la rotation du miroir autour de l’axe z.
Ajustement de la rotation des miroirs autour de l’axe y A l’aide du pentaprisme, nous ali- gnons le miroir (M3) avec l’axe du jet atomique matérialisé par le laser He-Ne. La précision du
réglage est obtenue en superposant le faisceau réfléchi sur la face avant du pentaprisme et sa ré- flexion sur le miroir (M3) (observation d’anneaux d’égale inclinaison). Enfin, nous optimisons
l’intensité du faisceau réfléchi en intercalant une photodiode sur le trajet retour du faisceau laser. Le réglage de latéralité est ensuite reporté en suivant le schéma exposé sur la partie B de la fi- gure (1.9). L’arête du pentaprisme étant rendue verticale à l’aide du support point-trait-plan (PTP), nous récupérons l’axe du jet atomique à l’aide de deux miroirs auxiliaires (Maux,1) et (Maux,2).
Nous reportons ce réglage de latéralité sur le miroir (M2) puis sur le miroir (M1) en utilisant le
pentaprisme. Liquide visqueux Pentaprisme Vue de dessus Vue de gauche Autocollimateur (Maux) P T P (M ) Partie A
FIG. 1.9 – Principe du réglage de la rotation des miroirs autour de l’axe z du jet atomique (partie
A), et du report de l’alignement du miroir (M3) avec le jet atomique sur les miroirs (M1) et (M2)
(partie B).
1.3 Détection des atomes de lithium
Nous détectons les atomes de lithium à partir d’un détecteur de Langmuir - Taylor ou détecteur à fil chaud, dont le fonctionnement est détaillé dans l’article [91] publié par notre équipe en 2002 en collaboration avec J.P. Gauyacq et H.J. Loesch. Ce détecteur est caractérisé par un bruit assez faible et une probabilité de détection pratiquement indépendante de la vitesse des atomes. Un détecteur à fluorescence induite par laser, dont l’efficacité diminue notablement quand la vitesse des atomes augmente, est peu adapté à la détection d’atomes thermiques.
1.3.1 Principe
Le détecteur est basé sur l’ionisation des atomes de lithium de potentiel d’ionisation I = 5,392 eV [103, p. E64] à la surface d’un ruban de rhénium, métal réfractaire dont le travail de sortie W = 4,96 eV [104, 105] augmente très substantiellement par oxydation. La probabilité d’ionisation est donnée par la loi de Saha - Langmuir [91]. Les ions émis par le ruban de rhénium sont focalisés vers
14 CHAPITRE 1. LE DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL
l’entrée d’un channeltron par une optique ionique formée d’une plaque répulsive et d’une lentille électrostatique. Les impulsions en sortie du channeltron, de durée moyenne 20 ns, sont amplifiées puis comptées (Stanford Research 400). L’efficacité totale du détecteur, que nous estimons à 30 %, inclut l’efficacité d’ionisation, de collection et de comptage des ions. Elle varie avec l’oxydation et la température du ruban de rhénium. En sortie du détecteur, le signal atomique s’exprime en coups durant la période choisie pour le comptage. Nous exprimerons souvent les signaux en coups par seconde (c/s), c’est à dire en atomes détectés par seconde, en précisant la période de comptage.
1.3.2 Temps de réponse du détecteur
Dans un détecteur de Langmuir - Taylor, le temps de réponse est fixé par le temps de rési- dence de l’ion à la surface du métal, qui dépend de l’énergie d’adsorption de l’ion Eads et de la
température T du métal : τ = τ0exp µ Eads kBT ¶ (1.7) où τ0 est très proche de la période de vibration de l’ion au voisinage de la surface (τ0∼ 10−13
s). Dans le cas de la détection d’atomes de lithium sur un ruban de rhénium, les valeurs de τ0 et
Eads données dans la littérature sont incohérentes [106, 107]. Toutefois, les mesures faites par H.J.
Loesch s’interprètent bien pour τ = 4 × 10−14exp(34250/T (K)), c’est à dire Eads= 2,95 eV. Le
temps de résidence de l’ion lithium à la surface du ruban est donc voisin de la centaine de micro- secondes lorsque la température du fil est de 1600 K. Nous portons le ruban de rhénium à cette température en faisant circuler un courant électrique à travers le ruban. On pourrait diminuer le temps de résidence de l’ion en chauffant davantage le fil, mais ce serait au détriment de l’efficacité de détection à cause de l’oxydation réduite. A 1600 K, le temps de résidence de l’ion à la surface du métal est suffisant pour assurer l’équilibre thermodynamique avec la surface et le processus de détection est pratiquement indépendant de l’énergie cinétique des atomes incidents (lorsque celle - ci est faible devant l’énergie d’adsorption) car les atomes se thermalisent sur la surface. Le passage d’un courant électrique dans le ruban de rhénium rend le fil très cassant, ce qui limite sa durée de vie. Toutefois, le même détecteur à fil chaud a été utilisé pour acquérir la totalité des résultats expérimentaux obtenus dans cette thèse.
1.3.3 Analyse des signaux détectés
Dans les conditions d’utilisation, notre détecteur fonctionne avec un signal de fond d’environ 2 000 coups/seconde. Ce signal est le résultat de trois contributions :
• Les molécules du gaz résiduel dont le potentiel d’ionisation est inférieur à 9 eV peuvent
s’ioniser à la surface du ruban de rhénium.
• Le ruban de rhénium contient quelques ppm d’atomes alcalins, du potassium notamment, qui
diffusent vers la surface du ruban de rhénium, où ils sont ionisés. La quantité de potassium est réduite par un chauffage d’au moins 100 heures, ce qui permet de travailler avec un signal parasite raisonnable, à condition de ne pas trop chauffer le fil.
• Le fil est oxydé et des molécules d’oxyde de rhénium s’évaporent, une fraction indéterminée
d’entre elles étant ionisée. Si on augmente la pression d’oxygène, ce signal parasite croît très vite et la statistique associée au bruit de fond est fortement sur - Poissonienne [101].
1.3. DÉTECTION DES ATOMES DE LITHIUM 15 La figure (1.10) montre un exemple de signal de fond, enregistré avec une période de comp- tage de 0,1 seconde. L’étude statistique du signal de fond fait apparaître une loi légèrement sur- Poissonienne. Sur l’exemple de la figure, la valeur moyenne du signal est N = 224,6 coups et l’écart-type est σ = 20,9 coups soit 1,4 ×√N. L’histogramme garde une allure Gaussienne.
0 25 50 75 100 125 150 175 200 225 0 100 200 300 N° de canal Signal de fond 160 180 200 220 240 260 280 300 0 50 100 150 200 250 300 350 400 Nombre de coups en 0,1s Nombre d'événements
FIG. 1.10 – Analyse statistique du signal de fond : le graphe de gauche donne un exemple de
signal de fond, l’histogramme associé est représenté à droite.
Dans les conditions usuelles de travail, notre jet collimaté fournit un signal de 80 000 coups/s, en incluant le signal de fond. La figure (1.11) montre le signal total (atomes de lithium + signal de fond) enregistré quelques secondes après l’enregistrement du signal de fond ci-dessus, avec une période de comptage de 0,1 seconde. La valeur moyenne du signal total est N = 8197,5 coups et σ = 127,2 coups soit 1,4 ×√N. Le signal total est donc légèrement sur - Poissonien.
0 100 200 300 400 500 7900 8000 8100 8200 8300 8400 8500 8600 N° du canal Signal total (Li + fond)
7800 7900 8000 8100 8200 8300 8400 8500 8600 0 10 20 30 40 50 60 70 Nombre de coups en 0,1 s Nombre d'événements
FIG. 1.11 – Analyse statistique du signal total (atomes de lithium + signal de fond) : le graphe de
gauche donne un exemple du signal total, l’histogramme associé est représenté à droite.
L’efficacité de détection étant voisine de 30 %, à un signal de 80000 coups/s correspond un flux de 2,6 ×105atomes/s. Le temps de résidence d’un ion à la surface du fil étant de l’ordre de 100 microsecondes, environ 25 atomes sont en permanence présents sur le fil. Ces atomes sont répartis sur une surface S = 0,15 mm2définie par la largeur de la fente de détection (eD= 50 µm)
et le trou de diamètre 3 millimètres. A l’intérieur de cette surface, un grand nombre de surfaces de micro - cristaux sont présentes, et les probabilités d’ionisation de deux atomes situés sur des surfaces de micro - cristaux différentes sont décorrélées. Il semble possible que ces fluctuations sur - Poissoniennes soient dues à des fluctuations d’intensité du jet supersonique (dues par exemple à des irrégularités de l’écoulement du gaz dans le four).
16 CHAPITRE 1. LE DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL