Détecteurs thermiques non refroidis en YBaCuO semi-conducteur

Le domaine infrarouge

    En 1800, William Herschel réalisa une expérience consistant à disperser la lumière blanche du soleil à l’aide d’un prisme. Muni d’un thermomètre, il mesura la température pour chaque longueur d’onde et il remarqua que le maximum de température ne coïncidait pas avec le maximum de lumière. Ce maximum de température ne se situait pas dans le spectre visible, mais au-delà de la longueur d’onde rouge. Il en déduisit l’existence d’une énergie calorifique portée par un rayonnement invisible par l’œil humain [1]. Infrarouge signifie « en dessous du rouge », car l’infrarouge est un domaine des ondes électromagnétiques de fréquences inférieures à celles de la lumière visible. Les longueurs d’onde de l’infrarouge s’étendent typiquement de 0,8 m à 100 m. L’infrarouge (IR) se décompose en trois sous domaines (cf. figure 1-1): l’infrarouge proche (de 0,8 à 2 µm, NIR – Near IR), l’infrarouge moyen (de 2 à 20 µm, MIR – Medium IR) et l’infrarouge lointain (de 20 à 200 µm, FIR – Far IR).

Le domaine térahertz

Historique Le domaine térahertz (THz) s’étend typiquement de 500 GHz à 5000 GHz (ou de 100 GHz à 10 THz selon les auteurs) et recouvre partiellement l’infrarouge lointain (cf. figure 1-1). Historiquement, les ondes THz ont été étudiées en optique en étendant les lois de l’optique à des longueurs d’onde plus élevées et ont été étudiés en électromagnétisme comme des ondes radio de fréquences élevées. C’est pourquoi les appellations « ondes THz », « infrarouge lointain » et « ondes submillimétriques » sont souvent confondues. La partie du spectre électromagnétique correspondant aux ondes millimétriques et submillimétriques est exploitée depuis les années 1960 [4]. De nombreux modes d’excitation des molécules se retrouvent dans l’infrarouge lointain. En conséquence, les ondes THz sont notamment utilisées en radioastronomie pour l’identification d’espèces chimiques dans le cadre de l’étude de la formation et de l’évolution des corps célestes. En effet, 98% des photons émis par les galaxies se situent dans la gamme 1012-1013 Hz (300 m-30 m) [5][6]. Parmi les réalisations récentes de radiotélescopes THz, on peut citer le réseau d’antennes ALMA (Atacama Large Millimeter Array) installé au Chili et mis en route en 2011. Il se compose de 66 antennes opérant entre   0,3 mm et   9,6 mm. On peut aussi citer le radiotélescope spatial Herschel (  55-672 m) opérationnel de 2009 à 2013 [7].
Particularités des ondes THz Le rayonnement THz est réfléchi par les métaux mais est absorbé par la plupart des autres matériaux (diélectriques, non conducteurs tels que plastique, céramique, papier, bois, tissu, etc.) et des milieux (comme l’eau), d’où un fort contraste pour les applications en imagerie (cf. tableau 1-1).  Ainsi, le tissu humain riche en eau absorbe les ondes THz. En outre, l’innocuité du rayonnement THz (autre que l’échauffement dû à la dissipation de la chaleur par le tissu biologique [9], [10]) est un argument en faveur de son utilisation, car l’énergie des photons THz (1-12 meV, [11]) est typiquement un million de fois plus faible que celle des photons X. Surtout, les ondes THz se situent entre les ondes radiofréquences dont l’usage est répandu dans les communications sans fil et le rayonnement visible/IR correspondant au maximum d’émission spectrale du soleil. Si l’innocuité des ondes hertziennes (MHz, GHz) est souvent remise en question, les longueurs d’onde visible/IR font partie du spectre solaire auquel l’organisme humain est habituellement soumis (cf. figure 1-2). À la limite de la diffraction (tâche d’Airy), la résolution spatiale d’une image est donnée par la relation x  1,22f d, avec f la distance focale et d le diamètre de l’ouverture. Pour simplifier, prenons f  d, la résolution spatiale vaut alors x  ¼ mm à 2 THz (  150 m) et est comparable à la résolution de l’œil humain. Par conséquent, les images THz sont visuellement parlantes, car elles montrent des détails que les yeux discernent habituellement. L’imagerie en ondes THz est donc une solution particulièrement attrayante. Cependant, les ondes THz sont fortement absorbées par l’atmosphère terrestre (cf. figure 1-3). En conséquence, le rayonnement THz naturel n’est pas envisageable comme source potentielle d’illumination, la mise au point de sources artificielles est indispensable. Ainsi, différentes sources continues ou impulsionnelles voient le jour : les sources à rayonnement électronique (e.g. synchrotrons), les sources à multiplication de fréquence (e.g. diodes Gunn ou impatt + diodes Schottky), les diodes laser à cascade quantique (QCL, Quantum Cascade Laser), les diodes Schottky, les sources paramétriques à bases de cristaux non-linéaires et les photomélangeurs [2]. La multiplicité de ces technologies s’explique par la difficulté à réaliser des sources THz puissantes (supérieure à 1 mW en continu typiquement), compactes et si possible accordables, ce qui est illustré par le concept de « gap THz » (cf. figure 1-4). Malgré les limitations tant au niveau de la disponibilité des sources que de l’atténuation due à l’atmosphère terrestre, de nombreuses applications THz voient le jour en imagerie, en spectroscopie et dans les télécommunications.

Télécommunications

   À plus ou moins long terme, les capacités maximales de transfert sans fil des dispositifs actuels seront atteintes. Au vu de la consommation grandissante en contenus multimédias, d’autres supports de transmission sans fil (fréquences) devront être exploités. Avec une débit théorique dépassant 10 Go/s [34], les ondes THz semblent être une alternative prometteuse. Cependant, dû à la forte atténuation de l’atmosphère, l’utilisation des ondes THz en télécommunication sans fil sera réservée à des applications de proximité (radiodiffusion, déploiement de connexions internet en intérieur, transferts point à point, etc.). Federici et al. [35] ont réalisé des chambres climatiques simulant les effets néfastes de la brume, de la pluie et de la poussière sur une  transmission THz. Un faisceau à 0,625 THz traverse une chambre climatique sur une longueur de 90 cm et un rayonnement infrarouge (  1,5 m) modulé s’y superpose. Grâce à cette installation, les performances des transmissions NIR et THz sont comparées dans les mêmes conditions, de manière contrôlée et reproductible. Les paramètres (puissance, géométrie) des faisceaux NIR et THz sont ajustés de façon à avoir un taux d’erreur (bit error rate) identique et inférieur à 106 . Puis, les faisceaux sont soumis aux différents scénarios d’intempéries et sont évalués sur la base de la variation du taux d’erreur et de l’atténuation du signal. Il en ressort que le rayonnement THz subit moins de dégradations (atténuations de l’émission et diminution du taux d’erreur plus faibles) que le rayonnement NIR. D’autre part, Ducourneau et al. [36] ont réalisé une transmission haut débit (40 Go/s) à 0,4 THz sur une distance de 2 m. Pour donner un ordre de grandeur et à titre de comparaison, le débit maximal précédemment obtenu est de 100 Go/s sur une distance de 20 m (à 237,5 GHz) et la distance maximale de transmission est de 5,8 km pour un débit de 10 Go/s (à 120 GHz). Actuellement, les bandes de fréquence comprises entre 275 GHz et 3 THz ne sont pas allouées et sont donc libres d’utilisation.

Puissance équivalente de bruit

   Une sensibilité même élevée ne suffit pas à quantifier les performances d’un détecteur thermique. Il faut encore pouvoir discriminer le signal utile du bruit. Pour la comparaison de détecteurs thermiques issus d’une même technologie, le paramètre caractéristique préférentiellement utilisé est la puissance équivalente de bruit ou NEP (Noise Equivalent Power). Le NEP est un seuil de détection en deçà duquel le signal utile est noyé dans le bruit du dispositif ; c’est plus précisément la puissance lumineuse nécessaire en entrée pour obtenir un rapport signal à bruit unitaire en sortie [43]. Le NEP s’exprime aussi sous la forme d’une densité spectrale de puissance de bruit (W/√Hz) : la puissance de bruit du détecteur est divisée par la racine carrée de sa bande passante. La limite de détection définissant le NEP est fixée d’une part par le bruit de fluctuation thermique dû aux rayonnements de type corps noir du détecteur et de son environnement, et d’autre part par le bruit thermique intrinsèque du détecteur (bruit de Johnson, voir chapitre 5).

Oxydes de vanadium

   Les oxydes de vanadium ont la particularité d’avoir une conduction de type semi-conducteur sous une certaine température et une conduction métallique au-delà (transition métal-isolant). Les oxydes de vanadium les plus communs sont le VO2, le V2O3 et le V2O5. Ils se distinguent mutuellement par des températures de transition distinctes : 125 °C pour le V2O3, 65 °C pour le VO2 et 145 °C pour le V2O5. Dans ces zones de transitions, la résistance varie fortement d’où des TCR élevés. Pour maintenir un TCR constant (typiquement 2,2 %·K1) sur une grande plage de températures (typiquement 40 °C à70 °C), différents mélanges sont développés sous la dénomination VOx [47]. Les difficultés proviennent de la reproductibilité de la composition et de la réactivité de l’oxyde de vanadium. Lors de la fabrication, l’encapsulation du VOx dans des couches de passivation (Si3N4, SiO2) est nécessaire, ce qui entraine une augmentation de la capacité thermique et donc de la constante de temps thermique. Néanmoins, du fait de leur TCR élevé et du faible niveau de bruit en 1/f, les oxydes de vanadium sont à la base de la majorité des bolomètres IR commercialisés. Son et al. [54] ont fabriqué des bolomètres en VOx de TCR élevé (4,8 %·K1à 300 K) couplés à des antennes spirales pour des mesures à 94 GHz. Les couches de VOx sont réalisées par décomposition organo-métallique à haute température ( 650 °C). Pour être compatible avec les procédés de fabrication CMOS, Wang et al. [55] ont développé la fabrication à basse température ( 400 °C) de couches minces polycristallines de VOx (VO2 et V2O3). Leurs bolomètres sont suspendus et une couche TiN est employée comme absorbant. La résistivité de ces couches minces (1,2102 ·m) est comparable à celles des films de VOx réalisés à haute température mais le TCR (5,6 %·K1 à 300 K) et les performances en bruit sont meilleures (cf. tableau 1-3). Pour améliorer le TCR ou la résistivité des bolomètres en oxydes de vanadium, plusieurs types de dopage sont envisagés. Takami et al. [56] ont mis en avant le dopage du VOx avec du tungstène (V-W-O) : le but est d’accroitre le nombre de porteurs de charge tout en assurant un changement minimal de structure afin de garder un TCR élevé. Les TCR atteints en faisant varier la concentration en tungstène sont compris en valeur absolue entre 2 %·K1 et 20 %·K1 à 300 K mais dans une plage de température étroite ( 10 K). Conformément aux attentes, la résistivité est faible (102 -104 ·m). Suivant le même objectif, Lee et al. [57] ont utilisé un dopage avec du tantale (VOx-Ta) conduisant à un TCR de 3,47 %·K1 et une résistivité de 101 ·m à température ambiante.

Quelques éléments sur la théorie des semi-conducteurs amorphes

   Avant d’aborder la description électronique d’a-YBCO, il est nécessaire de faire quelques rappels sur les composés amorphes. Un solide est qualifié de cristallin ou d’amorphe selon le degré d’ordonnancement des atomes entre eux. Un cristal possède une structure périodique et un ordre à grande distance (au-delà de 10 à 20 Å, taille qui correspond à des fluctuations de densité et de composition chimique). Un matériau amorphe se caractérise par une absence totale d’ordre à grande distance. En revanche, un ordre à courte distance est observé (jusqu’à environ 2,5 Å) : cet ordre est imposé par la liaison chimique qui régit le nombre de coordinence, les distances interatomiques, la géométrie del’arrangement des premiers voisins. Un matériau amorphe présente des désordres structurels comme des liaisons pendantes (cf. figure 1-23). Ces défauts intrinsèques influencent fortement les propriétés électroniques et optiques du matériau, en créant des niveaux électroniques localisés dans le gap [61]. La distinction entre phase amorphe et phase cristalline est capitale, car la théorie expliquant les propriétés électriques des semi-conducteurs se fonde sur la périodicité des structures cristallines. En effet, le théorème de Bloch [60] qui décrit les états quantiques des électrons comme des  fonctions d’onde s’applique dans le cas de potentiels périodiques. Le potentiel est considéré comme périodique si la structure atomique est elle-même périodique ce qui est vérifié lorsque la maille cristalline se répète à l’infini dans les trois directions de l’espace. L’interprétation des phénomènes intervenant dans les matériaux cristallins est donc facilitée. Comme nombre de propriétés expérimentales sont communes aux matériaux amorphes et aux matériaux cristallins, les matériaux amorphes sont étudiés au moyen des mêmes outils. Au niveau électronique, le comportement d’un matériau est décrit par son diagramme de bandes. Pour un semi-conducteur cristallin (cf. figure 1-24.a), les états énergétiques accessibles par les électrons sont clairement définis par les limites de la bande de conduction et de la bande de valence. Aucun état électronique n’existe a priori dans la bande interdite.

Table des matières

Chapitre 1 Détecteurs thermiques infrarouge et térahertz
1.1. De l’infrarouge au térahertz
1.1.1. Le domaine infrarouge
1.1.2. Applications de l’infrarouge
1.1.3. Le domaine térahertz
1.1.3.1. Historique
1.1.3.2. Particularités des ondes THz
1.1.4. Applications récentes des ondes THz
1.1.4.1. Imagerie
1.1.4.2. Spectroscopie
1.1.4.3. Télécommunications
1.2. Détecteurs thermiques
1.2.1. Généralités
1.2.2. Caractéristiques principales
1.2.2.1. Sensibilité
1.2.2.2. Constante de temps
1.2.2.3. Puissance équivalente de bruit
1.2.2.4. Détectivité spécifique
1.2.3. Technologies de détection thermique
1.2.3.1. Détecteurs pneumatiques
1.2.3.2. Thermocouples
1.2.3.3. Détecteurs bolométriques
1.2.3.4. Détecteurs pyroélectriques
1.2.3.5. Discussion
1.2.4. Aspects matériaux des détecteurs thermiques non refroidis
1.2.4.1. Oxydes de vanadium
1.2.4.2. Composés à base de silicium
1.2.4.3. Métaux et leurs oxydes
1.2.4.4. Oxydes de manganèse
1.2.4.5. Cuprates
1.2.5. Comparaison entre bolomètres et détecteurs pyroélectriques
1.3. Présentation du matériau a-YBCO
1.3.1. Historique
1.3.2. Structure cristalline
1.3.3. Technique de dépôt en couches minces
1.3.4. Autres phases de composés Y/Ba/Cu/O
1.3.5. Quelques éléments sur la théorie des semi-conducteurs amorphes
1.3.6. Diagrammes de bandes
1.3.6.1. Modèles de Yu et Heeger
1.3.6.2. Modèles d’Okunev
1.4. Conclusion
1.5. Références
Chapitre 2. Nature physico-chimique d’a-YBCO
2.1. Techniques expérimentales et traitements associés
2.1.1. Spectroscopie Raman
2.1.1.1. Principe
2.1.1.2. Présentation de la plateforme
2.1.2. Spectroscopie des photoélectrons X et UV
2.1.2.1. Principe
2.1.2.2. Présentation de la plateforme
2.1.2.3. Caractérisation d’un empilement atomique
2.1.3. Spectroscopie par torche plasma
2.1.4. Loi de mélange
2.1.4.1. Principe
2.1.4.2. Exemples d’application
2.2. Étude de la composition atomique
2.2.1. Bases de connaissance
2.2.1.1. Données XPS
2.2.1.2. Précédentes estimations de la composition
2.2.2. Nouvelles analyses
2.2.2.1. Détermination de la composition
2.2.2.2. Étude de la composition sur l’épaisseur
2.3. Étude de la bande de valence
2.4. Conclusion
2.5. Références
Chapitre 3 Propriétés optiques des couches minces d’a-YBCO de l’ultraviolet à l’infrarouge moyen
3.1. Généralités
3.1.1. Objectifs de l’étude des propriétés optiques
3.1.2. Énergies de gaps optiques
3.1.3. Interférences dans les couches minces
3.2. Techniques expérimentales et traitements associés
3.2.1. Spectrophotométrie
3.2.1.1. Transmittance et réflectance
3.2.1.2. Spectromètre à dispersion
3.2.1.3. Spectromètre à transformée de Fourier
3.2.1.4. Comment déterminer le coefficient d’absorption ?
3.2.1.5. Comment déterminer l’indice optique ?
3.2.2. Ellipsométrie
3.2.2.1. Principe
3.2.2.2. Ellipsomètre spectrométrique à angle variable
3.2.2.3. Substrats
3.3. Résultats et interprétations
3.3.1. Étude des substrats de l’UV au MIR en spectrophotométrie
3.3.1.1. Introduction
3.3.1.2. Substrat de MgO
3.3.1.3. Substrat de Kapton®
3.3.1.4. Substrat d’AgBr
3.3.1.5. Substrat de CsI
3.3.1.6. Conclusion
3.3.2. Étude des films d’a-YBCO de l’UV au MIR en spectrophotométrie
3.3.2.1. Introduction
3.3.2.2. a-YBCO sur MgO
3.3.2.3. a-YBCO sur Kapton®
3.3.2.4. a-YBCO sur AgBr
3.3.2.5. a-YBCO sur CsI
3.3.2.6. Conclusion
3.3.3. Détermination des gaps optiques
3.3.3.1. Introduction
3.3.3.2. Rôle du substrat
3.3.3.3. Rôle de l’épaisseur
3.3.3.4. Extraction des gaps optiques
3.3.3.5. Discussion
3.3.3.6. Conclusion
3.3.4. Détermination de l’indice optique complexe ñ
3.3.4.1. Estimation de n avec la méthode de l’étalon de Fabry-Pérot
3.3.4.2. Détermination de n et  par ellipsométrie
3.3.4.3. Détermination de n et  par la méthode de Forouhi-Bloomer
3.4. Conclusion
3.5. Références
Chapitre 4 Techniques expérimentales des pixels-détecteurs
4.1. Conception et fabrication des pixels-détecteurs
4.1.1. Architecture des pixels-détecteurs
4.1.2. Masques optique et électronique
4.1.3. Conception d’un masque optique pour la réalisation de matrices
4.1.4. Procédés de fabrication en salle blanche
4.2. Instrumentations de caractérisation
4.2.1. Banc de mesure électrique et optique
4.2.1.1. Présentation
4.2.1.2. Descriptif des appareils de mesure
4.2.2. Évolutions du banc de mesure optique
4.2.3. Banc de descente en température
4.3. Méthodes et programmes de caractérisation
4.3.1. Caractérisations électriques
4.3.1.1. Mesure des caractéristiques courant-tension
4.3.1.2. Réponse fréquentielle électrique
4.3.2. Caractérisation fréquentielle optique
4.3.3. Caractérisation du bruit
4.3.3.1. Mesures de bruit avec un détecteur synchrone
4.3.3.2. Mesures de bruit avec un analyseur de spectre
4.3.3.3. Comparaison des méthodes de mesure du bruit
4.4. Conclusion
4.5. Références
Chapitre 5 Études électriques et optiques des pixels-détecteurs
5.1. Présentation des pixels-détecteurs
5.2. Études sur le comportement électrique
5.2.1. Étude du contact métal / a-YBCO
5.2.1.1. Rappels sur les contacts métal / semi-conducteur
5.2.1.2. Contact Schottky : hauteur de barrière et densité de courant
5.2.1.3. Mesures en transport électrique DC
5.2.1.4. Capacité Schottky
5.2.1.5. Réponse fréquentielle électrique
5.2.2. Étude du transport de charge
5.2.2.1. Rappels sur la conduction dans les semi-conducteurs amorphes
5.2.2.2. Mécanismes de conduction dans a-YBCO
5.3. Étude du comportement pyroélectrique
5.3.1. Effet pyroélectrique
5.3.1.1. Origines microscopiques
5.3.1.2. Matériaux pyroélectriques
5.3.1.3. Manifestation macroscopique du courant pyroélectrique
5.3.2. Discussion de l’effet pyroélectrique dans YBCO
5.3.2.1. Mises en évidence de l’effet pyroélectrique
5.3.2.2. Réfutation d’autres effets physiques possibles
5.3.3. Méthodes de détermination des paramètres thermiques
5.3.3.1. Estimation du coefficient pyroélectrique
5.3.3.2. Estimation de la conductance thermique
5.3.3.3. Estimation de la capacité thermique
5.3.3.4. Récapitulatif
5.3.4. Modélisation standard de détecteur pyroélectrique
5.3.4.1. Réponses fréquentielles optiques
5.3.4.2. Modèle pyroélectrique standard
5.3.4.3. Origines du courant capacitif
5.3.4.4. Considérations géométriques qualitatives
5.3.4.5. Limites du modèle pyroélectrique standard
5.3.5. Modélisation avancée du détecteur pyroélectrique en a-YBCO
5.3.5.1. Dépendance fréquentielle
5.3.5.2. Application à un pixel-détecteur planaire
5.4. Étude du bruit
5.4.1. Sources de bruits
5.4.1.1. Rappels
5.4.1.2. Origines des bruits électroniques
5.4.1.3. Bruit de Johnson
5.4.1.4. Bruit de grenaille
5.4.1.5. Bruit de génération-recombinaison
5.4.1.6. Bruit en 1/f
5.4.2. Mesures du bruit des pixels-détecteurs
5.5. Résumé des performances
5.6. Conclusion
5.7. Références
Conclusion générale
Perspectives

Télécharger le rapport complet