R´ ealisation

electromagn´etique dur, qui sont tous produits dans le plasma de la source. Les charges sont ensuite ´ecoul´ees vers la masse via une r´esistance de lecture, comme montr´e sur la figure 4.7.

enceinte à vide jet d'atomes

translation

R V

i

Fig. 4.7 – Principe du d´etecteur Faraday. Pour 10¹⁰ at/s on attend i= 1nA, et donc V = 1 mV avecR= 1 MΩ.

Le dispositif est donc bien plus simple que pour des galettes `a micro-canaux. Par contre, la quantit´e de charges `a lire est beaucoup plus faible. On veut mesurer des flux de l’ordre quelques 10¹⁰ at/s, ce qui ´equivaut `a 10<sup>−9</sup> A, soit encore 1 mV lu sur une r´esistance de 1 MΩ. Il y a en r´ealit´e quelques facteurs qui r´eduisent le signal (et qui seront explicit´es au 4.3.3). Une mesure typique est de 500 µV de signal sur un fond de l’ordre du Volt, soit quelques 10<sup>−4</sup>. La mesure est donc faisable, mais elle est `a la limite.

On a essay´e de la r´ealiser directement, avec l’amplificateur de courant d’une d´etection synchrone : c’´etait trop difficile en raison du bruit de fond. On a donc utilis´e la d´etection synchrone pour s´eparer le signal du fond.

Il fallait concevoir un d´etecteur qui coupe le jet d’atomes, pour la d´etection, puis qui se r´etracte, pour laisser les atomes passer. On a donc mont´e la plaque collectrice sur une translation sous vide (voir figure 4.7). Pour acc´eder au profil vertical du faisceau, on effectue une s´erie de mesures `a diff´erentes positions du d´etecteur. Il s’agit toujours de mesures du flux d’atomes non ralentis, car la plaque du d´etecteur occulte le faisceau ralentisseur.

4.3.2 R´ealisation

La r´ealisation du d´etecteur Faraday pose plusieurs probl`emes de nature ´electrique.

Le principal est la connexion entre la plaque collectrice et le passage ´electrique (qui sort le courant vers l’ext´erieur de l’enceinte). Pour maintenir la connexion quelle que soit la position de la translation, le fil doit ˆetre souple. Le fil doit aussi aller sous vide sans trop d´egazer, donc on proscrit les gaines habituelles. Nous avons test´e deux solutions au probl`eme : fil nu, et fil gain´e avec du CAPTON®.

Utiliser un fil nu est la solution la plus sˆure pour la qualit´e du vide, et c’est celle par laquelle nous avons commenc´e. Nous avons pris un fil de cuivre de tr`es faible ´epaisseur (de l’ordre du dixi`eme de millim`etre) que nous avons roul´e autour d’un diam`etre de l’ordre de 5 mm pour en faire un ressort assez mou. Le fil peut ainsi s’´etendre et se r´etracter pour suivre le mouvement de la translation. Ceci nous a pos´e un probl`eme de vieillissement, car le cycle extension-contraction n’est pas parfaitement r´eversible.

fil électrique bride

bras manipulateur

position haute

position basse

grande plaque collectrice

petite plaque collectrice

isolant

Fig. 4.8 –Plan du d´etecteur Faraday.

Malgr´e les pr´ecautions de montage, le fil a fini par mal revenir en position initiale, et toucher les parois de l’enceinte `a vide. Les parois sont en inox et sont ´evidemment mises `a la masse. Nous avions donc un court-circuit. La solution actuelle consiste `a employer du CAPTON®. Cela r`egle d’embl´ee la question ´electrique, car le CAPTON®est isolant.

La question qui se pose est plutˆot celle de sa tenue au vide. Il commence `a d´egazer (en se d´etruisant) vers 180˚C. Il demande donc une surveillance particuli`ere au moment de l’´etuvage. Cela ne nous a pas pos´e de probl`eme de qualit´e de vide jusqu’`a pr´esent.

La taille de la plaque collectrice peut ˆetre choisie de deux mani`eres oppos´ees : la plus grande possible, ou la plus petite possible. Si la plaque est grande, pour avoir le profil du jet d’atomes il faut la descendre progressivement dans le jet. On obtient la courbe int´egrale du profil, et il suffit ensuite de la d´eriver (on n’aura que le profil vertical).

Nous avons d´ecid´e de plutˆot choisir une petite plaque qui donne directement le profil (vertical) recherch´e. Le danger est la sensibilit´e du d´etecteur. Si le flux est beaucoup plus faible que pr´evu, on ne d´etecte rien avec la petite plaque. Avec une grande, la surface collectrice est plus importante. On perd aussi la r´esolution du profil, mais on peut au moins esp´erer d´etecter le flux total en descendant la plaque au maximum. Par contre, en choisissant d’utiliser une petite plaque, on s’est donn´e la possibilit´e de d´etecter aussi le profil transverse du jet. L’id´ee est d’utiliser deux plaques l’une au-dessus de l’autre.

Le plan pr´esent´e sur la figure 4.8 donne une id´ee de l’agencement de ces deux plaques.

Elles sont assez espac´ees pour qu’une seule plaque `a la fois soit dans le jet d’atomes.

La premi`ere est ´etroite et la seconde est large. En comparant le courant r´ecolt´e par les deux, et en supposant le jet centr´e lat´eralement, on peut trouver la largeur du jet sur l’axe horizontal.

La derni`ere question est celle de l’isolation des connexions ´electriques par rapport au jet d’atomes lui-mˆeme. A priori, ceci n’est pas n´egligeable car la tige filet´ee qui supporte les plaques (voir le plan sur la figure 4.8) est `a peine plus fine que la petite plaque, et beaucoup plus longue : elle pr´esente donc plus de surface au flux. Peut-ˆetre pourrait-on corriger la mesure pour enlever sa cpourrait-ontributipourrait-on. En tout cas, il est plus simple de l’isoler. On r´epond `a ce probl`eme en utilisant un ´ecran et une gaine en c´eramique (voir le plan). L’´ecran prot`ege la plaque inutilis´ee. La gaine est constitu´ee d’une s´erie de petits cylindres creux en c´eramique qui sont enfil´es autour de la tige filet´ee. Une fois serr´e entre les ´ecrous, l’ensemble est rigide. On peut aussi apercevoir le montage final sur la figure 4.9.

4.3.3 Calibration

La calibration du d´etecteur n’a pas ´et´e faite par comparaison avec la mesure d’un autre d´etecteur, mais par calibration absolue. On a donc cherch´e `a d´eterminer tous les facteurs qui rentrent en ligne de compte. Ce sont l’efficacit´e quantique ε, le facteur de moyennage par dispersion des vitesses α, la r´esistanceR, et enfin la taille de la plaque a.

efficacit´e quantique

L’efficacit´e quantique εest celle qui intervient dans le processus par lequel l’atome m´etastable arrache un ´electron `a la surface m´etallique. Au paragraphe 3.3.1, nous avons prisε= 40 %, avec un incertitude d’un facteur 2. La nature de la surface ´etait diff´erente : nous avons ici un m´etal, les parois int´erieures des galettes `a micro-canaux sont en verre trait´e. Par cons´equent rien ne nous dit que cette valeur soit la bonne. Dans un m´etal

Fig. 4.9 –Photos du d´etecteur Faraday dans sa version actuelle.

les ´electrons de conduction sont presque libres. Donc la probabilit´e d’en arracher un est sˆurement proche de l’unit´e. On peut supposer que la valeur de εpour un m´etal est elle aussi proche de l’unit´e, bien que ce ne soit pas certain. C’est cette valeur de 1 que nous prendrons, mˆeme si elle n’est pas certaine. Elle nous donne une borne inf´erieure pour le flux.

dispersion des vitesse

Le facteurαvient d’un effet de moyennage li´e `a la d´etection synchrone. La d´etection synchrone n´ecessite un signal de r´ef´erence qui donne la fr´equence o`u chercher le signal.

Pour fournir ce signal, on module le jet atomique par hachage m´ecanique, et on d´etecte optiquement la fr´equence de hachage. Or le jet d’atomes a une certaine dispersion des vitesses longitudinales. Le temps de trajet des atomes entre le hacheur et le d´etecteur est donc variable. Si on module trop rapidement, il y a recouvrement entre deux p´ e-riodes successives. Ceci induit un moyennage qui abaisse le contraste et donc le signal.

D’une certaine mani`ere, la dispersion des temps d’arriv´ee donne le temps de r´eponse du syst`eme, temps qui limite intrins`equement la d´etection synchrone.

La dispersion en vitesse longitudinale des atomes vaut ^∆v_v¯^x

x ≈ 0,5[86] dans le jet supersonique, sachant que la pression de la source est P = 2,5.10⁻⁵ mbar doncPHe = 1,7.10⁻⁴ mbar. D’autre part ¯v_x = 1200 m/s. La distance entre la source et le d´etecteur est de 3 m. Donc le temps caract´eristique de la dispersion longitudinale est 5 ms. Ex-p´erimentalement, on trouve une baisse du signal pour des fr´equences de modulation f sup´erieures `a 100 Hz. On peut estimer que α= 1 est v´erifi´e pour f ≤50 Hz. On peut aussi se poser la question de savoir s’il ´etait possible de moduler autrement pour ´eviter cet effet. Malheureusement, on n’a acc`es aux atomes qu’au niveau de la source ou de

la m´elasse transverse. L’effet persistera dans tous les cas. Cet effet limite la rapidit´e de la mesure. Si on hache `a une fr´equencef, la d´etection synchrone doit moyenner sur un tempsT grand devant 1/f. Nous avons prisT = 3 s.

r´esistance

Id´ealement, nous utiliserions une r´esistance calibr´ee de 1 MΩ et nous la lirions avec une imp´edance infinie. Or, la r´esistance interne de la d´etection synchrone est aussi de l’ordre duMΩ. D’autre part, il est pr´ef´erable de ne pas lire le courant directement sur la r´esistance interne de la d´etection synchrone : s’il y a une accumulation de charges dans le d´etecteur, elles se d´everseront brutalement dans la d´etection synchrone lorsqu’on la branche. Mieux vaut donc laisser en permanence la r´esistance de lecture pour que les charges puissent s’´ecouler. Nous avons donc ´etalonn´e l’ensemble de ces deux r´esistances (r´esistance de lecture et r´esistance interne) avec un signal connu `a la mˆeme fr´equence que la modulation. Nous avons trouv´e que la d´etection synchrone indique 2,24 fois moins que la r´ealit´e. Soient V la tension lue sur la d´etection synchrone et ile courant

`

a mesurer, nous prendrons donc i= 2,24V /Ravec R= 1 MΩ.

taille de la plaque collectrice

Comme on a une plaque mince, de taille inf´erieure `a celle du jet d’atomes, on n’a pas acc`es directement au flux total des atomes. On doit d’abord balayer le jet pour avoir le profil, puis int´egrer le profil pour avoir le flux total. Mais la plaque n’est pas infiniment mince. Donc le profil que l’on obtient est convolu´e par la taille de la plaque. Il faut en tenir compte pour trouver la vraie taille du jet, et aussi le flux total.

Le jet d’atomes a un profil ^√Φ

2πσe^−x

2

2σ2. Comme on ne peut faire le calcul simplement avec une plaque de forme ¹_aRect_a(x)³, on prend fictivement une forme gaussienne de mˆeme largeur : ^√1

permet alors de retrouver les caract´eristiques du jet via les relations



qui changent peu la valeur de σ mais changent celle de Φ d’un facteur 5 environ. Ce calcul ne tient que pour la plaque la plus large, plus large que le jet d’atomes.

formule finale pour le flux total

Finalement, en regroupant tous les facteurs pr´ec´edents, on trouve la formule suivante pour le flux total, mesur´e `a partir du profil fait avec la plaque large :

Φ = 1 approximativement 2,5.10¹⁰at/s pour une tension typique de 500µV mesur´ee au milieu du jet.

3avec Recta(x) = 1 pour|x| ≤a/2 et Recta(x) = 0 ailleurs