Chapitre 2 : Dépôt par plasma, dispositif expérimental et ...csidoc.insa-lyon.fr/these/2006/jeannot/4_chapitre_2.pdf · Chap. II Techniques de caractérisation 49 Chapitre 2 :

Chap. II Techniques de caractérisation

49

Chapitre 2 : Dépôt par plasma, dispositif expérimental et caractérisation des matériaux.


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51

Introduction :

Ce chapitre est consacré aux techniques de caractérisation et à la description des prés-

requis 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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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.

TkmvE bc 23

21 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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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

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛= 2

0

...

enTk

e

ebDe

ελ Équation 2-2: Longueur de Debye


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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.


55

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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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).

0

2

21

επ k

kpk m

enF = avec k=e pour l’électron ou i pour l’ion. 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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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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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).

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

2 chargeurs

de wafers

Robot de

transfert

Chambre de

refroidissement

Chambre C

Chambre A

Chambre B


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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.

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 .

Entrée des wafers

Arrivée des gaz

Pompage

(vide)

masse

Tension RF


60

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.


61

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.


62

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:

p

pp E

Er

'= Équation 2-4

∆== isp err ψρ tan/ Équation 2-5

s

ss E

Er '= 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.


63

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 :

Φ⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛+−+Φ= 2

2

tan111sin

ρρN Équation 2-7

- 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 :


64

∫ −=

022

)(2)( dssskPn

ωω

πω 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 semi-

conducteurs.

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

∞


65

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 :

'.)(

2

2

CEBEEEA

k gfb +−

−= Équation 2-9

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] :

)()(

)(2

gg

tTL EEEEE

AEk −Θ−

= 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.


66

0

0,5

1

1,5

2

2,5

3

3,5

0 1 2 3 4 5 6Echantillon

Ener

gie

(eV)

Ellipsométrie Jellison

Ellipsometie Forhoui

Spectrophotometrie gap deTauc

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.


67

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 .

θprisme θ

A

I

B I' θc

neffn

« Espace guide

Substrat

Prisme

Figure 2-7 : Principe du couplage par prisme.

)90)arcsin(sin(arcsin(i °−+=prisme

effiprismeprisme n

nn θθ 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


68

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 :

πλπ m

NnnN

NnnN

Nneif

si

if

ciif +⎟

⎟

⎠

⎞

⎜⎜

⎝

⎛

−−

+⎟⎟

⎠

⎞

⎜⎜

⎝

⎛

−−

=− 22

22

22

2222

0

arctanarctan2 Équation 2-12

En polarisation TM :

πλπ m

NnnN

n

n

NnnN

n

nNne

if

si

s

f

if

ci

c

fif +⎟

⎟

⎠

⎞

⎜⎜

⎝

⎛

−−

+⎟⎟

⎠

⎞

⎜⎜

⎝

⎛

−−

=− 22

22

2

2

22

22

2

222

0

arctanarctan2 Équation 2-13

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


69

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

pertes des guides.

Angle d’incidence (U.A)

Inte

nsité

(U.A

)


Inte

nsité

(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.


70


Inte

nsité

(U.A

)


Inte

nsité

(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

prisme. Le photodétecteur est alors retiré de manière à laisser la place à la fibre collectrice.

Distance (cm)

Inte

nsité

(U.A

)

Distance (cm)

Inte

nsité

(U.A

)

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


71

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 :

ρ=∇ D. Équation 2-16

0. =∇ B Équation 2-17

tBE

∂∂−=∧∇ Équation 2-18


72

jtDH +

∂∂=∧∇ 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 :

02

22 =

∂∂−∇

tEµE ε Équation 2-20

02

22 =

∂∂−∇

tBµB ε Équation 2-21

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 :

nc

µc

µv

rr

===εε

11 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 :

02

22

2

2

=∂∂−∇

tEE

nc

Équation 2-23

02

22

2

2

=∂∂−∇

tBB

nc

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 :

( ) )Re(, 0tjjkxeeEtxE ω−= 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

.2 fπω = 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 :


73

n1

n2

n3

x

y z

nc

k=ω

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

sur un substrat semi-infini d’indice n1, recouverte d’un

superstrat d’indice n3 tel que :n2>n1>=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 :

- 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).

yjyy Enk

zE

xE 2

2

2

2

2

)(−=∂

∂+

∂∂

j=1,2ou 3 Équation 2-28

Les solutions sont de la forme )exp().exp( zikxik jzjx+−

+− ; en les injectant dans l’équation 2-28,

on obtient : 222 )( jjzjx knkk =+ j=1,2ou 3 Équation 2-29

Les conditions aux interfaces imposent des composantes longitudinales du vecteur d’onde

identiques dans les trois milieux :

β=== zzz kkk 321 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 :

( )21

22 β−= jjx knk j=1,2ou 3 Équation 2-31

Les cas varient alors selon la valeur de β:

i. β est réel :

Figure 2-11: guide d’onde


74

- 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.

-kn2 -kn1 -kn3 kn3 kn1 kn2

Modes de radiation évanescents

Modes guidés

Modes de radiation se propageant

Modes guidés

Re(β)

Im(β)

Figure 2-12 : Modes d’un guide plan en fonction de la valeur de β


75

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

des guides 2D [Kogelnik90] Cependant, dans le cas de

structures confinées en 2 dimensions, il n’existe pas de mode

guidés purement TE ou TM : chaque mode guidé possède une

composante majoritaire (TE ou TM) et une composante

minoritaire (resp. TM ou TE), on parle alors de mode quasi TE

ou quasi TM (Voir figure 2-14).

Composante du champs H selon x (TM) Composante du champ H selon y (TE)Composante du champs H selon x (TM) Composante du champ H selon y (TE)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.

y

x

-z

Figure 2-13 : guide d’onde


76

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.


77

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).

ε(ny-1,0)

ε(ny,0)

y

py(0)

px(nx)

ε(0,0) ε(0,1) ε(0,j-1) ε(0,j) ε(0,nx-1) ε(0,nx)

ε(1,0) ε(1,1) ε(1,j-1) ε(1,j) ε(1,nx-1) ε(1,nx)

ε(i-1,0) ε(i-1,1) ε(i-1,j-1) ε(i-1,j) ε(i-1,nx-1) ε(i-1,nx)

ε(i,0) ε(i,1) ε(i,j-1) ε(i,j) ε(i,nx-1) ε(i,nx)

ε(ny-1,1) ε(ny-1,j-1) ε(ny-1,j) ε(ny-1,nx-1) ε(ny-1,nx)

ε(ny,1) ε(ny,j-1) ε(ny,j) ε(ny,nx-1) ε(ny,nx)

n n n nn n n n

n n n n n n n

n

n

n

n

n

n

n

n

n

n

n n n

n n n

n n n

n n

n n

n n

n n

n n

n nn

n n n

x

(1,1)

(2,1)

(i-1,1)

(i,1)

(i+1,1)

(ny-1,1)

(ny,1)

(1,2)

(2,2)

(i-1,2)

(i,2)

(i+1,2)

(ny-1,2)

(ny,2)

(1,j-1) (1,j) (1,j+1) (1,nx-1)(1,nx)

(2,j-1) (2,j) (2,j+1) (2,nx-1)

(2,nx)

(i-1,j-1) (i-1,j) (i-1,j+1)

(i,j-1) (i,j) (i,j+1)

(i+1,j-1) (i+1,j) (i+1,j+1)

(i-1,nx-1) (i-1,nx)

(i,nx-1)(i,nx)

(i+1,nx-1)(i+1,nx)

(ny-1,j-1) (ny-1,j) (ny-1,j+1)

(ny,j-1) (ny,j) (ny,j+1)

(ny-1,nx-1) (ny-1,nx)

(ny,nx+1) (ny,nx)

py(1)

py(i-1)

py(i)

py(ny-1)

py(ny)

px(0) px(1) px(j-1) px(j) px(nx-1)

n

s

ew

ε1

ε2 ε3

ε4

PW E

S

N

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.


78

On considère une onde électromagnétique se déplaçant dans un milieu homogène. Elle est

décrite par l’équation d’Helmoltz : 2 2

2 22 2 ( ) 0x x

xH H k Hx y νε β∂ ∂+ + − =

∂ ∂ Équation 2-32

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 :

2 212 2 2 2

22 2 22 2pw N Pw n p p

HH H HH H k H Hw w w x n n n y

ε β∂ ∂− + + − − + =∂ ∂

Équation 2-33

2 222 2 2 2

22 2 22 2pw S Pw S p p

HH H HH H k H Hw w w x S S S y

ε β∂ ∂− + + − + + =∂ ∂

Équation 2-34

2 232 2 2 2

2 22 22 2p SE Pe S p p

H HH HH H k H He e e x S S S y

ε β∂ ∂− − + − + + =∂ ∂

Équation 2-35

2 242 2 2 2

2 22 22 2p SE Pe n p p

H HH HH H k H He e e x n n n y

ε β∂ ∂− − + − − + =∂ ∂

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

notre domaine, grâce à la relation 0divH = , on a :

1 yxz

HHHj x yβ

⎧ ∂ ⎫∂⎪= +⎨ ⎬∂ ∂⎪ ⎭⎩Équation 2-37

Pour la détermination de zE nous utilisons 0rotH j Eε ε ω= et nous obtenons :

0

0

1 y xz

H HEj k x y

µε ε

⎧∂ ⎫∂⎪= −⎨ ⎬∂ ∂⎪ ⎭⎩ Équation 2-38

Si nous appliquons les lois de continuité du champ zH pour une interface horizontale

semblable à celle de la figure 2-17.


79

Figure 2-17: Représentation d'une interface horizontale en a) et verticale en b).

Nous obtenons en appliquant l’équation 2-40 :

y yx xn n s s

H HH Hx y x y

∂ ∂∂ ∂+ = +∂ ∂ ∂ ∂

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 :

y yn s

H Hy y

∂ ∂=

∂ ∂Équation 2-40

Si nous considérons la continuité de la composante zE à une interface horizontale:

( ) yx xn s s n n s

HH Hy y x

ε ε ε ε∂∂ ∂− = −

∂ ∂ ∂ Équation 2-41

En utilisant une procédure similaire pour une interface verticale nous obtenons :

Pour la continuité de zH :

x xw e

H Hx x

∂ ∂=∂ ∂

Équation 2-42

Pour la continuité de zE :

( )y y xe w w e e w

H H Hx x y

ε ε ε ε∂ ∂ ∂− = −∂ ∂ ∂

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 :


80

2xxw xw xxe xe xxn xn xxs xs xxp xp xyw yw xyp yp xye ye xpa H a H a H a H a H a H a H a H Hβ+ + + + + + + =

Équation 2-44

2yyw yw yye ye yyn yn yys ys yyp yp yxn xn yxp xp yxs xs ypa H a H a H a H a H a H a H a H Hβ+ + + + + + + =

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 :

2 2x xxx xy

yx yy y y

H HA AA H H

A A H Hβ β

⎛ ⎞ ⎛ ⎞⎛ ⎞⋅ = ⋅ = =⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎜ ⎟

⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ Équation 2-46

où la matrice xxA contient les éléments xxia et yyiA les éléments yyia enfin les composantes xH

et yH sont couplées par les éléments xya et yxa des matrices xyA et yxA .

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


81

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 :

),exp( , yxkHH yxbext ∆−= 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.

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

L

H

d

Pertes dans le

substrat.a/ b/

SiO2, N=1,45 Si3N4, N=1,98

Si, N=3,44


82

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.

2,626

2,6265

2,627

2,6275

2,628

2,6285

0,3 0,5 0,7 0,9 1,1Xmax, Ymax en µm

Nef

f

Mur magnétique

Conditionstransparentes

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 :

( ) 2Rx

e y)n(x,yx,n' = Équation 2-47

où R2 représente le rayon de courbure extérieure du guide, x = 0 au centre du guide courbe.


83

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛−=

1

22 ln'

RR

RW 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.

a) b)

Figure 2-20 : Cartes d'indice de réfraction a) et b) de la composante majeure du mode fondamental quasi-

TE 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


84

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 porte-

échantillon 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.


85

Module d'injection de la lumièrePorte échantillon

Module de collecte

Module de visualisation


Module de collecte



Module de collecte


Figure 2-21: Banc d’optique intégrée dans la configuration d'injection de la lumière par

un réseau de diffraction.

θinjection


Itransmis

IReflechi

Itransmis

IDecouplé2

IDecouplé

Module d’injection de la lumiere

Module de collecte

Camera

Porte échantillon.

x

y z

y z

x

θ

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


86

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


87

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.


Porte échantillon

Module d'injection

Module de collecte


Porte échantillon

Module d'injection

Module de collecte


Porte échantillon

Module d'injection

Module de collecte

Figure 2-23: Banc d’optique intégrée dans la configuration couplage par la tranche.


88

Camera

x y

z

x y z

θ φ

Fibre lentillée Fibre multimode


Module d’injection Module de

Collecte 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 tri-

axes 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.


89

- 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.

Chap. II Bibliographie

90

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Chapitre 2 : Dépôt par plasma, dispositif expérimental et ...csidoc.insa-lyon.fr/these/2006/jeannot/4_chapitre_2.pdf · Chap. II Techniques de caractérisation 49 Chapitre 2 :