Développement de matériaux déposés par PECVD pour les

Chap. II
Techniques de caractérisation
Chapitre 2 : Dépôt par plasma, dispositif
expérimental et caractérisation des matériaux.
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Chap. II
Techniques de caractérisation
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Chap. II
Techniques de caractérisation
Introduction :
Ce chapitre est consacré aux techniques de caractérisation et à la description des présrequis nécessaires à la mise au point de matériaux déposés par plasma et à la réalisation
d’éléments d’optique intégrée.
Pour réaliser des composants optiques au dessus de circuits électroniques, la première
étape à maîtriser est le dépôt de couches minces possédant de bonnes propriétés optiques
(transparence, indice de réfraction). Pour cela, nous décrirons dans une première partie le
principe du dépôt PECVD et les techniques de caractérisation physiques et optiques mises en
oeuvre pour mettre au point les matériaux.
Une fois un couple de matériaux de qualité optique obtenu, la seconde étape consiste à
mettre au point des composants élémentaires d’optique intégrée (guides d’ondes, virages,
diviseurs de faisceaux). Dans cet esprit, nous présenterons dans une deuxième partie le
principe du guidage de la lumière et les méthodes utilisées pour concevoir et caractériser des
composants.
1. Développement de matériaux à propriétés optiques en
couches minces
Les pré-requis concernant le dépôt et la caractérisation de couches optiques sont ici
exposés. Les principaux mécanismes du dépôt par plasma sont d’abords présentés, suivis de la
description du dispositif expérimental. Ensuite, les méthodes de caractérisation les plus
utilisées dans cette étude seront décrites :
-L’Infra Rouge à Transformée de Fourier (IRTF) permet de caractériser les liaisons
chimiques présentes dans les matériaux.
-L’ellipsometrie spectroscopique permet de déterminer l’indice optique des couches en
fonction de la longueur d’onde.
-La mesure de pertes optiques par lignes noires de type METRICONtm a été utilisée
pour mesurer les pertes optiques des couches.
1.1. Dépôt par plasma
Dans notre travail, différents matériaux déposés par plasma ont été développés :le
carbone amorphe, l’oxyde de silicium (SiO2), le nitrure de silicium (SiNx) et le silicium
amorphe. Nous détaillons ici les mécanismes du dépôt par plasma, et plus particulièrement par
plasma froid
(faiblement ionisé). La majeure partie du travail de recherche ayant été
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Chap. II
Techniques de caractérisation
effectuée sur le carbone amorphe, nous décrirons particulièrement les mécanismes de plasma
liés au dépôt de matériaux organiques. Cependant, les mécanismes de dépôt de matériaux
inorganiques, du type nitrure de silicium ou silicium amorphe, obéissent aux mêmes
principes.
1.1.1. Définition d’un plasma
Les plasmas sont des gaz partiellement ionisés composés d’électrons, de particules
ioniques chargées positivement ou négativement, d’atomes neutres et de molécules.
L’ensemble est électriquement neutre. Les plasmas sont considérés comme un état matériel
plus actif que les états solide, liquide ou gaz, et sont souvent assimilés au quatrième état de la
matière . On distingue les plasmas chauds, où les gaz sont majoritairement ionisés, des
plasmas froids, possédant un faible taux d’ionisation, de l’ordre de 10-4. Un plasma peut être
généré en soumettant un gaz à un champ électrique alternatif. Les électrons libres sont alors
accélérés et acquièrent de l’énergie. Au cours de leurs déplacements, ils entrent en collision
(élastique ou inélastique) avec des molécules ou des atomes. Les chocs inélastiques
provoquent l’ionisation des molécules de gaz. Le gaz passe alors d’un état d’isolant électrique
à un état de conducteur par production d’espèces libres chargées. L’apparition d’espèces
ionisées et excitées initie un grand nombre de phénomènes réactionnels complexes
(ionisation,
dissociation,
émission,
recombinaison,
neutralisation,
désexcitation,
attachement…), permettant l’observation d’un phénomène de décharge luminescente
[Yasuda75].
Température électronique et ionique
Un plasma est un milieu de type gazeux hors équilibre thermodynamique. Les énergies
des électrons, ions et molécules excitées étant différentes, il n’existe pas de température
thermodynamique pour le plasma comme on peut la définir pour un gaz neutre. La valeur des
énergies des espèces présentes dans le plasma suit cependant une loi de distribution statistique
de type Maxwell-Blotzmann [Lieberman94] et l’on peut ainsi définir la température
statistique des différents éléments en utilisant l’équation 2-1.
Ec =
1 2 3
mv = k b T
2
2
Équation 2-1
Où Ec est l’énergie cinétique, m la masse de la particule, v la vitesse quadratique moyenne, T
la température en Kelvin et kb la constante de Boltzmann (1,38.10-23 J.K-1).
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Chap. II
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On définit trois températures : Te pour les électrons, Ti pour les ions et Tn pour les espèces
neutres. Les masses des ions et des molécules étant proches, leurs températures sont voisines
et de l’ordre de la température ambiante. Par contre, la température électronique est beaucoup
plus élevée (Te # 20 000 K et Ti # Tn < 500 K).
Degré d’ionisation et de dissociation
Dans un plasma réactif, on définit la densité électronique comme le nombre
d’électrons par cm-3, la densité des électrons et des ions est de l’ordre de 108- 1012 cm-3. La
concentration en radicaux libres est beaucoup plus importante (103 à 105 fois plus élevée). Les
collisions les plus probables se font donc entre électrons et espèces neutres et non entre
espèces chargées. Seuls les électrons de la queue de distribution de la fonction maxwellienne
ont une énergie suffisante (10 eV) pour contribuer aux processus d’ionisation et de
dissociation dans le plasma.
Potentiel plasma et gaine du plasma
Lorsqu’un élément vient perturber le plasma (substrat, paroi…), il reçoit au cours du
régime transitoire une quantité plus importante d’électrons que d’ions car les électrons ont une
mobilité plus élevée. Cet élément se charge donc négativement par rapport au plasma. Un état
stationnaire est atteint lorsque la charge négative, attirant les ions positifs et repoussant les
électrons, permet d’équilibrer les flux d’ions et d’électrons. L’élément venant perturber le
plasma se place ainsi à un potentiel flottant Vf. La zone neutre du plasma acquiert un certain
potentiel électrostatique appelé potentiel plasma Vp, légèrement supérieur à Vf. Une barrière
de potentiel se forme, et seuls les électrons les plus énergétiques peuvent la franchir. Cette
barrière de potentiel a deux conséquences :
- Les électrons étant repoussés par la charge de l’élément, la densité électronique
proche de celui-ci est très faible et il y a donc très peu de luminescence. L’élément est
entouré d’un espace sombre appelé la gaine .
- La différence de potentiel Vf-Vp accélère les ions positifs qui vont se déposer sur les
éléments au potentiel Vf.
La gaine électrostatique joue un rôle d’écran entre le plasma et l’élément flottant, et supporte
la différence de potentel Vf-Vp. La neutralité électrostatique n’est effective qu’au delà d’une
distance minimale appelée longueur de Debye λDe définie par la relation
⎛ k .T .ε ⎞
λ De = ⎜⎜ b e 2 0 ⎟⎟
⎝ ne .e ⎠
Équation 2-2: Longueur de Debye
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Chap. II
Techniques de caractérisation
Où ne est la densité du plasma, Te la température électronique et e la charge élémentaire
(1,6.10-19 C).
1.1.2. Réactions en phase gazeuse
Dans la phase
plasma, de nombreux processus d’excitation, d’ionisation et de
dissociation ont lieu, principalement dus à des collisions électrons-molécules dans les plasmas
froids [Segui85]. Parmi ces processus, on fait la distinction entre réactions primaires, (entre
électrons et particules neutres stables), réactions secondaires (qui font intervenir des espèces
instables) et enfin réactions entre particules lourdes. Les interactions entre les différents
composés du plasma donnent lieu à des réactions nombreuses et variées (dissociation,
ionisation, recombinaison, transfert, attachement…). Nous ne ferons pas ici leur description
complète, elles sont détaillées dans [Remiat03].
1.1.3. Réaction de surface
Lorsqu’une particule entre en collision avec une surface, elle est soit réfléchie, soit
adsorbée. Cette adsorption peut être due soit à de la physisorption, soit à de la chimiesorption.
La physisorption met en jeu des forces de Van der Waals d’energie assez faibles qui rendent
la désorption ou la diffusion de surface possible. La chimiesorption présente des énergies plus
importantes (comparables à celles des liaisons chimiques). Elle peut aboutir à la dissociation
de la molécule adsorbée.
Selon le type d’interaction entre la particule incidente et la surface, quatre réactions sont
possibles : gravure, greffage, réticulation ou dépôt.
Gravure chimique – La réaction de gravure se produit lorsqu’ une espèce réactive du plasma
interagit avec un atome de la surface et aboutit à la formation d’une espèce volatile (qui
rejoint la phase gazeuse). Exemple : gravure de matériaux carbonés par l’emploi d’oxygène
(formation de CO2 volatile).
Greffage – La réaction de greffage est décrite par la fixation d’une espèce réactive de la phase
gazeuse sur un site actif de la surface.
Réticulation – Sous l’influence du plasma, des liaisons situées en surface du matériau sont
ouvertes, et peuvent alors se réorganiser.
Dépôt – Il se produit lorsque les réactions des espèces du plasma (entre elles ou avec d’autres
molécules) avec la surface exposée aboutissent à la formation d’un film. Ces réactions
peuvent être précédées par des réactions en phase gazeuse.
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Chap. II
Techniques de caractérisation
1.1.4. Procédé de dépôt par plasma
Principe de dépôt par plasma – Lorsqu’un matériau (substrat) est en contact avec un
plasma froid contenant une ou plusieurs espèces condensables, un film se forme à sa surface.
Par l’intermédiaire de réactions entre les espèces présentes dans le plasma et à la surface, les
molécules de la phase gazeuse forment un film qui recouvre le substrat. Par analogie avec la
polymérisation par voie chimique, on nomme monomère (ou précurseur) les molécules
présentes dans la phase gazeuse et à l’origine de la formation du film.
Plusieurs phénomènes interviennent dans la formation des dépôts ; si de nombreux modèles
existent pour expliquer la formation de films de polymères hydrocarbonés avec des plasmas,
la plupart mettent en jeu les phénomènes suivants :
- Adsorption à la surface par physisorption [Catherine86],[Deutsh88],[Möller93].
-Création de sites radicalaires en surface (par ex. par mécanisme ionique [Fourches94],
[Mantzaris96]).
- Mobilité des espèces en surface (fonction de la température).
- Dépôt par chimisorption de radicaux de type CnHy sur les sites radicalaires.
- Passivation des radicaux par des atomes H [Godet98].
- Réticulation par liaisons entre deux radicaux… [Godet98]
Le dépôt est donc le siège d’une compétition entre différents phénomènes (création de
radicaux et passivation) qui peut mener a des régimes de croissances distincts, variables selon
les paramètres plasma. La figure 2-1 représente schématiquement les différents processus
possibles.
Figure 2-1 : Différentes réactions du plasma.
Les paramètres importants
Le plasma de dépôt est généré dans une enceinte sous vide en appliquant un champ
électrique variable à un mélange gazeux contenant une ou plusieurs espèces condensables. Le
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Chap. II
Techniques de caractérisation
matériau sur lequel le film doit être déposé (substrat) est mis en contact avec le plasma.
Plusieurs paramètres peuvent alors être ajustés : le volume et la forme de l’enceinte, la
puissance du champ électrique, sa fréquence, la nature et la quantité du (ou des) précurseur(s)
injecté(s), la pression dans l’enceinte, la nature du substrat, sa température et sa position par
rapport au plasma. La composition, la structure et par conséquent les propriétés du film formé
par plasma dépendent du précurseur choisi mais surtout des conditions dans lesquelles le
plasma est généré.
Géométrie de l’enceinte : Le volume de l’enceinte, sa forme, la position du substrat par
rapport au plasma et la zone d’introduction du précurseur modifient les paramètres de
transport des espèces intervenant dans le processus de dépôt [Yasuda76].
Plasma haute et basse fréquence : Le comportement des ions et des électrons dans un plasma
dépend de la fréquence excitatrice appliquée par le générateur. On définit une fréquence
d’oscillation plasma électronique ou ionique comme la fréquence à laquelle oscille un
électron (respectivement un ion) autour de sa position d’équilibre lorsqu’il est soumis à une
perturbation (ici un champ électrique).
F pk =
1
2π
nk e 2
avec k=e pour l’électron ou i pour l’ion.
mk ε 0
Équation 2-3
Ces fréquences, appelées fréquences de gel des porteurs, rendent compte de la capacité des
entités chargées à suivre -ou non- les variations périodiques du champ électrique appliqué par
le générateur. Au delà de Fpk, l’entité ne peut plus répondre instantanément aux variations de
potentiel, elle reste immobile par rapport au champ. Pour une densité moyenne ne de 1010cm-3,
fpe est de l’ordre de 1GHz, alors que fpi est de l’orde de 1MHz. On distingue alors trois types
de plasma selon la fréquence excitatrice :
-
Les plasmas basse fréquence (f<fpi<fpe) dans la gamme 25-450kHz, pour lesquels
les ions et les électrons suivent instantanément les variations du champ.
-
Les plasmas radiofréquence (fpi<f<fpe) dans la gamme 1 MHz-0,5GHZ, pour
lesquels seuls les électrons peuvent suivre les variations du champ.
-
Les plasmas hyperfréquence (fpi<fpe<f) dans lesquels les ions et les électrons ne
peuvent plus suivre le champ.
Selon la fréquence utilisée, il est possible de favoriser le bombardement ionique sur le
substrat [Wrobel80]. On modifie ainsi la densité du film, sa structure, sa vitesse de formation.
La nature et la quantité des espèces activées sont aussi influencées par la fréquence
excitatrice.
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Chap. II
Techniques de caractérisation
Puissance : Le dépôt par plasma est un processus dépendant des mécanismes de
fragmentation des précurseurs dans la phase gazeuse. Une augmentation de la puissance du
champ excitateur revient à accentuer le phénomène de dissociation et donc à augmenter la
quantité d’espèces réactives. Dans la compétition entre dépôt et gravure, la puissance est un
paramètre important qui peut rendre prédominant l’un ou l’autre des phénomènes.
[Yasuda76].
Température du substrat : Elle influence principalement les réactions intervenant à la surface
du substrat. Une hausse de la température du substrat favorise la mobilité de surface et la
désorption des espèces adsorbées. Ceci conduit à une diminution de la vitesse de croissance et
augmente en général la réticulation des matériaux [Robertson02].
Pression : La pression de travail doit être suffisamment élevée pour favoriser les réactions en
phase gazeuse et limiter le bombardement ionique. Elle ne doit cependant pas être trop
importante pour éviter la formation de poudre par nucléation en phase gazeuse.
Paramètre de Yasuda W/FM – Le dépôt par plasma est basé sur les réactions entre les
espèces réactives présentes dans un plasma. Ces dernières sont formées lors de l’activation du
précurseur et au cours des réactions de recombinaison et sont dépendantes de la fragmentation
du précurseur. Elles sont contrôlées par l’énergie apportée (représentée par la puissance W en
J.s-1) et la quantité de molécules se partageant cette énergie pour se fragmenter (représentée
par la masse molaire M du précurseur (en g.mol-1) et son flux F (en mol.min-1). Le paramètre
W/FM est introduit par Yasuda en 1975 [Yasuda75] et représente la quantité d’énergie
apportée par unité de masse du précurseur. Les dépôts obtenus par plasma sont souvent
largement dépendants du facteur W/ FM et l’on distingue souvent trois types de régime :
-W/FM faible, où le plasma est caractérisé par un déficit d’énergie. Les molécules de
précurseur sont peu fragmentées dans le plasma et la structure du précurseur est souvent
largement conservée.
-W/FM fort, où le plasma est caractérisé par un déficit en précurseur. La molécule de
précurseur est fortement fragmentée et les dépôts obtenus dans ces conditions sont en général
très peu hydrogénés.
-W/FM intermédiaire, où il y a équilibre entre puissance fournie et quantité de
précurseur injecté, les propriétés des matériaux sont relativement stables dans toute cette
zone.
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Chap. II
Techniques de caractérisation
1.2. Conditions expérimentales
Dans cette étude, la compatibilité avec les procédés de la microélectronique moderne
est indispensable. Ainsi, la mise au point des matériaux s’est effectuée dans un bâti de type
industriel situé dans la salle blanche du laboratoire LETI du CEA Grenoble. Cet équipement a
été spécialement adapté pour permettre l’utilisation de précurseurs liquides durant le travail de
thèse, avec l’adjonction d’un système de bullage dédié.
1.2.1. Réacteur industriel
L’équipement utilisé est un appareil commercialisé par la société Applied Materials
sous le nom de CENTURA 5200Dxz. Il s’agit d’un équipement multichambre possédant 3
réacteurs adaptés à différentes applications. Il est constitué de deux sas de
chargement/déchargement, d’un buffer permettant de transférer les plaques jusqu’au
chambres de dépôt ainsi que d’une chambre de refroidissement (voir figure 2-2).
2
chargeurs
Chambre
de wafers
de
refroidissement
Chambre C
Robot
de
transfert
Chambre A
Chambre B
Figure 2-2 : Vue arrière de la Centura 5200D.
Les sas permettent de charger 25 plaquettes de silicium 200 mm. Le vide est ensuite fait dans
le sas. Un robot vient prendre une plaque et la déposer dans la chambre de dépôt. Celle-ci est
alors isolée du buffer pour permettre le dépôt. Après dépôt, le robot sort la plaque et la
transfère dans la chambre de refroidissement pendant qu’une recette de nettoyage est
effectuée dans la chambre de dépôt.
Les dépôts de carbone amorphe ont été réalisés dans la chambre A. Il s’agit d’une chambre de
dépôt PECVD utilisant un couplage capacitif. Un système d’injection spécifique permet
l’emploi de précurseurs liquides. De l’helium vient buller dans une ampoule contenant le
précurseur liquide. Un débitmètre situé après l’ampoule contrôle la quantité d’hélium et de
précurseur injecté. Classiquement équipée d’un générateur radiofréquence de 13,56 MHz, la
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Chap. II
Techniques de caractérisation
chambre de dépôt a été adaptée pour recevoir un générateur basse fréquence 50KHz pour nos
besoins. La pression de travail peut être ajustée entre 0,5 et quelques torrs. Les puissances
disponibles varient de 30 à 1200 W pour chaque fréquence et l’écartement du substrat et de
l’électrode peut varier entre 1 et 2 cm environ. Dans notre étude, cet écartement a été fixé à 2
cm. Le porte substrat de cette chambre est chauffé, la température de dépôt peut ainsi être
régulée en température entre 100 et 550°C.
Les dépôts de nitrure de silicium et de silicium amorphe ont été réalisés dans la chambre
B. Il s’agit également d’une chambre de dépôt PECVD utilisant un couplage capacitif. Elle
possède un générateur radiofréquence de 13,56MHz pouvant délivrer une puissance comprise
entre 30 et 1200W. La pression de travail est régulée entre 0,5 et quelques torrs.
La figure 2-3 présente un schéma simplifié d’une chambre de dépôt de la Centura
5200D. Elle est composée de deux électrodes : une électrode de puissance (reliée à la tension
RF) et une électrode de masse. La distance entre ces deux électrodes est variable. L’électrode
de masse peut ainsi se rapprocher de celle de puissance une fois l’introduction du wafer
effectuée.
Les
gaz
sont
injectés
par
l’électrode
supérieure
et
se
répartissent
perpendiculairement sur le wafer.
Tension RF
Arrivée des gaz
Pompage
Entrée des wafers
(vide)
masse
Figure 2-3 : Schéma simplifié des chambres de dépôt.
1.3. Techniques de caractérisation de couches minces
Pour caractériser les dépôts mis au point par PECVD, trois méthodes de caractérisation
ont été fréquemment mises en oeuvre : Infra Rouge à Transformée de Fourier, Ellipsometrie
Spectroscopique et mesure de pertes optiques par M-lines (lignes noires) de type
METRICONtm .
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Chap. II
Techniques de caractérisation
1.3.1. Spectroscopie d’absorption InfraRouge à Transformée de Fourier
Principe
Un spectre IR représente les variations de transmission ou d’absorption (T ou A en %)
de l'intensité en fonction du nombre d'onde (cm-1). Les énergies utilisées en spectroscopie IR
sont peu importantes, et servent à exciter les différents modes de vibration des liaisons
contenues dans les matériaux. Sous l’effet du rayonnement, les liaisons se déforment avec une
certaine réponse élastique, entraînant des bandes d’absorption centrées sur leur fréquence de
résonance. Les vibrations peuvent être de deux types: déformation ou allongement. Cette
technique permet d’identifier les liaisons chimiques présentes dans le film : comme chaque
groupement d'atomes résonne à une fréquence spécifique, un spectre d'absorption infrarouge
permet de déceler la nature des liaisons chimiques qui composent un matériau. Pour illustrer
les différents types de déformations, nous utilisons pour l’exemple une molécule imaginaire
de type AXY, constituée de trois atomes non alignés (Voir figure 2-4).
Figure 2-4 : molécule imaginaire
Mode de vibration
On distingue deux types de vibration: les vibrations d'allongement (stretching) et les
vibrations de déformation (bending). Pour un système à trois atomes non alignés, deux modes
de vibrations d'allongement et donc 2 fréquences existent : une vibration symétrique et une
antisymétrique (voir tableau 2-1). Pour les vibrations de déformation, on distingue les
déformations dans le plan et les déformations hors du plan (tableau 2-2 et 2-3).
Vibration symétrique
(ν s)
Vibration antisymétrique(ν as)
Tableau 2-1 Vibrations d’allongements symétrique et
antisymétrique.
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Chap. II
Techniques de caractérisation
Rotation β (rocking)
Cisaillement δ (scissoring)
Tableau 2-2: Déformations dans le plan, vibrations de
déformation β et δ.
Balancement ω (wagging)
Torsion τ (twisting)
Tableau 2-3 : Déformations hors du plan, vibrations de
déformation hors du plan.
Sachant qu'à chaque vibration correspond une bande sur le spectre, un spectre IR
devient rapidement complexe. Certaines bandes sont néanmoins atténuées ou éliminées, c’est
le cas si la vibration n'entraîne pas de variation du moment dipolaire, si les vibrations se
produisent à des fréquences trop proches ou bien encore si l'absorption est trop faible.
Appareil utilisé
L’appareil utilisé est un QS500 de la marque Biorad. Un paquet d'ondes du domaine
infra-rouge est émis. Par analyse de Fourier les signaux sont séparés et interprétés en un
spectre représentant la transmission en fonction du nombre d'ondes. La résolution de
l’appareil est de 4 cm-1. Le spectre est obtenu à partir de 64 mesures successives. Pour éviter
l’absorption d’humidité par les filtres et conserver une atmosphère stable, la chambre
d’analyse se trouve sous flux d’azote. Le spectre du matériau seul est obtenu après
soustraction du spectre du silicium et de celui de l’air du trajet optique préalablement
enregistrés. La faible épaisseur de la couche à analyser permet d’utiliser cette méthode
soustractive.
61
Chap. II
Techniques de caractérisation
1.3.2. Ellipsométrie spectroscopique :
Principe de l'ellipsométrie spectroscopique
L’ellipsométrie est une méthode d’analyse optique basée sur le changement de
polarisation de la lumière lors d’une réflexion en incidence optique sur une surface plane.
Lorsqu’on éclaire une surface avec une onde polarisée rectilignement, l’état de polarisation
est modifié (figure 2-5). Considérons une onde plane en incidence oblique sur un échantillon,
son champ électrique se décompose selon deux directions propres : une perpendiculaire au
plan d’incidence (onde Es), l’autre parallèle à ce plan (onde Ep). Après réflexion, une onde
polarisée linéairement est polarisée elliptiquement. On a:
rp =
E' p
Ep
Équation 2-4
ρ = rp / rs = tanψei∆
rs =
E 's
Es
Équation 2-5
Équation 2-6
Où Ep' et Ep représentent respectivement l'amplitude du champs électrique réfléchi et incident
pour l'onde parallèle au plan d'incidence, Es' et Es l'amplitude du champs électrique réfléchi et
incident pour l'onde perpendiculaire au plan d'incidence, rp et rs étant les coefficients de
réflexion en amplitude.
Figure 2-5: Principe de l’ellipsométrie.
62
Chap. II
Techniques de caractérisation
De la connaissance des états de polarisation, on peut déduire le rapport de Fresnel ρ.
Ce rapport étant complexe, les mesures ellipsometriques consistent en deux spectres
différents : tan Φ, relié au rapport des réflectivités selon les deux polarisations, et cos ∆, la
différence de phase induite par la réflexion. On a donc deux paramètres indépendants
déterminés. Différents cas sont alors possibles :
- Analyse d’un échantillon massif : la réponse du système est due aux deux
composantes de l’indice de réfraction complexe N(ω)=n(ω)-iκ(ω) ( k partie imaginaire de
l’indice représentant l’absorption). Les équations sont inversibles, et il est alors possible à
partir du rapport ellipsometrique ρ d’exprimer de façon univoque n et k grâce à l’équation :
2
⎛1− ρ ⎞
N = sin Φ 1 + ⎜⎜
⎟⎟ tan 2 Φ Équation 2-7
⎝1+ ρ ⎠
- Analyse d’une couche déposée sur un substrat : la réponse du système est due aux
réflexions aux interfaces couche/air et couche/substrat, ainsi qu’au trajet dans la couche (on
considère dans ce cas que le substrat est infini, il n’y a pas de réflexion à l’interface
substrat/air en face arrière. Cette assertion est largement valable pour des épaisseurs de
substrat >500µm, ce qui est le cas dans notre travail). Les paramètres influant sur la réponse
du système sont alors n, k ainsi que l’épaisseur e, sans que l’on puisse décorreler l’influence
de n et de e. Soit on connaît précisément l’épaisseur de la couche, et une transformée inverse
est alors possible (on a alors deux paramètres ; TanΦ, cos∆ pour deux inconnues n, k). Soit on
ne connaît pas l’épaisseur de la couche, on a alors un système à résoudre du type : TanΨ= f(
n, k, e) et cos ∆=f( n, k, d). Plus généralement, si l’on a un système multicouche, on aura à
résoudre un système TanΨ = f( ni, ki, ei) et cos∆=g(ni,ki,di). Ce type de problème ne peut se
résoudre en utilisant une seule longueur d’onde. La solution utilisée est d’effectuer un
enregistrement spectroscopique et de se donner des lois de variation pour les indices et les
coefficients d’absorptions des matériaux. L’optimisation du modèle et des couches est alors
effectuée par des algorithmes de minimisation non linéaires au sens des moindres carrés,
utilisant des codes Levenberg Marquard ou des méthodes simplex [Num. Rec.].
Transformée de Kramers Kronig :
La transformée de Kramers Kronig permet de lier l’indice n et le coefficient
d’absorption k d’un matériau. Si l’on considère un système linéaire et passif du type
N=n(ω) −ik(ω) on peut décrire sa réponse à une excitation comme la réponse d’une somme
d’oscillateurs amortis. De là on montre que n est relié à k par l’équation :
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Chap. II
Techniques de caractérisation
n(ω ) =
2
π
∞
sk (ω )
ds
2
2
s
−
ω
0
P∫
Équation 2-8
où P est la partie principale de l’intégrale.
L’utilisation de cette relation pourrait permettre d’enlever une inconnue et ainsi de résoudre le
système de calcul. Or, comme nous le voyons dans l’équation 2-8, cette transformée nécessite
de connaître la réponse diélectrique d’un matériau dans toute la gamme de longueur d’onde.
Dans la pratique, cela est impossible, et la transformée de Kramers Kronig n’est donc jamais
utilisée directement. Par contre, si l’on pose un modèle décrivant l’évolution de n (ou de k)
dans toute la gamme de longueur d’onde, on pourra déduire k (resp. n).
Différents modèles de fonctions diélectriques :
L’interaction lumière échantillon est due à la polarisation de la matière par le champ
électrique. La dépendance de la constante diélectrique avec la fréquence est caractéristique
d’un matériau dans la mesure où elle prend en compte les contributions dues aux électrons et
aux atomes. L’utilisation d’ellipsométrie spectroscopique nécessite alors la connaissance de la
loi de dispersion pouvant modéliser cette variation dans le domaine spectral utilisé (ici entre
0,2 et 1,6µm).
Différents modèles sont utilisés pour décrire l’évolution de la fonction diélectrique en
fonction de la fréquence. Pour nos matériaux, trois modèles particuliers sont ici utilisés.
Modèle de Cauchy : Ce modèle considère la réponse d’un système possédant une
absorption située loin du domaine spectral étudié. Il découle en fait d’un développement
limité loin d’un maxima d’absorption. La variation d’indice est alors du type : n = n1 + n2/λ2 +
n3/λ4 et κ = k1 + k2/λ2 + k3/λ4. Ce modèle convient bien aux matériaux transparents,
notamment dans notre cas à la silice déposée, pour laquelle on se situe dans une gamme
spectrale située loin de la bande interdite. Par contre, ce modèle est inadapté pour modéliser
des matériaux absorbants et il est nécessaire de lui adjoindre un modèle d’absorption. Enfin,
des modèles ont été spécifiquement développés pour décrire la fonction diélectrique de
matériaux amorphes. Ils supposent un comportement physique, pour retirer des données
ellipsométriques les propriétés des matériaux, et notamment la bande interdite des semiconducteurs.
Modèle de Forhoui-Bloomer : Ce modèle est utilisé pour décrire le comportement de
matériaux amorphes. On considère ici, que localement, l’état électronique peut être décrit
comme une superposition élargie des états orbitaux moléculaires, menant à la création d’un
64
Chap. II
Techniques de caractérisation
gap. Le modèle de Forhoui [Forhoui86] se base sur l’analyse de l’absorption entre une bande
remplie d’états électroniques et une bande vide, les deux possédant une densité d’état variant
en racine de l’énergie, et séparés par une bande interdite Eg . L’expression trouvée est alors :
k fb =
A( E − E g ) 2
Équation 2-9
E 2 − B.E + C '
Où Eg est la bande interdite, B/2 la bande interdite entre liaisons liantes et antiliantes, A un
paramètre de fit lié à la densité d’état et C’ un paramètre de fit. L’indice du matériau est alors
tiré de l’absorption par transformée de Kramers-Kronig.
Modèle de Jellison : Il utilise le modèle de Tauc-Lorentz développé pour décrire
l’absorption d’un diélectrique amorphe près des bords de la bande interdite [Jellison96] :
k TL ( E ) = At
(E − Eg ) 2
E
Θ( E − E g )
Équation 2-10
où Eg est la largeur de bande, Θ est la fonction de Heavyside (Θ(Ε<0)=0) and (Θ(Ε>0)=1)
N l’indice de réfraction et k la partie imaginaire de l’indice N du matériau. Une fois encore,
l’indice de réfraction est déduit de l’absorption par transformée de Kramers Kronig.
Remarque : Ellipsometrie, pertes optiques et bande interdite.
L’ellipsométrie, par la mesure du coefficient d’extinction, permet de mesurer les pertes
des matériaux. Cependant, la précision de la mesure de k est limitée. En raison du faible
chemin optique parcouru dans les couches, la précision obtenue sur le coefficient d’extinction
est très faible. Typiquement, les valeurs du coefficient d’extinction obtenues par ellipsométrie
sont représentatives pour des valeurs de k ≥ 10-2 au mieux, ce qui correspond à des gammes
de pertes élevées (4.103dB/cm à 1,3µm). Ainsi, l’ellipsométrie n’est pas un outil adapté pour
caractériser les pertes optiques de matériaux transparents. Par contre cette technique est
intéressante pour déterminer l’épaisseur, l’indice de réfraction ainsi que les seuils
d’absorption des matériaux. Ainsi, la figure 2-6 compare les valeurs de bandes interdites
obtenues par ellipsométrie et par spectrophotométrie (voir annexe 4) pour différentes couches
de carbone amorphe. Les résultats obtenus avec les modèles de Forhoui et de Jellison sont
comparés à la bande interdite au sens de Tauc déterminé à partir des valeurs d’absorbance
obtenues par spectrophotométrie.
65
Chap. II
Techniques de caractérisation
3,5
Ellipsométrie Jellison
3
Ellipsometie Forhoui
Energie (eV)
2,5
Spectrophotometrie gap de
Tauc
2
1,5
1
0,5
0
0
1
2
3
Echantillon
4
5
6
Figure 2-6 : Comparaison des valeurs de bande interdite obtenues par ellipsometrie et
par spectrophotométrie. Les valeurs obtenues en ellipsometrie utilisent des lois de
variation du type Forhoui ou Jellison.
Une bonne corrélation est observée entre les valeurs obtenues par ellipsométrie et par
spectrophotométrie. Pour les différentes couches, les valeurs de bandes interdites suivent la
même tendance. Le modèle de Jellison et les mesures obtenues par spectrophotométrie sont
identiques. Par contre, le modèle de Forhoui donne un gap qui suit la même tendance, mais
décalé vers des énergies moindres. Les gaps définis par ces modèles représentent bien des
grandeurs physiques différentes. Dans notre étude, le modèle de Jellison sera utilisé.
L’ellipsometrie spectroscopique est ainsi une méthode performante pour mesurer
l’indice de réfraction ainsi que déterminer la bande interdite optique de matériaux en couches
minces. Cependant, la mesure de faibles pertes optiques n’est pas possible de manière précise
et c’est pourquoi nous nous sommes orientés vers une méthode de mesure complémentaire :
les mesures de pertes optiques par lignes noires (ou Mlines) avec un appareil spécifique : Le
METRICONTM. Cet appareil a été acquis au cours de la thèse. Par conséquent, la prise en
main et la qualification de cet outil ont fait partie intégrante de ce travail.
1.4. Mesure de pertes optiques par Mlines-METRICONTM.
Cette technique est basée sur la mesure de pertes intrinsèques à l’intérieur d’un guide
d’onde, elle permet d’accéder à deux types d’information :
-
L’indice de réfraction des couches, à travers l’indice effectif de la structure
guidante étudiée.
-
Les pertes optiques des guides plans.
66
Chap. II
Techniques de caractérisation
Principe :
Le principe de la mesure est d’injecter de la lumière dans un guide d’onde planaire à
l’aide d’un prisme de couplage et de mesurer ses pertes optiques par l’intermédiaire de
l’intensité diffractée par sa surface.
Couplage de la lumière :
Le couplage de la lumière dans le guide optique est réalisé grâce à un prisme de fort
indice de réfraction. Un schéma de cette méthode d’injection est représenté figure2-7. Un
faisceau laser est envoyé sur le prisme, il pénètre à l’intérieur et est réfléchi sur la base de ce
prisme. Le principe du couplage est d’adapter les constantes de propagation à l’interface
prisme/guide aux constantes de propagation des modes guidés en faisant varier l’angle
d’incidence (θi). Lorsque les constantes sont adaptées, le transfert d’énergie se produit par
effet tunnel optique entre le prisme et le guide d’ondes. Pour les valeurs de θn définies par
l’équation 2-11, si l’espace entre le prisme et le guide possède une valeur convenable, il y a
transfert d’énergie dans le guide d’ondes possédant les modes Neff, i .
A
Prisme
θprisme
θ
I
guide
« Espace
θc
B
I'
neffn
Substrat
Figure 2-7 : Principe du couplage par prisme.
θ i = arcsin(n prisme sin(θ prisme + arcsin(
neffi
n prisme
) − 90°)
Équation 2-11
Où θi est l’angle d’injection pour le ieme mode guidé, nprisme et θprisme l’indice de réfraction et le
demi angle du prisme, Neffi l’indice effectif du ieme mode guidé.
Mesure de l’indice de réfraction :
La détermination de l’indice de réfraction s’appuie sur les propriétés des modes des
guides d’onde. En effet, la résolution des équations de Maxwell définit les conditions de
guidage dans une structure et son indice effectif. Si l’on développe les équations de Maxwell
67
Chap. II
Techniques de caractérisation
dans un guide plan avec comme axe de propagation z, les solutions générales sont des
combinaisons linéaires des modes transverses électriques TE et transverses magnétiques TM
(pour une explication détaillée, voir partie 2 de ce chapitre). Selon le mode de polarisation les
équations de dispersion sont :
En polarisation TE :
2π
λ0
2
e n f − Ni
2
⎛ N 2 −n 2
i
c
= arctan⎜
⎜ n 2 −N 2
f
i
⎝
2
2
⎞
⎛
⎟ + arctan⎜ N i − n s
⎟
⎜ n 2 −N 2
f
i
⎠
⎝
⎞
⎟ + mπ Équation 2-12
⎟
⎠
En polarisation TM :
⎛ nf 2
2
2
e n f − N i = arctan⎜ 2
⎜n
λ0
⎝ c
2π
2
2
⎛ nf 2
N i − nc ⎞⎟
⎜
+
arctan
2
2 ⎟
⎜n 2
n f − Ni ⎠
⎝ s
2
2
N i − n s ⎞⎟
+ mπ Équation 2-13
2
2
n f − N i ⎟⎠
où e est l’épaisseur du film, λ0 la longueur d’onde de travail, nc l’indice du superstrat (air),
nf l’indice du film, ns l’indice de l’oxyde, m le numéro du mode et Nm l’indice effectif du
mode i. Ces équations ne sont pas triviales et sont résolues numériquement. D’un point de vue
pratique, pour un substrat donné, l’indice effectif dépend seulement de l’épaisseur et de
l’indice de réfraction du matériau. Ainsi, si un guide possède au moins deux modes, son
indice de réfraction et son épaisseur sont déterminés. La précision de ce type de mesure est
très élevée, l’incertitude sur l’indice de réfraction étant de l’ordre de 3.10-4, et de l’ordre de 5
Angström sur l’épaisseur. Si un guide possède plus de deux modes, ces incertitudes sont par
ailleurs calculées en évaluant les propriétés des couches à partir des couples de modes N0-N1,
N0-N2, N0-Nn… La différence entre les valeurs obtenues indique l’incertitude.
Mesure de pertes :
Les mesures de pertes utilisent l’intensité diffractée par la surface en fonction de la
distance. Cette méthode fonctionne correctement en admettant les hypothèses suivantes :
-
Le guide possède des pertes par rugosité pour diffuser la lumière qui se trouve à
l’intérieur.
-
Cette rugosité est répartie uniformément le long du guide.
Les pertes mesurées sont alors la somme des pertes intrinsèques du guide et des pertes par
dispersion (dues à la rugosité où à des particules). La mesure est effectuée grâce à une fibre
optique qui scanne la surface une fois les conditions d’injection trouvées. La décroissance du
signal est modélisée par une exponentielle décroissante de type :
I=I0exp(-αx)
Équation 2-14
68
Chap. II
Techniques de caractérisation
Où I est l’intensité, I0 une constante et α le coefficient de pertes en cm-1.
Il est possible de remonter aux pertes en dB/cm par la relation :
L(dB/cm)=α(cm-1)/0.23
Équation 2-15
Où L est le coefficient de pertes en dB/cm.
La gamme de mesures possibles va de 0,01dB/cm à 20dB/cm, et l’incertitude est comprise
entre 0,01 et 0,3 dB/cm selon la propreté et l’homogénéité du signal.
Méthodologie
L’échantillon à mesurer est amené au contact du prisme grâce à un vérin hydraulique à
tête cylindrique de manière à ce qu’un espace sépare le prisme de la couche guidante
(typiquement de l’ordre de 100-200 nm). Un photodétecteur est monté près de la surface de
sortie du prisme. Lors de l’injection dans le guide, l’intensité réfléchie sur la base du prisme
diminue et une baisse de signal est observée. L’ensemble prisme-échantillon-photodétecteur
est monté sur une table rotative automatisée pour faire varier l’angle d’incidence θ. Trois
lasers de longueurs d’ondes 0,632µm, 1,301µm et 1,548µm sont disponibles, montés en ligne
avec un polariseur TE ou TM. Un premier enregistrement est effectué en faisant varier l’angle
d’incidence, les angles d’injection sont déterminés. Les figures 2-8 et 2-9 représentent ainsi la
variation de l’intensité réfléchie en fonction de l’angle pour un guide multimode (fig.2-8) ou
monomode (fig 2-9). La largeur des bandes d’injection est inversement proportionnelle aux
Intensité (U.A)
pertes des guides.
Angle d’incidence (U.A)
Figure 2-8 : Intensité de la lumière réfléchie en fonction de l’angle d’incidence pour un
guide de type silicium amorphe sur SiO2. λ=0,632 µm.
69
Techniques de caractérisation
Intensité (U.A)
Chap. II
Angle d’incidence (U.A)
Figure 2-9 : Intensité de la lumière réfléchie en fonction de l’angle d’incidence pour un
guide de type silicium amorphe sur SiO2 λ=1,3µm.
Pour mesurer les pertes optiques, on se place ensuite à un angle d’injection. En jouant sur la
position du laser, le couplage est optimisé pour avoir le meilleur espace entre le guide et le
Intensité (U.A)
prisme. Le photodétecteur est alors retiré de manière à laisser la place à la fibre collectrice.
Distance (cm)
Figure 2-10 : Exemple de mesure de pertes optiques sur un guide de type nitrure de
silicium sur Sio2. La régression exponentielle effectuée sur les données est représentée en
trait clair.
Différent prismes sont disponibles de manière à couvrir une large gamme d’indices effectifs,
et donc une large gamme de couches possibles. Le tableau 2-4 décrit les différents prismes
utilisés ainsi que la gamme d’indice effectifs associés.
Prisme
Angle
I.R à1.3µm TE
I.R à1.3µm TM
Neffmax (Te)
Neffmin (Tm)
P1
~50°
1,938
1,938
1,0003
1,8173
P2
~45°
2,7099
2,4572
1,3396
2,3235
P3 (silicium)
~55°
3,5053
3,5053
2,3344
3,1556
Tableau 2-4 : Caractéristiques des différents prismes utilisés. Angle, indice de
réfraction et gamme de mesure.
La mesure de pertes par m-lines de type METRICON est une technique bien adaptée au
travail effectué dans cette étude. Elle permet de connaître avec précision l’indice de réfraction
70
Chap. II
Techniques de caractérisation
des matériaux développés ainsi que leur pertes optiques dans une gamme en accord avec les
spécifications visées (pertes inférieures au dB/cm). Sa versatilité permet d’étudier différents
matériaux. Il est par ailleurs possible de caractériser des échantillons de grande taille tels que
les substrats 200mm utilisés en microélectronique, rendant la caractérisation en ligne
possible.
1.5. Conclusion
Dans cette partie, les principes ainsi que le dispositif de dépôt par plasma ont été exposés,
suivis des outils de caractérisation utilisés pour mettre au point les couches guidantes.
L’absorption infra-rouge par transformée de Fourier est utilisée pour étudier la composition
des films. L’ellipsométrie spectroscopique ainsi que la mesure par m-line sont utilisés pour
caractériser l’indice de réfraction et le coefficient d’extinction des couches. Ces techniques
permettent de maîtriser la mise au point de matériaux aux propriétés optiques désirées. Dans
un deuxième temps, la conception et la caractérisation de composants optiques est nécessaire.
Pour cela, des techniques de simulation et de caractérisation ont été utilisées.
2. Techniques de simulation et de caractérisation de
composants d’optique intégrée.
Dans cette partie nous décrivons les phénomènes menant au guidage de la lumière en
milieu confiné. Nous rappelons ainsi le principe et les principales propriétés des guides
d’onde. Nous exposons ensuite les différentes méthodes utilisées pour simuler les propriétés
des structures guidantes, et ainsi concevoir des dispositifs. Enfin, nous présentons le banc de
mesure utilisé pour caractériser les composants.
2.1. Guide d’ondes :
2.1.1. Lumière dans un milieu homogène :
La lumière est une radiation électromagnétique, gouvernée par les équations de Maxwell :
∇.D = ρ
Équation 2-16
∇.B = 0
Équation 2-17
∇ ∧ E = −
∂B
∂t
71
Équation 2-18
Chap. II
Techniques de caractérisation
∇∧H =
∂D
+ j
∂t
Équation 2-19
Où D est le déplacement électrique, E le champ électrique, H le champ magnétique B
l’induction magnétique, ρ la densité de charges libres et j la densité de courant de porteurs de
charges libres. Dans le vide, ou dans un matériau Linéaire, Isotrope et Homogène ( Conditions
dites LIH ), εr, et µr sont des scalaires fonction de la fréquence. Si l’on considère des
matériaux sans dispersion, εr et µr sont alors des constantes. En l’absence de charges libres ,
ρ=0 et j=0, et l’on peut réécrire le équations sous la forme :
∇ 2 E − εµ
∂2E
= 0 Équation 2-20
∂t 2
∇ 2 B − εµ
∂2B
= 0 Équation 2-21
∂t 2
Les solutions de ces équations sont des ondes planes, se déplaçant à la vitesse v, déterminée
par la constante diélectrique ε et la permittivité magnétique µ du matériau :
v=
c1
c
1
=
=
εµ
ε r µr n
Équation 2-22
ou c est la vitesse de la lumière dans le vide, et n l’indice de réfraction du milieu. On peut
alors réécrire les équations 2-20 et 2-21 comme suit :
c2 2
∂2E
∇
E
−
=0
n2
∂t 2
Équation 2-23
c2 2
∂2B
B
∇
−
=0
n2
∂t 2
Équation 2-24
La solution générale du champ électrique pour le temps t et la position x est alors une
superposition d’ondes planes de la forme :
E ( x, t ) = Re( E 0 e jkx e − jωt ) Équation 2-25
où E0 est complexe, décrivant l’amplitude et la phase de l’onde plane. F est la fréquence de
l’onde plane, reliée à ω par
ω = 2πf .
Équation 2-26
k est le vecteur d’onde. Il indique la direction de propagation de l’onde, et il est relié a f par :
72
Chap. II
Techniques de caractérisation
ω
k
=
c
n
Équation 2-27
qui est appelée la relation de dispersion.
2.1.2. Mode guidé :
Considérons maintenant un ensemble de milieux diélectriques linéaires, isotropes, non
absorbants et non magnétiques (voir figure 2-11.); une couche d’indice n2 se trouve
x
sur un substrat semi-infini d’indice n1, recouverte d’un
superstrat d’indice n3 tel que :n2>n1>=n3
n3
Du fait de l’invariance de la structure selon y (
∂
= 0 ),
∂y
l’ensemble des solutions des équations 2-23 et 2-24 se sépare
en deux familles :
y
z
n2
n1
Figure 2-11: guide d’onde
- les ondes TE, pour lesquelles Ex=Ez=Hy=0,
- les ondes TM, pour lesquelles Hx=Hz=Ey=0.
Dans le cas des ondes TE (resp. TM), grâce à l’invariance en y, le problème se ramène alors à
l’équation d’Helmotz en Ey (resp. HY).
∂2Ey
∂x
+
2
∂2Ey
∂z
2
= −(kn j ) 2 E y j=1,2ou 3 Équation 2-28
Les solutions sont de la forme exp( +− ik jx x). exp( +− ik jz z ) ; en les injectant dans l’équation 2-28,
on obtient :
2
2
k jx + k jz = (kn j ) 2 j=1,2ou 3
Équation 2-29
Les conditions aux interfaces imposent des composantes longitudinales du vecteur d’onde
identiques dans les trois milieux :
k1 z = k 2 z = k 3 z = β
Équation 2-30
Où β est la composante de propagation suivant la direction z. On obtient alors kjx en
combinant les équations 2-29 et 2-30 :
1
k jx = (kn 2j − β 2 )2 j=1,2ou 3
Les cas varient alors selon la valeur de β:
i. β est réel :
73
Équation 2-31
Chap. II
-
Techniques de caractérisation
si β>k0n2 le champ est exponentiel dans les trois milieu et croît à l’infini, ce n’est
physiquement pas possible.
- si k0n2>β>k0n1, alors k2x est réel et k1x et k3x sont imaginaires. C'est-à-dire que
l’amplitude de la composante du champ électrique selon y, Ey varie sinusoïdalement dans le
film (milieu d’indice n2) et exponentiellement dans le substrat et le superstrat. Les valeurs de
β sont alors discrètes. La puissance lumineuse est localisée, principalement dans la couche
guidante : on a alors 1 ou des modes guidés. On définit alors un indice effectif neff=β/k0.
-si k0n1>β>k0n3, alors k1x et k2x sont réels et k3x est imaginaire. Ici la variation de Ey
est sinusoïdale dans le film et dans le substrat, et exponentielle dans le superstrat. B prend
toutes les valeurs réelles entre k0n1 et k0n3. La puissance n’est pas localisée dans le film
guidant : on a un continuum de modes de radiation, les modes du substrat.
-si k0n3> b > 0, k1x, k2x et k3x sont réels , et Ey varie sinusoïdalement dans chaque
milieu. β prend toutes les valeurs entre k0n3 et 0. La puissance lumineuse n’est pas localisée,
on a de nouveau un continuum de modes de radiation, les modes du superstrat et du substrat.
Les valeurs positives de β correspondent à des modes qui se propagent dans le sens des z
positifs. Les valeurs de β négatives correspondent à des ondes qui se propagent en sens
inverse.
ii : β est imaginaire pur. Toutes les valeurs de β sont alors possibles. On a un continuum de
modes qui s’atténuent selon z ; Ces modes ne transportent pas de puissance dans le guide.
([Marcuse72]). Les différents modes possibles sont récapitulés sur la figure 2-12.
Modes de radiation
évanescents
Im(β)
Modes guidés
Modes guidés
Re(β)
-kn2
-kn1
kn3
-kn3
kn1
kn2
Modes de radiation se
propageant
Figure 2-12 : Modes d’un guide plan en fonction de la valeur de β
74
Chap. II
Techniques de caractérisation
2.1.3.
Propriétés importantes des modes :
Pour chaque mode guidé, il existe une épaisseur de couche guidante pour laquelle β
<kn1 et où le mode n’est plus guidé et rayonne dans le substrat, sauf pour les modes
fondamentaux TE et TM d’une structure symétrique (où n1 = n2). On parle alors d’épaisseur
de coupure. Les différents modes d’une structure sont orthogonaux entre eux et forment une
base permettant la décomposition de n’importe quel champ électromagnétique ([Ebeling93],
[Vassalo85]). Ce dernier point entraîne notamment que dans une structure parfaite (sans
rugosité…), il est impossible d’avoir un couplage entre modes.
2.2. Guides d’ondes 2D :
Un guide d’ondes optique 2D est défini comme une structure de section constante selon z
dont la permittivité varie dans la section (voir figure 2-13). On
montre que les propriétés des modes optiques des guides plans
(existence, orthogonalité, coupure) sont toujours valables pour
y
des guides 2D [Kogelnik90] Cependant, dans le cas de
-z
structures confinées en 2 dimensions, il n’existe pas de mode
guidés purement TE ou TM : chaque mode guidé possède une
x
composante majoritaire (TE ou TM) et une composante
minoritaire (resp. TM ou TE), on parle alors de mode quasi TE
Figure 2-13 : guide d’onde
ou quasi TM (Voir figure 2-14).
Composante du champs H selon x (TM)
Composante du champ H selon y (TE)
Figure 2-14 : Carte de champ magnétique d’un quart de guide d’ondes de 0,4*0,8µm avec une excitation
sur le mode fondamental TE, on voit bien la composante TM sur les coins du guide.
75
Chap. II
Techniques de caractérisation
2.3. Outils de conception
Dans cette recherche, différentes méthodes de calcul ont été utilisées pour concevoir
les composants d’optique intégrée.
Un solveur utilisant la méthode RCWA développé au laboratoire nous a permis de
simuler les réseaux de diffraction pour étudier le phénomène de couplage de la lumière d’un
faisceau issu d’une fibre optique dans un guide submicrométrique [Orobtchouk00].
Pour simuler des composants en 3 Dimensions, un logiciel commercial de la société
Rsoft (Fullwave) utilisant la méthode FDTD (pour Finite Différence in Time Domain) a été
utilisé. Cette méthode permet de simuler des composants tridimensionnels, leur réponse
temporelle à une excitation et leur réponse spectrale. Elle repose sur une résolution directe des
équations de Maxwell par discrétisation dans le domaine spatial et temporel par différence
finie [Taflove95]. Le calcul utilise l’algorithme de Yee et détermine le champ en tout point
d’une structure tridimensionnelle pour chaque pas de temps. Cette méthode permet de simuler
tous types de composants de dimensions limitées. A part la discrétisation, elle ne présente pas
d’approximation et permet de simuler des effets résonnants et des systèmes compacts
(contrairement à des techniques de type BPM). Néanmoins, le fin découpage spatial et
temporel nécessite une puissance et un temps de calcul important; limitant le volume du
problème calculable. Ainsi, il est souvent intéressant de réduire les dimensions du système de
2 à 3 dimensions par la méthode de l’indice effectif. Dans notre étude, la mise au point
grossière des composants a été effectuée avec une résolution en deux dimensions à l’aide de la
méthode de l’indice effectif, la recherche des optimums étant alors effectuée en trois
dimensions (3D FDTD) .
Un solveur de mode a également été utilisé pour pallier aux manques du logiciel
Fullwave. En effet, du a des problèmes de convergence, celui-ci ne permet pas de déterminer
les limites de coupure monomode/multimode et les pertes par effet tunnel optique de guides à
fort contraste d’indice avec précision.
Le solveur de mode aux différences finies dit FVFD (pour Full Vectorial Finite Difference)
permet de connaître les caractéristiques des modes guidés qui se propagent dans un guide 2D
à fort contraste d'indice de réfraction. Il permet de simuler les caractéristiques des guides
d’ondes, et notamment leur limite monomode/multimode, les pertes par effet tunnel optique
ou bien les pertes radiatives dans des courbures à rayon constant.
76
Chap. II
Techniques de caractérisation
Le travail de mise au point d’outils de simulation a essentiellement porté sur le
développement des codes de calcul du solveur de mode FVFD. C’est pourquoi, nous
détaillons ses caractéristiques dans la partie suivante.
2.3.1. Solveur FVFD :
Le solveur FVFD est basé sur la méthode de discrétisation aux différences finies [num.
rec.]. Elle permet de simuler un guide d’onde en 2 dimensions selon sa section. Cette méthode
consiste à discrétiser un guide d’onde en un grand nombre de régions élémentaires de
permittivités homogènes (voir figure 2-15).
py(0)
ε(0,0) (1,1) ε(0,1) (1,2)
ε(1,0)
n
n
(2,1)
py(1)
ε(1,1)
(2,2)
n
n p (1) n
x
px(0)
(1,j-1)
(2,j-1)
ε(0,j-1) (1,j) ε(0,j)
n
ε(1,j-1)
(2,j)
ε(1,j)
(1,j+1)
n
(2,j+1)
n px(j-1) n px(j) n
(1,nx-1) ε(0,nx-1)
n
(2,nx-1)
ε(0,nx)
n(1,nx)
ε(1,nx)
ε(1,nx-1)
n px(nx-1) n(2,n ) px(nx)
x
y
x
(i-1,1)
(i-1,2)
n
n
n
n
py(i)
ε(i,1)
ε(i,0)
(i+1,1)
(i+1,2)
n
n
ε(ny-1,1)
ε(ny-1,0)
(ny,1)
n
ε(ny,0)
(ny-1,2)
n
ε(ny,1)
(i-1,j)
py(ny-1)
(ny,2)
n
py(ny)
N
(i-1,j+1)
n
n
n ε4
ε(i-1,j-1)
ε(i-1,j)
(i,j+1)
(i,j-1)
w (i,j) e
Wn ε2 Pns ε3 n E
(i+1,j-1)
(ny-1,j-1)
(i-1,nx-1)
ε(i,j-1)(i+1,j) ε(i,j)
nS
(i+1,j+1)
n
(ny-1,j)
n
(ny-1,j+1)
n
n
ε(ny-1,j-1) ε(ny-1,j)
(ny,j)
(ny,j-1)
(ny,j+1)
n
n
ε(ny,j-1)
n
(i-1,nx)
n
ε1
n
n
(ny-1,1)
(i-1,j-1)
n
py(i-1)
ε(i-1,0)
ε(i-1,1)
(i,2)
(i,1)
n
ε(i-1,nx-1)
(i,nx-1)
n
(i+1,nx-1)
n
(ny-1,nx-1)
n
ε(i,nx-1)
ε(i-1,nx)
n(i,nx)
ε(i,nx)
n(i+1,nx)
(ny-1,nx)
n
ε(ny-1,nx-1) ε(ny-1,nx)
(ny,nx+1)
(ny,nx)
ε(ny,j)
n
n
ε(ny,nx-1)
ε(ny,nx)
Figure2-15: Représentation schématique de la fenêtre de calcul pour la simulation d’un
guide d’onde.
La discrétisation du plan de propagation est ici effectuée grâce à des rectangles. Chaque point
est relié à ses 4 premiers voisins comme décrit dans la figure 2-16.
Figure 2-16 : Représentation du point P et de ces quatre premiers voisins pour le traitement de la méthode
aux différences finies.
77
Chap. II
Techniques de caractérisation
On considère une onde électromagnétique se déplaçant dans un milieu homogène. Elle est
décrite par l’équation d’Helmoltz :
∂2 H x ∂2 H x
+
+ (εν k 2 − β 2 ) H x = 0 Équation 2-32
2
2
∂x
∂y
où ν est le numéro du milieu( ν=1,2,3, 4).
En procédant à un développement de Taylor aux dérivées secondes, on obtient un système de
4 équations correspondant aux 4 zones de la figure 2-16 :
2 H w 2 H p 2 ∂H
− 2 +
w2
w
w ∂x
2 H w 2 H p 2 ∂H
− 2 +
w2
w
w ∂x
2 H E 2 H p 2 ∂H
− 2 −
e2
e
e ∂x
2 H E 2 H p 2 ∂H
− 2 −
e2
e
e ∂x
w
+
2 H N 2 H P 2 ∂H
− 2 −
n2
n
n ∂y
w
+
2 H S 2 H P 2 ∂H
− 2 +
S2
S
S ∂y
e
+
2 H S 2 H P 2 ∂H
− 2 +
S2
S
S ∂y
e
+
2 H S 2 H P 2 ∂H
− 2 −
n2
n
n ∂y
n
+ ε1k 2 H p = β 2 H p Équation 2-33
S
+ ε 2 k 2 H p = β 2 H p Équation 2-34
S
+ ε 3k 2 H p = β 2 H p Équation 2-35
n
+ ε 4 k 2 H p = β 2 H p Équation 2-36
Les ondes électromagnétiques qui se propagent dans les milieux homogènes vont interagir au
niveau des interfaces w, e, n et s. Ces interactions sont décrites par les conditions aux limites
suivantes :
En raison de la continuité du champs tangentiel aux interfaces, Hz et Ez sont continues dans
JJG
notre domaine, grâce à la relation divH = 0 , on a :
Hz =
1
jβ
⎪⎧ ∂H x ∂H y ⎫ Équation 2-37
+
⎨
⎬
∂y ⎭
⎪⎩ ∂x
JJG
JG
Pour la détermination de Ez nous utilisons rot H = ε jε 0ω E et nous obtenons :
Ez =
1
jε k
µ0 ⎧∂
⎪ H y ∂H x ⎫
−
⎨
⎬ Équation 2-38
∂y ⎭
ε 0 ⎩⎪ ∂x
Si nous appliquons les lois de continuité du champ H z pour une interface horizontale
semblable à celle de la figure 2-17.
78
Chap. II
Techniques de caractérisation
Figure 2-17: Représentation d'une interface horizontale en a) et verticale en b).
Nous obtenons en appliquant l’équation 2-40 :
∂H x
∂x
n
+
∂H y
∂y
n
=
∂H x
∂x
s
+
∂H y
∂y
s
Équation 2-39
De plus, à cause de l’unicité du champ le long de l’interface, les dérivées par rapport à
x sont égales dans les deux demi plans. On obtient alors :
∂H y
∂y
n
=
∂H y
∂y
s
Équation 2-40
Si nous considérons la continuité de la composante
εn
∂H x
∂y
s
− εs
∂H x
∂y
n
= (ε n − ε s )
Ez à une interface horizontale:
∂H y
∂x
Équation 2-41
En utilisant une procédure similaire pour une interface verticale nous obtenons :
Pour la continuité de H z :
∂H x
∂x
∂H x
∂x
w
=
e
= (ε e − ε w )
e
Équation 2-42
Pour la continuité de Ez :
εe
∂H y
∂x
w
− εw
∂H y
∂x
∂H x
∂y
Équation 2-43
On peut constater que les conditions aux limites des interfaces font intervenir les
dérivées premières des équations 2-35 à 2-38. En utilisant ces équations aux limites et après
quelques manipulations algébriques, on obtient le système d’équations aux différences
couplées pour Hx et Hy :
79
Chap. II
Techniques de caractérisation
axxw H xw + axxe H xe + axxn H xn + axxs H xs + axxp H xp + axyw H yw + axyp H yp + axye H ye = β 2 H xp
Équation 2-44
a yyw H yw + a yye H ye + a yyn H yn + a yys H ys + a yyp H yp + a yxn H xn + a yxp H xp + a yxs H xs = β 2 H yp
Équation 2-45
Après détermination de tous les coefficients a pour tous les points p de la structure
nous en arrivons enfin à un problème linéaire de recherche de valeurs et de vecteurs propres
de la forme :
⎛ Axx
A⋅ H = ⎜
⎝ Ayx
Axy ⎞ ⎛ H x ⎞
⎛ Hx ⎞
2
2
⎟ ⋅⎜ ⎟ = β ⎜ ⎟ = β H
Ayy ⎠ ⎝ H y ⎠
H
⎝ y⎠
Équation 2-46
où la matrice Axx contient les éléments axxi et Ayyi les éléments a yyi enfin les composantes H x
et H y sont couplées par les éléments axy et a yx des matrices Axy et Ayx .
La recherche des vecteurs et des valeurs propres de ce système d’équation est effectuée grâce
à un codage de type matrice creuse et une méthode de recherche de type Arnoldi pour la
recherche des valeurs et des vecteurs propres disponibles sous Matlab.
2.3.2. Conditions aux limites :
Conditions de symétrie
Pour réduire les dimensions des matrices de calcul, des conditions de symétrie et
d’antisymétrie ont été implémentées. En effet, si l’on considère le mode d’ordre 0 en
polarisation TE (resp TM) d’un guide d’ondes tel que définit figure 2-17, sa composante
majoritaire ( TE (resp Tm) ) est symétrique ( resp antisymétrique) par rapport à l’axe y.
Il est ainsi possible de diviser la fenêtre de calcul par deux, voir par 4 si l’on considère un
guide également symétrique par rapport à x. Les conditions de symétrie (resp. antisymétrie)
consistent à fixer comme conditions limites sur les axes : Hi-1=Hi+1 (resp. Hi-1=-Hi+1, Hi=0).
Conditions transparentes
Il est à noter que le fait de considérer une matrice carrée revient à supprimer les
éléments adjacents à la fenêtre de calcul dans la relation (2-46), ce qui revient à prendre une
condition aux limites de mur magnétique ( champs électromagnétique nul en bord de fenêtre
de calcul). Cette condition est valable si on considère un guide sans perte et que l'on éloigne
les bords de la fenêtre de calcul de la partie centrale du guide pour que la partie évanescente
du mode guidée soit suffisamment faible pour être considérée comme nulle. Dans les
80
Chap. II
Techniques de caractérisation
conditions de mur magnétique, l’énergie du mode guidée est confinée dans la fenêtre de
calcul, il est donc impossible de simuler des modes à fuites. Pour pouvoir simuler ce type de
modes, des conditions aux limites transparentes ont été implémentées.
On considère ici que les champs ont une décroissance exponentielle en dehors de notre fenêtre
de calcul ([Hadley 92],[Hadley95]). Sur les bords extérieurs, la fenêtre de champ Hx prend
alors les formes suivantes :
H ext = H b exp(− k x , y ∆x, y ) où Hext est le champs extérieur à la fenêtre de calcul, Hb le champs
sur la bordure est x ( resp y) l’axe perpendiculaire à la bordure considérée.
L’introduction de ces conditions transparentes permet de simuler des guides à fuites, le
coefficient de propagation k est alors complexe, et représente les pertes optiques de la
structure. La figure 2-18 a) représente ainsi la simulation d’un guide à perte, de type nitrure de
silicium dans SiO2 au dessus d’un substrat silicium. On voit sur la figure2-18 b) les fuites
dans le substrat : le champ n’est pas nul sur la bordure inférieure.
Si3N4, N=1,98
SiO2, N=1,45
L
H
d
Pertes dans le
substrat.
a/
b/
Si, N=3,44
Figure 2-18 : Simulation d’un guide d’ondes de type nitrure de silicium encapsulé dans de la silice et
reposant sur un substrat de silicium. Discrétisation (a) et représentation (b) de la composante Hy
(correspondnt à la polarisation TE) du guide d’onde. λ= 1.3µm, L=0,4µm, H=0,4µm, N1=1.87, N2=1,45,
N3=3,44.
Les conditions transparentes permettent également de réduire la fenêtre de calcul. En effet, il
n’est plus nécessaire d’avoir un champ électromagnétique nul aux interfaces, et l’on peut alors
réduire la taille de la fenêtre ainsi que les temps de calcul.
Ainsi, sur la figure 2-19, l’évolution de l’indice effectif d’un mode guidé en fonction de la
taille de la fenêtre de calcul utilisé pour la discrétisation a été reporté. Le guide simulé ici est
carré de section 0,4µm par 0,4µm de type Silicium (N=3.44) dans oxyde (N=1.44). En
81
Chap. II
Techniques de caractérisation
gardant un pas de discrétisation constant, on observe à partir de quelle taille de fenêtre la
valeur trouvée pour l’indice effectif du guide ne varie plus.
2,6285
Neff
2,628
2,6275
Mur magnétique
2,627
Conditions
transparentes
2,6265
2,626
0,3
0,5
0,7
Xmax, Ymax en µm
0,9
1,1
Figure 2-19: Calcul de l’indice effectif du mode guidé d’un guide de Si en fonction de la taille de la fenêtre
de calcul dans le cas des conditions aux limites de mur magnétique ou transparentes.
On peut constater que les conditions transparentes permettent d’obtenir une convergence plus
rapide et donc de réduire la taille de la fenêtre de calcul. Il est à noter que les conditions
transparentes de la forme exp(-kx∆ξ) sont exactes uniquement dans le cas d’un guide plan.
Elles constituent une approximation dans le cas d’un guide ruban. Les ondes sortantes sont
décrites par les fonctions de Hankel. Dans le cas d’un guide plan, il suffit ainsi de prendre un
point en dehors du guide pour assurer la convergence du calcul de l’indice effectif du mode
guidé. En comparaison, dans le cas d’un guide ruban, il est nécessaire que l’amplitude du
mode guidé ait décru de plus de 50% pour assurer la convergence du calcul.
Calcul des modes radiés dans les courbures
Afin de déterminer les pertes liées aux microcourbures, une transformation conforme
[Heiblum75] a été introduite dans le solveur de mode full vectoriel. La propagation de la
lumière dans un guide courbe est décrite par l'équation de Helmoltz dans le système de
coordonnées cylindriques. La transformation conforme consiste à modifier cette équation pour
obtenir celle d'un guide d'onde droit équivalent pour lequel les variations de l'indice de
réfraction et la largeur du guide sont données par les relations :
x
R2
n' (x, y ) = n(x, y) e
Équation 2-47
où R2 représente le rayon de courbure extérieure du guide, x = 0 au centre du guide courbe.
82
Chap. II
Techniques de caractérisation
⎛R ⎞
W ' = − R2 ln⎜⎜ 2 ⎟⎟
⎝ R1 ⎠
Équation 2-48
où R1 et R2 représente respectivement les rayons de courbures intérieure et extérieure du
guide courbe.
Sur la figure 2-20, nous avons reporté la carte d'indice de réfraction d'un guide courbe de
silicium amorphe de 460 nm de largeur de 2 µm de rayon de courbure, ainsi que la carte de la
composante majeure du mode quasi-TE.
b)
a)
Figure 2-20 : Cartes d'indice de réfraction a) et b) de la composante majeure du mode fondamental quasiTE d'un guide courbe de silicium amorphe de 2 µm de rayon de courbure.
Les pertes optiques sont bien visibles à l’extrémité droite de la fenêtre de calcul. Elles peuvent
être calculées grâce à la partie imaginaire de l’indice effectif obtenu. Il est à noter que ce
modèle approché n'est valable que pour des rayons de courbures grands comparés à lalargeur
du guide. Ce pendant, une comparaison entre les valeurs de pertes théoriques et
expérimentales est effectuée dans la deuxième partie du cinquième chapitre. Un bon accord
est observé.
2.4. Caractérisation de composants d’optique intégrée
La caractérisation optique de nos composants est effectuée sur un banc d’optique
intégrée, qui peut être adapté pour caractériser des dispositifs utilisant des composants
d’injection par réseaux de diffraction ou par la tranche. La caractérisation de nos composants
peut s’effectuer sur une gamme spectrale de 1,25 à 1,65µm. Cette large gamme spectrale est
obtenue grâce à l’utilisation de quatre sources super luminescentes (SLED) fibrées d’une
largeur de bande spectrale de 100nm raccordées à une même fibre optique grâce à un coupleur
de quatre vers un. Un analyseur de spectres de type HP Agilent 86140B est utilisé pour
83
Chap. II
Techniques de caractérisation
l’enregistrement des réponses spectrales des dispositifs. Un polariseur en ligne est placé entre
les sources SLEDs et la fibre d'injection de manière à contrôler la polarisation de la lumière
dans les composants d'optique intégrée.
Dans la suite de ce chapitre, nous allons décrire en détail le banc expérimental dans
ces deux configurations ainsi que la procédure d’alignement et de réglage du banc.
2.4.1. Banc d’optique intégrée: couplage par réseau de diffraction
Lorsque l'on utilise les composants d'optique intégrée munis de réseau de diffraction
pour l'injection de la lumière, le banc de caractérisation est constitué d'un module de
visualisation, d'un module dédié à la mise en forme du faisceau incident, d'un porteéchantillon et d'un module de collecte utilisé pour l'acquisition des faisceaux transmis au
niveau du réseau de diffraction en entrée ou en sortie du dispositif de test. Les figures 2-21 et
2-22 représentent respectivement une vue et une représentation schématique du banc de
caractérisation en configuration injection par réseaux de diffraction.
Visualisation du composant :
Le module de visualisation est constitué d'un Zoom Navitar sur lequel on peut adapter des
objectifs de microscope, d'une caméra infrarouge non linéaire de type Vidicon (Hamamatzu)
ou linéaire de type matrice de photodiode (Hitachi) qui permet d'observer la lumière dans les
composants de test et de faire les réglages d'alignement dans l'infrarouge. Une source de
lumière dans le visible permet de faire un repérage des composants de test sur la plaquette.
Mise en forme du faisceau :
Le module de mise en forme du faisceau incident est constitué d'un bloc Elliot Martock avec
manipulateurs trois axes en translation de débattement de 2 mm, placé sur une platine de
translation à crémaillère d'un débattement de plusieurs centimètres. Un support de connecteur
de fibres optiques monomodes FC est disposé sur le bloc Elliot Martock et une lentille Green
ou achromatique de courte focale permet d’obtenir un faisceau parallèle en sortie de la fibre
optique. Le parallélisme du faisceau est établi à l'aide des trois réglages en translation du bloc
Elliot Martock. L'axe optique de la lentille est aligné avec l'axe de propagation du faisceau
issu de la fibre optique grace au réglages X-Y. L'axe Z est ajusté pour confondre le point focal
de la lentille avec la face de sortie de la fibre optique de manière à obtenir un faisceau
parallèle.
84
Chap. II
Techniques de caractérisation
Module d'injection
de la lumière
Porte échantillon
Module de
visualisation
Module de
collecte
Figure 2-21: Banc d’optique intégrée dans la configuration d'injection de la lumière par
un réseau de diffraction.
Module de visualisation
Camera
y
θ
z
θinjection
Itransmis
x
y
z
Itransmis
x
IDecouplé
IReflechi
IDecouplé2
Module de collecte
Module d’injection
de la lumiere
Porte échantillon.
Figure 2-22 : Représentation schématique du banc de caractérisation en configuration
d’injection de la lumière par un réseau de diffraction.
La taille du Waist du faisceau incident peut être modifiée pour maximiser les conditions
d’injection dans les coupleurs réseaux. Pour cela, on utilise une deuxième lentille de plus
grande focale qui va permettre d'obtenir la taille idéale du faisceau incident et le focaliser sur
le dispositif. Le rapport des focales des deux lentilles doit être égal au rapport des waists des
faisceaux issu de la fibre optique (10µm) et injecté.
Alignement de l’échantillon
Le module porte-échantillon est constitué d'une platine de rotation munie d'un capteur
incrémental qui permet de mesurer l'angle de rotation avec une précision au millième de
85
Chap. II
Techniques de caractérisation
degré, de trois platines de translation de précision micrométrique, et du porte-échantillon en
lui-même qui possède un degré de liberté en rotation. Pour les réglages d'alignement du
module porte-échantillon, une tige verticale fixée sur la platine permet de matérialiser son axe
de rotation. On place l'axe de rotation de la platine sur l'axe de propagation du faisceau
incident. La position de ce dernier ne sera alors plus modifiée, afin de conserver l’axe de
rotation. On enlève ensuite la tige et on fixe le porte-échantillon sur la platine de rotation. Le
réglage d'auto-collimation de l'échantillon par rapport au faisceau incident est ensuite effectué
en jouant sur les deux réglages en rotation du porte-échantillon, ce qui permet de régler le
zéro de l'angle d'incidence. Pour faire coïncider la face avant de l'échantillon avec l'axe de
rotation de la platine, l'échantillon est tourné de 90° de manière à orienter sa tranche vers le
faisceau incident. On agit sur une des platines de translation pour que le faisceau incident
illumine en partie la tranche de l'échantillon sur la face avant. Ce réglage en translation ne
sera plus utilisé durant le reste des manipulations; on agira sur les deux autres réglages en
translation pour placer le faisceau incident sur un réseau de diffraction permettant l'injection
de la lumière dans un des composants de test. Le faisceau incident ne doit alors pas se
déplacer sur l'échantillon lorsque l'on change l'angle d'incidence pour ne pas modifier les
conditions d'injection de la lumière.
Collecte du signal :
Le module de collecte utilisé pour l'acquisition des faisceaux transmis au niveau du
réseau de diffraction en entrée ou en sortie du composant de test est constitué d'un block trois
axes Elliot Martock placé sur une platine de translation à crémaillère, sur lequel nous avons
placé un support de fibre optique multi-modes FC et une lentille achromatique de focale
50 mm. Celle-ci est placée en montage 2f-2f de manière à imager la lumière transmise par le
dispositif sur la fibre optique multi-modes. L'acquisition des spectres en longueur d'onde se
fait grâce à un analyseur de spectre HP relié à la fibre de sortie multi-modes.
2.4.2. Banc d’optique intégrée : couplage par la tranche
Le banc d’optique intégrée dans cette configuration est visible sur les figures 2-23 et
2-24. Il est constitué d'un module de couplage, d'un porte-échantillon, d'un module de
découplage et du même module de visualisation qui, cette fois-ci, est placé à la verticale.
Module de couplage
Le couplage par la tranche dans des guides submicroniques n’a que de très faibles
efficacités, dues au très fort contraste d’indice entre l’air et le guide et à la très petite taille des
composants, qui présentent dans notre travail des épaisseurs de 0,4 ou 0,2µm. L’intégrale de
86
Chap. II
Techniques de caractérisation
recouvrement avec le faisceau issu d’une fibre optique est ainsi très faible ( <0.3% pour une
fibre monomode de 10 µm de diamètre). Pour augmenter le recouvrement, des fibres lentillées
sont employées pour l'injection et la collecte de la lumière à l'entrée et à la sortie du
composant à étudier. Ces fibres lentillées permettent d'obtenir un faisceau circulaire de 2µm
de diamètre et une distance de travail de 7µm.
Le module de couplage est constitué d'une platine de translation à crémaillère, d'un bloc tri
axes Elliot Martock et d'un support de fibre lentillée. Le support de fibre lentillée est placé sur
un bloc tri-axe de translation Elliot Martock muni de nanopositionneurs. Compte tenu de
l'épaisseur des guides d'onde, une précision d'alignement de l'ordre du nanomètre est
nécessaire pour obtenir un couplage efficace de la lumière dans les dispositifs de test. De plus,
les problèmes de vibration doivent être évités pour effectuer des mesures précises. Le
montage optique est ainsi placé sur une table anti-vibration et la longueur de la fibre optique
non maintenue est minimisé. Le bloc tri-axes est placé sur la platine de translation à
crémaillère, ce qui permet d'avoir un débattement important et de caractériser des dispositifs
de tailles diverses.
Module de
visualisation
Porte
échantillon
Module de
collecte
Module
d'injection
Figure 2-23: Banc d’optique intégrée dans la configuration couplage par la tranche.
87
Chap. II
Techniques de caractérisation
Camera
z
Fibre multimode
y
Module de
visualisation
z
x
θ
Module de
Collecte
y
x
Fibre lentillée
Module
d’injection
φ
Porte échantillon
Figure 2-24 : Représentation schématique du banc de caractérisation en configuration
d’injection de la lumiere par la tranche.
Le module porte-échantillon est constitué d'une platine de translation à crémaillère,
d'un bloc Elliot Martock avec deux axes de rotation sur lequel on vient poser l'échantillon à
plat.
Collecte du signal
Le module de découplage est constitué d'une platine de translation à crémaillère, d'un bloc triaxes Elliot Martock, d'un support de fibre lentillée, d'une fibre lentillée, d'un polariseur en
ligne et d'une fibre monomode reliée à un analyseur de spectre Hewlett Packard.
La procédure de réglage du banc expérimental est la suivante:
1) Réglage du porte échantillon
-
Placer un échantillon sur le porte échantillon ; positionner les deux fibres lentillées
dans la configuration d'injection de lumière ; les fibres sont à une dizaine de micron
des facettes d'entrée et de sortie de l'échantillon et on observe de la lumière diffusée
sur la face supérieure de l'échantillon.
-
Enlever l'échantillon et approcher les deux fibres de manière à les mettre en contact et
à maximiser la puissance de sortie sur l'analyseur de spectre en agissant sur les
nanopositionneurs. Le seul réglage critique à ce stade est le réglage suivant l'axe Y ou
il faut agir de manière symétrique sur les deux nanopositionneurs du module
d'injection et de caractérisation.
-
Replacer l'échantillon et régler le mouvement de rotation latéral du porte échantillon
afin que la fibre lentillée d'injection soit parallèle au guides d'ondes sur le dispositif de
test.
88
Chap. II
-
Techniques de caractérisation
Régler le mouvement de rotation transversal du porte-échantillon de manière à ce que
l'on observe de la lumière diffusée sur la face supérieure de l'échantillon.
2) Réglage de l'injection de lumière dans le dispositif
-
En utilisant la lumière visible du module de visualisation, placer la fibre lentillée
d'injection en face et à une dizaine de microns du guide d'ondes d'entrée. Ensuite,
retoucher la hauteur de la fibre lentillée jusqu'à ce que l'on observe un flash de lumière
dans l'infra-rouge. Ce flash de lumière indique qu'une partie de la lumière de la fibre
lentillée est injectée dans le guide d'entrée.
-
En se déplaçant vers la sortie du dispositif de test, on doit observer des points
lumineux sur la facette de sortie qui correspondent à la lumière qui s'est propagée dans
le dispositif de test.
-
Placer la fibre lentillée de collecte en correspondance avec une des sorties du dispositif
de test.
-
Modifier le réglage en hauteur jusqu'à ce que l'on observe un signal sur l'analyseur de
spectre
-
Maximiser le signal sur l'analyseur de spectre en jouant sur les 6 nanopositionneurs
des modules d'injection et de collecte.
Pour s'affranchir des vibrations résiduelles du montage, un moyennage sur dix ou 50
spectres est effectué ce qui permet d'augmenter la précision des mesures.
3. Conclusion
Dans ce chapitre, nous avons présenté les outils théoriques et pratiques nécessaires à la
réalisation de liens optiques. Dans un premier temps, nous avons abordé la mise au point de
matériaux optiques en couches minces, avec les processus mis en jeu dans les dépôts PECVD
et les techniques mises en oeuvre pour caractériser ces dépôts.
Dans un second temps, nous avons abordé le domaine de l’optique intégré. Le principe de
guidage de la lumière a ainsi été rappelé, suivi de la description des méthodes de simulation
électromagnétiques utilisées pour mettre au point des composants. A cette occasion, le solveur
de mode développé au sein du laboratoire et courant ce travail à été décrit. Il permet de
simuler rapidement et avec une grande précision les guides d’ondes en deux dimensions et a
été largement utilisé au cours de notre travail. Enfin, le banc de micro caractérisation utilisé
pour étudier les composants a été décrit.
Tous ces outils ont permis de mener à bien les études sur les matériaux et les composants
d’optique intégrés détaillées dans la suite de ce manuscrit.
89
Chap. II
Bibliographie
Bibliographie du chapitre 2
[Catherine86]
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