Étude du bruit

Nous avons remplacé ici les photodiodes détectrices par des modules de comptage de photons. Cette étude n’est rendue possible que par la séparation des modes spatiaux. On doit pouvoir s’affranchir du bruit de pollution que représentent les impulsions SHC.

On a donc choisi une configuration quasi contra-propagative (∼ 180◦) ce qui doit assurer

une bonne isolation des modes.

Reste maintenant à déterminer le bruit d’émission spontanée. Si les inversions adia-batiques sont incomplètes alors le milieu restera partiellement inversé.

L’expérience est réalisée dans Tm3+:YAG. Les modules de comptage sont

particuliè-rement efficaces à cette longueur d’onde. Le signal ne contient que 15 photons/impulsion au niveau du cristal [Chanelière2012]. On observe un bruit important sur la figure 22.

0 20 40 60 80 100 120 0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6

temps (µs)

photons incidents par 256ns

signal ^écho

ROSE

Figure22 – Expérience de ROSE lorsque le signal ne contient que 15 photons/impulsion

au niveau du cristal (Tm3+:YAG). La zone grisée représente le bruit (enregistré en

l’absence de signal). En rouge, on observe le signal pas complètement absorbé ainsi que l’écho (analogue à la fig. 21). On a fait figurer en bleu le bruit lorsqu’on applique uniquement la première impulsion SHC.

me-5.3 - Revival Of Silenced Echo : le retour de l’écho de photon 49

surant indépendamment l’efficacité de collection-détection. Avec 15 photons dans l’im-pulsion signal, on observe clairement l’écho sur un fond de bruit significatif (le rapport écho/bruit est ici de l’ordre de 1). Ce dernier a deux origines.

On voit d’une part une fuite des impulsions SHC vers le mode du signal pour produire un amas important entre 0 et 40µs. Pour augmenter l’isolation, nous avons utilisé pour cette expérience des polarisations croisées pour le signal et les impulsions de rephasage.

Cela n’est pas suffisant. Les impulsions fortes contiennent typiquement 1015photons. Des

réflexions résiduelles sur les fenêtres du cryostat, sur les faces du cristal ou des impuretés diffusantes à l’intérieur de l’échantillon peuvent expliquer une isolation imparfaite.

D’autre part, on observe clairement un fond d’émission spontanée qui décroit lente-ment aux temps longs (∼ 500µs). Le résidu d’émission spontanée est dû à l’imperfection des inversions déjà mentionnée (∼ 80%). Si on applique une seule impulsion SHC, on mesure un fond d’émission spontanée important (en bleu sur la fig. 22). La deuxième impulsion remet partiellement la population dans le fondamental. La comparaison des niveaux noir et bleu, dans un rapport de l’ordre de 1/3, est ici cohérente avec qualité de

l’inversion simple (∼ 80%) et de la double (∼ 1 − (80%)2 = 0, 36).

Un travail important reste donc à faire pour pousser le protocole au niveau du photon unique. La qualité d’inversion d’une impulsion SHC doit être mieux maîtrisée pour réduire le fond d’émission spontanée qui est la source de bruit dominante à l’heure actuelle. La limite de ∼ 80% est mal comprise à partir des simulations numériques de la propagation. Il s’agit d’un enjeu fondamental même si l’objectif à court terme est de

faire cette vérification en priorité sur Er3+:YSO pour sa compatibilité unique avec la

bande télécom.

Le ROSE conclut cette partie descriptive des protocoles de stockage dont la parenté à l’écho de photon est maintenant évidente. J’avais laissé de côté le protocole Atomic Frequency Comb. J’ai souhaité le traiter à part, car sa parenté avec l’écho de photon n’est que très superficielle, ce qui fut historiquement une source de confusion lors de son analyse.

6 Le protocole Atomic Frequency Comb,

l’inclas-sable ?

Le protocole AFC proposé par M. Afzelius [Afzelius2009] suppose une préparation spectrale initiale. On suppose en effet que le milieu présente une absorption périodique constituée de pics fins (peigne atomique). Le signal incident couvrira plusieurs pics (voir fig. 23).

La figure 23 nous fait largement penser à la continuité des différentes situations dé-crites en 4 où l’on a finalement considéré une ou deux résonances excitées hors résonance et/ou large bande par le signal. C’est précisément le message de cette partie qui prend un point de vue contre-historique. Pourtant, l’image d’un réseau spectral périodique qui diffracte dans le domaine temporel pour produire un écho nous ramène à l’écho de photon (voir partie 5) comme référence [Afzelius2009].

−4⁰ −2 0 2 4 1 2 3 4 5 6 7 8 9

Fréquence ω T

Absorption (u.a.)

˜

E(0, ω)

Figure 23 – L’AFC considère la diffraction spectrale du signal par un peigne en

ab-sorption initialement préparé. La diffraction produit un écho dans le domaine temporel par analogie avec un réseau spatial.

6.1 L’AFC, le fils prodige de l’écho à trois impulsions

La référence à l’écho de photon à trois impulsions (3PE) est inévitable. On l’interprète généralement (fig. 24) comme la diffraction de la 3e impulsion sur un réseau préparé par les deux premières impulsions.

Les deux premières impulsions gravent un réseau généralement peu contrasté (modu-lation sinusoïdale). L’efficacité de diffraction est alors faible (quelques %). On peut ainsi voir l’AFC comme une situation extrême de modulation de l’absorption. On remplace le faible contraste par un peigne très absorbant dans les pics et parfaitement transparent entre. L’efficacité est alors bien meilleure (54%). Il faut souligner les travaux pionniers effectués auparavant dans le domaine de l’holographie spectrotemporelle. Sõnajalg a dé-rivé par exemple dès 1994 les grandes lignes d’optimisation de l’efficacité [Sõnajalg1994]. L’AFC ne se résume cependant pas à un super écho à 3 impulsions. La diffraction dans le domaine temporel (fig. 23) n’est pas vraiment un protocole de stockage puisque le retard est préinscrit dans le matériau par la période 1/T du réseau. M. Afzelius

pro-pose [Afzelius2009] d’interrompre la séquence entre t₃ et t₃+ T par un transfert Raman

(comme décrit sur la figure 8). Cela a un triple avantage. D’une part, on réalise une réémission à la demande contrairement à la situation à deux niveaux où le retard est préenregistré. D’autre part, le temps de stockage est alors limité par la durée de vie de la cohérence Raman potentiellement longue. Et enfin, en utilisant des faisceaux Ra-man contra-propagatifs, on déclenche la réémission vers l’arrière. Comme pour le CRIB transverse 5.2, l’efficacité théorique est de 100%.

La possibilité d’un transfert Raman a été démontrée [Afzelius2010b] pour étendre le temps de stockage, mais en configuration co-propagative (l’efficacité reste limitée à