Montage expérimental

4.2.2.1 Miroirs et hublots

Pour éviter les (rétro)réflexions de l’onde au passage des hublots, on utilise des fenêtres à incidence de Brewster en suprasil1 (CVI BW-25.0-2.0-SS). En sortie du Ti:Sa, le faisceau a une polarisation rectiligne, une lame demi-onde a été placée en amont pour donner au plan de polarisation la bonne orientation.

Les deux miroirs (Altechna, ALMI 83097 01 27UV, plan-concave) de 12,7 mm de dia-mètre (N ' 80, pertes par diffraction faibles), ont un rayon de courbure de 2 m et un coefficient de réflectivité de 0,97. La bande spectrale de ces miroirs est large (730-930 nm).

Les caractéristiques de notre cavité sont résumées sur la figure 4.6.

4.2.2.2 L’asservissement de la cavité sur le laser

Avant d’entrer dans la cavité, l’onde laser, initialement polarisée rectilignement, passe par une lame demi-onde de manière à pouvoir changer l’orientation du plan de polarisation. Pour asservir notre cavité, nous utilisons la méthode de Hänsch-Couillaud [HC80,Val07] qui repose sur l’analyse ellipsométrique de la polarisation de l’onde en réflexion de la cavité

Figure 4.6 –Schéma de la cavité linéaire concave-concave. On a représenté la lentille de couplage indispensable pour adapter le mode du faisceau laser sur la cavité.

optique (cf. figure 4.7).

Figure 4.7 –Schéma de principe de l’asservissement Hänsch-Couillaud. Le laser émet une onde polarisée rectilignement dont l’orientation peut être modifiée avec la lame demi-onde. Dans la cavité, les fenêtres sont à incidence de Brewster, seule la polarisation horizontale ne subit pas de pertes. L’onde en réflexion du miroir d’entrée de la cavité Fabry-Perot est constituée d’une partie de l’onde incidente directement réfléchie sur le miroir d’entrée, et de l’onde en réflexion de la cavité optique. Cette onde est ensuite analysée par ellipsométrie (lame quart d’onde plus cube polariseur).

L’onde en réflexion de la cavité est constituée d’une partie de l’onde incidente immé-diatement réfléchie sur le miroir d’entrée de la cavité et de l’onde en réflexion sortant de la cavité. Si le plan de polarisation de l’onde laser, après son passage au travers de la lame demi-onde, est différent du plan d’incidence de l’onde au niveau des hublots alors les deux ondes en réflexion ont une polarisation rectiligne différente.

À un instant donné, la différence de phase entre ces deux ondes est quelconque, l’onde en réflexion est donc elliptique. L’analyseur, qui génère le signal d’erreur est constitué d’une lame quart d’onde, d’un cube polariseur et de deux photodiodes (cf. figure 4.7). L’axe rapide de la lame quart d’onde possède une angle de 45° par rapport à l’axe optique du cube polariseur. Les deux ondes transmises par le cube possèdent a priori des intensités différentes. À résonance, l’onde en réflexion issue de la cavité est en phase avec l’onde incidente. Les intensités des deux ondes sont alors identiques, ce qui marque la résonance entre le laser et la cavité.

La différence des intensités des deux ondes permet de générer un signal d’erreur (cf. figure 4.8).

Ce signal est amplifié et envoyé sur une cale piézoélectrique (Piezomechanick GmbH, HPSt 150/14-10/12 VS 22, 150 V, fréquence de résonance à 20 kHz) maximum pour un déplacement de 12 µm soit le balayage d’environ 28 ISL) pour rétroaction et asservissement de la cavité sur le laser.

4.2.3 Photodétachement d’ions O

en cavité Fabry-Perot linéaire

concave-concave

L’alignement optimisé de la cavité permet d’atteindre une finesse de 80 avec une lon-gueur d’onde de 830 nm. On peut voir la présence de modes de cavité d’ordre supérieur (cf. figure 4.8).

La présence de ces modes influe sur la puissance intracavité et donc sur la puissance transmise (qui est mesurable). À résonance, la puissance transmise devrait égaler la puis-sance incidente (en théorie avec un alignement parfait). On mesure que 60 % de la puispuis-sance est correctement couplée au résonateur.

Accroissement du taux de neutres produits On mesure le nombre de neutres pro-duits avec ou sans la cavité optique. Le signal pour un aller-retour après soustraction du

0,000 0,005 0,010 -0,6 -0,4 -0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 T EM 00q-1 T EM 00q+1 S i g n a l ( u . a . )

T ension appliquée sur la cale piezoélectrique (u.a.) transmission erreur T EM 00q T EM 01q T EM 10q T EM 11q

Figure 4.8 – Courbe expérimentale représentant l’intensité en transmission du Fabry-Perot (courbe noire) et le signal d’erreur Hänsch-Couillaud correspondant, en fonction de la position de la cale piézoélectrique (en u.a.). L’ISL entre les modes TEM00q−1 ^{et TEM}00q ^{et les modes}

TEM00q et TEM00q+1 n’est pas le même en raison de la présence d’une légère non-linéarité du balayage de la longueur de la cavité. On remarque la présence de doublets au niveau des modes TEM10q ^{et TEM}11q^{. C’est la signature de modes transversaux d’ordre plus élevé. Ils sont, en effet,}

séparés d’un peu plus d’un tiers d’ISL ce qui mène à des quasi-dégénérescences accidentelles (cf. figure 4.5). Ici, le rapport de l’ISL (séparation entre deux modes longitudinaux) par la largeur à mi-hauteur des résonances donne une finesse de 103.

fond de neutres produits par collision s’élève à 800 en unités arbitraires pour une puissance laser de 1 W à 830 nm. En cavité, le signal grimpe à 14300, ce qui correspond à un gain de 18 (9 aller-retours) sur le signal. La présence d’interférences intracavité ne joue aucun rôle ici car on se situe en régime linéaire de production de neutres, loin de la saturation (cf. chapitre 3).

La surtension, d’après la relation 4.12, devrait être de 25 (à comparer à la valeur de 18 mesurée). Nous expliquons cela par la présence de modes d’ordre supérieur due à un ali-gnement imparfait. La puissance couplée au résonateur qui participe au photodétachement est d’environ 18