Soutenance mémoire
A la fin du XIXe siècle, la physique connut ce qu’il n’est pas exagéré d’appeler une révolution scientifique qui allait faire progresser l’humanité d’une manière considérable tant en termes de connaissance et de savoir que de technologie. S’appuyant sur de nombreux travaux de chercheurs, physiciens et ingénieurs spécialisés dans l’électricité et le magnétisme tels que Faraday, Gauss, Volta, Ampère, et bien d’autres, Maxwell unifia l’électricité et le magnétisme en une seule théorie : la célèbre théorie de l’électromagnétisme. De ces travaux découlent les plus grandes avancées de la science moderne et la seconde révolution scientifique du début du XXe siècle qui permit à Einstein d’élaborer sa célèbre théorie de la relativité restreinte et générale et à Planck, Bohr, Heisenberg, Schrödinger et d’autres d’établir les lois de la mécanique quantique. Maxwell avait donc ouvert le champ des possibles avec la théorie de l’électromagnétisme. Aujourd’hui, le spectre électromagnétique est encore l’objet de nombreuses études scientifiques. Même si de nombreux phénomènes électromagnétiques sont actuellement bien maîtrisés à la fois scientifiquement et technologiquement, il reste toutefois des régions du spectre électromagnétique qui font l’objet de recherches intenses dans de très nombreux laboratoires partout dans le monde.
Parmi les études actuelles de l’électromagnétisme, la gamme Térahertz (THz) constitue une région spectrale intéressante. Le THz se situe à la frontière entre l’optique de l’infrarouge lointain et l’électronique des fréquences micro-ondes. Communément, on délimite cette région du spectre entre 0,1 THz et 10 THz. En termes de longueur d’onde, cela correspond à une région située entre 30 µm et 3 mm. C’est pourquoi les ondes THz sont également appelées ondes submillimétriques. Le terme angliciste désigne également les ondes THz par T-rays. Il s’agit donc d’un domaine fréquentiel qui possède à la fois l’avantage et l’inconvénient de se situer entre le domaine purement optique et le domaine purement électronique. Avantage car les principes et les techniques très divers et variés de ces deux disciplines peuvent être exploités pour l’exploration du THz ; inconvénient car quelle que soit la technique utilisée, les puissances générées sont généralement faibles et les méthodes de détection sont souvent confrontées à l’ultra rapidité des signaux, ce qui nécessite soit des technologies à très basse température soit des techniques de couplage opto-électronique ou électro-optique. Aujourd’hui, au bout de dizaines d’années de recherche, le THz connaît un essor impressionnant et arrive pratiquement à maturité technologique pour des développements commerciaux. Les nombreuses applications en constante progression telles que les applications télécom, spectroscopiques, spatiales, ou pour les industries de la sécurité, de l’imagerie et du contrôle non destructif laissent entrevoir de belles perspectives d’avenir.
Parmi les méthodes de génération de signaux THz, on distingue les sources de rayonnement continues et impulsionnelles. Le continu peut être produit par des techniques optiques telles que le laser à cascade quantique, les lasers moléculaires, les photomélangeurs, ou par des techniques électroniques telles que, par exemple, les diodes Gunn ou Impatt, les résonateurs, les oscillateurs, la génération d’harmoniques par multiplication, ou les carcinotrons. Généralement, la détection de signaux THz continus s’effectue alors par voie bolométrique ou pyroélectrique ou bien par des méthodes électro-optiques.
Le domaine THz : sources, détecteurs et applications
Le « gap » THz
La gamme de fréquences du spectre électromagnétique comprise entre 0,1 THz et 10 THz constitue ce que l’on appelle le domaine THz. Les difficultés de produire des sources puissantes, efficaces et fiables et celles d’établir une détection simple d’utilisation lui valent ce qualificatif de « gap » THz ou « fossé » THz [1].
D’un côté du gap on cherche à augmenter les fréquences des sources électroniques et de l’autre côté on cherche à émettre des photons de plus faible énergie que les sources optiques habituelles. Ces difficultés d’émission et de détection THz s’expliquent en analysant l’énergie des photons mis en jeu (de 0,42 à 41,5 meV). Rappelons que l’élargissement thermique kT à température ambiante est de 25 meV. Ainsi, il est compliqué d’un point de vue optique de générer des photons THz par transition électronique de niveaux énergétiques ou par rayonnement thermique. Cela n’a pas empêché Townes et Schawlow de générer du THz en découvrant en 1953 le maser qui a permis l’émergence des lasers. Le premier laser fut en effet un laser moléculaire générant du THz par transitions énergétiques au niveau de molécules d’ammoniac gazeux qui constituaient le milieu amplificateur. Toutefois, l’émergence récente des lasers à cascade quantique a permis la production de rayonnements THz continus et cohérents à bande étroite et avec des puissances acceptables (plusieurs mW). La mise en œuvre de lasers dans le THz reste malgré tout délicate, le laser p-Ge en est un exemple.
D’un point de vue électronique, les limites des hyperfréquences micro-ondes sont également difficilement franchissables. Il devient en effet compliqué de faire osciller des charges électriques à des fréquences dépassant la centaine de GHz. De même les multiplicateurs de fréquence voient leur efficacité chuter fortement lorsque la fréquence d’émission dépasse les quelques centaines de GHz. Les rayonnements obtenus par circulations d’électrons tels que le carcinotron ou Back Wave Oscillator (BWO) sont de puissance convenable et couvrent une bonne partie des fréquences THz, mais leur mise en œuvre reste coûteuse et délicate, et requiert un équipement lourd.
Restent les techniques de génération par couplage opto-électronique ou électro-optique. Dans le cas de l’électro-optique, ce sont des causes électriques qui vont modifier les propriétés optiques d’un système et l’inverse a lieu pour le couplage opto-électronique. L’application dans le domaine THz a été rendue possible depuis peu avec le développement de lasers impulsionnels dont la durée d’impulsion est ultra-brève (de 10 à quelques centaines de femtosecondes). Ainsi, en rendant possible la démodulation de l’impulsion optique, on conçoit qu’il est possible d’obtenir des signaux électriques ultra-rapides permettant de rayonner des impulsions dans le domaine THz. Les antennes photoconductrices, par exemple, générent un rayonnement THz impulsionnel par une technique optoélectronique [3]. Leur mise en œuvre est assez simple dans le principe et l’émission THz est très large-bande, mais cette technique présente de très faibles rendements de conversion et les puissances THz délivrées restent donc très faibles (inférieures ou de l’ordre du µW). De même, avec le développement conjoint des lasers ultra rapides (et donc de puissance crête élevée) et de l’optique non-linéaire, les techniques de mélange de fréquence ont été exploitées pour générer du THz. Bien souvent, comme il s’agit d’effets de couplage ou d’effets non-linéaires d’ordre supérieur, les rendements de conversion sont faibles. Ces techniques de couplage présentent toutefois l’avantage certain d’une plus grande facilité de mise en œuvre et d’une intégration possible de systèmes compacts.
Le photon THz peu énergétique est également difficile à détecter à température ambiante. Dans le cas de détecteurs de rayonnements continus, ce sont généralement des bolomètres, cellules de Golay ou des détecteurs pyroélectriques qui sont employés. Ces techniques nécessitent généralement un équipement lourd de cryogénie car une bonne partie d’entre elles ne fonctionnent qu’aux très basses températures, en raison de leur principe de fonctionnement ou bien pour augmenter leur sensibilité. Elles permettent une mesure quadratique de champ, c’est-à-dire en puissance ou en intensité. De plus, elles présentent l’inconvénient de ne pas donner d’information temporelle ou spectrale sur le rayonnement reçu, il s’agit de détection incohérente.
Les techniques de couplage opto-électroniques et électro-optiques offrent la possibilité de détecter de manière cohérente des signaux THz, et de surcroît d’effectuer une mesure directe et linéaire du champ. L’optique des lasers impulsionnels ultra-brefs permet en effet d’échantillonner point à point dans le domaine temporel les mesures. Ces techniques présentent l’avantage certain de réaliser des mesures résolues temporellement et donc d’obtenir une information spectrale en utilisant les méthodes de Fourier.
Les sources de rayonnement THz
Les sources continues
Les composants électroniques
Les diodes électroniques constituent une méthode de génération directe de rayonnement THz. Elles sont surtout efficaces pour des fréquences inférieures à 1 THz. Les sources traditionnelles telles que les oscillateurs et les amplificateurs sont vite limitées par leurs propriétés intrinsèques, comme le temps de transit des charges et par leurs éléments ayant un effet capacitif. Toutefois, d’importants progrès ont été effectués ces dernières années. Trois principaux types de diodes peuvent être recensés.
Les diodes Gunn sont basées sur un substrat de GaAs ou d’InP. Leur principe repose sur un phénomène de transfert électronique entre les minimas des bandes de conduction des semiconducteurs multi-vallées. Ce temps de transit de l’ordre de la picoseconde constitue l’élément limitatif aux fréquences très élevées. Toutefois, des puissances de 100 mW à 100 GHz ont pu être atteintes sur du GaAs et l’utilisation du second harmonique a permis d’obtenir le milliwatt à 315 GHz [5]. Les diodes IMPATT (ou diode à injection et temps de transit) ont pour principe de fonctionnement le déplacement d’électrons entre les parois d’une capacité plane polarisée. Les porteurs créés par effet d’avalanche oscillent et émettent un rayonnement d’une puissance allant de 100 mW à 100 GHz à 200 µW vers 400 GHz [6]. Enfin, les diodes à tunnel résonant utilisent l’effet tunnel à travers deux hétérojonctions de type InAs/AlSb. Des fréquences atteignant 720 GHz pour une puissance de 300 nW ont été atteintes [7].
Des progrès considérables ont également été effectués concernant la montée en fréquence dans l’utilisation des transistors. Les transistors à haute mobilité (HEMT) et bipolaires permettent de concevoir des oscillateurs et amplificateurs au-delà de 100 GHz. Des amplificateurs à base de HEMT ont même permis d’atteindre quelques 200 mW vers 100 GHz [8].
Les rayonnements par circulation d’électrons
Parmi les systèmes possibles pour la production de rayonnement THz continu, on compte essentiellement deux méthodes de rayonnement par circulation d’électrons. Le backward wave oscillator (BWO) ou Carcinotron est un système qui consiste à émettre des électrons depuis une cathode chauffée vers une anode. Les électrons sont guidés par un fort champ magnétique et décélèrent avant d’arriver à l’anode. Le faisceau d’électrons interagit avec un réseau métallique par l’effet Smith-Purcell [9]. Le mouvement de ces électrons induit un rayonnement électromagnétique dans le sens opposé (d’où le terme « backward ») et dont la fréquence dépend de leur vitesse. Les performances atteintes sont comprises entre 1 W aux basses fréquences et quelques mW au-delà de 1 THz [10].
Les lasers à électrons libres et les rayonnements synchrotron reposent tous deux sur le même principe de fonctionnement. Un faisceau d’électrons est accéléré et sa trajectoire est modifiée à l’aide de champs magnétiques intenses afin qu’il rayonne dans le domaine THz. En modulant la vitesse des électrons, les gammes de fréquences allant des micro-ondes aux rayons X et des puissances élevées peuvent être atteintes (une centaine de W de 0,1 THz à 3 THz [11]). Ces types de dispositifs à circulation d’électrons sont à la fois coûteux et encombrants. Ils nécessitent des équipements et installations telles que l’on ne peut pas les envisager pour des applications commerciales ou industrielles [12].
Génération d’harmoniques
La génération d’harmoniques est une technique largement répandue pour produire un rayonnement THz continu. Une source micro-onde (tube, BWO, diode Gunn ou synthétiseur par exemple) émet un rayonnement millimétrique qui est couplé sur un composant nonlinéaire qui crée des harmoniques de fréquence. La multiplication successive des fréquences permet d’atteindre le THz. Parmi les multiplicateurs, des diodes Schottky, des diodes HBV ou encore des super-réseaux sont utilisés. Des puissances de 1 mW à 800 GHz [13], ou encore de 75 µW à 1,2 THz et 100 nW à 2,7 THz [14] ont pu être atteintes. Ces sources sont parmi les plus utilisées dans le domaine THz.
Le laser moléculaire
Historiquement, les lasers moléculaires sont les premières sources à émettre un rayonnement THz cohérent et monochromatique. Conçus dans les années 1950 avec le développement des masers initié par Townes, Prokhorov, Basov puis Schawlow, ils ont été les précurseurs des lasers émettant dans le visible. De nos jours, il s’agit de sources lasers pompés optiquement par des lasers CO2 de forte puissance (de l’ordre de 150 W), et dont le milieu amplificateur est gazeux. Les gaz moléculaires généralement utilisés sont l’ammoniac, le méthanol, l’acide formique ou encore le difluorométhane. L’émission stimulée repose sur les transitions entre les niveaux roto-vibrationnels des molécules de la cavité. Une centaine de raies d’émission sont connues entre 500 GHz et 4400 GHz [15], [16]. Ces lasers présentent une grande pureté spectrale et des puissances d’émission relativement élevées (plusieurs dizaines de mW), mais ce sont encore des systèmes très complexes et peu stables [17]. Afin d’utiliser cette source pour des applications spectroscopiques, l’émission a été rendue accordable par la technique de génération de bandes latérales. Un mélange d’ondes est réalisé à l’aide d’un élément nonlinéaire, de type diode Schottky, entre l’émission laser et le signal provenant d’une source micro-ondes accordable [18]. Cette technique a contribué à la réalisation de nombreuses études spectroscopiques sur les spectres de rotation/vibration de molécules.
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Table des matières
INTRODUCTION
CHAPITRE 1 CONTEXTE ET OBJECTIF DE L’ETUDE
I – LE DOMAINE THZ : SOURCES, DETECTEURS ET APPLICATIONS
I.1- Le « gap » THz
I.2- Les sources de rayonnement THz
I.2.1- Les sources continues
I.2.2- Les sources impulsionnelles
I.3- Les différents types de détection
I.3.1- Détection cohérente
I.3.2- Détection incohérente
I.4- Applications du THz
II – PROBLEMATIQUES, OBJECTIFS ET ENJEUX DE L’ETUDE
II.1- Système intégré de génération-détection d’impulsions THz par photocommutation à 1,55 µm
II.2- Principe et modèle physiques des antennes photoconductrices
II.2.1- L’antenne photoconductrice émettrice
II.2.2- L’antenne photoconductrice réceptrice
II.3- Propriétés requises pour la photocommutation à 1,55 µm
II.3.1- Propriétés des matériaux semi-conducteurs adaptés à la photocommutation à 1,55 µm
II.3.2- Conception et fabrication d’antennes photoconductrices
III – ETAT DE L’ART DES ANTENNES PHOTOCONDUCTRICES FONCTIONNANT A 1,55 µM
III.1- Les dispositifs sur matériaux In0,53Ga0,47As massifs
III.2- Les dispositifs sur matériaux à multicouches
III.3- Les dispositifs sur matériaux quaternaires InGaAsP
III.4- Bilan et conclusion
CHAPITRE 2 FABRICATION DE MATERIAUX SEMI-CONDUCTEURS ADAPTES A LA PHOTOCOMMUTATION A 1,55 µM
I – LA FILIERE DE BASE : IN0,53GA0,47AS/INP
I.1- Le choix de la filière In0,53Ga0,47As/InP
I.2- L’épitaxie par jets moléculaires d’alliages ternaires III-V
I.3- Croissance EJM et propriétés des couches In0,53Ga0,47As à température standard
II – CROISSANCE DE L’INGAAS A BASSE TEMPERATURE
II.1- Couches basse température à différentes températures de croissance
II.2- Couches basse température dopées Béryllium
III – IMPLANTATION ET IRRADIATION IONIQUES DES COUCHES INGAAS FABRIQUEES A TEMPERATURE STANDARD
III.1- Principes et effets du bombardement d’ions sur une couche semi-conductrice
III.1.1- Le bombardement d’ions sur un matériau semi-conducteur
III.1.2- Paramètres et effets d’un bombardement ionique
III.2- Irradiation d’ions Brome
III.3- Implantation d’ions Hydrogène et Fer
III.3.1- Implantation d’ions Hydrogène
III.3.2- Implantation d’ions Fer
IV – CARACTERISATIONS ELECTRIQUES DES MATERIAUX FABRIQUES
IV.1- Mesure de résistivité avec quatre pointes en ligne
IV.2- Mesure de la résistivité et de la mobilité par la méthode de Van der Pauw et l’effet Hall
V – RESULTATS DES MESURES ELECTRIQUES ET DISCUSSION
V.1- Echantillons InGaAs fabriqués à basse température
V.2- Echantillon InGaAs irradié par des ions Brome
V.3- Echantillons InGaAs implantés par des ions Hydrogène
V.4- Echantillons InGaAs implantés par des ions Fer
VI – CONCLUSION
CHAPITRE 3 CARACTERISATION OPTIQUE DES MATERIAUX FABRIQUES
I – MESURE DES TEMPS CARACTERISTIQUES DES PORTEURS PAR MESURE DE REFLEXION ET TRANSMISSION RESOLUE EN TEMPS
I.1- Description qualitative de l’expérience
I.2- La source laser
I.3- Description phénoménologique de l’expérience
I.3.1- Impulsions gaussiennes en limite de Fourier
I.3.2- Variation temporelle des coefficients de réflexion et de transmission
II – PRINCIPES PHYSIQUES MIS EN JEU ET MODELES
II.1- Modèle de Drude pour l’expression des coefficients de réflexion et de transmission
II.2- Comportement dynamique des porteurs libres η(t)
II.3- Comparaison des variations des coefficients de réflexion et de transmission
II.4- Remplissage de bandes, réduction du bandgap et absorption des porteurs libres
III – RESULTATS OBTENUS POUR UNE COUCHE IN0,53GA0,47AS INTRINSEQUE CRUE A TEMPERATURE STANDARD
III.1- Mesure spectrale du coefficient d’absorption
III.2- Mesure des temps caractéristiques en transmission
IV – RESULTATS OBTENUS POUR LA COUCHE INGAAS IRRADIEE BROME
IV.1- Mesure spectrale du coefficient d’absorption
IV.2- Mesure des temps caractéristiques en réflexion et en transmission
V – RESULTATS OBTENUS POUR LES ECHANTILLONS INGAAS IMPLANTES PAR DES IONS FER
V.1- Mesure spectrale du coefficient d’absorption
V.2- Mesure des temps caractéristiques en réflexion et en transmission
VI – RESULTATS OBTENUS POUR LES ECHANTILLONS INGAAS IMPLANTES PAR DES IONS HYDROGENE
VI.1- Mesure spectrale du coefficient d’absorption
VI.2- Mesure des temps caractéristiques en réflexion et en transmission
VII – RESULTATS OBTENUS POUR LES COUCHES INGAAS-BASSE TEMPERATURE
VII.1- Couches In0,53Ga0,47As basse température à différentes températures de croissance
VII.1.1- Mesure spectrale des coefficients d’absorption
VII.1.2- Mesure des temps caractéristiques en réflexion et en transmission
VII.2- Couches In0,53Ga0,47As basse température (200°C) dopées Béryllium
VII.2.1- Mesure spectrale des coefficients d’absorption
VII.2.2- Mesure des temps caractéristiques en réflexion et en transmission
VIII – BILAN ET CONCLUSION
CHAPITRE 4 DISPOSITIFS INTEGRES POUR LA GENERATION ET LA DETECTION DE SIGNAUX THZ IMPULSIONNELS
I – FABRICATION DES DISPOSITIFS
I.1- Présentation du masque
I.2- Fabrication des antennes photoconductrices métalliques
I.3- Intégration des dispositifs sur des supports optiques
II – CARACTERISTIQUES COURANT-TENSION DES ANTENNES
II.1- Caractéristiques statiques I(V) à l’obscurité
II.2- Mesures électriques sous éclairement
III – MESURE DE TEMPS D’ETABLISSEMENT DU COURANT MOYEN SOUS ECLAIREMENT
III.1- Temps d’établissement du courant d’éclairement en fonction de la puissance optique d’excitation des antennes
III.2- Temps d’établissement du courant d’éclairement en fonction de la distance inter-électrodes
III.3- Interprétation possible du phénomène d’établissement lent du courant moyen d’éclairement
IV – MONTAGE D’EMISSION-DETECTION THZ AVEC UNE DETECTION OPTOELECTRONIQUE A ANTENNE PHOTOCONDUCTRICE
IV.1- Présentation du montage optique
IV.2- Résultats obtenus avec un laser femtoseconde émettant à 800 nm
V – MONTAGE D’EMISSION-DETECTION THZ AVEC UNE DETECTION BOLOMETRIQUE
VI – CONCLUSION ET PERSPECTIVES
CONCLUSION GENERALE
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