Une série d'expériences a été réalisée sur la raie rovibrationnelle saQ(6,3) de 14NH3 enregistrée à la température T = 273,15 K en transmission d'une cellule de 4,5 cm
de long. La fréquence est balayée pas à pas et le signal est modulé en amplitude à la fréquencef = 40kHzvia le synthétiseur pilotant le MEO et démodulé par une détec-tion synchrone (Stanford Reseach model SR-830). Le ltre de la détecdétec-tion synchrone est un ltre du second ordre qui est constitué de deux ltres identiques du premier ordre, avec Q = 1/2. Les spectres d'absorption ont été enregistrés à diérentes pres-sions (entre 53 Pa et 560 Pa) en utilisant plusieurs conditions de détection du signal (vitesse de balayage de5 MHz/s à90 MHz/s et constante de détectionτD de30 ms à
3 s), de sorte queνD soit comprise entre 0,3 MHz et350 MHz (c'est à dire de 6×10−3
jusqu'à 7 fois la largeur Doppler) et le rapportτD/∆t entre 0,3 et 60.
Des spectres complémentaires de la vapeur d'eau ont été enregistrés avec le spectro-mètre du MPML. Ce spectrospectro-mètre est basé sur deux ECDL (voir 1.2.1.1 et pour plus de détails sur ce spectromètre voir [59]). Pour réaliser les expériences de spectroscopie d'absorption de H18
2 O, l'intensité du laser est modulé avec un chopper à une fréquence autour de2 kHz. Une détection synchrone (Ametek model 509) opérant avec une pente de -12dB/oct, a été utilisée pour ltrer le bruit et démoduler le signal détecté. Le ltre de cette détection synchrone est un ltre du second ordre avec un facteur de qualité
Q= 1/2. Les expériences ont été réalisées sur la raie441→410de H18
2 O à la température
T=296,07 K. La pression P est de ≈480 Pa. La vitesse de balayage de la fréquence ν˙
est choisie entre 10 MHz/s et 85 MHz/s et la constante de temps de la détection τD
entre 0,01 s et 3 s correspondant à une constante de fréquence νD entre 0,5 MHz et
500 MHz(c'est à dire entre 1,4×10−3 à 1,4 ∆νD). Le rapportτD/∆t varie entre 0,3 et
85. Selon les conditions expérimentales (τD/∆t), les approximations balayage pas à pas ou balayage continu ont été utilisées. Dans la mesure où aucune forme analytique n'est disponible pour le modèle de balayage de fréquence pas à pas, la procédure d'ajuste-ment a été eectuée dans le cadre de l'approximation du balayage continu (équation 1.25), tandis que quelques conséquences du balayage de la fréquence pas à pas ont été analysées en utilisant des simulations numériques (intégration numérique de l'équation 1.20). An de valider le modèle théorique décrit par F. Rohart et calibrer la constante de fréquence, des spectres d'absorption de NH3 ont été enregistrés avec une vitesse de balayage∣ν˙∣de21,8 MHz/s, un pas de fréquence ∣∆ν∣de1,5 MHzet une constante de temps τD de 3 s (1,3 fois le temps requis pour balayer la demi-largeur Doppler). Ces conditions correspondent à une constante de fréquence ∣νD∣=130 MHz (autour de 2,6
fois∆νD). Le rapport τD/∆test choisi pour être grand (égal à 44) an d'approcher le modèle de balayage continu. La température du gaz est deT = 273,15 K et sa pression est≈133,3 Pa. La gure 1.16 présente les spectres d'absorption linéaire enregistrés par balayage croissant de la fréquence du laser (gure du haut) et balayage décroissant de la fréquence laser (gure du bas) ainsi que les résidus obtenus en ajustant les formes de raie par un VP pour chacun des deux spectres enregistrés. L'échelle des fréquences est décalée de 28,953 600 THz.
Les paramètres ont été choisis spéciquement de manière à accentuer la déforma-tion de la raie due au système de détecdéforma-tion. En conséquence, les formes de la raie sont fortement asymétriques. Elles montrent également une absorption maximale à des fré-quences dont la diérence avec la vraie fréquence centrale est de l'ordre de ±90 MHz. Les deux spectres ont été ajustés par un VP en prenant en compte les propriétés du système de détection via l'équation 1.27. La fréquence centrale νf it, la largeur col-lisionnelle, sont des paramètres libres de l'ajustement tandis que la largeur Doppler est xée (T = 273,15 K). Les largeurs collisionnelles données par l'ajustement sont respectivement égales à ∆νcoll=13,6(8) MHz et 12,57(7) MHz pour les deux spectres aller et retour. Les résidus montrent que les formes de raie enregistrées sont très bien reproduites, donnant des fréquences νf it qui dièrent de 0,33(6) MHz, soit moins de 0,2% de la diérence de fréquence de 180 MHz entre les maximas d'absorption des deux spectres. Dans un second temps, cette diérence de fréquence a pu être annulée en ajustant la constante de temps de la détection τD à 2,993 s (au lieu de 3 s). La fréquence centrale alors mesurée, est de 28,953 694 15(5) THz, en accord avec la
va-leur ν0=28,953 693 9(1) THz [14] obtenue par spectroscopie d'absorption saturée. Ce
résultat illustre l'importance de mesurer précisément la constante de temps τD. En eet, d'après les équations 1.23 et 1.29 les fréquences centrales mais également la
lar-geur ∆νGauss dépendent de τD via νD. Pour l'étalonnage, nous avons pris en compte
plusieurs mesures des constantes de temps τD xées, pour diérentes conditions de balayage (∆νti, ∆tti). En dénissant νi
f it comme la fréquence centrale mesurée, pour l'expérience i, la valeur deτD a été ajustée pour minimiser la quantité∑i(νi
f it−ν0)2. La constante de temps τD de la détection synchrone ainsi déterminée est en accord avec les valeurs nominales à mieux que 10% pour les grandes valeurs de τD et 20% pour les valeurs les plus petites. Cette première étude nous a ainsi permis de valider le mo-dèle théorique tout en montrant qu'une caractérisation précise du ltre de la détection synchrone est requise pour une détermination exacte du centre de raie.
Figure 1.16 Spectres de la raie saQ(6,3) de 14NH3 enregistrée par fréquence crois-sante et décroiscrois-sante ;∣ν˙∣de21,8 MHz/s, pas de fréquence ∣∆ν∣de1,5 MHz, constante de temps τD de3 s.
1.3.4 Application à la détermination exacte des paramètres des