Approches d’intégration dans un capteur de déplacement

Présentation du capteur : Nous étudions un principe de capteur de déplacement basé sur la mise en interférence de faisceaux diffractés. Ce principe, appelé « diffractif interférométrique », est utilisé dans de nombreux capteurs disponibles commercialement (GmbH, MicroE Systems, Canon, Renishaw,…). Un exemple d’un réseau de diffraction en silice appelé « réseau de mesure »,de deux autres réseaux appelés « réseaux de lecture » et dont la période est deux fois plus petite que celle du réseau de mesure, – de quatre photodiodes, Les plans et les lignes des réseaux de mesure et de lecture sont parallèles entre eux. Une onde plane éclaire le réseau de mesure sous incidence normale. Trois faisceaux correspondant aux ordres -1, 0 et +1 sont transmis par ce premier réseau. Les ordres -1 et +1 sont à la base du fonctionnement du capteur. La présence ou l’absence de l’ordre 0 n’en modifie pas le principe dans cette configuration. Nous ne nous intéresserons donc ici qu’aux ordres -1 et +1 (l’ordre 0 n’est pas représenté sur le schéma). Par ailleurs, plusieurs configurations du capteur permettent de séparer spatialement l’ordre 0: photodiodes séparées ou incidence oblique (voir par la suite).
Les faisceaux diffractés par le réseau de mesure atteignent ensuite les réseaux de lecture. Chacun des deux ordres +1 et -1 est alors à nouveau séparé en 2 ordres (0 et -1) par ces réseaux. Les faisceaux diffractés qui en résultent interfèrent deux à deux dans des directions de propagation communes.
Le réseau de mesure se déplace dans son plan, perpendiculairement à ses lignes. Un déplacement du réseau de mesure provoque un déphasage entre les faisceaux d’ordres +1 et -1 qui atteignent ensuite les réseaux de lecture. Ce déphasage est proportionnel au déplacement ∆x. Il se répercute entre les faisceaux qui composent chacune des directions de diffraction transmises par les réseaux de lecture. La distance qui sépare les réseaux de lecture des photodiodes permet de séparer, au moins partiellement, les directions de diffraction. Chaque photodiode détecte ainsi l’intensité transmise dans une direction de diffraction par un réseau de lecture. Lorsque le réseau de mesure se déplace, la variation du déphasage entraîne donc une modulation de l’intensité optique transmise à chaque photodétecteur. En présence d’un déplacement continu, chaque photodétecteur produit un signal périodique qui permet de déduire le déplacement ∆x grâce au circuit de traitement du signal.
Le signal issu de chaque photodétecteur possède une composante alternative et une composante continue. En décalant les réseaux de lecture d’une fraction de période et en traitant les signaux issus des quatre photodiodes, il est possible d’éliminer la composante continue et de déterminer le sens de déplacement du réseau de mesure. Ce type de capteur autorise la mesure de déplacements sur une grande course, de l’ordre de 10cm, la seule limitation étant la longueur du réseau de mesure. Un traitement du signal par interpolation permet d’atteindre des résolutions nanométriques.

Approches d’intégration

La technologie la plus classique et la moins coûteuse pour la réalisation de circuits de traitement du signal est la technologie CMOS. Il a été démontré, dans le cadre de la thèse de Sabine Fourment, que cette technologie autorise également la réalisation de photodiodes dont les performances sont compatibles avec celles requises pour remplir la fonction de détection du capteur de déplacement. Les fonctions de détection et de traitement du signal du capteur sont donc toutes deux accessibles par la technologie CMOS. Les travaux de Sabine Fourment ont permis de montrer qu’une intégration monolithique des deux fonctions est possible par cette technologie. Le composant qui en résulte présente un faible coût grâce à sa compatibilité avec les procédés standards de la microélectronique sur silicium.
Dans le cadre de cette approche, un prototype en boîtier du capteur a été conçu et réalisé. Une configuration en réflexion du capteur a été utilisée afin que la source laser soit placée du même côté du réseau de mesure que les réseaux de lecture et la photodétection. Le faisceau issu de la source laser frappe le réseau de mesure en incidence oblique. Les faisceaux diffractés en réflexion atteignent ensuite les réseaux de lecture qui les font interférer. Une étude complète de cette configuration est présentée dans la thèse de Yves Jourlin. Un prototype de capteur en boîtier a été réalisé .
Celui-ci regroupe: – la source laser consituée d’une diode laser à semiconducteur émettant à λ=670nm, – les réseaux de lecture de 500nm de période, – les photodiodes intégrées avec le traitement du sign Les réseaux de lecture et les photodétecteurs occupent une place centrale dans le fonctionnement du capteur en réalisant une fonction de détection de déphasage (le déphasage détecté est celui engendré entre les faisceaux par le déplacement du réseau de mesure). Dans les configurations du capteur que nous avons considérées jusqu’ici, les réseaux de lecture sont séparés spatialement des photodiodes. Nous proposons dans ce qui suit la réalisation d’un détecteur de déphasage monolithique reposant sur la fabrication d’un réseau de diffraction à même la surface d’une photodiode. Le composant est constitué d’un réseau unique gravé sur la surface de silicium de la photodiode, au-dessus de sa jonction pn.

Analyse du comportement par une méthode FDTD

Logiciel de FDTD : La méthode dite « FDTD » (« Finite Difference Time Domain ») est une méthode très répandue pour la modélisation des ondes électromagnétiques. De nombreux aspects de cette méthode sont passés en revue dans le livre de Allen Taflove . Nous utilisons le logiciel commercial de FDTD Fullwave (R’Soft) basé sur la discrétisation dans le temps et dans l’espace des équations de Maxwell grâce au maillage de Yee . Le logiciel permet de modéliser la propagation des champs électromagnétiques pendant une durée déterminée dans une structure.
Les modélisations sont en général effectuées sur des structures bidimensionnelles, les modélisations tridimensionnelles étant plus rares en raisons des temps de calcul et de la mémoire qu’elles nécessitent. Nous exposons ci-dessous les principales conditions d’utilisation du logiciel. Le domaine de calcul délimite la zone de la structure à l’intérieur de laquelle la propagation des champs est calculée. Il peut contenir un ensemble quelconque de matériaux diélectriques, absorbants ou non, voire de métaux. La géométrie de la structure étudiée est définie par sa répartition d’indice dans le domaine de calcul. Ce dernier est subdivisé selon un maillage uniforme qui définit les points où les champs sont calculés. L’une des approximations de la méthode consiste à considérer que les champs varient linéairement entre deux points adjacents du maillage. La dimension d’une maille doit donc être très inférieure à la longueur d’onde considérée (généralement de 10 à 30 fois). A partir des champs connus à un instant t de la propagation, les équations de Maxwell permettent de calculer les champs à l’instant t+δt. Entre les instants t et t+δt, on considère que les champs varient linéairement. δt doit donc être très inférieur à la période de l’onde T=c/λ. La dimension d’une maille et la valeur de δt déterminent la précision des résultats mais ont également une influence sur la durée des calculs. Le domaine de calcul contient une ou plusieurs sources optiques dont l’utilisateur détermine la longueur d’onde, le profil, la position, la polarisation, la direction d’émission et éventuellement l’intensité et la phase. La durée de propagation qui est modélisée est  généralement choisie de manière à ce que le régime stationnaire ait le temps de s’établir à l’intérieur de la structure.
Le domaine de calcul comporte des conditions aux limites qui peuvent être absorbantes, réfléchissantes ou périodiques. La condition absorbante permet de simuler l’échappement des ondes dans l’espace ou dans un substrat infini. Elle utilise la méthode des couches « PML » (« Perfectly Matched Layers » ) qui absorbent toute onde incidente avec une réflexion très faible.

Influence de la période et de l’ordre de Littrow

Nous n’avons abordé jusqu’ici que le cas où les faisceaux incidents respectent la condition de Littrow à l’ordre 2. Ces conditions se traduisent de plusieurs manières selon l’approche adoptée. Dans une approche « champ lointain », l’incidence de Littrow se traduit par le fait que les directions de diffraction sont symétriques par rapport à la normale au réseau et que l’une de ces directions coïncide avec la direction du faisceau incident. Dans une approche « champ proche », l’incidence de Littrow se traduit par le fait que les franges d’interférence créées par deux faisceaux d’angles d’incidence opposés suivent la même périodicité que le réseau. L’ordre mL donne alors exactement le nombre de franges d’interférences présentes par période du réseau.
Autrement dit, un faisceau qui est en incidence de Littrow à l’ordre 2 pour une période donnée, sera en incidence à l’ordre 1 si la période du réseau est divisée par 2 (sans modifier l’angle d’incidence).  Nous exposons ici la variation du contraste d’un détecteur en fonction de mL, de la période du réseau et de la profondeur lorsque w=Λ/2 et κ=0. Le contraste est représenté en fonction de la période du réseau et de sa profondeur pour les trois premiers ordres d’incidence de Littrow (en TE et en TM). La largeur des dents est fixée dans tous les cas à la moitié de la période. Pour chaque valeur de la période, l’angle d’incidence σ est ajusté de manière à respecter la condition de Littrow à l’ordre indiqué. Les gammes de périodes sur lesquelles le contraste est calculé correspondent à des angles d’incidence allant de 29 à 65°. Ces simulations ont été effectuées en négligeant l’absorption du silicium. Plusieurs cas de figure montrent que les positions des minima et des maxima de contraste sont peu affectées par la présence ou non de l’absorption.
La variation de la période et de l’ordre mL entraînent des écarts de contraste comparables à ceux engendrés par la variation de la profondeur ou du rapport d’ouverture. Le contraste maximal atteint reste proche de 25%. Les cas mL=1, mL=2 et mL=3 semblent tous compatibles avec l’obtention de contrastes supérieurs à 10%. L’écart de contraste entre les polarisations TE et TM est très important dans la majorité des cas. A l’ordre mL=2, en polarisation TM, le contraste maximal atteint pour une période de 1µm semble peu varier pour des périodes voisines (de 950nm à plus de 1,1µm). Cette zone de fonctionnement coïncide avec celle que nous avons observée en polarisation TM . Elle révèle un contraste supérieur à 10% atteignable avec une tolérance particulièrement favorable, proche de ±50nm sur la période, la profondeur et la largeur des dents.

Table des matières

Introduction
I. Proposition d’un détecteur de déphasage
1. Introduction
2. Approches d’intégration dans un capteur de déplacement
2.1 Présentation du capteur
2.2 Approches d’intégration
3. Etude de la fonctionnalité du détecteur
3.1 Approche analytique
3.1.1 Expression du déphasage
3.1.2 Condition d’incidence sur le réseau d’un détecteur de déphasage
3.1.3 Signal optique détecté
3.1.4 Sensibilité du détecteur
3.2 Analyse du comportement par une méthode FDTD
3.2.1 Logiciel de FDTD
3.2.2 Conditions de modélisation
3.2.3 Mise en interférence de faisceaux pour les cas ϕ=0 et ϕ=π
3.2.4 Dépendance au déphasage ϕ de l’intensité transmise
4. Conclusion
II. Etude, fabrication et caractérisation d’un détecteur de déphasage
1. Influence de la géométrie du réseau sur le contraste
1.1 Paramètres d’étude
1.2 Influence du rapport d’ouverture et de la profondeur
1.3 Influence de la période et de l’ordre de Littrow
1.4 Intensité transmise à la photodiode
1.5 Influence d’une couche de silice
1.6 Conclusion
2. Fabrication de détecteurs
2.1 Réalisation des photodiodes
2.2 Fabrication des réseaux
3. Tolérance du contraste aux conditions d’utilisation et aux défauts du réseau
3.1 Ecart à l’angle de Littrow
3.2 Angle de roulis
3.3 Angle de lacet
3.4 Translations du réseau
3.5 Rapport d’ouverture et profondeur du réseau
3.6 Période du réseau
3.7 Longueur d’onde
3.8 Conclusion
4. Caractérisation des détecteurs
4.1 Présentation du banc de caractérisation
4.2 Procédure d’alignement
4.3 Résultats
5. Conclusion
III. Vers de nouvelles configurations de cavités pour l’intégration de diodes laser
1. Introduction
2. Diodes laser à cristaux photoniques
2.1 Cristaux photoniques en approche planaire
2.2 Cavités laser planaires à cristaux photoniques bidimensionnels
2.2.1 Approche planaire utilisant un confinement vertical par membrane
2.2.2 Approche planaire utilisant un confinement vertical par hétérostructure
2.3 Diodes laser incorporant des miroirs à cristaux photoniques
2.3.1 Configurations des cavités
2.3.2 Performances de diodes laser à émission par la tranche
3. Structure étudiée
3.1 Description générale
3.2 Confinement du mode par le ruban
3.3 Influence des caractéristiques du miroir sur les performances du laser
3.3.1 Condition d’oscillation
3.3.2 Rendement externe
3.4 Conclusion
4. Modélisation de miroirs à cristaux photoniques unidimensionnels
4.1 Conditions de modélisation
4.2 Influence des paramètres structuraux sur les performances du miroir
4.2.1 Du miroir de Bragg superficiel au cristal photonique 1D
4.2.2 Détermination de la période et du rapport d’ouverture d’un miroir sans perte
4.2.3 Influence du nombre de périodes d’un miroir sans perte sur son taux de transmission
4.2.4 Influence de la largeur des fentes d’air sur les pertes
4.2.5 Ordre du miroir
4.2.6 Influence de la profondeur sur la réflectivité
4.2.7 Tolérance au pas et au rapport d’ouverture
4.2.8 Tolérance à l’inclinaison des flancs
4.2.9 Influence de l’épaisseur d’AlGaAs au-dessus de la gradualité
4.2.10 Diffraction engendrée par l’extrémité du guide ruban
4.3 Caractéristiques d’un miroir de forte rélectivité
5. Développement d’un procédé de fabrication de diodes laser incorporant un
miroir à cristal photonique unidimensionnel
5.1 Structure visée
5.2. Fabrication du miroir à cristal photonique
5.2.1 Etapes du procédé de réalisation du miroir
5.2.2 Lithographie électronique, métallisation et lift-off
5.2.3 Gravure ionique réactive
5.3 Fabrication de diodes laser à cristaux photoniques unidimensionnels
5.3.1 Etapes du procédé complet
5.3.2 Fabrication des guides rubans
5.3.3 Fabrication du contact métallique de la face avant
5.3.4 Fabrication du miroir à cristal photonique
6. Conclusion
Conclusion générale
Annexe 1: Lithographie électronique
Bibliographie

Télécharger le rapport complet