Contrôle optique et électrique de réflectivité THz assistée par phonon-polaritons de surface

Les ondes électromagnétiques sont un outil particulièrement puissant pour étudier le monde qui nous entoure. La génération, le contrôle et la détection de ces ondes sont des enjeux majeurs dans le développement de la connaissance scientifique. Au delà des longueurs d’ondes du visible, auxquelles nous sommes habitués, l’ingéniosité des scientifiques a permis l’exploration d’autres domaines de fréquences riches en enseignement. Les photos du soleil dans la gamme des rayons X, prises par le satellite Soho en sont un bel exemple ainsi que l’observation des galaxies dans le domaine de l’infrarouge qui nous renseigne sur la composition et l’histoire de l’univers. Nous ne devons pas oublier une des grandes inventions de ce siècle qu’est le laser. Sa démonstration expérimentale date juste de 1960[Mainman 1960], mais ses applications sont déjà largement répandues dans les laboratoires scientifiques (refroidissement d’atomes, Laser mégajoule,…), dans la vie courante (lecteur CD, DVD, lecture de code barre,…) et dans l’industrie (découpe laser, gravure, prototypage rapide,…).

Plasmons polaritons de surface (SPP)

Un plasmon polariton de surface (SPP) est un mélange entre un plasmon, onde associée à l’oscillation des électrons libres dans un métal, et une onde électromagnétique, le tout se propageant à l’interface entre un métal et un diélectrique. On peut voir le SPP comme une onde de densité de porteur générant un champ électromagnétique. La nature mixte de cette onde, mélange d’une oscillation mécanique et d’un mode électromagnétique lui donne son qualificatif de polariton. Il y a couplage fort entre le champ électromagnétique (photon) et l’oscillation mécanique des électrons (plasmon), et on nomme ce mode mixte un plasmon polariton de surface (SPP).

Facteur de Purcell et densité d’énergie électromagnétique locale

Une des propriétés les plus intéressantes des ondes de surfaces est leur forte densité d’états. Cette grandeur représente le nombre d’états accessibles par unité de volume et d’énergie d’un système. En particulier, pour un émetteur quantique, une augmentation de son émission spontanée est observée lorsque la densité d’états est importante, comme l’indique la règle d’or de Fermi. Le facteur de Purcell est proportionnel à τ0/τ , où τ est le temps de vie d’un émetteur dans un système donné, et τ0 celui du même émetteur dans le vide. Soulignons qu’en toute rigueur, la densité d’états locale étudiée ici à partir de la densité d’énergie prend en compte tous les états de polarisation tandis que la densité d’états locale utilisée pour étudier la durée de vie d’un émetteur ne considère que les états de polarisation parallèles au moment dipolaire de l’émetteur. Dans le vide, la différence se ramène à un facteur 3, tandis qu’au voisinage d’une interface, les effets de polarisation peuvent être plus importants. Nous allons voir que les ondes de surfaces peuvent apporter une contribution très importante à la densité d’états lorsque l’on est proche d’une suface, et ainsi augmenter le facteur de Purcell. Cet effet a été démontré[Drexhage 1974], et sert par exemple à augmenter la fluorescence de molécules.

Matériaux polaires dopés 

Il est possible d’augmenter le nombre de porteurs dans un semi-conducteur en le dopant. Des atomes d’une autre colonne sont incorporés au cristal et peuvent apporter soit des électrons (dopage de type n) soit des trous (dopage de type p) en s’ionisant. Nous ne considérons ici que le dopage de type n. Ces porteurs supplémentaires vont contribuer à la polarisabilité de la matière. Cette contribution est décrite par un modèle de Drude, similaire à celui utilisé pour le métal. Seule la masse électronique diffère dans le calcul de la fréquence plasma où il faut remplacer la masse de l’électron me par la masse effective meff de l’électron dans le crystal. Typiquement, pour GaAs, meff = 0.067me. A cause de ces életrons libres, la fonction diélectrique devient négative, et il y a présence de SPP. Ceci est valable pour tous les semi-conducteurs, qu’ils soient polaires ou non. Ces SPP ont été mis en évidence dès les années 1970, en particulier par Marschall et al.[Marschall 1971] qui présentent une relation de dispersion expérimentale jusqu’à de grands vecteurs d’ondes sur InSb dopé. Il est important de noter que la fréquence plasma, dans le visible pour les métaux, se trouve dans l’infra-rouge plus ou moins lointain pour les semi-conducteurs suivant leur niveau de dopage. En effet d’après l’équation 1.2, plus le nombre d’électrons est élevé, plus la fréquence plasma est élevée, donc plus la longueur d’onde correspondante est petite. Or la densité d’électrons dans un métal est de Ne ≈ 1023 cm−3 , contre quelques 1018 cm−3 pour les semiconducteurs dopés n. Cela donne une fréquence plasma dans le visible pour les métaux, et dans l’infra-rouge lointain pour les semi-conducteurs dopés.

Pour un matériau polaire, la fréquence plasma peut se trouver proche de celle des phonons optiques. Il y a alors couplage fort entre les phonons optiques longitudinaux et le plasma d’électrons résultant du dopage. Nous parlons ici des modes de volumes. Ce couplage, prédit par Varga dès 1965[Varga 1965], est rapidement mis en évidence par Kohl en 1971[Kohl 1971] grace à des mesures de réflectivité dans l’infrarouge lointain sur des substrats d’InP dopés. L’attente ne fut pas très longue pour voir une étude sur le couplage des SPP avec des SPhP. Cette dernière a été menée sur InSb dopé, par Bryksin et al.[Bryksin 1972] en configuration ATR. Cette étude montre clairement le couplage fort des SPPs avec les SPhPs, et l’existence de modes mixtes plasmon-phonons polaritons de surface (SPP-SPhP).

Table des matières

1 Introduction aux ondes de surface
1.1 Plasmons polaritons de surface (SPP)
1.1.1 Fonction diélectrique d’un métal
1.1.2 Relation de dispersion
1.1.3 Grandeurs associées à l’onde de surface
1.2 Phonons polaritons de surface
1.2.1 Matériaux polaires
1.2.2 Matériaux polaires dopés
1.2.3 Matériaux polaires et alliages
1.3 Conclusion
2 Excitation THz de phonons polaritons de surface sur GaAs
2.1 Excitation d’onde de surface à l’aide d’un réseau
2.1.1 Loi des réseaux
2.1.2 Expériences et représentations
2.2 Principe de réciprocité
2.3 Dispositif de mesures
2.3.1 Conditions générales
2.3.2 Positionnement de l’échantillon
2.3.3 Absorption de l’eau
2.4 Mesures sur GaAs semi-isolant
2.4.1 Surface plane
2.4.2 Fabrication du réseau
2.4.3 Mesures de réflectivité
2.5 Optimisation d’un réseau
2.6 Conclusion
3 Modulateur THz à commande optique
3.1 Plasmon-phonon-polaritons de surface sur un réseau de GaAs dopé n
3.1.1 Fabrication
3.1.2 Réflectivité de l’interface plane
3.1.3 Mesures sur le réseau
3.1.4 Modélisation par un système cœur-coquille
3.1.5 Nature du mode résonnant
3.1.6 Amincissement des murs
3.2 Modulateur THz à commande optique
3.2.1 Etat de l’art
3.2.2 Configuration expérimentale
3.2.3 Mesures et éclairement
3.3 Vers un réseau de rubans quantiques harmoniques
3.4 Conclusion
4 Conception d’un modulateur THz à commande électrique
4.1 Propriétés optique des TISB
4.1.1 Choix des matériaux
4.1.2 Puits quantique et TISB
4.1.3 Interaction rayonnement/TISB
4.1.4 Historique et autres propriétés
4.2 Modes d’interface (IPhP)
4.2.1 IPhP pour une interface simple AlGaAs/GaAs
4.2.2 IPhPs d’un puits quantique AlGaAs/GaAs/AlGaAs
4.3 Optimisation du couplage
4.3.1 Introduction d’une cavité optique
4.3.2 Dépendance de l’absorption dans le puits aux paramètres géométriques
4.3.3 Réponse électromagnétique d’une structure optimisée
4.3.4 L’option du report
4.4 Conclusion
5 Démonstration d’un modulateur THz à commande électrique
5.1 Fabrication
5.1.1 Epitaxie
5.1.2 Fabrication du réseau
5.1.3 Bonding
5.2 Mesures optiques en réflectivité polarisée
5.3 Modélisation des propriétés optiques
5.3.1 Modélisation optique du super-réseau
5.3.2 Propriétés électroniques de la structure
5.3.3 Introduction d’une TISB dans le puits
5.3.4 Discussion
5.3.5 Origine physique de la modulation
5.3.6 Couplage IPHP/TISB
5.3.7 Etat de l’art de la modulation THz électrique
5.4 Perspectives
5.4.1 Optimisation du modulateur
5.4.2 D’autres longueurs d’ondes
5.4.3 Vers la détection THz
5.5 Conclusion
Conclusion générale

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