Une photo-diode est un semi-conducteur ayant la capacité de détecter un rayonnement et de le transformer en un signal électrique [66]. Elle est constituée d’une jonction PN, configuration de base qui fut améliorée par l’introduction d’une couche (non dopé) intrinsèque (I) entre les couches (électrons) n et p (trous) pour constituer la photo-diode PIN (figure 4.12). Le photo-diode PIN est l’une de formes le plus utilisé aujourd’hui, ce type recueille les photons de la lumière plus efficacement que la photo-diode de type PN et offre une capacité
inférieur [67]. On peut distinguer deux autres types de photo-diode, une photo- diode d’Avalanche et de Schottky. La première type est utilisée pour la lumière faible, elle offre des niveaux de gain très élevés mais avec des niveaux de bruit ainsi élevés. La deuxième, compte tenu de sa faible capacité est utilisé dans les systèmes de communication à large bande passante.
Figure4.12 – Structure d’une photo-diode.
La lumière absorbée dans la région de déplétion ou la région intrinsèque (Zone de charges d’espace ZCE) de la photo-diode génère des paires électron-trou, dont la plupart contribuent à un photo-courant [68]. Les électrons et les trous libres ou les électrons peuvent se combiner avec des trous pour former des atomes complets. Il est possible que les paires électron-trou restent libres et être tirées à l’extérieur de ZCE par un champ externe ce qui produit un courant photo- électrique.
les Photo-diodes peuvent avoir de grandes ou de petites surfaces, elles ont un temps de réponse plus lent quand leur surface augmente. Les photo-diodes PIN sont couramment utilisées à la place de jonction p-n pour augmenter la vitesse de réponse. La photo-diode peut être utiliser pour détecter le rayonnement ultra-violet à vide ou de rayons X et elle peut être connecter à un fibre optique pour permettre à la lumière d’atteindre la partie sensible de l’appareil.
La photo-diode peut être exploité en deux modes :
– Mode photo-voltaïque ou mode de polarisation nulle : quand la photo- diode est éclairée par une source lumineuse génère une tension mesurable. Ce mode exploite l’effet photo-voltaïque qui représente la base des cellules solaires.
– Mode photo-conductrice : dans ce mode la diode est polarisée en inverse cela permet de réduire le temps de réponse puisque la polarisation inverse supplémentaire augmente la largeur de la couche ZCE ce qui provoque une diminution de la capacité de jonction .
Une photo-diode peut être représentée par une source de courant en parallèle avec la capacité de jonction Cj(due de la zone de charge et elle est inversement
proportionnelle à la largeur de cette zone), l’ensemble est connecté en série avec une résistance interne (due de la résistance de substrat et aux résistances de contacts).
4.5.0.0.1 Caractéristiques d’une photo-diode Une photo-diode est caracté- risée par la vitesse de réponse, photo-sensibilité (rapport de courant photo- électrique sur la puissance de la lumière incidente), rendement quantique ( rapport du nombre de charges traversant la jonction sur le nombre de photons incidents), courant d’obscurité ( courant traversant la photo-diode en l’absence de la lumière lorsqu’il fonctionne en mode photo-conducteur) et la largeur de la bande passante .
– Vitesse de réponse de la photo-diode : Le temps de réponse de la photo- diode est défini comme le temps nécessaire pour atteindre 90 % du courant final. Ce temps dépend de la durée de la diffusion de porteurs dans la zone ZCE, le temps de passage à travers la zone de déplétion s’appelle temps transit et la capacité de la jonction. La diffusion est une processus lent,
dans le but d’augmenter la vitesse de réponse de la photo-diode la zone de déplétion construite doit être proche de la surface irradiée du dispositif. Cependant la zone de déplétion ne peut être trop épaisse puisque ceci provoque une allongement du temps de passage des porteurs de charge et par suite le temps de réponse [69] en fréquence. Le temps de passage est déterminé par la vitesse de la saturation des porteur de charge.
La réponse d’une photo-diode est optimisée dans une bande spectrale étroite correspondant au signal optique à détecter. La taille de la photo- diode est petite et maintient une capacité compatible avec un temps de réponse court.
– photosensibilité : Une des caractéristiques principales des photo-diodes est appelée la sensibilité du photo-diode. Elle caractérise la conversion optique-électrique du ce dernier. Elle définie comme le rapport du courant photo-généré sur la puissance optique incident en court-circuitant la sortie.
– Rendement quantique : Il représente le nombre de porteurs générés par les photons incident ou absorbés dans une photo-diode. On peut distinguer deux types de rendement, un rendement interne (le rapport de nombre de paires électrons-trou et le nombre de photons absorbées) et un rendement externe (le rapport de nombre de paires électrons-trou et le nombre de photons incidents). Si le rendement externe est supérieur à 1, alors le courant généré est amplifié et que la photo-diode possède une mécanisme de gain [70].
– Bande passante : La bande passante d’une photo-diode est limitée géné- ralement par des paramètres électriques (résistances externes et capacité) ou par effet interne tels que la vitesse de porteurs de charge. Cette bande est reliée de temps de réponse de la photo-diode et la capacité, on peut la
représenter par la fréquence de coupure et s’écrit :
fc=
1 2πRLCj
(4.9)
Cette fréquence est exprimée en dB.
La photo-diode peut être composée de différents matériaux suivants les applica- tions souhaitées. Pour l’application dans le visible le Silicium (Si) est principale- ment utilisé en raison de son faible coût de production. Pour des applications dans la domaine infrarouge le Germanium (Ge) est utilisé du fait de sa grande sensibilité dans les grandes longueurs d’ondes. Il existe aussi des photo-diodes fabriquées de : Arséniure de Gallium Indium (InGaAs) et Phosphure Arséniure de Gallium Indium (InGaAsP). Elles sont aussi appliquées dans le domaine infrarouge.
Le choix des matériaux utilisés est imposé par le seuil de détection λs qui est
défini comme la longueur d’onde dans laquelle l’absorption de la lumière devient faible. Le seuil de détection s’écrit [70] :
λs=
1.24
Eg
(4.10)
Avec λs est exprimée en µm , Eg est la largeur de bande interdite exprimée en
eV .
Dans ce travail, nous avons bénéficié des photo-diode à base de (InGaAs) pour détecter le signal d’absorption du gaz de l’ammoniac, le signal de Fabry Perot et le signal d’une cellule de référence. Ce type de photo-diode possède une vitesse de réponse élevée et une bonne sensibilité dans la gamme (900-1700 nm). La photo-diode utilisée provient de la série G8376 de technologie InGaAs PIN du Fabrican Hammastu. Elle est de modèle G8379-03 qui est monté dans une boitier métallique. Elle présente une surface active de diamètre 0,3 mm, la
photo-sensibilité est de 0.7 A/W à λ=1064 nm. La bande passante à -3 dB peut atteindre 470 MHz.
Chapitre
5
Analyse des données expérimentales
Dans notre travail, les spectres des isotopologues14NH3 et15NH3ont été en-registrés dans la gamme 1520-1570 nm (6367-6578 cm−1) à quatre températures (155 K, 180 K,220 K et 296 K) à l’aide d’un spectromètre (ECDLS : spectromètre à cavité étendue). La pression utilisée dans l’expérience est comprise entre 0.5 et 12 Torr. L’augmentation de pression se justifie pour augmenter le signal d’ab- sorption dans la gamme 1550-1570 nm où les transitions deviennent faibles. Il convient cependant de rester dans une limite où la largeur collisionnelle n’aug- mente pas trop, afin de préserver la résolution. A une température de 180 K, la pression de vapeur saturante est de15 mbar environ. Pour des températures inférieures, cette pression chute rapidement et ainsi limite de fait la valeur que l’on peut obtenir dans la cellule multi-passage.
L’analyse de données expérimentales (signaux acquis par les photo-diodes) a été réalisée à l’aide de logiciels spécifiques (Labview, Fityk). Nous décrivons dans ce chapitre les étapes du traitement de données telles que : l’estimation de la ligne de base, l’obtention du signal d’absorption, la calibration relative des spectres grâce aux franges de Fabry-Perot, son ajustement par une somme de profil de Voigt et la calibration absolue en utilisant les raies de référence.
Nous présentons aussi d’absorbance les difficultés rencontrées, en particulier la présence des oscillations plus ou moins importantes dans le spectre et les méthodes utilisées pour le traitement. Enfin, nous montrerons qu’il est possible en présence de signaux faibles, de reconsidérer notre estimation de la ligne de base dans le but d’obtenir des résultats plus fiables.
5.1
Traitement du signal brut
Un exemple de signal d’absorption brut est présenté sur la figure 5.1. Il représente le signal acquis par le photo-diode qui reçoit le faisceau laser après son passage dans la cellule Herriott. L ’application de la loi de Beer-Lambert
Figure5.1 – Un signal d’absorption brut.
pour obtenir l’absorbance α est :
I = I0exp −αL
Nous devons donc considérer le signal I0 en l’absence de gaz dans la cellule.
Plusieurs techniques sont possibles pour obtenir ce signal. La première et peut- être la plus exacte consiste à enregistrer pour chaque spectre un signal avec gaz et un signal en l’absence de gaz. Mais cette technique n’est pas possible dans notre cas, puisque nous devons enregistrer successivement un grand nombre de spectres de 1.2 cm−1. La seconde consiste à prélever une partie de faisceau avant son entrée dans la cellule et ainsi à enregistrer sur une photo-diode la variation de l’intensité laser. Dans ce cas, il faut être sûr que l’on collecte la totalité de l’intensité incidente, et on ne tient pas compte de la déformation que peut subir le faisceau à l’intérieur de la cellule Herriot, indépendamment de la présence du gaz. Nous avons choisi une troisième solution pour obtenir cette ligne de base en utilisant le signal lui même.
La ligne de base peut être facilement estimé pour des raies sont isolées que celles non isolées. Dans ce travail, les transitions peuvent être considérées comme isolées. Ceci dépend de la gamme de pression que nous avons utilisée dans l’ex- périence et ainsi de la densité de raie qui dépend du nombre des raies par cm−1. La propagation de faisceau lumineux peut être perturbé à l’entrée de la cellule Herriot par l’absorption du gaz. Ceci est vrai s’il ya un changement d’indice n de milieu. Mais on peut considérer que cette cellule est vide puisqu’on a mis une petite quantité du gaz.
Nous allons alors extraire les parties sans absorption puis procéder à une inter- polation entre ces parties. De la qualité de ce procédé dépend l’erreur que l’on peut commettre sur la valeur de l’absorbance.
Un exemple de ce procédé est illustré dans les figures 5.2 et 5.3. Ce processus a été développé avec une interface Labview. La loi de Beer-Lambert impose que le signal doit être nul lorsque l’absorption est totale, la première étape est donc de considérer le zéro de la photodiode, à savoir le signal reçu lorsque l’on
Figure5.2 – Pointage de l’ensemble des raies d’absorption (bâtons rouges) vi- sibles en utilisant un programme peak-find sous un logiciel Labview.
Figure5.3 – Extraction de la ligne de base (tracé noir). Les parties sans absorp- tions sont considérées (tracé rouge) et une interpolation spline est appliquée par continuité pour déduire la ligne de base.
bloque le faisceau laser. Cette valeur d’environ 6 mV, est mesurée régulièrement pendant les phases d’enregistrement. Ce zéro est soustrait au signal brut avant
d’extraire la ligne de base et de calculer le rapport logarithmique I/I0. Lors de
Figure 5.4 – L’absorbance obtenue après l’opération − ln(I
I0) en fonction de la longueur d’onde de Laser.
certains enregistrements à pression plus élevée, nous avons observé la saturation de certaines raies intenses avec un plateau caractéristique mode du zéro de la photodiode correspondant à l’absorption totale par le gaz de la lumière à la longueur d’onde de la transition. Cependant cette valeur ne correspondait pas exactement au zéro de la photo-diode : mais il subsistait donc un peu de lumière sur celle-ci. Nous pouvons penser que la totalité de la lumière laser ne se trouve pas concentrée sur le mode longitudinal de la cavité mais qu’il subsiste des photons sous forme des plateaux réparties sur la courbe de gain du milieu amplificateur de la diode laser. Cette faible contribution est difficile à estimer dans tous les cas et nous avons considéré et évalué que sa non prise en compte occasionnait une erreur importante seulement sur les raies voisines de la saturation et une erreur faible dans les autres cas ( absorption inférieure à 90 %, αL≤2.3 ). En tenant compte du fait que nous avons un grand nombre de spectres à traiter, un processus automatique a été développé pour extraire
la ligne de base. Le programme commence par un pointage des raies visibles (fig.5.2) (programme peak-find sous Labview), contrôlé par un certain nombre de paramètres ( largeur typique de la raie, critère de seuil par rapport au bruit). Ensuite, un autre paramètre est la largeur que l’on enlève autour de chaque raie, celle-ci peut varier légèrement suivant la température et l’effet Doppler). Un dernier paramètre est la raideur de la fonction spline que l’on fait passer par les points que nous avons considérés sans absorption (fig.5.3). L’interpolation spline est une généralisation de l’interpolation linéaire par morceaux qui produit une fonction g continue sur un intervalle I et polynomiale de degré 1 sur chaque sous intervalle Ij= [xj; xj+1]. Dans ce type d’interpolation la fonction interpolante est
polynomial de degré n sur chaque sous intervalle et continument différentiable d’ordre n-1 sur toute l’intervalle I. L’ordre le plus souvent utilisée est l’ordre 3 correspondant à l’interpolation par spline cubique. Celle-ci est utilisée dans notre travail.
Une fois la ligne de base estimée, l’absorbance αL est calculée en faisant le rapport logarithmique (I
I0
). Un exemple d’absorbance αL obtenue après cette opération est présentée en fonction de longueur d’onde sur la figure 5.4. Ce procédé s’avère efficace dans la plupart des cas, d’autant plus que l’on peut visualiser le résultat en temps réel lorsque l’on modifie un paramètre. Alors, on s’assure que le résultat αL a une forme cohérente à savoir proche de zéro en l’absence d’absorption. Dans le cas où les raies sont saturées, nous avons effectué notre procédé manuellement dans le but d’estimer correctement la ligne de base. La figure 5.6 présente l’extraction de la ligne de base dans un spectre possédant des raies proche de la saturation. La méthode automatique ne convient pas parfaitement pour ce type des raies et conduit à une grosse erreur sur la ligne de base puisque l’interpolation n’est plus correcte puisque la fonction spline passe par des points avec absorptions entre 6528.8 cm−1et 6528.85 cm−1 (voir
Figure5.5 – Ligne de base estimée d’une façon incorrecte. L’interpolation spline en considérant les parties sans absorption ( tracé rouge) n’est pas correcte.
Figure5.6 – Exemple d’extraction incorrecte de la ligne de base dans un spectre contenant de raies saturées
figure 5.5). C’est pourquoi, nous avons élargis manuellement les positions des parties d’absorptions (tracé bleu) pour les raies saturées et interpolé les parties
sans absorptions (tracé rouge) d’une manière pertinente pour mieux estimer la ligne de base.