2.5 La chaîne de détection
2.5.3 Détection des neutres
Pour détecter les neutres, on utilise un multiplicateur d’électrons à dynodes (Hama-matsu, modèle R5150-10), originellement conçu pour détecter des photons et des particules chargées, que l’on place en face de la zone d’interaction (∼ 50 cm plus loin). Cet appa-reil, dont l’ouverture est un disque de 8 mm de diamètre, est constitué de 17 dynodes de Cu-BeO connectées les unes aux autres par des résistances de 1 à 3 MΩ formant un pont diviseur de tension (cf. figure 2.9). Il n’est opérationnel que dans un environnement basse pression < 133.10−4 Pa. Il permet une forte amplification du signal d’entrée, de quelques 5.106 lorsqu’il est polarisé à 2 kV (maximum 3,5 kV), tout en offrant un faible bruit parasite (0,02 coups/s à 2 kV). Sa réponse est rapide avec un temps caractéristique de 1,7 ns.
Nous avons eu quelques difficultés à détecter nos premiers neutres. Après plusieurs essais, nous nous sommes rendu compte qu’il existe un seuil de détection en tension (∼ -2 kV) contrairement à ce qui est indiqué dans la documentation (ce que peut expliquer le fait que le détecteur a été conçu pour la détection de photons et de particules chargées).
Figure 2.9 – Schéma électrique du multiplicateur d’électrons. Les 17 dynodes sont connectées par un pont diviseur de tension. Dans nos expériences, il importe de ne détecter que les neutres. Pour éviter la détection d’ions négatifs ou d’électrons produits par détachement collisionnel au sein du jet, nous polarisons négativement l’électrode d’entrée du détecteur (HV pin) à environ -2,2 kV de manière à les repousser. Ce potentiel est effectivement supérieur en valeur absolue au potentiel d’accélération auquel sont soumis les ions au niveau de la source (1,2 ou 2 kV). Le signal d’électrons (produit par l’impact initial du neutre) est ensuite extrait au niveau de l’anode (OUTPUT pin) puis envoyé dans un préamplificateur.
Pour apercevoir un signal dont l’amplitude est de quelques mV seulement (inférieure à la valeur donnée dans la documentation) et d’une durée de quelques ns, il nous faut polariser l’électrode HV à moins de -2,2 kV (cf. figure 2.9).
Ces quelques mV d’amplitude ne sont cependant pas suffisants pour que le signal res-sorte suffisamment du bruit. Nous avons donc placé, en aval du détecteur, un préamplifica-teur (gain de 102) fabriqué spécialement par le service électronique du laboratoire. Ainsi, le signal typique mesuré dans les mêmes conditions a une durée de quelques ns et une amplitude de quelques centaines de mV (cf. figure 2.10).
2.5.3.1 Compteur de neutres
En régime continu Le signal mesuré par le détecteur de neutres (cf. supra) peut être envoyé vers un compteur de photons (Stanford Research Systems modèle SR400) de large bande passante (continu à 300 MHz).
Figure 2.10 – À gauche : signal mesuré en sortie du détecteur lors de l’impact d’un neutre. À droite : signal correspondant mesuré en sortie du préamplificateur. Son amplitude – -420 mV – est bien 100 fois supérieure à celle du signal mesuré en sortie de détecteur. L’adaptation d’impédance n’est pas parfaite, ce qui explique les oscillations après l’impulsion principale. Le préamplificateur accentue cet effet.
minimale de 10 ns. Le seuil peut être ajusté entre -2 et 2 V, avec une résolution de 1 mV. L’amplitude minimale acceptée est de 0,1 V. En mode externe, la fréquence maximale du déclenchement est de 1 MHz (1 µs). Il possède un déclenchement interne de fréquence 10 MHz fixe.
Le compteur possède deux entrées (impédances d’entrée de 50 Ω) pour les signaux à mesurer. À chacune de ces entrées est associé un discriminateur indépendant pouvant être fixé entre -300 et 300 mV (front montant ou descendant), avec une résolution de 0,2 mV. L’amplitude minimale mesurable pour une impulsion est de 10 mV. Sa résolution temporelle est de 5 ns (intervalle minimal entre deux impulsions pour les distinguer). La gigue sur le délai et la position des portes s’élève à seulement 200 ps.
Il est possible de générer, pour chacune des deux entrées, une porte permettant de sélectionner l’intervalle temporel des mesures. Le délai minimal entre le déclenchement (trigger) et la génération de la porte est de 25 ns. Un délai additionnel de 0 ns à 999,2 ms peut être programmé avec une résolution de 1 ns. La largeur de la porte est ajustable entre une durée de 5 ns et 999,2 ns, avec une résolution de 1 ns.
Ce compteur est pilotable par ordinateur (connexion RS-232). Il a été interfacé sous LabViewr dans un objectif d’automatisation pour l’étude du photodétachement en champ magnétique (résonances de Landau, cf. chapitre 5).
En régime impulsionnel Les neutres produits lors d’une impulsion laser sont mesurés dans un intervalle de temps égal à celui de l’impulsion laser. La résolution temporelle du détecteur n’est pas suffisante pour observer indépendamment chaque impulsion élémentaire. Il est donc nécessaire de moyenner le signal de neutres.
Pour ce faire, on utilise soit un oscilloscope (Agilent Technologies DSO3024A, 200 MHz) soit un intégrateur à porte "boxcar". Le boxcar nous permet, en l’associant à un numériseur de tension USB-6008 (National InstrumentsTM), de mesurer le signal de neutres impulsion par impulsion.
Ces deux méthodes ont été employées dans l’expérience portant sur la mesure de la section efficace de photodétachement de H− à 1064 nm (cf. sections 3.3.5.2 et 3.3.5.3 du chapitre 3).
Comme expérience test de notre système de détection, nous avons mesuré, en régime d’éclairement impulsionnel, le seuil de détachement 2P3/2 → 3P2 de O−. Chaque point correspond à la moyenne du signal de neutres sur 200 impulsions (cf. figure 2.11). Cette mesure démontre l’aptitude de notre multiplicateur d’électrons à détecter des neutres.
2.5.3.2 Spectrométrie de masse par temps de vol
Après le passage d’une impulsion laser au sein du jet d’ions, les neutres produits par photodétachement doivent parcourir la distance séparant la zone d’interaction du détecteur de neutres. La vitesse varie, pour une énergie cinétique donnée, en fonction de la masse de l’atome considéré (les ions de notre jet ont tous la même énergie cinétique). Ainsi, il est possible de réaliser de la spectrométrie de masse par temps de vol.
Sur la figure 2.12, on donne un exemple de spectre de masse d’un jet d’oxygène 16O et de cuivre de 1,2 keV d’énergie cinétique. La longueur d’onde du laser est de 775 nm (photons d’énergie 1,6 eV, impulsion de 4 mJ et ∼ 30 ns de durée). La distance séparant la zone d’interaction du détecteur est de 45,5 cm. Les temps de vol mesurés, 3,81, 7,53 et 7,65 µs, correspondent respectivement à 16O et aux deux isotopes naturels du cuivre
63Cu et 65Cu. Les amplitudes des pics observés sont en accord avec la composition d’un échantillon naturel de cuivre (69,17 % de l’isotope 63 et 30,83 % de l’isotope 65, premier et deuxième pic respectivement).
L’utilisation de cette méthode avec un filtre de masse permet de connaître la composi-tion du jet d’ions en sortie de filtre (du moins, pour les éléments dont l’affinité électronique ne dépasse pas l’énergie des photons).
11606,5 11607,0 11607,5 11608,0 11608,5 0 100 200 300 400 500 600 N e u t r e s ( u . a . ) Nombre d'onde (cm -1 )
Figure 2.11 –Mesure (carrés noirs), en régime d’éclairement impulsionnel, du seuil de détache-ment2P
1/2 →3P2 de O− avec notre multiplicateur d’électrons (Hamamatsu, modèle R5150-10). La courbe rouge est le résultat de l’ajustement des points expérimentaux avec une loi de Wigner (onde s). On trouve une affinité électronique de 11607,59(5) cm−1 à comparer à la mesure de
Blondel et al. de 11607,596(18) [BDV+01].