Détection des photons à l’aide d’une caméra C.C.D

Détection des photons à l’aide d’une caméra C.C.D

Introduction

La compréhension de l’influence des conditions expérimentales dans le processus de mesure est fondamentale. Il est donc primordial de présenter l’appareil de mesure employé tout au long de cette thèse et de décrire son impact sur les mesures effectuées par la suite. L’étude des propriétés statistiques spatiales de la lumière nécessite un détecteur de photons possédant une résolution spatiale. Le détecteur utilisé expérimentalement est une caméra mono-coup de type CCD (Charge-Coupled Devices). Les capteurs CCD présentent actuellement le meilleur compromis pour établir des statistiques spatiales de photons tant en termes de sensibilité, de fiabilité des mesures, que de résolution spatiale. C’est un dispositif `a transfert de charge mis au point au début des années soixante-dix aux Bells Laboratories [1]. Dans une première partie, le principe de fonctionnement et les principales caractéristiques du capteur seront présentés ; nous expliciterons notamment la notion de rendement quantique et ce qui le détermine physiquement. Nous aborderons ensuite le détecteur réel, dans une deuxième partie, avec les limites et les corrections `a considérer et la méthode de calcul employée, afin d’établir une statistique fidèle de la distribution spatiale transverse des photons. Enfin, nous évoquons le cas particulier de la détection des photons en proche infrarouge

Le détecteur idéal : lien théorique photons/niveaux de gris

Principe de fonctionnement et caractéristiques générales du capteur 

Le fonctionnement global d’un détecteur CCD est décrit au travers de celui employé expérimentalement dans cette thèse. Certaines propriétés intrinsèques aux capteurs CCD seront détaillées dans les paragraphes 2.2.2 et 2.2.3. Nous avons choisi une caméra CCD scientifique, fabriquée par Princeton Instruments. C’est le modèle Spec-10:400B [2]. Elle est constituée d’un capteur silicium aminci, rétro-éclairé et refroidi thermo-électriquement par effet Pelletier. Les dimensions du capteur sont de 1340 × 400 pixels, pour une taille de pixel de 20 × 20 µm2. Le principal critère de choix a été la sensibilité du capteur. Ce modèle, con¸cu au départ pour la spectroscopie, s’avère bien adapté `a nos mesures expérimentales de par son faible seuil de détection. Le capteur CCD est constitué d’une matrice 1 de photo-cellules unitaires : les pixels. Chaque pixel intègre une surface photo-sensible et un condensateur. Sous l’exposition d’un rayonnement électromagnétique, la surface photo-sensible absorbe les photons incidents, puis par effet photoélectrique, émet des photo-électrons. Le condensateur stocke ces photo-électrons durant le temps d’acquisition, avant leur transfert vers le système pilotant l’ensemble des pixels. L’effet photo-électrique est un processus quantifié d’échange d’énergie entre la lumière et la matière. La théorie quantique de la photo-détection [3] permet de relier directement les fluctuations du flux des photo-électrons émis `a celles du flux des photons incidents détectés. Il existe donc un rapport simple entre le nombre de photons incidents et le nombre de photo- électrons émis, appelé rendement quantique (cf §2.2.2). Les photo-électrons émis et stockés ne donnent pas un signal directement utilisable car ils doivent ˆetre auparavant extraits du pixel au cours de la lecture du capteur. Cette opération est critique parce que le nombre de photo-électrons stockés dans chaque pixel doit ˆetre absolument conservé, afin d’obtenir un enregistrement le plus fidèle possible, en termes de répartition spatiale d’intensité dans notre cas. La lecture du capteur est constituée de plusieurs étapes. La première est le transfert des charges. Notre caméra CCD utilise une méthode dite “pleine trame” (Full-Frame). Le principe de fonctionnement est illustré par le schéma A de la figure 2.1. La lecture se fait ligne par ligne. La première ligne de pixels se décale vers une ligne de pixels protégés du rayonnement, nommée registre de transfert, et toutes les autres lignes de la matrice se décalent également d’une ligne. Puis les photo-électrons présents dans le registre sont transférés vers l’amplificateur de sortie. Ensuite, on décale `a nouveau les lignes et ainsi de suite jusqu’au transfert de toutes les lignes du capteur dans le registre. Cette méthode est la plus simple `a mettre en œuvre et permet donc un transfert des photo-électrons le plus fidèle possible. Ses principales limites sont la vitesse de lecture, limitant l’utilisation de la caméra CCD en mode vidéo, et l’emploi d’un obturateur, isolant le capteur de toutes lumières pendant la lecture. Nous citons également une autre technique majeure de transfert : la technologie “transfert de trame” (Frame-Transfert), illustrée par le schéma B de la figure 2.1. Dans ce cas, le principe est très proche de la technique précédente. La différence consiste en un transfert, en une seule fois, sur une matrice jumelle occultée, qui sera ensuite lue selon la mˆeme méthode que précédemment. Le “transfert de trame” permet d’augmenter la vitesse de lecture et l’emploi d’un obturateur n’est plus indispensable. Le principal défaut de cette deuxième technique, est l’utilisation d’un capteur double augmentant fortement le coˆut de revient. Enfin une dernière technique nommée “CCD `a interligne” (Interline CCD’s) est illustrée par le schéma C de la figure 2.1. A chaque colonne de la matrice du capteur est associée un registre de transfert, permettant une lecture plus rapide, mais dans ce cas, la surface utile exposée aux rayonnements est réduite, diminuant ainsi le rendement quantique.

Rendement quantique η

Les capteurs photoniques sont caractérisés en premier lieu par leur rendement quantique η. Cette notion, issue de la théorie de la photo-détection, est la probabilité de détecter un photon. C’est une conséquence directe de l’interaction lumière/matière. La valeur du rendement quantique dépend de plusieurs caractéristiques physiques. Tout d’abord le choix du matériau photo-sensible est primordial et doit ˆetre adapté `a la gamme de rayonnements `a observer. Pour le domaine visible (400 nm `a 800 nm), le silicium est parfaitement adapté, comme le montre la figure 2.2(b). L’énergie du rayonnement visible est suffisante pour exciter le silicium et permettre `a un électron d’ˆetre émis en franchissant la barrière de potentiel o`u il était auparavant piégé [4]. L’utilisation des capteurs `a base de silicium dans le proche infrarouge est possible mais avec un rendement plus faible, nous y reviendrons dans le paragraphe 2.4. Une autre caractéristique majeure fixant le rendement quantique est la surface photo-sensible exposée au rayonnement. C’est pourquoi l’illumination par l’arrière accroˆıt la surface utile et augmente ainsi le rendement quantique [4]. Nous présentons dans la figure 2.2(b) la courbe de rendement quantique de notre caméra CCD. Elle est représentative des capteurs silicium amincis et rétro-éclairés. Nos expériences réalisées autour de 527 nm, bénéficient d’un rendement quantique supérieur `a 90 %. Nous considérons η constant sur la largeur spectrale détectée, car nos expériences s’effectuent sur une largeur de quelques nanomètres seulement. Nous sommes ainsi dans des conditions de détection optimales. Des essais ont également été effectués dans le proche infrarouge et qui seront présentés dans le paragraphe 2.4. Après avoir cerné les principales raisons physiques fixant le rendement quantique, nous allons expliciter son influence. Le rendement quantique n’est pas un simple facteur d’échelle : c’est un processus aléatoire de valeur moyenne η. Soit P la probabilité qu’un photon arrive sur un pixel, alors la probabilité d’émission d’un photo-électron P est telle que : P = η.P.