Comparaison avec les diffuseurs classiques

φ² ∼ ⁹ 20φ h⊥ h ⁹₈ln 2− ₁₂₈⁵⁷ −^{ 27}₁₆ln 2− ¹⁴⁶⁷₁₂₈₀  φ² ∼0.1514 linklin ⁹ 8^{ln 2}− ⁹⁹ 256 −^{ 171} 32 ^{ln 2}−⁷⁸⁸¹ 2560  φ² ∼0.0757 lin⊥ lin ¹⁵ 256 ⁺  63 32^{ln 2}− ¹⁹⁵³ 2560  φ2 ∼0.0757

Tab.5.3 – Coefficients bistatiques de diffusion double pour l’intensit´e coh´erente `

a r´etrodiffusion, pour une excitation r´esonante d’une transition 0− 1.

contraste des interf´erences dans les canaux parall`eles. Dans le canal lin⊥ lin, non seulement le contraste des interf´erences diminue, mais la contribution de la diffusion simple `a l’intensit´e r´etrodiffus´ee augmente. Il en r´esulte une chute rapide de la hauteur du cˆone. Dans le canal h ⊥ h, le contraste des interf´erences est toujours optimal, mais la contribution du signal de diffu-sion double `a l’intensit´e totale diminue, alors que celle du signal de diffudiffu-sion simple est constante. Le facteur d’augmentation baisse l´eg`erement.

5.3.4 Comparaison avec les diffuseurs classiques

Des diffuseurs atomiques effectuant une transition J = 0→ Je = 1 ayant des propri´et´es qui se rapprochent de celles des diffuseurs classiques, nous comparons les facteurs d’augmentation trouv´es dans le paragraphe pr´ec´edent avec ceux rapport´es pour les diffuseurs classiques [41, 42].

Rappelons bri`evement ce qui diff`ere entre les deux situations. Les diffu-seurs atomiques sont tr`es r´esonants : leurs propri´et´es de diffusion de la lumi`ere sont modifi´ees par le champ magn´etique (section 3.4) et les effets magn´eto-optiques lors de la propagation coh´erente de la lumi`ere entre deux diffu-seurs sont tr`es importants et il faut en tenir compte sans approximation. Au contraire, les diffuseurs classiques sont comparativement peu r´esonants. Le champ magn´etique ne modifie pas leur propri´et´es de diffusion de la lumi`ere. Ces diffuseurs sont plac´es dans un milieu poss´edant des propri´et´es magn´eto-optiques, qu’on peut d´ecrire en se restreignant au premier ordre en B : seul l’effet Faraday entre en ligne de compte.

UN EXEMPLE SIMPLE : J = 0 ET Bkkin 0 2 4 6 8 10 φ=2µ_BB/Γ 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2

α

α

α

α

Fig. 5.4 – Facteurs d’augmentation α en fonction de φ `a l’approximation de dif-fusion double, pour une excitation r´esonante d’une transition J = 0 → Je = 1. Le champ magn´etique est parall`ele au faisceau lumineux incident. Les traits pleins repr´esentent α (d´efini dans le texte). Les traits pointill´es repr´esentent 1+γ_C⁽²⁾/γ_L⁽²⁾. Dans le canal hkh, ces deux courbes sont confondues car la diffusion simple ne contribue pas `a l’intensit´e diffus´ee vers l’arri`ere. La chute de la hauteur du cˆone CBS est uniquement due `a la chute du contraste des interf´erences.

Dans le canal h⊥ h, au contraire, le contraste est toujours optimal, mais la diffu-sion simple fait l´eg`erement chuter la hauteur du cˆone. Dans les canaux lin´eaires, le contraste des interf´erences diminue lentement mais ne s’annule pas, et γ<sup>(1)</sup> varie avec φ. Sa forte augmentation dans le canal lin ⊥ lin entraˆıne une d´ecroissance rapide de α. Dans le canal linklin, γ(1) diminue avec φ, mais le contraste des interf´erences aussi. Il en r´esulte une l´eg`ere baisse de la hauteur du cˆone.

COH´ERENTE Consid´erons tout d’abord les situations o`u l’effet Faraday est responsable du comportement du facteur d’augmentation pour les diffuseurs atomiques. On s’attend alors `a ce que ce comportement soit identique `a celui observ´e avec des diffuseurs classiques. Cela se produit dans trois situations. Tout d’abord `a grand B dans les canaux de polarisation lin´eaires : l’effet Faraday se produisant entre la face d’entr´ee du milieu diffusant et le premier/dernier diffuseur fait que le facteur d’augmentation est ind´ependant du canal de po-larisation. Ce r´esultat est ´egalement observ´e avec les diffuseurs classiques. Toujours `a grand champ magn´etique, dans le canal hkh, il est responsable de la chute de l’intensit´e coh´erente qui tend vers 0. Ceci est aussi observ´e avec les diffuseurs classiques. Enfin, `a petit champ magn´etique, on observe une chute du facteur d’augmentation dans tous les canaux. Ceci n’est pas vrai pour les diffuseurs classiques : le facteur d’augmentation augmente dans le canal lin ⊥ lin. Cette diff´erence de comportement vient de l’approxi-mation de diffusion double que nous avons faite pour les atomes, alors que les r´esultats publi´es sur ;es diffuseurs classiques oncernent tous les ordres de diffusion. Dans l’approximation de diffusion double, pour B = 0, le facteur d’augmentation atteint sa valeur maximale 2, et il ne peut que baisser lorsque B varie. Au contraire, si on tient compte de tous les ordres de diffusion, le facteur d’augmentation en champ nul est inf´erieur `a 2, et rien ne s’oppose `a ce qu’il augmente avec B.

Dans les autres cas, on s’attend `a obtenir des comportements diff´erents du facteur d’augmentation. Cela se produit notamment dans le canal h⊥ h, o`u il d´ecroˆıt l´eg`erement avec B pour les atomes, alors qu’il reste constant pour les diffuseurs classiques.

Dans cette section, nous avons vu le rˆole important que jouent les ef-fets magn´eto-optiques, en particulier l’effet Faraday lors de la propagation entre la face d’entr´ee/sortie du milieu et les diffuseurs. Cela vient de ce que le champ magn´etique est parall`ele aux faisceaux lumineux incident et r´etrodiffus´e. Dans les mˆemes conditions, si on avait consid´er´e des atomes avec un niveau fondamental d´eg´en´er´e, le rˆole de l’effet Faraday aurait ´et´e identique : il aurait contribu´e `a brouiller les interf´erences entre chemins ren-vers´es, dans les trois canaux autres que h⊥ h.

Chapitre 6

Augmentation de la

r´etrodiffusion coh´erente avec

un champ magn´etique

6.1 Introduction

Dans le chapitre 2, nous avons montr´e que la structure interne des atomes est la cause de la chute du facteur d’augmentation de r´etrodiffusion coh´erente. Pour une transition J = 3→ Je = 4, cette chute est particuli`erement spec-taculaire dans le canal d’h´elicit´e conserv´ee, o`u le facteur d’augmentation passe de 2 `a 1.05. Elle est due `a la perte de contraste des interf´erences entre chemins r´eciproques. Nous avons ´evoqu´e l’id´ee de restaurer ce contraste en brisant la d´eg´en´erescence du niveau fondamental et en isolant la transition |J = 3, mJ = 3i → |Je = 4, mJe = 4i. Cependant, cela ne va pas de soi. D’une part, le th´eor`eme de r´eciprocit´e ne relie pas les amplitudes des che-mins renvers´es en pr´esence du champ magn´etique. Nous ne pourrons donc pas employer cet outil puissant pour ´etablir la restauration d’interf´erences maximales. Cela n’est pas vraiment un inconv´enient, car, de toute fa¸con, il n’est pas utilisable lorsque les atomes poss`edent une structure interne. D’autre part, nous avons vu dans les chapitres 1 et 5 que la pr´esence d’un champ magn´etique externe diminue la hauteur du cˆone CBS (sections 1.6.2 et 5.3.3), aussi bien pour des diffuseurs classiques que pour des diffuseurs atomiques r´esonants dont le niveau fondamental n’est pas d´eg´en´er´e.

Dans ce chapitre, nous nous pla¸cons dans une situation diff´erente. D’une part, isoler la transition|J = 3, mJ = 3i → |Je= 4, mJe = 4i n´ecessite d’ac-corder la fr´equence lumineuse sur la fr´equence de cette transition, qui varie

COH´ERENTE AVEC UN CHAMP MAGN ´ETIQUE avec B. On a donc δ ∝ B, au lieu de δ = 0 comme au chapitre pr´ec´edent. D’autre part, nous verrons dans la section 6.2 que le champ magn´etique doit ˆetre choisi perpendiculaire au faisceau lumineux incident, et non pas parall`ele. Dans ces conditions, nous montrons qu’il est possible d’augmen-ter le contraste des ind’augmen-terf´erences, et qu’`a la limite µBB  Γ, les intensit´es coh´erente et incoh´erente sont ´egales `a r´etrodiffusion. Ce r´esultat peut ˆetre vu comme la neutralisation de la structure interne des diffuseurs par le champ magn´etique. Enfin, nous indiquons une situation analogue qui se pr´esente en physique du solide.