1.3 Excitation et ionisation
1.3.2 Etude spectroscopique Dispositif nanoseconde
Technique REMPI
La technique REMPI est une technique spectroscopique permettant de sonder un état résonant à l’aide d’une ionisation « par étape ». L’ionisation du système se fait par l’absorption consécutive de plusieurs photons en passant par des états résonants que l’on souhaite étudier. Cette technique est résumée dans le schéma de la Figure 1.8. Il s’agit d’une technique pompe/sonde où le paramètre n’est pas le délai entre les deux lasers mais la longueur d’onde du laser de pompe.
hn hn hn État virtuel M* M+ M État intermédiaire Seuil d’ionisation
REMPI
+ ’
Figure 1.8 – Schéma d’un système REMPI (2+1’).
Plusieurs variantes existent selon le caractère mono ou multiphotonique des étapes d’excitation et d’ionisation et selon le caractère accordable des lasers de pompe et de sonde. Quand ces laser ont la même longueur d’onde (on parle de couleur de photon) pour l’excitation et l’ionisation, dans ce cas on note [X,Y], avec X et Y respectivement le nombre de photon nécessaire à l’excitation et à l’ionisation. Quand ils sont de couleurs différentes on note [X,Y’], le « ’ » indique que le photon qui ionise est d’une couleur différente de celui qui excite.
4. Tetrakis diethylaminoethylene 5. 1,4-diazabicyclo[2.2.2]octane
Génération des impulsions nanosecondes
Pour réaliser cette étude nous avons utilisé un laser à colorant. De manière générale, ces lasers sont accordables dans un domaine spectral allant de l’ultraviolet à l’infrarouge selon le colorant utilisé. Ceux-ci sont des solutions organiques fluorescentes qui émettent un rayonnement laser dans une région du visible de l’ordre d’une cinquantaine de nanomètres. Un réseau intra cavité permet de choisir une longueur d’onde à l’intérieur de la gamme d’émission du colorant, puis elle est amplifiée. À la sortie, le faisceau laser passe au travers d’un cristal doubleur et d’un compensateur qui permet de balayer la longueur d’onde sans changer le pointé. Le laser à colorant utilisé est schématisé Figure 1.9. Le faisceau laser ainsi créé est ensuite acheminé jusqu’à la chambre de détection.
Figure 1.9 – Schéma de fonctionnement du laser à colorant.
Ce laser à colorant peut être balayé en longueur d’onde grâce à la motorisation du réseau intra cavité et des cristaux. Le choix du colorant est défini par la longueur d’onde d’excitation du système sur lequel on souhaite travailler. Dans notre cas, nous avons utilisé un mélange de Rhodamine B et 6G dilué dans l’éthanol de manière à avoir une absorbance de 2 pour la solution destinée à l’oscillateur et une absorbance de 1 pour la solution destinée à l’amplificateur. La Rhodamine B (resp. 6G) donne accès à une gamme de longueurs d’onde comprise entre 583 et 630 nm (resp. 560 et 610 nm).
Afin de créer les impulsions nanosecondes, le laser à colorant précédemment décrit est pompé par la deuxième harmonique (@ 532 nm) d’un laser Nd :YAG pulsé à 10 Hz. La deuxième harmonique du laser NdYAG est obtenue à l’aide d’un cristal KDP et a une durée d’environ 3 ns. L’énergie de cette harmonique est d’environ 250 mJ.
Chapitre
2
Les sources de faisceaux
Les études réalisées dans cette thèse ont eu pour objet soit une molécule isolée ou déposée sur un agrégat de gaz rare, soit une nanoparticule. Selon le système que l’on souhaite observer, la source pour créer le faisceau moléculaire dans la première chambre sera donc différente. Ce qui suit va présenter les différentes techniques mises en œuvre afin de créer les différents faisceaux moléculaires sur lesquels nous allons travailler.
Nous commencerons par exposer le principe général de génération d’un jet superso- nique, puis nous allons présenter la technique utilisée pour la mise en phase gazeuse de molécules isolées. Ensuite nous parlerons de la nucléation et la formation de jet d’agrégats de gaz rare. Et pour finir la méthode de mise en phase gazeuse de nanoparticules sera expliquée.
2.1 Principe du jet supersonique
De manière générale on peut décrire un jet de gaz de la manière suivante [28] : un gaz
se trouvant dans une enceinte à une certaine pression P0 et température T0, se détend au
travers d’un orifice (ou d’une tuyère) de diamètre D∗ vers une autre enceinte où la pression
P1 est moindre. Lors de la première partie de la détente, le gaz subit une transformation
isentropique, c’est-à-dire adiabatique et réversible. L’énergie thermique du système va donc se transformer en énergie cinétique macroscopique, ce qui implique une baisse de température du système lors de l’augmentation de la vitesse dans le jet.
Figure 2.1 – Structure caractéristique d’un jet supersonique.
L’écoulement va suivre les lois de l’hydrodynamique si le nombre de collisions entre constituants du gaz est plus grand que celui avec les parois dans la zone de détente qui a lieu dans la buse. Si cette condition est vérifiée, le gaz peut être assimilé à un fluide.
Cette condition dépend donc du diamètre D∗ de l’orifice de la buse et du libre parcours
moyen dans le réservoir λ0, qui est la distance moyenne parcourue entre deux collisions
successives dans le gaz. La condition pour qu’il y ait un nombre de collisions suffisant est alors :
λ0 ≪ D∗ (2.1)
Le jet moléculaire peut être caractérisé par la comparaison entre la vitesse d’écoule- ment v et la vitesse du son dans les mêmes conditions a. On parle d’écoulement subsonique
lorsque le rapport v
a, correspondant au nombre de Mach (Ma), est inférieur à 1. L’écou-
lement est sonique lorsque Ma = 1, et pour finir il est supersonique lorsque Ma > 1. Pour que le jet hydrodynamique soit supersonique il doit répondre à certains critères,
notamment avoir un rapport P0
P1 suffisant. L’écoulement est supersonique en aval du col
de la tuyère lorsque la relation 2.2 est vérifiée :
P0 P1 ≥ γ+ 1 2 (γ−1γ ) (2.2)
avec γ le rapport des chaleurs spécifiques du gaz à pression et à volume constant
γ = Cp
Cv
. Dans le cas de l’utilisation de gaz porteurs monoatomiques, tels que l’argon ou l’hélium,
le rapport des chaleurs spécifiques est égal à 5
3, ce qui impose un rapport des pressions
P0
strictement supérieur à 2,05 pour que le jet soit supersonique.
Les caractéristiques importantes d’un faisceau moléculaire supersonique sont (i) une distribution de vitesses au sein de ce jet très étroite et (ii) une énergie cinétique élevée.
Lors de l’expansion du gaz dans l’enceinte sous vide imparfait, un système d’ondes de choc, nommé « bouteille de choc », se forme avec le gaz résiduel de la chambre de détente. A l’intérieur de la bouteille de choc le jet se détend sans être perturbé, à une vitesse plus grande que celle du son. On appelle cette région « zone de silence » (Figure 2.1). Dans la partie supersonique de l’écoulement, la vitesse du système continue à augmenter au cours de la détente ce qui implique donc une chute progressive de la température du système dans cette partie.
Le faisceau moléculaire est extrait à partir de cette zone de silence à l’aide d’un écorceur, cône dont la géométrie bien particulière (des angles intérieurs et extérieurs ainsi qu’un diamètre d’orifice caractéristiques) permet de minimiser les perturbations dans l’écoulement après l’extraction.
Les caractéristiques d’un jet supersonique dépendent principalement de deux para- mètres : le diamètre de l’orifice au travers duquel va se faire la détente, et la pression et la température en amont de l’orifice.