Lasers a cascade quantique

Principales applications des sources Infrarouge

Télécommunications

La télécommunication en espace libre est une application émergente des sources dans le moyen infrarouge. En effet, l’atmosphère a trois fenêtres de transmission principale : Bande I, Bande II, et Bande III, dans lesquelles la transmission de l’information peut être faite sans distorsion (faible diffusion Rayleigh et faible perturbation atmosphérique). Le principal intérêt d’une telle application consiste à proposer une solution pour aider le domaine des télécommunications à répondre à une demande croissante de transmission de données en ouvrant de nouveaux canaux de transmission de l’information.

Spectroscopie

Beaucoup d’applications des sources dans l’infrarouge reposent sur la spectroscopie d’absorption de molécules de gaz. En effet, les signatures moléculaires de la plupart des molécules qu’on cherche à détecter se trouvent dans le moyen infrarouge. Dans le proche infrarouge, les raies d’absorption des différentes molécules sont des harmoniques de celles fondamentales présentes dans le moyen infrarouge. Donc les amplitudes des raies d’absorption dans la bande II et III sont beaucoup plus grandes et sont ainsi plus simplement exploitables que celles dans la bande I. Les systèmes de spectroscopie avec des sources dans l’infrarouge auront donc des sensibilités très élevées (quelques parties par milliard), et la détection des molécules précurseurs d’explosifs et des drogues devient plus efficace. Ces applications intéressent par exemple les services de sécurité dans les aéroports.

Sécurité et Défense

Les contre mesures optiques représentent la deuxième grande application des sources dans l’infrarouge. En effet, les détecteurs dans le moyen infrarouge sont très répandus dans le domaine militaire. Une source efficace dans le moyen infrarouge peut alors servir pour aveugler le détecteur et créer une diversion , nous avons donné un exemple de ce type d’application. Il s’agit d’aveugler un missile équipé de détecteur infrarouge lui permettant de détecter la source de chaleur que représente le réacteur de l’avion. L’utilisation d’un laser dans la bande adaptée va permettre de brouiller le détecteur.

Diodes lasers dans l’infrarouge

Depuis la démonstration dans les années 1970 des lasers semiconducteurs basés sur des doubles hétérostructures ou sur un puits quantique, les recherches pour avoir des sources lasers émettant dans des longueurs d’onde plus grandes que celles obtenues jusque là n’ont pas abouti à des sources efficaces qui fonctionnent en mode continu (CW) à température ambiante.
Les premiers lasers semi-conducteurs dans l’infrarouge étaient des lasers bipolaires qui font intervenir une recombinaison entre un électron de la bande de conduction et un trou de la bande de valence. La longueur d’onde d’émission du laser est fixée dans ce cas par l’énergie du gap du matériau utilisé. Ainsi, des matériaux à faible énergie de gap, comme ceux contenant de l’antimoine (Sb) ou du InAs épitaxié sur GaSb ou InAs, ont été utilisés. Pour ce faire, la bande de valence et de conduction peuvent être alignées de différentes manières. Les premières diodes lasers étaient basées sur un schéma d’alignement de bande de type I. Leur principale limitation vient du fort courant seuil qui empêche le fonctionnement en mode continu. Ceci est dû au grand taux de recombinaison non radiative par le mécanisme d’Auger. La probabilité de ce mécanisme augmente en augmentant le dopage ou la température et avec l’utilisation de semi-conducteurs à petit gap nécessaire pour l’émission infrarouge.
Une solution à ce problème est d’utiliser un alignement de bande en type II ou III que permettent d’obtenir les matériaux contenant l’antimoine. Cependant, on est face à un problème d’un autre genre qui est la faible efficacité de la transition radiative. En effet dans ce cas, les électrons localisés dans le matériau puits et les trous localisés dans le matériau barrière sont spatialement séparés. Donc le recouvrement entre les fonctions d’ondes des porteurs n’est pas bon. Pour remédier à cet inconvénient, les super-réseaux ont été proposés pour augmenter l’efficacité de la transition optique en augmentant le recouvrement entre les fonctions d’onde des trous et électrons. Cependant, dans ce cas le courant seuil du laser est plus grand comparé à celui des lasers basés sur un seul puits quantique. Une autre solution possible est les zones actives dites en «W» . La zone active de ce laser est basée sur InAs/GaInSb/InAs : deux puits de InAs pour les électrons entourés par deux barrières de GaInSb le tout déposé par épitaxie sur InAs. Cet agencement de couches donne à la bande de conduction et de valence une forme de «W» et rend la transition optique verticale dans l’espace réel.

Lasers à cascade quantique

En 1971, deux chercheurs russes : R.F.Kazarinov et R.A.Suris ont proposé un modèle théorique pour observer l’amplification de la lumière infrarouge dans les super-réseaux de semi-conducteur . Ils imaginèrent alors une structure périodique dans laquelle, suite à l’application d’un champ électrique, peut avoir lieu une inversion de population entre deux états localisés dans deux puits adjacents séparés par une barrière tunnel de la structure.
L’interaction entre ces deux états peut être modifiée en changeant seulement l’épaisseur de la barrière qui sépare les deux puits.
Cependant, les sources lasers émettant en infrarouge sont restées pendant plusieurs années basées sur les transitions interbandes pour deux raisons essentielles. La première est le fait que le modèle de R.F.Kazarinov et R.A.Suris était très difficile à obtenir expérimentalement par suite de formation de domaines électriques instables . Le champ électrique n’étant pas homogène sur toute la structure, l’inversion de population aura lieu dans un point instable de la courbe courant-tension. La deuxième est la difficulté théorique d’inverser la population entre sous bandes dès que la différence d’énergie de la transition dépasse celle d’un phonon longitudinal optique. Dans ce cas le temps de transition par émission de phonon LO est beaucoup plus court que celui de l’émission spontanée. Le niveau haut se dépeuple par une transition non radiative.
C’est grâce à l’amélioration considérable dans les méthodes de dépôt des couches de matériaux (par MBE (Molecular Beam Epitaxy) et plus récemment MOCVD (Molecular Organic Chemical Vapor Deposition)) que les lasers à cascade quantique ont pu être réalisés pour la première fois aux AT&T Bell Labs au cours de l’année 1994. Ces progrès ont, en effet, rendu possible une ingénierie de bande très précise à l’échelle atomique et ont permis d’observer des phénomènes quantiques et de modifier les propriétés optiques et celles du transport électronique dans le composant de manière unique.

Guide d’onde dans l’infrarouge

Comme nous l’avons remarqué plus haut, quand l’absorption devient négative dans le milieu on parle d’un milieu à gain. Ceci est possible lorsque, dans les états impliqués dans la transition optique, la population de l’état énergétiquement le plus haut est plus grande que celle de l’état le plus bas. La présence de gain dans le milieu va permettre d’amplifier un signal optique ayant une énergie proche de l’énergie de la transition optique, il est possible d’inverser la population et d’obtenir un milieu à gain.
Dans cette partie nous aborderons un autre élément très important dans le fonctionnement de notre composant qui est la cavité optique. En effet pour pouvoir faire fonctionner en laser un milieu à gain, il doit y avoir une contre réaction sur le signal amplifié. Le rôle de la cavité optique est d’augmenter l’interaction entre les porteurs et la lumière par confinement du champ électromagnétique. La géométrie parallélépipédique permet de découpler le champ électrique selon les différents axes du guide. Selon l’axe x, on trouve les modes de la cavité Fabry-Pérot qui est délimitée par les deux miroirs aux facettes du laser. Ce sont des modes stationnaires qui restent identiques (amplitude et phase) après un aller retour dans la cavité.
Selon l’axe y on trouve les modes latéraux, dans notre cas on essaiera de conserver un caractère monomodal latéral des lasers que nous avons étudiés.

Table des matières

INTRODUCTION
I CHAPITRE I : ETAT DE L’ART ET PREMIERS ELEMENTS DE MODELISATION
I.A. PRINCIPALES APPLICATIONS DES SOURCES INFRAROUGE
I.A.1. Télécommunications
I.A.2. Spectroscopie
I.A.3. Sécurité et Défense
I.B. DIODES LASERS DANS L’INFRAROUGE
I.C. LASERS A CASCADE QUANTIQUE
I.C.1. PRINCIPE DE FONCTIONNEMENT ET ETAT DE L’ART
I.C.2. Modèle simple à trois niveaux et règles de dessins usuelles
I.D. MODELE COMPLET DU LCQ POUR LA SIMULATION DU TRANSPORT
I.D.1. Modèle à trois bandes
I.D.2. Effet des contraintes
I.D.3. Paramètres matériaux utilisés
I.E. DIFFERENTS MODELES DE TRANSPORT DANS LES LCQ
I.E.1. Transport en mini-bande
I.E.2. Saut d’électron entre états de Wannier-Stark
I.E.3. Effet tunnel séquentiel
I.F. CALCUL DES TEMPS DE TRANSITION ET DIFFERENTS MECANISMES DE DIFFUSION
I.F.1. Emission et absorption des phonons
I.F.1.a. Phonon LO
I.F.1.b. Phonon LA
I.F.2. Désordre d’alliage
I.F.3. Diffusion par la rugosité d’interface
I.F.4. Diffusion par les impuretés
I.F.5. Schrödinger-Poisson
I.G. CONCLUSION
REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES
II. CHAPITRE II : TEMPERATURE ELECTRONIQUE DANS LES LASERS A CASCADE QUANTIQUE
II.A. APPROCHE MACROSCOPIQUE DU PROBLEME
II.B. APPROCHE MICROSCOPIQUE DU PROBLEME 
II.B.1. Bilan énergétique
II.B.1.a. Limite basses températures électroniques
II.B.1.b. Limite hautes températures électroniques
II.B.2. Calcul de la température électronique dans les hétérostructures complexes
II.B.2.a. Hypothèses
II.B.2.b. Equations bilans discrétisées
II.B.3. Effet des mécanismes de diffusion des électrons
II.B.3.a. Apport énergétique par mécanisme
1. Phonons
2. Mécanismes élastiques
II.B.3.b. Application au calcul de la température électronique
II.B.4. Comparaison expérience-calcul
II.B.5. Comparaison InGaAs-AlGaAs
II.B.6. Influence de la longueur d’onde et de la discontinuité de bande sur la température électronique
II.B.6.a. Effet de la longueur d’onde (GaInAs/InAlAs)
II.B.6.b. Cas du GaAs/AlxGa1-xAs
II.B.7. Effet de la densité de dopage
II.C. CONCLUSION
REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES
III CHAPITRE III : PROPRIETES OPTIQUES DES LASERS A CASCADE QUANTIQUE 
III.A. CALCUL DES PROPRIETES OPTIQUES LINEAIRES DES LCQ
III.A.1. Temps de vie stimulé
III.A.2. Absorption et gain linéaire
III.A.2.a. Règles de sélection
III.A.2.b. Absorption linéaire
1. Force d’oscillateur et règle de somme
2. Quel type d’élargissement pour le gain linéaire ?
3. Calcul de la taille de l’élargissement
4. Elargissement apparent du gain
5. Effet de la température
6. Discussion
III.B. GUIDE D’ONDE DANS L’INFRAROUGE 
III.B.1. Facteur de recouvrement du guide
III.B.2. Pertes optiques du guide
III.B.2.a. Effets intrinsèques : Pertes par porteurs libres
III.B.2.b. Pertes extrinsèques
III.B.3. Equation bilan porteurs-photons
III.B.3.a. Photo-courant
1. Photocourant du laser sans tension appliquée
2. Effet de la présence de photons sur le courant de la structure
III.B.3.b. Saturation de gain
1. Effet de l’échauffement des porteurs
2. Détermination d’une expression approchée du facteur de compression du gain dans les LCQ
III.C. APPLICATION AU CALCUL DE LA PUISSANCE OPTIQUE DANS LES LCQ
III.D. EFFET DE LA SATURATION DU GAIN
III.E. CONCLUSION
REFERENCES BILBLIOGRAPHIQUES
IV CHAPITRE IV : OPTIMISATION DES LASERS A CASCADE QUANTIQUE
IV.A. POURQUOI LES DESSINS INJECTEUR COURT
IV.B. LASER EMETTANT DANS LA BANDE III
IV.B.1. Optimisation de la région active
IV.B.1.a. Optimisation en saturation de gain
IV.B.1.b. Etude théorique du guide d’onde
IV.B.2. Résultats expérimentaux et comparaison avec le calcul
IV.B.2.a. Réalisation pratique et étapes technologiques
IV.B.2.b. Résultats expérimentaux
1. Effet de la taille transverse du ruban
2. Effet du rapport cyclique
IV.B.2.c. Comparaison calcul expérience
IV.B.3. Discussion et voie d’amélioration
IV.C. LASER EMETTANT DANS LA BANDE II
IV.C.1. Structure émettant à 5 µm
IV.C.1.a. Description du dessin
IV.C.1.b. Comparaison modèle expérience
IV.C.1.c. Optimisation de la structure
IV.C.2. Dessin de la structure émettant à 4µm
IV.D. CONCLUSION 
REFERENCES BIBLIOGRAPHIQUES
CONCLUSION
V ANNEXE : COMPLEMENT DE MODELISATION
A. PARAMETRISATION EMPIRIQUE DES COURBES P(I)
B. FIT EMPIRIQUE DES DEPENDANCES EN TEMPERATURE D’UN LASER A 11 µM
C. FIT EMPIRIQUE DES DEPENDANCES EN TEMPERATURE D’UN LASER A 8 µM
D. EXTRAPOLATION DES PUISSANCES CW POUR UN EMETTEUR UNIQUE : APPLICATION AU CAS DES LASERS QCL EN BANDE III
E. EXTRAPOLATION AU FONCTIONNEMENT CW DE BARRETTES MULTI-EMETTEURS EN
BANDE III
F. CONCLUSION

Télécharger le rapport complet