La cavité supraconductrice est le c÷ur du montage expérimental. À l'intérieur est stocké le champ électromagnétique résonnant avec la transition entre les états de Rydberg circulaires |ei et |gi.
La durée de vie du champ dans la cavité doit être assez longue pour réaliser la condi-tion de couplage fort. Pour cela il est nécessaire que la cavité soit constituée d'un matériau supraconducteur, comme le niobium. De plus, puisqu'un champ électrique directeur est nécessaire pour les états circulaires, la cavité doit être composée de deux parties isolées électriquement.
2.3.1 La géométrie du mode
Nous utilisons un montage de type Fabry-Perot avec deux miroirs sphériques en niobium massif, de rayon de courbure R0 = 40mm et de diamètre D0 = 50 mm. Les deux miroirs sont percés au centre a n de permettre le couplage avec une source extérieure. La gure 2.13 montre le schéma de la cavité.
d =27,6 mm
D
0=50 mm
R
0=40 mm
TEM
900Fig. 2.12 Plan de la cavité.
La distance d entre les miroirs est 27, 57 mm. La fréquence du mode TEM9,0,0 que nous utilisons est donnée par :
ν = ω 2π = c 2d q + 2 πarccos r 1 −2Rd 0 ! ≃ 51, 1 GHz (2.7)
où c est la vitesse de la lumière et q = 9 est le nombre de ventres de l'onde stationnaire entre les deux miroirs. La structure spatiale du champ électrique est gaussienne et est donnée en coordonnées cylindriques par la fonction :
f (r, z) = w0 w(z)cos 2πz λ − arctanπwλz2 0 + π r2λR(z) + (q − 1)π2 e−w2(z)r2 (2.8) où λ = c/ν est la longueur d'onde du mode et w0 le col du mode, qui vaut :
w0 = " λd 2π r 2R0 d − 1 #1 2 ≃ 5, 96 mm (2.9)
Les fonctions w(z) et R(z) décrivent, respectivement, la variation de l'extension du mode autour de l'axe (O, z) et celle du rayon de courbure des fronts d'onde. Elles sont données
par les relations : w(z) = w0 s 1 + λz πw2 0 2 R(z) = z " 1 + πw2 0 λz 2# (2.10)
Le volume du mode est déduit de l'expression de f(r), et vaut : vmode = Z |f(r)|2d3r= πw 2 0d 4 ≃ 769 mm3 (2.11)
À partir du volume du mode nous pouvons calculer la valeur du champ électrique par photons E0. Le petit volume de notre dispositif assure le con nement du champ dans la cavité et une forte amplitude de E0 :
E0 = r
~ω 2ǫ0Vmode
E0 ≃ 1, 58 · 10−3 V · cm−1 (2.12)
Une telle valeur du champ électrique assure un fort couplage avec le dipôle atomique même en l'absence de photons dans le mode.
Dans notre cavité, la symétrie sphérique des deux miroirs n'est pas parfaite. Au lieu d'un seul mode gaussien nous avons en fait deux modes non-dégénérés correspondant à deux polarisations orthogonales. L'écart en fréquence entre les deux modes, qui seront communément appelés mode haute fréquence (HF) et mode basse fréquence (BF), est de 87 kHz.
2.3.2 L'accord de la fréquence de la cavité
Pour que la cavité soit en résonance avec la fréquence de la transition atomique, il faut pouvoir contrôler la distance entre les miroirs avec une très bonne précision. À partir de l'équation (2.7), et en imposant une précision sur la fréquence de résonance de l'ordre du kHz, nous calculons δd/d = δω/ω =1 kHz/50 GHz, soit δd/d ≃ 10−8. Pour parvenir à cette précision, plusieurs astuces sont utilisées. La gure 2.13 montre les techniques d'accord.
Tout d'abord, l'ajustement mécanique de l'épaisseur d'une cale en cuivre placée sous l'un des miroirs pendant la procédure de la montage permet de s'approcher de la fréquence visée à 5 MHz près. Ensuite, un accord mécanique eectué grâce à une lame élastique en bronze poussée par une vis contrôlée depuis l'extérieur du dispositif permet un accord sur une plage de 15 MHz. Un accord n sur un domaine de 700 kHz est en n assuré par des cales piézoélectriques situées à la base d'un des miroirs. En appliquant une tension continue entre 0 et 3000 V on peut modi er la fréquence de la cavité avec une précision de l'ordre de quelques kilohertz.
Par ailleurs, comme le montre la gure 2.13, un des deux miroirs est relié électri-quement à la masse. En jouant sur la tension électrique de l'autre miroir, nous pouvons
lame élastique
Vis
cales piézoélectriques
VStark
cale en cuivre
Fig. 2.13 Technique de contrôle du désaccord entre la fréquence atomique et la fréquence de la cavité.
modi er de façon très rapide la fréquence de la transition atomique. En eet, nous avons vu au 2.2.1, que les niveaux |ei et |gi sont déplacés par un eet Stark diérentiel qua-dratique. En changeant rapidement la valeur de la fréquence atomique, nous pouvons interrompre instantanément l'interaction entre un atome et le champ, passer du régime résonnant au dispersif au cours de la même séquence expérimentale, et même au cours du passage d'un atome dans le mode de la cavité. Soulignons ici qu'un petit champ élec-trique, de l'ordre de 0,25 V/cm, est toujours présent à l'intérieur de la cavité. Ce champ est indispensable pour la stabilité des atomes circulaires, qui ont toujours besoin d'un champ électrique directeur.
2.3.3 Le temps de vie de la cavité
Le but des eorts dédiés à la fabrication des miroirs est d'obtenir un temps de vie du champ beaucoup plus long que 60 µs, qui est le temps d'interaction des atomes les plus lents avec le mode. Cette condition est véri ée par la cavité utilisée dans les expériences présentées, qui a un temps de vie pour le mode HF de ∼ 850 µs, comme le montre la gure 2.14. La mesure du temps d'amortissement présentée sur cette gure consiste à injecter un champ à l'intérieur de la cavité pendant un durée nie et à observer ensuite la décroissance de l'amplitude du champ transmis par la cavité. L'analyse de ce signal de transmission est réalisée à l'aide d'un analyseur vectoriel de champ micro-onde commercialisé par la société ABmm.
Le temps de vie mesuré est égal à 850 µs. Il correspond à un facteur de qualité Q = 2, 8 · 108. Ce temps est plus faible que le temps de vie des atomes de Rydberg circulaires. Il constitue la limitation majeure de nos expériences.
De nombreux facteurs limitent le temps de vie de la cavité. Parmi ces eets, les plus importants sont les pertes dues aux imperfections de la sphère au voisinage des trous de couplage au centre de chaque miroir, la taille nie des miroirs, la résistance résiduelle
-1 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 50 55 60 65 70 p u i s s a n c e ( d B ) temps (ms) Mode TEM 900 HF = (0,86 ± 0,02) ms
Fig. 2.14 Temps de vie du mode HF de la cavité. Une source micro-onde couplée au mode de la cavité est allumée pendant une impulsion très courte à l'instant t = 0. On mesure ensuite la décroissance du signal transmis à travers la cavité. La puissance transmise est représentée en décibels. L'ajustement linéaire de la pente logarithmique, observée dans les premiers temps de relaxation du champ, donne directement le temps de vie τ = κ−1. Le fond représente le bruit électronique.
du niobium à température non-nulle, les défauts et impuretés de la phase cristalline du niobium. Une étude détaillée du temps de vie de la cavité et des facteurs limitants se trouve dans les thèses de doctorats de Gilles Nogues [66] et Stefano Osnaghi [68].
Cependant, le principal défaut limitant actuel est l'état de surface des miroirs. À une échelle de quelques millimètres, on remarque des déviations importantes par rapport à la surface sphérique idéale. Par conséquent, le champ électromagnétique subit une diraction hors du mode gaussien et les photons sont perdus dans l'espace entre les miroirs. Des tests du temps de vie accomplis dans une con guration fermée, où l'espace entre les miroirs est clos, ont donné un temps de vie supérieur d'un ordre de grandeur au temps mesuré en con guration ouverte, ce qui con rme cette interprétation.
jet atomique
3 mm
trou dinjection micro-onde Fig. 2.15 Schéma de l'anneau qui entoure les miroirs.
Pour limiter le problème de la diraction des photons hors des miroirs nous avons essayé de nous approcher le plus possible de la situation d'une cavité fermée, tout en conservant la capacité essentielle de pouvoir appliquer un champ électrique Stark directeur entre les deux miroirs isolés électriquement. Dans ce but nous entourons la cavité d'un anneau métallique, qui réduit la diraction du champ hors de la cavité. Grâce à l'anneau métallique nous parvenons à atteindre un temps de vie de 860 µs, d'un ordre de grandeur plus élevé qu'en l'absence de l'anneau.
L'anneau métallique (voir gure 2.15) est isolé électriquement des deux miroirs. Il porte deux petits trous de 3 mm de diamètre qui permettent aux atomes d'entrer et de sortir de la cavité. Un autre trou a été ajouté sur le côté pour coupler la cavité à un rayonnement micro-onde. L'inconvénient principal de l'anneau est la taille des trous de passage des atomes. En eet, le champ électrique directeur au niveau des trous de l'anneau est très inhomogène. Lorsque les atomes sont soumis à ce champ inhomogène, une cohérence atomique est déphasée de façon diérente selon la position de l'atome à l'intérieur du faisceau. Il devient impossible d'accumuler un signal sur un grand nombre de séquences expérimentales. Nous sommes donc obligés d'eectuer toutes les opérations cohérentes à l'intérieur de la structure "anneau-cavité".
2.3.4 Le couplage aux sources externes
Le couplage du mode de la cavité à une source micro-onde externe est schématisé sur les gure 2.16(a). Chacun des miroirs est percé au centre pour pouvoir injecter un champ
micro-onde directement dans le mode du résonateur. Une source électronique externe est connectée, à travers un guide d'onde, au trou d'injection. Il est également possible d'injec-ter un champ micro-onde à travers un guide d'onde qui débouche sur le coté de la cavité, à travers le petit trou percé sur le coté de l'anneau, comme le montre la gure 2.16(b), qui représente une coupe de la cavité dans le plan de l'anneau. Le champ externe injecté au centre des miroirs excite préférentiellement le mode propre de la cavité, alors que le champ injecté par le côté excite un mode propre de la structure anneau-cavité de faible facteur de qualité, représenté sur la gure 2.16(b).
guide d'onde guide d'onde jet atomique jet atomique
(a)
(b)
S
Catt.
dB X4
diodePIN câble coaxialS
Ratt.
dB X4
diodePINFig. 2.16 Schéma des connexions d'une source micro-onde externe couplée au mode gaussien de la cavité (a) et aux modes propageants sur les côtés de la cavité (b).
Les champs injectés ont des fréquences micro-onde de l'ordre de ∼ 50 GHz. La technique que nous utilisons pour créer des signaux à cette fréquence est la même, que l'on injecte dans le mode de la cavité ou à travers le coté de l'anneau. Ces signaux ne se
propagent pas dans des câbles coaxiaux, mais uniquement sous forme de champs oscillants dans des guides d'onde. Nous utilisons des sources électroniques qui produisent un signal à une fréquence égale à la fréquence micro-onde souhaitée divisée par 4. La gure 2.16 montre la position des sources SC et SR. Ces signaux, de fréquence égale à 10-18 GHz, peuvent se propager à l'intérieur de câbles coaxiaux. Pour pulser l'injection des champs dans la cavité, nous utilisons des diodes PIN contrôlées par un signal TTL. Ces diodes sont connectées en série avec les câbles à la sortie des sources électroniques. À l'entrée du cryostat, un mélangeur harmonique multiplie par 4 la fréquence du signal électronique, comme le montre la gure. Le signal à l'issue du mélangeur se propage non plus sur un câble coaxial mais dans un guide d'onde qui amène le signal à l'intérieur du cryostat jusqu'à la cavité. Avant l'entrée dans le cryostat, un atténuateur permet de contrôler la puissance du signal.