Soutenance mémoire
La découverte du phénomène d’émission stimulée en 1917 par Albert Einstein a permis le développement de nombreuses techniques de production de lumière cohérente. Une de ces techniques fut le développement des diodes lasers, en particulier celles à semiconducteurs. En 1962, l’américain Robert N. Hall réalisa la première diode laser, à base d’Arséniure de Gallium (GaAs), émettant dans le proche infra-rouge vers 850 nm. La même année, son compatriote Nick Holonyak Jr développa le premier laser à semiconducteurs émettant dans le domaine du visible. Ces premiers lasers à semiconducteurs fonctionnaient en régime pulsé, à très basses températures (77 K) et il fallut attendre les travaux de Zhores Alferov en 1970 pour obtenir les premières diodes lasers fonctionnant en régime continu à température ambiante. Au total, le domaine des lasers a obtenu pas moins de 10 prix Nobel entre la théorie, les réalisations de lasers et ses applications. Ainsi, de nos jours, nous retrouvons des diodes lasers dans beaucoup de nos objets du quotidien (lecteur de disque, DVD Blu-ray, télécommunication, etc…), dans les domaines tels que la santé (microchirurgie, chirurgie des yeux), l’industrie (découpe laser). De plus, des applications telles que la navigation inertielle et le positionnement par satellites sont des domaines à fort potentiel pour les diodes lasers.
Les systèmes de positionnement reposent principalement sur l’utilisation de plusieurs satellites en orbite autour de la Terre émettant un signal radio vers un récepteur qui par triangulation des signaux peut remonter à leur localisation précise dans l’espace. Les signaux envoyés par les satellites contiennent leurs positions dans l’espace ainsi que l’heure exacte de leur émission. Ainsi, le récepteur peut calculer sa distance exacte par rapport à chaque satellite grâce à la différence entre l’heure d’émission du signal et l’heure de réception. Néanmoins, pour obtenir la localisation la plus précise possible, il faut que l’heure de chaque satellite soit synchronisée. Pour ce faire, la synchronisation est obtenue par l’utilisation d’horloges atomiques.
Introduction au pompage optique d’atomes
Principe du pompage optique d’atomes
Le pompage optique d’atomes ou pompage atomique (par raccourci sémantique) consiste à utiliser différentes transitions atomiques afin de peupler un des états fondamentaux de l’atome. Cette technique a été élaborée en 1950 par Alfred Kastler [12], ce qui lui a valu le prix Nobel de physique en 1966. Il existe deux types de transition généralement utilisées dans les expériences de physique atomique : la transition cyclante et la transition pompante. Pour présenter chaque type de transition, nous prendrons comme modèle l’atome de Cs, les mécanismes étant identiques dans le cas de l’atome de Rb.
Transition pompante
La transition dite pompante consiste à « ranger » tous les atomes dans le même sous-niveau hyperfin de l’état fondamental. Le principe est le suivant : on ajuste la longueur d’onde pour venir exciter un état fondamental vers un autre état.
Plus concrètement, en accordant la longueur d’onde du laser sur une transition de type 4-4’ (raie D2), l’atome dans l’état F=4 va être excité et transiter dans l’état F’=4. Une fois sur ce niveau excité , l’atome va se désexciter selon une probabilité dépendant des coefficients de ClebschGordan vers l’état fondamental F=3 ou F=4. En effet, suivant les lois de la mécanique quantique, l’atome ne peut se désexciter que dans un état de mF proche (∆F = 0, ± 1). Dans le cas où l’atome retomberait dans l’état F=3, celui-ci étant hors résonance du champ laser, il ne peut être excité et ainsi, les atomes ne « voient » plus le laser : l’état F=3 devient un état stationnaire, tous les atomes sur ce niveau ne transitent plus. Dans le cas où l’atome se désexcite dans l’état F=4, il reste résonant avec le laser : il subit alors une nouvelle excitation avec la probabilité de se désexciter soit dans l’état F=3, soit dans l’état F=4. Ainsi, au bout d’un certain temps (dépendant grandement de la probabilité de transition 4’->3, 4’->4), tous les atomes de Césium se retrouvent dans l’état fondamental F = 3 . On appelle ce processus un pompage, car on « pompe » tous les atomes dans le même niveau.
Les transitions pompantes sont généralement utilisées pour préparer les atomes dans les expériences de physique atomique. Typiquement pour le Cs ou le Rb, au bout de 10 cycles (soit environ 300 ns), 99,98 % des atomes ont été pompés.
Transition cyclante
La transition cyclante, comme son nom l’indique, consiste à faire faire des cycles de transition identiques pour chaque atome se trouvant dans le sous-niveau de l’état fondamental résonnant avec le laser.
Ainsi, par exemple, en accordant la longueur d’onde du laser sur la transition 4-5’, un atome se trouvant sur l’état F=4 sera excité vers l’état F=5 et donc, si l’on suit les règles de transition énoncées plus haut, l’atome ne peut que se désexciter vers l’état F=4, où il sera à nouveau excité par le laser.
Ce type de transition n’est réalisable que sur des raies D2 car elle nécessite un nombre de sousniveaux hyperfins plus important dans l’état excité que dans l’état fondamental. Ainsi, dans le cas du Césium, il existe deux transitions cyclantes : 3-2’ et 4-5’. Généralement, cette transition est utilisée pour refroidir les atomes ou pour améliorer le rapport signal à bruit de détection car elle permet de produire un grand nombre de photons de fluorescence par atome, uniquement limité par le temps de passage de l’atome dans le faisceau laser.
Refroidissement d’atomes
L’utilisation d’atomes non refroidis présente l’avantage de simplifier la mise en oeuvre des expériences de physique atomique. Néanmoins, elle présente l’inconvénient de n’accéder qu’à des temps d’interrogation courts (quelques ms) et de réduire le contraste des franges de Ramsey du fait de la dispersion de vitesse . En effet, selon la vitesse de l’atome, le temps de passage dans la cavité micro-onde varie ainsi que la largeur des franges de Ramsey correspondantes. On constate donc un brouillage rapide des franges de Ramsey lorsque la source atomique présente une dispersion de vitesse longitudinale importante… Le refroidissement d’atomes consiste à diminuer la dispersion de vitesse d’un nuage d’atomes et à réduire sa vitesse moyenne. Pour cela, l’utilisation de faisceaux contrapropageant, désaccordés en fréquence par rapport à la fréquence de transition atomique – chaque faisceau compensant l’effet Doppler selon la direction de propagation des atomes – permet par pression de radiation de refroidir les atomes.
Les horloges atomiques : de l’horloge à jet thermique au Cs (852 nm) à la fontaine atomique
Historique de la mesure du temps
Dans toutes les civilisations, l’homme a défini une unité de mesure du temps qui s’écoulait. La première fut bien entendu l’alternance du jour et de la nuit, définie par la rotation de la Terre sur elle-même. Le premier calendrier remonte à l’époque de l’Egypte des pharaons et était basé sur la rotation de la Terre autour du Soleil. Leur calendrier était composé de 12 mois de 30 jours auxquels venaient se rajouter 5 jours complétant l’année. Ils furent également les premiers à diviser la journée en 24h, 12 diurnes et 12 nocturnes. Cette division de la journée fut adoptée au 7ème siècle avant J.-C. par les Chaldéens et se répandit ensuite en Grèce.
Reprenant la partition de la journée en 24h, les babyloniens définirent ensuite la division de l’heure et de la minute. Leur système de numérotation étant défini dans une base sexagésimale, l’heure fut ainsi définie comme étant composée de 60 minutes, chaque minute étant elle-même subdivisée en 60 secondes. Soixante étant un nombre qui a la particularité d’avoir un grand nombre de diviseurs entiers , les calculs des astronomes babyloniens en étaient facilités .
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Table des matières
Introduction
Chapitre I : Interaction lumière-atome
I.1 Introduction au pompage optique d’atomes
I.1.1 Principe du pompage optique d’atomes
I.1.1.a Transition pompante
I.1.1.b Transition cyclante
I.1.2 Refroidissement d’atomes
I.2 Les horloges atomiques : de l’horloge à jet thermique au Cs (852 nm) à la fontaine atomique
I.2.1 Historique de la mesure du temps
I.2.2 Principe de fonctionnement d’une horloge atomique
I.2.3 Première étape : la préparation
I.2.4 Seconde étape : l’interrogation
I.2.5 Dernière étape : la détection
I.2.6 La fontaine atomique
I.2.7 Cahier des charges d’une horloge atomique
I.3 L’interférométrie atomique : exemple d’un interféromètre à atomes de Rb (780 nm)
I.3.1 La transition Raman stimulée
I.3.2 Principe de l’interférométrie atomique
I.4 Cahier des charges et solutions technologiques
I.4.1 Raie D1, raie D2, intérêt de chaque transition
I.4.2 Rb/Cs : quel atome utiliser ?
I.4.3 Sources optiques
I.4.3.a Laser à 1,56 µm doublé en fréquence
I.4.3.b Diodes lasers à 780 nm et 852 nm
I.5 Conclusion du premier chapitre
Références
Chapitre II : Lasers à semiconducteurs
II.1 Rappels théoriques sur les diodes lasers
II.1.1 Principe général du laser
II.1.1.a Inversion de population
II.1.1.b Condition d’oscillation
II.1.1.c Accord de phase
II.1.2 Principe d’une diode laser à semiconducteurs
II.1.2.a Jonction P-N ou homojonction
II.1.2.b Structure à puits quantiques ou hétérojonction
II.1.2.b.iii Calcul de la densité d’états
II.1.3 Mécanisme de recombinaison électrons-trous
II.1.3.a Recombinaisons radiatives
II.1.3.b Les processus de recombinaison non-radiatif
II.1.4 Evolution de la densité de porteurs dans les diodes lasers
II.1.5 Relation puissance optique – courant d’injection
II.2 Matériaux et guide d’onde
II.2.1 Choix des matériaux
II.2.1 Les matériaux sans aluminium
II.2.2 Guide d’onde
II.2.2.a Guidage par l’indice
II.2.2.b Guidage par le gain
II.2.3 Couches de confinement
II.2.4 Indices optiques des matériaux
II.3 Simulation d’une structure émettant à 780 nm
II.3.1 Caractéristiques électro-optiques
II.3.1.a Longueur d’onde : le puits quantique
II.3.1.b Gain de la structure
II.3.1.c Optimisation des pertes internes de la structure
II.3.1.d Puissance optique en fonction du courant et températures caractéristiques
II.3.2 Caractérisation optique de l’axe rapide
II.3.2.a Confinement vertical
II.3.2.b Confinement de l’axe lent (axe parallèle)
II.3.2.c Influence de la densité de porteurs
II.3.3 Filtrage de la longueur d’onde d’émission : le réseau de Bragg
II.3.3.a Principe de fonctionnement d’un laser DFB
II.3.3.b Théorie des modes couplés
II.3.3.c Simulation d’un réseau du second ordre
II.3.3.d Etude du rendement d’obtention des lasers DFB
II.4 Conclusion du second chapitre
Références
Chapitre III : Caractérisations des diodes lasers émettant à 780 nm
III.1 Métrologie mise en œuvre dans cette étude
III.1.1 Support de montage des lasers
III.1.2 Caractéristique puissance-courant
III.1.3 Structures lasers étudiées
III.2 Laser à ruban large
III.2.1 Réalisation des diodes
III.2.1.a Processus technologique
III.2.1.b Montage des diodes lasers
III.2.2 Caractérisation des structures
III.2.2.a Caractérisations électro-optiques
III.2.2.b Températures caractéristiques
III.2.2.c Validation du confinement perpendiculaire
III.2.2.d Evolution de la longueur d’onde et calcul de la résistance thermique
III.2.3 Paramètres intrinsèques de la structure
III.2.3.a Mise en évidence théorique
III.2.3.b Résultats expérimentaux
III.2.4 Conclusion intermédiaire
III.3 Laser à ruban étroit
III.3.1 Réalisation des composants
III.3.1.a Processus technologique
III.3.1.a Traitement des facettes
III.3.2 Premières caractérisations
III.3.2.a Caractéristiques P(I) et V(I)
III.3.2.b Evolution de la longueur d’onde
III.3.2.c Taux de polarisation : mode TM prédominant
III.3.3 Qualité de faisceau : étude du M²
III.3.3.a Méthodes de calcul du M²
III.3.3.b Facteur de qualité de faisceau M² : étude théorique
III.3.3.c Etude de la qualité de faisceau des structures lasers
III.3.4 Mesure de gain : Hakki-Paoli
III.3.4.a Approche théorique
III.3.4.b Résultats expérimentaux
III.3.5 Conclusions intermédiaires
III.4 Laser à contre-réaction répartie (DFB)
III.4.1 Réalisation du réseau de Bragg
III.4.2 Caractéristiques électro-optiques et qualité de faisceau
III.4.2.a Mesures P(I) et V(I)
III.4.2.b Qualité de faisceau
III.4.3 Etude du spectre optique et du taux d’extinction des modes satellites
III.4.3.a Introduction aux mesures de spectre optique
III.4.3.b Evolution de la longueur d’onde de Bragg et du SMSR en fonction du courant
III.4.4 Influence du detuning
III.4.5 Mesure de la largeur de raie d’émission laser
III.4.5.a Introduction à la largeur de raie
III.4.5.b Méthode self-hétérodyne
III.4.5.c Largeur fréquentielle obtenue
III.5 Conclusion du troisième chapitre
Références
Conclusion
