4.3 Mise en ´evidence exp´erimentale de la contamination
4.3.1 Propri´et´es du bruit d’intensit´e du faisceau incident
Notre dispositif a ´et´e con¸cu `a l’origine pour fournir un faisceau incident dont les fluctuations d’intensit´e sont de nature quantique [21] pour des puissances de l’ordre du mW, et `a la fr´equence d’observation du mouvement du miroir mobile, c’est-`a-dire 1 MHz. Or, notre exp´erience a subi de nombreuses modifications depuis les premi`eres caract´erisations de l’´etat de la lumi`ere incidente, sans que nous n’ayons mesur´e leur cons´equence sur le bruit d’intensit´e du faisceau. Deux d’entre-elles sont
susceptible d’affecter ce bruit d’intensit´e : il s’agit du changement de la pompe du laser Titane-saphir, et de la mise en place de la double injection.
Bruit d’intensit´e du laser Ti-Sa pomp´e par le Verdi V18
Nous avons tout d’abord cherch´e `a d´eterminer les cons´equences du changement de laser de pompe sur le bruit d’intensit´e du laser. Pour ´eviter de passer dans le syst`eme de double injection accordable tout en mesurant le bruit d’intensit´e `a l’aide de la d´etection homodyne situ´ee apr`es la cavit´e F P F (voir le sch´ema d’ensemble de la figure (2.33)), nous avons retourn´e de 90˚ le cube CP sur son support. De cette mani`ere le faisceau issu du laser est directement envoy´e dans la cavit´e F P F , sans passer par les modulateurs acousto-optiques. Pour caract´eriser le bruit d’intensit´e, nous utilisons la d´etection homodyne comme une simple d´etection ´equilibr´ee, c’est-`a-dire un ensemble constitu´e d’une lame semi-r´efl´echissante et de deux photodiodes de mˆemes gains optique et ´electronique. Lorsque l’on envoie un faisceau lumineux pr´esentant un bruit d’amplitude δαin(t) sur une lame semi-r´efl´echissante, les fluctuations des champs transmis αtet r´efl´echi αrpar cette lame s’´ecrivent respectivement : δαt(t) = √1 2[δα in(t)− δαv(t)], (4.54) δαr(t) = √1 2[δα in(t) + δαv(t)], (4.55) o`u δαvd´esigne les fluctuations du vide entrant par le port inutilis´e de la lame. Les valeurs moyennes αt et αr des champs transmis et r´efl´echi ´etant ´egales `a αin/√
2, on d´eduit des ´equations (4.54) et (4.55) les expressions des fluctuations d’intensit´e transmises δIt et r´efl´echies δIr :
δIt(t) = 1 2[δI in(t)− q Iinδαv(t)], (4.56) δIr(t) = 1 2[δI in(t) + q Iinδαv(t)]. (4.57) Ces deux derni`eres ´equations montrent que la somme δI+= δIt+ δIr des intensit´es transmise et r´efl´echie est ´egale aux fluctuations d’intensit´e du faisceau incident, tandis que la diff´erence δI− est ´egale aux fluctuations δαv du vide, amplifi´ees par le champ incident. En particulier, les spectres SI+ et SI− s’´ecrivent :
SI+[Ω] = SIin[Ω], (4.58) SI−[Ω] = Iin. (4.59) La somme des deux intensit´es reproduit donc l’intensit´e incidente, tandis que la diff´erence donne le bruit de photon standard pour un faisceau de mˆeme intensit´e moyenne (´equation (1.21)). Tout ´ecart entre SI+ et SI− traduit donc le fait que le faisceau incident n’est pas au bruit quantique standard.
Pour mesurer SI+ et SI−, on r`egle la d´etection homodyne de la fa¸con suivante. On tourne la lame demi-onde se situant juste avant le cube CP 1 (voir figure
1.21), de fa¸con `a envoyer l’int´egralit´e du faisceau transmis par la cavit´e F P F dans l’oscillateur local. Le faisceau est r´efl´echi au retour par ce mˆeme cube CP 1, avant d’ˆetre s´epar´e en deux parties d’´egales intensit´es sur le cube CP 2. On proc`ede
ensuite `a la comparaison des spectres SI+ et SI− pour diff´erentes valeurs de la puissance incidente Iin, en additionnant ou en soustrayant les deux photocourants issus des photodiodes P h1 et P h2. Les r´esultats de la mesure de SI+ et SI− sont pr´esent´es sur la figure 4.8 : les courbes de gauche, qui repr´esentent les r´esultats mesur´es directement par l’analyseur de spectre, montrent en particulier que le bruit ´electronique (courbe (e)) est assez proche des signaux que l’on cherche `a mesurer pour qu’il soit n´ecessaire de le retrancher des mesures effectu´ees (courbes de droites sur la figure 4.8).
0.5 1.0 1.5 2.0 -100 -90 -80 -70 -60 Fréquence @MHzD Puissance de bruit @dBm D e a b c d 0.5 1.0 1.5 2.0 -100 -90 -80 -70 -60 Fréquence @MHzD Puissance de bruit @dBm D a b c d
Figure 4.8: Caract´erisation du bruit d’intensit´e du faisceau incident. Les courbes de gauche correspondent aux mesures brutes, et les courbes de droites sont corrig´ees du bruit ´electronique de la d´etection (courbe (e) sur la figure de gauche). Sur chaque figure, les courbes (a) et (c) correspondent au spectre de la diff´erence des photocourants des photodiodes ph1 et ph2 (voir figure 1.21), et les courbes (b) et (d) correspondent `a la somme des photocourants, pour des
puissances incidentes de 1 mW et 10 mW respectivement.
Les courbes (a) et (c) de la figure de droite correspondent aux spectres SI−corrig´es du bruit ´electronique, acquis pour des intensit´es incidentes ´egales `a 1 mW et 10 mW respectivement. On constate un ´ecart de 10 dB entre les deux courbes, comme on s’y attend pour le bruit de photon standard (´equation (4.59)). Les courbes (b) et (d) de la figure de droite correspondent quant `a elles aux spectres SI+ de la somme des photocourants de la d´etection homodyne, respectivement pour 1 mW et 10 mW incidents. On note un large exc`es de bruit `a basse fr´equence dans les deux cas, les deux courbes ´etant par ailleurs s´epar´ees de 20 dB, comme on s’y attend pour un bruit classique, dont la puissance varie comme le carr´e de l’intensit´e incidente. A plus haute fr´equence, le bruit d’intensit´e rejoint le niveau du bruit quantique, si bien que pour une puissance incidente de 1 mW, le faisceau laser se trouve au bruit quantique standard `a 1 MHz, comme nous le souhaitons. Lorsque la puissance incidente est de 10 mW, on voit qu’un exc`es de bruit significatif persiste au-del`a de 1 MHz, le faisceau ne se trouvant pas au bruit quantique avant 2 MHz. Une nouvelle cavit´e de filtrage est actuellement en cours de d´eveloppement pour corriger ce probl`eme, car, comme nous l’avons indiqu´e dans le chapitre 2, nous envisageons d’envoyer vers la cavit´e `a miroir mobile une puissance incidente de l’ordre de 20 mW.
Ces r´esultats sont plutˆot meilleurs que ceux obtenus auparavant, lorsque le laser Titane-Saphir ´etait pomp´e par un laser `a Argon. Pour une puissance de 500 µW, le faisceau pr´esentait un bruit classique jusqu’`a une fr´equence de l’ordre de 1.5 MHz, avec un exc`es de bruit de l’ordre de 30 dB au dessus du bruit quantique standard.
Bruit d’intensit´e avec la double injection
Nous nous sommes ensuite int´eress´es `a l’impact des modulateurs acousto-optiques de la double injection sur le bruit d’intensit´e du faisceau. Nous avons pour cela r´etabli l’orientation initiale du cube CP (figure 2.33) permettant d’alimenter cha-cune des voies de la double injection, et nous avons proc´ed´e de la mani`ere d´ecrite dans le paragraphe pr´ec´edent afin de caract´eriser le bruit d’intensit´e du faisceau transmis par la cavit´e F P F . Nous avons ´etudi´e ind´ependamment l’impact des mo-dulateurs, qui sont aliment´es par des g´en´erateurs radio-fr´equence diff´erents (voir chapitre 2). Les r´esultats obtenus sont pr´esent´es sur la figure (4.9). Les courbes
0.5 1.0 1.5 2.0 -90 -85 -80 -75 -70 -65 Fréquence @MHzD Puissance de bruit @dBm D a b c d e 0.5 1.0 1.5 2.0 -90 -85 -80 -75 -70 -65 -60 Fréquence @MHzD Puissance de bruit @dBm D a b c d e
Figure 4.9: Effet des modulateurs acousto-optiques sur le bruit d’intensit´e du faisceau incident, `a gauche pour le modulateur aliment´e par le pilote accordable en fr´equence, et `a droite pour celui aliment´e par le pilote non accordable. La puissance lumineuse envoy´ee sur la d´etection ´equilibr´ee est ´egale `a 5 mW dans le cas de la figure de gauche, et `a 10 mW dans le cas de la figure de droite. Sur chaque figure, la courbe (a) correspond au bruit de photon du faisceau incident, et les courbes (b) `a (e) correspondent `a diff´erents points de fonctionnement, d´efinis par des tensions appliqu´ees `a l’entr´ee amplitude des pilotes de 5 V, 4 V, 3.5 V, et 2.5 V respectivement pour la figure de gauche, et de 4.5 V, 3.5 V, 2.5 V,
et 1.5 V respectivement pour la figure de droite.
de gauche correspondent au bruit d’intensit´e du faisceau traversant le modulateur acousto-optique aliment´e par un pilote AA Drfa10y accordable en fr´equence, et les courbes de droite correspondent au bruit d’intensit´e du faisceau traversant le modulateur acousto-optique aliment´e par un pilote non accordable Moda200. Dans chaque cas, nous avons fait varier la tension appliqu´ee sur l’entr´ee ampli-tude 0− 5 V du pilote, et nous avons acquis le bruit d’intensit´e correspondant en conservant une puissance transmise par la cavit´e F P F constante (5 mW dans le cas des courbes de gauche, et 10 mW dans le cas des courbes de droite).
Il ressort de cette ´etude qu’`a mesure que l’on s’´eloigne du maximum de trans-mission du modulateur obtenu pour une tension de 5 V, l’exc`es de bruit subi par le faisceau est de plus en plus grand. Cela pose un probl`eme important : nous avons vu que par construction, les asservissements d’intensit´e n´ecessitent de se placer `a un point de fonctionnement inf´erieur au maximum de transmission des acousto-optiques. Ils ne sont donc pas utilisables d`es lors que l’on cherche `a obtenir un faisceau incident se trouvant au bruit quantique standard. La comparaison de ces courbes avec celles pr´esent´ees sur la figure 4.8 montre ´egalement que mˆeme en fonctionnant au maximum de transmission, les deux modulateurs induisent un exc`es de bruit par rapport au bruit de photon standard. On note cependant que cet exc`es de bruit reste modeste (de l’ordre de 2 dB dans les deux cas), et qu’il
disparaˆıt `a 1 MHz d`es lors que la puissance du faisceau est inf´erieure ou ´egale `a 2 mW. A faible transmission, le pilote accordable produit de nombreux pics de bruit qui n’apparaissent pas avec le pilote non accordable (courbes (d) et (e) sur la figure 4.9). Notons que la mise en place d’une nouvelle cavit´e de filtrage avec une fr´equence de coupure beaucoup plus basse devrait ´egalement ´eliminer ces probl`emes et rendre les asservissements d’intensit´e de nouveau utilisables.