Résultats expérimentaux

Une fois les différents éléments des montages correctement caractérisés, j’ai pu mesurer les spectres d’émission du dispositif en fonction de la fréquence de modulation électrique.

Figure 3.17 – Spectres d’émission mesurés à 2 kHz, 500 kHz et 50 MHz. La puissance injectée dans le dispositif a été gardée constante à 400 mW sur toute la plage de mesure.

Trois spectres obtenus à 2 kHz, 500 kHz et 50 MHz sont présentés dans la figure3.17. Nous voyons bien dans ces mesures les deux pics correspondant aux deux modes polaritoniques comme présenté dans la section 3.2.2. Il est important de noter que la forme spectrale est conservée pour les deux premiers spectres à 2 kHz et 500 kHz. Le spectre à 50 MHz est légèrment différent avec une baisse de l’amplitude du premier mode polaritonique et un épaulement visible sur le second. Cependant, les deux modes polaritoniques sont bien présents. Cela montre que ce dispositif émet de la lumière, grâce à une modulation de la température, sur toute la plage de fréquence étudiée et jusqu’à une fréquence de modulation deux ordres de grandeur au dessus de l’état de l’art (voir [44]).

Pour obtenir la puissance optique émise par l’échantillon, nous devons convertir le si- gnal obtenu sur l’amplificateur synchrone (en Volt) en une puissance optique (en Watt). Pour cela, nous devons prendre en compte, en plus des paramètres obtenus dans la sec- tion 3.3.2, un paramètre interne à l’amplificateur synchrone. En effet, pour lire le signal modulé à la fréquence donnée par le signal TTL, l’amplificateur synchrone doit projeter le signal arrivant en entrée sur une porteuse sinusoïdale à la même fréquence. Il affiche ensuite la valeur efficace associée à ce signal. Pour obtenir le signal arrivant réellement sur l’amplificateur synchrone, il est donc nécessaire de multiplier le signal affiché par un

3.3. Modulation en fréquence 92

fréquence 2 kHz 500 kHz 50 MHz

Poptique 109 nW 17.9 nW 0.71 nW

Table 3.1 – Puissances optiques émises pour différentes fréquences de modulation appliquées au dispositif avant redressement par les réponses en fréquence du MCT.

facteur tenant compte de cela. Suivant la forme du signal d’entrée (carré ou sinusoïdal), ce coefficient sera différent. Il correspond à une intégration de la partie du signal non nul sur une sinusoïde porteuse, multipliée par la valeur efficace du signal sur une période T . Nous obtenons ainsi :

Glockin= √ 2 T Z T 2 0 sin(2π T t)dt = √ 2 π (signal carré) (3.4) Glockin = 1 T Z T 0 sin(2π T t)dt = 2 π (signal sinusoïdal) (3.5)

Ces deux coefficients permettront donc d’obtenir la valeur réelle du signal arrivant sur l’amplificateur synchrone. La formule 3.4 correspond à un signal d’entrée carré avec un rapport cyclique de 50%. La formule 3.5 correspond à un signal d’entrée sinusoïdal. Ce paramètre permettra, conjointement avec RM CT(E), les coefficients d’atténuation en

fréquence et le gain de l’amplificateur, d’estimer la puissance optique émise par l’échan- tillon. Pour cela, il est nécessaire de diviser le signal lu sur l’amplificateur synchrone Ulockin

par ces coefficients afin de tenir compte des pertes (atténuation). La puissance optique

Poptique sera ainsi obtenue par la formule :

Poptique =

Z

E

Ulockin

TlentilleTF T IRRM CT(E)GampliGlockinRBias−T

dE (3.6)

avec Ulockin le signal lu sur l’amplificateur synchrone. Nous pouvons ainsi convertir toutes

les valeurs de signal mesurées par l’amplificateur synchrone en puissance optique. Si nous appliquons la formule 3.6 aux spectres présentés dans la figure 3.17, nous obtenons les valeurs de puissance optique données dans le tableau 3.1.

Nous voyons que la puissance optique décroit fortement quand on augmente la fréquence de modulation. Pour analyser ce fait et comprendre à quoi est due cette décroissance, le montage de la figure 3.10, permettant de mesurer directement le signal sans utiliser le FTIR, a été utilisé. Grâce à cela, un nombre de points plus important a pu être mesuré. Le résultat de cette mesure est montré dans la figure 3.18. L’émission en fonction de la fréquence a été tracée en atténuation afin de faciliter la comparaison avec le réponse du détecteur. Pour cela, la puissance optique choisie comme référence Pref de l’équation 3.3

correspond à la puissance mesurée à 1.4 MHz. La courbe rouge présente la variation de l’émission de l’échantillon, la courbe en points noirs montre la réponse du détecteur en fréquence. Nous voyons, grâce à cette mesure, que deux régimes sont présents. Le premier comporte une forte décroissance du signal jusqu’à 1.4 MHz. Le signal se stabilise ensuite avant de décroitre fortement, c’est le second régime. Nous pouvons clairement identifier

Figure 3.18 – Superposition de la variation du signal émis par l’échantillon (rouge) avec la réponse en fréquence du détecteur (noir). Les courbes ont été tracées en dB pour faciliter leur comparaison. Les deux courbes sont quasiment superposées à partir de ∼ 1 MHz. Cela indique que la modulation en fréquence du dispositif n’est limitée que par la réponse du détecteur.

fréquence 2 kHz 500 kHz 50 MHz

Poptique 107 nW 16.2 nW 5 nW

Table 3.2 – Puissance optique émise pour différentes fréquences de modulation appliquées au dispositif après redressement par les réponses en fréquence du MCT.

ici que la décroissance du signal au dessus de 10 MHz est due à la coupure du détecteur et non à une fréquence de coupure relative au dispositif.

Pour tenir compte de cette coupure du détecteur, il suffit de diviser la puissance Poptique

par l’atténuation en fréquence du détecteur AM CT(f ). Le résultat de cette opération est

présenté dans la figure3.19. Ce redressement permet d’obtenir la puissance optique réelle émise par l’échantillon. Si nous reprenons les trois spectres du panneau (b) de la figure 3.17, les puissances optiques réelles deviennent celles présentées dans le tableau 3.2.