Génération et détection par effet non linéaire dans ZnTe

3.2.1.1 Disposition expérimentale et résultats

Nous avons ici assuré la génération par un cristal de ZnTe coupe (110) (1 mm et

200 µm d’épaisseur) et la détection par un cristal de ZnTe coupe (111) (pour 1 mm et

200 µm d’épaisseur). L’expérience est en configuration "non-colinéaire", c’est à dire que

faisceau sonde et onde THz ne possède pas le même axe de propagation dans le cristal. La

figure 3.4 représente les signaux temporels ainsi que leurs composantes spectrales. Cette

configuration présente de nombreux avantages par rapport au cas colinéaire notamment

en nous épargnant l’utilisation de la lame assurant la superposition THz - optique. Ainsi

cette configuration présente une dynamique supérieure (pas de perte de signal THz par

réflexion sur la lame) et elle n’a que peu d’influence sur le spectre observé. La légère perte

d’interaction du fait de la non-colinéarité des faisceaux (environ 15° entre les faisceaux) est

en effet négligeable ; d’une part car le cristal est fin, d’autre part car on améliore l’accord

de phase dans le cristal (l’indice de réfraction dans le domaine optique est plus faible que

dans le domaine THz, mais le faisceau optique parcours une distance plus grande).

On constate sur les signaux temporels (normalisés) que l’impulsion THz est d’autant plus

courte que les cristaux mis en œuvre (en émission et / ou détection) sont fins. Toutefois

concernant les composantes fréquentielles, nous n’observons pas d’amélioration notable

de la bande passante. Nous observons bien une amélioration de la dynamique pour les

fréquences comprises entre 1 et 2-3 THz pour le couple de cristaux fin (200 µm-200 µm)

mais aussi une coupure plus raide conduisant à un spectre de largeur similaire. Nous

rendons compte de ce comportement à l’aide de la partie théorique (voir figure 3.14 dans

le paragraphe 3.2.4).

3.2.1.2 Contrôle de la polarisation et optimisation de l’expérience

Ici nous présentons la procédure d’optimisation des angles (de la polarisation optique

de pompe et de l’angle de rotation du cristal d’émission. Nous rappelons qu’en détection

l’utilisation de cristaux ZnTe (111) sondés par un faisceau optique de polarisation

circu-laire, conduit à une excentricité de la polarisation. Cette excentricité est constante quel

que soit l’angle de la polarisation THz, ainsi une simple rotation du cristal de détection

Figure ^3.4:

Signal temporel et amplitude du spectre, dans le cas d’une génération (E) et détection (D) pour différente épaisseur du cristal de ZnTe.

permet d’optimiser la détection sur le maximum global.

L’utilisation de cristaux (110) en émission excité par une onde de polarisation linéaire

nécessite plus de précaution pour obtenir un signal optimisé. Nous avons mesuré en

fonc-tion de l’angle de la polarisafonc-tion de la pompe optique θ et de l’angle α de rotation du

cristal d’émission coupe (110) (voir figure 2.1) l’amplitude du champ sous la polarisation

"s" en plaçant un polariseur à grille (grille en position horizontale) sur le parcours THz.

La détection est aisément optimisée en trouvant l’angle idéal du cristal de détection (111)

permettant de mesurer la composante de polarisation "s", elle n’est plus touchée durant

toute la mesure. Nous obtenons le résultat de la figure 3.5. Ce dernier est en accord avec

le calcul effectué pour les cristaux de type 43m qui conduit à l’équation suivante (voir

annexe B pour le détail du calcul et la figure 3.6 pour la représentation graphique de

l’amplitude de la polarisation "s" en fonction des angles de polarisation optique et de

rotation de cristal.) :

E

_s

∝ −¹

2^{sin (θ+α)(2 sin (α) cos (θ+α) + cos (α) sin (θ+α))}

On peut remarquer que les lignes de crête de la courbe 3.6 ne sont pas de simples lignes

droites comme cela est le cas pour le module du champ total (voir figure 2.2). En effet,

Figure^3.5:

Valeur crête à crête du signal THz de polarisation "s", en fonction des angles de la polarisation optiqueθet de rotationαdu cristal. La valeur des angles ne correspond pas aux valeurs absolues dans le repère du laboratoire (nous ne connaissons pas les axes des cristaux).

Figure ^3.6:

Amplitude (en valeur absolue) théorique du signal THz de polarisation "s", en fonction des angles de la polarisation optiqueθet de rotationαdu cristal. La valeur des angles correspond à celle décrite en figure 2.1. Le carré central repère l’un des lieux possible pour les anglesαet θde la courbe 3.5.

sur la figure 3.6 les lignes de crête suivent une forme légèrement en "zigzag", s’écartant

ainsi de la tendance dominante en θ = 2α+c(voir figure 3.7).

Une stratégie efficace d’optimisation de la génération à une polarisation donnée, et

d’ef-fectuer (une fois un premier signal obtenu) de petites rotations (≈10°) de la polarisation

optique et du cristal telles que de ∆θ = 2∆α. Autrement dis la lame

λ

2

doit être tournée

dans le même sens et d’une valeur égale à celle du cristal. On reste ainsi au voisinage de la

ligne de crête (la figure 3.7 réprésente les points de crête expérimentaux, les lignes

repré-sentent les tendances générales). De petites corrections de l’une des rotations permet de

se placer directement sur la crête, et ainsi de proche en proche, de trouver sans ambiguïté

le maximal global de génération à la polarisation de la détection. La figure 3.7 représente

dans la même configuration que pour la figure 3.5 un parcours de cette ligne de crête par

la méthode ici mentionnée. On retrouve bien l’allure en "zigzag" pour la ligne de crête

observée sur la figure 3.5 et 3.6. Ces mesures nous assurent le passage par le maximum

global de génération à la polarisation "s".

Figure^3.7:

Couples de points expérimentaux (α,θ) permettant de suivre la ligne de crête passant par le maximum global.

3.2.1.3 Remarque sur la détection Pockels

Du bruit et un offset au niveau du signal de sortie de la détection synchrone ont été

constatés, et cela dans toutes les expériences où l’effet Pockels était utilisé pour assurer la

détection. J’ai fait le constat que la détection est très sensible à tout rayonnement cohérent

avec le faisceau sonde, conduisant à la nécessité de filtrer le faisceau optique de pompe.

En effet, une partie non négligeable de la pompe optique parvient dans la détection,

rendant toute mesure impossible. Dans ce paragraphe, nous présentons des acquisitions

dans la configuration 200µm-200µm avec des filtres de nature différente (voir figure 3.8).

Le premier filtre est une lame de téflon de 5 mm d’épaisseur et le second une feuille de

papier blanc 80g (type papier d’imprimante). Le polyéthylène noir (type sac poubelle)

est un très bon candidat pour filtrer la pompe optique, cependant la puissance optique à

dissiper (de l’ordre de 200 mW/cm

2

) est trop élevée pour ce matériaux thermoplastique,

et il se déforme rapidement.

Figure ^3.8:

Signal temporel et amplitude du spectre, pour 3 types de filtres différents (téflon-papier-polariseur THz).

La figure 3.8 nous montre une réponse spectrale et temporelle identique pour le filtre

papier et téflon. Ces 2 filtres (papier et téflon) étant de nature très différente, et les

signaux mesurés étant rigoureusement identiques, nous pouvons dire que la bande passante

présentée n’est en rien affectée par leur présence. Nous préférons toutefois l’utilisation de

la feuille de papier qui ne donne pas lieu à des rebonds sur la trace temporelle.

3.2.2 Génération par rectification dans ZnTe et détection

Dans le document Application de la spectroscopie térahertz à la détection de substances sensibles (Page 73-77)