1.3 État de l’art du photodétachement de H −
1.3.4.1 Photodétachement en champ électrique
Il existe une infinité de configurations possibles pour un champ électrique. Nous nous restreindrons, en conséquence, au cas d’un champ électrique uniforme qui présente les aspects les plus fondamentaux du problème du photodétachement en champ électrique. Le microscope de photodétachement en constitue une importante application, notamment pour la mesure des affinités électroniques (cf. partie II).
Champ électrique uniforme Un champ électrique uniforme est à l’origine de plusieurs modifications de la section efficace de photodétachement par rapport au cas en l’absence de champ.
D’abord, la déformation du puits de potentiel attracteur qui lie l’électron supplémen-taire à l’atome par le champ électrique extérieur autorise l’électron à s’échapper vers l’aval du champ, par effet tunnel, du puits qui le confine. Ceci est à l’origine, d’une part, de l’abaissement du seuil de photodétachement et d’autre part, d’une modification de la loi de seuil (la loi de Wigner ne s’applique plus). En-dessous du seuil, la section efficace est ex-ponentiellement décroissante. Ensuite, contrairement au cas sans champ, la section efficace n’est pas nulle au seuil (celui en l’absence de champ) mais est proportionnelle à l’intensité du champ électrique appliqué.
Figure 1.14 – Section efficace de photodétachement (en onde p) au voisinage du seuil, en présence d’un champ électrique de 16,4 MV/m, en fonction de l’énergie des photons. On compare la courbe théorique calculée par Du et Delos [DD88b] avec les mesures expérimentales de Bryant
et al. [BMS+87]. Le champ électrique est motionnel, d’où la présence d’un champ magnétique de 0,056 T. Le bon accord théorie (pas de champ magnétique) expérience est excellent. On observe clairement l’abaissement du seuil de photodétachement (l’affinité électronique de l’hydrogène vaut ∼ 0,75 eV) et une structure oscillante.
Enfin, il y a apparition d’une structure oscillante dans la section efficace (cf. figure 1.14). L’origine de ce phénomène est à trouver dans l’interférence entre les différentes trajectoires empruntées par l’électron pour atteindre un même point de l’espace des configurations. Fabrikant [Fab80] est le premier à avoir interprété, en utilisant l’approche semi-classique (qui consiste à considérer que ~ → 0) les oscillations comme un phénomène d’interférences.
Du et Delos [DD87, DD88a] démontrèrent que les trajectoires qui interfèrent sont celles, communément appelées orbites fermées, qui reviennent au point source (on détaille un peu plus la théorie des orbites fermées dans le chapitre 5, sous-section 5.2.3). Ces phénomènes sont d’autant plus manifestes que le champ électrique appliqué est intense.
La première expérience de photodétachement de H−en champ électrique a été accomplie avec le faisceau d’ions relativistes du LAMPF [BMS+87,SBH+88]. Bryant et al. étudièrent les cas où le laser était polarisé parallèlement (polarisation π) et perpendiculairement au champ électrique (polarisation σ). Un champ magnétique dans le référentiel du laboratoire est en partie perçu, dans le référentiel d’un ion, comme un champ électrique motionnel. La transformation de Lorentz permet de connaître le lien entre les champs perçus dans le référentiel du laboratoire et ceux perçus par l’ion dans son référentiel barycentrique (quantités primées) :
F0⊥ = γ(F⊥+ v × B),
F0k = Fk.
où Fk et F⊥ correspondent aux champ électriques parallèle et perpendiculaire à la direction de déplacement des ions dans le référentiel du laboratoire.
À partir de ces relations, on déduit qu’un champ magnétique situé, dans le référentiel du laboratoire, dans le plan laser-faisceau d’ions est perçu comme un champ électrique perpendiculaire à ce plan dans le référentiel barycentrique. Des systèmes d’électroaimants et d’aimants permanents permirent aux auteurs de générer les champs électriques voulus. En polarisation σ, l’intensité des champs pouvait atteindre 132 MV/m et en polarisation
π, 16 MV/m.
Ces mesures firent apparaître des différences de comportement de la section efficace de photodétachement selon la polarisation laser employée. Alors que le seuil se déplaçait dans les deux cas (effet tunnel, déplacement d’autant plus grand que le champ électrique était intense), les oscillations de la section efficace n’étaient visibles qu’en polarisation π. En réalité, les oscillations, en polarisation σ, existent mais sont d’amplitudes beaucoup plus faibles. Du et Delos [DD89] expliquent que cette différence provient de la distribution angulaire de densité de probabilité de l’électron éjecté. Lors du photodétachement l’onde
s initiale de l’électron est excitée dans le continuum en une onde p. La distribution angu-laire de cette onde dépend de l’état de polarisation du photon excitateur. L’amplitude des
oscillations, conséquence des interférences entre l’état initial et l’état final, dépend du taux de recouvrement entre la fonction d’onde initiale et la partie de la fonction d’onde finale de l’électron éjecté réfléchie par le champ électrique. La figure 1.15 extraite de l’article en question permet de bien comprendre ce phénomène.
Figure 1.15 – Photodétachement, en champ électrique F, d’un électron, initialement dans un état S (1). L’onde électronique p (3) remonte le champ (2) puis est réfléchie (4) et traverse la région de son état initial. L’interférence entre l’état initial et l’onde libre engendre des oscillations sur la section efficace. Lorsque le photon excitateur est polarisé parallèlement au champ électrique (schéma de gauche), la densité de probabilité de l’état final est forte sur l’axe parallèle au champ électrique passant par le centre de la zone d’émission de l’électron. L’onde réfléchie a donc une densité de probabilité forte sur l’axe, le recouvrement est donc fort et les oscillations de section efficace également. En revanche, en polarisation perpendiculaire, la densité de probabilité est faible sur l’axe, le recouvrement avec l’onde réfléchie est faible et les oscillations de section efficace aussi.
En 1988, Du et Delos [DD88b] dérivèrent une expression théorique de la section effi-cace en déterminant la densité de force d’oscillateur dont dépend la section effieffi-cace. Pour cela, ils firent des hypothèses similaires à celles de Ohmura et Ohmura [OO60] et Arm-strong [Arm63] dans le cas du photodétachement en l’absence de champ extérieur (cf. sous-section 1.3.3.1), pour déterminer les fonctions d’onde des états initial et final. Selon ces hypothèses, l’état final est solution de l’équation de Schrödinger en champ électrique et stationnaire. Le résultat est une fonction proportionnelle à une fonction d’Airy qui dépend de l’énergie initiale de l’électron et de l’intensité du champ électrique (cf. partie II, cha-pitre 6, section 6.3). Dans la limite à champ électrique faible ou haute énergie de photons, Du et Delos obtinrent une expression de la section efficace (en unités atomiques) compo-sée d’un terme indépendant du champ électrique (section efficace en l’absence de champ
électrique) et un terme sinusoïdal responsable des oscillations : σ(, F ) = 0, 05408 3/2 (eA+ )3 + 0, 02868 F (eA+ )3cos " 4√2 3 3/2 F # a20, (1.24) avec l’énergie cinétique de l’électron détaché et F le champ électrique.
D’après cette expression, l’amplitude des oscillations est proportionnelle au champ élec-trique et décroît avec l’énergie du photon. La longueur d’onde des oscillations est quant à elle inversement proportionnelle du champ électrique. Plus le champ est intense, plus les oscillations sont visibles.
1.3.4.2 Photodétachement en champ magnétique
Aucune expérience de photodétachement de H− en champ magnétique n’a été réalisée. Blumberg et al. [BJL78,BIL79] réalisèrent les premières expériences de photodétache-ment en champ magnétique sur l’ion S−. Ils observèrent des oscillations dans le profil de section efficace de photodétachement qu’ils attribuèrent aux niveaux de Landau de l’élec-tron éjecté se déplaçant dans un champ magnétique (cf. chapitre 5).
Dispositif expérimental
Dans ce chapitre, on décrit le dispositif expérimental (cf. figure 2.1) mis en place pour démontrer la faisabilité du photodétachement presque total d’un jet d’ions négatifs en cavité optique Fabry-Perot de finesse intermédiaire pour ITER.
Avant le montage de la cavité Fabry-Perot, ce dispositif a été utilisé pour mesurer la section efficace absolue de photodétachement de H− à 1064 nm (cf. chapitre 3).
Ce montage sera également utilisé pour tenter de mettre en évidence les résonances de Landau qui doivent apparaître lors d’une expérience de photodétachement en champ magnétique (cf. chapitre 5). S’asservir sur l’une de ces résonances permettrait d’augmenter considérablement la probabilité de photodétachement à flux lumineux donné.
Figure 2.1 – Photographie du dispositif expérimental. On peut y voir le montage optique Hänsch-Couillaud pour l’asservissement de la cavité optique de finesse intermédiaire (cf. cha-pitre 4, section 4.2) et le système de bobines de champ magnétique (cf. chacha-pitre 5, sous-section 5.5.2.1).