Configuration de polarisation |

Dans le cas de la

configuration

de

_polarisation

1

_(l’onde

sonde a une

_polarisation

linéaire

orthogonale

à celle de _{l’onde pompe} se

_propageant

_dans le même sens

qu’elle),

la résonance

centrale observée

_{expérimentalement présente}

une _pente très

_abrupte

et des ailes

_{plus larges}

lui

donnant une forme de falaise

_(§III.4).

Comme nous l’avons vu au

§III.7.1,

cette

_géométrie

se caractérise par une brisure de

_symétrie

entre les

_puits

de

_potentiel U(0)+

et

U(0)-

_puisque les

modifications de

_populations

des niveaux de _{bandes induites par} la sonde dans ces

_potentiels

sont

exactement

_opposées,

traduisant un transfert net de

_populations

entre les différents

_puits.

Nous allons étudier maintenant

_{plus précisément}

ces modifications de

_populations

en montrant

_qu’elles

résultent de la modulation

_temporelle

en

_opposition

de

_phase

de la

_profondeur

des

_potentiels U(0)+

et

U(0)-

_{par le}

_champ

sonde

_{(§III.7.3.a).}

Nous mettrons ensuite en évidence l’existence de deux

contributions distinctes à la résonance

_Rayleigh

du

_spectre

de transmission. La

_première

correspond

à un _{processus de diffraction} de

_Bragg

vers l’arrière de l’onde pompe se

_propageant

dans la direction

_opposée

à la sonde sur le réseau de densité modulé

_{temporellement}

_{par la} sonde. La seconde

_correspond

à la rotation

_Faraday

_{de l’onde pompe} se

_propageant

dans le même sens que la sonde par l’orientation moyenne induite dans le milieu par la sonde

(§III.7.3.b).

Nous

commenterons alors

_{quelques spectres théoriques,}

en faisant ressortir les

principales

caractéristiques

de l’effet

_{Rayleigh (§III.7.3.c).}

Nous _{terminerons par} la classification de l’effet

Rayleigh

stimulé des mélasses 1D lin|lin dans la

_{configuration}

de

_{polarisation | (§III.7.3.d).}

a. Modification du milieu par l’onde sonde

Nous suivons ici une démarche

_analogue

à celle du

_{paragraphe précédent,}

en _essayant d’estimer de manière

_qualitative

les modifications de

_populations

des différents niveaux de bandes induites dans le _{milieu par l’onde sonde. Comme}

_{précédemment,}

nous cherchons tout d’abord à

identifier le

_{régime qu’imposerait}

la sonde au milieu

_atomique

dans le cas d’une

_réponse

instantanée de la mélasse. Nous _{essayons pour} cela de faire

_apparaître

l’influence du faisceau sonde sur le milieu comme une modulation

_temporelle

de certaines

_{caractéristiques}

du

_champ

pompe

(III.7.2-1)

que l’on peut

réexprimer

dans la base

_e±1

=~(ex±iey)/2

des

_{polarisations}

En

_présence

de l’onde sonde

_{d’amplitude 03B5E0,}

et de

_{fréquence 03C9p}

=

03C9+03B4,

le

champ

total est de la

forme :

qu’il

est difficile de _{comparer à}

_(III.7.3-1)

en raison de la

dissymétrie

introduite _par la

présence

d’une onde sonde

_unique.

Il est alors commode d’utiliser le fait _{que les modifications} du milieu

apportées

dans la

_{géométrie d’expérience}

à une onde sonde

_(Fig.

III.7.3-1

_(a)) correspondent

en très bonne

_{approximation}

à celles

_auxquelles

conduiraient deux ondes sondes

_ayant

des

caractéristiques analogues

à celles des _{ondes pompes,} et

_{représentées}

sur la

_{Fig. III.7.3-1(b) (voir}

annexe

_A.III).

En

_effet,

dans cette dernière

situation,

le

_champ

total

_prend

la forme

_{plus suggestive}

suivante :

qui, par

comparaison

avec

_(III.7.2-1),

fait alors clairement

_apparaître

l’influence de la sonde comme une modulation

_temporelle

en

opposition

de

phase

à la

fréquence

03B4 des deux

_composantes

de

_polarisation

circulaire du

_champ

_pompe.

En

_remarquant

_{que dans le} cas d’une transition

_{Jg= 1/2~Je=3/2,}

la

profondeur

des

puits

de

_{potentiel U+}

et U-est

_{proportionnelle}

à la somme

_{pondérée (poids}

1 et

1/3)

des intensités des

composantes

03C3+

et 03C3-du

_{champ électrique} total,

on voit que l’effet du

_champ

sonde sur le milieu

consiste en une modulation

_temporelle

de la

_profondeur

des

_puits

de

_{potentiel U+}

et

_{U_,}

ces

potentiels

oscillant en

_opposition

de

_phase.

Nous avons ainsi

_représenté

sur la

_Fig.

III.7.3-2

l’évolution

_temporelle

du

_potentiel

lumineux en

_présence

du

_{champ sonde,}

les

_{pointillés repérant}

les limites de celui-ci en

_présence

des ondes pompes seules. A un instant

donné,

les

_puits

de

potentiel

associés aux deux sous-niveaux Zeeman

|g,+>

et

|g,->

ont donc des

_profondeurs

différentes. On

_peut

noter

_également

_par

_comparaison

avec la

Fig.

III.7.2-2 _que

l’amplitude

de modulation de la

_profondeur

des

_puits

de

_potentiel

est sensiblement

_{plus importante}

dans la

FIG. III.7.3-1 : _{Symétnsation} de _{l’expérience pompe-sonde} dans le cas de la _{configuration} de

polarisation

|. (a) La _présence d’une seule onde sonde

_{d’amplitude 03B5E0}

et _ayant une _polarisation

linéaire _{orthogonale à celle de l’onde pompe} se _propageant dans le même sens _{(cas expérimental}

réel), brise la _symétrie de la mélasse (invariance par inversion _spatiale selon Oz associée à la rotation _d’angle 03C0/2 des _{polarisations} des _{champs). (b)} Afin de rétablir cette _propriété de symétrie.

on _envisage une situation _{expérimentale} fictive utilisant deux ondes sondes _{d’amplitudes} moitiés

(03B5/2)E

0

,

de _{polarisations} linéaires _{orthogonales,} et _parfaitement cohérentes entre elles. On _peut alors montrer _l’analogie de ces deux _{géométries d’expérience} vis-à-vis des modifications de

populations

induites par le champ sonde dans le milieu.

Essayons

alors de caractériser l’effet de la différence d’intensité des

_composantes 03C3+

et 03C3- du

_{champ électrique}

totale sur les

_populations

des niveaux de vibration des différents

puits,

en

évaluant les taux de transfert entre états liés

_appartenant

à des

_puits

_{différents par} la méthode

exposée

au

§III.5.

Nous considérons le taux de transition de l’état

|g,-> ~|~n> _(où |~n>

est l’état propre

adiabatique

tenant

compte

de la modification de

profondeur

des

_potentiels

_{par le}

_champ

sonde)

vers un état

_quelconque |g,+>. _Compte

tenu de

_{l’expression (III.7.3-3)}

du

_champ total,

ce

où l’on voit clairement

_apparaître

la modulation

_temporelle

_{par le}

_champ

sonde du taux de _pompage

optique

de

_|g,->

vers

|g,+> (terme _{), 0en 03B3}

ainsi que de la

profondeur

du

potentiel

U_ _{par la} sonde

(terme

en

_U0).

On constate

_également

_que ces deux effets

agissent toujours

dans le même sens,

vers une

_augmentation

ou une diminution des taux de transfert des

_puits

U_ vers les

puits U_+.

On sait en effet que ces taux

_dépendent

de la _{valeur moyenne} de l’intensité de la

_composante 03C3+

du

champ

sur l’extension

_spatiale

de la fonction d’onde

>. n|~

Or,

comme on

_peut

le constater sur la

Fig. III.7.3-2,

la diminution de l’intensité de la

_composante 03C3+ (diminution

de la

_profondeur

des

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