Alignement de la cavit´ e Brewster pour l’application ` a la

Pour ne pas induire de distortions sur la ligne de base des spectres, l’effet d’interf´erence cr´e´e par la lame doit ˆetre le plus faible possible sur la gamme spectrale sond´ee. Cet aspect est essentiel pour l’application `a la spectroscopie. Une possibilit´e pour d´eterminer

3.3. Cavit´e Brewster 55,8 56,0 56,2 56,4 56,6 56,8 57,0 57,2 57,4 57,6 5000 10000 15000 20000 25000 0,00 0,02 0,04 0,00 0,01 0,02 0,03 Signal transmis Signal r´einject´e Finesse θ_B F H^FB H^tr ans Angle d’incidence[
]

Fig. 3.19 – Comparaison exp´erience / mod´elisation . Les diff´erents signaux sont mesur´es pour des faibles ´ecarts angulaires autour de l’angle de Brewster. La mod´elisation des signaux est ajust´ee aux donn´ees exp´erimentales en modifiant les pertes de la lame, on obtient finalement AB ∼ 9, 0 × 10−5_{. Cette figure montre globalement un tr`es bon accord `a la fois pour la finesse, le}

signal r´e-inject´e et la transmission de la cavit´e. La finesse est d´etermin´ee en mesurant le temps de ring down de la cavit´e (cf. section 4.3)

la meilleure param´etrisation est de consid´erer l’´evolution du signal transmis par la cavit´e avec la longueur d’onde. Celle-ci est illustr´ee sur la figure 3.20 et montre une modulation de forme sinuso¨ıdale de p´eriode ´egale `a 1,2 nm correspondant `a environ 800 GHz.

Au voisinage d’un spot brillant (1), seul le mode fondamental est excit´e donnant lieu `a un profil transmis parfaitement gaussien T EM<sub>00</sub>. L’amplitude est alors maximale. Au contraire, pour une frange sombre (4), le recouvrement spatial du faisceau incident avec celui des modes propres de la cavit´e permet d’exciter seulement le mode transverse sup´erieur T EM01 ayant une amplitude bien plus faible. Nous avons vu d’ailleurs dans ce cas, qu’en raison de la r´epartition gaussienne du faisceau incident, aucune lumi`ere ne pouvait ˆetre coupl´ee dans le mode fondamental. On peut ´egalement remarquer dans les cas interm´ediaires (2) et (3), que les deux modes pr´ec´edents sont excit´es au cours d’un mˆeme balayage en fr´equence. Cependant, plus on s’approche d’une frange sombre et plus, le couplage du mode T EM₀₀ devient faible par rapport au mode T EM₀₁.

Cependant, les variations d’amplitude transmise sont faibles au voisinage d’un spot brillant si on consid`ere la plage de balayage monomode restreinte de notre laser (∼ 40 GHz) compar´ee `a la p´eriode de modulation observ´ee (∼ 800 GHz). Cette position cor-respond de plus `a un maximum d’intensit´e r´einject´ee et `a un minimum de variation de finesse ce qui limite l’effet des interf´erences pouvant produire des distorsions sur la ligne de base des spectres.

682,5 683,0 683,5 684,0 684,5 685,0 685,5 686,0 686,5 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 (1) (4) (3) (2) Excitation T EM00 Excitation multimode Longueur d’onde [nm] SB SB SB SB FS FS FS ∼ 1,2 nm Amplitude transmise par la ca vit ´e[ V ]

Fig. 3.20 –_{Evolution de l’amplitude maximale transmise avec la longueur d’onde. Les}´ profils transverses indiqu´es ont ´et´e mesur´es avec une webcam. Les images obtenues correspondent `

a la transmission de la cavit´e int´egr´ee sur plusieurs dizaines de ms. Ces images montrent les diff´erents modes transverses excit´es au cours d’un balayage en fr´equence. L’incr´ementation de la longueur d’onde est obtenue en modifiant de mani`ere grossi`ere l’angle du r´eseau de l’ECDL (pas d’environ 0,1 nm). La courbe noire repr´esent´ee correspond `a un traitement de “spline”.

De mani`ere g´en´erale, l’approche exp´erimentale employ´ee est d’ajuster l’angle de la lame pour obtenir un spot brillant en r´eflexion puis d’aligner la cavit´e en optimisant l’amplitude du signal (celle du mode T EM<sub>00</sub>) transmis par les miroirs. Ceci permet `a la fois d’optimiser le couplage spatial du mode fondamental de la cavit´e et de minimiser l’effet des interf´erences sur la ligne de base des spectres. Les mesures illustr´ees sur la figure 3.11 puis dans la section 3.3.3 pour la lame de microscope ont ´et´e obtenues avec cette proc´edure d’alignement.

3.4. Conclusion

3.4 Conclusion

Dans ce chapitre, nous avons dans un premier temps d´ecrit de mani`ere ph´enom´ eno-logique les propri´et´es d’une diode laser coupl´ee `a un r´esonateur Fabry Perot de haute finesse. Deux effets principaux ont ´et´e caract´eris´es. D’une part, l’affinement spectral de l’´emission laser, devenant bien inf´erieure `a la largeur des modes de la cavit´e et garantis-sant ainsi un passage en r´esonance monochromatique. D’autre part, l’effet de verrouillage de la fr´equence du laser sur celles des modes de la cavit´e qui permet l’obtention de profils de transmission tr`es ´elargis avec un faible niveau de bruit pour des vitesses de balayage ´

elev´ees.

Dans un deuxi`eme temps, une configuration originale appel´ee cavit´e “Brewster” per-mettant l’asservissement optique a ´et´e ´etudi´ee. Les propri´et´es de cette cavit´e et notam-ment l’effet des interf´erence induites par la faible ´epaisseur de la lame utilis´ee ont ´et´e caract´eris´es pr´ecis´ement grˆace aux effets de la r´etroaction optique.

On peut bri`evement r´esumer les principaux aspects observ´es. Tout d’abord, l’´evolution avec l’angle d’incidence du maximum des pics de transmission a montr´e l’existence d’un maximum qui a pu ˆetre caract´eris´e. Ensuite, comme les pertes “utiles” de la lame varient avec l’angle d’incidence, la finesse du dispositif peut ˆetre modifi´ee et nous avons montr´e que des valeurs comprises entre 1 000 et 20 000 pouvaient ˆetre atteintes. Enfin, pour les applications `a la spectroscopie o`u la fr´equence du laser est balay´ee sur plusieurs dizaines de GHz, nous avons vu que la cavit´e devait ˆetre align´ee sur un spot brillant (observ´e en r´eflexion) pour limiter d’´eventuelles distortions sur la ligne de base des spectres.

Chapitre 4

M´ethodologies pour la mesure

d’absorption haute sensibilit´e

4.1 Introduction

Dans ce chapitre, l’asservissement optique est utilis´e avec la configuration d’injec-tion par r´eflexion sur la lame “Brewster”, pour exciter les modes successifs de la cavit´e et permettre un r´egime d’acquisition mode par mode. Nous allons d´ecrire deux approches ex-p´erimentales diff´erentes permettant la mesure d’absorption avec une tr`es haute sensibilit´e.

Tout d’abord la CRDS, consistant comme nous savons `a mesurer la dur´ee de vie des modes de r´esonance apr`es interruption de l’intensit´e incidente. `A cet effet nous d´ecrirons un sch´ema de coupure original reposant sur le contrˆole du courant d’injection de la diode laser et nous d´etaillerons ´egalement la proc´edure de traitement utilis´ee pour extraire le temps de ring down des signaux observ´es. Puis dans un deuxi`eme temps, la CEAS repo-sant sur la mesure du maximum d’amplitude transmis par les modes de r´esonance sera ´egalement d´ecrite. Nous avons vu en effet dans le chapitre pr´ec´edent que cette mesure ´etait possible grˆace `a la r´etroaction optique.

Les propri´et´es et les performances de ces deux approches sont caract´eris´ees `a travers les spectres de certaines transitions de la bande b1Σ+

g (ν^ = 1)← X3Σ⁻_g (ν^ = 0) de l’oxyg`ene. Nous mettrons en ´evidence de mani`ere g´en´erale, la pertinence de l’asservissement optique pour la mesure d’absorption hautement sensible obtenue avec l’utilisation des cavit´es de haute finesse.