Présentation de l'expérience - Oscillation paramétrique optique et génération de photons jumeau

5.3 Présentation de l'expérience

Dans ce paragraphe, nous commençons par décrire le dispositif expérimental utilisé à la fois pour la calibration de la limite quantique standard et pour les mesures des corrélations d'intensité entre les faisceaux signal et complémentaire émis par le micro-OPO (Partie 5.2.1). Nous présentons ensuite le principe des mesures des spectres de bruit (Partie 5.2.2) avant de montrer un exemple de mesure du bruit quantique standard (Partie 5.2.3).

Ti:Sa continu (800 - 900 nm) Verdi 532 nm (8 W)

échantillon oculaire Cryostat (6 K) capteur CCD ltres diaphragmes ltres Analyseur de spectre Analyseur de spectre +/ +/ λ/2 λ/2 Ph1 Ph 2 cubes polariseurs HF HF amplicateur ×20 dB Ph1 Ph 2 corrélations Mesure des miroir amovible Spectromètre miroir amovible sommateur/ soustracteur

1 ^{Mesure du bruit}_{quantique standard}

Fig. 5.7 Schéma du montage expérimental permettant de calibrer la limite quantique standard (partie 1) et de mesurer les corrélations d'intensité entre le signal et le complé-mentaire issus du processus paramétrique "horizontal" (partie 2). Les photodiodes sont identiques.

5.3.1 Dispositif expérimental

Le montage expérimental de mesure de bruit est représenté sur la gure 5.7. La base du dispositif a déjà été décrite aux chapitres 2 et 4.

Nous présentons les caractéristiques des nouveaux éléments du montage avant de détailler le principe des mesures :

- Les deux photodiodes utilisées ont une ecacité quantique d'environ 90% aux longueurs d'onde de travail (830 nm). Il est important de travailler avec des photodiodes de rendement quantique proche de l'unité car toute perte tend à détériorer les corrélations quantiques. Les puissances optiques minimales pouvant être détectées sont de l'ordre du microwatt. Les photodétecteurs sont montés sur un circuit électronique réalisé au Laboratoire Kastler Brossel (LKB) qui sépare la partie continue (sortie "DC") de la partie haute fréquence (sortie "HF") du signal puis les amplie. La sortie "DC" délivre une tension proportionnelle à l'intensité reçue par les photodiodes et la sortie HF fournit l'information sur les uctuations du champ. Le signal HF passe par un second circuit électronique, réalisé par l'équipe de G. Leuchs à Erlangen (Allemagne), qui minimise le bruit électronique à 4 MHz par l'intermédiaire de ltres passe-bande.

- Le dispositif sommateur/soustracteur est un dispositif passif constitué de trois diviseurs de la marque Mini-Circuit dont le principe est schématisé sur la gure 5.8. On passe du mode sommateur au mode soustracteur en intervertissant deux connecteurs BNC. HF1HF2 +HF1 +HF1 +HF2 HF2 OU sortie HF de Ph2 vers amplicateur vers amplicateur sortie HF de Ph1 sortie HF de Ph2 sortie HF de Ph1 HF1+HF2

5.3. Présentation de l'expérience 149

- L'amplicateur linéaire bas bruit de la marque Nuclétudes possède une large bande passante, 0.1-500 MHz, et un gain de 20 dB. Il amplie le signal HF à la sortie du dispositif sommateur/soustracteur an de s'aranchir du bruit électro-nique de l'analyseur de spectre dans les mesures.

- L'analyseur de spectre de la marque Agilent (modèle EE4401-B) permet de tracer des spectres de bruit à une fréquence comprise entre 9 kHz et 1.5 GHz. Le signal HF est branché sur l'entrée 50 Ohms de l'appareil. Plusieurs paramètres doivent être réglés. Le paramètre critique est la fréquence d'analyse Ω qui est limitée vers les basses fréquences par le bruit mécanique technique (< 1 MHz) et vers les hautes fréquences par la rapidité des détecteurs, inférieure à quelques dizaines de MHz. Toutes les mesures de bruit présentées sont eectuées à 4 MHz. Cette fréquence correspondant à une énergie beaucoup plus petite (∼ 15 neV) que la largeur des résonances du système, on peut considérer que les uctuations sont mesurées à fréquence nulle. Les autres paramètres sont la bande passante ("Resolution Bandwidth") sur laquelle on intègre le bruit, xée ici à 30 kHz, et la bande passante vidéo ("Video Bandwidth"), qui fait la moyenne du signal de bruit et a pour eet de lisser les traces, prise égale à 100 Hz.

Test des photodiodes : En plus d'un bon rendement quantique, les deux photodiodes utilisées doivent présenter des caractéristiques aussi similaires que possible pour ne pas réduire articiellement le taux de corrélation mesuré. En d'autres termes, elles doivent avoir la même réponse à la puissance optique inci-dente.

Nous avons donc testé préalablement un ensemble de photodiodes. Pour ce faire, nous utilisons la partie 1 du montage où Ph1 est une photodiode de réfé-rence et Ph2 la photodiode à tester. L'association d'une lame demi-onde et d'un cube séparateur en polarisation permet de modier la puissance totale incidente en tournant la lame. Un second ensemble {lame+cube} sépare en deux le faisceau laser et assure l'équilibre des puissances optiques avant chaque photodiode. On mesure la tension sur la sortie DC de la photodiode à tester en fonction de la tension sur la sortie DC de la photodiode de référence. Nous vérions d'une part la linéarité de la réponse de Ph2 et nous déduisons d'autre part le coecient di-recteur de la droite caractérisant la réponse de Ph2. Nous choisissons nalement deux photodiodes pour lesquelles les coecients directeurs sont les plus proches possible.

L'équilibrage des sorties HF des photodiodes se fait au préalable en ajustant les composants électroniques des montages d'amplication.

Mesure du bruit quantique standard (partie 1) : Un miroir amo-vible dirige le faisceau laser vers la chaîne de détection destinée à la calibration du bruit quantique standard. Comme nous venons de le mentionner, la puis-sance incidente totale est ajustée en tournant la lame demi-onde du premier ensemble {lame+cube} et l'équilibre de la puissance optique à l'entrée des

pho-todiodes est obtenu en tournant la lame du second ensemble {lame+cube}. On retrouve la conguration expérimentale présentée sur la gure 5.6 où la lame semi-rééchissante a été remplacée par le cube séparateur en polarisation.

Mesure des corrélations (partie 2) : Les faisceaux signal et complémen-taire issus du processus paramétrique "horizontal" sont ltrés spatialement par deux diaphragmes que nous avons placés sur des platines de translation. Tout en observant l'émission en champ lointain de l'échantillon, nous sélectionnons ainsi avec précision le couple de points brillants signal/complémentaire apparus sur l'anneau Rayleigh. Chacun des faisceaux est ensuite rééchi par un miroir amovible pour être focalisé sur une photodiode. On retrouve la conguration ex-périmentale de la gure 5.5 qui permet de mesurer les corrélations d'intensité entre les deux faisceaux. Le miroir amovible ore à tout moment la possibilité de contrôler l'émission de l'échantillon.

L'objectif des expériences est de comparer de façon rigoureuse le spectre de bruit de la diérence des intensités des faisceaux signal et complémentaire (partie 2) avec le spectre du bruit quantique standard (partie 1), puis conclure sur la relation (5.32). Les conditions expérimentales pour les mesures du bruit quan-tique standard et des corrélations d'intensité doivent donc être idenquan-tiques. C'est pourquoi nous utilisons la même chaîne de détection dans les parties 1 et 2 du montage et xons les paramètres de l'analyseur de spectre.

5.3.2 Principe de la mesure des spectres de bruit

Dans les deux congurations expérimentales que nous venons de décrire, l'ex-périence consiste en la mesure du bruit de la somme et de la diérence des inten-sités détectées par les deux photodiodes. Or l'analyseur de spectre enregistre en temps réels la valeur du bruit d'intensité δI_±(Ω) à la fréquence d'analyse Ω (l'in-tervalle de temps pour cette mesure est pris égal à 10 secondes). Un traitement subsidiaire des données est donc nécessaire : il repose sur le calcul de la moyenne temporelle du carré du bruit d'intensité, soit hδI2

±i, quantité directement reliée au spectre de bruit de l'intensité SI±(Ω).

Le signal mesuré est en fait la somme du bruit des faisceaux lumineux et du bruit électronique introduit par les divers éléments de la chaîne de détection. Typiquement, ce bruit électronique se mesure à l'analyseur de spectre lorsqu'au-cune lumière n'éclaire les photodiodes. Il est indispensable de s'en aranchir pour conserver uniquement la contribution de l'émission de notre micro-OPO. L'origine de ces bruits étant diérente, les spectres de bruit s'ajoutent. Ainsi, à chaque enre-gistrement, nous retranchons lors du traitement des données la valeur du spectre du bruit électronique S´el

5.3. Présentation de l'expérience 151

5.3.3 Mesure de la limite quantique standard

Cette partie est consacrée à la calibration de la limite quantique standard du faisceau laser d'intensité Itot (partie 1 du montage expérimental). Cette intensité correspond à la puissance optique incidente sur l'ensemble des deux photodiodes et est associée à une tension totale Vtot = V1+ V2, où V1 et V2 sont les tensions sur les sorties DC de Ph1 et Ph2. Nous rappelons les principaux résultats de la partie 5.2.3 concernant le bruit quantique standard, à savoir les relations (5.29) et (5.30) :

σI+(Ω) = ItotS(Ω) σI−(Ω) = ItotSvide(Ω)

avec σI±(Ω) les spectres de bruit de la somme et de la diérence des intensités détectées par les photodiodes, S(Ω) le spectre de bruit de l'amplitude du faisceau laser et Svide(Ω) le spectre du bruit quantique standard.

0 2 4 6 8 10 1.4x10 -4 1.6x10 -4 1.8x10 -4 2.0x10 -4 2.2x10 -4 2.4x10 -4 (a) Bruit électronique B r u i t ( V / H z 1/ 2 ) Temps (s) Somme Différence 0 1 2 3 4 0.0 1.0x10 -8 2.0x10 -8 3.0x10 -8 4.0x10 -8 5.0x10 -8 6.0x10 -8 (b) = 4 MHz RBW = 30 kHz VBW = 100 Hz S p e c t r e d e b r u i t d e l a d i f f é r e n c e ( V 2 / H z ) V tot (mV)

Fig. 5.9 (a) Traces observées à l'analyseur de spectre des bruits de la diérence et de la somme des intensités (confondus), et du bruit électronique. (b) Variation du spectre de bruit de la diérence des intensités en fonction de la tension totale aux bornes des photodiodes. Régression linéaire de pente égale au spectre du bruit quantique standard S_vide(Ω) = 1.29 × 10⁻⁵V/Hz.

Sur la gure 5.9(a) sont représentées les traces observées à l'analyseur de spectre correspondant aux bruits δI_±(Ω) et au bruit électronique δIel´

−(Ω) pour

Vtot = 1 mV. La somme et la diérence des intensités ont en moyenne le même bruit. Nous mesurons σI±(Ω), auxquels le spectre du bruit électronique S´el

I(Ω) est

soustrait, en fonction de Vtot. Sur la gure 5.9(b) est représenté uniquement le résultat pour σI−(Ω), celui pour σI+(Ω)étant identique. Les spectres de bruit de la diérence et de la somme des intensités dépendent bien linéairement de l'intensité

totale. On déduit du coecient directeur de la droite la valeur du spectre du bruit quantique standard dans les conditions expérimentales de notre étude :

Svide(Ω) = 1.29 × 10⁻⁵V/Hz

En conclusion, le bruit de la quadrature d'amplitude du champ laser que nous utilisons comme pompe du micro-OPO est à la limite quantique standard. Il est en eet important que le faisceau de pompe ne présente pas d'excès de bruit dit "classique" pour ne pas fausser les mesures de corrélations d'intensité entre le signal et le complémentaire.

Nous avons remarqué que la calibration de la limite quantique standard pou-vait varier très légèrement autour de 1.29 × 10−5V/Hz d'un jour à l'autre, ce qui s'est avéré être un point critique dans l'étude des corrélations quantiques entre le signal et le complémentaire. Ce problème est lié aux instabilités électroniques des diérents éléments du système de mesure de la limite quantique standard. Nous avons par conséquent minutieusement évalué Svide(Ω) avant chaque expérience.

Dans le document Oscillation paramétrique optique et génération de photons jumeaux dans des microcavités de semiconducteurs (Page 154-159)