Z ) ET ORIGINES POSSIBLES 107 tation, ou bien ˆetre le r´esultat d’un traitement m´ecanique des fenˆetres. Ensuite, lorsqu’une premi`ere phase d’´emission prend place, les ´electrons ´emis sont multipli´es au cours de la propagation, et l’ensemble est acc´el´er´e vers la fenˆetre oppos´ee. Le processus de remplissage (ou cr´eation) d’´etat pi`ege est donc naturellement aliment´e dans cette g´eom´etrie, o`u le rˆole des deux fenˆetres est p´eriodiquement altern´e.
2) L’observation d’une impulsion de courant simultan´ee `a l’impulsion de laser d’excita-tion sugg`ere tr`es fortement un m´ecanisme reposant sur la photo-´emission.
Les valeurs typiques d’affinit´e ´electronique pour le saphir (χ < 0.5 eV d’apr`es Bindi et al, [64]) sont sensiblement inf´erieures `a l’´energie d’un photon d’excitation (hνex= 2.3 eV ), et l’on peut donc invoquer une ´etape 3 photoinduite.
Nous supposons donc que l’on cr´ee des ´electrons dans des ´etats pi`eges, avec une ´energie de pi´egeage ² < hνex, de fa¸con `a ce que l’´etape 2 soit permise avec le faisceau d’excitation. Peut-on qualitativement rendre compte de la saturation de l’´emission ´electronique avec l’intensit´e d’excitation ?
Une hypoth`ese est que, `a l’´echelle de 20 ns, les ´electrons ´emis laissent une charge positive dans la fenˆetre cathode qui va retenir les ´electrons suivants, ce qui peut expliquer l’effet de saturation `a forte intensit´e. Cette charge positive a par contre tout `a fait le temps de relaxer dans les dix millisecondes typiques qui s´eparent deux impulsions laser. A tr`es basse intensit´e du laser d’excitation, la charge accumul´ee est faible, et donc le nombre d’´electrons ´emis augmente tant qu’on augmente le flux de photons incidents.
4.6 Limites sur un vrai B
z(E
zodd) et origines possibles
Les moyennages de l’effet Faraday α2(3 − 4 − 5) ont donn´e des valeurs qui ont vari´e sui-vant les conditions (cellules, cycles de temp´eratures, d´emontages), mais l’ordre de grandeur typique du Bz(Eodd
z ) correspondant `a la valeur isotrope de l’effet correspondait en gran-deur typique `a 100 µG. Ainsi que nous l’avons expliqu´e, le couplage des inhomog´en´eit´es r´esiduelles du champ magn´etique avec les perturbations du champ ´electrique longitudi-nal rendent compte de la plupart des apparentes anomalies qui apparaissaient dans ces moyennages.
Nous donnons n´eanmoins dans les paragraphes ci-dessous quelques limites sur la gran-deur d’un v´eritable Bz(Eodd
4.6.1 Courants ohmiques
La r´esistance carr´ee la plus faible, d´eduites des mesures de conductivit´e men´ees apr`es emploi de la cellule sur le montage PV, est de l’ordre du MΩ. Avec le champ ´electrique de 2 kV/cm, le courant ohmique maximal est donc de l’ordre de 2 kV/1 MΩ = 2 mA. Une boucle de courant plac´ee au centre de la cellule, ayant pour rayon le rayon int´erieur de la cellule, produit un champ moyen :
< Bz >= µoI cos(θ)
L (4.32)
o`u 2θ est l’angle sous lequel on voit la spire depuis l’extr´emit´e de la cellule. En supposant que cette boucle est parcourue par l’int´egralit´e du courant ohmique maximal de 2 mA, on obtient < B >' 300 µG. Il faudrait par cons´equent un facteur de chiralit´e de 30% pour engendrer 100µG, ce qui paraˆıt ´etonnamment grand. Il nous semble donc peu probable que les courants ohmiques puissent rendre compte du champ observ´e.
Par ailleurs, si le champ Bz(Eodd
z ) diagnostiqu´e dans les cellules en verre s’interpr`ete effectivement par une fraction des courants ohmiques, alors le champ ´equivalent dans les cellules en saphir devrait ˆetre diminu´e par au moins deux ordres de grandeur (rapport des conductivit´es ohmiques). Dans le cas du saphir, le champ mesur´e ne peut donc provenir de ces courants ohmiques.
4.6.2 Courants capacitifs
En tout rigueur, les fils d’amen´ee de haute tension ne sont pas parfaitement verticaux jusqu’au point de l’´electrode o`u ils sont soud´es. On peut envisager de petites fractions de boucles de courant associ´ees aux courbures de ces fils. Des courants capacitifs sont associ´es aux fluctuations r´esiduelles sur l’impulsion de tension (cf. Fig.3.7).
Pour calibrer exp´erimentalement l’effet Bz(Eodd
z ) correspondant, nous avons introduit une ´electrode fendue, de fa¸con `a imposer une tr`es forte chiralit´e au courant de charge de cette ´electrode. En pla¸cant les tirs lasers pendant le front montant de la haute tension, on dispose de courants de charge ´elev´es, et on peut donc facilement mesurer l’effet.
Nous avons obtenu un champ Bz(Eodd
z ) ' 5 mG pour ∂U/∂t ' 40V/ns. On peut calculer le champ typique, moyenn´e sur la longueur de la cellule, attendu lorsqu’on place, au mˆeme endroit que l’´electrode fendue, une boucle parcourue par l’ensemble du courant de charge, la capacit´e ´etant estim´ee d’apr`es la g´eom´etrie. On trouve alors un champ plus important par environ un facteur quinze que le champ mesur´e. On attribue ce facteur `a l’´ecrantage
4.6. LIMITES SUR UN VRAI BZ(EODD
Z ) ET ORIGINES POSSIBLES 109 par l’ensemble des autres ´electrodes annulaires (sous l’effet de la loi de Lenz), et par la contribution radiale des courants de charges.
A partir d’un enregistrement de l’impulsion de tension, on estime `a 3 V/ns la borne sup´erieure sur le taux de variation ∆U/∆t sur ∆t = 20 ns, au plateau de tension. D’apr`es la calibration effectu´ee avec l’´electrode fendue, cela correspond `a typiquement 400 µG en-gendr´e par l’´electrode fendue, c’est-`a-dire seulement deux `a quatre fois plus que le champ moyenn´e dans les conditions normales. Il faudrait qu’il subsiste sur le montage un d´efaut de chiralit´e ´equivalent `a un quart d’´electrode fendue. Cela nous paraˆıt d´eraisonnable, et nous concluons qu’il n’est pas possible d’attribuer le champ typique mesur´e de 100 µG `a la combinaison des courants capacitifs r´esiduels pendant le plateau et d’un petit d´efaut de g´eom´etrie dans les amen´ees de tension.
4.6.3 Effet d’un champ magn´etique r´esiduel B
z(E
zeven)
On peut estimer l’ordre de grandeur de l’effet d’un champ magn´etique longitudinal r´esiduel (Bz(Eeven
z )) sur ces charges. Celles qui ont une vitesse transverse initiale vont s’en-rouler autour du champ magn´etique Bz(Eeven
z ), et d´evelopper un petit champ magn´etique de signe oppos´e (loi de Lenz). D´eterminons un ordre de grandeur de ce petit champ en sup-posant qu’il est ´equivalent `a celui d’une spire parcourue par I × ωcτ /2π, o`u ωc = qeB/me
est la pulsation cyclotron :
< Bze− >' µLoIω2πcτ (4.33) Avec Bz = 10 mG, I = 1 A, et τ = 2 ns, on obtient < Be−
z >' 10 µG. Il faudrait 100 mG de champ r´esiduel pour atteindre les 100 µG, or les mesures de compensation de champ magn´etique assurent qu’il subsiste au plus quelques milligauss. Il semble encore manquer au moins 1 `a 2 ordres de grandeur pour rendre compte du champ mesur´e. De plus le champ discut´e ici s’oppose toujours au champ longitudinal qui lui donne naissance, donc une composante Eodd
z n’apparaˆıt que si le courant I est diff´erent en module dans les deux sens de tir du champ ´electrique.
4.6.4 Courants dus aux charges photoinduites
Le courant total I disponible qui traverse la cellule pendant l’impulsion d’excitation est de l’ordre de l’amp`ere. Pour rendre compte des 100 µG typiquement observ´es, il faudrait qu’une fraction de l’ordre de 10−3I circule dans une boucle plac´ee au centre de la cellule.
On peut imaginer que des inhomog´en´eit´es dans ce courant produisent une fraction chirale de cet ordre de grandeur. C’est l’interpr´etation la plus plausible que nous ayons trouv´ee.