm2 soit en équivalent courant de 0,4 kA/cm². Le VCSEL fonctionne à 1,56 µm et délivre une puissance de 110 µW [49]. Peu de sociétés industrielles sont impliquées dans le développement de VCSELs à 1,3 µm et 1,55 µm. Parmi elles, Honeywell™4 impliquée depuis 1996 dans la production massive de VCSELs à courte longueur d’onde développe activement depuis 2001 des VCSELs monolithiques fonctionnant à 1,3 µm et 1,55 µm [50]. De plus en plus d’acteurs de l’industrie traditionnelle des Télécoms tels que Infineon™, Emcore™… travaillent aux transferts des VCSELs à grandes longueurs d’onde vers les unités de production [51]. I-5.2 Etat de l’art des VCSELs accordables émettant à 1,55 µm Le premier VCSEL accordable est obtenu en 1994 par Fan et al de l’université de Californie par effet électrothermique. L’actuation est réalisé sur 10,1 nm grâce à une couche métallique enterrée [52]. L’activité de recherche sur les VCSELs accordables à base de microsystèmes débute en 1994 à l’université de Californie, USA, avec les équipes de ChangHasnain [53] puis d’Harris [54]. Jusqu’en 1994, les recherches sur les sources accordables portaient essentiellement sur les dispositifs à cavité externe (depuis les années 1970) puis au début des années 1980 sur les lasers DFB (distributed feedback) au Bell Labs [55, 56]. La première approche présente des coûts d’assemblage élevés. Pour la deuxième approche, la plage d’accordabilité des lasers DFB reste restreinte et l’accordabilité est discontinue. Néanmoins, le développement de configurations exploitant l’effet Vernier et des miroirs composés de plusieurs éléments parviennent à atteindre des plages d’accordabilité record de 72 nm grâce à l’utilisation de coupleurs codirectionnels assistés par réseau ou jonction Y [57]. La caractéristique d’actuation de ces lasers DFB formés de miroir de Bragg à multi sections est extrêmement difficile à contrôler, puisque le courant d’injection et la température changent avec la longueur d’onde d’émission. De plus, la longueur d’onde d’émission varie avec l’âge du dispositif. La discontinuité du schéma d’actuation et la complexité du contrôle en longueur d’onde font que la connaissance précise de la longueur d’onde d’émission est critique. Les récents développements sur les technologies MEMS permettent d’envisager l’introduction d’un miroir mobile capable de moduler mécaniquement la longueur de la cavité résonante afin d’une part d’exploiter leur grande plage d’accordabilité continue, et d’autre part de simplifier la fabrication et réduire les coûts inhérents à la production de lasers accordables. La qualité principale des lasers accordables à base de MEMS est la continuité, l’absence d’hystérésis, et la stabilité de la caractéristique d’actuation qui permet dans les systèmes de transmission de bien se caler au centre d’un canal de transmission sans introduire 4 http://www.honeywell.com/ ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 18 d’effet d’interférence avec d’autres canaux lors de l’activation et de l’aiguillage d’un signal optique large bande. L’intégration monolithique des technologies MEMS et des VCSELs combine avec succès le meilleur des deux technologies et apporte aux lasers d’importantes plages d’accordabilité. La maturité des procédés de fabrication des VCSELs aux courtes longueurs d’onde d’émission explique pourquoi les premières structures VCSELs monolithiques et accordables exploitant une accordabilité électromécanique sont apparues. Deux conceptions ont permis de faire en 1995, la preuve quasi simultanément de l’intégration des MEMS aux structures VCSELs en régime d’injection électrique continu aux courtes longueurs d’onde (~0,98 µm). Un premier dispositif fabriqué par l’équipe de ChangHasnain à Berkeley, où l’actuation électromécanique est basée sur le déplacement d’un miroir de Bragg Al0.6GaAs/Al0.1GaAs (cf. Figure I-6.b), est accordé sur 15 nm [58]. De plus, un deuxième dispositif, réalisé par l’équipe d’Harris à Stanford, permet dès 1995 en émission spontanée de valider l’accordabilité mécanique sur une plage de 31 nm [59]. L’actuation est cette fois-ci induite par une membrane GaAs suspendue par 4 Bras au dessus duquel est déposé un miroir diélectrique SiNxHy/Au (cf. Figure I-6.a). Puis en 1996, ce même dispositif est accordé sur une plage de 15 nm sous émission laser [60]. Ces deux équipes ont très rapidement amélioré leur approche respective. La plage d’accordabilité atteinte est de l’ordre de 30 nm [61]. De plus, la réalisation d’un confinement électrique par oxydation d’une couche d’AlAs et l’utilisation de miroir plus réflecteur ont permis de diminuer le courant seuil de l’émission laser (<1mA) [62]. (a) (b) Figure I-6 : Schéma de principe des VCSELs accordables à base de MEMS (a) présenté par l’équipe d’Harris de Stanford, (b) par l’équipe de Chang-Hasnain de Berkeley. Les deux configurations précédentes ont par la suite été adoptées par deux « jeunes pouces », les sociétés Bandwith9™ et Coretek™. Coretek™ dont les activités ont été successivement acquises par Nortel™ puis Bookham™ exploite une approche développée par Harris et al (cf. figure I-7.b) [63], tandis que Bandwith9™ utilise celle développée par ChangHasnain et al (cf. figure I-7.a). Par ailleurs, l’approche de Chang-Hasnain est actuellement développée par Amano et al au « Tokyo Institute of Technology » où il exploite la différence entre les coefficients d’expansion thermique du GaAs et de l’AlGaAs pour déplacer le miroir de Bragg GaAs/AlGaAs et ainsi moduler l’épaisseur de la cavité d’Air de façon électrothermique. La gestion adéquate des couches quart d’onde et des contraintes dans les matériaux GaAs et AlGaAs permet d’abaisser la tension d’accordabilité et ainsi obtenir à 6,1 volts une actuation de 53 nm et 17,6 nm respectivement vers les basses et hautes longueurs d’onde de la structure [64]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 19 Les difficultés associées à la réalisation des miroirs de Bragg tout semiconducteur dans les matériaux en accord de maille sur l’InP ont limité le développement des VCSELs accordables jusqu’en 1999 selon les configurations précédentes. C’est uniquement en 1999 que Vakhshoori et al de la société Coretek™ réalisent un VCSEL accordable opérant en régime d’injection optique continu à 1,55 µm sur substrat InP. La structure VCSEL présentée sur la figure I-8.a est pompée optiquement par une diode laser (0,98 µm) à travers un miroir de Bragg inférieur soudé sur le substrat d’une structure épitaxiée. Celle-ci est formée d’un miroir diélectrique, d’une cavité d’Air accordable, et d’une cavité semiconductrice incluant des multi puits quantiques contraints d’InGaAsP dans des barrières d’InGaAsP. Le VCSEL émet en sortie une émission laser de 2 mW et est accordable sur 50 nm[65]. Figure I-7 : Image obtenue par un microscope électronique à balayage MEMS VCSEL (a) VCSEL accordable Bandwith9™5 (b) VCSEL accordable Coretek™ Une approche analogue récemment développée à Darmstadt dans le cadre du projet TUNVIC présentée sur la figure I-8.b utilise un miroir diélectrique concave reporté sur une structure épitaxiée formée d’un miroir de Bragg InGaAsP/InP et d’une couche active d’InGaAsP. Cette couche active est prévue pour fonctionner en régime d’injection électrique. L’injection de courant est réalisée par une jonction tunnel afin de minimiser la résistance série. La localisation du courant est réalisée grâce à une étape d’implantation ionique O+. Les premiers résultats obtenus montrent une émission laser à 1,55 µm de 0,5 mW en régime d’injection optique continu (laser 0,98 nm) avec une accordabilité électrothermique de 24 nm et une densité de puissance au seuil de ~2 kW/cm² [66]. Figure I-8 : VCSEL accordable à base de MEMS émettant à 1,55 µm (b) « Flip-Chip » à pompage électrique (a) Coretek™ à pompage optique 5 http://www.bandwidth9.com/ ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 20 La solution adoptée par la société Coretek™ pour produire des VCSELs accordables grandes longueurs d’onde à base de technologie MEMS reste non monolithique. Bien que le développement des miroirs diélectriques, de la couche active et du miroir concave peuvent être réduits grâce à une optimisation disjointe, les coûts de fabrication des solutions proposées par Coretek™ et Riemenschneider et al de Darmstadt ne sont pas compatibles avec une production en masse, seule capable de répondre à la forte demande en bande passante. L’objectif permanent étant de réaliser un VCSEL monolithique accordable dont la fabrication soit facile à mettre en œuvre, Bandwith9™ s’est orientée vers l’intégration de miroirs métamorphiques à la structure de la figure I-7.a. Cette approche consiste à épitaxier directement sur un substrat InP accordé en maille, des puits quantiques d’InGaAs/InGaAsP et des miroirs GaAs/AlGaAs dont la qualité est déjà démontrée par Goldstein et al [67]. Le VCSEL réalisé opère à 1,55 µm en régime d’injection électrique continu à température ambiante jusqu'à 55°C avec une puissance de 0,45 mW à 25°C, un courant seuil d’environ 1,5 kA/cm², et 60 nm d’accordabilité [68]. Par ailleurs, d’autres procédés de fabrication sont actuellement explorés. Il s’agit d’introduire des étapes d’implantation ionique H+, une jonction tunnel, et des miroirs de Bragg accordés en maille sur l’InP. Ainsi, un VCSEL monolithique accordable est réalisée selon la même configuration électromécanique en utilisant une injection électrique par jonction tunnel et un confinement par implantation ionique H+. Lorsque le miroir de Bragg InAlGaAs/InP est utilisé conjointement avec une localisation du courant par implantation et une injection électrique par jonction tunnel, les performances enregistrées restent globalement inférieures à celles rapportées par Yuen et al en régime d’injection électrique continu, avec une accordabilité de 17 nm et une puissance de 0,9 mW à 15°C. L’émission laser est maintenue jusqu’à 75°C [69]. D’autres solutions sont actuellement en cours de développement dans les laboratoires d’Agilent™ 6. La solution est extrêmement proche de celle vers laquelle nous nous sommes orientés[70]. Elle consiste à réaliser un VCSEL en utilisant un miroir de Bragg inférieur et supérieur InP/Air et une cavité d’InP dans laquelle sont enterrés les 5 puits quantiques d’InGaAsP. L’injection électrique est réalisée par une jonction tunnel à travers deux contacts électriques situés de part et d’autre de la cavité résonante d’InP (cf. Figure I-9). Le courant est confiné par sous-gravure sélective de la jonction tunnel (cf. Figure I-9.b). Sur cette Structure VCSEL, l’équipe d’Agilent™ est parvenue à obtenir un effet laser en régime d’injection continu jusqu’à 85°C avec une puissance de 0,45 mW (à 25°C) et une densité de courant seuil de 1,3 kA/cm²[71, 72]. (a) Image MEB des Miroirs InP/Air Figure I-9 : 6 (b) Structure VCSEL tout InP/Air VCSEL Agilent™ micro usiné tout InP/Air fonctionnant à 1,56 µm en régime d’injection électrique continu à température ambiante. http://www.labs.agilent.com/ ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms I-6 Microtechnologies utilisées pour les composants accordables 21 Depuis 1994, le LEOM développe les procédés de fabrication sur l’InP. Aujourd’hui les procédés développés sont arrivés à maturité. La fabrication de MOEMS demande l’intégration de techniques de croissance spécifiques où l’ingénierie des contraintes des couches épitaxiées doit impérativement être finement contrôlée. Ces étapes technologiques post croissance qui consistent à définir la microstructure par gravure sèche, sous-gravure humide, la métallisation des contacts électriques, et le séchage sont regroupés sous le terme générique de microtechnologie (cf. Tableau I-3). Elles comprennent les étapes de photolithographie, de métallisation des contacts électriques, la structuration ou définition verticale de la structure, et dans le cas particulier des MOEMS, la sous-gravure et le séchage sur lesquels nous nous attarderons pour estimer leur impact sur l’expression de la fonction MOEMS. Les points critiques pour la fabrication de microstructures sont aux nombres de trois : l’ingénierie des contraintes lors de la croissance d’hétérostructure InP/InGaAs, la sousgravure humide, et le séchage. La maîtrise de ces points permettra de minimiser les effets parasites sur la courbure, la tenue mécanique des structures suspendues [73], et le collage des membranes micro-usinées. Tableau I-3 : Enchaînement des étapes technologiques des MOEMS No. Paramètres Masque Commentaires AZ 5214 Metal top contact masque positif 1 Litho < 0 2 Dépôt métal 3 Lift off acétone 4 Recuit RTA 5 Dépôt SiO2 6 Litho > 0 7 Recuit 8 Ouverture SiO2 9 AZ 5214 contact haut alliage contact haut plasma ECR Mesa filtre étuve ou plaque masque positif durcissement résine CHF3 transfert masque Gravure semiconducteur CH 4/H 2/O2 structuration verticale 10 Nettoyage plasma O2 11 Litho > 0 12 Dépôt métal 13 Lift off acétone 14 Recuit RTA alliage contact haut 15 Polissage mécanique 16 Dépôt Si/SiO2 couche anti-reflet 17 Litho > 0 18 Sous-gravure 19 Nettoyage 20 Séchage supercritique AZ 5740 élimination polymère Metal top contact masque négatif contact haut Optoelectronique classique face arrière AZ 5740 Mesa protection masque négatif FeCl3 gravure couche sacrificielle acétone élimination résine acétone / CO2 Microtechnologie III-V I-6.1 Etape technologique La gravure Verticale La gravure verticale appliquée aux MOEMS consiste à isoler sur une plaque des composants à partir d’un masque formé de motifs périodiques et de dimensions variables. La gravure est réalisée par voie sèche. Le maintien des dimensions latérales requiert la mise en œuvre de techniques de gravure faiblement sélectives, et fortement anisotropes. L’anisotropie est essentielle afin d’obtenir de forts rapports d’aspect, et une bonne verticalité des flancs. Deux techniques sont actuellement disponibles, il s’agit des techniques de gravure plasma : la gravure ionique réactive, (en anglais RIE, reactive ion etching) et l’ICP (en anglais, ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 22 inductively coupled Plasma). La mise en œuvre de ces techniques de gravure requiert un contrôle de la composition du mélange gazeux, du débit total, de la pression totale, et de la densité de puissance RF afin d’obtenir des vitesses d’attaque importantes, une excellente verticalité des flancs, et une faible rugosité de surface. Un compromis est à trouver entre la cinétique de gravure et la verticalité des flancs : une augmentation de la composition des espèces réactives accroît la vitesse de gravure au détriment de la verticalité des flancs, alors qu’une baisse de la pression totale dans le bâti favorise la verticalité des flancs au détriment de la cinétique de gravure. La technique de gravure verticale utilisée dans la fabrication des MOEMS est la gravure RIE par plasma CH4 :H2 . Les vitesses de gravure raisonnables et la qualité de la morphologie des surfaces font que ce plasma est adapté pour la définition de structures à facteur d’aspect modéré (~10 µm). Cependant, pour atteindre de forts facteurs d’aspect, il est utile d’avoir, soit des cinétiques de gravure plus grandes, soit des temps de gravure plus importants. Le temps de gravure et la profondeur gravée sont limités par la formation de polymère et par la sous-gravure du masque de protection. L’augmentation du temps de gravure a des effets désastreux, la formation de polymère renforce la sélectivité et affaiblit l’anisotropie de la gravure entre l’InP et l’InGaAs. L’addition d’oxygène au procédé RIE CH4 : H2 permet d’éliminer le dépôt de polymère hydrocarboné sur les flancs ce qui préserve l’anisotropie et la faible sélectivité de la gravure. La passivation par l’oxygène empêche ainsi l’apparition de cannelure latérale et améliore largement le facteur d’aspect. L’une des difficultés majeures de la gravure ionique réactive est le contrôle in situ de la profondeur de gravure pour permettre l’arrêt de la gravure sur la couche InP ou InGaAs dans un empilement multicouche d’InP/InGaAs. Pour la réalisation du contact métallique bas notamment, il est impératif d’arrêter précisément la gravure sur la couche dopée où sera réalisée la métallisation. Dans le cas contraire les propriétés électriques de la jonction seront très éloignées de la caractéristique visée. Un contrôle in situ de la profondeur de gravure assurera la reproductibilité des fonctions électriques des dispositifs. Il existe plusieurs techniques optiques qui permettent de réaliser ce contrôle in situ. Ces techniques sont pour la plupart basées sur l’analyse des phénomènes d’interférence. Les techniques de contrôle in situ les plus utilisées sont le RHEED (de l’anglais, Reflection High Energy Electron Diffraction) et la réflectance infrarouge par transformée de Fourier (en anglais FTIR, Fourier Transformed Infrared Reflectance) [74]. I-6.2 La gravure latérale La gravure latérale fait suite à la gravure verticale. Le procédé choisi est une sousgravure humide des couches sacrificielles d’InGaAs [75]. Cette technique permet la production de structures mécaniques tridimensionnelles. Elle doit être sélective pour ne pas porter atteinte à l’intégrité de la structure. La gravure des matériaux semiconducteurs par voie humide est gouvernée par des mécanismes d’oxydo-réduction et la cinétique de gravure est régie par la diffusion et/ou l’équilibre de la réaction [76]. Le micro-usinage de surface est le procédé de gravure latérale mis en œuvre pour la fabrication des membranes suspendues. Il présente l’avantage d’être compatible avec les procédés de fabrications collectives. Une approche monolithique peut ainsi être envisagée. L’empilement formé d’alternances d’InP/InGaAs est gravé sélectivement en éliminant les ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 23 couches de matériaux sacrificiels. La couche sacrificielle d’InGaAs est sous-gravée auquel cas les lames d’InP sont libérées (cf. Figure I-10). Figure I-10 : Schéma du procédé de micro usinage de surface des structures. La gravure humide développée pour la production de structures tridimensionnelles à base de matériaux III-V utilise une solution de FeCl3 :H2O. La solution de gravure FeCl3 :H2O offre une affinité chimique plus importante avec l’élément arsenic de la couche d’InGaAs qu’avec le Phosphore. La solution de gravure FeCl3 :H2O retenue est sélective et présente une forte anisotropie : la vitesse de gravure est maximale dans les plans de la famille (100) et minimale dans les plans de la famille (110). L’existence de couches dopées perturbe la cinétique de gravure de façon non négligeable. La perturbation se manifeste sous plusieurs formes, à savoir, une surgravure de l’InP, une surgravure des plots d’ancrage, … Celle-ci déséquilibre la structure suspendue et la répartition des contraintes. I-6.3 Séchage des supercritique microstructures : séchage Au terme de l’étape de micro-usinage sélective et humique, il faut sortir les microstructures de la solution de gravure FeCl3 :H2O. Les membranes micro usinées d’InP sont séparées par quelques centaines de nanomètres d’Air. Du fait des faibles dimensions latérales des structures micro mécaniques, les forces opérantes à la surface, à l’interface, et entre les lames suspendues dues aux interactions moléculaires, aux charges électriques et magnétiques peuvent devenir suffisamment importantes pour influencer le comportement des composants MEMS. Au final, ces inflences peuvent avoir un impact déterminant sur l’échec ou la réussite de la conception, la fabrication, et leurs fonctions. Pour identifier l’importance relative de ces forces sur les MEMS, une comparaison des forces opérantes est réalisée quantitativement en accord avec leurs distances d’interaction (cf. Figure I-11). MOEMS Figure I-11 : Comparaison des forces opérantes entre deux membranes selon leur distance de séparation, extraite de [77]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms 24 La figure I-11 montre en effet que les forces interagissant avec les membranes suspendues sont les forces de capillarité et les forces électrostatiques. Les forces de capillarité sont de quatre ordres de grandeur supérieures aux forces électrostatiques induites par l’accumulation des charges à la surface des lames adjacentes aux cavités d’air (attraction de Coulomb). La force de capillarité est une force d’interaction à courte distance où les molécules possèdent en surface une énergie supérieure à celle en volume indépendamment de la nature du milieu ambiant, qu’il soit solide ou liquide. Elle dépend exclusivement du mouillage et de la morphologie de surface, à travers l’angle de contact. Dans ce cas, une modification des surfaces par le micro usinage est susceptible de changer l’angle de contact. Le phénomène de capillarité a ainsi, à de très courtes distances, des effets macroscopiques. Ces distances submicroniques rendent non négligeables les forces de surface qui sont supérieures ou du même ordre de grandeur que la force de rappel de la membrane suspendue. De telles forces de surface sont susceptibles si elles ne sont pas convenablement gérées de conduire au collage des lames d’InP suspendues. Pour éviter un éventuel collage des microstructures MEMS par l’effet des forces de capillarité ou des tensions de surface, il est impératif d’employer des méthodes à base de liquide faiblement tension actif (cf. Tableau I-4) et la technique de séchage super critique. Tableau I-4 : tension de surface à température ambiante. Eau CO2 (300K) CO2 Méthanol Acétone éthanol Isopropanol à 300K supercritique 300K 300K 300K 300K 300K Tension de surface 73 0 5 24,49 23,7 22,75 21,7 (mN/m) Les microstructures sont plongées dans une solution d’acétone pour être nettoyées. Suite au nettoyage des microstructures, le CO2 en phase liquide remplace par autoclave la solution d’acétone maintenue à une pression de 50 bars et une température inférieure à 8°C. La faible viscosité et tension de surface du CO2 fait qu’il lui est relativement facile de s’infiltrer entre les lames d’InP. La procédure de séchage par contournement du point triple consiste à chauffer jusqu'à ce que la pression ait atteint les conditions supercritiques (cf. Figure I-12) : 31°C et 72,8 Figure I-12 : Diagramme de atmosphère. Le CO2 est à partir de ce point un superfluide phase du CO2 dont les propriétés physiques varient de façon continues en fonction de la température et de la pression. La tension de surface est nulle auquel cas le collage par capillarité est éliminé. Le retour progressif à la pression atmosphérique fait passer le CO2 de l’état supercritique à l’état gazeux avec une variation progressive de sa tension de surface, ce qui préserve du collage les microstructures formées de plusieurs couches d’air [78]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms I-7 Conclusion 25 La technologie des microsystèmes montre jusqu’à aujourd’hui son immense potentiel pour les composants et les systèmes de transmission métropolitains gourmands en bande passante, où la demande pour le routage et l’aiguillage est critique. La flexibilité et la capacité de reconfiguration dynamique que cette technologie confère font que l’intégration des MEMS dans les systèmes multiplexés des réseaux métropolitains devient extrêmement attractive pour l’implémentation d’actuateurs aux composants à configuration verticale. Aucune autre technologie, à notre connaissance, ne peut moduler une fonction optique sur une aussi large gamme de variation continue et ce pour des déplacements de quelques fractions de longueur d’onde. Par ailleurs, le caractère monolithique de cette technologie permet de rester compatible avec les exigences industrielles de réductions des coûts de fabrication. Intégré sur les composants verticaux à base de résonateur Fabry-Pérot, nous envisageons, pour la réalisation de composants télécoms accordables autour de 1,55 µm, dédiés à l’émission et au filtrage dans les réseaux multiplexés optiques de transmission longue distance, d’utiliser des miroirs de Bragg micro usinés InP/Air afin de relâcher les contraintes inhérentes à la fabrication de miroirs de Bragg tout semiconducteur de haute réflectivité sur le substrat InP. Sur la figure I-13 sont représentés les schémas de principe des structures laser et filtre optique que nous allons développer au cours de ce travail. (a) VCSEL accordable (b) Filtre optique accordable Figure I-13 : Schéma de principe du VCSEL et Filtre optique accordables à base de MEMS Les approches choisies sont monolithiques et offrent la possibilité de moduler la longueur de cavité résonante. Pour la structure VCSEL MOEMS, la cavité résonante est mixte et composée d’Air et d’InP (cf. Figure I-13.a). La structure filtre est entièrement formée de lames d’InP séparées par des lames d’Air (cf. Figure I-13.b). Celle-ci réalise un résonateur Fabry-Pérot où les deux miroirs de Bragg InP/Air inférieur et supérieur entourent une cavité résonante d’Air. Dans ces deux types de structures, l’accordabilité est obtenue par déplacement de la lame d’InP adjacente à la cavité d’Air. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. I MOEMS pour les Télécoms I-8 Bibliographie du chapitre MOEMS pour les Télécoms [1] 26 Syms, R.R.A., Moore, D.F. Optical MEMS for Telecoms. Materials to day, 2002, July/August, p. 26-35, ed. Elsevier Science. [2] Way, W.I., Smith, D.A., Johnson, J.J., Izadpanah, H. A self-routing WDM high-capacity SONET ring network [3] Syms, R.R.A., Gormley, C., Blackstone, S. Improving yield, accuracy and complexity in surface tension self-assembled MOEMS. 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Enfin, nous décrirons une technique d’imagerie de mode de micro cavités nécessaire pour traiter le problème du contrôle de la courbure des miroirs formant les micro cavités et l’optimisation du couplage entre les modes de cavité et la fibre optique. Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 34 Chapitre II MOYENS EXPÉRIMENTAUX DE MICRO CARACTÉRISATION ........... 33 II-1 Introduction .................................................................................................................. 35 II-2 Techniques de micro caractérisation : microphotoluminescence, microréflectivité .... 36 II-2.1 Principes ............................................................................................................... 36 II-2.1.1 Micro réflectivité........................................................................................ 36 II-2.1.2 Micro Photoluminescence/Electroluminescence ................................. 38 II-2.2 Résolution spatiale ............................................................................................... 40 II-2.4 Amélioration......................................................................................................... 40 II-2.4.1 Résolution................................................................................................... 40 II-2.5 Etalonnage............................................................................................................ 42 II-2.5.1 Fonction de transfert du banc de micro caractérisation ...................... 42 II-3 La micro photoréflectance............................................................................................ 42 II-3.1 Principe et paramètres extraites............................................................................ 42 II-3.2 Paramètres expérimentaux ................................................................................... 43 II-3.2.1 Banc de micro photoréflectance .............................................................. 43 II-3.2.2 Alignement des sources d’excitation...................................................... 44 II-3.2.3 Equilibre en puissance entre la source large bande et le laser de pompage.......................................................................................................... 45 II-4 Imagerie des modes de cavité....................................................................................... 45 II-4.1 Principe................................................................................................................. 45 II-4.2 Profil d’intensité................................................................................................... 46 II-5 Conclusion.................................................................................................................... 47 II-6 Références bibliographiques du chapitre moyens expérimentaux de micro caractérisation............................................................................................................... 48 ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 35 II-1 Introduction L’étude des composants dédiés au multiplexage par voie optique est une activité qui a débuté au laboratoire de physique de la matière (LPM) en 1996 avec le projet européen Esprit MOEMS. Au cours de ce projet, un banc de micro réflectivité en espace libre a été développé avec pour objectif la caractérisation de dispositifs micro-optoélectroniques, et notamment, la caractérisation de filtres Fabry-Pérot micro-usinés à fort contraste d’indice aux longueurs d’ondes des télécommunications optiques (1,1-1,7 µm). Le banc développé permet de mesurer les propriétés optiques des dispositifs à base de micro cavités opto-mécaniques. La résolution latérale atteignant quelques dizaines de microns rendait possible la caractérisation des dispositifs microniques[1]. La configuration choisie accordait suffisamment de degrés de liberté pour ajuster et optimiser les résolutions spatiale, spectrale, et angulaire. Sur la base de ces moyens expérimentaux, mon travail de thèse a commencé. J’ai été amené à adapter le banc existant afin de le rendre plus performant tant du point de vue de la résolution spectrale que de la sensibilité. Il nous fallait, d’une part, atteindre une résolution spectrale inférieure à 3 Angströms, et, d’autre part, augmenter le rapport signal sur bruit avec des sources plus puissantes. Le but recherché est l’étude de la structure fine des modes de cavité (modes propres et d’ordre supérieur) et, dans une moindre mesure, le spectre large bande de la réflectivité. Pour ce faire, j’ai mis en place un banc utilisant une fibre collimatée de type Gradissimo dont le diamètre dans la zone de Rayleigh est adapté à la structure étudiée. La zone de Rayleigh définie la région dans la quelle le faisceau gaussien peut être considéré comme une onde plane. La collection se fait à l’aide d’un objectif de microscope. Ce banc expérimental présente l’avantage de peu filtrer spatialement en sortie le signal optique et de permettre l’étude modale des micro cavités. Dans ce chapitre sont présentées les potentialités, la mise au point, et la validation des techniques expérimentales développées pour l’étude des filtres et des lasers dédiés au multiplexage en longueur d’onde. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 36 II-2 Techniques de micro caractérisation : microphotoluminescence, microréflectivité Les objets étudiés sont des micro cavités Fabry-Pérot de types passives et actives. Pour l’étude de ce type de dispositif, il est important d’avoir accès aux propriétés optiques telles que la réflectivité pour les systèmes multicouches[2] et la photoluminescence pour les dispositifs actifs[3]. Pour cela, j’ai développé et amélioré les bancs de micro réflectivité (µRefl) et de micro photoluminescence (µ-PL). La suite de ce chapitre est consacrée à la description des principes de bases, à la mise en place, et à l’adaptation de ces techniques aux composants multiplexés en longueur d’onde pour les applications dans les télécommunications optiques. II-2.1 Principes II-2.1.1 Micro réflectivité Le principe de base de la technique de réflectivité repose sur l’analyse de la composante réfléchie du faisceau de sonde lors de son interaction avec la structure étudiée. Deux configurations ont été utilisées. L’une utilise une source quasi monochromatique obtenue à partir d’une lampe tungstène couplée à un spectromètre. Dans ce cas, la détection spectrale est non sélective. L’autre technique que j’ai développée s’appuie sur l’utilisation de source large bande fibrée (SLED), et dans ce cas, la détection est résolue spectralement. Il s’agit d’un spectromètre couplé à une barrette CCD InGaAs. La plupart des mesures sont effectuées en incidence normale. • • Dans la configuration utilisant une source quasi monochromatique, l’optique utilisée pour focaliser le faisceau est un objectif de microscope de grande ouverture numérique (~0,6). L’utilisation d’un diaphragme à iris permet de réduire celle-ci pour réaliser un faisceau quasi-parallèle. Dans le cas, des sources larges bandes fibrées, nous avons veillé à placer la micro structure dans la zone de Rayleigh du faisceau gaussien. Pour mesurer de manière absolue les réflectivités de la structure, nous utilisons un miroir d’Or dont le pouvoir réflecteur est constant et égal à environ 98,5% dans le proche infra rouge (1,0 µm-3,0 µm). Ce miroir servant de référence, nous commettons au plus une erreur systématique de 1,5%. Le coefficient de réflexion est alors obtenu par simple division du spectre réalisé sur l’échantillon par celui du miroir de référence. II-2.1.1.1 Banc de micro réflectivité Le banc expérimental est constitué de quatre éléments principaux : des sources SLEDs d’excitation, un système d’imagerie infrarouge, un système de polarisation, et enfin un ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 37 système d’analyse spectrale. Ce banc expérimental repose sur un montage confocal où l’objet étudié est imagé dans les plans focaux des systèmes d’analyse spectrale et d’imagerie infrarouge avec le même grossissement (cf. Figure II-1). Ceci reste valable lorsque le banc est configuré pour mesurer la réflexion ou la transmission. Figure II-1 : Schéma de principe du banc de micro réflectivité source gaussien. Li=1..2 lentilles, Ph diaphragme, LS1 Lampe Tungstène, F1 filtre passe haut 850 nm, C cube séparateur, O objectif de microscope x50, D1 Barrette photodétecteur InGaAs refroidie, S Porte Echantillon, BS coupleur 1x4, PA pointes de polarisation. Détaillons à présent les éléments constitutifs des quatre blocs principaux. Ils permettent d’expliquer les performances atteintes par le banc de micro réflectivité : (i) Les sources de lumière (4x SLEDs, coupleur 4x1, bloc de positionnement XθYϕZψ, fibre collimatée) comprenant : - - (ii) Quatre diodes superluminescentes « Opto Speed » de largeur spectrale moyenne de 70 ± 20 nm, régulées à 20°C, centrées chacune à 1,61 µm, 1,55 µm, 1,39 µm, 1,29 µm. Leur puissance intégrée est 1 mW à 200 mA. Coupleur 1x4-S-F-B-10-10 « Teem Photonics » ayant des pertes d’insertion de 10 dB. Bloc de position Microlab « Melles Griot » incluant 3 axes de translation et 3 axes de rotation avec 10µm de précision. Fibre collimatée[4] « brevet Gradissimo FR2815421-A1 » formant un faisceau gaussien dont le diamètre au plan d’étranglement est compris entre 15 µm-20 µm avec une distance de travail comprise entre 400 µm à 800 µm et une zone de Rayleigh de ~16 µm. Un système d’imagerie infrarouge (caméra infrarouge, cube séparateur) comprenant : - Une caméra InGaAs CCD linéaire SU320-1.7T-V« Sensors Unlimited » où la matrice CCD est formée de 320 x 240 pixels de 40 µm, couvre la gamme spectrale 0,9 µm-1,6 µm. Sa sensibilité est maximale à 1,55 µm. La détectivité ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation - (iii) est supérieure à 1012 cm ⋅ Hz W . Le bruit électronique est de 2000 équivalents photoélectrons. Le temps d’exposition est de ~16 ms. Un cube séparateur 03 BSD 032 « Melles Griot » traité anti-reflet entre 1,3 µm-1,6 µm. Un système sous pointe pour appliquer une tension aux structures (2x micromanipulateurs, 2x pointes, Source de tension) composé de : - - (iv) 38 Une paire de micromanipulateurs PH120 « Karl Suss » avec des vis micrométriques couvrant une amplitude de 8 mm avec un déplacement de 500 µm/tour et une résolution de 3 µm. Une paire de pointe droite (ou 45°) en tungstène de 12 µm en pointe « Picoprobe ». Une source de tension stabilisée 0-20 Volts avec un pas de 100 mV et un courant maximum de 4 A. Un système d’analyse spectrale (spectromètre, détecteur multicanal, source de lumière blanche) constitué de : - - - Un spectromètre 270M « Jobin Yvon » associé à deux réseaux de 150 traits/mm et 600 traits/mm blazés respectivement à 1,2 µm et 1µm. Les fentes d’entrée et de sortie couvrent une amplitude d’ouverture horizontale de 7 mm avec un pas de 12,5 µm et leur hauteur peut être réduite à 5mm grâce à une tirette horizontal. Un détecteur InGaAs multicanal de 512 x 1 pixels de 25 µm x 500 µm « Jobin Yvon » couvrant la gamme spectrale 0,9-1,6 µm et refroidi par azote liquide à 165 Kelvin ce qui réduit considérablement le courant d’obscurité. Pour un temps d’intégration de 5 ms, la puissance maximale tolérée par le détecteur est de l’ordre de 10 nWatts et le bruit de fond de 190 fWatts en basse sensibilité. En mode haute sensibilité, ces valeurs sont de l’ordre de 430 pWatts pour la puissance maximale et 7 fWatts pour le niveau de bruit de fond. Une lampe tungstène halogène basse tension HLX 64625 « Osram » de 100 W est alimentée par une source de courant stabilisée CLES10-18, et montée en sortie du spectromètre de telle sorte que l’image du filament soit focalisée sur les fentes d’entrée. Un point fort de ce banc expérimental est le contrôle visuel du positionnement du spot d’excitation sur la microstructure à l’aide de la camera linéaire. II-2.1.2 Micro Photoluminescence/Electroluminescence La photoluminescence spectroscopique est une technique de caractérisation sans contact et non destructive qui est utilisée pour sonder la structure électronique des matériaux. Le faisceau laser focalisé sur l’échantillon génère par photo-excitation des paires électron trou qui interagissent avec le matériau à travers un processus de recombinaisons radiatives et non radiatives. Les électrons et trous photogénérés migrent vers des niveaux permis des états excités de la structure électronique. De retour à l’état d’équilibre, l’excès d’énergie libérée peut se traduire soit par une émission de lumière (processus radiatif), soit par un processus ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 39 non radiatif. L’énergie de lumière émise ou la photoluminescence à laquelle nous nous intéresserons est associée à la différence des niveaux d’énergie entre les deux états électroniques impliqués dans la transition. Cette transition a lieu entre l’état excité et l’état à l’équilibre. Cette photoluminescence est collectée par une optique pour être analysée par un spectromètre. La puissance de cette technique de caractérisation non destructive et sans contact est la variété des études matériaux accessibles, parmi lesquelles se retrouvent : (i) (ii) (iii) (iv) La détermination de l’énergie de bande interdite. La détection des niveaux d’impureté et des défauts. Les mécanismes de recombinaison. La qualité du matériau. Cette technique sera ici mise en œuvre pour l’étude des propriétés luminescentes des structures Lasers à puits quantiques d’InGaAs en accord de maille sur l’InP. Ces puits quantiques sont enterrés entre une barrière de quaternaire aluminium (QAl) afin de favoriser la capture des paires électron-trou photogénérées et leur transfert par thermalisation vers les états excités des puits quantiques. II-2.1.2.1 Banc de micro photoluminescence/électroluminescence Le banc de micro photoluminescence/électroluminescence possède une base identique à celle de micro réflectivité excepté quelques variantes (cf. Figure II-2). Les mêmes systèmes d’imagerie infrarouge, de polarisation, et d’analyse spectrale sont utilisés. Un système d’excitation ainsi qu’un système de refroidissement de l’échantillon sont rajoutés à l’ossature de base. Figure II-2 : Banc de micro Photoluminescence/Electroluminescence avec F1 filtre silicium, F2 Lame dichroïque, O objectif de microscope x50, S Porte Echantillon et système de refroidissement Peltier. Les éléments ajoutés par rapport au banc de micro réflectivité sont le système d’excitation et de refroidissement par module Peltier : (i) Le système d’excitation par laser YAG pulsé et continu ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 40 - (ii) II-2.2 Laser YAG 1,06 µm continu délivrant 40 mWatts « AMOCO » avec un faisceau Gaussien de diamètre 280 µm. - Micro Laser YAG 1,06 µm pulsé 10 nsec cadencé à 2 kHz et fourni 1 Watt à 100 mA de courant. Le système de refroidissement Peltier atmosphérique (2x Modules Peltier montées en série, Régulation proportionnelle intégrale dérivée de la température avec des mesures par sondes de platine, radiateur, flux d’azote gazeux) couvre un domaine de température allant de -20°C à +120°C. Le givre issu de la condensation de l’air est évité aux températures négatives grâce à la création locale d’une atmosphère enrichie en azote gazeux et froid. Résolution spatiale Les composants monolithiques fabriqués de façon collective sont des puces d’une dimension typique de 500 µm x 500 µm. Le cœur du dispositif est formé par une membrane de 50 µm de diamètre. Les optiques utilisées sont des objectifs de microscope de grossissement x20, x50, et x100 ayant de grandes distances de travail et conçus pour travailler avec des faisceaux collimatés (cf. Figure II-3). Figure II-3 : Micrographie MEB d’un micro composant : -Puce 500 µm x 500 µm -Zone visible par objectifs pour 3mm d’ouverture de fentes : x20 carré noir (~170 µm x 170 µm) x50 carré bleu (~70 µm x 70 µm). Les fentes du spectromètre réalisent un filtre spatial ce qui permet de sélectionner sur la membrane optomécanique la zone analysée. L’ouverture des fentes est horizontalement de 1mm et varie dans la direction verticale entre 7 mm et 12,5 µm. Si la diffraction est prise en compte, la surface analysée ainsi couverte est comprise entre 400 µm x 50 µm (160 µm x 30 µm) et 5 µm x 50 µm (3 µm x 30 µm) pour un grossissement x20 (x50) respectivement aux ouvertures des fentes maximale et minimale. II-2.4 Amélioration II-2.4.1 Résolution Le banc de micro réflectivité disponible jusqu’à présent au laboratoire utilisait une lampe tungstène. La lampe tungstène n’est pas suffisamment puissante pour révéler les modes d’ordre supérieur du résonateur Fabry-Pérot. Lorsque j’ai commencé mon travail de thèse, les premières mesures ont été réalisées en utilisant une diode électroluminescente (DEL) fibrée centré à 1,55 µm, de faible puissance (10 µWatts), et d’une largeur spectrale de 100 nm. Dans le but de valider l’utilisation d’une diode électroluminescente, nous avons reporté sur la figure ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 41 II-4, le spectre de réflectivité large bande obtenu à l’aide de la DEL et celui obtenu grâce à la lampe. Ce spectre est pris en basse résolution (1,2 µm). On peut remarquer que le niveau de bruit est beaucoup plus faible. Le temps d’acquisition est lui aussi beaucoup plus faible (~1 sec) alors que, dans le cas de la lampe tungstène, l’acquisition a pris plusieurs heures. La diode de largeur spectrale de 100 nm centrée sur 1550 nm montre ainsi que l’association du banc de micro réflectivité avec une source gaussienne large bande permet potentiellement de réaliser rapidement (5 sec) des spectres de réflectivité large bande sur une plage spectrale d’environ 200 nm et d’atteindre une résolution 1,2 nm lorsque le spectromètre est associé au réseau 150 traits/mm. 1.2 Reflectance (u.a.) 1.0 0.8 Figure II-4 : spectre de réflectivité large bande. 0.6 0.4 LAMPE LED 0.2 0.0 1450 1500 1550 1600 1650 λ, nm Bien que le pic Fabry-Pérot mesuré avec la lampe tungstène et associé à une résolution spectrale de 0,4 nm permette d’observer l’émergence de quelques modes d’ordre supérieur, la puissance de la lampe est insuffisante pour séparer les différents modes d’ordre supérieur. Nous avons aussi réalisé des mesures à haute résolution (réseau 600 tr/mm du pic FabryPérot situé vers 1,6 µm). On peut par ailleurs voir que le spectre obtenu avec la DEL est mieux résolu que celui obtenu avec la lampe tungstène (cf. Figure II-5). 1,15 1,10 Reflectance (u.a.) 1,05 1,00 Figure II-5 : Spectre du pic Fabry-Pérot mesuré par une lampe tungstène et diode électroluminescente associées résolution de 0,4 nm et 0,25 nm respectivement. 9 nm 0,95 0,90 0,85 0,80 0,75 0,70 1595 LED Lamp 1600 1605 1610 1615 1620 λ,nm Dans la suite de mon travail, j’ai utilisé des diodes superluminescentes (en anglais, SLED) délivrant une puissance intégrée (1 mW) très supérieure à celle de la diode électroluminescente large bande utilisée ci-dessous pour la réflectivité. Elles permettent d’améliorer le rapport signal sur bruit offrant ainsi une marge de puissance suffisante pour révéler les modes d’ordre supérieur de micro cavité. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation II-2.5 Etalonnage II-2.5.1 Fonction de transfert du banc de micro caractérisation 42 Pour les études en photoluminescence (PL), il est important de connaître la fonction de transfert de l’appareillage. Pour cela nous utilisons une source étalon dont le spectre est connu. Dans notre cas, nous avons utilisé une lampe tungstène dont la température de couleur est de 4200 Kelvin. La fonction de transfert est reportée sur la figure II-6. De plus, on peut voir qu’elle couvre la plage spectrale comprise entre 0,9 µm et 1,7 µm. 4.0 3.5 Response,a.u. 3.0 2.5 2.0 Figure II-6 : Fonction de transfert du banc micro caractérisation 1.5 1.0 0.5 corrected_TF150 0.0 800 1000 1200 1400 1600 1800 wavelenght, nm II-3 La micro photoréflectance La photoréflectance (PR) est une technique non destructive de spectroscopie par modulation. Elle est utilisée pour l’étude des propriétés des matériaux massifs[5, 6], des surfaces et interfaces[7], des hétérostructures[8], de la croissance[9], des procédés de fabrication[10-13], et de la structure électronique des composants semiconducteurs[14, 15]. II-3.1 Principe et paramètres extraits Le principe de base de la spectroscopie par photoréflectance repose sur la mesure de la variation de la réflectivité relative ( ∆R R ) induite par la modulation périodique de la permittivité diélectrique à travers une source de pompage hachée. Il s’agit d’une méthode utilisant deux faisceaux (cf. figure II-7). Un premier faisceau appelé sonde (noté I0) sert à mesurer la réflectivité du matériaux et un second faisceau appelé faisceau de pompe qui est haché par un « chopper » sert à moduler la réflectivité du matériau. Le processus physique qui donne lieu à cette modulation est lié à la modulation du champ électrique sous la surface illuminée. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 43 Figure II-7 : Schéma de principe de la photoréflectance. La composante réfléchie du faisceau sonde comporte deux contributions : (i) (ii) Une composante principale R × I 0 (λ ) correspondant au faisceau réfléchi lorsqu’il n’y a pas de faisceau pompe. Une composante modulée de faible amplitude ∆R × I 0 (λ ) . A l’aide d’une détection synchrone, la composante ∆R est mesurée en fonction de la longueur d’onde et normalisé par R. Les spectres ∆R/R correspondent en première approximation à la dérivée du spectre d’absorption[16] et ne présentent des intensités notables qu’au voisinage des points critiques des transitions optiques[17, 18]. Les caractéristiques faiblement marquées, non observables dans le spectre de réflectivité (300 K), sont amplifiées par cette technique. Cette technique présente l’avantage, d’une part, d’éliminer le fond continu, et, d’autre part, d’augmenter la sensibilité au voisinage des points critiques et les énergies de singularité de la densité d’états joints. De plus, elle révèle aussi la position du pic Fabry-Pérot, de l’énergie, et des paramètres d’élargissement des transitions interbandes [19]. Nous nous sommes servi de cette technique pour déterminer la position énergétique du niveau E1H1 des puits quantiques dans les structures VCSELs. Il faut savoir que dans le cas de structures VCSELs, cette information est difficile à obtenir par les techniques classiques (PL) car les spectres sont fortement perturbés par la présence de structures multicouches. Au laboratoire, cette technique a été très largement développée[20] pour les dispositifs de grande taille. Cette technique est plus difficilement adaptable aux dispositifs de taille micronique ce qui demande un soin particulier, d’une part, dans l’alignement, et, d’autre part, dans l’équilibre en puissance des faisceaux d’analyse et de pompage dans les matériaux à multipuits quantiques. Les procédures et solutions mises en place pour surmonter ces difficultés d’adaptation à l’étude des structures microniques sont expliquées dans le paragraphe suivant. II-3.2 Paramètres expérimentaux II-3.2.1 Banc de micro photoréflectance Le banc expérimental de la figure II-8 utilise un spectromètre couplé à la lampe tungstène à défaut d’une source accordable. La gamme spectrale balayée par le spectromètre est le domaine énergétique ou spectral sur lequel l’analyse des propriétés optiques sera ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 44 réalisée. La mesure consiste à faire le rapport du signal acquis sous modulation laser avec la réflectivité de la structure étudiée. En l’état, le module thermoélectrique Peltier que nous utilisons permet d’atteindre une gamme de température comprise entre -20°C +120°C et de réaliser, en outre, des mesures de photoréflectance en température. La gamme de températures couvertes par le module Peltier est suffisante pour suivre le désaccord entre le pic de résonance (0,01 nm/°C) et le gain (0,1 nm/°C) dans les structures lasers[21-24]. Figure II-8 : Banc de micro photoréflectance avec F1 filtre silicium, F3 lame dichroïque 1,06µm, D2 photodétecteur InGaAs, H hacheur. II-3.2.2 Alignement des sources d’excitation. L’adaptation de la technique de micro photoréflectivité aux dispositifs de la taille du micron demande, en incidence normale, de particulièrement soigner l’alignement des sources d’excitation et d’analyse. L’ouverture des fentes du spectromètre est reliée à deux paramètres, la résolution spectrale et spatiale. Un soin particulier doit être apporté dans le choix de l’ouverture des fentes de telle manière qu’elles recouvrent le domaine excité par le laser de pompe. Un problème issu de la technique de photoréflectance est l’apparition d’un signal parasite dans le cas de couches luminescentes. En effet, le laser utilisé pour moduler le champ en surface génère de la luminescence à la même fréquence de modulation. Ce signal parasite peut être très important, de l’ordre de grandeur du signal de PR à mesurer. Pour s’affranchir de ces effets parasites, nous devons diminuer autant que faire se peut l’intensité du faisceau pompe. Dans notre cas, nous avons réduit la puissance de pompe à 80 µW (cf. Figure II-9). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 45 0,04 0,03 PR, a.u. 0,02 InGaAs E1H1 cladding InGaAsP Figure II-9 : Spectre de photoréflectance d’une couche active (Structure EPVOM Min1743, LPN) constituée de multipuits quantiques InGaAs dans une barrière InGaAsP (1,2 µm). 0,01 0,00 -0,01 -0,02 -0,03 PR hVcsel G5_25-15 -0,04 1200 1300 1400 1500 1600 1700 λ, nm Nous avons reporté sur la figure II-9, un spectre typique de micro photoréflectance (µPR) d’une structure à multipuits quantiques d’InGaAs dans une barrière de InGaAsP et notant bien le pic correspondant à la transition E1H1 et de la barrière. Il faut savoir qu’il y a peu ou pas de mesures de µ-PR dans la littérature qui ont été rapportées jusqu’à présent. Une des applications possible de ce banc de µ-PR est son utilisation à la caractérisation par PR des micro structures de type VCSEL et transistor à hétérojonction (BHT). II-3.2.3 Equilibre en puissance entre la source large bande et le laser de pompage De même que l’alignement des faisceaux sonde et pompe est nécessaire, il convient d’équilibrer leurs puissances (cf. Tableau II-1). Le faisceau pompe doit être atténué à une valeur comparable à celle du faisceau sonde. Au-delà de ce rapport, la photoluminescence des couches actives couvre totalement le signal de réflectivité et sature le détecteur InGaAs. La source de pompage génère un signal de photoluminescence modulée plus important que celui de photoréflectivité. Tableau II-1 : Equilibre de puissance entre source de pompage et lampe tungstène. Ouverture des Fentes du spectromètre 1 mm 0,1 mm 2 Densité de puissance Laser Yag 31,3 W/cm 31,3.10-3 W/cm2 Densité de puissance en sortie du spectromètre 2,7.10-3 W/cm2 3,5.10-6 W/cm2 Rapport de densité 11,7.10+3 8,9.10+3 II-4 Imagerie des modes de cavité II-4.1 Principe Pour les micro cavités Fabry-Pérot accordables, il est important de pouvoir imager les différents modes. Le principe de cette technique d’imagerie consiste à injecter dans un résonateur optique un mode gaussien pour l’étude fine des modes de cavités résonantes en champ lointain. Pour cela, on utilise une source laser accordable qui va balayer les différents ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 46 pics de transmission associés à chacun de ces modes de cavité. Lorsque la longueur d’onde du laser correspond à une résonance, on voit apparaître sur le plan de la caméra infrarouge le profil spatial du mode de cavité. Le dispositif expérimental est reporté sur la figure II-10 (cf. Figure II-10). Les deux plans de focalisation P1 et P2 sont toujours associés à la surface de la micro structure et au plan de la caméra infrarouge. Dans ce système d’imagerie, les plans P1 et P2 sont des plans conjugués l’un par rapport à l’autre. Le profil spatial d’intensité des modes de cavité est imagé sur la caméra CCD dans le plan focal de la matrice 320x240 pixels après collimation par l’objectif de microscope x50 ou x100. Figure II-10 : banc d’imagerie infrarouge des modes de cavité L’injection se fait à l’aide d’une fibre collimatée « Gradissimo » dont le mode gaussien en sortie est TEM00. La fibre « Gradissimo » est conçue pour exciter le résonateur Fabry-Pérot avec un faisceau gaussien de 20 µm de diamètre au plan d’étranglement et en faisceau parallèle. Auquel cas tous les modes de cavité[25] peuvent se coupler efficacement avec le faisceau gaussien incident lorsque la longueur d’onde du laser accordable correspond à un pic résonant. Dès lors que le résonateur Fabry-Pérot est placé dans la zone de Rayleigh du faisceau incident, le faisceau incident est susceptible d’exciter l’ensemble des modes de cavité si la longueur d’onde du mode de cavité et celle du laser accordable coïncident. L’utilisation d’un laser accordable[26] ou l’excitation par un faisceau optique désaligné[27] permet d’isoler les modes de cavité TEMm,n. La répartition spatiale et le profil 2D de l’intensité du champ sont analysés par à une caméra CCD infrarouge et linéaire. En sortie du résonateur, le mode observé est un mode gaussien TEMm,n résultant de l’interaction du faisceau incident et du résonateur Fabry-Pérot. Le profil d’intensité imagé à la caméra révèle les modes d’ordre supérieur TEMm,n caractérisant la micro cavité. Le pas d’incrémentation en longueur d’onde du laser est suffisamment fin pour isoler chacun des modes d’ordre supérieur lorsque ceux-ci ne sont pas l’objet d’aberrations intrinsèques à la structure. II-4.2 Profil d’intensité Nous avons reporté dans la figure II-11, une expérience illustrant cette technique d’imagerie. On peut voir sur la figure II-11.a, le mode fondamental de la cavité TEM00 d’un filtre à 6 alternances InP/Air ainsi que son ajustement par une gaussienne. L’observation des modes de cavité permet ainsi de remonter aux caractéristiques intrinsèques du résonateur[28]. Ces données sont de première importance car si l’on veut que le dispositif étudié soit ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 47 monomode, il faut que la fibre utilisée pour le couplage ait tout au moins un diamètre de faisceau gaussien au plan d’étranglement égal à celui mesuré. (a) (b) (c) Figure II-11 : Imagerie du mode fondamental TEM00 d’un Filtre 6 gap d’air– (a) image 2D du mode TEM00 et du filtre 6gaps d’air de 40 µm – (b) profil 3D de l’intensité du mode fondamental- (c) profil 1D d’intensité. La connaissance du diamètre du mode fondamental de la micro cavité et par la même du rayon de courbure du résonateur est un paramètre clé pour la mise en module des composants optoélectroniques tels que le résonateur optique[29-33]. Le choix adéquat de l’optique de couplage réduit les pertes d’insertion, et couple préférentiellement la fibre d’émission au mode fondamental de la cavité[34-37]. II-5 Conclusion Nous avons présenté dans cette partie, les techniques expérimentales de micro caractérisation que nous avons développées pour l’étude des microstructures à base de micro cavité optomécanique Fabry-Pérot. Les techniques mises au point permettent la mesure des spectres de photoluminescence et de réflectivité dans un temps court (5 sec). La résolution spectrale de 0,25 nm, la caméra CCD linéaire, et la puissance intégrée des sources SLEDs (1 mWatt) constituent un outil versatile et puissant capable de révéler la structure fine des modes de cavité et électronique des dispositifs micro-optoélectroniques. La technique de photoréflectivité est adaptée à l’étude des microstructures au prix d’un effort d’alignement des sources d’excitation et de recherche d’un équilibre en puissance entre les sources de pompage et la lampe tungstène. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. II Les moyens expérimentaux de micro caractérisation 48 II-6 Bibliographie du chapitre moyens expérimentaux de micro caractérisation [1] Le Dantec, R. Conception et étude de micro-cavité opto-mécaniques accordables sur InP pour le démultiplexage en longueur d’onde. Thèse Sci. Lyon : INSA de Lyon, 1999, p.163. [2] Kavokin, A., Gil, B. GaN microcavities: Giant Rabi splitting and optical anisotropy. Applied Physics Letters, 1998, vol. 72, n° 22, p. 2880-2881. 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Transmission spectra of Fabry-Perot etalon filter for diverged input beams. IEEE Photonics Technology Letters, 2002, vol. 14, n° 9, p. 1315 -1317. ©Aldrice G. Bakouboula 51 Chapitre III FILTRE MOEMS ACCORDABLE POUR LES APPLICATIONS WDM Au cours des chapitres précédents, nous avons introduit la problématique de ce travail et les moyens expérimentaux développés pour l’étude des composants optiques accordables à base de MOEMS pour les télécommunications longue distance. Dans ce chapitre, nous présenterons les travaux réalisés sur la conception et l’optimisation des procédés de microtechnologies et de croissances qui ont conduit à la fabrication de filtres à 7 alternances InP/Air largement accordables en longueur d’onde. Les applications visées sont l’insertion et le prélèvement de signaux optiques dans les réseaux de transmission multiplexés de 100 GHz. Une rupture technologique a été nécessaire pour rendre cette technologie compatible avec les standards ITU du DWDM. Les principaux points traités pour sa réalisation sont la réduction des courbures résiduelles dans les lames suspendues d’InP et l’évolution des modes de la micro cavité FabryPérot InP/Air sur les performances des filtres en actuation. Enfin, nous traiterons le problème délicat du maintien du taux de réjection du filtre InP/Air pour lequel il est indispensable de proposer une nouvelle structure étant donné le caractère multimode des résonateurs FabryPérot. Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 53 Chapitre III FILTRE MOEMS ACCORDABLE POUR LES APPLICATIONS WDM .... 52 III-1 Introduction .................................................................................................................. 54 III-2 Conception fine des filtres MOEMS............................................................................ 54 III-2.1 Rappels sur les filtres MOEMS à 6 alternances InP/Air ...................................... 55 III-2.2 Objectifs de l’étude/spécifications WDM ............................................................ 56 III-2.3 Accordabilité électromécanique........................................................................... 56 III-2.4 Conception des filtres........................................................................................... 58 III-2.4.1 Miroir de Bragg micro usiné InP/Air ...................................................... 58 III-2.4.2 Résonateur Fabry-Pérot ............................................................................ 62 III-3 Première génération de filtres ...................................................................................... 65 III-3.1 Structure à 6 alternances d’InP/Air ...................................................................... 66 III-3.1.1 Conception des filtres MOEMS à 6 alternances .................................... 66 III-3.1.2 Caractérisation optique ............................................................................ 68 III-3.1.3 Problématique de l’Arsenic résiduel ...................................................... 70 III-3.1.4 Génération de défauts par RIE ................................................................ 72 III-3.2 Structure à 7 alternances d’InP/Air ...................................................................... 75 III-3.2.1 Conception du filtre à 7 alternances ....................................................... 75 III-3.2.2 Spectre de transmission............................................................................ 76 III-3.2.3 Actuation .................................................................................................... 76 III-3.2.4 L’influence du couplage de la fibre avec le filtre, des rugosités sur les performances optiques ................................................................................................. 77 III-4 Deuxième génération de filtres .................................................................................... 80 III-4.1 Description des structures .................................................................................... 80 III-4.2 Caractérisation des filtres ..................................................................................... 82 III-4.2.1 Filtres de diamètre 50 µm......................................................................... 83 III-4.2.2 Filtres de diamètre 100 µm....................................................................... 85 III-5 Propriétés modales ....................................................................................................... 88 III-5.1 Structure Spatiale des modes en cavité stable ...................................................... 89 III-5.1.2 Modes Gaussiens....................................................................................... 89 III-5.1.3 Modes propres en cavité stable ............................................................... 90 III-5.2 Couplage mode de cavité avec une fibre.............................................................. 93 III-5.3 Résultats expérimentaux ...................................................................................... 94 III-5.3.1 Cas d’une cavité stable ............................................................................. 94 III-5.3.2 Cas d’une cavité instable .......................................................................... 96 III-7 Conclusion.................................................................................................................... 99 III-8 Bibliographie du chapitre Filtres accordables pour les applications WDM............... 101 ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 54 III-1 Introduction Dans le cadre du développement des réseaux optiques multiplexés en longueur d’onde, les brasseurs et les réseaux analogiques doivent faire appel à des filtres qui, au-delà des performances des produits actuels, doivent être très sélectifs, rapidement accordables en continu sur une large plage spectrale et ayant un encombrement et un coût minimal. Pour satisfaire à ces critères clés, nous proposons d’étudier et de réaliser dans le cadre du programme MOUSTIC des filtres à base de structure verticales micro-mécaniques en matériau III-V compatible avec les réseaux WDM. Les structures que nous décrivons dans ce chapitre sont des Filtres Fabry-Pérot semiconducteur micro-opto-électro-mécanique continûment accordables en longueur d’onde à base de miroirs de Bragg InP/Air conçus pour fonctionner sur des réseaux tout optique dans les bandes spectrales L (1,570 µm-1,625 µm), C (1,525 µm-1,570 µm), et S (1,460 µm-1,530 µm). Ceux-ci intégreront des nœuds de routage optique permettant ainsi l’aiguillage sélectif par canal de longueur d’onde de l’information transmise. Ces composants s’accordent sur les différents canaux ITU (International Telecommunication Union) espacés de 100 GHz en modifiant l’épaisseur de la cavité résonante par l’action d’une force mécanique générée électrostatiquement grâce à une jonction p-i-n. Nous présenterons dans un premier temps brièvement le point de départ de ce travail suivi d’un travail de conception des filtres Fabry-Pérot à base de miroirs de Bragg microusinés. Cela nous amènera à présenter l’approche envisagée pour étendre cette technologie aux applications 100 GHz, le premier niveau du dense WDM. Dans un deuxième temps, nous présenterons la première série de structures réalisées où nous avons relevé les principaux verrous technologiques, ce qui nous amènera à présenter l’approche des structures à lames épaisses. Une étude modale des micro cavités Fabry-Pérot nous permettra de discuter des modes de cavité résonante en configuration stable ou instable, dans la perspective d’une optimisation du couplage de la fibre monomode avec le filtre. L’étude du mode fondamental et de son évolution en accordabilité nous permettra d’évaluer l’évolution de la courbure effective des miroirs, le couplage entre les modes fondamental et d’ordre supérieur, ainsi que leur impact sur les pertes d’insertion. Ces résultats expérimentaux seront alors comparés aux modélisations obtenues par la technique FDTD (Finite Difference Time Domain). Au vu du nombre de structures étudiées ici, nous avons réalisé une annexe qui comprend leur description fine enfin du manuscrit. III-2 Conception fine des filtres MOEMS La conception de filtres MOEMS pour les applications au multiplexage en longueur d’onde est réalisée sur la base de miroirs de Bragg distribués constitués par un empilement périodique de bi-couche InP/Air. Le miroir de Bragg ainsi constitué forme l’élément de base qui nous permettra de réaliser le filtre MOEMS. Le filtre MOEMS dédié aux applications WDM est un résonateur Fabry-Pérot dont la cavité résonnante d’Air est entourée de deux miroirs de Bragg [1]. Les performances que nous recherchons sont obtenues grâce à des miroirs de très hautes réflectivités. Le schéma de principe de tels dispositifs est représenté sur la figure III-1. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 55 Figure III-1 : Schéma de principe d’un résonateur Fabry-Pérot à base de miroir de Bragg InP/Air doublement accordable. En cavité stable si V>0 et instable si V<0 Les miroirs de Bragg InP/Air micro-usinés sont des éléments opto-électro-mécaniques, qui, au moyen d’une tension appliquée via une jonction p-i-n, vont déplacer la lame d’InP adjacente à la cavité pour ainsi réduire ou augmenter la longueur de la cavité résonante, ce qui se traduit par le déplacement de la longueur d’onde de résonance. Le déplacement s’effectue vers les hautes longueurs d’onde lorsque la longueur de cavité augmente. Inversement, la longueur d’onde de résonance se déplace vers les basses longueurs d’onde lors d’une diminution de la longueur de cavité. III-2.1 Rappels sur les filtres MOEMS à 6 alternances InP/Air La réalisation technologique des filtres MOEMS s’appuie sur le savoir faire développé au cours du projet antérieur ESPRIT LTR (MOEMS InP, 1996-1999). Ce programme piloté par le LEOM et auquel a participé le LPM visait au développement de filtres accordables à base de cavités verticales Fabry-Pérot micro-usinées pour les systèmes WDM. Il s’agissait d’obtenir un filtre optique ayant une plage d’accordabilité de l’ordre de 30 nm pour une tension de commande inférieure à 10 Volts, un espacement entre canal à 25 dB comprise entre 400 GHz et 200 GHz. La structure optimale ayant permis d’atteindre les objectifs du projet est un filtre formé de 6 alternances InP/Air dont la cavité résonnante d’Air est d’une épaisseur λ/2+ε. Les membranes suspendues forment un carré de 30 µm x 30 µm suspendu par des bras de 55 µm de long et de 5 µm de large [2]. Les performances enregistrées par ce filtre MOEMS à 6 alternances sont en accord avec les simulations numériques par onde plane effectuées par le formalisme des matrices de transfert. En effet, la largeur du plateau de Bragg est de 210 nm. La largeur de bande passante à -3 dB est de 55 GHz (0,44 nm). L’espacement entre canal à 17 dB est de 200 GHz (1,6 nm). De plus, la sélectivité du filtre est préservée jusqu’à 40 nm d’accordabilité. Au delà de 40 nm d’accordabilité, la largeur de bande passante à -3 dB augmente du fait de la diminution de la réflectivité des miroirs de Bragg. Au final, cette structure a enregistré une accordabilité sur 62 nm pour une tension de polarisation inverse de la diode p-i-n de 14 Volts. Par ailleurs, la microstructure a mis en évidence, lors de l’accordabilité, un phénomène de modulation des pertes d’insertion associé aux modes d’ordre supérieur qui peuvent être à priori attribuées aux effets de courbure résiduelle[3], au couplage, ou au déséquilibre induit par les surgravures des bras d’ancrage [4]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM III-2.2 Objectifs de l’étude/spécifications WDM 56 Le programme RNRT-MOUSTIC (2000-2003) dans lequel s’insère mon travail de thèse vise, dans le cadre du développement une deuxième génération de composants, à étudier et à caractériser des filtres optique à base de cavités verticales Fabry-Pérot micro-usinées à faibles pertes d’insertion et ayant une sélectivité compatible avec un espacement à 25 dB de 100 GHz (0,8 nm) sur 100 nm d’accordabilité continue. Il s’agit là de définir une structure filtre MOEMS, répondant à des spécifications plus sévères et ambitieuses que le programme ESPRIT LTR, celle du DWDM (Dense Wavelength Division Multiplexing). De plus, ces spécifications permettent la réalisation de liens optiques sur plus de 160 kms où le filtre est placé aux nœuds des réseaux optiques multiplexés de type OADM (en anglais, optical add/drop multiplexer) et Brasseur. Le filtre doit pouvoir sélectionner, sur toute la plage d’accordabilité, un canal de la grille normalisée ITU-T G.692 100 GHz. Par ailleurs, le taux de réjection, Réj, doit être suffisant pour garantir le prélèvement et l’insertion sélectifs d’un canal unique depuis un nœud du réseau optique multiplexé vers une voie optique (cf. Tableau III-1). La largeur de bande passante à -3 dB, d’au moins 20 GHz (0,17 nm), assure la qualité de transmission d’un signal optique modulé jusqu’à une fréquence de 10 GHz. Les paramètres présentés dans le tableau III-1 sont un compromis entre les limites physiques et technologiques des filtres MOEMS à micro cavité Fabry-Pérot. Ces paramètres sont néanmoins requis pour envisager l’intégration du filtre dans les systèmes de transmission et routage optiques. Tableau III-1 : Performances optiques Accordabilité III-2.3 Spécification du filtre MOEMS compatible avec le standard ITU-T G.692 100 GHz. 100 Plage d’accordabilité Pertes d’insertion (IL) < 2 dB Dépendance à la polarisation (PDL) < 0,5 dB Bande passante à 3 dB (BW3dB) Intervalle spectral libre (FSR) Rejection des canaux adjacents à CS (Rej) Uniformité des pertes (Unif) Réflexions (Refl) Bande spectrale à la réjection (BW20dB) Plage Vitesse > 20GHz > 100 nm > 25 dB < 1 dB < 30 dB ~ 100 GHz 1510 nm-1610 nm 100 µs Accordabilité électromécanique Les propriétés mécaniques de l’InP et de l’In0.53Ga0.47As en accord de maille sont étroitement reliées à l’orientation cristalline du matériau. Nous pouvons envisager d’orienter les bras d’ancrage selon la direction [100] pour mettre à profit la souplesse plus importante de l’InP, et ainsi abaisser la raideur et la tension d’accordabilité des microstructures. La ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 57 réduction de la raideur des couches d’InP offre la possibilité d’explorer une plage plus large d’accordabilité pour des différences de potentiel inférieures à 10 volts. La fréquence de résonance des microstructures suspendues est pour l’essentiel fonction des dimensions caractéristiques et des propriétés mécaniques des poutres. La fréquence de résonance est donnée par l’expression [5] : f0 = A2 Ebh3 ⋅ 2 12 M 2π L où Eq. III-1 A est la constante modale, A=4,73. E est le module de Young. b est la largeur de la poutre. h est l’épaisseur de la poutre. L est la longueur de la poutre. M est la masse de la membrane. Le déplacement mécanique des membranes suspendues d’InP est généralement réalisé de façon thermique [6] ou électrostatique [7]. Les structures MOEMS seront accordées par l’application d’une force électrostatique à travers une jonction p-i-n. La jonction p-i-n polarise les membranes adjacentes et génère des charges. Par effet électrostatique, il y a attraction des membranes polarisées. Le déplacement effectif des membranes d’InP dopées résulte de l’équilibre entre la force électrostatique et la raideur mécanique de la membrane suspendue (cf. Figure III-2). Figure III-2 : Principe d’actuation d’une membrane suspendue Le bilan des forces mises en jeu dans le système défini par la figure III-2 permet d’écrire, à l’équilibre, la différence de potentiel U en fonction de la constante de raideur des bras du matériau k, de l’épaisseur e, de la surface de la membrane S, et de la permittivité électrique du vide ε0, dans l’hypothèse où la masse de la membrane est considérée comme négligeable : U= 2k 2 ⋅ ∆e ⋅ (e − ∆e ) S ⋅ε0 où k est définie par Eq. III-2 k = M (2π ⋅ f 0 ) 2 . f 0 est fréquence de résonance de la microstructure. M est la masse l’InP (ρInP=4787 kg/m3). L’équilibre est maintenu jusqu’à une flèche maximale inférieure au tiers de l’épaisseur de la cavité d’air [8]. Au delà de cette flèche maximale, les membranes suspendues se collent électrostatiquement. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM III-2.4 Conception des filtres 58 Les filtres MOEMS développés au cours du projet antérieur ESPRIT-LTR sont relativement bien adaptés aux spécifications demandées pour les réseaux métropolitains où l’espacement entre canaux ITU et le taux de réjection sont respectivement d’au moins 200 GHz et de 17 dB : c’est le CWDM (Coarse Wavelength Division Multiplexing). Les signaux multimédia (voix, données et image), prélevés ou introduits par le filtre MOEMS à 6 alternances, peuvent alors être transmis jusqu’à 50 kms à travers une fibre optique monomode sans que l’information soit inintelligible. Nous utilisons pour la conception optique des filtres Fabry-Pérot InP/Air un logiciel de modélisation 1D des propriétés optiques, IMD1 développé originellement par D.L. Windt au Bell Lab en 1998 et distribué par ESRF (European Synchrotron Radiation Facility). IMD possède une base de donnée contenant les propriétés optiques de plus de 150 matériaux. Sa grande flexibilité offre à l’utilisateur la possibilité de définir sa propre base donnée. Il permet aussi sous un environnement spécifique et une interface graphique de calculer la distribution du champ dans la structure, d’ajuster les données expérimentales, et les grandeurs spéculaires telles que la réflectivité, l’absorption, et la transmission. Par ailleurs, l’influence des paramètres tels que l’angle d’incidence, l’épaisseur des couches quart d’onde, la rugosité et l’indice de réfraction peuvent être évalués. La technique utilisée pour le calcul des propriétés optiques des empilements multicouches est celle des matrices de transfert. III-2.4.1 Miroir de Bragg micro usiné InP/Air Un milieu constitué par un empilement périodique de matériaux transparents où les deux matériaux ont respectivement des indices de réfraction nH et nL (avec nH> nL) réalise un miroir de Bragg si ces matériaux ont les épaisseurs respectives LH et LL telles que la lumière soit déphasée de π/2 sur un aller retour. Les couches sont alors quart d’onde et le déphasage à la traversée du matériau est donné par la loi de Bragg : ∆ϕ = 2π n L λ = (1 + 2k ) π 2 donc L = (1 + 2k ) λ 4n Eq. III-3 Dans le cas d’un miroir micro usiné, lorsque la lame d’InP entourant la cavité résonnante se déplace lors de l’accordabilité, l’épaisseur de la lame d’air quart d’onde adjacente s’éloigne de la condition de Bragg. Toutes les autres lames d’Air restant sont maintenues quart d’onde (par construction). Le déplacement de la lame quart d’onde d’InP adjacente à la cavité résonnante ne perturbe donc pas le reste des empilements quarts d’onde qui forment le miroir MOEMS (cf. Figure III-3). La condition d’interférence constructive n’étant plus respectée, la phase du miroir MOEMS n’est plus égale à kπ et la réflectivité se dégrade. 1 IMD http://www.esrf.fr/computing/scientific/xop ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 59 Figure III-3 : Principe du miroir de Bragg micro-usiné InP/Air accordable. nH, nL les indices de réfractions respectives de l’InP et l’Air III-2.4.1.1 Miroir de Bragg InP/Air à la résonance de Bragg Le coefficient de réflexion d’un miroir de Bragg micro-usiné sans perte est exprimé à la longueur d’onde de Bragg (λB) en fonction du nombre de période N, de l’admittance optique du substrat ηS et de l’admittance optique du milieu d’incident η0, et des milieux de haute et bas indice ηH et ηL [9] : 1− r2 N = 1+ η0 ηS η0 ηS ⎛ ηL ⎜⎜ ⎝ηH 2N ⎞ ⎟⎟ ⎠ 2N ⎛ ηL ⎜⎜ ⎝ηH 1− η H2 η 0 ⋅η S 1+ η η 0 ⋅η S r2 N +1 = ⎞ ⎟⎟ ⎠ 2 H si le nombre de couches est pair (2N) ⎛η H ⎜⎜ ⎝ ηL ⎛ηH ⎜⎜ ⎝ ηL ⎞ ⎟⎟ ⎠ 2N ⎞ ⎟⎟ ⎠ 2N si le nombre de couches est impair (2N+1) Eq. III-4.a Eq. III-4.b 1 ηi = H , L , 0, S ⎛ ε ⎞2 H = a = ⎜⎜ 0 ⎟⎟ ⋅ ni Ea ⎝ µ 0 ⎠ III-2.4.1.2 Miroir de Bragg InP/Air sous accordabilité Nous allons étudier les propriétés du miroir de Bragg lorsque la lame d’InP adjacente à la cavité Fabry-Perot est accordée (cf. Figure III-3). De par le déplacement de la lame d’InP adjacente à la cavité, la lame d’Air quart d’onde s’éloigne de la condition de Bragg. Le miroir de Bragg va s’en trouver désaccordé. Nous allons développer un formalisme analytique qui prend en compte cette actuation. Pour obtenir ces formules analytiques simples, nous avons calculé le coefficient de réflexion d’un miroir de Bragg pendant l’accord à une longueur d’onde λR en considérant que la réflectivité des autres éléments constituant le miroir de Bragg reste constante. Dans ce cas, le coefficient de réflexion d’un miroir de Bragg accordable sans perte est exprimé en fonction du nombre de période N, de la variation relative de la longueur de résonance pendant l’accordabilité δλ λR ou de la phase à la résonance θ, de l’admittance optique du substrat ηS et de l’admittance optique du milieu incident η0, et des milieux de haute et bas indice ηH et ηL : ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 60 -Pour 2N+1 couches ~ r2 N +1 (θ ) = 2 2 ⎛ 1 ⎛η η ⎞4 ⎞ 1 ⎞⎟ 2 ⎜ ⎜ L 0⎟ − a ⎟ sin 2 θ + ⎛⎜ a 2 2 2 ⎜ (η η )2 − a 2 ⎟ cos θ ⎜ a ⎜⎝ η H ⎟⎠ (η 0 η S ) ⎟ ⎝ 0 S ⎠ ⎝ ⎠ 2 2 2 2 ⎛ a ⎛ η H2 ⎞ ⎛⎜ 1 ⎛ η L η 0 ⎞ 1⎞ a ⎞⎟ ⎟⎟ ⎜⎜ 2 ⎟⎟ + ⎜⎜ + ⎟⎟ cos 2 θ sin 2 θ + ⎜⎜ Eq. III-4.c ⎝ η0 η S a ⎠ ⎝ η 0 η L ⎠ ⎜⎝ a ⎝ η H ⎠ (η 0 η S ) ⎟⎠ ⎛ η H2 ⎜⎜ ⎝ η0 η L ⎞ ⎟⎟ ⎠ 2 2 ⎛ a2 η H2 1 ⎛ η L η 0 ⎞ ⎞⎟ ⎜ ⎟ − ⎜ 2 cosθ × sin θ ⎜ (η 0 η S )2 a 2 ⎜⎝ η H2 ⎟⎠ ⎟ η L η0 ⎝ ⎠ +i ⎛ η H2 ⎞ ⎜⎜ ⎟⎟ ⎝η0 η L ⎠ 2 ⎛ 1 ⎛η η ⎞2 ⎞ ⎜ ⎜ L 0⎟ + a ⎟ 2 ⎜ a ⎜⎝ η H ⎟⎠ (η 0 η S ) ⎟ ⎝ ⎠ 2 2 ⎛ a 1⎞ + ⎟⎟ cos 2 θ sin θ + ⎜⎜ ⎝ η0 η S a ⎠ 2 -Pour 2N couches ~ r2 N (θ ) = +i 2 2 ⎛ 1 ⎛η η ⎞4 ⎞ 1 ⎞⎟ 2 ⎜ ⎜ 0 L⎟ − b ⎟ sin 2 θ + ⎛⎜ b 2 2 2 ⎜ (η η )2 − b 2 ⎟ cos θ ⎜ b ⎜⎝ η H ⎟⎠ (η 0 η S ) ⎟ ⎠ ⎝ 0 S ⎝ ⎠ 2 2 2 2 ⎛ η H2 ⎞ ⎛⎜ 1 ⎛ η 0 η L ⎞ ⎛ b b ⎞⎟ 1⎞ ⎜⎜ ⎟⎟ ⎜⎜ 2 ⎟⎟ + sin 2 θ + ⎜⎜ + ⎟⎟ cos 2 θ Eq. III-4.d ⎝ η 0 η L ⎠ ⎜⎝ b ⎝ η H ⎠ (η 0 η S ) ⎟⎠ ⎝η0 η S b ⎠ 2 ⎛ b2 ⎛ η H2 ⎞ 1 ⎛ η H2 ⎞ ⎞⎟ ⎜ ⎟ ⎟⎟ cosθ × sin θ − ⎜ 2 ⎜⎜ ⎜ (η 0 η S )2 b 2 ⎜⎝ η 0 η L ⎟⎠ ⎟ ⎝η0 η L ⎠ ⎝ ⎠ ⎛ η H2 ⎜⎜ ⎝ η0 η L ⎞ ⎟⎟ ⎠ ⎛ η H2 ⎜⎜ ⎝ η0 η L ⎞ ⎟⎟ ⎠ avec 2 2 ⎛ 1 ⎛η η ⎜ ⎜ 0 L ⎜ b ⎜⎝ η H2 ⎝ ⎛η a = ⎜⎜ L ⎝ηH N 2 2 2 ⎞ ⎛ b b ⎞⎟ 1⎞ 2 ⎟⎟ + ⎜ ⎟ sin θ + ⎜ + ⎟ cos 2 θ ⎟ ⎠ (η 0 η S ) ⎠ ⎝η0 η S b ⎠ ⎞ η0 η S , b = ⎛⎜⎜ η L ⎟⎟ ⎠ ηH ⎝ηH N 2 π ncavité ⎞ δλ ⎟⎟ η 0 , θ = − α t Lcavitéeff λR λB ⎠ Pour rendre compte de la variation de la réflectivité lorsqu’on s’éloigne de la longueur d’onde de Bragg (λB) et de l’efficacité d’actuation, le paramètre αt ≥ 2,5 est introduit dans la phase à la résonance. Ce dernier est essentiellement influencé par la dégradation de la réflectivité pour des longueurs d’onde différentes de λB. La réflectivité du miroir de Bragg varie très peu lorsque la longueur de la cavité résonnante est augmentée de 120 nm. De même, lorsque la longueur de résonance se déplace vers les grandes longueurs d’onde, le coefficient de réflectivité est diminué de 2 %, 2 10-1%, 2 10-2%, et 2 10-3%, respectivement pour les miroirs formés de 1,5- 2,5-3,5 et 4,5 alternances InP/Air. Cette variation de la réflectivité est responsable dans un résonateur sous actuation d’une augmentation des pertes d’insertion (cf. Figure III-5). III-2.4.1.3 Longueur de pénétration et absorption Un miroir de Bragg peut être remplacé par miroir métallique équivalent placé à une distance appelée longueur de pénétration (Lτ). Cette distance correspond à la distance pour laquelle le déphasage à la réflexion et la réflectivité du miroir distribué à la longueur d’onde de Bragg sont constants. Cette distance est donnée par : ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 4π ncavité Lτ ∂φ ∂λ = λ λR ⋅ (λ − λR ) + φ (λR ) = ∂φ ∂λ ⋅λ , soit Lτ = λR λ2 ∂φ 4π ncavité ∂λ 61 Eq. III-5.a λR L’origine physique de cette longueur de pénétration de phase est liée à la relation de dispersion de la phase et du retard à la réflexion. Par ailleurs, la longueur de pénétration est aussi définie par la profondeur à laquelle l’intensité d’une onde incidente sur un miroir de Bragg est atténuée en 1/e. Cette longueur de pénétration est notée Le. Babic et al. différencient ces deux profondeurs de pénétration [10] mais elles sont équivalentes dans le cas des miroirs à forte différence d’indice ( ∆n > 0,2 ). La longueur effective de la cavité résonante est Leff = Lcavité + Lτ + Lτ = 1,55 µm , où les longueurs de pénétration sont celles des miroirs entourant 1 2 la cavité résonnante. Appliqués aux miroirs de Bragg InP/Air, les rapports d’indice de réfraction sont tous égaux à a = nLI nHI . Le nombre de couches dans le miroir de Bragg est défini par m. La profondeur de pénétration se réduit ainsi à : Lτ = ( λ 4 ncavité )( ) 1 λ a 1 − a m+1 1 − a m ⋅ ⎯⎯ ⎯→ 2 m+ 2 m →∞ 4 ncavité 1 − a 1− a 1+ a ( ) Eq. III-5.b De même, Babic fournit l’expression analytique de l’absorption dans un miroir de Bragg. Sachant que R+T+A=1, l’absorption d’un miroir de Bragg constitué de matériaux transparents s’écrit, si la première couche est de haut indice : A = 2π k H + k L nmilieu ⋅ nH + nL nH − nL Eq. III-5.c Dans le cas contraire, pour une première couche de bas indice, l’absorption est définie par : A= ( n 2 k + nH2 k L 2π ⋅ L H nmilieu (nH − nL ) nH + nL ) Eq. III-5.d Où ki = H , L = λ α i 4π , et αL et αH sont les absorptions dans les couches respectivement de haut et bas indices. Les deux expressions de l’absorption des matériaux quasi transparents montrent en effet que, pour les fortes différences d’indice, l’effet de l’absorption est plus faible. III-2.4.1.4 Largeur de bande interdite de photon La largeur du plateau de haute réflectivité ou de bande interdite de photon est définie autour de la longueur d’onde de Bragg (λB) pour laquelle l’épaisseur des couches est équivalente à un quart d’onde. De plus, sa réflectivité dans le domaine spectral ∆λ0.995 est supérieure à 99,5% par rapport au maximum. On peut néanmoins définir une relation approchée de la largeur de la bande interdite de photon à partir de la norme de la réflectivité du miroir de Bragg déduite de l’équation III-4[11] : ∆λ0.995 ⎡ 8 ln 10 n − nL ⎛ n n + log 4 ⎞⎤ ⎟⎟⎥ =⎢ 2 ⋅ H × ⎜⎜ 2 log H − nH + nL ⎝ nL N ⎠⎦ ⎣ π ©Aldrice G. Bakouboula 1 2 Eq. III-6 Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 62 Cette équation est déterminée pour des lames d’épaisseurs λ/4. La largeur de la bande interdite de photon diminue pour des lames quart d’onde d’épaisseurs supérieures à λ/4. Comme c’est le cas sur la figure III-4, la largeur de bande interdite est fortement influencée par la distribution des épaisseurs quart d’onde. Les spectres de réflectivité sur la figure III-4 montrent les différentes bandes interdites de photon obtenues pour des miroirs de Bragg formés de 5 alternances InP/Air dont les épaisseurs des lames quart d’onde d’InP sont de 3λ/4, 5λ/4, 11λ/4 entourés de lames d’air d’épaisseur λ/4. La bande interdite de photon est réduite de 400 nm à 200 nm lorsque les lames d’InP sont épaissies de 3λ/4 à 11λ/4. 100 ∆λ0.995 réflectivité, % 80 Figure III-4 : Spectre de réflectivité d’un miroir InP/Air à 5 alternances. Les épaisseurs d’InP sont de 3, 7, 11λ/4 et les épaisseurs d’Air sont maintenues à λ/4. 60 40 20 3λ/4 7λ/4 11λ/4 0 1300 1400 1500 1600 1700 1800 1900 λ, nm III-2.4.2 Résonateur Fabry-Pérot Un filtre MOEMS est un résonateur Fabry-Pérot dont les miroirs entourant la cavité résonante sont des miroirs de Bragg distribués micro-usinés constitués par des alternances de couches semiconductrices d’InP et d’Air. Nous allons présenter les propriétés de base du filtre MOEMS accordable à cavité Fabry-Pérot : le miroir de Bragg distribué InP/Air et la cavité Fabry-Pérot à base de miroir de Bragg InP/Air. Ceci nous amènera à considérer la façon dont ces différentes caractéristiques évoluent lors de l’accordabilité électromécanique. III-2.4.2.1 Bande passante à 3 dB et taux de réjection La micro cavité Fabry-Pérot réalise un filtre monomode lorsque le premier mode propre est, par conception, centré sur le plateau de haute réflectivité, et le second mode propre est localisé en dehors du plateau de haute réflectivité, auquel cas ce second mode propre n’est pas résonnant. D’une façon générale, l’intervalle spectral libre (ISL) définit la distance séparant deux modes propres consécutifs de la micro cavité en fonction de la longueur de cavité résonnante Lcavité, de la longueur d’onde λ, de l’indice de réfraction de la cavité n et de l’angle d’incidence ϕ : ISL(λ ) = λR ⋅ λR m m +1 2 n Lcavité Cosϕ = ∆λ ≈ λ2 Avec, λ= ©Aldrice G. Bakouboula Eq. III-7 2 n Lcavité Cosϕ λR m +1 + λRm 2 , si λR − λR << λR , λR m +1 m m +1 m Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 63 L’équation III-7 montre bien que l’intervalle spectral libre est donc plus important pour des longueurs de cavité étroites. Notant que la longueur de la cavité Fabry-Pérot est résonnante si toutes les ondes issues d’un point de la cavité sont en phase avec ses ondes réfléchies. Le déphasage φ induit par un aller-retour dans la cavité φ = φ1 + φ 2 − 2kLcavité est égal à 2mπ (φ1 et φ2 sont les déphasages à la réflexion sur les miroirs entourant la cavité). D’où, la longueur d’onde de résonance du résonateur Fabry-Pérot s’écrit : λR = m 2 n Lcavité cos ϕ λR avec m ∈ Z = m − (φ1 + φ 2 ) 2π m − (φ1 + φ 2 ) 2π Eq. III-8 Intéressons-nous à l’influence de la longueur de la cavité résonnante sur les performances du filtre Fabry-Pérot. Le déphasage à la réflexion évalué à la longueur d’onde de Bragg est égal à π si l’onde incidente est dans un milieu de haut indice de réfraction, et à 0 si le milieu incident est de bas indice de réfraction. Dans le cas des miroirs de Bragg InP/Air, les phases φ1 et φ2 à la réflexion sont toutes deux nulles. L’intervalle spectral libre (ISL) dépend uniquement de la longueur de cavité et de l’entier m. Ainsi pour des valeurs de m tendant vers l’infini (cas d’une cavité longue), les valeurs de ISL tendent très rapidement vers zéro puisque celles-ci sont inversement proportionnelles au carré de m. La valeur de m doit impérativement être inférieure à 4 pour être compatible avec la plage d’accordabilité minimale (100 nm). Pour m=3, la distance entre deux modes propres de la cavité résonnante est seulement de 129 nm. L’allongement de la cavité résonnante permet de réduire significativement la largeur à mi hauteur (LMH) du filtre. C’est un paramètre à considérer, car il réduit les contraintes technologiques liées à la fabrication des filtres MOEMS multicouches. Le nombre d’alternances InP/Air peut ainsi être réduit en respectant les spécifications du CWDM ou DWDM, auxquels cas, un filtre à 6 alternances InP/Air est susceptible de répondre aux spécifications du DWDM, si la longueur de cavité est allongée à mλR/2. C’est en effet le cas d’un filtre de longueur de cavité 3λR, pour lequel la largeur de bande passante à -3 dB est de 22 GHz (0,176 nm) et le taux de réjection à 14 dB est de 93 GHz (Tableau III-2). Tableau III-2 : Performances d’un filtre 6 alternances InP/Air pour différentes longueurs de cavité résonnante mλR/2. λR/2 λR 3λR/2 2λ R 5λR/2 3λ R Bande passante à -3 dB 55 GHz 49 GHz 36 GHz 30 GHz 25 GHz 22 GHz Bande passante à -20 dB 600 GHz 418 GHz 320 GHz 260 GHz 218 GHz 185 GHz Bande passante à -30 dB 1927GHz 1320GHz 1025GHz 831 GHz 697 GHz 600 GHz Intervalle spectral libre 775 nm 258 nm 129 nm 77 nm 52 nm 31 nm III-2.4.2.2 Evolution de la transmission lors de l’accordabilité L’amplitude de la transmission est affectée lors de l’accordabilité du résonateur FabryPérot. La transmission maximale est dégradée au même titre que la finesse ou la largeur à mihauteur. Si seule la réflectivité du miroir de Bragg InP/Air supérieur est dégradée, lors de l’actuation életromécanique de la lame d’InP adjacente à la cavité résonnante et le miroir ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 64 inférieur étant supposé invariant en actuation, la transmission du résonateur Fabry-Pérot ainsi formé évolue selon l’équation suivante : T (θ , λ ) = TMax (θ ) ⋅ Eq. III-9.a 1 2 ⎛φ ⎞ 1 + (π2 ⋅ F (θ )) sin 2 ⎜ + θ 0 ⎟ ⎝2 ⎠ avec, 2⎞ ⎛ 2⎞ ⎛ ⎟ ⎜⎜1 − ~ r (θ ) ⎟⎟ ⋅ ⎜⎜1 − r 1 2 ⎟ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ (θ ) = T Max 2 ~ 1 − r (θ ) ⋅ r 1 2 ( ) et F (θ ) = 2 2 4 ~ r1 (θ ) ⋅ r2 ISL =π ⋅ 2 2 ∆λ 12 ⎛1 − ~ r1 (θ ) ⋅ r2 ⎞⎟ ⎜ ⎝ ⎠ et la largeur à mi-hauteur du pic de résonance Fabry-Pérot s’écrit : ∆λ 12 = λR ⋅ (1 − ~ r1 (θ ) ⋅ r2 m (m + 1)π avec, ) Eq. III-9.b ~ r1 (θ ) ⋅ r2 λR = 2 n Lcavité cos ϕ , longueur d’onde de résonance et φ l’angle d’incidence. Dans laquelle θ max = α t π ⋅ m 2 et θ max 2 = α t π ⋅ m (2 k + 1) sont les déphasages 12 maximaux induits par le déplacement de la longueur d’onde de résonance respectivement vers le bleu et le rouge, puisqu’en effet une actuation au delà du tiers de l’épaisseur de la cavité d’air entraîne le collage électrostatique des lames semiconductrices suspendues [8]. La valeur de k est reliée à l’épaisseur de la lame quart d’onde d’Air et celle de m à la longueur de cavité (dans notre cas k=0). 1 6 -0,4 -0,6 -0,8 -1,0 -1,2 -1,4 -1,6 -1,8 -2,0 -2,2 -2,4 -2,6 -100 (a) LMH, nm Transmission, dB Ne tenant pas compte de l’absorption résiduelle, à la résonance, les pertes de transmission dépendent, quelle que soit la réflectivité des miroirs considérés, exclusivement du déséquilibre entre les deux miroirs d’entrée et de sortie. Les largeurs à mi-hauteur ou les bandes passantes à -3 dB (LMH) sont comprises entre 6 nm et 0,01 nm pour les filtres formés de 4, 6, 7 et 8 alternances InP/Air. Les LMHs varient de façon parabolique avec l’actuation (cf. Figure III-5.b). Le maximum de transmission des filtres formés de 6 et 7 alternances InP/Air ont la même évolution lors de l’actuation de la lame adjacente à la cavité résonnante (cf. Figure III-5.a). Cette évolution résulte du déséquilibre existant entre les miroirs inférieur et supérieur. 80 75 70 65 60 30 28 (b) LMH: 7 cavite d'air LMH: 6 cavite d'air 26 Transmission max 7 air gaps, dB Transmission max 6 air gaps, dB -50 0 δLcavity, nm 50 100 24 -80 -60 -40 -20 0 20 40 60 80 100 120 δLCavity, nm Figure III-5 : Transmission (a), bande passante à 3 dB (b), en fonction de la variation de l’épaisseur de la cavité résonante. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 65 Analysons à présent le maximum de transmission d’un filtre Fabry-Pérot non actué en fonction du déséquilibre des miroirs entourant la cavité résonante. Le maximum de transmission dépend étroitement de l’équilibre entre les réflectivités des miroirs d’entrée et de sortie (cf. Figure III-6). La transmission maximale chute très rapidement pour des miroirs hautes réflectivités (-8 dB pour 1% de déséquilibre par rapport à une réflectivité de 99,9%). La transmission maximale est sensible aux déséquilibres existants entre les miroirs qui constituent le résonateur Fabry-Pérot. La sensibilité à ce déséquilibre s’atténue pour des miroirs de plus faible réflectivité. Un miroir d’une réflectivité de 99% ne perd plus que 3 dB lorsque le déséquilibre entre les deux miroirs est de 1%. L’impact de ce déséquilibre est d’autant plus important sur la transmission que les miroirs sont très réflecteurs. Figure III-6 : Courbe représentant la transmission maximale en fonction du rapport r1/r2 pour un résonateur Fabry-Pérot pour différentes valeurs de réflectivité. Il sera nécessaire, pour respecter les spécifications données au tableau III-2, d’optimiser l’épaisseur d’Air quart d’onde additionnelle placée avant le substrat afin de rééquilibrer le résonateur. Le rééquilibrage du filtre Fabry-Pérot améliorera la transmission à la résonance. Un compromis doit être trouvé en préservant la largeur de bande passante à -3 dB. III-3 Première génération de filtres La première génération d’échantillons vise à valider les différentes étapes technologiques utilisées dans la fabrication des filtres MOEMS à 6 alternances InP/Air pour les applications au multiplexage en longueur d’onde. Ensuite, nous avons étudié les filtres à 7 alternances, répondant à des spécifications plus sévères, celles du DWDM. L’ensemble des contraintes permettant de respecter les spécifications du CWDM et du DWDM (cf. Tableau III-1) est intégré sur les structures optimales, qu’il s’agisse des filtres multicouches à 6 ou 7 alternances InP/Air. Les simulations numériques, à partir desquelles les spécifications sont validées, sont basées sur le formalisme des matrices de transfert où la longueur de pénétration est prise en compte dans la phase. Les structures multicouches réalisées à l’aide d’un empilement de couches transparentes sont simulées dans l’approximation d’ondes planes ; c’est le premier niveau de conception. Ces codes sont utilisés pour adapter et optimiser les couches quarts d’onde (2k+1)λR/4 et la longueur de cavité résonnante pλR/2, afin de minimiser l’effet substrat et d’ajuster la largueur à mi hauteur du pic Fabry-Pérot et le taux de réjection à -20 dB. Le choix des facteurs d’épaisseur k et p de chacune des lames d’InP et de la cavité résonnante permet, d’une part, d’ajuster leur rigidité mécanique en fonction des contraintes de conception et la largeur de la bande interdite de photon, et d’autre part, d’ajuster l’espacement entre canal à travers le taux de réjection et la largeur à mi-hauteur. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM III-3.1 Structure à 6 alternances d’InP/Air 66 Nous étudions des structures filtres Fabry-Pérot à 6 alternances InP/Air. Les structures Filtres MOEMS étudiées sont les épitaxies TGB 349D et EP 656 (cf. Figure III-7). L’échantillon TGB 349D est issue du bâti d’épitaxie en phase vapeur aux organo-métalliques (EPVOM) de Thalès TRT-France2. La structure EP656 est fabriquée au LEOM à Ecole Centrale de Lyon par épitaxie par jet moléculaire (EJM). Les filtres TGB 349D sont réalisés à partir d’empilements de couches semiconductrices d’InP quart d’onde d’épaisseurs 7λ/4 et 9λ/4. Quant aux épaisseurs quart d’onde des filtres EP656, elles sont homogènes et égales à 3λ/4. Nous utiliserons ces deux structures pour illustrer l’influence des épaisseurs quart d’onde sur la bande interdite de photon et pour estimer la précision du contrôle d’épaisseurs par les bâtis EJM et EPVOM. Figure III-7 : Structures Filtres Fabry-Pérot MOEMS à 6 alternances InP/Air. TGB 349D d’épaisseurs 7λ/4 et 9λ/4 EP 656 d’épaisseurs 3λ/4 et 5λ/4 III-3.1.1 Conception des filtres MOEMS à 6 alternances Les filtres à 6 alternances répondent aux spécifications du CWDM. L’optimisation du filtre à 6 alternances InP/Air est un compromis entre son niveau de transmission à la résonance, sa largeur à mi hauteur, et l’espacement entre canal. Sachant que pour le CWDM, l’espacement entre canal est inférieur à 2500 GHz (20 nm) à 30 dB, le taux de réjection ne représente pas une difficulté pour ces filtres. III-3.1.1.1 Optimisation de la couche d’Air L’optimisation porte sur le rééquilibrage du miroir inférieur, où il y a lieu de réduire les pertes en transmission à un niveau inférieur à 1 dB à la résonance. De plus, cette réduction doit maintenir la largeur de bande passante à -3 dB à un niveau inférieur à 100 GHz (0,8 nm). On remarquera qu’une augmentation ou une diminution de 70% de l’épaisseur de la lame d’Air additionnelle, initialement quart d’onde, réduit la transmission du filtre de -0,01 dB. En tenant compte des limites supérieures sur la transmission à la résonance (-1 dB) et sur la LMH (100 GHz), une zone optimisée peut ainsi être définie par les hachures sur la figure III-8 où 2 TRT (Thales Research and Technology), anciennement LCR Thomson-csf ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 67 ces deux critères sont garantis pour un réduction ou l’augmentation de l’épaisseur d’Air additionnelle de 30% à 60%. La figure III-8, traitée pour un filtre à 6 alternances ayant une longueur de cavité λR/2, reste valable dans le cas d’une longueur de cavité plus importante, mλR/2. Pour un résonateur donné, l’augmentation de la longueur de cavité permet d’améliorer le facteur de qualité et par conséquent la largeur à mi-hauteur. 200 0,0 Transmission, dB 180 LMH, GHz -0,4 160 -0,6 140 -0,8 120 -1,0 FWHM, Ghz Transmission, dB -0,2 100 -1,2 80 -1,4 Figure III-8 : Rééquilibrage de la couche quart d’onde additionnelle du filtre CWDM à 6 alternances d’épaisseurs 3λ/4 et 5λ/4. 60 -1,6 -60 -40 -20 0 20 40 60 80 Variation de l'épaisseur λ/4, % III-3.1.1.2 Spectre de la structure 7λ/4 et 9λ/4 Les performances calculées du filtre sont présentées sur la figure III-9. Avec de telles épaisseurs, la structure filtre TGB 349D voit sa bande interdite de photon réduite à 219 nm de largeur et centré sur 1,55 µm contre 430 nm pour la structure EP 656. De plus, l’augmentation des épaisseurs quarts d’onde a permis, d’une part, d’atteindre une largeur de bande passante à -3 dB de 42 GHz (0,33 nm) contre 77 GHz (0,61 nm), et d’autre part, de réduire l’espacement entre canaux à 425 GHz contre 800 GHz. L’épaississement des lames quarts d’onde, d’un facteur quasi égal à 2, a permis de diviser par deux la largeur de bande passante à -3 dB et l’espacement entre canal aux dépens d’une augmentation d’un facteur 2 des pertes d’insertion (absorption résiduelle), 1,35 dB (~2x0,66 dB). 100 90 7λ/4 9λ/4 70 60 50 40 30 20 ∆λ0.995= 219 nm 10 0 1100 1200 1300 1400 1500 1600 1700 1800 1900 λ, nm Transmission, dB Réfelctivité, % 80 0 -2 BW = 42 Ghz 3dB -4 -6 -8 -10 -12 BW20dB= 425 Ghz -14 -16 -18 -20 -22 -24 -26 -28 Transmission, dB -30 -600 -400 -200 0 200 400 600 Fréquence, Ghz Figure III-9 : Spectres de réflectivité et de transmission du filtre MOEMS à 6 alternances d’InP/Air et d’épaisseur 7λ/4 et 9λ/4. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 68 III-3.1.2 Caractérisation optique Les résultats des caractérisations optiques de filtres de première génération ont mis en évidence la nécessité d’optimiser les procédés de fabrication. Nous avons commencé par valider ces procédés sur des structures filtres à 6 alternances pour ensuite les transférer vers les structures filtres à 7 alternances. Les temps de fabrication étant plus longs, les structures à 7 alternances sont beaucoup plus sensibles à la dérive des paramètres de contrôle tels que le contrôle des épaisseurs nominales lors de la croissance, le contrôle des propriétés mécaniques des structures suspendues. Nous allons donc, dans cette première étape de qualification, identifier les points qui devront, lors de la fabrication des filtres MOEMS, faire l’objet d’une étude particulière en vue de rendre viable la fabrication collective de structures filtres MOEMS InP/Air à 7 alternances. III-3.1.2.1 Comparaison des spectres larges bandes mesuré et simulé La structure filtre de la figure III-7 (TGB 349D) est étudiée sur le banc de micro réflectivité couplé à une lampe tungstène halogène. La mesure du spectre de réflectivité sur une large bande spectrale a révélé un déplacement de la bande interdite de photon qui est ici attribué à la différence entre les épaisseurs nominales programmées et les épaisseurs déposées (cf. Figure III-10). 90 simulation (a) Reflectance, % 80 100 70 80 60 50 60 40 40 30 20 20 10 1100 Exp. 1200 1300 1400 1500 1600 Figure III-10 : Spectre de réflectivité large bande des structures filtres 6 alternances InP/Air mesuré et simulé, (a) d’épaisseur 7λ/4 et 9λ/4 (TGB 349D). 0 1700 λ, nm Par ailleurs, les différences entre la position des bandes d’énergie autorisées des spectres de réflectivité simulés et mesurés trouvent leur origine dans la croissance. La modification de la position ainsi que de la largeur des bandes interdites de photon sont susceptibles d’être induites par une dérive des épaisseurs quart d’onde au cours de la croissance de l’empilement multicouche d’InP/InGaAs. Cette dérive a une influence croissante à mesure que la durée de croissance augmente, ses effets sont amplifiés sur les dernières couches déposées, dans le miroir de Bragg InP/Air supérieur. Cela montre, d’une part, la nécessité d’utiliser des moyens de contrôle in situ et/ou de réaliser un pré étalonnage des épaisseurs déposées par le bâti de croissance avant toute campagne de croissance de type MOEMS, et d’autre part, l’extrême sensibilité du contrôle d’épaisseurs pour la fabrication d’empilement multicouche. Ainsi que l’on peut le constater en superposant les spectres simulé et expérimental sur la figure III-10, un défaut d’étalonnage entraîne, pour une réduction homothétique des épaisseurs constituant l’empilement multicouche, un déplacement spectral du spectre de réflectivité du filtre. Le pic de résonance ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 69 Fabry-Pérot est, dans ce cas de figure, un moyen d’évaluer cette erreur sur l’étalonnage des vitesses de croissance. III-3.1.2.2 Dérive des épaisseurs nominales Les mesures du spectre de réflectivité sur une large bande spectrale ont révélé un déplacement et un amincissement de la bande interdite de photon qui sont attribués à la différence entre les épaisseurs nominales de la structure optimale et les épaisseurs obtenues après les étapes de croissances et de microtechnologies. Dans une première approche, nous avons utilisé la position du pic Fabry-Pérot pour donner une estimation de l’erreur d’épaisseurs due à la dérive des flux pendant la croissance. Nous avons considéré que cette erreur est constante sur toute la structure. L’analyse des spectres de réflectivité montre un écart aux épaisseurs nominales des couches d’InP/InGaAs de 5% et 1% pour les structures épitaxiées par EJM et EPVOM respectivement (cf. Figure III11). 1600 1550 λF.P (nm) 1500 Derive Epitaxie TGB349D TRT EP656-4 LEOM 1450 1400 1350 1300 Y=λ0+(nLeff/50)*δL/Lcavité 1250 Figure III-11 :Déplacement du pic de résonance Fabry-Pérot en fonction de l’erreur relative d’étalonnage du bâti de croissance. y=1552.08485 +15.10606*X 1200 -20 -15 -10 -5 0 Ecart à l'épaisseur nominale, % Sachant qu’une dérive homothétique des épaisseurs nominales n’affecte pas la réflectivité des miroirs de Bragg et conserve la symétrie de la structure, nous exclurons qu’elle soit à l’origine de l’altération des performances du filtre. Néanmoins, l’hétérogénéité des interfaces révélée par le micro usinage de surface déséquilibre la structure, puisque, la présence à l’interface d’une couche enrichie d’arsenic de plusieurs centaines de mono couches perturbe la sélectivité de la solution de gravure de l’InP sur l’InGaAs. Le processus chimique de la sous-gravure étant actionné par l’arsenic, la couche d’InP est alors surgravée sur au plus l’épaisseur de la couche enrichie d’arsenic (InAsP) à l’interface InP-In(As)P/InGaAs. Ces écarts aux épaisseurs nominales induites par la qualité de l’interface influencent fortement, selon la figure III-6, la réflectivité des miroirs de Bragg à travers les pertes d’insertion, et par conséquent aussi la largeur de bande passante à -3 dB. III-3.1.2.3 Spectre de transmission Cette dérive peut notamment être estimée non seulement par l’augmentation des pertes d’insertion, mais aussi par l’écart de la largeur de bande passante à -3 dB entre les valeurs nominales et mesurées. Aux vues des spectres obtenus sur l’épitaxies TGB 349D, le spectre de transmission montre une dégradation des performances du filtre. La largueur de bande ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 70 0 -2 -4 -6 -8 -10 -12 -14 -16 -18 -20 -22 -24 Modes d'ordre sup IL= 2.4 dB BW3 dB=109 GHz (a) TGB 349D Simulation Transmission, TGB 349D 1510 1515 1520 1525 1530 1535 1540 1545 1550 Transmission, dB Transmission, dB passante à -3 dB obtenue est d’environ deux fois plus grande que la valeur simulée (cf. Figure III-12). 0 -2 -4 BW3 dB= 109 GHz -6 -8 -10 -12 -14 TGB 349D Simulation -16 Transmission, TGB 349D -18 3 dB -20 -20 dB -22 -24 -800 -600 -400 -200 λ, nm 0 IL= 2.4 dB (a) 200 400 600 800 Fréquence, GHz Figure III-12 : Spectre de transmission de structures filtre à 6 alternances InP/Air, d’épaisseur 7λ/4 et 9λ/4 (TGB349D). La figure III-12 montre des pertes d’insertion importantes, de l’ordre de 2 dB mesurées contre 1,4 dB simulées. La structure à 6 alternances fabriquée par épitaxie en phase vapeur aux organo-métalliques (EPVOM) présente une largeur de bande passante à -3 dB de 109 GHz. Tenant compte de la valeur simulée (77 GHz), cet écart peut être expliqué par la présence de contraintes résiduelles dans les couches micro-usinées. Ces contraintes résiduelles sont liées à la présence d’arsenic à la surface des lames suspendues d’InP. Elles sont responsables de la courbure des lames d’InP après le micro-usinage. Il en résulte une détérioration des propriétés optiques, en particulier, la bande passante à -3 dB. On remarque, aussi, l’apparition de modes d’ordre supérieurs qui sont sans doute dus à l’écart entre le diamètre du faisceau utilisé pour les mesures et celui des modes de la cavité. La position spectrale de ces modes est fortement influencée, ici aussi, par la courbure (cf. Figure III-12). La dérive des épaisseurs au cours de la croissance et la qualité des interfaces sont deux problématiques dépendantes du bâti. La première problématique dépend très étroitement des systèmes de contrôle des flux ainsi que de la précision des capteurs et instruments de pilotage in situ. La deuxième problématique est surtout dépendante de l’histoire du bâti, de la nature des matériaux utilisés dans les compagnes de croissance précédente. III-3.1.3 Problématique de l’Arsenic résiduel Les différentes caractérisations réalisées au cours de ce programme ont montré que la présence de l’Arsenic résiduel génère de nombreux effets parasites responsables d’une baisse du rendement et d’une inhomogénéité des caractéristiques spectrales. Les enjeux associés au contrôle de l’Arsenic résiduel sont de trois ordres : -i) Le contrôle des effets de surgravure de l’InP par la sélectivité de la solution de sous-gravure. -ii) La maîtrise de la qualité d’interface InP/InGaAs. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III -iii) Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 71 La compensation de l’arsenic résiduel afin de s’affranchir des courbures parasites introduites par l’effet bimorphe[1]. Pour étudier les effets de l’Arsenic résiduel inhérent aux techniques de croissance EPVOM et EJM [12], une structure test est réalisée afin d’étudier l’influence sur la courbure de l’arsenic résiduel par la fabrication de poutres mono-encastrées et sa répartition dans la lame d’InP par des mesures de spectroscopie de masse des ions secondaires (SIMS pour ‘Secondary Ion Mass Spectroscopy’) ainsi que les moyens de nous en affranchir. Ce travail est conjointement mené par le LEOM, TRT, et ATMEL. La structure test est une hétérostructure InP/InGaAs qui après gravure sélective de l’InGaAs sacrificielle réalise une poutre mono encastrée dont l’effet bimorphe relaxe les contraintes selon la façon dont l’arsenic résiduel est réparti dans la couche d’InP. Les travaux respectifs de Freund et al[13] ainsi que ceux de Cao et al[14] sur les couches bimorphes permettent d’apporter un éclairage sur les voies explorées pour réduire l’influence de l’arsenic résiduel sur les performances du filtre. Les voies explorées sont : La minimisation de la contrainte par répartition homogène de l’Arsenic et compensation de l’Arsenic par le Gallium, à travers le paramètre de désaccord de maille εm[15]. La minimisation de l’Arsenic résiduel [13, 14] en mettant en place une procédure de dégazage du sucepteur en graphite à l’origine de la contamination des couches épitaxiées en Arsenic. La minimisation de la contrainte par augmentation de l’épaisseur de la couche non contrainte d’InP[13, 14]. Afin de valider l’une des deux premières approches, la mesure de la déflexion des poutres mono-encastrées permet d’extraire la nature et le niveau des contraintes élastiques par imagerie MEB (Microscope Electronique à Balayage) (cf. Figures III-13.a, et .b). Sur la figure III-13, les images MEB montrent indéniablement qu’une interface riche en Arsenic n’assure pas un contrôle suffisant de la courbure (cf. Figure III-13.b). En effet les courbures sont moins importantes lorsque la répartition de l’Arsenic est homogène en volume (cf. Figure III-13.a). Figure III-13 : Image MEB de poutre mono encastrée, (a) répartition homogène de l’arsenic, (b) forte concentration d’arsenic à l’interface. source LEOM. La proximité des propriétés physiques des matériaux de la filière InP ne permettant pas d’envisager l’utilisation de techniques de compensation des contraintes par irradiation de faisceaux d’ions [16] et par chargement thermique [17], nous avons tiré profit des deux dernières approches : l’arsenic résiduel est minimisé à l’interface de l’hétérostructure InP/InGaAs et en ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 72 volume dans la couche d’InP à travers le dégazage du sucepteur et les épaisseurs quart d’onde d’InP sont augmentées à 7λ/4 et 9λ/4, ce qui permet d’abaisser d’une part la concentration de Gallium utile pour la mise en tension des lames d’InP, et d’autre part la courbure des lames d’InP suspendue. La mise en œuvre de ces procédures a permis de réduire au moins d’un facteur 2 l’arsenic résiduel en volume (10+19 atomes/cm3). Sur la figure III-14, la flèche des poutres est ainsi considérablement réduite. Figure III-14 : Mesure MEB des poutres mono encastrées de la couche d’InP contenant de faible concentration d’arsenic résiduel et inférieure à 2 10+19 atomes/cm3. Source LEOM III-3.1.4 Génération de défauts par RIE La jonction p-i-n utilisée en polarisation inverse pour accorder le filtre MOEMS est répartie sur les couches semiconductrices de dopage intrinsèque non intentionnellement dopées, p, et n. Les contacts électriques haut et bas pour l’actuation électromécanique sont réalisés à partir des alliages Ni/AuGe (contact n) et Pd/AuGe (contact p) recuits à 350°C pendant 45 secondes sous une atmosphère enrichie par un mélange gazeux RH6(Ar/H2). La distribution des dopants sur l’empilement multicouche d’InP et d’InGaAs est présentée schématiquement sur la figure III-7. Les jonctions p-i-n des structures TGB 349D et EP 656 ne présentant aucune action électromécanique, nous avons donc entrepris d’étudier les caractéristiques électriques de la diode p-i-n afin d’évaluer l’impact de la RIE à travers la caractéristique courant-tension en polarisation directe et inverse. L’examen de la caractéristique en courant directe permet d’extraire des structures TGB349D et EP656, les résistances séries respectives de 500 Ohms et 10+7 Ohms, localisée sur l’épaisseur de la couche semiconductrice non intentionnellement dopée. Le tracé log-log de la caractéristique tension-courant en polarisation inverse (cf. Figure III-15) relève deux régimes de fonctionnements : un régime linéaire à la tension de polarisation où la conduction est dominée par un processus ohmique et un régime non linéaire où les défauts profonds dans la zone intrinsèque dominent la conduction. Selon la distribution des défauts profonds dans la zone intrinsèque, la conduction assistée par les défauts [18] est généralement proportionnelle avec des puissances supérieures à 2, à la tension. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 1E-5 0,01 (a) V P i N Courant, Amps 1E-4 1E-5 1E-6 I ~V 2 1 I ~V 1E-7 3 I ~V 1E-8 V P i N 1E-6 Courant, Amps 1E-3 1E-7 1E-8 73 (b) I ~V 2 1 I ~V 6 I ~V 1E-9 1E-10 1E-9 EP 656-4 TGB 349D 1E-10 1E-11 0,01 0,1 1 10 Gravure RIE Gravure ICP 1E-11 1E-12 0,01 0,1 Tension, Volts 1 10 Tension, Volts Figure III-15 :Caractéristique tension-courant de la jonction d’accordabilité des structures en polarisation inverse à 300K (a) TGB 349D et EP 656-4 non actuables gravées par RIE, (b) structures actuables gravée par RIE et ICP. Un critère simple pour déterminer si une jonction p-i-n en polarisation inverse présente une actuation électromécanique est la tension à partir de laquelle débute le régime non linéaire : -(i) -(ii) V< 1,0 Volts, la structure est accordable. V> 1,0 Volts, la structure est non accordable. Ce seuil de tension est caractéristique de la concentration de défauts profonds. Aux faibles concentrations de défauts, la conduction assistée par des pièges profonds localisés au voisinage du niveau de Fermi atteint rapidement leur limite de remplissage. Il y a un effet électromécanique lorsque la diode p-i-n en inverse fonctionne dans un régime ohmique, puis dans un régime de conduction par défauts peu profonds ou situés à l’interface InP/InGaAs [19] où seules les caractéristiques de la zone de charge d’espace limitent le courant. De plus, il est intéressant de remarquer que le niveau de courant inverse est d’un ou de deux ordre de grandeur supérieur à celle observé sur les structures accordables. Ainsi le courant inverse à 1 volt est de 10-7 Ampère (TGB 349D) et contre 10-9 Ampère respectivement pour une structure fabriquées par EPVOM et définies verticalement par RIE non accordable et accordable. Notant que la gravure ICP admet un niveau de courant inverse à 1 volt (~10-11 A) très inférieur à celle consécutif à une gravure RIE (~10-9 A). Cela confirme que la gravure ICP préserve mieux la jonction d’actuation p-i-n des défauts générés par la gravure verticale. L’analyse précédente en polarisation inverse des caractéristiques courant-tension ne permettant pas de localiser précisément l’impact de la gravure sur les différentes couches de la diode d’actuation, nous avons donc extrait le facteur d’idéalité. Néanmoins, notant que les mesures de capacité-tension [20] ou de DLTS (Deep Levels Transient Spectroscopy) [21] permettraient de confirmer la génération de défauts par la gravure verticale et d’identifier leur nature. Pour notre part, nous nous contenterons du facteur d’idéalité. La méthode utilisée pour l’analyse des courbes courant-tension est standard et basée sur la différentiation du courant de la diode [22]. Sachant la valeur du courant IS (40 mA), et dans l’hypothèse où dn(V)/dV est de même ordre de grandeur que n(V)/V, le facteur d’idéalité qui représente les écarts au comportement idéal s’écrit en fonction du courant de saturation IS, de la température T, de la tension de polarisation V, de la constante de Boltzmann k, et de la charge de l’électron q : ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM qI n(V ) = kT ⎡ ∂ ⎞⎤ ⎛ I ⋅⎢ ⋅ ln⎜⎜ + 1⎟⎟⎥ ⎠⎦ ⎝ IS ⎣ ∂V 74 −1 Eq. III-10 La méthode reste valable contrairement à d’autres techniques d’extraction de paramètres quelles que soient la valeur de la résistance série et la dépendance de n(V) avec la tension [23]. Les mécanismes de transport dans la jonction p-n sont bien mis en évidence par le facteur d’idéalité [24]. Nous avons identifié quatre mécanismes de conduction assistés par défauts dépendant de la qualité des technologies et de la croissance (cf. Figure III-16) : • Présence d’oxyde natif à l’interface métal/semiconducteur conduisant à une forte variation du facteur d’idéalité (3<n<4) aux faibles tensions (V<1 volts)[25]. couplage entre les mécanismes de génération-recombinaison donneursaccepteurs et de transport tunnel direct[26] mettant à contribution des défauts peu profonds situés en surface et à l’interface InP/InGaAs [27] (V<5 Volts) avec un facteur d’idéalité de ~3. Défauts profonds à l’interface InP/InGaAs [28] où le facteur d’idéalité est supérieur à 2 (V>5 Volts), la distribution des défauts dans la diode détermine le seuil de remplissage des défauts et le début des effets menant au claquage de la diode. Défauts profonds prédominant aux grandes tensions (V>10 Volts) avec le facteur d’idéalité >> 2. • • • 8 Facteur d'idealite 7 6 5 4 3 2 EP656-4 TGB 349D Gravure RIE Gravure ICP 1 Figure III-16 : Facteur d’idéalité d’une jonction p-i-n en fonction de la tension de polarisation des structures EP 656-4 et TGB 349D (non accordables définies par RIE), structures accordables définies par gravure RIE et ICP. 0 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 Tension de polarisation, Volts Ces résultats montrent comme Choi et al. que les techniques de gravure verticale par RIE (Reactive Ion Etching) génèrent des défauts sur les flancs de gravure[29] qui se propagent par la suite en volume. De plus, les travaux de Pearton et al. ont également montré que la technique de gravure verticale par RIE à base de méthane ou éthane et hydrogène, utilisée pour la fabrication des filtres, entraîne une réduction du niveau de dopage induite par deux effets : d’une part la génération de défauts profonds, et d’autre part, la passivation des donneurs Si dans les couches dopées n par l’atome d’hydrogène. Du fait des dislocations engendrées au voisinage de la surface par la RIE, le recouvrement des propriétés électriques reste partiel après un recuit RTA (Rapid Thermal Annealing) à 500°C [30]. Irmer et al proposent de protéger la jonction p-i-n (bras d’ancrage, contact électrique) par une couche de SiN4 pour préserver les propriétés électriques de la RIE et du micro-usinage. Cette approche a permis d’atteindre à 3,2 Volts, une plage d’actuation de 140 nm [31]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 75 Pour notre part, un traitement chimique des flancs de gravure verticale (HCl :H2O2 :H2O) a permis d’améliorer les états de surface et d’abaisser le niveau du courant inverse dans la jonction p-i-n d’actuation. Une meilleure verticalité des flancs et une réduction des défauts profonds sont obtenues par l’utilisation de procédure de gravure RIE permettant d’éliminer de façon cyclique, les dépôts de polymères sur les flancs [32, 33]. III-3.2 Structure à 7 alternances d’InP/Air Les premières tentatives de validation des microtechnologies et de la croissance épitaxiale sur les spécifications du DWDM par des filtres MOEMS à 7 alternances d’InP/Air sont menées sur les structures présentant des épaisseurs quart d’onde d’InP de 5λ/4 et 7λ/4. Les filtres à 7 alternances InP/Air épitaxiés par Thalès TRT ont des épaisseurs d’InP quart d’onde de 5λ/4 et 7λ/4. Celles issues des épitaxies Atmel possèdent des épaisseurs quart d’onde homogène d’InP de 5λ/4 avec une compensation en Gallium. Nous ne présenterons que les études réalisées sur les épitaxies Atmel dans la première génération de filtres à 7 alternances (B890). L’optimisation de ces filtres diffère de celles développées pour les filtres à 6 alternances, car la mise en symétrie des structures filtres est répartie sur l’ensemble des lames quart d’onde d’InP et d’Air. III-3.2.1 Conception du filtre à 7 alternances Nous avons augmenté le nombre d’alternances des filtres MOEMS afin de pouvoir atteindre les spécifications du DWDM : espacement entre canal de 100 GHz (0,8 nm) à 20 dB de taux de réjection, et largeur de bande passante à -3dB inférieure à 20 GHz (0,16 nm). Le filtre MOEMS DWDM est ainsi constitué d’une cavité résonnante d’épaisseur λ, et de miroirs supérieur et inférieur comportant chacun respectivement 3,5 et 3 alternances InP/Air (cf. Figure III-17). 0 Transmission, dB B890 -10 -20 -30 -40 1550 1552 1554 1556 1558 1560 λ, nm Figure III-17 : Spectre de transmission simulé de la structure filtre MOEMS InP/Air à 7 alternances d’épaisseur homogène 5λ/4 B890. Les performances nominales attendues sur ces filtres sont rassemblées sur le tableau III-3. Nous notons que la structure filtre constituée d’un empilement homogène de couches 5λ/4 présente une bande interdite de photon (∆λ0.995) supérieure de 297 nm (7/5x202nm) contre 202 nm. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 76 Tableau III-3 : Performances optiques des filtres 7 alternances d’InP/Air. BW3dB BW20dB 100 GHz IL 23 GHz 227 GHz 13 dB 0,031 dB Filtre 5λ/4 (B890) 16 GHz 168 GHz 16 dB 0,075 dB Filtre 7λ/4 et 9λ/4 (filtre optimal) ∆λ0.995 297 nm 202 nm III-3.2.2 Spectre de transmission La structure fabriquée par EPVOM est constituée de lames multicouches 5λ/4 d’InP. Les performances optiques sont présentées dans le tableau III-3. Lors de la fabrication des filtres de la série B890, les couches épitaxiées ont été précontraintes pour favoriser la formation d’une cavité stable. La précontrainte consiste à introduire dans les couches d’InP épitaxiées un pourcentage de Gallium pour compenser l’arsenic résiduel et ainsi former des couches suspendues d’In(AsGa)P. Le but recherché, dans la formation d’une cavité stable, est de réduire les pertes d’insertion lors de l’actuation. Par ailleurs, les paramètres de croissance ont été étalonnés pour mieux contrôler les épaisseurs nominales des couches quart d’onde. Nous obtenons à une structure filtre pour lequel le pic de résonance centré à 1,543 µm est associé à une largeur de bande passante à -3 dB de 87 GHz (~0,7 nm) et des pertes d’insertion de 11,6 dB (cf. Figure III-18). Les performances sont très éloignées des valeurs nominales déterminées par la conception optique 1D. Ces écarts à la conception 1D peuvent être causés par la rugosité des interfaces, les courbures résiduelles (induite par la présence d’Arsenic à l’interface), et les pertes de couplage entre la fibre et le filtre. 0 0 B1D20, dB simulation 3 dB 20 dB -10 IL= 11.6 dB -5 -15 BW3 dB= 87 GHz -20 -25 Mode Lateral -30 -35 -600 Transmission, dB Transmission, dB -5 -10 -15 -200 0 200 Fréquence, GHz 400 600 IL= 11.6 dB BW3 dB= 87 GHz -20 -25 -30 -400 B1D20, dB Simulation 3 dB 20 dB -35 1530 Mode d'ordre sup 1535 1540 1545 1550 λ, nm Figure III-18 :Spectre de transmission de la structure filtre B1D20 de l’épitaxie B890 à 7 alternances InP/Air. III-3.2.3 Actuation La plaque B890 présente de nombreux filtres dont la LMH est inférieure à 125 GHz (1 nm) malgré un déséquilibre des miroirs de Bragg et une rugosité d’interface importante (RMS=20 nm). Néanmoins, peu d’entre eux sont actuables, la jonction étant fuyante. Une structure de cette plaque a pu être actuée. A une tension d’actuation nulle, le filtre possède une largeur de bande passante à -3 dB de 106 GHz (~0,85 nm) et des pertes d’insertion de 10,7 dB à la fréquence de résonance. L’actuation est réalisée sur 12 nm jusqu’à la rupture de ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 77 la lame d’InP mobile (cf. Figure III-19). La rupture de la lame d’InP est obtenue pour une tension de 14 Volts aux bornes de la jonction p-i-n et un courant inverse de 9,7 µA. -5 (a) 1554 V 1552 -15 -20 1548 1546 -25 1544 -30 -35 1530 (b) 1550 λR, nm Transmission, dB -10 1556 B9D35b Atmel B890 Fit B9D35b Atmel B890 1542 1540 1535 1540 1545 1550 1555 1560 λ, nm 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 Tension d'actuation, Volts Figure III-19 : (a) Spectre et (b) caractéristique d’actuation du filtre B9D35b à 7 alternances InP/Air, masque fermé et plateforme circulaire de 40 µm, bras d’ancrage de 5 µm x 40 µm. III-3.2.4 L’influence du couplage de la fibre avec le filtre, des rugosités sur les performances optiques Les filtres réalisés présentent, une grande hétérogénéité des réponses spectrales. Les longueurs d’onde de résonance des filtres couvrent une bande spectrale comprise entre 1,44 µm et 1,62 µm, et les largeurs de bandes passantes à -3 dB sont comprises entre 147 GHz (~1,2 nm) et 87 GHz (~0,7 nm). De plus, les pertes d’insertion (~11,6 dB) sont très supérieures aux valeurs tirées de la conception optique (0,07 dB). Du fait de l’homogénéité des pertes d’insertion sur l’ensemble des structures filtres, nous pouvons exclure les pertes liées à la mauvaise qualité de la couche anti-reflet (3 dB) dues à l’absorption du substrat InP dopé. Les 11,6 dB de pertes d’insertion mesurées sur la figure III-18 peuvent être attribuées à trois causes : les courbures parasites, les rugosités d’interface, les pertes de couplage du filtre avec la fibre. Dans le processus de fabrication des filtres MOEMS InP/Air, les pertes par diffraction peuvent, a priori, être causées par des effets issus des étapes de croissance et de microusinage. Ces effets sont susceptibles d’expliquer le caractère aléatoire et non reproductible de la production de filtres. Afin d’évaluer la contribution du couplage de la fibre avec le filtre, et de la rugosité aux interfaces, nous avons d’une part évalué à partir de l’équation III-21 (cf. paragraphe III-5.2) l’influence du couplage du filtre avec la fibre et d’autre part simulé par la méthode des matrices de transfert l’influence de la rugosité d’interface sur la dégradation de la largeur de bande passante à -3 dB et l’augmentation des pertes d’insertion du filtre à 7 alternances de l’épitaxie B890 : Couplage du filtre avec la fibre Notant que selon la façon dont le filtre est couplé avec la fibre d’excitation, la qualité du couplage introduit uniquement des pertes d’insertion sans dégrader les performances intrinsèques du filtre à savoir la largeur de bande passante à -3 dB et l’espacement entre canal, puisque celles-ci dépendent exclusivement de la réflectivité des miroirs formant le résonateur ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 78 Fabry-Pérot InP/Air. La caractérisation du filtre étant réalisée avec une fibre Gradissimo ayant un diamètre au plan d’étranglement de 15 µm, le tracé de l’efficacité du couplage en fonction du diamètre du faisceau gaussien au plan d’étranglement révèle des pertes théorique de 6,66 dB (cf. Figure III-20.a). Pertes d'insertion, dB 0 -6.66 dB -5 ωin=15 µm -10 efficacite de couplage -15 -20 -25 0,1 1 Figure III-20.a : Evolution des pertes d’insertion d’une cavité Fabry-Pérot dont le diamètre du faisceau au plan d’étranglement est de 3,71 µm en fonction du diamètre du faisceau d’excitation ωin. 10 ωin, µm Bien que ce niveau de pertes d’insertion associé au couplage soit important, elles ne suffissent pas à expliquer l’élargissement constaté de la largeur de bande passante à -3 dB. De plus, la mesure des pertes d’insertion réalisée avec une fibre dont le diamètre du faisceau gaussien au plan d’étranglement est égal à celui du mode fondamental de la cavité ne permet pas de les annuler (cf. Paragraphe III-5.3.1). Dans ce derniers cas, les pertes d’insertion mesurées sont de 4 dB. Le couplage de la fibre avec le filtre n’est plus ici en cause, le niveau des pertes d’insertion de ~4 dB étant attribué aux deux autres causes, la courbure parasité et/ou la rugosité. Rugosité des couches d’InP La couche précontrainte graduellement en Gallium de la plaque B890, In(Ga)P est polluée par l’arsenic résiduel et forme un alliage quaternaire d’Inx(Ga)As1-xP. La gravure sélective par FeCl3 agissant sélectivement sur les atomes d’arsenic, le micro usinage de surface participe à la révélation des dislocations en volume, ce qui augmente la rugosité d’interface et par conséquent les pertes par diffraction [34]. De plus, les contraintes introduites dans les hétérostructures InP/InGaAs lors de la croissance de couches pseudomorphiques [35, 36] par compensation en Gallium (Ga) de l’Arsenic résiduel dans l’échantillon B890, amplifient la rugosité de surface. Les mesures de topographie par AFM confirment la présence d’une forte rugosité sur l’interface de l’échantillon B890. La rugosité RMS enregistrée est de 20 nm (cf. Figure III-20.b). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 79 Figure III-20.b : Topographie de la surface par AFM de la première lame d’InP de la structure filtre et Micrographe MEB d’un filtre de l’épitaxie B890 (Source LEOM). 240 220 200 180 160 140 120 100 80 60 40 20 0 0 -2 (b) -4 -6 Pertes d'insertion LMH, GHz -8 -10 0 20 40 60 80 Transmission, dB LMH, GHz Maintes fois rapportée dans la littérature [28, 35], la croissance d’une hétérostructure formée d’un matériau binaire InP et d’un matériau ternaire InGaAs produit des interfaces rugueuses susceptibles d’expliquer les pertes importantes enregistrées dans le filtre MOEMS [36] . Lors de la transition entre la croissance de la couche InGaAs et de la couche InP, il y a incorporation d’arsenic résiduel à l’interface de la couche InP issu, par ailleurs, de la désorption du sucepteur. En tenant compte des paramètres déduits des mesures AFM dans le calcul de la structure B890 et d’une diffusivité de 20 nm, on montre avec une distribution de la rugosité définie par la fonction erreur [37], une longueur de corrélation de 5 µm, et une largeur de rugosité de 5 nm, que la rugosité d’interface participe à l’élargissement de la LMH et à l’accroissement des pertes d’insertion (cf. Figure III-20.c). Figure III-20.c : Dégradation de la LMH et accroissement des pertes d’insertion calculées pour une structure de filtre MOEMS à 7 alternances InP/Air en fonction de la RMS. -12 100 RMS, nm Selon la figure III-20.c, seul 1 dB de pertes d’insertion et un élargissement de la largeur de bande passante à -3 dB de 6 GHz sont attribués à la RMS mesurées par AFM sur la structure étudiée. Aucune des deux causes présentées précédemment n’est à elle seule responsable de la dégradation des performances mesurées sur le spectre de transmission de la structure B890. Au final, nous avons : • • Aucun élargissement de la largeur de bande passante à -3 dB et 6,66 dB de pertes d’insertion sont attribuées aux couplages filtre/fibre. 1 dB de pertes d’insertion et 6 GHz d’élargissement de la largeur de bande passante à -3 dB sont attribuées à la rugosité d’interface. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 80 Le niveau de pertes totales étant de 11,6 dB et la largeur de bande passante à -3 dB de 87 GHz, nous en concluons qu’un autre phénomène est responsable de la dégradation des performances des filtres. Les lames d’InP de la microstructure ont tendance à se rapprochées. Ce rapprochement est dû à des courbures parasites liées aux contraintes résiduelles présentes dans la structure. Pour aller au delà de ce point bloquant, il a été décidé d’épaissir les lames suspendues des miroirs de Bragg micro-usinés. Ceci a donné lieu à la deuxième génération de filtres. III-4 Deuxième génération de filtres Apres avoir constaté les problématiques sur la fabrication, les contraintes, le microusinage, et la jonction p-i-n d’actuation, la deuxième génération de filtre bénéficie de nouveaux procédés de microtechnologie : une solution de sous-gravure à base de nitrure de fer de plus grande cinétique et sélectivité, un procédé de gravure verticale RIE qui améliore la verticalité des flancs, un nettoyage des flancs qui réduit le niveau du courant inverse, et une réduction des courbures parasites. Nous avons ainsi privilégié l’utilisation de lames plus épaisses pour minimiser les effets de contrainte résiduelle et rigidifier les lames d’InP. Les structures fabriquées sont plus robustes aux étapes de microtechnologies. Nous présenterons les résultats sur les structures épaisses 7λ/4 et 9λ/4 (cf. Figure III-21) ayant des diamètres de plateformes de 50 µm et 100 µm. III-4.1 Description des structures La conception optique de ces structures épaisses à 7 alternances de la deuxième génération utilise une procédure analogue à celle mise en œuvre pour la conception des filtres à 6 alternances afin de réduire les pertes d’insertions initialement à 1,76 dB à un niveau inférieur à 1 dB à la résonance. Les réflectivités des deux miroirs supérieur et inférieur sont rééquilibrées en ramenant la réflectivité du miroir supérieur en dégradant sa réflectivité jusqu’à un niveau comparable à celui du miroir inférieur. Ce travail d’optimisation est une problématique à plusieurs paramètres où l’on bénéficie, d’une part, d’une marge relativement importante sur la largeur de bande passante à -3 dB et, d’autre part, d’une faible marge sur l’espacement entre canal de 100 GHz à 20 dB. Nous privilégierons donc, dans l’optimisation, une dégradation de la largeur de bande passante à -3 dB dans la limite des 20 GHz (0,16 nm) au profit d’une augmentation du niveau de transmission du filtre à 7 alternances qui sera inférieur à 1 dB à la résonance. La structure optimale est présentée sur la figure III-21. Le rééquilibrage de la structure multicouche InP/Air permet d’obtenir des miroirs inférieur et supérieur réfléchissant respectivement 99,87% et 99,82% de l’intensité incidente. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III 0 Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 81 BW3 dB= 16 GHz Transmission, dB -5 -10 BW20 dB= 168 GHz -15 -20 -25 Transmission, dB -30 -150 -100 -50 0 50 100 150 Fréquence, GHz Figure III-21 : Structure et spectre de transmission du Filtre optimal MOEMS à 7 alternances InP/Air de 16 GHz de bande passante et 93 Ghz et de 168 GHz de taux de réjection respectivement à 15 dB et à 20 dB. Les réflectivités des miroirs inférieur et supérieur sont quasi égales, ce qui minimise les pertes d’insertion sur la structure filtre à 7 alternances. Les performances du filtre optimal sont : un niveau de transmission d’environ 100% (0,075 dB) à la résonance, une largeur de bande passante à -3 dB de 16 GHz (0,13 nm), une isolation entre canal de 168 GHz à 20 dB et de 93 GHz à 15 dB. La bande interdite de photon a une largeur spectrale de 202 nm (cf. Figure III-22). Néanmoins, elle permet de couvrir l’intégralité de la bande C (1525-1570 nm) sur laquelle les pertes en transmission et la bande passante restent inférieures à 0,1 dB et à 20 GHz (0,16 nm). La faible efficacité d’actuation d’une cavité onde (∆λ/∆L=0,35) et la raideur mécanique d’une lame 7λ/4 ne permettent pas de couvrir intégralité de la bande L. La limite haute en actuation est située à 1600 nm. Au delà, les performances du filtre en terme d’isolation entre canal, de pertes d’insertion, et de largeur de bande passante à -3 dB se dégradent. Il est envisagé pour étendre la gamme d’actuation d’organiser le dopage des couches d’InGaAs et d’InP de façon à obtenir une accordabilité vers les courtes et les grandes longueurs d’onde, ce qui permet d’exploiter la totalité de la bande interdite de photon. Cette double accordabilité est réalisée en mettant « tête-bêche » deux jonction p-i-n : comme présentée sur la structure filtre de la figure III-21, la jonction n-i-p-i-n est répartie sur l’ensemble de la structure filtre. Selon le signe de la polarisation, la lame d’InP dopée p+ et adjacente à la cavité se rapproche ou s’éloigne par effet capacitif de la lames d’InP dopée n+. 100 40 20 32 30 LMH, GHz -0,4 -0,6 26 Transmission, dB 24 -0,8 22 20 -1,0 Reflectance, % 0 1100 1200 1300 1400 1500 1600 1700 1800 1900 λ, nm 28 LMH, GHz 60 34 -0,2 ∆λ0.995= 202 nm Transmission, dB Reflectance, % 80 0,0 18 -1,2 -100 -80 -60 -40 -20 0 20 40 60 16 80 100 δLcavity, nm Figure III-22 : Spectre de réflectivité, évolution des pertes d’insertion et de la largeur de bande passante à -3 dB en accordabilité. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 82 L’utilisation d’épaisseurs 7λ/4 et 9λ/4 a grandement améliorée le rendement, en réduisant le nombre de lames collées après le séchage supercritique des microstructures, et les courbures parasites induites par les effets d’ordre deux du micro usinage de surface. Le tableau III-4 décrit les structures TGB 1550, 1425, et 1620. Tableau III-4 : couches InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InPtampon InPsubstrat Description des structures filtres formées de lames épaisses d’épaisseurs quart d’onde 7λ/4 et 9λ/4. TGB 1425/1550 double actuation TGB 1620 double actuation épaiss. 100 Å 8910 Å 5110 Å 8030 Å 5425 Å 10520 Å 5110 Å 8470 Å 15500 Å 8660 Å 3565 Å 11010 Å 3875 Å 8565 Å 3875 Å 4000 Å - dopage n 2.1018 n 2.1018 n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 nid p 2.1017 nid n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 1018 n 2.1018 épaiss. 100 Å 7860 Å 4340 Å 8350 Å dopage n 2.1018 n 1018 n 2.1017 n 2.1017 4345 Å 10950 Å 3875 Å 9090 Å 15500 Å 8600 Å 3875 Å 10810 Å 4650 Å 8350 Å 4650 Å 4000 Å - n 2.1017 n 2.1017 nid p 2.1017 nid n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 2.1017 n 1018 n 2.1018 Les épaisseurs des couches d’InP choisies pour la réalisation de ces filtres DWDM à 7 alternances d’InP/Air sont de 7λ/4 et 9λ/4. Les lames d’épaisseur 9λ/4 sont les plus proches, des lames d’InP entourant la cavité résonnante. Ces lames ont une épaisseur plus importante pour améliorer la robustesse de la structure en actuation et réduire le collage électrostatique des lames suspendues. Les empilements d’hétérostructures InP/InGaAs des épitaxies TGB 1550 et TGB 1425 subissent deux procédés de microtechnologies distincts, une technologie dite simplifiée et une technologie accordable (cf. Paragraphe I-6). La mise en œuvre d’une technologie de fabrication simplifiée consiste à sauter les étapes de métallisation des contacts d’actuation, pour ne réaliser que les étapes de gravure verticale, de sous-gravure, et de séchage, précédées d’un polissage mécanique coté substrat de la face arrière et du dépôt d’une bi-couche Si/SiO2 anti-reflet. Par ailleurs, la technologie accordable réalise l’ensemble des étapes précédemment citées, plus, les étapes de métallisation des contacts haut et bas d’actuation. III-4.2 Caractérisation des filtres Les filtres réalisés avec une technologie simplifiée ont montré des performances statiques proches des performances nominales visées par la conception optique aussi bien pour les structures filtres de 50 µm de diamètre que pour celles de 100 µm de diamètre. Cette épitaxie a subie une technologie complète qui rassemble l’ensemble des procédés de ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 83 fabrication. Les premières technologies accordables ont montré que la présence de couches dopées et de contacts métalliques perturbe la cinétique de gravure par FeCl3. Le passage à une sous-gravure par nitrure de Fer a permis de résoudre ces problèmes de perturbation et de rendre la technologie accordable compatible avec les spécifications des filtres à 7 alternances. Les structures filtres TGB 1620 ont bénéficié de ces avancées. L’ensemble des technologies optimisées est intégré au processus de fabrication. III-4.2.1 Filtres de diamètre 50 µm III-4.2.1.1 Performances statiques Transmission, dB La caractérisation large bande du spectre de transmission de la structure TGB 1550-3 fabriquée par une technologie simplifiée montre la maturité de la conception mécanique des microstructures, des procédés de gravure verticale, et de sous-gravure par nitrure de Fer. Les performances statiques du filtre sont proches de celle de la conception optique malgré un décalage du spectre attribué à une erreur d’étalonnage des épaisseurs et à un amincissement des couches d’InP qui résulte d’une surgravure initiée par des interfaces InGaAs/InP (~qq 10 nm) riches en Arsenic (cf. Figure III-23). 0 -5 -10 -15 -20 -25 -30 -35 -40 -45 -50 Exp. -55 Simulation MEB, dB -60 1250 1300 1350 1400 1450 1500 1550 1600 1650 Figure III-23 : Spectre de transmission de la structure filtre TGB 1550 fabriquée en technologie simplifiée, en trait discontinu spectre calculé à partir des mesures MEB et une erreur homogène de 2,5%. λ, nm Les mesures d’épaisseurs ont révélé une erreur moyenne sur les épaisseurs nominales d’InP et d’InGaAs respectives de -2,5% et -5%. La prise en compte des épaisseurs mesurées par MEB, auxquelles sont ajoutées une erreur homogène de -2,4 % montre un accord relatif entre le spectre mesuré et simulé. Ces écarts observés sont dus à la qualité d’interface et à la surgravure de l’InP. Sur la figure III-24.a, la structure exhibe à la résonance (1,48 µm), une largeur de bande passante à -3 dB de 37 GHz (0,3nm), un espacement entre canal de 100 GHz à 10 dB. Les pertes d’insertion sont de 1,77 dB. Ne disposant pas d’une réserve dynamique (40 dB) suffisante, et étant limité par la résolution spectrale du spectromètre (31 GHz (0,25 nm)), le spectre de transmission à la résonance est mesuré sur un banc fibré avec, d’une part, des fibres de 24 µm de diamètre au plan d’étranglement en injection et en collection, et d’autre part, un analyseur de spectre de 0,05 nm de résolution (cf. Figure III-24.b). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 84 0 Transmission, dB -5 BW3 dB= 37 GHz IL= 1.77 dB (a) Transmission, dB Simulation 3 dB 20 dB -10 BW20 dB= 576 GHz -15 -20 -25 -30 -600 -400 -200 0 200 400 600 Frequence, GHz Figure III-24 : Spectre de transmission à la résonance de la structure filtre TGB 1550 de 50 µm de diamètre fabriquée par technologie simplifiée, (a) Spectromètre, (b) Analyseur de spectre (TRT-France). Le spectre mesuré présente une largeur de bande passante à -3 dB de 32,5 GHz (0,26 nm), des pertes d’insertion de 6 dB, et un espacement entre canal de 100 GHz à 13 dB. Le niveau de pertes d’insertion enregistrée est dû à une faible efficacité de couplage entre le mode de cavité et la fibre d’excitation. III-4.2.1.2 Performances en actuation Une double actuation électromécanique a été obtenue, à notre connaissance pour la première fois au monde sur un filtre MOEMS, sur l’échantillon TGB 1620 sur 52 nm (cf. Figure III-25.b). Un accord entre la loi d’actuation électromécanique (cf. Equation III-2) et la caractéristique d’actuation est obtenue dans les deux directions d’actuation grâce à deux jonction p-i-n têtes-bêches qui polarisent en inverse la jonction d’actuation quelque soit le signe de la tension appliquée. 0 (a) V= 0.0 Volts V= 1.0b Volts V= 2.0 Volts V= 3.0 Volts V= 4.0 Volts V= 5.0 Volts -10 -15 λF.P, nm Transmission, dB -5 -20 -25 -30 -35 1500 1510 1520 1530 1540 1550 1560 1570 λ, nm 1490 1485 1480 1475 1470 1465 1460 1455 1450 1445 1440 resonance Fabry-Perot (b) -1 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 Tension d'actuation, Volts Figure III-25 : (a) Spectre de transmission en actuation, (b) Caractéristique d’actuation d’un filtre à 7 alternances InP/Air de 50 µm de diamètre suspendu par 4 Bras d’ancrage de dimension respective 10x40 µm² et 10x50 µm² en double actuation (Source LEOM). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 85 Le filtre à 7 alternances InP/Air est actué sur près de 22 nm vers les grandes longueurs d’onde (-5 V et -174 µA). A tension d’actuation nulle, la largeur de bande passante à -3 dB est de 84 GHz (0,67 nm), les pertes d’insertion sont de 6,6 dB que nous imputons au couplage du filtre avec la fibre Gradissimo. En actuation dans une cavité stable, la largeur de bande passante à -3 dB et les pertes d’insertion varient respectivement, de 84 GHz (0,67 nm à 0 Volts) à 125 GHz (1 nm à 5 Volts), et de 6,6 dB (0 Volts) à 4,3 dB (5 Volts). Ces résultats confirment en effet qu’en actuation, la dégradation du miroir InP/Air intervient peu sur l’évolution des pertes d’insertion. Elle est surtout tributaire du couplage entre le mode injecté par la fibre d’excitation et les modes de la micro cavité (cf. Paragraphe III-5.2). Dans cette configuration, la stabilité de la cavité est renforcée par l’actuation vers les grandes longueurs d’onde. Par ailleurs, l’avantage d’une actuation vers les grandes longueurs d’onde est de maintenir le taux de réjection entre le mode fondamental et les modes d’ordre supérieur. Le couplage est toujours réalisé au profit du mode fondamental. Avec une actuation vers les basses longueurs d’onde où la cavité est instable, le couplage est extrêmement sensible aux désalignements de toutes sortes [38] et s’effectue au bénéfice des modes d’ordre supérieur au fur et à mesure de l’actuation. Les performances statiques obtenues sur l’épitaxie TGB 1550 montrent ainsi dans la filière 50 µm que cette technologie est compatible avec les spécifications DWDM. C’est là la première fois qu’un filtre à base de miroirs de Bragg InP/Air micro-usinée atteint une largeur de bande passante à -3 dB de 32,5 GHz et un espacement entre canal de 100 GHz de 13 dB. La somme des travaux d’optimisation réalisés sur la réduction des courbures parasites et la réduction des défauts en surface et volume induite par la gravure RIE ont ainsi permis de lever un verrou technologique et de montrer que cette technologie est susceptible d’être utilisé dans les réseaux multiplexés ITU 100 GHz. De plus, une double accordabilité est démontrée pour la première fois. Pour les aspects de mise en module, les filtres de diamètres 50 µm nécessitent des alignements dynamiques dont les coûts sont incompatibles avec la fabrication de module bas coûts, d’où l’intérêt dans cette perspective de développer des filtres de diamètre plus important pour diminuer les coûts de la mise en module. III-4.2.2 Filtres de diamètre 100 µm La diminution des effets de courbures parasite permet ainsi d’envisager la fabrication de structures à grande membrane (100 µm et 200 µm) mettant en œuvre la croissance en compensation de contrainte. L’intérêt premier de ces structures à grande membrane est d’abaisser la tolérance au couplage lors de la mise en module des filtres MOEMS par une injection en incidence oblique [39]. Les surfaces étant plus importantes, les masques de gravure sont adaptés pour maintenir les temps de sous-gravure raisonnables. Des ouvertures sont alors réalisées suivant les axes de grande cinétique de gravure et le niveau de contrainte est déterminé pour permettre le maintien de la planéité des lames d’InP suspendues. La conception mécanique par éléments finis a permis de définir une relation entre la géométrie des bras et la mise en tension des lames suspendues (cf. Figure III-26) assurant la planéité des lames des structures à grande membrane. ©Aldrice G. Bakouboula Raideur 1000 Pa /µm Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM Figure III-26 : Caracteristique longueur de bras/raideur pour les plateformes 100 µm de diamètre et des bras trapézoidaux avec différentes hypothèses de tension des couches. Source LEOM. 1000 T= 0 T = 1e-5 T = 1e-4 100 20 30 40 86 50 60 70 80 Longueur des bras. La planéité des lames suspendues est obtenue pour des raideurs supérieures à 1 MPa/µm. La géométrie des bras d’ancrage pouvant ainsi assurer la tenue en tension des membranes de diamètre 100 µm est restreinte (30x30 µm2, 30x45 µm2, 30x60 µm2, 30x90 µm2). III-4.2.2.1 Performances statiques L’utilisation de la solution d’attaque à base de nitrure de Fer a permis de considérablement réduire la surgravure de l’InP grâce à une diminution des temps de sousgravure et à sa sélectivité. La plupart des structures filtres de 100 µm de diamètre présentaient jusque là, une réponse optique satisfaisante uniquement en périphérie de la membrane. L’amélioration des procédés de gravure et la fabrication via une technologie simplifiée ont permis de valider la conception mécanique des filtres à grande membrane (cf. Figure III-27). Figure III-27 : Filtre à bras rectangulaires courts suivants les direction de forte cinétique d’attaque. Sans trous d’accès. Source LEOM. Sur la figure III-28, la structure filtre TGB 1425 de diamètre 100 µm présente une largeur de bande passante à -3 dB de 31 GHz (0,25 nm) à la résonance (1,509 µm), un espacement entre canal de 680 GHz à 20 dB. Les pertes d’insertion sur ce filtre atteignent un niveau de 13,4 dB attribué au couplage du filtre dont le mode propre a un diamètre de 8 µm avec une fibre Gradissimo de 20 µm (~3 dB), aux courbures résiduelles (~5 dB), et à l’absence de couche anti-reflet (~3 dB). ©Aldrice G. Bakouboula Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM -10 0 -15 -5 -20 Transmission, dB Transmission, dB Chap. III TGB 1425, dB 3 dB 20 dB -25 -30 -35 -40 -45 -50 1480 87 BW3 dB= 22 GHz TGB 1425, dB Simulation 3 dB 20 dB BW20 dB= 680 GHz -10 -15 -20 Modes d'ordre sup IL= 13.4 dB -25 -30 -35 1490 1500 1510 1520 1530 1540 λ, nm -40 -800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800 Frequence, GHz Figure III-28 : Spectre de transmission à la résonance de la structure filtre TGB 1425-5 de 100 µm de diamètre fabriqué par technologie simplifiée. La présence des modes latéraux dont la distance intermodale typique est de 0,45 nm est due à la courbure des lames adjacentes à la cavité résonante d’Air. Dans l’approximation des miroirs quasi plans (cf. Equation III-18), le rayon de courbure des miroirs calculé et déduit à partir du diamètre du mode fondamental (8 µm) est 30 mm. Ces faibles distances modales et le grand rayon de courbure valident la conception mécanique. III-4.2.2.2 Performances en actuation Les premiers résultats d’actuation, sur les structures filtre de 100 µm de diamètre, ont été obtenus sur les épitaxies TGB 1620 (cf. Figure III-29). Une actuation sur 50 nm est obtenue à 7,5 Volts. La souplesse recherchée par la conception mécanique en terme de dimensionnement et d’ingénierie des contraintes épitaxiales est validée. Figure III-29 : Filtre à bras trapézoïdaux longs suivants les directions de forte cinétique d’attaque et trous d’accès. Source LEOM. De plus, le comportement des modes de cavité, dans la configuration où la cavité est instable, est similaire à l’ensemble des caractéristiques obtenues en actuation vers les basses longueurs d’onde. Le couplage entre le faisceau d’excitation et les modes d’ordre supérieur de la cavité a une efficacité croissante à mesure que l’on s’éloigne des conditions de repos (0 Volts). Le faisceau d’excitation se couple préférentiellement aux modes d’ordre supérieur au dépend du mode fondamental (cf. Figure III-30) jusqu'à leur recouvrement total. A tension d’actuation nulle, les pertes d’insertion enregistrées sur ce filtre s’élèvent à 5,01 dB, la longueur d’onde de résonance est centré à 1,514 µm. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Figure III-30 : Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 88 Caractéristique spectrale et actuation des structures à membranes de 100 µm réalisées sur l’épitaxie TGB 1620, d’un filtre à bras trapézoïdaux de 30 µm de longueur. Source LEOM. La position de la longueur d’onde de résonance est décalé par rapport à la longueur d’onde nominale de 1,55 µm. Comme nous l’avons précédemment montré au paragraphe III3.1.2 et III-4.2.1.1, le décalage rédhibitoire est attribué à une erreur bâti sur l’épaisseur nominale. Ces résultats montrent le soin à porter au couplage entre le mode fondamental de la micro cavité Fabry-Pérot et le faisceau d’excitation pour assurer le maintien des performances en accordabilité dans une cavité instable, beaucoup plus sensible aux effets de désalignements. Comme nous le montrerons dans le paragraphe suivant par l’expérience et par le biais de simulation par différences finies, le couplage au mode fondamental est sensible aux variations de courbure lorsque le filtre est accordé vers les basses longueurs d’onde. Indéniablement, cet effet limite l’utilisation de ces filtres à une accordabilité vers les grandes longueurs d’onde où le couplage est toujours en faveur du mode fondamental de la micro cavité Fabry-Pérot. L’optimisation et le transfert des procédés de fabrication vers les structures filtres de diamètre 100 µm ont permis d’enregistrer des performances jamais rapportées dans la littérature sur des filtres de tels diamètres à base de miroir de Bragg InP/Air. La largeur de bande passante à -3 dB atteinte est 31,25 GHz, la limite de résolution de notre à appareillage. Le filtre de diamètre 100 µm est accordée sur 70 nm vers les basses longueurs d’onde. III-5 Propriétés modales Les propriétés modales des filtres MOEMS ont une importance majeure pour la mise en module, notamment pour la réduction des pertes d’insertion et leur intégration dans les systèmes de transmission. Les mesures de taille de faisceau dans la zone de Rayleigh du mode ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 89 de cavité nous apporteront des informations, d’une part, sur les courbures effectives de la cavité résonnante et, d’autre part, sur la façon dont la cavité est configurée, soit en cavité stable, soit en cavité instable. Ces différentes informations nous permettront de corréler les mécanismes de perte dans la micro cavité Fabry-Pérot accordable avec les variations de la courbure effective du résonateur Fabry-Pérot MOEMS. L’objectif de ces différentes études modales est de déterminer la manière dont la puissance incidente est répartie entre les modes d’ordre supérieur et le mode propre ainsi que les caractéristiques optimales de la fibre d’excitation qui favorisera le mieux le maintien des performances du filtre lors de l’actuation électromécanique de la lame adjacente à la cavité résonnante, en terme d’espacement entre canal et de pertes d’insertion. La fibre choisie doit pour cela coupler près de 99% de la puissance injectée dans le mode propre de la micro cavité. III-5.1 Structure Spatiale des modes en cavité stable Dans un résonateur optiquement stable, l’énergie incidente est distribuée entre différents modes de cavité. Pour les applications dédiées au filtrage des canaux DWDM, il convient de favoriser le couplage avec le mode fondamental au détriment des modes longitudinaux d’ordre supérieur, ce qui assure un espacement entre canal compatible avec les spécifications DWDM (CS= 100 GHz, IL< 1 dB, BW3 dB= 20 GHz, réj≥ 20 dB). III-5.1.2 Modes Gaussiens Le faisceau gaussien se caractérise par une décroissance rapide de l’amplitude du champ lorsqu’on s’éloigne de l’axe du faisceau. L’expression d’un faisceau gaussien dans un milieu homogène s’écrit : U m,n (x, y, z ) = U m0 ,n ( x, y ) ⋅ avec ⎡ ω0 k r2 ⎤ ⋅ exp ⎢− i[k z − (m + n + 1)η (z )] − i ⎥ 2 q(z )⎦ ω (z ) ⎣ ( Eq. III-11 ) η (z ) = tan −1 λ z πω 02 n = tan −1 ( z z0 ) , facteur de phase 1 1 λ , paramètre gaussien = −i q( z ) R ( z ) π ω 2 ( z ) ω (z ) = ω 0 2 ⎛ zλ ⎞ ⎛ z⎞ ⎟ = ω0 1 + ⎜ ⎟ 1 + ⎜⎜ 2⎟ ⎜z ⎟ ⎝ 0⎠ ⎝ π ω0 ⎠ ⎛ ⎛ π ω 2 ⎞2 ⎞ 0 ⎟ ⎟ R( z ) = z ⎜1 + ⎜⎜ = ⎜ λ z ⎟⎠ ⎟ ⎝ ⎝ ⎠ z0 = ⎛ ⎛z ⎞ z ⎜1 + ⎜ 0 ⎟ ⎜ ⎝ z ⎠ ⎝ 2⎞ 2 ⎟, ⎟ ⎠ , rayon du faisceau rayon de courbure du front d’onde π ω 02 n , 2π ncavité , 0 U m,n ( x, y ) respectivement longueur de Rayleigh, norme k= λ λ du vecteur d’onde, amplitude du faisceau dans la cavité. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 90 III-5.1.3 Modes propres en cavité stable III-5.1.3.1 Longueur d’onde de résonance Le profil d’intensité imagé à la caméra révèle les modes TEMm,n caractérisant la micro cavité. L’amplitude du faisceau est décrie par la symétrie de la cavité résonante et est définie en symétrie rectangulaire et cylindrique respectivement par les polynômes d’Hermite (HG) et de Laguerre (LG). La symétrie des filtres est rectangulaire et la distribution spatiale est décrite par l’équation III-12 en fonction des polynômes de l’Hermite d’ordre n+m. U m0 ,n ⎛ (x, y ) = u 0 ⎜⎜ n+ m 2 n! m!π ⎝2 ⎞ ⎟ ⎟ ⎠ 1 2 ⎛ 2x ⎞ ⎛ 2y ⎞ ⎟ Hn⎜ ⎟ H m ⎜⎜ ⎟ ⎜ ω (z ) ⎟ ( ) ω z ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ Eq. III-12 La longueur d’onde de résonance des modes de cavité du résonateur Fabry-Pérot λq,m,n est déduite de la phase de l’équation III-11 : λq , m ,n = 2 n Lcavité 1 ⎛ ⎞ −1 ⎜ q + (m + n + 1) ⋅ cos ± g1 ⋅ g 2 ⎟ π ⎝ ⎠ [ ] Eq. III-13 Avec, g1 = 1 − Lcavité R1 et g 2 = 1 − Lcavité R2 où g1 et g2 sont les paramètres des miroirs de courbure R1 et R2 qui forment le résonateur de longueur de cavité Lcavité. Les signes en facteur dans l’argument de l’arc cosinus sont associés aux signes respectifs des paramètres g1 et g2 (positif si (g1, g2)>0 et négatif si (g1, g2)<0). Les modes présents dans la micro cavité Fabry-Pérot sont dépendants exclusivement de la courbure des miroirs et de la longueur de la cavité. On remarquera que la distance séparant les modes longitudinaux d’ordre supérieur de la cavité est définie comme suit en fonction de la somme des indices (m+n) et non des indices m et n pris séparément pour une valeur donnée de q : ∆λ q , m + n = λ2 [ ] 1 ⋅ ⋅ cos −1 ± g1 ⋅ g 2 δ (m + n ) 2 n Lcavité π Eq. III-14 Par ailleurs, à partir de la distance intermodale des modes d’ordre supérieur, nous pouvons ainsi remonter, indépendamment de l’étalonnage spectral, à la courbure des miroirs du résonateur Fabry-Pérot avec une meilleure précision que celle obtenue depuis l’équation III-13. Les modes longitudinaux d’ordre supérieur sont toujours situés du coté des basses longueurs d’onde par rapport à la longueur d’onde de résonance (mode fondamental). III-5.1.3.2 Critère de stabilité Nous définirons la condition de stabilité dans un résonateur en fonction des rayons de courbure des miroirs d’entrée et sortie et de la longueur de cavité résonante. Le rayon de ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 91 courbure sera pris de signe positive lorsque le miroir est concave vu depuis l’intérieur de la cavité résonante vers l’extérieur et dans le cas contraire elle est prise négative. La cavité est stable si la condition de stabilité suivante est vérifiée : Eq. III-15 0 ≤ g1 ⋅ g 2 ≤ 1 Nous pouvons utiliser l’interprétation géométrique des paramètres de stabilité définie par l’équation III-15. Pour deux miroirs de rayon de courbure R1 et R2 séparés d’une longueur L : si le tracé des cercles de diamètres R1 et R2 tangents à la partie concave des miroirs sont sécants, alors il existe un mode gaussien stable dans le résonateur formé par les miroirs de rayons de courbure respectives R1 et R2. La position du plan d’étranglement est définie par la position du segment joignant l’intersection des deux cercles. Plusieurs configurations de cavités stables et instables sont ainsi rapidement définies sur la figure III-31. Cavité stable A B C Cavité instable D E F Figure III-31 : Configuration de résonateur en cavité stable et instable. -A, concave-convexe (g1<1, g2>1 et (g1, g2)>0). -B, biconcave (g1<1, g2<1 et (g1, g2)>0). -C, planconcave (g1=1, g2<1 et (g1, g2)>0). -D, biconvexe (g1>1, g2>1 et (g1, g2)>0). E, concave-convexe (g1<0, g2>0). -F, biconcave (g1>0, g2<0). Les mesures spatiales et spectrales respectives du diamètre du faisceau gaussien de la cavité et de la distance intermodale des modes d’ordre supérieur permettent d’établir la nature de la cavité, l’instabilité ou la stabilité de la cavité, à travers les paramètres g1 et g2 : ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 2 ⎛ ⎛ 1 − cos 2 b ⎞⎟ 1 − cos 2 b ⎞⎟ ± cos 2 b ⎜ cos b + g1 = cos b ⎜ cos b + − cos 4 b ⎜ ⎟ ⎜ ⎟ 2a 2a ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ g2 = cos 2 b g1 92 Eq. III-16.a Eq. III-16.b Avec b = ∆λm,n ⋅ 2 π nLcavité , et 2 λ a= π ω 02 λ Lcavité Ces modes de cavité sont par ailleurs extrêmement sensibles aux moindres variations (courbure, alignement, …), et les pertes peuvent devenir importantes [40]. III-5.1.3.3 Taille du mode longitudinal Dans le cas d’un résonateur stable, le diamètre du faisceau dans la cavité possède un diamètre au plan d’étranglement décrit par l’équation III-17 suivante : ω 02 = Lλ π g1 g 2 (1 − g1 g 2 ) Eq. III-17 (g1 + g 2 − 2 g1 g 2 )2 Dans l’hypothèse où le résonateur est symétrique et formé de miroirs quasi plans, l’équation III-17 peut être réduite à l’expression suivante : ω 02 = Lλ π (1 + g ) ≈ L λ π 4(1 − g ) R = ω i2 4L , si R>>L Eq. III-18 Diametre du faisceau Gaussien, µm La figure III-32 illustre la variation du diamètre du faisceau gaussien au plan d’étranglement de la cavité résonnante Fabry-Pérot selon l’équation III-18 en fonction de la courbure du résonateur symétrique quasi plan. L’évolution du diamètre du faisceau gaussien au plan d’étranglement est représentée pour les longueurs de cavité respectives λ et λ/2. 20 18 16 14 cavite λ cavite λ/2 Figure III-32 : Evolution du diamètre au plan d’étranglement du mode de la cavité Fabry-Pérot en fonction de la courbure des miroirs pour différents longueur de cavité dans l’approximation des miroirs quasi plans. 12 10 8 6 4 2 0 0,1 1 10 100 1000 Rayon de courbure, mm L’observation du mode fondamental de la cavité TEM00 et d’ordre supérieur permet de remonter aux caractéristiques propres du résonateur [41]. Quel que soit l’ordre du mode de cavité, le diamètre faisceau au plan d’étranglement[42] peut être extrait de la mesure des dimensions caractéristiques du profil d’intensité (hauteur et largeur) selon l’équation III-19 : ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM ω n = ω 0 (2n + 1) , ω pm = ω 0 (2 p + m + 1) 1 2 1 2 93 Eq. III-19 respectivement pour les modes Hermite-Gauss et Laguerre-Gauss La connaissance du rayon du faisceau gaussien au plan d’étranglement du mode propre et de la courbure résiduelle du résonateur est un paramètre utile à l’optimisation du couplage du filtre avec le fibre d’injection pour la mise en module des composants optoélectroniques[43-47]. Le choix adéquat de l’optique de couplage réduit les pertes d’insertion, et couple préférentiellement la fibre d’émission au mode propre de la cavité[48-51]. III-5.2 Couplage mode de cavité avec une fibre Le couplage de la fibre avec le filtre MOEMS est réalisé sur notre banc expérimental au moyen d’une fibre Gradissimo. Le couplage optimal est alors réalisé dans le cas des filtres MOEMS InP/Air lorsque la fibre d’excitation possède la même taille de faisceau gaussien au plan d’étranglement et lorsque la courbure de la surface équiphase (du front d’onde) sur le miroir opposé est égale à celle du faisceau excitateur (ωm,n= ω0(2n+1)1/2=ωin). Les pertes d’insertion relatives à chacun mode excité expriment l’efficacité du couplage de l’onde incidente sur chacun des modes de cavité ou la distribution de l’énergie injectée dans la cavité est définie par la relation suivante : 2 ∫∫ uin (x, y ) um,n (x, y ) dx dy = am,n η m ,n = 2 2 ∑ ∫∫ uin (x, y ) um* ′,n′ (x, y ) dx dy m∑′,n′ am′,n′ m′,n′ * avec uin ( x, y ) = a m ,n = 2 Eq. III-20 ∑ am′,n′ um′,n′ (x, y, z1 ) , amplitude du faisceau incident. m′,n′ 1 2 µ0 uin ( x, y ) u m,n ( x, y ) dx dy , coefficient de couplage du mode m, n. ε 0 ∫∫ * z1, position du miroir d’entrée. Ceci étant réalisé, 99% de la puissance incidente se couple au mode fondamental de la cavité résonnante. Par ailleurs, l’efficacité étant directement dépendante de la courbure des lames adjacentes à la cavité, on peut aisément suivre l’évolution des pertes d’insertion, ηm,n associées à chaque mode en actuation par la mesure de la courbure à travers le diamètre du faisceau gaussien au plan d’étranglement des modes de cavité. Ainsi lorsque la zone de Rayleigh de la fibre Gradissimo recouvre toute la hauteur du filtre MOEMS, l’efficacité de couplage du mode gaussien en sortie de la fibre Gradissimo et du filtre MOEMS s’écrit pour n=m en fonction des diamètres au plan d’étranglement de ωm,n(V) et ωin, de la transmission Tmax(V), et des rayons de courbure R(V) et R1(V) du mode Hermito-Gaussien de la micro cavité et de la fibre Gradissimo : η m ,n (ω ) = 4 Tmax ⎛ ω ω in ⎞ ⎛ ω ω in ⎞ ⎜⎜ ⎟ ⋅⎜ ⎟ + + ω ⎟⎠ ox ⎜⎝ ω in ω ⎟⎠ oy ⎝ ω in π 2ω in2 (ω )ox (ω )oy ⎛ 1 1 ⎞ ⎛ 1 1 ⎞ + ⋅ ⎜⎜ − ⎟⎟ ⋅ ⎜⎜ − ⎟⎟ λ2 ⎝ R R1 ⎠ ox ⎝ R R1 ⎠ oy Eq. III-21 On remarquera, d’une part, que tous les modes de la cavité sont excités lorsque ωin>>ωm,n, et d’autre part, que le nombre de modes substantiellement excités est défini par le ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 94 rapport ωin /ωm,n. On peut voir sur la figure III-28 que le nombre de modes latéraux observables est de 2,5 lorsque les diamètres du mode fondamental du filtre TGB 1425-5 et de la fibre d’injection respectifs sont de 8 µm et 20 µm. III-5.3 Résultats expérimentaux III-5.3.1 Cas d’une cavité stable Suite à l’analyse des procédés de fabrication et de leur impact sur la fonction optique, nous abordons par une approche modale les filtres MOEMS B890 précédemment décrits dans le paragraphe III-3.2, notamment celle des modes de cavité dans une structure filtre à 7 alternances, afin de répondre à l’épineuse question de l’optimisation du couplage de la fibre avec le filtre. Ces aspects sont étudiés en mesurant le diamètre des modes de cavité par imagerie des modes de cavité. Le diamètre au plan d’étranglement du mode propre d’un filtre issue de l’épitaxie B890 est mesuré à 3,71 µm (cf. Figure III-33). 2500 Field Intensity, a.u. 2000 m1538.8 nm W= 3.71 µm 1500 1000 500 0 -10 -8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8 10 15 20 X, µm 2500 m 1534.6 nm Field Intensity, a.u. 2000 1500 1000 500 0 -20 -15 -10 -5 0 5 10 X, µm 2500 m1533.1 nm Field Intensity, a.u. 2000 1500 1000 500 0 -20 -15 -10 -5 0 5 10 15 20 X, µm 1400 1200 Field Intensity, a.u. m 1530.6 nm 1000 800 600 400 200 0 -20 -15 -10 -5 0 5 10 15 20 X, µm Figure III-33 : Imagerie 2D, 3D et profil d’intensité des Modes Hermito gaussien TEMmn, d’un filtre Fabry-Pérot à 7 alternances InP/Air de 40 µm de diamètre suspendu par 4 bras de dimensions 5x40 µm², structure A1G20/B890. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 95 Les modes d’ordre supérieur observés dans cette micro cavité ont une distance intermodale de 2,0 ±0,5 nm. Les paramètres g1 (1,016628102) et g2 (0,9836037777) calculés montrent que la cavité réalisée est stable (0<g1.g2<1) et dans la configuration A (cf. Figure III-32). La croissance par introduction graduelle de contraintes dans les couches hétéroépitaxiées a réduit effectivement la courbure des lames adjacentes à la cavité d’un facteur 2. Le rayon de courbure obtenu est de 93,2 µm. La courbure des lames est a priori mieux contrôlée par la mise en œuvre de cette technique d’ingénierie des contraintes, et les rayons du faisceau au plan d’étranglement dans les directions Ox et Oy sont égaux. L’astigmatisme est faible, les tailles des modes d’ordre supérieur TEM0m=1..3 vérifient l’équation III-19, et sont respectivement égales à 6, 8, 10 µm. Sur la base de la mesure de la taille du faisceau au plan d’étranglement précédente, nous avons étudié le couplage du filtre avec la fibre Gradissimo par adaptation du faisceau au plan d’étranglement de la fibre d’excitation. Sur la figure III-34 sont présentés les spectres de transmission du filtre A1G20 obtenus sur le Banc de caractérisation fibré de TRT-France, dans une configuration où la fibre Gradissimo est utilisée en injection et collection du signal filtré. Les pertes d’insertion du mode TEM00 sont réduites à 4 dB et conformes aux pertes dues à la courbure résiduelle pour ωin#ω0 et R1=R>L. Figure III-34 : Spectre de transmission du filtre A1G20 à 7 alternances InP/Air de diamètre 40 µm suspendue par 4 Bras de dimension 5x20 µm² excité par des fibres Gradissimo de diamètre respectives de 3,5 µm, 7 µm, 12 µm, 30 µm3. Lorsque le diamètre du faisceau d’excitation est égal à celui du mode fondamental de la micro cavité, les pertes d’insertion associées au couplage du filtre avec la fibre Gradissimo sont faibles (0,045 dB) (cf. Equation III-21). Les pertes d’insertion restantes de 4,5 dB obtenues pour un faisceau d’excitation de 3,5 µm de diamètre au plan d’étranglement sont conformément aux discussions du paragraphe III-3.2.4 attribuées uniquement aux courbures résiduelles. La largeur de bande passante à -3 dB et la réjection pour un espacement entre canal de 100 GHz ont atteint les valeurs respectives de 65 GHz (0,52 nm) et 9 dB. Pour obtenir un taux de réjection des modes d’ordre supérieur à 25 dB, il convient d’adapter, d’une part, le rayon du faisceau gaussien au plan d’étranglement du mode fondamental et, d’autre part, le rayon de courbure de la surface équiphase du résonateur Fabry-Pérot, R(λ). 3 Source TRT-France ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 96 Ces résultats montrent que le couplage du filtre avec la fibre Gradissimo présentera une transmission monomode à la condition unique que, d’une part, le filtre et la fibre d’injection soient parfaitement aligné, et d’autre part le mode injecté ait un diamètre au plan d’étranglement et une courbure équiphase identique à celle de la micro cavité. Le faisceau d’excitation en sortie de la fibre Gradissimo se couplera majoritairement avec le mode fondamental de la micro cavité. III-5.3.2 Cas d’une cavité instable Transmission, dB La structure Atmel 13B fabriquée par EPVOM est une structure filtre moins performant constituée de 6 alternances InP/Air simplement accordable et d’une cavité résonante λ que nous utilisons comme véhicule test pour étudier la stabilité du filtre en accordabilité. Les épaisseurs des lames quart d’onde d’InP et d’Air sont respectivement de 3λ/4 et λ/4. La plateforme circulaire de 40 µm de diamètre est suspendue par quatre bras (10x40 µm²). Le Filtre présente un spectre de transmission en parfait accord avec le spectre simulé. La largeur de bande passante à -3 dB du mode fondamental (TEM00) centrée à 1,5678 µm est de 72 GHz (0,57 nm). Les pertes d’insertion intrinsèques du filtre à la résonance sont de 1,6 dB et sont attribuées au couplage du TEM00 avec une excitation en onde quasi-plane. Le premier mode d’ordre supérieur de la micro cavité apparaît à 10 dB de la résonance et présente un espacement entre canal à 10 dB de 240 GHz. 0 -2 BW = 72 GHz 3 dB -4 -6 Modes d'ordre sup. -8 -10 -12 -14 -16 -18 -20 -22 -24 -26 -28 -30 -800 -600 -400 -200 IL= 1.6 dB Atmel 13B simulation 3 dB 20 dB 0 200 400 600 800 Frequency, GHz Figure III-35 : Structure filtre Atmel 13B à 6 alternances InP/Air et sa transmission à actuation nulle. Nous avons enregistré sur ce filtre une accordabilité sur 105 nm (1,5678-1,4636 µm) comparable à celle atteinte par Daleiden et al [52]. La caractéristique d’accordabilité est en accord avec l’équation III-11 (cf. Figure III-36). A partir des mesures diamètre au plan d’étranglement de TEM00 (0 Volts) et de la distance intermodale, les paramètres g1 (1,00118137) et g2 (0,998820016) montrent que le filtre forme un résonateur stable dans la configuration -A, quasi plan, sensible aux variations de courbure. Sur le spectre de transmission en actuation, le couplage entre le faisceau incident et les modes longitudinaux d’ordre supérieur est réalisé au détriment du mode fondamental lorsque le filtre est actué vers les basses longueurs d’onde (en cavité instable). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 97 0 1560 V 1540 -10 λR, nm Transmission, dB -5 -15 -20 1520 1500 -25 Exp ajustement 1480 -30 1460 -35 1440 1460 1480 1500 1520 1540 1560 1580 1600 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 Tension d'actuation, Volts λ, nm Figure III-36 : Spectre de transmission en actuation et caractéristique d’actuation du filtre Atmel 13B à 6 alternances de plateforme 40 µm et de Bras 40x10 µm2. 10,5 Stable 35 R0x, mm R0y, mm 10,0 Rayon de courbure, mm Diametre du faisceau Gaussien, µm Au delà d’une tension d’accordabilité de 12 Volts, les modes de cavité ne sont plus spectralement résolus ; les différents modes de cavité du spectre de transmission sont convolués autour d’un pic de transmission de bande passante à 3 dB de 340 GHz (2,72 nm) s’élargissant à mesure que la tension d’actuation croit. Nous avons reporté sur la figure III-37 l’évolution du diamètre du mode fondamental de la micro cavité en fonction de la tension appliquée. Nous pouvons constater que celui-ci augmente jusqu’à 4 volts pour rester quasiment constant jusqu’à 14 volts. Il y a deux régime de stabilité : un régime stable pour des tensions d’accordabilité inférieures à 4 volts et un régime instable pour des tensions supérieures à 4 volts. En régime stable, l’augmentation du diamètre du mode fondamental reflète l’augmentation de la courbure des lames adjacente à la cavité. En cavité instable, les dimensions latérales du mode sont déterminées par la dimension géométrique de la structure. 9,5 Instable 9,0 8,5 8,0 7,5 7,0 W0x W0y 6,5 6,0 -2 0 2 4 6 8 10 12 Tension d'actuation, Volts 14 30 25 20 15 10 5 16 -2 0 2 4 6 8 10 12 14 16 Tension d'actuation, Volts Figure III-37 : Evolution du diamètre du faisceau gaussien au plan d’étranglement et du rayon de courbure en actuation dans l’approximation des courbures quasi planes. Ces deux domaines de stabilité correspondent chacune à des comportements distincts. Le filtre reste monomode dans le cas d’un régime stable et devient multimode dans le cas d’un régime instable. La transition de l’un à l’autre est observable sur l’évolution de l’efficacité de couplage en actuation. A mesure que l’on accorde le filtre l’efficacité du couplage au mode fondamental diminue au profit des modes d’ordre supérieur. Sur la figure ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 98 III-38, nous pouvons voir la façon dont l’efficacité du couplage joue sur les pertes d’insertion des modes observables sur le filtre Atmel 13B lorsque, d’une part la courbure évolue sous actuation, et d’autre part le filtre passe d’un régime stable à instable. Nous pouvons voir qu’à tour de rôle, à partir de 4 volts, les modes d’ordre supérieurs deviennent prédominants. Ce comportement est atypique et nous l’attribuons au fait que la cavité Fabry-Pérot devienne instable au delà de 4 volts. 0 (a) Pertes d'insertion, dB -5 -10 -15 Figure III-38 : Evolution des pertes d’insertion sous actuation. -20 -25 mode fondamental mode latéral 1 mode latéral 2 mode latéral 3 -30 -35 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 Tension d'actuation, Volts Nous avons utilisé la technique de simulation par méthode de différence finie dans le domaine temporel[53] (FDTD) sous une excitation gaussienne pour étudier l’impact de l’actuation en faisant varier la courbure de la lame adjacente à la cavité résonante sur les performances de structure filtre. Depuis le cas d’une courbure nulle, une variation positive et negative de la courbure dans les configurations respectives A (stable) et D (instable) est introduite sur la lames d’InP adjacente la cavité résonante. Pour des variations negatives de la courbure, le filtre initialement monomode à courbure nulle, devient multimode par apparition de modes d’ordre superieur et les pertes d’insertion associées au mode fondamental augmentent de façon importante lorsque la courbure negative atteint 100 nm (cf. Figure III-39). Transmission Transmission 1 0.1 0.01 1E-3 0.10 pic 1 0.05 pic 2 bending -100nm bending 0 nm 1E-4 0.00 1E-5 1.4 1.5 1.6 1.7 λ (µm) 1.8 1.9 1.48 1.50 1.52 1.54 1.56 λ (µm) Figure III-39 : Spectres de transmission calculés par FDTD pour une courbure de 0 et de 100 nm. Une courbure negative de 100 nm a deux consequences majeures, d’une part, de faire apparaître un mode suplementaire, et d’autre part, de favoriser le couplage au mode d’ordre ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 99 superieur au détriment du mode fondamental. Sur la figure III-40 sont representées les cartes de champ associées au premier mode fondamental et au mode superieur d’ordre 1 de la structure. On peut voir que les diamètres de ces deux modes sont sensiblement identique et egales aux diametres de la microstructure. Ces resultats expliquent de manière qualitative les courbes experimentales obtenues précédemment et l’existance d’un regime où le diamètre ne varie pas lors de l’actuation. PIC2 PIC1 2 4 6 8 10 12 8 14 0 4 6 8 8 10 12 14 18 18 18 16 16 16 14 14 14 12 12 12 10 10 8 2 6 20 10 2 4 20 6 4 2 20 Y Axis Title 0 10 8 8 6 6 6 4 4 4 2 2 2 0 10 0 Figure III-40 : Carte de champ des pics de résonances 1 et 2 pour une courbure de -100 nm. 0 0 2 4 6 8 10 12 14 Ces simulations permettent d’expliquer la derive à la loi d’actuation électromécanique definie precedemment (cf. Equation III-2). Au vu de ces nouveaux elements, le comportement atypique observé à partir de 4 volts sur la caracteristique d’actuation de la figure III-36 et sur les pertes d’insertion de la figure III-38 peut à present etre attribué à l’instabilité de la cavité. III-7 Conclusion Au cours de ce travail, nous avons défini des objectifs de spécification que nous avons cherché à atteindre au prix d’un effort d’optimisation de la conception optique, mécanique, des procédés de gravure, et des techniques de croissance. La structure filtre MOEMS retenue pour satisfaire aux spécifications du DWDM est une structure filtre MOEMS formée de 7 alternances InP/Air. Dans la fabrication du filtre, nous avons été confronté à des problèmes technologiques liés à la qualité des interfaces des couches d’InP et sacrificielles d’InGaAs, à la sélectivité de la solution de micro-usinage de surface, à la dégradation des jonctions p-i-n d’accordabilité par la gravure verticale. Ces différents points bloquant concourraient à dégrader les performances optiques du filtre en terme de largeur de bande passante à -3 dB, d’espacement entre canaux de la grille ITU à 100 GHz de -20 dB, de plage d’actuation,… Ceci nous a mené à adapter le filtre aux procédés en vu d’abaisser les contraintes sur les procédés de fabrication. La structure filtre MOEMS à 7 alternances retenue est constituée de lames épaisses d’épaisseurs quart d’onde 9λ/4 et 7λ/4 plus robustes aux étapes de microtechnologie dont l’ingénierie des contraintes assure la planéité des lames d’InP grâce à leurs mises en tension par incorporation de faible quantité de Gallium. Les performances suivantes ont été enregistrées sur les filtres 50 µm à lames épaisses fabriqués dans une technologie simplifiée (non accordable) où les étapes de métallisations des contacts actuations ne sont pas réalisées : une largeur de bande passante à -3 dB de 37 GHz ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 100 (0,3 nm), un espacement entre canal de 100 GHz (0,8 nm) à -10 dB, des pertes d’insertion à la résonance de 1,77 dB. Dans une technologie accordable, les filtres de 50 µm de diamètre ont permis de mettre en évidence une double accordabilité sur une plage de 52 nm. Pour les filtres de 100 µm de diamètre fabriqués dans une technologie non accordable, les performances obtenues sont compatibles avec la conception 1D (BP-3 dB=22 GHz, espacement entre canal à 10 dB de 100 GHz). De plus, les filtres 100 µm réalisés dans une technologie accordable ont été simplement accordés sur une plage de 70 nm. Nous avons atteint avec cette technologie monolithique des performances en termes de largeur de bande passante à -3 dB non encore rapportées dans la littérature. Dans cette technologie, les performances statiques enregistrées montrent la viabilité de cette technologie pour les applications DWDM. Il convient d’adapter la taille du faisceau d’excitation à celle du mode fondamental pour coupler efficacement le filtre MOEMS avec la fibre d’excitation. Néanmoins, les études fines menées sur le couplage du filtre avec la fibre Gradissimo en actuation montrent quelques limites à leur intégration dans les systèmes de transmission. La variation de la courbure ne permet pas de maintenir le taux de réjection bien que le couplage de la fibre avec le filtre MOEMS soit optimisé à tension d’actuation nulle. Les caractérisations et les simulations FDTD montrent que l’efficacité du couplage du filtre avec la fibre est maintenue lors d’une actuation vers les grandes longueurs d’onde où la cavité résonante réalise une cavité stable. A contrario lors d’une actuation vers les basses longueurs d’onde où la cavité est instable, le couplage du filtre avec la fibre d’excitation Gradissimo favorise les modes d’ordre supérieur au dépend du mode fondamental. Les pertes d’insertion associées au mode fondamental s’accroissent de façon dramatique. Les résultats expérimentaux et de modélisation FDTD montrent tout l’intérêt de maintenir la cavité stable par l’ingénierie des contraintes, quelle que soit la direction d’actuation, pour préserver l’efficacité du couplage au mode fondamental. Par ailleurs, une nouvelle solution alternative en cours de développement et de dépôt de brevet contribue à, au vu des simulations et des premiers résultats, d’une part, rendre le couplage du filtre avec la fibre optique insensible aux variations de la courbure des lames adjacentes à la cavité, et d’autre part, réduire la contrainte sur l’ingénierie des courbures. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. III Filtres MOEMS accordables pour les applications WDM 101 III-8 Bibliographie du chapitre Filtres accordables pour les applications WDM [1] [2] Streubel, K., Rapp, S., André, J., Chitica, N. Fabrication of InP/air-gap distributed Bragg reflectors and micro-cavities. 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Introduction to Maxwell’s Equations and the Yee Algorithm. In:Computational Electromagnetics: The Finite-Difference Time-Domain. Electronics Letters, 2002, Vol. 38, n° 21 , p 1270-1271. 2th ed. Artech House. USA. Norwood, MA. p. 51-80. ©Aldrice G. Bakouboula Chapitre IV VCSEL MOEMS MONOLITHIQUE ACCORDABLE EN LONGUEUR D’ONDE Le laser accordable à cavité verticale est un composant clé pour les applications WDM. Les lasers accordables visés sont composés d’un demi VCSEL tout semiconducteur sur lequel un miroir Bragg supérieur accordable a été réalisé. Dans ce chapitre, nous présenterons en quoi, la conception d’un VCSEL accordable en longueur d’onde possède des règles de conception propre à ce type de composants actifs. Nous présenterons ensuite les résultats obtenus en pompage optique en indiquant les paramètres de conception influant pour l’obtention d’une émission laser. Nous aborderons la problématique de la localisation de l’injection électrique dans nos structures VCSELs accordables et monolithiques. Et finalement, nous aborderons les résultats obtenus sur le premier VCSEL pompé électriquement qui a donné lieu à un effet laser. Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables Chapitre IV 107 VCSEL MOEMS MONOLITHIQUE ACCORDABLE EN LONGUEUR D’ONDE ......................................................................................................... 106 IV-1 Introduction ................................................................................................................ 108 IV-2 Conception de la cavité VCSEL Accordable ............................................................. 108 IV-2.1 Résonateur laser Accordable.............................................................................. 109 IV-2.1.1 Etudes des deux miroirs de Bragg ........................................................ 110 IV-2.1.2 Optimisation du miroir Bragg InP/Air 2,5 alternances pour le pompage optique à 1,06 µm......................................................................................... 113 IV-2.2 Cavité mixte ....................................................................................................... 114 IV-2.2.1 Distribution du Profil de champ ........................................................... 115 IV-2.2.2 Etude de l’accordabilité .......................................................................... 116 IV-2.3 Optimisation de la puissance du VCSEL ........................................................... 118 IV-2.3.1 Rappel sur le gain de la couche active.................................................. 118 IV-2.3.2 Optimisation de la puissance de sortie ................................................ 119 IV-3 Fabrication du VCSEL monolithique MOEMS accordable....................................... 121 IV-3.1 Croissance épitaxiale de la structure VCSEL accordable .................................. 121 IV-3.2 Structuration du VCSEL par les procédés de microtechnologie........................ 122 IV-4 VCSEL pompé optiquement ...................................................................................... 123 IV-4.1 Structures réalisées pour le pompage optique .................................................... 123 IV-4.2 Positionnement du gain et de la résonance......................................................... 124 IV-4.2.1 Absorption du faisceau de pompe........................................................ 124 IV-4.2.2 Absorption résonante d’un demi VCSEL ............................................ 124 IV-4.3 Effet laser sous pompage optique....................................................................... 125 IV-4.3.1 Position du gain et de la photoluminescence...................................... 126 IV-4.3.2 Alignement optimal du gain et du mode résonant ............................ 127 IV-5 Vers le pompage électrique ........................................................................................ 129 IV-5.1 Propriété électrique du miroir de Bragg Inférieur .............................................. 129 IV-5.2 Injection électrique par jonction tunnel et confinement électrique .................... 131 IV-5.2.1 Jonction tunnel......................................................................................... 132 IV-5.2.2 Confinement électrique .......................................................................... 134 IV-6 Première émission laser en pompage électrique ........................................................ 140 IV-6.1 Structure Laser ................................................................................................... 141 IV-6.2 Caractéristique laser en pompage continu.......................................................... 141 IV-6.3 Spectre d’émission laser à 10 mA ...................................................................... 142 IV-7 Conclusion.................................................................................................................. 143 IV-8 Bibliographies du chapitre VCSEL MOEMS monolithique accordable en longueur d’onde ......................................................................................................................... 145 ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables IV-1 108 Introduction Au cours de ce chapitre, nous allons présenter les travaux effectués dans le cadre du projet européen TUNVIC pour la réalisation de structure laser MOEMS à cavité verticale émettant par la surface (VCSEL), conçus pour fonctionner à 1,55 µm, monolithique, et accordable en longueur d’onde. L’accordabilité de l’émission laser dans les bandes de transmission optique L et C est assurée par un miroir de Bragg MOEMS InP/Air à large bande interdite de photon et à haute réflectivité qui accorde de façon électromécanique la cavité résonante mixte formée d’Air et de semiconducteur, dans laquelle sont enterrés les puits quantiques d’InGaAs. La filière matériaux choisie destine ces sources optiques aux réseaux multiplexés pour les transmissions à longue distance. Nous considérerons deux aspects propres à la réalisation des structures VCSELs : la validation par le pompage optique de la cavité laser et la réalisation d’une structure pompée électriquement. Dans un premier temps nous présenterons les principes et règles de base pour la conception d’une cavité laser accordable. Puis, nous présenterons l’optimisation et l’intégration des paramètres technologiques dans la fabrication de la structure finale ainsi que les propriétés de l’émission laser en pompage optique. Par la suite, nous étudierons les propriétés électriques du miroir de Bragg et les différentes approches pour la localisation de l’injection électrique : choix des matériaux constituant le miroir, la localisation du contact enterré par implantation ionique et par gravure mesa. Enfin, nous discuterons des propriétés de l’émission laser en pompage électrique ainsi que de leurs performances. Les propriétés précises de l’ensemble des structures étudiées sont reportées en annexe. IV-2 Conception de la cavité VCSEL Accordable La structure VCSEL accordable (cf. Figure IV-1) est formée de miroirs de Bragg inférieur tout semiconducteur et supérieur InP/Air et d’une cavité mixte Air et semiconducteur dans laquelle est enterrée dans la partie semiconductrice des puits quantiques InGaAs. Figure IV-1.a : Structure à pompage optique ©Aldrice G. Bakouboula Figure IV-1.b : Structure à pompage électrique Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 109 La première structure est destinée au pompage optique (cf. Figure IV-1.a). La seconde structure est destinée au pompage électrique (cf. Figure IV-1.b). Dans ce dernier cas, le pompage électrique est réalisé à travers le miroir de Bragg inférieur tout semiconducteur et une jonction tunnel localisée grâce à une étape d’implantation ionique ou de gravure mesa. Le miroir de Bragg et la cavité semiconductrice sont fabriqués par la technique d’épitaxie en phase vapeur aux organo métalliques (EPVOM). Les structures résultant d’une croissance par EPVOM seront notées Min. La croissance EPVOM est suivie par une reprise d’épitaxie par la technique d’épitaxie par jet moléculaire (EJM) d’une couche d’InP. Le miroir de Bragg inférieur et la cavité semiconductrice fabriqués par EPVOM ainsi que la couche d’InP reprise par EJM forment le demi VCSEL. Après la croissance de la couche d’InP par EJM terminant la cavité semiconductrice, une couche λ/2 d’InGaAs et un empilement quart d’onde d’hétérostructure InGaAs/InP sont déposés pour former après gravure verticale isotrope et micro usinage de surface des couches d’InGaAs sacrificielles, une cavité d’Air et un miroir de Bragg MOEMS InP/Air. La structure VCSEL finale obtenue après la reprise EJM est notée EP. La cavité formée de la partie semiconductrice et d’Air est appelée cavité mixte. La croissance par EPVOM du demi VCSEL est fabriquée au LPN. Celle associée à la technique EJM est réalisée au LEOM. IV-2.1 Résonateur laser Accordable Le résonateur laser se différencie du résonateur traité précédemment dans le chapitre III par, d’une part, l’intégration d’une cavité semiconductrice, et d’autre part, la nature des miroirs de Bragg qui composent le résonateur. Le miroir supérieur reste un miroir de Bragg MOEMS formé d’un empilement périodique de couches d’InP et d’Air. Le miroir de Bragg inférieur est un miroir tout semiconducteur formé d’empilements quart d’onde de matériaux de la filière InP. L’autre spécificité du résonateur laser est la cavité résonante mixte dont la première partie de la cavité, formée d’Air pour permettre l’accordabilité électromécanique de la longueur de cavité, est associée à la seconde constituée de semiconducteur contenant les puits quantiques d’InGaAs (cf. Figure IV-1). Bien que le principe du résonateur Fabry-Pérot soit identique à celui du filtre, les règles de conception ne prennent pas en compte les mêmes critères. Le résonateur optique à viser laser a pour fonction de réaliser une boucle de contre réaction entre le milieu amplificateur et le champ optique, et d’abaisser le seuil de l’oscillation laser grâce à un grand facteur de qualité. Dans le cas des lasers à cavité verticale où la cavité résonante est de l’ordre de la demi longueur d’onde de l’émission laser, il est impératif de disposer de miroirs à haute réflectivité (>99%) afin de maintenir les pertes de la cavité à un niveau compatible avec un faible seuil laser. Comme illustré sur la figure IV-2, le gain du milieu amplificateur doit surpasser les pertes dans la cavité pour que le milieu oscille. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 110 Figure IV-2 : Mécanisme d’oscillation laser Ainsi, le gain optique au seuil de l’oscillation laser s’écrit en fonction des réflectances des miroirs d’entrée Re et de sortie Rs, de la longueur de cavité Lcavité, des pertes parasites αp et dans la couche active αa, et de la longueur du milieu amplificateur da : γ seuil = α p Lcavité − d a 1 + αa − ln(Re Rs ) 2 Lcavité Lcavité Eq. IV-1 IV-2.1.1 Etudes des deux miroirs de Bragg Contrairement à la filière GaAs, nous ne disposons pas dans la filière InP d’un choix important de matériaux pouvant simultanément être déposé en accord de maille et offrir une forte différence d’indice de réfraction. Néanmoins, l’utilisation d’alliages ternaire et quaternaire contenant 18% d’aluminium ou de phosphore tels que InAlAs(0,85 µm), InGaAlAs(1,4µm), InGaAsP(1,4µm), a permis de trouver un compromis entre une forte différence d’indice et les effets du désordre d’alliage pour la fabrication des miroirs de Bragg de haute réflectivité doublés d’une bonne qualité cristalline sur substrat InP [1]. En raison de la faible différence d’indice des alliages de la filière InP, la largeur de bande interdite de photon est limitée à environ 100 nm et le nombre d’alternances empilées nécessaire pour l’obtention d’une réflectance de l’ordre de 99,9% est de l’ordre de 40. Par ailleurs, un autre critère de qualité important est la conductibilité thermique des miroirs [2]. Le miroir tout semiconducteur doit ainsi posséder une bonne conductibilité thermique pour participer efficacement à la dissipation de la chaleur. L’objectif de ce travail consistant à développer une technologie sur la base de structures simples, monolithiques, et bas coûts, nous a amené à nous orienter vers l’utilisation, pour le miroir inférieur, d’un miroir de Bragg distribué tout semiconducteur. Comparons dans un premier temps les différents systèmes semiconducteurs utilisés pour la fabrication des miroirs de Bragg en gardant à l’esprit les critères de qualité tels que la différence d’indice de réfraction, la conductibilité thermique. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 111 IV-2.1.1.1 Miroir de Bragg inférieur tout Semiconducteur La résistance thermique et les effets d’échauffement dans les lasers verticaux sont très fortement dépendants de la conductibilité thermique des miroirs de Bragg. Cela est d’autant vrai que nous envisageons de réaliser l’injection électrique à travers le miroir distribué. De plus, ces effets deviennent critiques lorsqu’il s’agit d’alliages ternaires ou quaternaires. En effet, la conductibilité thermique est susceptible de chuter de plusieurs ordres de grandeur par rapport aux matériaux binaires. Dans la filière InP, les seuls matériaux disponibles offrant une différence d’indice suffisant pour être utilisés dans la fabrication de miroirs de Bragg sont pour la plupart des alliages quaternaire et ternaire. Les calculs effectués par Karim et al[3] sur la base d’un modèle 1D du flux thermique permettent de donner une estimation de la résistance thermique des miroirs de Bragg dans les systèmes In0,53Ga0,38As0,82P0,18(1,4 µm)/InP, In0,53Ga0,47Al0,18As(1,4 µm)/InP, et In0,52Al0,48As(0,85 µm)/In0,53Ga0,47Al0,18As(1,4 µm) accordés en maille sur l’InP. La composition stoechiométrique respective des couches quaternaires phosphore (QP(1,4 µm)), quaternaires aluminium (QAl(1,4 µm)), et ternaires aluminium (TAl(0,85 µm)) est choisie de façon à ce que les couches quart d’onde soient transparentes à toutes les longueurs d’onde supérieures à 1,4 µm (cf. Tableau IV-1). Tableau IV-1 : Propriétés optique et thermique des miroirs de Bragg pour les VCSELs 1,55 µm [3]. Conductibilité Nbres d’alternances pour Rth(K/W) Composition DBR ∆n thermique R ≥ 99,9% par paire -1 -1 (W.cm .K ) InP/InGaAsP(1,4µm) 0,263 0,68/0,045 47 174,7 InP/InGaAlAs(1,4µm) 0,333 0,68/0,045 36 174,7 InAlAs/InGaAlAs(1,4µm) 0,3 0,045/0,045 40 1549,2(∗) Air/InP 2,167 0,0102/0,68 2,5 (99,6)-3,5 (99,96) 19017,6(*) AlAs/GaAs 0,47 0,91/0,44 28 57,5 Le degré de maturité en optoélectronique des matériaux quaternaires à base de phosphore fait des miroirs à base de QAl(1,4 µm)/InP et InP/QP(1,4 µm) des candidats naturels pour les VCSELs émettant aux grandes longueurs d’onde, où l’InP constitue la couche de bas indice de réfraction [4]. De plus, de grandes valeurs de réflectivité sont atteintes plus rapidement lorsque la première couche déposée possède un indice de réfraction différent de celui du substrat. Le nombre d’alternances déposées peut être réduit d’une dizaine d’alternances. Au vu du tableau IV-1, le choix le plus évident, à supposer que les résistances thermiques estimées par Karim et al[3] mettent les deux systèmes QP(1,4 µm)/InP et InP/QAl(1,4 µm) au même niveau, se porte sur le miroir du système InP/QAl(1,4 µm). Sur la figure IV-3, nous représentons les miroirs de Bragg de haute réflectivité réalisés par EPVOM au LPN dans les systèmes QP(1,4 µm)/InP, QAl(1,4 µm)/TAl où l’absence de fluctuation supérieur à 1 nm dénote de l’excellente qualité des interfaces. (∗) Ce travail ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 1,0 λBragg= 1.552 µm 0,8 Reflectivité, u.a. 112 Qal0.18%=114.4 nm Tal0.18%=116.5 nm Min1633 Simulation 0,6 0,4 0,2 0,0 1,3 1,4 1,5 1,6 1,7 1,8 Longueur d'onde, µm Miroir de Bragg du système InGaAlAs/InAlAs 40 périodes 1,0 λBragg = 1.545 µm Reflectivite, a.u. 0,8 Q18% = 1111.4 A InP = 1220.4 A a MIN 1588 Simulation 0,6 0,4 0,2 0,0 1,4 1,6 1,8 λ, µm Miroir de Bragg du système InP/InGaAlAs 40 alternances Figure IV-3 : Coupe TEM et spectres de réflectivité expérimentales et calculées. Source LPN Les spectres expérimentaux sont en parfait accord avec ceux simulés par la méthode des matrices de transfert. Etant donné la forte différence d’indice de réfraction (∆n) du système QAl(1,4 µm)/InP, notre choix se portera dans la perspective du pompage électrique sur le système InP/QAl(1,4 µm) pour lequel les propriétés thermiques sont critiques et sur le système InAlAs(0,85 µm)/InGaAlAs(1,4 µm) en pompage optique dans lequel la présence d’un seul élément V facilite le contrôle des interfaces. IV-2.1.1.2 Miroir de Bragg Supérieur InP/Air Les performances des miroirs de Bragg MOEMS épitaxiés par EJM et formés par un empilement de couches quart d’onde d’InP suspendues et d’Air proviennent essentiellement d’une différence d’indice de réfraction record de 2,17. Ceci permet d’atteindre une réflectance de 99,9% avec seulement 3,5 alternances InP/Air (cf. Figure IV-4). Nous ne reviendrons pas sur les difficultés technologiques largement traitées dans le chapitre précédent dont il faut tenir compte pour la réalisation de tels miroirs suspendus. ©Aldrice G. Bakouboula Reflectivite, a.u. Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 1,1 1,0 0,9 0,8 0,7 0,6 0,5 0,4 0,3 0,2 0,1 0,0 1100 113 λBragg=1422 nm InP= 332 nm InP= 556.65 nm InP= 332 nm Air= 350.75 nm wit Simulation 1200 1300 1400 1500 1600 1700 λ, nm Figure IV-4 : Image MEB (source LEOM) et spectre de réflectivité mesuré et calculé du miroir InP/Air 3,5 périodes réalisé par EJM. La largeur de la bande interdite de photon atteint allégrement 400 nm. L’inconvénient majeur du système InP/Air est sa faible capacité à dissiper la chaleur. Sa résistance thermique par paire est estimée à 19017,6 K.W-1, un ordre de grandeur au dessus du système le plus défavorable de la filière InP. Le miroir de Bragg InP/Air va rendre encore plus critique le problème de la dissipation thermique dans une structure VCSEL. IV-2.1.2 Optimisation du miroir Bragg InP/Air 2,5 alternances pour le pompage optique à 1,06 µm Pour augmenter l’efficacité du pompage optique à 1,06 µm à travers le miroir de Bragg InP/Air à 2,5 alternances, nous avons optimisé le miroir supérieur MOEMS. Nous avons exploité le fait que les bandes interdites de photon et d’absorption du miroir de Bragg sont dépendantes des épaisseurs quart d’onde. Toute variation de la valeur entière n d’une couche quart d’onde d’épaisseur (2n+1)λ/4 modifie la position des bandes d’absorption et la largeur de la bande interdite de photon. Sur la base de ce principe, nous avons recherché les indices (n, p, q, m, l) d’épaisseurs quarts d’onde (cf. Figure IV-5) tels qu’à la longueur d’onde du laser Yag (1,06 µm) de pompage, la transmission du miroir soit au moins de 70%. De plus, la prise en compte des contraintes mécaniques supplémentaires impose que la lame d’InP centrale soit plus épaisse que ses premiers voisins, q>(n,l). Les critères pour le choix d’optimisation de la structure sont décrits sur la figure IV-5. Figure IV-5 : Schéma de la structure et spécification du miroir de Bragg InP/Air. Contrairement à l’algorithme d’optimisation de Knopp et al qui exploite les variations d’épaisseurs autour de la loi de Bragg pour ouvrir une fenêtre de 50 nm pour la source de ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 114 pompage, notre algorithme d’optimisation de l’efficacité de pompage fonctionne à réflectivité constante, ne fait pas appel à des moyens de calcul lourd, et est peu coûteuse en temps de calcul [5]. Notre algorithme détermine les épaisseurs quart d’onde d’InP et d’Air pour lesquelles la transmission du faisceau de pompe est supérieure à 70%. Les spectres de transmission des miroirs respectant les critères définis précédemment sont représentés dans la fenêtre spectrale du laser de pompage sur la figure IV-6. Pour des raisons de faisabilité, notre choix s’est porté sur le miroir (2, 1, 3, 1, 1) moins épais plutôt que sur le miroir (3, 1, 3, 1, 1) plus robuste aux effets thermiques et aux courbures résiduelles. En effet, ce dernier est beaucoup plus sensible au contrôle d’épaisseur. L’épaisseur des couches quart d’onde d’InP doit être contrôlée au plus à 1% pour maintenir une efficacité de pompage supérieure à 50%. Une dérive de 3% des épaisseurs quart d’onde d’Air conserve une efficacité de pompage supérieure à 50%. A supposer que la tenue mécanique des lames suspendues dépende du respect des épaisseurs quart d’onde d’Air, la structure (2, 1, 3, 1, 1) est robuste aux effets parasites associés à la surgravure des ancrages. 0,9 Transmission/100, % 0,8 0,7 0,6 0,5 0,4 0,3 0,2 0,1 (2,1,3,1,1) -1% sur les epaisseurs InP/Air -3% sur les epaisseurs Air 0,0 1040 1045 1050 1055 1060 1065 1070 1075 1080 λ, nm Figure IV-6 : Transmission du miroir de Bragg InP/Air 2,5 alternances (2, 1, 3, 1, 1) nominale, pour une variation homothétique des épaisseurs d’InP/Air de 1%, et une variation des épaisseurs nominales d’Air de 3%. IV-2.2 Cavité mixte Examinons à présent la façon dont il va falloir coupler la cavité semiconductrice contenant les couches actives à la cavité d’Air accordable. Plusieurs schémas de couplage sont envisageables, s’il s’agit d’une cavité résonante mixte couplée et formée d’Air et d’InP. Dans les deux cas de figure, la distribution du champ électrique nous permettra de déterminer précisément la position des nœuds et des ventres du champ électrique afin de positionner judicieusement les puits quantiques et la jonction tunnel. La distribution du champ dans la cavité résonante est primordiale pour l’optimisation du VCSEL puisque sa connaissance nous permettra de maximiser le recouvrement du gain et de la résonance en vue d’abaisser le seuil de l’émission laser [6]. Pour ce faire nous examinons la distribution du champ électrique dans les deux configurations de cavité résonante: Cavité résonante mixte et couplée formée d’Air et d’InP, mλAir/2+nλInP/2. Cavité résonante d’Air et une couche quart d’onde d’InP, mλAir/2+(2n+1)λInP/4. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 115 IV-2.2.1 Distribution du Profil de champ Sur la figure IV-7 sont représentés les profils de champ pour les deux types de cavité. Dans le cas de la cavité mixte couplée, le champ électromagnétique est plus important dans les couches d’InP que dans l’autre configuration. Typiquement, le rapport d’intensité du champ électrique dans la cavité résonante Fabry-Pérot est d’environ 1,4 en faveur de la cavité résonante mixte couplée. Dans le cas des cavités couplées, on s’attend à ce que le seuil de l’émission laser soit plus bas. 10000 10000 nλ InP/Air DBR λ/2 (2n+1)λ/4 1000 Intensite du champ, a.u 1000 Intensite du champ, a.u InP/Air DBR m, n 100 10 1 0,1 0,01 Air 1E-3 InP λ/2 DBR Solide TAl/QAl x40 m, 2n+1 100 10 1 0,1 0,01 Air InP 1E-3 1E-4 DBR Solide TAl/QAl x40.5 1E-4 0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 0 Profondeur z, nm 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 Profondeur z, nm A : Cavité mixte- mλAir/2+nλInP/2 B : Cavité mixte- mλAir/2+(2n+1)λInP/4 Figure IV-7 : Profil de Champ dans un VCSEL où le résonateur Fabry-Pérot est formé par un Miroir de 3,5 alternances InP/Air et d’un miroir tout semiconducteur QAl/TAl. Dans le cas d’un laser, le positionnement des puits quantiques dans la cavité résonante Fabry-Pérot est primordial (cf. FigureIV-8). 10000 Intensite du champ, a.u m, n InP nλ 1000 PQs 100 10 Jonction Tunnel 1 0,1 Air λ/2 0,01 3000 3500 Miroir solide 4000 4500 5000 5500 Figure IV-8 : Distribution de l’intensité du champ stationnaire à la résonance et la position des puits quantiques et de la jonction tunnel dans la cavité mixte et couplé d’InP (3λ) et d’Air (λ/2) d’un VCSEL MOEMS formé d’un miroir de Bragg InP/Air à 3,5 alternances et tout semiconducteur. 6000 Profondeur z, nm Le paramètre permettant d’évaluer ce recouvrement spatial de l’intensité de l’onde stationnaire à la résonance avec la couche active est appelé le facteur de recouvrement (ou de confinement). Comme, nous le verrons par la suite dans la conception du VCSEL, plus celuici est important, plus la quantité de porteurs injectés nécessaire pour atteindre une émission laser est faible. Pour une position arbitraire et une épaisseur da d’un puits quantique, nous évaluons le facteur de recouvrement de ce puits avec la distribution d’ondes stationnaires dans ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 116 une cavité dont les longueurs effective et physique respectives sont Leff et Lcavité. Dans l’hypothèse d’un gain constant, le facteur de recouvrement relatif est défini par : Γr = ∫ ⋅ ∫ Leff da M a da Leff E ( z ) dz 2 E (z ) dz 2 = Leff M a da Eq. IV-3 ⋅Γ avec E (z ) = E0 cos(2π neff z λ ) Evaluons le facteur de recouvrement des puits quantiques repartis dans la cavité résonante et décentrés de xi par rapport à la position correspondant à un alignement parfait. Dans ces conditions, nous obtenons ainsi le facteur de recouvrement suivant en fonction notamment des indices des barrières (nB), des puits quantiques (nQw) et du nombre de puits quantiques (Ma), des matériaux composants la cavité (nCA) à travers l’indice effectif moyen (neff) : 1+ ( sin 2π neff d a λ Γr = )⋅ M ( a ∑ cos 4π neff xi λ 2π neff d a λ i =1 sin 2π neff Leff λ 1+ 2π neff Leff λ ( neff = ) Eq. IV-4 ) n B LB + nQW LQW + ∑ nCAi LCAi i LB + LQW + ∑ LCAi , Leff = LB + LQW + ∑ LCAi + Lτ1 + Lτ 2 i i Exprimé sous cette forme, on voit aisément que le facteur de recouvrement est maximal lorsque les puits sont localisés aux maxima du champ à la résonance. Par ailleurs, si la cavité résonante est l’objet d’un confinement transverse matérialisé par une structure de type mesa ou implantée, de diamètre Da suivant une hauteur h et composée d’un matériau d’indices na en périphérie et n0 au centre, qui réalise un confinement par guidage du gain, le facteur de recouvrement global s’écrit alors comme suit [7] : ( ) ⎡ sin β 1h ⎤ Γ = Γ ⋅ Γrφ = Γ ⋅ ⎢1 + 2 cos 2 (β 2 z m ) − 1 ⋅ β 1h ⎥⎦ ⎣ β2 = β1 = 2 π neff λ Eq. IV-5 , la constante de propagation longitudinale n02 − na2 2 π n0 ⎛⎜ 2 p + l − 1 λ ⋅ 1− λ ⎜ 2π Da 2 n02 ⎝ ⎞ ⎟=β , lp ⎟ ⎠ la constante de propagation transversale zm, la distance séparant le centre du mesa et le maximum du champ IV-2.2.2 Etude de l’accordabilité Nous avons simulé l’évolution du pic Fabry-Pérot sous actuation dans chacune des configurations pour évaluer l’efficacité d’actuation de la cavité mixte. L’actuation électromécanique est simulée en faisant varier l’épaisseur d’Air de la cavité mixte et la couche quart d’onde d’Air adjacente à la cavité, laissant ainsi le reste de l’empilement InP/Air invariant. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 117 Dans la figure IV-9, nous avons reporté l’évolution du pic de résonance Fabry-Pérot et de l’intensité du champ électromagnétique au niveau des puits quantiques en fonction de l’accordabilité (variation de l’épaisseur de la cavité d’Air). Pour les deux types de cavité, l’efficacité d’accordabilité est sensiblement identique et permet de couvrir la gamme 1,51 µm - 1,59 µm. De plus, le recouvrement du champ électromagnétique et des puits quantiques chute très rapidement. Après une actuation de 40 nm, l’intensité relative au niveau des puits quantiques n’est plus que de 10% par rapport à l’intensité calculée à actuation nulle. Cette diminution importante de l’intensité du champ évaluée à la position des puits quantiques est due au déplacement des maxima du champ électromagnétique (cf. Figure IV-9). Ce déplacement de la position des maxima de l’intensité du champ électrique dans la cavité mixte en actuation participe de façon importante, à la réduction du facteur de recouvrement du gain (cf. Eq. IV-4). Quelle que soit la configuration choisie, l’intensité du champ dans la cavité semiconductrice InP suit une évolution identique lorsque le pic Fabry-Pérot est accordé de plus de 20 nm. Longueur d'onde, µm 1,58 1,57 Intensite du champ (PQs) , a.u. 1,59 mλAir/2+nλInP/2 mλAir/2+(2n+1)λInP/4 1,56 1,55 1,54 1,53 1,52 1,51 -100 -80 -60 -40 -20 0 20 δLcavite, nm 40 60 80 100 550 500 450 400 350 300 250 200 150 100 50 0 mλAir/2+nλInP/2 mλAir/2+(2n+1)λInP/4 -100 -80 -60 -40 -20 0 20 40 60 80 100 δL, nm Figure IV-9 : Evolution du pic Fabry-Pérot sous actuation, et variation de l’intensité du champ électrique à la position des PQs dans les différentes configurations de la cavité mixte. Par ailleurs, les résultats simulés suggèrent de centrer l’ensemble des puits quantiques au voisinage d’un maximum du champ ou de les répartir sur les maxima et les décaler de ceux-ci d’une distance Xi, de façon à ce qu’il y ait toujours en moyenne un nombre constant de puits quantiques positionnés aux maxima lors de l’actuation. Cette approche peut permettre de compenser la chute du facteur de recouvrement longitudinal. En conclusion de cette partie, la configuration correspondant à une cavité mixte et couplée offre indéniablement un avantage par rapport à l’autre configuration. L’intensité du champ dans la couche semiconductrice InP est 1,4 fois plus importante, ce qui permet d’envisager pour les structures à cavité mixte et couplée une réduction significative du seuil d’émission laser. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables IV-2.3 118 Optimisation de la puissance du VCSEL IV-2.3.1 Rappel sur le gain de la couche active Le processus de pompage d’un matériau actif tel que les puits quantiques consiste à injecter des porteurs dans les bandes de conduction et de valence. Les pompages optique et électrique sont deux processus qui se distinguent sur la façon dont les porteurs sont acheminés vers les bandes de conduction et de valence. Dans le cas de l’injection électrique, les électrons et les trous sont directement injectés dans la couche active suivant leurs bandes d’énergie respectives. Pour l’injection optique, les photons sont absorbés dans le volume de la couche active ou dans la couche absorbante et photogénèrent des paires électron-trou dans la bande interdite électronique. Celles-ci se distribuent par la suite vers leurs bandes respectives de conduction et de valence. On peut par ailleurs identifier quatre types d’absorption localisée soit dans les puits quantiques soit dans le matériau massif en fonction des probabilités d’états de Fermi-Dirac, du paramètre de Kane EP [8] : Absorption par porteur libre ou intrabande définie par : ( ) ⎡ N cm −3 ⎤ ⎡ λ (µm ) ⎤ P ⎥⎢ 17 ⎥ ⎣ 10 ⎦⎣ 9 ⎦ α PL = Kα ⎢ Eq. IV-6 pour l’InP, Kα=4, N=0,4-4, et p=2,5 Absorption dans une couche massive (3D) définie par : α bulk (hν pump ) = α bulk (hν pump ) ( f v (Ev ) − f c (Ec )) E ≥ Eg Eq. IV-7 ⎛ π q2E ⎞ P ⎟ et 1 = 1 + 1 E − Eg ⎜ 2 ⎜ 2ε 0 nop meω ⎟ mr mc mv ⎝ ⎠ Absorption dans un puit quantique (2D) définie par : E≥E ( ) avec, α bulk g hν pump = 1 ⎛ 2 mr ⎞ ⎜ ⎟ 2π 2 ⎝ h 2 ⎠ 3/ 2 ( )( n →m n →m α PQ (hν pump ) = E qz ∑α PQ f nv (hω ) − f mc (hω ) θ hω − E seuil ) Eq. IV-8 n ,m • n →m α PQ ⎛ Z m 2 ⎜ h = 3r hω 0 ⋅ q 2 I mn ⎜ Eg nop h ⎝ n→ m avec, ESeuil h ⎛ 2π ⎜ = 2 mr ⎜⎝ d a EP 2 m0 2 ⎞ ⎟ , coefficient interbande ⎟ ⎠ −1 2 mc ⎛⎜ E2 ⎞ ⎞ = 1 − P ⎟ , et Z0=377Ω ⎟⎟ + E g , EP tel que m0 ⎜⎝ E g ⎟⎠ ⎠ 2 • ⎛ 6 2 (mn )2 ⎞ Z m 2 ⎜ 2 da = r hω 0 ⋅ q 2 I mn ⋅ F (m − n )⎟ (nn − nm ) , coef. intersousbande 4 4 ⎜ π ⎟ h nop m2 − n2 ⎝ ⎠ 2 si (m − n ) paire ⎧0 h n→m et avec, E Seuil ( ) F m − n = = ε m − ε n = m2 − n2 ⎨ 2 m wc d a2 ⎩1 si (m − n ) impaire n→ m α PQ ( ©Aldrice G. Bakouboula ( ) ) Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 119 Dans le cas du pompage optique, seules les composantes de l’absorption issue des transitions interbandes dans les puits quantiques ainsi que des transitions dans le matériau massif participent à la génération de l’émission spontanée puis à la création du gain optique dans la couche amplificatrice. Les porteurs photogénérés par le faisceau de pompe (ħωpump) ou par la densité de courant pompe (Jpump) sont dans leurs bandes respectives injectés vers le niveau d’énergie e2 et/ou migrent du niveau hh2 des puits quantiques vers la couche barrière (cf. Figure IV-10). Les porteurs dans ces niveaux excités se relaxent vers le niveau d’énergie e1 (ou le continuum d’état de la bande de valence) via une recombinaison radiative des paires électron-trou entre les niveaux e1 et hh1 jusqu’à l’obtention de l’inversion de population entre les électrons de la bande de conduction et les trous de la bande de valence. Figure IV-10 : Mécanisme d’émission spontané et d’absorption dans la couche amplificatrice de la cavité mixte. Pour une concentration de porteurs pompés, ntransp, dans les bandes au delà de la condition d’inversion de population (ou de transparence), la couche émet des photons dont l’énergie, hν, satisfait à la condition de Bernard-Durrafourg si celle-ci est comprise entre l’énergie de bande interdite électronique et de la différence des quasi niveaux de Fermi (Eg< hν <EFc-EFv). Le gain de la couche amplificatrice s’écrit : ( n→m γ (hν ) = ∑ α PQ I mn 1 − e −n m ,n ( n s ( nc − e −ns m nc Rcv )⊗ L(hν ) )) n→ m # ∑ α PQ I mn 1 − ln nsn / ensm ⊗ L(hν ) Eq. IV-9 m ,n ⎛ E Fc − E g − en ⎞ ⎞ m ∆ν 2π et nc = mwc2 kT ⎟⎟ ⎟ , Rcv = wc , L(hν ) = 2 2 ⎟ mwv kT πh ν + (∆ν 2) ⎝ ⎠⎠ avec, ns = nc ln⎜1 + exp⎛⎜ ⎜ ⎜ ⎝ IV-2.3.2 Optimisation de la puissance de sortie Il s’agit à présent de s’intéresser à la façon dont il faut optimiser la puissance de sortie du laser en considérant la réflectivité du miroir de sortie. Dans le cas où on considère que le miroir de Bragg inférieur est fixé, en régime laser, il existe un optimum de transmission du miroir supérieur (cf. Eq. IV-11) pour lequel la puissance optique du laser définie par ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 120 l’équation IV-10 est maximale (cf. Figure IV-11). La puissance optique en sortie de la structure s’écrit en fonction des pertes αp, de la longueur de cavité Lcavité, de la réflectivité des miroirs inférieur (Re) et supérieur (Rs), du facteur de recouvrement Г, du gain des puits quantiques γ0, et du flux de photon en régime de saturation Фsat : ⎞ ⎛ neff Γγ 0 ⎜⎜ Eq. IV-10 − 1⎟⎟ ⋅ τ c Φ sat ⎠ ⎝ c ⋅τ c 2neff Lcavite c , durée de vie des photons dans la cavité avec τ c = 2α p Lcavite − ln Re − ln (1 − Ts ) P (W .cm −2 ) = 1 c ⋅ hω TS 2 neff Lcavite ( ) ( Ts = 2γ d 2α p Lcavité − ln Re − 2α p Lcavité − ln Re ), si Rs~1 Eq. IV-11 Sur la figure IV-11 est représentée la variation de la puissance de sortie en fonction de la transmission de miroir de Bragg InP/Air en considérant les cas où le confinement exprimé par le facteur de recouvrement prend en compte, d’une part uniquement le confinement longitudinal (φ=5 µm), et d’autre part le confinement longitudinal et latéral induit par la gravure mesa ou l’implantation ionique (φ=20 µm). Nous remarquons que le confinement latéral améliore d’un ordre de grandeur la puissance optique en sortie. Par ailleurs, indépendamment du facteur de confinement, la puissance de sortie est optimale lorsque pour un miroir de Bragg inférieur de 99,9% de réflectivité, la transmission est 1%. De plus, à mesure que la réflectivité du miroir inférieur chute, la transmission optimale du miroir supérieur doit être augmenté jusqu’à environ 10%. Au-delà, le miroir inférieur doit avoir une réflectivité plus importante que celle du miroir inférieur pour maintenir un équilibre entre la durée de vie des photons dans la cavité et les pertes du miroir inférieur. Dans le cas des miroirs InP/Air, celui formé de 2,5 alternances ayant une réflectivité de 99,6%, présente le meilleur compromis quant à l’optimisation de la puissance optique en sortie de la structure laser. La puissance en sortie est réduite d’environ un facteur 2 si le miroir de 2,5 alternances remplace le miroir à 3,5 alternances. 1 φ=5 µm 1 0,01 1E-3 1E-4 99,9 99 90 80 70 50 Reflectivite du miroir inf 1E-5 1E-6 1E-7 1E-8 1E-9 1E-4 1E-3 0,01 0,1 1 10 Transmission du miroir superieur, % 100 Puissance optique, mW Puissance optique, mW 0,1 10 φ=20 µm 0,1 0,01 1E-3 99,9 99,0 90 80 70 50 Reflectivite du miroir inf 1E-4 1E-5 1E-6 1E-7 1E-8 1E-4 1E-3 0,01 0,1 1 10 100 Transmission du miroir superieur, % Figure IV-11 : Puissance optique en fonction de la transmission du miroir de Bragg supérieur pour un gain total de 1000 cm-1, une cavité résonante 3λ ayant des pertes totales de 7 cm-1, et un flux de photon en saturation de 2,76.10+20 cm-2.s. A gauche sans confinement latéral pour un faisceau de pompe de 5 µm de diamètre, et à droite avec un confinement latéral sur un diamètre de 20 µm. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 121 Les courbes à gauche de la figure IV-11 présentent le cas une configuration typique des structures à pompage optique où le faisceau de pompe est de diamètre 5 µm et celles de droite présentent les cas de l’injection électrique avec un confinement latéral réalisé pour un diamètre de 20 µm. La puissance optique maximale en sortie de nos structures VCSELs est d’environ 300 µW lorsque le miroir de Bragg InP/Air et le miroir de Bragg inférieur ont des réflectivités respectives de 99,6% et 99,9% en pompage optique continu. Si par ailleurs nous considérons l’injection électrique continue sur des structures ayant un diamètre de confinement latéral de 20 µm, la puissance optique maximale en sortie est estimée à 2,9 mW et 6,5 mW pour des miroirs InP/Air de réflectivité respective égale à 99,9% (3,5 alternances) et 99,6% (2,5 alternances). En somme, l’augmentation du nombre d’alternance contribue simultanément à diminuer le seuil de oscillation laser et la puissance optique en sortie. IV-3 Fabrication du VCSEL monolithique MOEMS accordable La fabrication du VCSEL MOEMS accordable en longueur d’onde (cf. Figure IV-1) dont l’accordabilité est obtenue par le déplacement électromécanique d’une lame semiconductrice d’InP demande de maîtriser d’une part de la fabrication de miroir Bragg semiconducteur de haute réflectivité dans la filière InP et une cavité semiconductrice dans laquelle sont enterrés des puits quantiques InGaAs émettant à 1,55 µm, et d’autre part l’intégration d’un miroir micro-usiné InP/Air de haute réflectivité capable de moduler la cavité résonante mixte. IV-3.1 Croissance épitaxiale de la structure VCSEL accordable La première étape rentrant dans la fabrication de structures VCSELs accordables MOEMS est la croissance par EPVOM d’un demi VCSEL. La fabrication du demi VCSEL consiste à faire croître, tout d’abord, un empilement d’alliages ternaires (0,85 µm) et/ou quaternaires (1,4 µm) d’épaisseur quart d’onde centré à 1,55 µm et accordé en maille sur l’InP pour former un miroir de Bragg de haut réflectivité (>99,6%), et ensuite une couche active constituée par une couche d’InP d’épaisseur (2m+1)λ/4 ou mλ/2 dans laquelle sont enterrés les puits quantiques d’InGaAs/InGaAsP(1,2 µm) et une jonction tunnel à base d’InGaAsP(1,4 µm) pour les structures destinées à l’injection électrique. Figure IV-12 : (a)-Morphologie d’une surface d’InP EPVOM avant reprise par épitaxie EJM. (b)-Morphologie d’une surface d’InP après reprise par épitaxie EJM. Source LEOM. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 122 Par la suite, une reprise d’épitaxie d’InP par EJM est réalisée sur le demi VCSEL après le nettoyage consécutif par HF, H2SO4, un rinçage par une solution d’isopropanol et une oxydation UV de la surface implantée. La densité de défauts à la surface de la couche d’InP passe de 4000 défauts/cm2 à 1500 défauts/cm2 après la reprise d’épitaxie EJM (cf. Figure IV12), ce qui valide le procédé et permet de déposer par reprise d’épitaxie la cavité d’InGaAs et l’empilement de paires d’InP/InGaAs formant respectivement une cavité d’air et un miroir InP/Air après micro usinage de surface. IV-3.2 Structuration du VCSEL par les procédés de microtechnologie Pour fonctionnaliser la structure VCSEL épitaxiée par EPVOM puis EJM, une combinaison des procédés classiques de l’optoélectronique est utilisée avec le micro usinage sélectif de surface des couches sacrificielle d’InGaAs [9]. Les étapes de la fabrication du VCSEL sont représentées sur le schéma de la figure IV-13. 1/2 active VCSEL growth Alignement Marks Implantation (Oxygen Ions) Filter regrowth Mask Diameter 8µm – 55µm Tunnel junction Active layer Bragg Top&Backside contacts Filter patterning Common contact Membrane micromachining Figure IV-13 : Enchaînement des procédés de Fabrication de la structure VCSEL à injection électrique. Source LEOM Les principales étapes technologiques pour la fabrication du miroir supérieur InP/Air accordable sont : • • • • • Métallisation (Ni/AuGe/Ni/Au) et Pd/AuGe pour les contacts respectives de type n et de type p. Gravure verticale par RIE. Métallisation du contact commun (Ni/AuGe/Ni/Au). Micro usinage de surface des couches d’InGaAs sacrificielle. Séchage supercritique CO2. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables IV-4 123 VCSEL pompé optiquement Le pompage optique est utilisé ici comme un moyen de validation de la conception optique du résonateur laser. Ces études nous permettent d’évaluer l’influence du contrôle des épaisseurs sur la conception lors de la reprise de croissance par EJM de la couche d’InP de contact, de la cavité d’Air et du miroir micro usiné InP/Air depuis un demi VCSEL (miroir de Bragg inférieur+cavité semiconductrice InP) fabriqué par EPVOM. L’une des étapes clés dans la fabrication du VCSEL est l’alignement du pic de gain et du pic de résonance FabryPérot. A présent que les règles de conception sont posées, nous allons utiliser les techniques de caractérisations optiques non destructives qui permettent un contrôle précis de la position du gain et celle de la résonance Fabry-Pérot pour valider les procédés de fabrication. IV-4.1 Structures réalisées pour le pompage optique Les structures réalisées pour le pompage optique sont indiquées dans le Tableau IV-2. Ces structures sont formées de miroirs inférieurs QAl/InP et QAl/TAl non dopés, à l’exception du miroir QAl/InP de la structure Min1779/EP1279 prévue pour le pompage électrique. Tableau IV-2 : DBR Inf Nbres Paires λBragg Récapitulatif des différents Structures VCSEL réalisées pour le pompage optique au cours de cette thèse. Min1661/EP868 Min1772/EP936 Min1779/EP1279 QAl(1,4 µm)/InP QAl(1,4 µm)/TAl QP(1,4 µm)/InP 39,5 40 49,5 1,554 µm 1,6 µm 1,568 µm RMax 99,6 99,6 99,9 InP+Air InP+Air InP+Air 5λ/2-InP+λ/2-Air 9λ/4-InP+λ/2-Air 7λ/2-InP+λ/2-Air 3x3x[QP/InGaAs] 1,574 µm 9 InP/Air 2,5 99,6% 6x[QAl/InGaAs] 1,568 µm 12 InP/Air 3,5 99,9% 3λ/4-InP, 3λ/4-Air, 7λ/4InP, 3λ/4-Air, 5λ/4-InP 3λ/4-InP, λ/4-Air, 5λ/4-InP, λ/4-Air, 3λ/4-InP, λ/4-Air, 3λ/4-InP Cavité λInP+ λAir PL couche active 3x[3x[QP/InGaAs]] 1,590 µm Nbres PQs 9 DBR Sup InP/Air Nbres Paires 2,5 RMax 99,6% 5λ/4-InP, λ/4-Air, Epaisseurs 7λ/4-InP, λ/4-Air, quarts d’onde 5λ/4-InP Hormis les différences entre les miroirs de Bragg et le nombre de puits quantiques, les structures diffèrent essentiellement sur la longueur de la cavité semiconductrice d’InP, la configuration de la cavité mixte, et la présence d’un matériau barrière à base de quaternaire phosphore. Rappelons que les notations Min et EP sont respectivement attribuées aux couches fabriquées par les techniques EPVOM et EJM. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables IV-4.2 124 Positionnement du gain et de la résonance IV-4.2.1 Absorption du faisceau de pompe En ce qui concerne les structures pompées optiquement, il y a eu deux générations de lasers. La première génération présente comme matériau à gain actif des puits quantiques d’InGaAs dans des barrières d’InP. Pour pouvoir exciter directement ces puits quantiques et ne pas être gênés par l’absorption du matériau barrière d’InP présent aussi dans le miroir de Bragg supérieur, nous avons utilisé un laser YAG à 1,06 µm. Dans ce cas, l’efficacité de pompage est très faible car seul l’absorption des puits quantiques y contribue. Pour augmenter cette efficacité de nouvelles générations de demi VCSEL incluent une couche barrière absorbante dont la bande interdite électronique est située entre celle des couches actives et du laser de pompe. Intensite de PL(a.u.) Nous avons reporté dans la figure IV-14 le spectre de photoluminescence des miroirs de Bragg et du demi VCSEL de l’échantillon Min1772/EP936 qui correspond à cette nouvelle génération. On peut voir en comparant les deux spectres que lorsqu’il y a une couche absorbante, seule la photoluminescence associée aux multipuits quantiques est visible. Cela veut dire que la majeure partie du faisceau pompe est absorbée au niveau des couches barrières des puits quantiques, ce qui augmente d’autant l’efficacité du pompage. 2,8 1602 nm, _MPQs DBR QAl/TAl 2,6 pompe 100% 2,4 1/2 VCSEL 2,2 2,0 0 1456 nm, _QAl CW RT 25 C 1,8 1,6 1,4 pompe 10.2% 1,2 1,0 1062 nm 0,8 1262 nm, _QAl 0,6 0,4 0,2 0,0 -0,2 1000 1100 1200 1300 1400 1500 1600 1700 Figure IV-14 : Spectre de PL d’un miroir de Bragg QA /TAl et d’un demi VCSEL formé d’un miroir de Bragg QAl/TAl et d’une cavité semiconductrice contenant un gain périodique InGaAs/ QP (1,2 µm) de la structure Min1772/EP936. λ , nm IV-4.2.2 Absorption résonante d’un demi VCSEL La structuration latérale du VCSEL MOEMS permet de caractériser, par des techniques de micro caractérisation telles que la micro réflectivité et la µ-PL dans les régions non recouvertes par le miroir de Bragg suspendu InP/Air, le demi VCSEL dont la longueur de cavité semiconductrice InP est résonante. Une simple mesure de la réflectivité et de photoluminescence sur l’échantillon pleine plaque donne ainsi accès aux caractéristiques d’émission de la couche active et du résonateur Fabry-Pérot de la structure formée par un miroir de Bragg inférieur tout semiconducteur et la cavité résonante semiconductrice d’InP (cf. Figure IV-15). En effet, l’existence d’une cavité Fabry-Perot formée d’un miroir de Bragg inférieur (>99,6%), d’une cavité résonante InP et d’une interface réfléchissante constituée par l’interface InP/Air (30%) exalte de façon résonante l’absorption des puits quantiques lors de ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 125 la mesure de micro réflectivité, ce qui se traduit par l’apparition d’un creux dans la bande interdite de photon du miroir de Bragg. La position du pic observé sur le spectre de la figure IV-15 représente la longueur optique de la cavité semiconductrice d’épaisseur 5λ/2. 0,8 Reflectivite, a.u. 0,7 0,6 0,5 0,4 0,3 0,2 0,1 0,0 1100 hVCSEL Qal/Tal+PQs InGaAs/Qp 1200 1300 1400 1500 1600 1700 λ, nm Figure IV-15 : Image MEB d’un VCSEL MOEMS avec en pointillé la zone où le demi VCSEL est accessible à la mesure (Source LEOM). Spectre de réflectivité du demi VCSEL mesuré sur la structure EP868. Le pic sur le spectre de réflectivité est donc induit par l’absorption des PQs placés dans la cavité semiconductrice d’InP et sa position est définie par la longueur optique de cette même cavité. Il s’agit d’un phénomène d’absorption résonant qui ne représente en aucun cas la position du pic de gain. Pour déterminer de manière précise la position du gain sur ce type de structure, il y a deux méthodes : la première consiste en la croissance d’une couche de multipuits quantiques de référence sans miroir de Bragg dont la transition de photoluminescence nous donne de manière approximative la position du gain. La seconde méthode consiste en l’utilisation d’une technique de caractérisation développée au laboratoire, la photoréflectance. Cette technique est à même de donner la position de la transition du niveau fondamental E1H1 des puits quantiques même si celle-ci est insérée dans une micro cavité VCSEL. IV-4.3 Effet laser sous pompage optique Après l’étude optique des structures lasers présentée précédemment, nous avons pu concevoir la structure optimisée Min1772/EP936 (cf. Tableau IV-2). En effet, les autres structures n’ont présenté aucun effet laser tant sous excitation pulsée que continue. Les principales causes en sont : le désaccord entre le gain du matériaux et la résonance FabryPérot du VCSEL d’une part, et l’absorption insuffisante du faisceau pompe par la structure laser d’autre part. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 126 Pour illustration, nous avons étudié le cas d’un VCSEL de la structure Min1772/EP936 qui n’a pas présenté d’effet laser. Les spectres de photoréflectance du demi VCSEL et du VCSEL complet sont reportés dans la figure IV-16. Il apparaît dans le cas de la structure complète, une nouvelle structure vers 1,638 µm que nous attribuons au pic FabryPérot. Le pic de gain associé à la transition E1H1 est situé vers 1,61 µm. Le désaccord entre ces deux positions explique la raison pour laquelle nous n’avons pas observé d’effet laser. Si l’on se reporte à l’image MEB de la structure, on peut constater la présence de courbures importantes dans les lames d’InP suspendues. Ceci explique sans doute pourquoi le pic FabryPérot est décalé. 0,06 demi VCSEL VCSEL 0,010 0,04 PR (δR/R), a.u. 0,015 0,02 0,005 0,00 0,000 -0,02 -0,005 -0,04 Transition E1H1 ~1.61 µm -0,06 -0,010 Fabry-Perot Peak~1.628 µm -0,015 1300 1350 1400 1450 1500 1550 1600 1650 1700 λ, nm Figure IV-16 : Spectre de µ-photoréflectivité du VCSEL et du demi VCSEL de la structure Min1772 et son image MEB. Source LEOM. IV-4.3.1 Position du gain et de la photoluminescence La couche active dont nous étudions les propriétés d’émission est constituée de 6 puits quantiques (PQ) InGaAs(8 nm) séparés d’une couche barrière d’InGaAsP(10 nm) transparente au delà de 1,2 µm et placé dans une couche λ/4 d’InP, une mλ/2 couche d’InP contenant une couche InGaAsP dans laquelle est enterrée une homojonction tunnel n+InGaAsP/p+-InGaAsP(1,4 µm) (cf. Figure IV-17). Sur la figure IV-17 sont présentés les spectres de photoluminescence (PL) et de photoréflectance (PR) à température ambiante de la couche active (Min1743) ainsi que la photo TEM des puits quantiques InGaAs/QP(1,2 µm). Sur le spectre de µ-PR sont extraits, par un ajustement de la dérivée troisième de la fonction diélectrique des données mesurées, les niveaux d’énergie des états E1H1(0,7733 eV) et E1L1(0,8083 eV) des PQs ainsi que les matériaux ayant leur énergie de transition entre 1,2 µm et 1,7 µm tel que QP(1,2 µm) de la barrière, QP(1,4 µm) de la jonction tunnel (cf. Paragraphe II-3.1). La position du maximum de la courbe de gain associée à la transition E1H1(0,7733 eV) et de la PL est décalée de 33 nm à température ambiante. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 0,06 1 PR(δR/R), a.u. 0,1 InGaAs -E1H1 0,7733 eV 0,01 QP 1,2 µm 0,00 1E-3 InGaAs -E1L1 -0,02 0,9733 eV -0,04 1200 1300 1E-4 0,8083 eV 1400 1500 Intensite de PL, a.u. PR hGt Gt fit1 Gt fit2 0,04 0,02 127 1E-5 1700 1600 λ, nm Figure IV-17 : Spectres de PL et PR de la couche active (Min1743). Photo TEM des PQs InGaAs/QP (1,2 µm)-Source LPN. La valeur de ce décalage est importante pour l’alignement du gain et du mode de cavité en fonctionnement laser [10]. Le maximum de la courbe de gain étant toujours décalé vers les grandes longueurs d’onde par rapport au pic de PL, l’alignement parfait est alors réalisé à la température de l’émission laser en déplaçant le pic de PL d’une quantité (λPL-λF-P =-33 nm) vers les basses longueurs d’onde. IV-4.3.2 Alignement optimal du gain et du mode résonant Les spectres de photoluminescence réalisés directement sur les PQs, le demi VCSEL dont la couche semiconductrice InP est rendue résonante par gravure RIE, et le VCSEL d’une structure qui a montré un effet laser sur la plaque Min1772/EP936 sont reportés dans la figure IV-18. On peut voir que tous ces spectres sont à peu près alignés vers 1,6 µm et les effets de cavité successifs réduisent la largeur à mi hauteur, celle-ci étant de ~130 nm pour les PQs. Elle passe à ~30 nm pour le demi VCSEL résonant pour atteindre la valeur de 8 nm pour le VCSEL complet. On peut voir que le spectre de PL est bien aligné avec le spectre de réflectivité du demi VCSEL. Ainsi, nous sommes dans des conditions optimales. Figure IV-18 : Mesures réalisées sur une même structure VCSEL de la série Min1772/EP936. 1,2 0 demi VCSEL 1,0 VCSEL PQs (2xPL) 0,8 0,6 1,0 0,4 0,5 0,0 1000 0,2 1200 1400 λ , nm 1600 0,0 1800 0,8 hVC4_20-15 fit hVc4_20-15 PL min1773 2,0 0,6 1,5 0,4 1,0 0,2 0,5 0,0 1100 1200 1300 1400 1500 1600 Intensite de PL, a.u. 1,5 2,5 0 CW RT 25 C Reflectivite, a.u. Intensite de PL (a.u.) 2,0 1,0 CW RT 25 C 0,0 1700 λ, nm A- Spectres de PL réalisés sur le VCSEL et B- Spectres de réflectivité mesuré et simulé le demi VCSEL en excitation continue du demi VCSEL, et la PL correspondante Des mesures de photoréflectance confirment la tendance observée sur les mesures de photoluminescence. En effet, la photoréflectance réalisée sur le demi VCSEL et le VCSEL ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 128 complet montre sur la figure IV-19 que la position du niveau fondamental de la transition E1H1 et celle du pic Fabry-Pérot sont décalées de seulement 5 nm [11]. Ceci constitue une bonne configuration d’alignement pour réaliser un effet laser à température ambiante. Fabry-Perot pic~1,605 µm 0,03 PR (δR/R), a.u. 0,02 0,02 VCSEL demi VCSEL 0,01 0,01 0,00 0,00 -0,01 -0,01 -0,02 Transition E1H1~1,6 µm -0,02 1300 1350 1400 1450 1500 1550 1600 1650 1700 λ, nm Figure IV-19 : Spectre de µ-PR du VCSEL totale et du demi VCSEL d’une même structure Min1772/EP936 où le gain et la résonance Fabry-Pérot sont quasi alignés. La structure pompée en excitation continue n’a pas donnée lieu à un effet laser. Néanmoins, la même structure pompée optiquement en régime impulsionnel montre un effet laser à température ambiante sous excitation pulsée (cf. Figure IV-20). Malheureusement, nous n’avons pas pu estimer la densité de puissance du faisceau pompe à cause des nombreuses pertes optiques de notre dispositif expérimental et des pertes optiques liées à la structure. hVCSEL Reflectivite Laser: B6_55-20 0 RT 25 C 0,20 0,8 0,15 0,6 0,10 0,4 0,05 0,2 0,0 1400 1450 1500 1550 1600 1650 Intensite de PL (a.u.) Reflectivite/100, % 1,0 0,00 1700 λ , nm Figure IV-20 : Spectre de µ-PL et de µ-réflectivité d’une même structure Min1772/EP936 où le gain et la résonance Fabry-Pérot sont quasi alignés à 300 K. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 129 Cet effet laser obtenu sous excitation pulsée est très prometteur pour la suite. Tout d’abord, il constitue la première observation d’un effet laser pour une telle structure hybride qui représente un véritable défi au point de vue de la technologie et il valide l’approche monolithique. Fort de ce résultat, nous pouvons aborder maintenant le cas du pompage électrique qui constitue la finalité de ce travail. IV-5 Vers le pompage électrique L’étude optique de la structure VCSEL nous a permis d’un part de mettre en place les règles de conception, et d’autre part d’adapter les procédés technologies à la fabrication des dispositifs lasers accordables à cavité verticale émettant par la surface. Cependant, la réalisation d’un dispositif monolithique exige que le pompage soit réalisé par une injection électrique. Deux aspects propres à l’injection électrique sont à considérer : il s’agit de l’injection électrique à travers le miroir de Bragg inférieur préalablement dopé et de la localisation du courant d’injection. L’objectif étant de minimiser la résistance série de la jonction laser tout en employant des procédés compatibles avec une approche monolithique à faibles coûts de fabrication, nous nous sommes orientés vers une injection de courant par un contact enterré constitué d’une jonction tunnel. La localisation du courant est assurée, soit par une étape d’implantation, soit par une étape de gravure sélective humide qui grave latéralement avant la reprise d’épitaxie EJM la jonction tunnel pour former un mesa. IV-5.1 Propriété électrique du miroir de Bragg Inférieur Dans la perspective d’une injection électrique à travers le miroir Bragg inférieur, nous considérons deux aspects essentiels, la conductibilité thermique et la conductibilité électrique de l’empilement de couches quart d’onde. Une bonne conductibilité thermique permet de dissiper adéquatement la chaleur de la couche active ce qui minimise la dégradation de l’amplitude du gain et le désaccord entre la position de la résonance Fabry-Pérot et du maximum de la courbe de gain responsable de l’augmentation du seuil de l’oscillation laser, et plus généralement de la dégradation des performances en émission laser [13]. De plus, la réduction de la résistance série participe aussi à réduire la chaleur produite par effet Joule. Les mécanismes de conduction électrique des empilements de Bragg sont dominés par les propriétés aux interfaces. Les barrières de potentiel présentes aux interfaces empêchent le mouvement des électrons (ou des trous) en créant de part et d’autre de l’interface une zone désertée en porteur et une zone d’accumulation. La conduction est régie principalement par des mécanismes du type thermoélectroniques et tunnel [14]. Le dopage élevé des couches quart d’onde permettrait d’améliorer la conductibilité électrique du miroir, mais un niveau de dopage trop important conduit d’une part à une chute de la réflectivité du miroir due à l’absorption par porteurs libres, et d’autre part à une diminution de l’indice de réfraction [15]. La montée en température dans le miroir de Bragg est engendrée en grande partie par le passage de charges électriques à l’interface de deux matériaux de propriétés thermiques distinctes. Par analogie avec les circuits électriques, nous pouvons en première approximation ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 130 considérer que la résistance thermique d’une paire de couches quart d’onde (RDBR= d/kDBR, avec d= dL+dH) est équivalente à la mise en série des résistances thermiques (RL, RH) respectives des couches quarts d’onde bas et haut indices d’épaisseur dL et dH auxquelles s’ajoutent en parallèle leurs contributions transversales : RDBR = dL + dH dL ⎛ d ⋅k ⎜⎜ 2 + H L = k DBR kL ⎝ kH ⋅ d L ⎞ ⎟⎟ ⎠ ⎛ d ⋅k ⎜⎜ 4 + H L kH ⋅ dL ⎝ ⎞ , avec k L,H la conductibilité thermique ⎟⎟ ⎠ Eq. IV-12 Notant cependant que la conductibilité thermique est essentiellement dépendante du choix des matériaux, le niveau de dopage nécessaire à l’obtention d’une bonne conductibilité électrique peut être par ailleurs réduit selon Yechuri et al grâce à un travail spécifique d’ingénierie des bandes d’énergie et de croissance [16]. Un compromis est à trouver entre une bonne conductibilité thermique et électrique. Nous avons donc privilégié une approche basée sur l’utilisation d’alliages contenant de l’indium qui combine d’excellentes propriétés optiques et électriques [17]. Ils possèdent une variété importante de matériaux à faible barrière de potentiel et à grande différence d’indice. Dans cette filière, nous avons alternativement employé des miroirs QAl/TAl, InP/QAl et InP/QP. Les propriétés électriques des miroirs Bragg formés de 10 périodes sont mesurées sur des diodes de différents diamètres isolées par gravure RIE (SiCl4) suivie d’une gravure humide (HCl+H3PO4). Le niveau de dopage est homogène (cf. Tableau IV-3). La hauteur de la barrière de potentiel définie par, d’une part la discontinuité des bandes de conduction, et d’autre part le niveau de dopage du matériaux, influence fortement les propriétés électriques de conduction [18]. Les mécanismes de conduction dominants pour les couches possédant d’importantes hauteurs de barrière sont des mécanismes de conduction thermoélectronique et tunnel. Notant qu’un faible dopage participe à l’augmentation de la résistance électrique par paire. A contrario, lorsque le dopage est levé, la résistivité électrique par paire est diminuée au détriment des propriétés optiques. Le dopage élevé augmente notablement l’absorption optique par porteurs libres [19]. L’intérêt de disposer de matériaux de faible hauteur de barrière de potentiel est d’abaisser le niveau de dopant nécessaire à la réalisation de miroir de faible résistivité spécifique en préservant les propriétés optique du miroir. Remarquons néanmoins que dans le cas d’un empilement de QAl/TAl dopé p+, la résistivité spécifique est inférieure à celle dopé n+. Cela est expliqué par la présence, dans la bande de valence, d’une faible hauteur de la barrière de potentiel. Néanmoins, nous ne pouvons pas utiliser un tel miroir de Bragg inférieur pour la simple raison que l’injection par trous est incompatible avec l’émission de lumière si l’on considère le schéma des bandes d’énergie de la couche active utilisée. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 131 Tableau IV-3 : Propriétés électrique et thermique des miroirs de Bragg dopés [20] Filière InP InP/QAl1 InP/QP QAl/TAl1 + + + + Type de dopage p n n n idéal n+ Dopage haut indice (atomes/cm3) 8.10+17 2.10+18 8.10+17 5.10+17 7.10+17 111,1 117,3 Epaisseur quart d’onde (nm) 110,7 117,3 112 3 +17 +17 +18 3-4.10 2 10 Dopage bas indice (atomes/cm ) 4.10 1.10+18 120,7 120,3 Epaisseur quart d’onde (nm) 128,2 122 Barrière de potentiel de conduction 413 meV 175 meV 195 meV 2 -5 -5 -5 (*) -6 Résistance spécifique par paire (Ω.cm ) 1,1.10 1,9.10 1,6.10 6,8.10 4,78.10-5 (*) Chute de potentiel à 1 kA/cm2 (mV) 11 19 16 ~6,8 47,8 Résistance thermique par paire (K/W) 1592 1587 167 159 Indéniablement, le miroir InP/QAl(1,43 µm) offre la plus faible hauteur de barrière de potentiel, la plus forte différence d’indice, et présente une faible résistance thermique (167 K/W) grâce à l’utilisation d’une couche d’InP de grande conductibilité thermique. Sagnes et al du LPN ont en effet confirmé que la résistance spécifique du miroir est minimale et inférieure à 1,6.10-5 Ω.cm2 lorsque les dopages des couches InP et QAl sont respectivement 8.10+17 et 2.10+18 atomes/cm3 [21]. Dans cette configuration de dopant, les bandes d’énergie sont plates, la conduction est dominée par des mécanismes de conduction tunnel à l’interface et de diffusion en volume. IV-5.2 Injection électrique par jonction tunnel et confinement électrique L’intérêt d’intégrer une jonction tunnel enterrée dans une couche dopée p d’une structure laser est de réaliser un contact ohmique permettant d’éliminer ou de réduire l’épaisseur des régions dopées p, absorbantes et hautement résistives dans la jonction laser. La forte absorption intersousbande dans les bandes de valence impose de doper faiblement les couches p et donc d’augmenter notablement la valeur de la résistance série, ce qui pénalise les performances de la structure laser en terme de courant seuil, de tension de polarisation de la jonction laser, et de conductibilité thermique [22]. Utilisé abondamment pour cascader les cellules photovoltaïques [23], la première application du contact tunnel enterré aux structures lasers est réalisé par Sugg et al sur un laser ruban à puits quantiques sur substrat GaAs en injectant des trous à travers une jonction tunnel polarisée en inverse [24]. C’est en 1998 que Wierer et al intègrent les premiers un contact enterré à base d’une jonction tunnel polarisée en inverse associé à un confinement latéral par oxydation de l’AlGaAs sur un VCSEL courte longueur d’onde (0,986 µm) fabriqué sur substrat GaAs [25]. Bien que la jonction tunnel soit non optimisée, le courant seuil et la résistance série sont respectivement abaissés à 0,7 kA/cm2 et 100 Ohms. 1 ( *) Ce Travail : In0,52Al0,48As, In0,53Ga0,47Al0,18As(1,43 µm), In0,62Ga0,38As0,82P0,18(1,43 µm) + Les caractéristiques du miroir de Bragg sont déduites en soustrayant à la jonction laser implantée H la résistance + de la couche InP de contact insuffisamment dopé n (cf. Paragraphe IV-5.2.2.1). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 132 IV-5.2.1 Jonction tunnel La jonction tunnel est une simple jonction p-n dans laquelle les couches sont dopées jusqu’à des valeurs proches de leurs densités critiques d’états respectives NC et NV pour former une jonction p++-n++. Ces couches fortement dopées sont dites dégénérées. Le niveau de dopage est tel que les bandes d’énergie à l’interface sont fortement courbées. La probabilité pour qu’un porteur franchisse la barrière de potentiel en passant de la bande de valence vers la bande de conduction est quasi nulle par des mécanismes de conduction thermoélectronique et non nulle par des mécanismes de conduction tunnel directe ou tunnel assistée par défauts. Nous avons reporté sur la figure IV-21, un schéma présentant le fonctionnement d’une jonction tunnel. A l’équilibre (0 volts), la zone de charge d’espace est de quelques dizaines de nanomètres. Ainsi sous polarisation inverse de la jonction, les électrons de la bande de valence de la zone p+ vont pouvoir être directement injectés dans la zone n+ par effet tunnel. Cela revient à une génération de courant de trou dans la zone p+. Les caractéristiques de la zone tunnel polarisée en inverse sont de type ohmique et c’est cette caractéristique qui est utilisée pour réaliser un contact ohmique enterré. Figure IV-21 : schéma de bande d’énergie d’une jonction tunnel à l’équilibre thermodynamique et sous polarisation inverse (régime ohmique). Pour les applications lasers de la jonction tunnel comme pour un contact ohmique enterré, il est nécessaire pour l’obtention d’excellentes qualités électrique et optique de disposer de matériaux réunissant trois critères essentiels. Tout d’abord, un niveau de dopage suffisant permettant d’atteindre la dégénérescence, puis une transparence à la longueur d’onde de l’émission laser doublée d’une faible absorption optique par porteurs libres, et enfin une faible largeur de bande interdite pour favoriser la conduction par effet tunnel [26]. En plus de ces critères matériaux, nous associons la capacité de la technique de croissance telle que EPVOM à réaliser une jonction tunnel avec un contrôle précis de la composition stœchiométrique, du niveau de dopage, et des phénomènes d’interdiffussion dans les couches semiconductrices dégénérées [27]. Dans nos structures VCSELs, nous avons alors adopté pour les raisons présentées précédemment le quaternaire phosphore accordé en maille sur l’InP et transparent aux longueurs d’onde supérieures à 1,4 µm. Le schéma des bandes d’énergie de la structure VCSEL type à jonction tunnel n++-p++ de 60 nm d’épaisseur, qu’il s’agit d’intégrer dans une jonction laser, est calculé et représenté sur la figure IV-22 pour les niveaux de dopage 1.10+18 et 1.10+19 atomes/cm3. La structure de bande d’énergie obtenue pour la jonction laser n/n++-p+/p-i-n montre en effet qu’un niveau de dopage de 1.10+19 permet de ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 133 réduire la distance tunnel de 30 nm à 12 nm. La probabilité de conduction par effet tunnel s’en trouve ainsi augmentée et est maintenue jusqu’à des valeurs importantes de tension inverse [28]. Figure IV-22 : Diagramme de bande d’énergie d’un structure n/n++/p+/p-i-n d’une cavité semiconductrice d’épaisseur totale 3λ contenant une jonction tunnel n++/p+ à base de quaternaire phosphore dopée à p=n=1.10+18 et 1.10+19 atomes/cm3. Source LPN. Les diodes sont isolées sur la structure pleine plaque de la figure IV-23 par gravure de mesa de différents diamètres (60, 70, 80, 90, 100, et 150 µm). Les caractéristiques tensioncourant révèlent d’excellentes propriétés de conduction avec une chute de potentiel de 1,2 Volts pour une injection de 1 kA/cm2. La résistance série de la cavité semiconductrice constituée par l’empilement de couches n/n++-p+/p-i-n (cf. Figure IV-23) est de 7,1 Ohms avec une résistance spécifique de 5,15.10-5 Ω.cm2 et une tension de bande plate (tension de coude) en polarisation inverse de 0,8 volts. Figure IV-23 : Photo TEM d’un demi VCSEL avec une jonction tunnel pour le pompage électrique. Source LPN. Tenant compte des valeurs reportées dans la littérature, notre résistance spécifique est dans l’état de l’art puisque la meilleur résistance spécifique reportée à notre connaissance par Ortsiefer est de l’ordre de 1.10-5 Ω.cm2 pour des structures contenant une couche active et une hétérojonction tunnel InGaAs(n+)/InGaAlAs(p+) d’une épaisseur totale de 32 nm (~2 fois l’épaisseur de notre homojonction tunnel) et dopée autour de 1.10+20 atomes/cm3 par des techniques de dopage graduel, « delta-doping » [29]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 134 IV-5.2.2 Confinement électrique Nous avons montré en effet que l’introduction d’une jonction tunnel n++-p+ permet de réduire la résistance série de la cavité semiconductrice en réduisant l’épaisseur de couches dopées p hautement résistives dans la jonction laser, auquel cas la contribution des couches dopées p à la résistance série est fortement diminuée. De plus, l’absorption des couches fortement dopées de la jonction tunnel par porteur libre sera significativement diminuée si le matériau utilisé est à grande bande interdite et celle-ci est placée au nœud du champ électromagnétique dans la cavité résonante d’InP (cf. Paragraphe IV-2.1.1 et IV-2.2.1). Comme l’ont montré Sekiguchi et al, l’utilisation d’une jonction tunnel dans un laser ruban non optimisé a permis de réduire la densité de courant seuil de 0,84 kA/cm2 à 0,72 kA/cm2 [30] . Cependant cette amélioration n’est pas suffisante pour atteindre les performances ultimes de la structure laser. Les travaux de Sekiguchi et al montrent par ailleurs qu’il est nécessaire d’adjoindre à la jonction tunnel une étape technologique supplémentaire pour réduire les pertes latérales de courant et réaliser une injection uniforme de courant dans la cavité. Il s’agit de confiner latéralement en détruisant sur la périphérie de la structure laser la conductibilité électrique de la jonction tunnel. De plus, l’influence de la diffusion latérale du courant sur la valeur du seuil est mise en évidence en confinant le courant d’une part à la périphérie et d’autre part au centre du laser ruban grâce à une technique originale. Cette technique de localisation permet de dégrader jusqu’à une épaisseur d’environ 0,6 µm par diffusion du Germanium et de l’Or issus du contact métallique AuGe/Ni/Au les propriétés électriques de la jonction tunnel AlAs/InP dans les zones non protégées par le SiO2 [31]. Cette diffusion du contact métallique AuGe/Ni/Au est initiée au cours d’un recuit thermique à 440˚C pendant 2 minutes. L’inconvénient majeur de cette technique est d’être inadaptée à la fabrication d’une structure VCSEL monolithique. Néanmoins, l’uniformisation de l’injection de courant par confinement latéral peut être réalisée par d’autres techniques de localisation telles que l’implantation ionique ou la gravure d’un mesa. Nous expliciterons dans la suite de ce paragraphe les paramètres technologiques déterminés pour l’intégration finale de l’ensemble des étapes technologiques développées permettant la fabrication de nos structures VCSELs à pompage électrique. IV-5.2.2.1 Implantation ionique H+ L’implantation est effectuée à travers l’ensemble de la structure VCSEL épitaxiée avant la réalisation des étapes de micro technologie (cf. Paragraphe IV-3.2). L’étape d’implantation nécessite au préalable une préparation de l’échantillon : il s’agit de déposer dans un premier temps une résine de 12 µm d’épaisseur formant des mesa de diamètres 5, 8, 10, 15, 20, 30, 50 µm puis dans un second temps de durcir la résine grâce une étape de recuit thermique rapide (RTA, en anglais Rapid Thermal Annealling). Le procédé utilisé est comparable celui décrit par Qian et al [32]. Le procédé d’implantation est utilisé pour modifier les propriétés de conductibilité électrique du matériau irradié par un faisceau d’ion. Elle consiste à accélérer un faisceau ions, qui selon leur rapport masse/énergie pénètre la cible jusqu’à une profondeur donnée, en interagissant avec les électrons de façon inélastique et les atomes du réseau de façon élastique ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 135 respectivement pour les grandes énergies et faibles énergies. Il s’en suit une création de défauts profonds piégeant les porteurs libres et la résistivité de la cible augmente. Les ions légers tels que l’hydrogène n’entrent en collision inélastique que lorsque leurs énergies cinétiques sont au dessous d’une énergie seuil déterminée par la nature de la cible [33]. Les défauts (dislocation, lacunes, …) créés sont localisés dans la bande interdite électronique. Compte tenu de la nature des défauts, toutes les étapes de recuit thermique telles que celles concernant la métallisation des contacts électriques devront être réalisées avant l’implantation afin d’éviter la guérison des défauts présents dans la zone hautement résistive. IV-5.2.2.1.1 Adaptation du procédé d’implantation à la structure complète Pour précisément déterminer la profondeur de la zone où l’énergie cinétique des ions implantées est faible, le modèle utilisé par le logiciel SRIM 2 a été adapté aux matériaux constituant notre structure VCSEL complète. Des mesures d’étalonnage ont été réalisées sur des structures tests (cf. insert dans la figure IV-24). La visualisation de la profondeur du front d’implantation est effectuée en suivant la variation de la concentration de dopants révélée par une solution chimique à base de KOH. Il s’agit de comparer les prévisions du logiciel SRIM aux mesures de profondeurs observées par MEB sur la position du front d’implantation et d’extraire un modèle en fonction des matériaux effectifs. Figure IV-24 : Etalonnage de la position du front d’implantation à travers la structure complète en fonction de la dose de proton en keV. Source LPN. Les doses types utilisées pour atteindre la jonction tunnel située selon les conceptions à 5 µm ou 7 µm du sommet des empilements d’hétérostructure InGaAs/InP sont comprises entre 500 keV et 650 keV. On peut voir le bon accord entre les mesures expérimentales et les calculs du logiciel SRIM. A partir de cette courbe, nous pouvons maintenant contrôler le profil d’implantation pour la localisation du courant dans les structures VCSELs. IV-5.2.2.1.2 Analyse de son impact sur les propriétés électro-optiques La structure sur laquelle nous avons réalisé un confinement électrique par implantation protonique latérale est représentée sur la figure IV-25. La structure réalisée comprend un 2 SRIM/TRIM –Stoping and range of ions in matter/Transport of ions in matter- http://www.srim.org/ ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 136 miroir de Bragg inférieur composé d’un empilement de 40 alternances d’TAl/QAl, un miroir de Bragg supérieur InP/Air de 2,5 alternances, une cavité mixte InP et Air d’épaisseurs respectives 3λ/2 et λ/2. Cette cavité mixte et couplée contient dans la partie semiconductrice, d’une part une couche active InGaAs/QAl(1,2 µm) et d’autre part une homojonction tunnel constituée de n++-p+(QP(1,4 µm)) d’épaisseur 60 nm et dopé à 1.10+19 atomes/cm3. Figure IV-25 : Structure VCSEL (EP976-J2520A) pompée électriquement par une jonction tunnel et confinée électriquement par implantation H+ La première génération de structures lasers pompées électriquement présente une électroluminescence. Nous avons reporté l’électroluminescence des structures demi VCSELs ayant des diamètres de confinement latéral respectifs de 12 µm et 55 µm sur la figure IV-26. Pour la première structure, le courant de polarisation inverse de la jonction laser est de 2 mA, et de 4 mA pour la seconde structure. Le confinement latéral des porteurs donne lieu à une émission de lumière localisée délimitée par l’implantation[34]. resistance serie moyenne 300 Resistance serie, Ω 250 200 150 100 50 0 0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 200 -4 10 /S, cm -2 Figure IV-26 : Imagerie infrarouge de l’électroluminescence de structures EP976-J2520A de diamètre de confinement latéral 12 µm et 55 µm polarisées en courant inverse respectivement sous 2 mA et 3 mA. Résistance série en fonction de l’inverse de la surface d’implantation du VCSEL. Les caractéristiques tension-courant sont mesurées aux contacts A-D pour différents diamètres d’implantation et de celles-ci est extraite pour une densité de courant de 1 kA/cm2 (seuil typique d’un VCSEL). On peut constater que pour de petits diamètres (≤ 20 µm), les caractéristiques deviennent fluctuantes (cf. Figure IV-26). Cela montre que l’implantation H+ a détérioré fortement les propriétés électriques de la structure. Pour s’en assurer, nous avons ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 137 mesuré les valeurs de résistance de la couche de contact entre A et B de la figure IV-25. Nous avons constaté que le micro usinage faisait augmenter faiblement cette valeur, passant de 9 Ω à 30 Ω. Par contre après implantation, la structure finale a une résistance de 1,2 kΩ. Cette augmentation considérable, nous indique que l’implantation H+ a détérioré la couche InP dopée n+ du demi VCSEL [35] (cf. Tableau IV-4). Tableau IV-4 : Résistance de la couche de contact (A-B) des structures VCSELs, à pompage optique (Min1773/EP976-1) sans jonction tunnel et implantation, à pompage électrique fabriquée par implantation et avec une jonction tunnel (EP976-1 J252A). Une structure témoin de la reprise de EJM (EP976-1) constituant un miroir de Bragg InP/Air sur substrat InP et la couche de contact de la jonction laser. EP 976-1 Témoin EP 976-1 Min 1773 EP976-J2520A Résistance A-B 9Ω 30-35 Ω 1,2 k Ω Sur la figure IV-27, nous avons reporté le spectre d’électroluminescence sous excitation électrique continue et pulsée de la structure VCSEL. Le pic central est centré vers 1,51 µm et sa largeur à mi-hauteur est de 2,5 nm (312,5 GHz). On peut constater que la structure présente plusieurs modes latéraux liés au confinement optique. L’origine de ce confinement optique est peut-être liée à la localisation de l’injection électrique par l’implantation H+ ou à l’effet de lentille thermique. L’évaluation de la distance intermodale montre que le confinement optique définit exclusivement par la surface de localisation de l’injection électrique. En effet, en électroluminescence continue, là où les effets thermiques sont le plus importants, les distances intermodales sont constantes et égales à celles observées en excitation pulsée (2,7 nm). De plus, la tendance observée pour les structures de différents diamètres d’implantation montre que la distance intermodale augmente à mesure que le diamètre d’implantation H+ diminue. Des essais d’actuation ont été réalisés. Un léger déplacement d’une dizaine de nanomètre indépendamment du sens de la polarisation a été observé. Il s’agit d’un effet purement thermique. Ceci indique que la jonction d’actuation et la couche de contact dopé n+ ont été fortement dégradée par l’implantation H+. Intensite de PL, a.u. 25000 -3 10 x VCSEL continu φ=12 µm I=4mA VCSEL impulsionnel φ=12 µm I=300 µA 300°K 20000 15000 10000 5000 0 1480 1490 1500 1510 1520 1530 1540 λ, nm Figure IV-27 : Spectre d’émission du VCSEL EP976-J2520 de 12 µm diamètre obtenues à 300 K en injection électrique continue (4 mA) et impulsionnel (1,6 mA). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 138 En conclusion de cette partie, nous pouvons dire que la localisation du courant par l’implantation a été réussie. Malheureusement, la dégradation des propriétés électriques induite par l’implantation H+ a été trop importante pour permettre l’observation d’un effet laser, en conséquence de quoi, nous avons décidé d’augmenter le niveau de dopage de la couche de contact InP n+ de 10+17 à 10+18 afin de limiter l’impact de l’implantation sur ces propriétés électriques [36], et initié une autre approche. Il s’agit d’une localisation par gravure mesa. IV-5.2.2.2 Gravure Mesa L’intérêt de la gravure mesa est de permettre en même temps un confinement électrique et un confinement optique, ce qui n’est pas le cas des structures implantées. Le mesa diminue notablement les pertes du miroir de Bragg supérieur InP/Air en améliorant le couvrement des profils du gain et du mode de la cavité. IV-5.2.2.2.1 Réalisation de la structure mesa Avant la reprise d’épitaxie par EJM du demi VCSEL réalisé par EPVOM, les mesas sont gravées sélectivement, couche après couche. La gravure sélective et le retrait du masque d’implantation SiO2 sont précédés par des étapes de photolithographie des niveaux métalliques, de préparation de surface et de retrait des résines de lithographie, de dépôts de couches de SiO2 suivie d’une photolithographie du niveau d’implantation puis de son transfert par RIE (CHF3) sur la couche SiO2. La gravure est réalisée sur une épaisseur de 0,622 µm jusqu’à la couche type p+ dopé à 1.10+18. Bien que la solution de gravure choisie l’ait été pour produire une gravure isotrope des mesa, une légère anisotropie a été constatée. Celle-ci est d’autant plus importante que le diamètre du mesa est petit. La reprise d’épitaxie EJM de la couche de contact type n+ se conforme à la morphologie du mesa. Cette couche de contact type n+ bloque le passage des porteurs à l’interface n-p+ du bas du mesa vers la couche active [37]. De plus, les défauts de conformation se déportent sur toute la structure VCSEL finale (cf. Figure IV-28). Avant reprise EJM Structure finale Figure IV-28 : Image MEB et de microscopie optique à contraste de phase d’une structure à confinement mesa. Source LEOM. La présence de nombreux défauts dans la couche de contact et en périphérie du mesa après la reprise d’épitaxie EJM rend nécessaire une optimisation des conditions de croissance pour réduire la densité des défauts. Celle-ci porterait sur la cinétique de croissance [38, 39]. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables IV-5.2.2.2.2 139 Confinement électrique Fort des enseignements précédents, nous avons intégré à la structure mesa une cavité mixte couplée, un miroir de Bragg supérieur plus réflecteur, et une couche de contact fortement dopée n+. En effet, la cavité mixte est couplée pour favoriser le recouvrement de l’intensité du champ et des puits quantiques. Le nombre d’alternances du miroir de Bragg supérieur InP/Air est augmenté, ce qui rend le miroir de Bragg supérieur plus robuste aux étapes de microtechnologies. La structure fabriquée pour le confinement latéral par gravure mesa se distingue de la structure implantée précédente par le schéma de couplage utilisé λAir/2+7λInP/2, les matériaux utilisés dans la fabrication du miroir inférieur composé d’InP/QAl, le nombre d’alternances du miroir supérieur constitué de 3,5 alternances d’InP/Air plus réflecteur, le matériau de la couche barrière InGaAsP(1,2 µm), et le niveau de dopage de la couche d’InP n+ de contact reprise par EJM (cf. Figure IV-29). Nous n’avons pas pu étudier ce type de VCSEL en pompage électrique continu. En effet, la réalisation des mesa a induit de nombreux défauts qui ont été néfastes aux propriétés électriques. Comme Gebretsadik et al l’ont montré, la reprise d’épitaxie sur mesa peut être réalisée avec une densité réduite de défauts lorsque la cinétique de croissance est optimisée[40]. En conséquence, nous avons étudié ces structures sous pompage optique. L’effet bénéfique du confinement latéral est illustré sur la figure IV-29. On peut voir que le pic de photoluminescence associé à la cavité Fabry-Pérot est fin (150 GHz ou 1,2 nm). Des modes latéraux sont détectés avec un espacement intermodal de 721,9 GHz (5,8 nm) caractéristique d’un mesa de 20 µm. Ceci confirme le confinement optique latéral par gravure mesa. Intensite de PL, a.u. 100k Modes lateraux FWHM ~ 1.2 nm SMSR ~ 8 dB 10k V4821-20p 1k 1530 1540 1550 1560 1570 1580 1590 λ, nm Figure IV-29 : Coupe TEM d’un demi VCSEL, schéma de la structure VCSEL à confinement par gravure mesa (EP1279)-Source LPN, et spectre d’émission en pompage optique continu d’un VCSEL à confinement mesa de 20 µm de diamètre à 300 K. Le confinement latéral par mesa est ainsi mis en évidence par l’augmentation de la distance intermodale de la figure IV-30 avec la diminution du diamètre du mesa. La variation de la distance intermodale [41] s’exprime en fonction du nombre de Fresnel N, du rayon du mesa a, de indice effectif neff, de la longueur effectif de la cavité Leff, du diamètre du faisceau gaussien en sortie dans la zone de Rayleigh ω0=10 µm, et de l’indice ∆p : ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables ⎛ ⎜ ∆p ⎜ Leff ∆ω (m = 0, ∆p ) 2 = ⋅ ⎜ ∆p + 2 c neff πω0 ⎜ ⎛ 2 ⎞ ⎛ a ⎜ ⎟ 1 + ⎜ ⎜ π N ⎟ ⎜⎜ ω ⎝ ⎠ ⎝ 0 ⎝ ⎞ ⎟⎟ ⎠ 4 ⎞ ⎟ ⎟ ⎟ ⎟ ⎟ ⎠ 140 Eq. IV-13 L’ajustement des données expérimentales par l’équation IV-13 décrite par Riyopoulos et al confirme cette dépendance de la longueur d’onde avec le diamètre du mesa. 100000 11 Intensite de PL, a.u. hVCSEL 4821-20 um 10 10000 LM distance 0-2 δλ, nm 9 1000 100 8 7 6 5 10 1450 1475 1500 1525 1550 1575 1600 1625 1650 λ, nm 4 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 Diametre des Mesa, µm Figure IV-30 : Spectre d’émission de la structure VCSEL confinée latéralement par un mesa de 20 µm de diamètre et le spectre d’émission du demi VCSEL en injection optique continue (30 mW). Evolution de la distance intermodale les modes de confinement latéral pour différents diamètres mesa. En conclusion, pour la réalisation d’un laser dans cette filière, il est absolument nécessaire d’optimiser les conditions de reprise sur les mesa et de diminuer la densité de défauts électriquement actifs. Dans ce cas, au vu des résultats obtenus sous pompage optique, ce type de structure pourrait être très prometteur. IV-6 Première émission laser en pompage électrique A partir des résultats expérimentaux obtenus sur les VCSELs implanté H+ et sur ceux avec un confinement de type mesa, nous avons décidé au vu de la maturité des deux technologies de réaliser une nouvelle structure optimisée implantée H+. Pour diminuer les problèmes liés aux micro usinages du miroir de Bragg supérieur, nous avons utilisé une solution plus robuste comprenant 3,5 alternances InP/Air. La cavité semiconductrice InP contenant la couche active a été allongée pour minimiser les effets thermiques et adapter la structure au profil d’implantation H+. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables IV-6.1 141 Structure Laser La structure VCSEL réalisée est composée d’une cavité résonante d’Air et semiconducteur d’InP, d’un demi VCSEL provenant d’Alcatel Opto+ et d’un miroir microusiné formé de 3,5 alternances InP/Air. Le demi VCSEL est constitué d’un miroir de Bragg inférieur d’InP/QP(1,4 µm), de 9 puits quantiques contraints avec leurs barrières de quaternaire phosphore QP, et d’une jonction tunnel à base de QP transparents à 1,55 µm (cf. Figure IV-31). Une reprise d’épitaxie EJM est réalisée sur le demi VCSEL Opto+ pour d’une part compléter la cavité semiconductrice d’une couche quart d’onde d’InP et d’autre part pour former la cavité résonante d’Air et le miroir de Bragg micro usiné InP/Air de 3,5 alternances dont les couches quarts d’onde d’InP sont mises en tension par compensation de l’arsenic en gallium (cf. Image MEB de la Figure IV-31). La cavité semiconductrice complétée par EJM d’une couche d’InP d’épaisseur 7λ/4 fortement dopée n+ (1.10+18) sert à, d’une part, former la couche du contact laser, et d’autre part, à réaliser une cavité semiconductrice résonante d’épaisseur 11λ/2. Figure IV-31 : Structure VCSEL pompé électriquement. Photo MEB de la structure VCSEL (Source LEOM) Avant la réalisation des étapes de micro technologies (gravure RIE, métallisation des contacts, micro usinage de surface, séchage, …), la structure VCSEL est implantée avec des ions hydrogènes sur la totalité de l’empilement formant la structure VCSEL pour localiser l’injection électrique. Les couches traversées par l’ion H+ jusqu’à la jonction tunnel sont l’empilement de 3,5 couches quarts d’onde d’InP/InGaAs et la cavité résonante d’InGaAs et les premières couches d’InP de la cavité semiconductrice jusqu’à la jonction tunnel (cf. paragraphe IV-3.2). IV-6.2 Caractéristique laser en pompage continu Le premier effet laser en régime d’injection électrique continu a été obtenu à température ambiante sur une structure VCSEL implantée H+ de 20 µm de diamètre. Sur la caractéristique puissance-courant de la structure VCSEL MOEMS à 20˚C de la figure IV-32, nous avons obtenu un courant seuil de 2,8 kA/cm2. La puissance optique de l’émission laser est mesurée à ~0,1 mW et ~0,17 mW, respectivement à 20˚C et 17˚C (cf. Figure IV-32). ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 142 0,18 Puissance optique, mW 0,16 0,14 mW@20°C mW@17°C 0,12 0,10 Figure IV-32 : Caractéristiques puissance-courant d’un VCSEL MOEMS de 20 µm de diamètre mesuré à 20˚C et 17˚C en régime d’injection électrique continu. Source LPN. 0 ηd=0.24 W/A@20 C 0,08 0 ηd=0.37 W/A@17 C 0,06 0,04 0,02 0,00 0 2 4 6 8 10 12 14 16 Courant, mA Ce résultat est dans l’état de l’art [42-45] et met ce travail au même plan que ceux obtenus récemment par les laboratoires d’Agilent™ technology [46]. De plus, ce premier résultat valide les études réalisées précédemment et les voies choisies pour la réalisation de structure VCSEL. Les mesures de la caractéristique puissance courant aux températures respectives de 20˚C et 17˚C indiquent que la structure VCSEL MOEMS peut encore faire l’objet d’amélioration. Ces améliorations peuvent porter sur la gestion des effets thermiques, l’optimisation des procédés de microtechnologies, et l’alignement de la courbe de gain et du mode de cavité. Une fois réalisé ceci permettrait d’envisager une réduction du courant seuil et une augmentation de la puissance optique en sortie. IV-6.3 Spectre d’émission laser à 10 mA Puissance optique, dB Sur la figure IV-33 est représenté le spectre de l’émission laser de la structure VCSEL MOEMS précédente lorsque celle-ci est pompée électriquement en régime continu à 10 mA (1,1 fois le courant seuil). L’émission laser à température ambiante (20˚C) présente un spectre quasi monomode. Le taux de rejection des modes latéraux (SMSR) est de 27,5 dB. Le mode laser est centré à 1,529 µm (cf. Figure IV-33). -30 -35 -40 -45 -50 -55 -60 -65 -70 -75 -80 -85 -90 -95 E VCSEL ∆λmn=0.6 nm ->R=374.17 mm ->ω0=11.0202 µm SMSR=27.5 dB FWHM=0.14 nm BW20dB=78.55 GHz 1524 1526 1528 1530 λ, nm 1532 1534 Figure IV-33 : Spectre d’émission laser à 10 mA et 20˚C en régime d’injection électrique continu d’un VCSEL MOEMS formé d’un miroir de Bragg InP/Air de 3,5 alternances d’une cavité résonante mixte 6λ, d’un miroir de Bragg inférieur InP/QP et des puits quantiques QP/QP. Source LPN. Les largeurs de bandes à -3 et -20 dB respectivement égales à 17,5 GHz (0,14 nm) et 78,55 GHz (0,62 nm) rendent la structure compatible avec les spécifications des systèmes de transmission optique SONET de 100 GHz d’espacement entre canal. Par ailleurs, il convient ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 143 d’optimiser la courbure des miroirs formant la cavité résonante afin de privilégier l’excitation du mode fondamental de la cavité et réaliser une émission monomode [47, 48]. Il est néanmoins, dans le cas de nos structures, extrêmement difficile de contrôle la courbure des lames d’InP formant la cavité résonante. Sachant que le miroir inférieur est parfaitement plan, à partir de la mesure spectrale de la distance intermodale (∆λ= 0,6 nm) entre les modes de cavité de l’émission laser de la figure IV-33 et les relations III-25 et III-20 du chapitre III, il est possible de déterminer la courbure de la lame d’InP adjacente à la cavité résonante d’Air et la taille du faisceau de sortie. Le rayon de courbure déduit est de 374 mm, ce qui est en accord avec la mise en tension des lames d’InP par compensation de gallium. Le diamètre du mode fondamental calculé est ainsi de 11 µm en sortie du VCSEL, et cette taille est compatible avec les fibres monomodes standards de 10 µm diamètre. Les directions choisies se révèlent être prometteuses pour la réalisation de structures VCSEL pompées électriquement en régime continu. L’injection du courant à travers le miroir de Bragg inférieur montre des performances comparables à celles obtenues dans la littérature en terme de courant seuil et de taux de réjection par rapport à d’autres techniques d’injection électrique [49-52]. Les premières valeurs de courant seuil enregistrées attribuent à cette filière un avenir industriel prometteur puisque la plupart des étapes de fabrication restent compatibles avec les procédés de fabrication collectifs. Les solutions explorées au cours de ce travail ouvrent dans un avenir proche une voie vers la démonstration d’une structure VCSEL MOEMS à pompage électrique et accordable en longueur d’onde. Néanmoins, pour la réalisation de structures accordables en longueur d’onde, les premiers résultats montrent que la localisation du courant d’injection par une implantation à travers le miroir de Bragg supérieur InP/Air dégrade de façon importante la jonction p-i-n d’accordabilité. Il convient donc d’optimiser le procédé d’implantation ionique afin de préserver la jonction d’accordabilité de ces effets néfastes. Une alternative à cette dégradation serait de réaliser l’implantation ionique directement sur la structure fabriquée par EPVOM et protégée par une couche sacrificielle de QP avant la gravure de la couche sacrificielle et la reprise d’épitaxie EJM. Par ailleurs, nous avons abordé dans le chapitre III, l’intérêt du contrôle de la courbure de la lame adjacente à la cavité résonante du miroir de Bragg supérieur InP/Air pour l’accordabilité. La courbure de celle-ci doit être optimisé de manière à réaliser une cavité stable selon la configuration C (cf. Paragraphe III-5.1.3). En effet, dans le cas d’une cavité stable, le taux de rejection entre les modes fondamental et d’ordre supérieur est maintenu lors de l’actuation. Dans ce cas, la structure VCSEL reste monomode en actuation. IV-7 Conclusion Dans ce chapitre, nous avons décrit les règles de conception pour la réalisation de structures lasers monolithiques à cavité verticale émettant par la surface et accordable en longueur d’onde. La démarche de conception consiste à privilégier pour une configuration où la cavité mixte composée d’Air et d’InP est couplée. Cette configuration de cavité dite mixte et couplée permet d’augmenter de l’intensité du champ dans la cavité semiconductrice d’InP tout en maintenant une grande efficacité d’accordabilité. Ce schéma de couplage participe ainsi à une réduction significative du seuil de l’émission laser. Nous avons montré l’intérêt que confère un bon alignement du maximum de la courbe de gain et du mode Fabry-Pérot pour la réduction du seuil de l’émission laser. La combinaison d’une part d’un bon alignement ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables 144 et d’autre part d’une cavité mixte et couplée a permis d’obtenir en excitation impulsionnelle notre premier effet laser en pompage optique. Quant à l’objectif final de ce travail qui est la réalisation d’une structure VCSEL pompée électriquement, nous avons exploré deux approches pour localiser l’injection du courant dans les puits quantiques enterrés dans la cavité semiconductrice InP d’épaisseurs 11λ/2, une localisation par implantation ionique et par gravure mesa. L’approche par implantation ionique a mis en évidence la nécessité, d’une part d’augmenter le niveau de dopage de la couche de contact n+, et d’autre part d’allonger significativement l’épaisseur de la cavité semiconductrice InP. Cet allongement est motivé essentiellement par deux raisons : la première est d’éloigner les puits quantiques du front d’implantation H+ et la deuxième est de favoriser la dissipation thermique par l’utilisation d’une couche épaisse d’InP de haute conductibilité thermique. Ces deux améliorations ont conjointement conduit à l’obtention d’un premier effet laser en régime d’injection électrique continue et à température ambiante. Cette structure VCSEL avec un diamètre d’implantation H+ de 20 µm a une émission laser monomode à 1,53 µm dont la largeur à mi hauteur et le taux de réjection respectifs sont de 17,5 GHz (0,14 nm) et 27,5 dB. La puissance optique fournie en sortie est de ~0,1 mW pour une densité de courant seuil située à 2,8 kA/cm2. La première réalisation d’une localisation par gravure mesa a permis de mettre en évidence un confinement latéral en pompage optique continu. Bien que la présence de nombreux défauts de conformation apparus dans la couche de contact InP dopée n+ après la reprise de croissance EJM sur mesa ait empêché l’obtention d’une électroluminescence, les spectres de photoluminescence présentent d’excellentes propriétés en terme de largeur de bande passante à -3 dB et taux de rejection sous le seuil laser. Ceci a relevé le potentiel des structures VCSELs à confinement mesa et la nécessité d’optimiser les conditions de croissance pour l’obtention d’un effet laser en régime d’injection électrique continu. ©Aldrice G. Bakouboula Chap. IV VCSELs MOEMS Monolithiques Accordables IV-8 [1] 145 Bibliographies du chapitre VCSEL MOEMS monolithique accordable en longueur d’onde Adachi, S. Lattice thermal resistivity of III-V compound alloys. Journal of Applied Physics, 1983, vol. 54, n° 4, p. 1844-1848. [2] Piprek, J., Troger, T., Schroter, B., Kolodzey, J., Ih, C.S. Thermal conductivity reduction in GaAs-AlAs distributed Bragg reflector. 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Bakouboula Conclusion et perspectives Conclusion et perspectives 151 Conclusion générale Les objectifs de ce travail de thèse visent à contribuer par l’étude et la caractérisation, au développement de filtres et lasers opto-mécaniques accordables. Pour le filtre, l’accord de la longueur d’onde de résonance doit couvrir les bandes de transmission C (1,525 µm-1,570 µm) et L (1,57 µm-1,625 µm) avec une bande passante à -3 dB de 20 GHz, ce qui correspond à un espacement entre canal d’environ 100 GHz. pour les lasers accordables, ils devront fonctionner en régime d’injection électrique continu à température ambiante. Et la gamme d’accord souhaitée couvre la bande C. En ce qui concerne les filtres accordables, nous avons effectué une étude des propriétés modales de ce type de filtre. Nous avons montré que le schéma d’actuation (stable et instable) pouvait avoir des répercutions très importantes sur les performances de ce type de filtres. Par ailleurs, les études modales expérimentales ont permis quant à elle d’étudier et de remonter à la courbure des lames adjacentes à la cavité et d’étudier de manière fine le couplage avec une fibre optique collimatée. Nous avons pu ainsi déterminer le diamètre optimal du faisceau gaussien à utiliser pour minimiser les pertes d’insertion liées au couplage du filtre avec la fibre optique. Le principal verrou technologique auquel nous étions confronté au début de ce travail est la présence de contraintes résiduelles mécaniques. Les courbures parasites qui en découlaient dégradent les caractéristiques optiques des filtres. Pour dépasser ce verrou, des structures optimisées, avec des lames plus épaisses moins sensibles à l’Arsenic résiduel qui génère des contraintes, ont été élaborées. De plus, un autre point bloquant pour ces dispositifs a été abordé : il s’agit de la mauvaise qualité électrique des diodes p-i-n pour l’actuation. L’introduction d’une procédure de nettoyage des flancs a permis de réduire de manière significative les courants de fuites et de réaliser ainsi des structures larges bandes accordables. Ainsi, nous avons obtenu des filtres de 50 µm de diamètre dont la bande passante à 3 dB est de 26 GHz (0,21 nm) en accord avec la conception 1D. De plus de nouvelles structures originales permettant une double actuation ont pu être réalisées et une accordabilité de 50 nm a pu être mesurée. Un autre point important de cette étude a été la mise au point au LEOM de procédé technologique permettant la réalisation de filtre de 100 µm de diamètre, il s’agit du plus grand diamètre jamais réalisé à notre connaissance. Ce filtre exhibe une bande passante à 3 dB de 84 GHz (0,67 nm) et une accordabilité de 50 nm. Ceci permet de relâcher les contraintes d’alignement et de mise en module, ce qui est important pour la réduction des coûts. Finalement, une nouvelle approche prometteuse a été validée. A travers, l’étude des propriétés modales de ce type de structure, nous avons pu montrer qu’il y a un effet de confinement latéral renforcé. Les résultats récents obtenus au LEOM ont montré que cette approche, en mettant à profit ce confinement latéral, pouvait donné lieu à des filtres MOEMS InP/Air monomodes ayant des largeurs de bande passante à -3 dB les plus sélectives jamais mesurées. Dans le cas des structures VCSEL, nous avons étudié des structures de type mixte avec un miroir inférieur tout semiconducteur et un miroir supérieur de type micro usiné InP/Air. Pour les études préliminaires, nous avons exploré des structures lasers pompées optiquement. Ceci a permis de mettre au point les règles de conception de ces structures et leurs optimisations. L’insertion d’une couche absorbante pour le faisceau pompe ainsi que ©Aldrice G. Bakouboula Conclusion et perspectives 152 l’alignement de la courbe de gain avec le pic Fabry-Pérot de la structure ont permis d’observation d’un effet laser sous pompage pulsé sur ce type de structures. Nous avons ensuite étudié des VCSELs pompés électriquement. L’injection se fait à l’aide d’une jonction tunnel. Plusieurs types de confinement du courant ont été étudiés. Le confinement optique et électrique à l’aide de mesa a été étudié. Les études ont montré que le confinement optique était très efficace. Malheureusement aucune électroluminescence n’a pu être observée en injection électrique continue. La raison en est la présence de défauts en quantité trop importante sur la reprise d’épitaxie sur la couche de contact InP de type n+. Ce confinement par implantation hydrogène a été aussi étudié. Les études faites pour électroluminescence ont pu montrer l’efficacité de ce confinement. Malheureusement, la dégradation des propriétés électriques de la structure a donné lieu à des effets thermiques trop importants pour observer l’émission laser. Fort de ce résultat, une structure optimisée a été réalisée pour l’implantation hydrogène. Pour réduire au minimum les effets thermiques, la longueur de cavité a été augmentée car celle-ci composée d’InP dissipe très efficacement la chaleur. De plus les résistances d’accès ont été diminues en dopant à un niveau plus élevé la couche de contact. Dans ces conditions et pour la première fois pour ce type de structure mixte, un effet laser a pu être obtenue sous injection électrique continue. L’émission a lieu à 1,528 µm avec une puissance de 0,1 mW pour un courant de 14 mA. La densité de courant seuil mesurée à 2,8 kA/cm2 est à l’état de l’art mondial pour ce type de laser à 1,55 µm. Vers un transfert industriel Ce sujet, pour les filtres, est arrivé à un degré de maturation technologique tel que le travail important qui reste à faire porte sur le transfert industriel de ce type de structure. Les problématiques qui restent à aborder portent notamment sur la mise en module, la reproductibilité, et le vieillissement de ce type de structures. En ce qui concerne les lasers accordables, de nombreux développements restent à faire. L’optimisation électrique de ces structures est un point à améliorer et l’accordabilité de l’effet laser reste un champ d’étude ouvert. Ce type de structure peut avoir des applications toutes à fait intéressantes hors du champ des télécommunications optiques comme par exemple la détection de gaz ou de molécules biologiques. ©Aldrice G. Bakouboula Annexes © Aldrice Bakouboula Annexes Annexes 154 Annexe du chapitre III Description des structures filtres à 6 alternances InP/Air couches InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InPtampon InPsubstrat TGB 349D1 simple actuation épitaxie EPVOM Thalès TRT épaiss. dopage 100 Å p qq.1018 7λ/4 8596 Å p 2.1017 λ/4 3875 Å p 2.1017 9λ/4 11052 Å p 2.1017 λ/4 3875 Å p 2.1017 7λ/4 8596 Å p 2.1017 λ/2 7750 Å nid 7λ/4 8596 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å n 2.1017 9λ/4 11052 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å n 2.1017 7λ/4 8596 Å n 2.1017 λ/4+ε 6510 Å n 2.1017 4000 Å n qq.1018 n 2.1018 1 3λ/4 λ/4 3λ/4 λ/4 3λ/4 λ 3λ/4 λ/4 3λ/4 λ/4 3λ/4 λ/4+ε 13 B2 simple actuation épitaxie EPVOM Atmel épaiss. dopage 100 Å p qq.1018 3710 Å p 1018 3875 Å p 2.1017 3710 Å p 2.1017 3875 Å p 2.1017 3710 Å p 2.1017 15500 Å nid 3710 Å n 2.1017 3875 Å n 2.1017 3710 Å n 2.1017 3875 Å n 2.1017 3710 Å n 2.1017 6510 Å n 2.1017 4000 Å n qq1018 n 2.1018 EP 6563 Simple actuation/Epitaxie EJM LEOM avec compensation gallium épaiss. dopage Å p qq.1018 3λ/4 3636 Å p 1018 λ/4 3825 Å p 2.1017 5λ/4 6058 Å p 2.1017 λ/4 3825 Å p 2.1017 3λ/4 3636 Å p 2.1017 λ/4 7650 Å nid 3λ/4 3636 Å n 2.1017 λ/4 3825 Å n 2.1017 5λ/4 6058 Å n 2.1017 λ/4 3825 Å n 2.1017 3λ/4 3636 Å n 2.1017 λ/4+ε 6510 Å n 2.1017 4000 Å n qq1018 n 2.1018 Filtre Thalès TRT fabriqué par épitaxie en phase vapeur aux organo-métalliques avec minimisation de l’arsenic résiduel (Gravure RIE et micro-usinage FeCl3) Filtre Atmel opto fariqué par épitaxie en phase vapeur aux organo-métalliques (Gravure ICP et micro-usinage FeCl3) 3 Filtre fabriqué par épitaxie à jet moléculaire source solide avec compensation en gallium de l’arsenic résiduel (Gravure RIE et micro-usinage FeCl3) 2 © Aldrice Bakouboula Annexes TGB 349D © Aldrice Bakouboula 155 13B EP656 Annexes 156 Description des structures filtres à 7 alternances InP/Air couches InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InP InGaAs InPtampon InPsubstrat B8904 épitaxie EPVOM Atmel TGB 1425(*)/1550(**) EPVOM Thalès TRT Simple actuation +compensation gallium Double actuation technologie simpliée épaiss. dopage 18 100 Å p 2.10 100 Å n 2.1018 5λ/4+ε 6484 Å p 2.1018 7λ/4 8910 Å n 2.1018 λ/4+ε 5115 Å p 2.1017 λ/4 5110 Å n 2.1017 17 5λ/4-ε 5600 Å p 2.10 7λ/4 8030 Å n 2.1017 λ/4+ε 5425 Å p 2.1017 λ/4 5425 Å n 2.1017 5λ/4-ε 5649 Å p 2.1017 9λ/4 10520 Å n 2.1017 17 λ/4+ε 5038 Å p 2.10 λ/4 5110 Å nid 17 5λ/4+ε 6386 Å p 2.10 7λ/4 8470 Å p 2.1017 λ 15500 Å nid λ 15500 Å nid 17 5λ/4 6140 Å n 2.10 7λ/4 8660 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å n 2.1017 λ/4 3565 Å n 2.1017 17 5λ/4 6140 Å n 2.10 9λ/4 11010 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å n 2.1017 17 5λ/4 6140 Å n 2.10 7λ/4 8565 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å n 2.1017 18 4000 Å n 10 4000 Å n 1018 n 2.1018 n 2.1018 4 TGB 16205 épitaxie EPVOM Thalès TRT Double actuation épaiss. dopage 100 Å n 2.1018 7860 Å n 1018 7λ/4 λ/4 4340 Å n 2.1017 8350 Å n 2.1017 7λ/4 λ/4 4345 Å n 2.1017 9λ/4 10950 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å nid 7λ/4 9090 Å p 2.1017 λ 15500 Å nid 7λ/4 8600 Å n 2.1017 λ/4 3875 Å n 2.1017 9λ/4 10810 Å n 2.1017 λ/4 4650 Å n 2.1017 7λ/4 8350 Å n 2.1017 λ/4 4650 Å n 2.1017 4000 Å n 1018 n 2.1018 Filtre de diamètre 50 µm fabriqué par épitaxie en phase vapeur aux organo-métalliques avec compensation graduel en gallium de l’arsenic résiduel (Gravure RIE et micro-usinage Fe(NO3)3) 5 Filtre optique Fabry-Pérot de diamètre 50 µm et 100 µm en technologie complète avec contact d’actuation (Gravure RIE et micro-usinage Fe(NO3)3) (*) Filtre de diamètre 100 µm non accordable sans contact d’actuation (Gravure RIE et micro-usinage Fe(NO3)3) (**) Filtre de diamètre 50 µm non accordable sans contact d’actuation (Gravure RIE et micro-usinage Fe(NO3)3) © Aldrice Bakouboula Annexes 157 B890 © Aldrice Bakouboula TGB 1425/TGB 1550 TGB 1620 Annexes 158 Annexe du chapitre IV Structures VCSELs types Fabriquées EPVOM et reprise EJM Pompage optique © Aldrice Bakouboula Pompage électrique Annexes 159 MIN1773 (EPVOM) et après fabrication du miroir InP/Air devient EJM EP936 : pompage optique Fonction Miroir InP/Air composition InGaAs 1 2 3 Cavité Air Couche de contact Cavité InP 9λ/4 : MIN 1743 Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière Miroir de Bragg Substrat © Aldrice Bakouboula épaisseur 100 Å dopage n 1.10+19 InP InGaAs InP 5λ/4 3λ/4 7λ/4 6290 Å 11925 Å 8806 Å n qq 10+18 n 2.10+17 n 2.10+17 InGaAs InP InGaAs InP 3λ/4+ε 3λ/4 λ/2+ε λ/4 11975 Å 3774 Å 7900 Å 1258 Å nid p 2.10+17 nid n 2.10+17 InP InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InP InGaAlAs InAlAs InGaAlAs InP+ couche tampon λ/4 ~λ/4 1258 Å 971,4 Å 80 Å 100 Å 80 Å 100 Å 80 Å 1942,8 Å 80 Å 100 Å 80 Å 971,2 Å 1258 Å 1165 Å 1144 Å 1165 Å - nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid n+ ~λ/2 ~λ/4 λ/4 λ/4 λ/4 λ/4 - Nbres de couche Fabrication Miroir de Bragg MOEMS InP/Air optimisé pour une transmission de 70% du laser de pompage 1,06 µm et fabriqué par EJM au LEOM Reprise EJM : ½ VCSEL x2 x2 x39 Cavité InP et miroir de Bragg fabriqués par EPVOM Au LPN Annexes 160 MIN1661 (EPVOM) et après fabrication du miroir InP/Air devient EJM EP868 : pompage optique Fonction Miroir InP/Air composition InGaAs 1 2 3 Cavité Air Couche de contact Cavité InP 5λ/2 : MIN 1661 Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière Miroir de Bragg Substrat © Aldrice Bakouboula épaisseur 100 Å dopage n 1.10+19 InP InGaAs InP 5λ/4-ε λ/4-ε 7λ/4-ε 6058 Å 3825 Å 8481 Å n qq 10+18 n 2.10+17 n 2.10+17 InGaAs InP InGaAs InP λ/4-ε 5λ/4-ε λ/2+ε λ/4 3825 Å 6058 Å 7650 Å 1212 Å nid p 2.10+17 nid n 2.10+17 InP InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InP InP InGaAlAs InP InGaAlAs InP+ couche tampon λ/4 ~λ/4 1258 Å 971,4 Å 80 Å 100 Å 80 Å 100 Å 80 Å 1942,8 Å 971,2 Å 1144 Å 1165 Å 1144 Å 1165 Å - nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid n+ ~λ/4 ~λ/4 λ/4 λ/4 λ/4 λ/4 - Nbres de couche Fabrication Miroir de Bragg MOEMS InP/Air fabriqué par EJM au LEOM Reprise EJM : ½ VCSEL x3 x39 Cavité InP et miroir de Bragg fabriqués par EPVOM Au LPN Annexes 161 EP 976-J2520A entièrement fabriquée par EPVOM : confinement électrique par implantation H+ Fonction Miroir InP/Air composition InGaAs 1 2 3 Cavité Air Couche de contact Cavité InP 7λ/2 : J2520 Jonction Tunnel Barrière PQ Barrière PQ Barrière Barrière Miroir de Bragg Substrat © Aldrice Bakouboula épaisseur 100 Å dopage n 1.10+19 InP InGaAs InP 5λ/4-ε 3λ/4+ε 7λ/4-ε 6290 Å 11925 Å 8806 Å n 1.10+188 n 2.10+17 n 2.10+17 InGaAs InP InGaAs InP 3λ/4+ε 3λ/4-ε λ/2+ε λ/2+ε 11975 Å 3774 Å 7900 Å 2516 Å nid p 2.10+17 nid n 2.10+17 InP InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InP InP InGaAlAs(1,2 µm) InGaAs InGaAlAs(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAlAs(1,2 µm) InAlAs InAlAs InGaAlAs InP+ couche tampon λ/2 ~λ/4 2360 Å 1076 Å 300 Å 300 Å 2152 Å 1180 Å 598 Å 1080 Å 55 Å 95 Å 55 Å 95 Å 1080 Å 575 Å 1150 Å 1051 Å - n+ 1.10+18 n+ 1.10+18 n++ 1.10+19 p++ 1.10+19 p+ 1.10+18 p+ 1.10+18 nid nid nid nid nid nid nid nid n+ 1.10+18 n+ 1.10+18 n+ ~λ/2 ~λ/4 ~λ/8 ~λ/4 ~λ/4 λ/8 λ/4 λ/4 - Nbres de couche Fabrication Miroir de Bragg MOEMS InP/Air optimisé pour une transmission de 70% du laser de pompage 1,06 µm avec les procédés de microtechnologies réalisés au LEOM Reprise EJM : ½ VCSEL Structure complètement fabriquée par EPVOM Au LPN x6 x 40 Annexes 162 EP1279 : confinement électrique par gravure Mesa Fonction composition contact épaisseur InGaAs dopage 100 Å n 1.10 Nbres de couche Fabrication +19 InP InGaAs InP 3λ/4 λ/4 3λ/4 3670 Å 3875 Å 3670 Å n qq 10+18 n 2.10+17 n 2.10+17 λ/4 5λ/4 λ/4 3λ/4 λ/2 3875 Å 6118 Å 3875 Å 3670 Å 7750 Å n 2.10+17 n 2.10+17 nid p 2.10+17 nid Miroir de Bragg MOEMS InP/Air fabriqué par reprise EJM au LEOM Cavité Air InGaAs InP InGaAs InP InGaAs Couche de contact InP λ/2 2447 Å n qq.10+18 Reprise EJM : ½ VCSEL Miroir InP/Air 1 2 3 4 Cavité InP 7λ/2 : MIN 1779 Barrière Jonction tunnel Barrière Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière Barrière PQ © Aldrice Bakouboula InP InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InP InP InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAsP(1,2 µm) InGaAs λ/4 ~λ/4 ~λ/2 λ/4 ~λ/8 ~λ/4 ~λ/8 ~λ/4 1228,1 Å 1119,8 Å 300 Å 300 Å 2239,6 Å 1228,1 Å 614,05 Å 1247 Å 80 Å 100 Å 80 Å 100 Å 80 Å 623,5 Å 80 Å 100 Å 1247 Å 80 Å + +18 n 10 n+ 10+18 n++ 10+19 p++ 10+19 p+ 10+18 p+ 10+18 nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid Si gravure Mesa (~0,6 µm) x6 Cavité InP et miroir de Bragg fabriqués par EPVOM Au LPN Annexes Barrière PQ Barrière PQ Barrière Miroir de Bragg Min1749 Substrat 163 InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InP InP InGaAlAs InP InGaAlAs InP+ couche tampon ~λ/8 ~λ/8 λ/4 λ/4 λ/4 λ/4 - 100 Å 80 Å 100 Å 80 Å 623,5 Å 971,2 Å 1282 Å 1173 Å 1282 Å 1173 Å - nid nid nid nid nid nid n+ 2.10+18 n+ 5.10+17 n+ 2.10+18 n+ 5.10+17 n+ x39 MIN1743 : couche active Fonction Couche de contact Cavité InP 9λ/4 : MIN 1743 Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière PQ Barrière Substrat © Aldrice Bakouboula composition InP λ/4 InP InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InGaAs InGaAsP(1,2 µm) InP InP+ couche tampon λ/4 ~λ/4 ~λ/2 ~λ/4 λ/4 - épaisseur 1258 Å 1258 Å 971,4 Å 80 Å 100 Å 80 Å 100 Å 80 Å 1942,8 Å 80 Å 100 Å 80 Å 971,2 Å 1258 Å - dopage n 2.10+17 nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid nid n+ Nbres de couche x2 x2 Fabrication Reprise EJM : ½ VCSEL Cavité InP et miroir de Bragg fabriqués par EPVOM Au LPN Annexes 164 EP Opto+: pompage électrique avec confinement par implantation H+ Fonction composition épaisseur InGaAs dopage 100 Å n 1.10 InP InGaAs InP 3λ/4 λ/4 3λ/4 3670 Å 3875 Å 3670 Å n qq 10+18 n 2.10+17 n 2.10+17 Cavité Air InGaAs InP InGaAs InP InGaAs λ/4 5λ/4 λ/4 3λ/4 λ/2 3875 Å 6118 Å 3875 Å 3670 Å 7750 Å n 2.10+17 n 2.10+17 nid p 2.10+17 nid Couche de contact InP 7λ/4-ε 3467 Å n qq.10+18 Miroir InP/Air 1 2 3 4 Cavité InP 11λ/2 : Opto Jonction tunnel + Barrière PQ Barrière PQ Barrière Miroir de Bragg Substrat © Aldrice Bakouboula InP InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,4 µm) InGaAsP(1,18 µm) InP InGaAsP(1,16 µm) InGaAsP(1,18 µm) InGaAsP(1,16 µm) InGaAsP(1,18 µm) InGaAsP(1,18 µm) InP InP InGaAsP(1,4 µm) InP InGaAsP(1,4 µm) InP+ couche tampon ~λ/8 ~7λ/4 ~λ/2 λ/2 λ/4 λ/4 λ/4 - 760 Å 199 Å 399 Å 203 Å 199 Å 199 Å 7085 Å 99 Å 79 Å 99 Å 79 Å 99 Å 2740 Å 2448 Å 1130 Å 1220 Å 1130 Å - Nbres de couche Fabrication +19 Miroir de Bragg MOEMS InP/Air fabriqué par EJM au LEOM Reprise EJM : ½ VCSEL +18 n 1.10 n+ 9,8.10+17 n++ 2,9.10+18 p++ 2,9.10+19 p+ 9,9.10+17 p+ 9,1.10+17 p+ 1.10+18 nid nid nid nid nid n+ 1.10+18 n+ 9,9.10+17 n+ 8,9.10+17 n+ 9,9.10+17 n+ 8,9.10+17 n+ x8 x49 Cavité InP et miroir de Bragg fabriqués par EJM à Alcatel Opto+ et implantation H+ à travers la structure totale Annexes 165 Structures VCSELs pompées électriquement EP976-J2520 © Aldrice Bakouboula EP1279 Structure optimale : EP Opto+
